Автор: Месяц Г.А.
Теги: электротехника электрические машины и аппараты электронно-и аппаратостроение электроника энергетика
ISBN: 5-02-033049-3
Год: 2004
Текст
РОССИЙСКАЯ АКАДЕМИЯ НАУК
УРАЛЬСКОЕ ОТДЕЛЕНИЕ
ИНСТИТУТ ЭЛЕКТРОФИЗИКИ
RUSSIAN ACADEMY OF SCIENCES
URAL DIVISION
INSTITUTE OF ELECTROPHYSICS
G.A. Mesyats
PULSED
POWER
and
ELECTRONICS
MOSCOW NAUKA 2004
ГА. Месяц
ИМПУЛЬСНАЯ
ЭНЕРГЕТИКА
ЭЛЕКТРОНИКА
МОСКВА НАУКА 2004
УДК 621.37 ff
ББК 31.264.5 Г> <фЬ \л
М53 JJ
Издание осуществлено при финансовой поддержке
Российского фонда фундаментальных исследований
по проекту № 03-02-30053
Месяц Г.А.
Импульсная энергетика и электроника / Г.А. Месяц. - М.: Наука, 2004. -
704 с.
ISBN 5-02-033049-3
Книга посвящена генерированию мощных наносекундных импульсов. Рассмотрены краткая
теория электрических цепей; физика разрядов в вакууме, газах и жидкостях. Описаны мощные
замыкающие и размыкающие плазменные, полупроводниковые и магнитные коммутаторы; методы
генерирования и преобразования импульсов; методы получения пучков электронов и ионов, а также
импульсов рентгеновского, лазерного, СВЧ и сверхширокополосного излучения.
Для изучающих физику плазмы и разрядов, электрофизику, радиофизику, электротехнику,
технику высоких напряжений, сильноточную электронику и т.д.
По сети АК
Mesyats G.A.
Pulsed Power and Electronics / G.A. Mesyats. - Moscow: Nauka, 2004. - 704 p.
ISBN 5-02-033049-3
This book is devoted to the generation of nanosecond high-power pulses. A concise theory of electric
circuits and the physics of electrical discharges in vacuum, gases, and liquids are considered. A description is given
to closing and opening plasma, semiconductor, and magnetic switches; methods of pulse generation and
transformation, and methods of production of electron and ion beams as well as pulsed x rays, laser beams,
microwaves, and ultrawideband radiation.
The book may be of use to those who studies plasma and discharge physics, electrophysics, radiophysics,
electrical engineering, high voltage technology, high current electronics, and the like.
Научное издание
Месяц Геннадий Андреевич
ИМПУЛЬСНАЯ ЭНЕРГЕТИКА И ЭЛЕКТРОНИКА
Утверждено к печати Ученым советом Центра естественно-научных исследований
института общей физики им. A.M. Прохорова Российской академии наук
Зав. редакцией Н.А. Степанова. Редактор В.Д. Новиков. Художник Ю.И. Духовская
Художественный редактор В.Ю. Яковлев
Компьютерный набор и верстка произведены в Институте электрофизики УрО РАН
Подписано к печати 01.04.2004. Формат 70х100У16. Гарнитура Тайме. Печать офсетная
Усл.печ.л. 57,2. Усл.кр.-отт. 57,2. Уч.-изд.л. 59,2. Тираж 950 экз. (РФФИ - 500 экз.). Тип. Заказ 9595
Издательство «Наука». 117997, Москва, Профсоюзная ул., 90
E-mail: secret@naukaran.ru Internet: www.naukaran.ru
ППП «Типография «Наука». 121099, Москва, Шубинский пер., 6
ISBN 5-02-033049-3
Содержание
Предисловие 13
Основные обозначения 18
Список сокращений 20
Часть I ОСНОВЫ ИМПУЛЬСНОЙ ТЕХНИКИ
Глава 1 ВОПРОСЫ ТЕОРИИ ЭЛЕКТРИЧЕСКИХ ЦЕПЕЙ 23
§ 1.1 Основные законы электрических цепей 23
§ 1.2 Анализ Фурье 25
§ 1.3 Метод интеграла Дюамеля 28
§ 1.4 Метод преобразования Лапласа 29
Литература к главе 1 31
Глава2 ДЛИННЫЕ ЛИНИИ 32
§ 2.1 Введение 32
§ 2.2 Анализ волновых процессов в линии 34
§ 2.3 Неоднородные линии 37
§ 2.4 Спиральные линии 40
§ 2.5 Искусственные линии 42
Литература к главе 2 43
Глава 3 ИМПУЛЬСНЫЕ УСТРОЙСТВА
С СОСРЕДОТОЧЕННЫМИ ПАРАМЕТРАМИ 44
§ 3.1 Основные схемы генерирования импульсов 44
§ 3.2 Умножение и трансформация напряжения 46
Литература к главе 3 51
6 Содержание
Глава 4 ГЕНЕРИРОВАНИЕ ИМПУЛЬСОВ С ИСПОЛЬЗОВАНИЕМ
ДЛИННЫХ ЛИНИЙ 52
§ 4.1 Генерирование наносекундных импульсов 52
§ 4.2 Умножение напряжения в генераторах с линиями 57
§ 4.3 Импульсные устройства со ступенчатой и неоднородной линиями 60
Литература к главе 4 62
Часть II ФИЗИКА ИМПУЛЬСНЫХ ЭЛЕКТРИЧЕСКИХ
РАЗРЯДОВ
Глава 5 РАЗРЯД В ВАКУУМЕ 63
§ 5.1 Общие сведения 63
§ 5.2 Вакуумный пробой 64
5.2.1 Поверхность электродов 64
5.2.2 Критерии вакуумного пробоя 66
5.2.3 Инициирование вакуумного пробоя плазмой 68
§ 5.3 Электрический взрыв металла 70
§ 5.4 Эктон и его природа 75
§ 5.5 Искра в вакууме 78
§ 5.6 Разряд по поверхности диэлектрика в вакууме 86
5.6.1 Процессы в катодной области 86
5.6.2 Кинетика развития импульсного разряда 90
Литература к главе 5 94
Глава 6 ИМПУЛЬСНЫЙ РАЗРЯД В ГАЗЕ 95
§ 6.1 Элементарные процессы в плазме газового разряда 95
6.1.1 Дрейф, диффузия и энергия электронов и ионов в плазме 95
6.1.2 Ионизация и возбуждение 98
6.1.3 Гибель и освобождение электронов 100
§ 6.2 Общие сведения о разрядах в газе 102
§ 6.3 Типы разрядов 107
6.3.1 Таунсендовский разряд. Закон Пашена 107
6.3.2 Стримерный разряд ПО
6.3.3 Многолавинный импульсный разряд 112
6.3.4 Одноэлектронное инициирование 116
6.3.5 Корона и длинные искры 118
§ 6.4 Ток искры и спад напряжения на промежутке 120
§ 6.5 Разряд в газе с прямой инжекцией электронов 125
6.5.1 Основные уравнения 125
6.5.2 Столб разряда 128
6.5.3 Контракция объемных разрядов 131
§ 6.6 Импульсный разряд по поверхности диэлектрика в газе 133
§ 6.7 Восстановление электрической прочности искрового промежутка 136
Литература к главе 6 139
Содержание 7
Глава 7 ЭЛЕКТРИЧЕСКИЙ РАЗРЯД В ЖИДКОСТИ 141
§ 7.1 Общие сведения 141
§ 7.2 Импульсная электрическая прочность жидких диэлектриков 143
§ 7.3 Электрический разряд в воде 145
§ 7.4 Роль поверхности электродов 148
§ 7.5 Роль состояния жидкости 151
Литература к главе 7 154
Часть III СВОЙСТВА КОАКСИАЛЬНЫХ ЛИНИЙ
Глава 8 КОАКСИАЛЬНЫЕ ЛИНИИ С ТВЕРДОЙ ИЗОЛЯЦИЕЙ 156
§ 8.1 Основные параметры коаксиальных линий 156
§ 8.2 Искажение импульсов коаксиальной линией 158
§ 8.3 Неоднородности в коаксиальных линиях 161
§ 8.4 Импульсная электрическая прочность твердой изоляции
и коаксиальных линий 163
Литература к главе 8 167
Глава 9 ЛИНИИ С ЖИДКИМ ДИЭЛЕКТРИКОМ 168
§ 9.1 Общие сведения 168
§ 9.2 Типы жидкостных линий 169
§ 9.3 Физические свойства жидкостных линий 172
§ 9.4 Перекрытие опорных изоляторов 173
Литература к главе 9 176
Глава 10 ВАКУУМНЫЕ ЛИНИИ С МАГНИТНОЙ САМОИЗОЛЯЦИЕЙ 177
§ 10.1 Физика магнитной изоляции 177
§ 10.2 Квазистационарный режим 180
§ 10.3 Волновой режим 183
§ 10.4 Плазма и ионы в линии 188
§ 10.5 Применение линий с магнитной самоизоляцией 190
Литература к главе 10 192
Часть IV ИСКРОВЫЕ КОММУТАТОРЫ
Глава 11 РАЗРЯДНИКИ С ВЫСОКИМ ДАВЛЕНИЕМ ГАЗА 195
§ 11.1 Параметры коммутаторов 195
§ 11.2 Двухэлектродные коммутаторы 198
§ 11.3 Трехэлектродные разрядники 200
§ 11.4 Тригатроны 204
§ 11.5 Разрядники с запуском от внешнего излучения 210
11.5.1 Ультрафиолетовый запуск 210
11.5.2 Лазерный запуск 211
8 Содержание
11.5.3 Электронно-лучевой запуск 213
§ 11.6 Последовательный многоэлектродный разрядник 216
11.6.1 Принцип работы 216
11.6.2 Последовательный разрядник с микрозазорами 218
11.6.3 Разрядники для параллельного включения конденсаторов 220
11.6.4 Мегавольтные последовательные разрядники 225
Литература к главе 11 227
Глава 12 РАЗРЯДНИКИ НИЗКОГО ДАВЛЕНИЯ 229
§ 12.1 Вакуумные разрядники 229
§ 12.2 Импульсные водородные тиратроны 231
§ 12.3 Псевдоискровые разрядники 238
Литература к главе 12 241
Глава 13 РАЗРЯДНИКИ С ПРОБОЕМ ТВЕРДОГО
И ЖИДКОГО ДИЭЛЕКТРИКОВ 243
§ 13.1 Разрядники с пробоем в твердом диэлектрике 243
§13.2 Разрядники с пробоем по поверхности твердого диэлектрика 246
§ 13.3 Жидкостные коммутаторы 248
Литература к главе 13 253
Часть V ГЕНЕРАТОРЫ ИМПУЛЬСОВ С ЗАМЫКАЮЩИМИ
ПЛАЗМЕННЫМИ КОММУТАТОРАМИ
Глава 14 ГЕНЕРАТОРЫ С ГАЗОРАЗРЯДНЫМИ КОММУТАТОРАМИ 255
§ 14.1 Принципы построения генераторов 255
§ 14.2 Генератор с накопительной линией 256
§ 14.3 Генераторы с разрядом конденсатора 261
§ 14.4 Искровые обострители 263
Литература к главе 14 269
Глава 15 ГЕНЕРАТОРЫ МАРКСА 271
§ 15.1 Наносекундные генераторы Маркса 271
§ 15.2 Зарядка емкостного накопителя от генератора Маркса 275
§ 15.3 Типы микросекундных генераторов Маркса 279
§ 15.4 Многосекционный генератор Маркса 286
§ 15.5 Численные методы анализа генераторов Маркса 290
§ 15.6 Мощные наносекундные импульсные устройства
с генераторами Маркса 293
Литература к главе 15 296
Глава 16 ИМПУЛЬСНЫЕ ТРАНСФОРМАТОРЫ 298
§ 16.1 Введение 298
§ 16.2 Генераторы с трансформаторами Тесла 298
§ 16.3 Генераторы с автотрансформаторами 303
Содержание 9
§ 16.4 Линейный импульсный трансформатор 307
§ 16.5 Трансформаторы с использованием длинных линий 315
Литература к главе 16 320
Часть VI ГЕНЕРАТОРЫ С РАЗМЫКАЮЩИМИ
ПЛАЗМЕННЫМИ КОММУТАТОРАМИ
Глава 17 ИМПУЛЬСНЫЕ ГЕНЕРАТОРЫ С ЭЛЕКТРИЧЕСКИМ
ВЗРЫВОМ ПРОВОДНИКА 322
§ 17.1 Введение 322
§ 17.2 Выбор проводников для обрыва тока 324
§ 17.3 Магнитогидродинамический метод расчета схем с ЭВП 328
§ 17.4 Метод подобия в исследовании генераторов с ЭВП 330
§ 17.5 Описание импульсных генераторов с ЭВП 335
Литература к главе 17 342
Глава 18 ИМПУЛЬСНЫЕ ГЕНЕРАТОРЫ С ПЛАЗМЕННЫМИ
ПРЕРЫВАТЕЛЯМИ ТОКА 344
§18.1 Генераторы с наносекундными плазменными прерывателями тока 344
§ 18.2 Генераторы с микросекундными ППТ 349
§ 18.3 Экспериментальное исследование ППТ 355
18.3.1 Фаза проводимости 355
18.3.2 Фаза обрыва тока 360
§ 18.4 Мощные наносекундные импульсные генераторы с МППТ 362
Литература к главе 18 368
Глава 19 ГАЗОРАЗРЯДНЫЕ КОММУТАТОРЫ
С ЭЛЕКТРОННЫМ УПРАВЛЕНИЕМ 371
§ 19.1 Введение 371
§ 19.2 Инжекционный тиратрон. Режим включения 372
§ 19.3 Инжекционный тиратрон. Режим обрыва тока 379
Литература к главе 19 385
Часть VII ГЕНЕРАТОРЫ МОЩНЫХ ИМПУЛЬСОВ
С ТВЕРДОТЕЛЬНОЙ КОММУТАЦИЕЙ
Глава 20 ПОЛУПРОВОДНИКОВЫЕ ИМПУЛЬСНЫЕ
ВКЛЮЧАЮЩИЕ КОММУТАТОРЫ 386
§ 20.1 Тиристоры микросекундного диапазона 386
§ 20.2 Импульсные тиристоры наносекундного диапазона 391
§ 20.3 Субнаносекундный диапазон 395
§ 20.4 Тиристоры, управляемые лазером 397
Литература к главе 20 400
10 Содержание
Глава 21 ПОЛУПРОВОДНИКОВЫЕ ВЫКЛЮЧАЮЩИЕ
КОММУТАТОРЫ 402
§21.1 Общие сведения 402
§ 21.2 Физика полупроводниковых прерывателей тока 404
§ 21.3 Импульсные устройства с приборами на основе ДЦРВ 409
§21.4 Разработка SOS-диодов 412
§21.5 Мощные наносекундные импульсные устройства на основе SOS-диодов... 419
Литература к главе 21 422
Глава 22 ГЕНЕРАТОРЫ МОЩНЫХ ИМПУЛЬСОВ В СХЕМАХ *
С МАГНИТНЫМИ ЭЛЕМЕНТАМИ 424
§22.1 Свойства магнитных элементов в импульсных магнитных полях 424
§ 22.2 Схемы генераторов мощных импульсов 426
§ 22.3 Генерирование мощных наносекундных импульсов 433
§ 22.4 Магнитные генераторы с использованием SOS-диодов 440
Литература к главе 22 446
Глава 23 ДЛИННЫЕ ЛИНИИ С НЕЛИНЕЙНЫМИ ПАРАМЕТРАМИ 448
§23.1 Введение 448
§ 23.2 Образование ударных электромагнитных волн путем набегания *. 450
§ 23.3 Диссипативный механизм образования ударных
электромагнитных волн 453
§ 23.4 Конструкции линий с ударными электромагнитными волнами 457
§ 23.5 Генерирование мощных наносекундных импульсов
с использованием УЭВ 461
Литература к главе 23 463
Часть VIII ЭЛЕКТРОННЫЕ И ИОННЫЕ ДИОДЫ
И УСКОРИТЕЛИ НА ИХ ОСНОВЕ
Глава 24 ЭЛЕКТРОННЫЕ ПУЧКИ БОЛЬШОГО СЕЧЕНИЯ 465
§24.1 Введение 465
§ 24.2 Структура пучков большого сечения 466
24.2.1 Эффект экранировки 466
24.2.2 Эффект подхвата 468
24.2.3 Эффект «мазков» 469
§ 24.3 Катоды диодов для пучков большого сечения 471
24.3.1 Многострийные катоды 471
24.3.2 Жидкометаллические катоды 474
§ 24.4 Металлодиэлектрические катоды 475
24.4.1 Взрывная эмиссия электронов из тройной точки 475
24.4.2 Конструкции металлодиэлектрических катодов 478
§ 24.5 Физические процессы в диодах для пучков большого сечения 482
24.5.1 Наносекундные пучки 482
Содержание 11
24.5.2 Пучки большого сечения микросекундной
и большей длительности 485
§ 24.6 Схемы и конструкции ускорителей с пучками большого сечения 488
Литература к главе 24 492
Глава 25 ТРУБЧАТЫЕ ЭЛЕКТРОННЫЕ ПУЧКИ 495
§ 25.1 Принцип работы диодов 495
§ 25.2 Устройство электронных пушек для КДМИ 498
§ 25.3 Катодная плазма в магнитном поле 500
25.3.1 Образование катодной плазмы и ее свойства 500
25.3.2 Движение катодной плазмы 504
§ 25.4 Формирование пучков электронов 510
§ 25.5 КДМИ с неоднородным магнитным полем 515
Литература к главе 25 520
Глава 26 ПЛОТНЫЕ ЭЛЕКТРОННЫЕ ПУЧКИ И ИХ ФОКУСИРОВКА 523
§ 26.1 Особенности работы диодов 523
§ 26.2 Диоды с плоскими электродами 524
§ 26.3 Диоды с ножевыми катодами 529
§26.4 Фокусировка электронных пучков 535
Литература к главе 26 541
Глава 27 МОЩНЫЕ ИМПУЛЬСНЫЕ ПУЧКИ ИОНОВ 543
§27.1 Общие сведения 543
§ 27.2 Диоды с отражением электронов и пинч-диоды 545
§ 27.3 Магнито-изолированные диоды 549
§ 27.4 Источники ионов в диодах 552
Литература к главе 27 557
Часть IX МОЩНЫЕ ИМПУЛЬСНЫЕ ИСТОЧНИКИ
ЭЛЕКТРОМАГНИТНОГО ИЗЛУЧЕНИЯ
Глава 28 МОЩНЫЕ ИМПУЛЬСЫ РЕНТГЕНОВСКОГО ИЗЛУЧЕНИЯ 559
§ 28.1 К истории проблемы 559
§ 28.2 О физике рентгеновского излучения 561
§ 28.3 Характеристики рентгеновских импульсов 570
§ 28.4 Генераторы мощных рентгеновских импульсов 574
28.4.1 Рентгеновские трубки 574
28.4.2 Компактные импульсные рентгеновские аппараты 580
§ 28.5 Генераторы сверхмощных рентгеновских импульсов 584
§ 28.6 Мощные импульсные генераторы длинноволнового
рентгеновского излучения 591
Литература к главе 28 596
12 Содержание
Глава 29 МОЩНЫЕ ИМПУЛЬСНЫЕ ГАЗОВЫЕ ЛАЗЕРЫ 598
§ 29.1 Принципы работы импульсных газовых лазеров 598
29.1.1 Общие сведения о газовых лазерах 598
29.1.2 Типы газовых лазеров 600
§ 29.2 Методы накачки мощных импульсных газовых лазеров 604
29.2.1 Общие сведения 604
29.2.2 Электроразрядные лазеры 606
29.2.3 Накачка МИГ-лазеров электронным пучком 609
29.2.4 Электроионизационные лазеры 613
§ 29.3 Конструкция и работа С02-лазеров 614
§ 29.4 Конструкция и работа эксимерных лазеров 622
§ 29.5 Лазер на самоограниченных переходах молекулы азота 627
Литература к главе 29 631
Глава 30 ГЕНЕРИРОВАНИЕ МОЩНЫХ РШПУЛЬСОВ СВЧ-ИЗЛУЧЕНИЯ 634
§30.1 Общие сведения 634
§ 30.2 Эффекты, лежащие в основе релятивистской СВЧ-электроники 636
§ 30.3 Экспериментальное исследование карсинотронов 640
§30.4 Виркаторы 648
§ 30.5 Генераторы мощных СВЧ-импульсов 652
§30.6 Радар на базе релятивистского наносекундного карсинотрона 660
Литература к главе 30 663
Глава 31 ГЕНЕРИРОВАНИЕ МОЩНЫХ ПИКОСЕКУНДНЫХ ИМПУЛЬСОВ 667
§ 31.1 О физике пикосекундных процессов 667
§ 31.2 Схемы и конструкции пикосекундных генераторов 671
§ 31.3 Импульсно-периодические генераторы 676
§ 31.4 Пикосекундные электронные пучки, СВЧ и рентгеновские импульсы 679
Литература к главе 31 684
Глава 32 ГЕНЕРИРОВАНИЕ ИМПУЛЬСОВ СВЕРХШИРОКОПОЛОСНОГО
ИЗЛУЧЕНИЯ 686
§ 32.1 Общие сведения 686
§ 32.2 Схемы для генерирования биполярных импульсов 689
§ 32.3 Антенны для СШП излучения 691
§ 32.4 Конструкции мощных СШП генераторов 696
Литература к главе 32 703
Предисловие
Предлагаемая читателям монография посвящена новому и быстро
развивающемуся направлению технической физики - импульсной энергетике и электронике
большой мощности. Речь идет об импульсных энергетических установках с такими
огромными параметрами, как мощность до 1014 Вт, напряжение до 106-Н07В и ток
до 106 А и более. Напомним, что величина 1012 Вт, т.е. один тераватт, по порядку
величины равна всем электростанциям мира, вместе взятым. Длительность
импульсов в таких установках обычно не превышает величину порядка 10~8 с. Таким
образом, это мощная наносекундная импульсная энергетика. В зависимости от
назначения установок они могут работать как в одиночном, так и в импульсно-
периодическом режимах. Естественно, что предельно большие параметры
импульсов можно получать только при работе генераторов в одиночном режиме. При
значительно меньших параметрах импульсов, чем те, что указаны выше, сейчас
достижимы частоты следования импульсов до 104 Гц.
Импульсная энергетика не является альтернативой обычной энергетике с
переменным или постоянным током. Эта энергетика предназначена для решения
других задач, она работает на принципиально другие нагрузки, о которых мы скажем
ниже. Развитие этой экзотической энергетики потребовало создания всех
элементов, имеющих аналоги в обычной энергетике, таких, как генераторы импульсов,
коммутаторы, трансформаторы, линии для передачи энергии, системы для
преобразования формы импульсов и т.д. Естественно, что все эти элементы работают на
иных физических принципах, чем в обычной энергетике. Главное отличие состоит
в том, что все элементы импульсной энергетики большой мощности должны
работать в наносекундном диапазоне времени. Спектр гармоник наносекундных
импульсов распространяется вплоть до сверхвысоких частот, поэтому для
генерирования и передачи таких импульсов необходимо, чтобы аппаратура обеспечивала
широкую полосу пропускания частот и в то же время могла выдерживать без
пробоя высокие напряжения. Для получения таких коротких времен в активных
элементах рассматриваемой нами энергетики используются самые различные
физические явления, такие, как электрический разряд в газе, вакууме, жидких и твердых
диэлектриках, электрический взрыв проводников, эффекты быстрого перемагничи-
вания ферромагнетиков, быстропротекающие процессы в полупроводниках,
неустойчивости в плазме, переходные процессы в линиях и т.д.
Необходимо отметить, что физика процессов в упомянутых выше активных
элементах одинакова в широких диапазонах параметров импульсов, поэтому это дало
14 Предисловие
автору возможность построить достаточно стройную идеологию импульсной
энергетики большой мощности в диапазоне параметров 106-Ч014 Вт.
Что же является нагрузкой в импульсной энергетике большой мощности, т.е.
для чего она применяется? Исторически одним из первых применений было
исследование скорости развития разряда в твердых, жидких и газообразных
диэлектриках при воздействии высоких электрических полей. Затем следует назвать
высокоскоростную фотографию, где импульсы высокого напряжения наносекундной
длительности вначале с электрооптическими затворами, а затем с
электронно-оптическими преобразователями используются для исследования сверхбыстрых
процессов в плазме, при взрывах проводников, различных электрических разрядов и
т.д. В радиолокации короткие импульсы уже давно используются для определения
с большой точностью расстояний до цели. Получение кратковременных импульсов
рентгеновских лучей позволило получить ряд фундаментальных результатов в
области баллистики и физики взрывов. Высоковольтная наносекундная импульсная
техника сыграла исключительную роль при создании искровых и стримерных
камер, которые сейчас являются одним из основных инструментов ядерной физики.
Количество примеров можно было бы продолжать и дальше. Укажем еще только на
один - это квантовая электроника. Техника мощных наносекундных импульсов
позволила в 60-х-70-х годах XX в. сделать настоящий прорыв в лазерной физике и
технике - разработать первые мощные импульсные твердотельные лазеры, а также
целую гамму мощных газовых лазеров от ультрафиолетовых до инфракрасных
длин волн.
Однако настоящая революция в импульсной энергетике большой мощности
произошла в середине 60-х годов после создания независимо в США и СССР
мощных наносекундных ускорителей электронов. Исключительно важным было
открытие, сделанное автором монографии и его группой, что электронная эмиссия
в диодах этих ускорителей является принципиально новым физическим явлением,
которое не было известно ранее и получило название взрывной эмиссии
электронов (ВЭЭ). Ранее же считалось, что это автоэлектронная эмиссия. Создание таких
ускорителей и использование мощных электронных пучков для различных целей
позволили говорить о создании импульсной электроники большой мощности. Эти
направления энергетики и электроники, как будет показано ниже, теснейшим
образом связаны друг с другом. Поэтому автор решил описать эти два направления в
одной монографии.
Что же включает в себя импульсная электроника большой мощности?
Во-первых, исследование свойств электронных пучков при токах до 106 А и
особенностей взрывной электронной эмиссии. Во-вторых, исследование свойств
мощных ионных пучков, получаемых из плазмы, образующейся вследствие
взаимодействия мощных пучков электронов с анодом. В-третьих, генерирование
мощных импульсов электромагнитного излучения, такого, как рентгеновское, лазерное
и СВЧ. Наконец, создание импульсных наносекундных ускорителей электронов с
мощностью в импульсе до 109 Вт и энергией электронов 105-Н06 эВ, работающих в
импульсно-периодическом режиме с частотами 102-Ч03 Гц. Они выполняют все те
же функции, что и обычные стационарные ускорители, т.е. используются в
медицине и пищевой промышленности для стерилизации, очистки воздуха и воды от
вредных примесей, создания медицинских рентгеновских аппаратов, модификации
Предисловие 15
свойств материалов и т.д. Они компактнее обычных ускорителей и имеют не
меньший срок службы.
Монография состоит из 9 частей, включающих 32 главы. Первая часть
посвящена основам наносекундной импульсной техники. В ней рассмотрены некоторые
вопросы теории электрических цепей, свойства длинных линий, а также
простейшие схемы генерирования импульсов в схемах с сосредоточенными и
распределенными параметрами.
Вторая часть посвящена физике импульсных электрических разрядов в
вакууме, газе и жидких диэлектриках. Знание свойств электрического разряда в вакууме
помогает, с одной стороны, понять, как конструировать электрическую изоляцию в
диодах импульсных ускорителей электронов, с другой стороны, правильно выбрать
конструкцию вакуумных коммутаторов и понять механизм их работы, наконец,
поскольку начальной фазой вакуумного разряда является взрывная электронная
эмиссия, то изучение вакуумного разряда - это изучение ВЭЭ. Исследование
импульсного разряда в газе важно для понимания работы газоразрядных
коммутаторов и газовых лазеров. Сведения об электрическом разряде в жидких диэлектриках
помогут понять работу жидкостных коммутаторов.
Третья часть посвящена свойствам коаксиальных линий с твердой, жидкой и
вакуумной изоляцией, которые обычно используются для двух целей: это
накопление энергии в генераторах мощных импульсов, а также транспортировка энергии
импульсов. Причем в случае с вакуумной линией рассмотрен режим работы в
условиях с магнитной самоизоляцией, когда собственное магнитное поле тока так
велико, что оно возвращает электроны ВЭЭ обратно на катод, что затрудняет
вакуумный пробой в линии.
Четвертая часть посвящена анализу работы различных типов искровых
коммутаторов. Среди них коммутаторы высокого давления, низкого давления, а также
коммутаторы с разрядом в твердых и жидких диэлектриках. Наибольшее
практическое применение получили разрядники с высоким давлением газа, поэтому им
уделено наибольшее внимание. В частности, обстоятельно описана работа
последовательного многоэлектродного разрядника, который является очень перспективным
коммутатором для импульсной энергетики большой мощности.
Все генераторы мощных импульсов, которые рассматриваются в настоящей
монографии, работают на двух принципах. Первый из них - это генераторы с
накоплением энергии в емкостном накопителе (конденсатор или формирующая
линия), который при помощи коммутатора подключается к нагрузке. Такие
устройства называют генераторами с замыкающими коммутаторами. Второй принцип
состоит в том, что энергия накапливается в индуктивности, а для того чтобы
получить электрический импульс, нужно быстро выключить ток в цепи с
накопительной индуктивностью при помощи размыкающих коммутаторов.
Поэтому в пятой части рассматриваются принципы работы и конструкции
мощных импульсных генераторов с плазменными замыкающими коммутаторами.
Это как раз те искровые коммутаторы, которые мы рассматриваем в четвертой
части монографии. Здесь рассмотрены генераторы с разрядом конденсаторов и
накопительных линий, генераторы Маркса, а также генераторы с зарядкой емкостных
накопителей от различных трансформаторов и импульсных схем умножения
напряжения.
16 Предисловие
Что касается шестой части монографии, то в ней проанализирована работа
генераторов мощных импульсов с размыкающими плазменными коммутаторами. Это
генераторы с электрическим взрывом проводников, с плазменными прерывателями
тока, а также газоразрядные коммутаторы с электронным управлением тока с
помощью инжекционного тиратрона.
В седьмой части дается описание работы полупроводниковых и магнитных
коммутаторов и генераторов мощных наносекундных импульсов на их основе.
Анализируется работа замыкающих полупроводниковых коммутаторов -
импульсных тиристоров микросекундного, наносекундного и субнаносекундного
диапазонов. Особый интерес представляют полупроводниковые выключающие
коммутаторы, так называемые SOS-диоды, которые могут работать при напряжениях до
1 MB, плотности тока в диоде до 104 А/см2 и частотах следования импульсов более
103 Гц. Магнитные коммутаторы представляют большой интерес с точки зрения
компрессии энергии импульса, т.е. существенного увеличения его мощности и
уменьшения длительности импульса. Симбиоз SOS-диодов и магнитных
компрессоров, по сути дела, позволил создать совершенно новое направление в
импульсной энергетике большой мощности. В конце этой части дается описание длинных
линий с нелинейными погонными параметрами. В таких линиях при определенных
условиях в результате возникновения ударных электромагнитных волн можно
получать длительности фронтов импульсов менее 1 не.
В восьмой части монографии рассматривается работа диодов для получения
различных типов мощных электронных пучков, таких, как электронные пучки
большого сечения, трубчатые электронные пучки, а также плотные и
сфокусированные электронные пучки. Все эти пучки имеют различное назначение. Первые
используются для накачки мощных газовых лазеров и технологических
применений. Вторые - для генерации СВЧ излучения, а третьи - для нагрева плазмы и
исследования ее свойств. В конце этой части дано описание диодов для получения
мощных импульсных пучков ионов и методов их получения. Особое внимание
уделено диодам с отражением электронов, пинч-диодам и магнито-изолированным
диодам.
Заключительная, девятая часть монографии является самой большой по объему
и содержит пять глав. Она посвящена мощным импульсным источникам
электромагнитного излучения, таким, как рентгеновские генераторы, газовые лазеры,
источники СВЧ излучения, а также мощным пикосекундным импульсам и их
использованию для генерирования сверхширокополосного излучения. Необходимо
отметить, что создание всех этих уникальных источников стало возможным только
благодаря развитию импульсной энергетики и электроники большой мощности.
Импульсная мощность указанных выше устройств увеличилась на многие порядки
по сравнению с теми, что существовали ранее.
В заключение хотелось бы сделать ряд общих замечаний. Описываемый в
настоящей монографии материал касается очень многих разделов физики, таких как
физика плазмы, физика газовых разрядов, физика полупроводников, физика
магнитных явлений, физика конденсированного состояния вещества, физика
эмиссионных процессов, физика пучков заряженных частиц и т.д. Во всех этих разделах
физики установились традиционные символы для обозначения физических
величин. Поэтому при написании монографии мы старались оставить именно эти
Предисловие 17
символы, несмотря на то что в других разделах физики они обозначают другие
процессы. Нумерация формул, рисунков и таблиц в книге двойная: первая часть
указывает номер главы, а вторая - порядковый номер. Однако при ссылках в
пределах одной главы указывается только порядковый номер.
Значительная часть результатов, описанных в этой монографии, была получена
автором и его сотрудниками в Томском политехническом университете, а также в
двух институтах Российской академии наук, созданных автором и длительное
время возглавляемых им. Это Институт сильноточной электроники (г. Томск) и
Институт электрофизики (г. Екатеринбург). Результаты этих исследований были
опубликованы в многочисленных статьях автора, его диссертациях, патентах, а также в
целом ряде монографий, первая из которых появилась в 1963 г. В книге
использованы также важнейшие результаты, полученные в лабораториях США, России и
Великобритании. Особенностью монографии является то, что автор особое
внимание уделял пионерским работам, за которыми следовали потом целые направления
в области импульсной энергетики и электроники большой мощности. Однако автор
не уверен, что ему это во всех случаях удалось правильно делать из-за того, что
многие работы в этой области как в России, так и за рубежом долгое время
оставались закрытыми. Поэтому автор заранее приносит извинения за возможные
неточности в цитировании приоритетных работ.
В заключение автор хотел бы поблагодарить своих коллег за помощь, которая
была ему оказана при написании монографии. В частности, глава 10 была
написана при участии В.Д. Королева, глава 27 - В.М. Быстрицкого, Э.З. Тарумова,
глава 32 - В.И. Кошелева. При обсуждении различных глав монографии
полезные замечания были сделаны Э.Н. Абдуллиным, С.А. Баренгольцем, С.А. Дарз-
неком, Б.М. Ковальчуком, С.Д. Коровиным, Ю.Д. Королевым, В.И. Кошелевым,
Д.И. Проскуровским, Н.А. Ратахиным, С.Н. Рукиным, В.Ф. Тарасенко, В.Г.
Шпаком, М.И. Яландиным, за что автор их благодарит. Автор благодарен также
В.Д. Новикову за полезные советы при подготовке рукописи к печати.
При оформлении рукописи и подготовке ее к печати большая помощь была
оказана автору его многолетними сотрудницами И.В. Каминецкой, Е.Ю. Уймановой и
Л.И. Фридман.
Г. А. Месяц
2. Месяц Г А.
Основные обозначения
В магнитная индукция
С емкость
с скорость света в вакууме
D диаметр; доза радиоактивного излучения
d диаметр; длина разрядного промежутка
Е напряженность электрического поля
6 эдс
е заряд электрона; основание натуральных логарифмов
/ частота
Н напряженность магнитного поля
h высота; постоянная Планка
h удельное действие
/ ток
j плотность тока
к постоянная Больцмана
L индуктивность
/ длина
М масса (молекулы)
т масса электрона
N населенность; число (каких-либо элементов); номер
п концентрация; число (каких-либо элементов); номер
Р мощность
р давление
Q заряд
q заряд
R сопротивление; радиус; постоянная Ридберга
г радиус
S площадь
Т температура
t время
U напряжение
Основные обозначения 19
V объем
v скорость
W энергия
w число витков обмотки
х координата
Z волновое сопротивление; импеданс
а коэффициент ударной ионизации
Р коэффициент рекомбинации, коэффициент усиления
электрического поля
у коэффициент вторичной эмиссии; релятивистский фактор
8 диэлектрическая проницаемость; энергия
Ti кпд; коэффициент Ламе
X длина волны
ц магнитная проницаемость
v частота
р плотность
а сечение; удельная проводимость
т время
X удельное сопротивление
у скорость ионизации
со угловая частота
Список сокращений
А анод
АФ анодный факел
АФАР активная фазированная антенная решетка
АЧХ амплитудно-частотная характеристика
АЭЭ автоэлектронная эмиссия
ВАХ вольтамперная характеристика
ВК виртуальный катод
ВКЛ вакуумная коаксиальная линия
ВЭК взрывоэмиссионный катод
ВЭЭ взрывная эмиссия электронов
ГМ генератор Маркса
ДДРВ дрейфовый диод с резким восстановлением
ДН диаграмма направленности
ДНЗ диод с накоплением заряда
ДС двойной слой
ДФЛ двойная формирующая линия
ЕНЭ емкостный накопитель энергии
ЗС замедляющая система
ИВТ импульсный водородный тиратрон
ИК инфракрасный
ИТ инжекционный тиратрон
К катод
КДМИ коаксиальный диод с магнитной изоляцией
кпд коэффициент полезного действия
КСВН коэффициент стоячей волны по напряжению
КФ катодный факел
ЛБВ лампа бегущей волны
ЛИТ линейный импульсный трансформатор
ЛИУ линейный индукционный ускоритель
ЛОВ лампа обратной волны
ЛСП лазер на самоограниченных переходах
Список сокращений 21
МВЧГ многоволновой черенковский генератор
МГД магнитогидродинамический
МДК металлодиэлектрический катод
МИГ-лазер мощный импульсный газовый лазер
МИД магнито-изолированный диод
МИЛ мощный ионный пучок
МК магнитный компрессор
МППТ микросекундный плазменный прерыватель тока
МЦАР мазер на циклотронном авторезонансе
МЦР мазер на циклотронном резонансе
003 область объемного заряда
ОПВ область первоначального включения
ОСП область сильного поля
ПБС пучок большого сечения
ГШТ плазменный прерыватель тока
ПТ пауза тока
РВД реверсивно включаемый динистор
РГПВ релятивистский генератор поверхностной волны
РЛС радиолокационная станция
РПЭ распределение поглощенной энергии
РЭП релятивистский электронный пучок
СВЧ сверхвысокие частоты
СДЦ селекция движущихся целей
СИ сверхизлучение
СШП сверхширокополосный
ТЗУ тиристорное зарядное устройство
ТТ тройная точка (металл-диэлектрик-вакуум)
ТЭ термализованные электроны
УВП узел взрыва проводников
УФ ультрафиолетовый
УЭВ ударная электромагнитная волна
ФЛ формирующая линия
ФЭУ фотоэлектронный умножитель
ЭВМ электрический взрыв металла
ЭВП электрический взрыв проводников
эдс электродвижущая сила
ЭОП электронно-оптический преобразователь
ЭРЖ электрический разряд в жидкости
SOS semiconductor opening switch - полупроводниковый
размыкающий коммутатор
22 Список сокращений
Названия организаций
ВНИИТФ ВНИИ технической физики
ВНИИЭФ ВНИИ экспериментальной физики
ИАЭ Институт атомной энергии им. И.В. Курчатова
ИОФАН Институт общей физики им. A.M. Прохорова РАН
ИПФ Институт прикладной физики РАН
ИСЭ Институт сильноточной электроники СО РАН
ИЭФ Институт электрофизики УрО РАН
ИЯФ Институт ядерной физики им. Г.И. Будкера СО РАН
НИИЭФА НИИ электрофизической аппаратуры им. Д.В. Ефремова
СФТИ Сухумский физико-технический институт
ТПУ Томский политехнический университет
ФИАН Физический институт им. П.Н. Лебедева РАН
ФТИ Физико-технический институт им. А.Ф. Иоффе РАН
LANL Los Alamos National Laboratory
NRL National Research Laboratory
SNL Sandia National Laboratories
TTU Texas Technological University
Часть I ОСНОВЫ ИМПУЛЬСНОЙ ТЕХНИКИ
Глава 1
ВОПРОСЫ ТЕОРИИ ЭЛЕКТРИЧЕСКИХ ЦЕПЕЙ
§ 1.1 Основные законы электрических цепей
В этой главе мы кратко познакомим читателя с простейшей теорией цепей, с
терминологией, которая в ней используется, а также методами расчета переходных
процессов. Теория цепей является основой импульсной техники [1,2]. Вначале для
простоты рассмотрим простейшие цепи, включающие линейные сопротивления R,
подчиняющиеся закону Ома
U = IR, A.1)
где / - ток, U - падение напряжения на сопротивлении R. В линейном случае это
сопротивление не зависит от протекающего через него тока и приложенного
напряжения. Однако техника мощных наносекундных импульсов в значительной
мере основана на применении нелинейных элементов, анализ которых будет дан
нами в других разделах книги.
Основными законами, на которых основана теория цепей, являются два закона
Кирхгофа. Один из них гласит: в любом замкнутом контуре сумма падений
напряжений на сопротивлениях равна сумме электродвижущих сил (эдс). Другой - в
любом электрическом узле сумма токов равна нулю. Если в цепи содержится
несколько узлов и контуров, то электрические процессы в ней описываются системой
уравнений, полученных из упомянутых выше двух законов Кирхгофа. Они
называются уравнениями цепи. Эти уравнения линейны по отношению к изменениям
напряжения и тока, если элементы цепи линейны. В этом случае к цепям
применим принцип суперпозиции: если в одной точке цепи (на входе) приложена эдс 6Ь
вызывающая в другой точке (на выходе) ток 1Х, а вторая эдс &2 на выходе
вызывает ток 12, то эдс fij +62 будет вызывать ток 1Х +/2-
Решение уравнений цепи часто может быть упрощено, если применить ряд
правил, которые приведены на рис. 1, а также если использовать теорему Тевени-
на. Согласно этой теореме, любые нагруженные цепи, составленные из линейных
сопротивлений и источников эдс, эквивалентны цепи, содержащей один источник
24 Глава 1. Вопросы теории электрических цепей
R2:
R1+R2
R2
RlR2
R\+R2
** R>$ /2=^/
Рис. 1.1. Элементарные преобразования цепей
эдс 6 и одно сопротивление R. Если избрать любые два узла схемы А и В в
качестве двух клемм, то в качестве сопротивления R может служить внутреннее
или выходное сопротивление цепи по отношению к клеммам АВ, а эдс ? равна
разности потенциалов на клеммах АВ при отключенной от этих клемм внешней
цепи. Эквивалентное сопротивление равно сопротивлению между этими двумя
клеммами при включенных источниках эдс. Кроме того, сопротивление R равно
отношению ?//, где I- ток, который протекал бы в цепи при коротком замыкании
между клеммами АВ. Две формы эквивалентных схем источника показаны на
рис. 2. Генератор напряжения имеет нулевое внутреннее сопротивление, а
внутреннее сопротивление генератора тока бесконечно велико.
Анализ, приведенный выше, относится к цепям постоянного тока. Если ток
изменяется во времени, то в дополнение к закону Ома для чисто активных
сопротивлений используют соотношения для тока и напряжения для емкости С и
индуктивности цепи L. Для емкости имеем
а для индуктивности
U = Uldt,
U = L
dt'
A.2)
A.3)
(«)
+ 4-
S
В
U
(<0
-оА
Ф
-оД
Рис. 1.2. Эквивалентные схемы источника питания (а): б - генератор напряжения,
генератор тока
§1.2 Анализ Фурье 25
Соотношение B) является выражением для тока смещения, а C) - для эдс
самоиндукции. В уравнении Кирхгофа эдс самоиндукции 8 = -L(dl/dt) ставят в той
части уравнения, где находится сумма эдс. Если же ее перенести в ту часть, где
находится сумма падений напряжений, то знак минус сменится на знак плюс, и
величину L(dl/dt) можно формально рассматривать как падение напряжения на
индуктивности.
Примем, что емкости и индуктивности не зависят от напряжения и тока. Будем
также считать, что параметры R9 L, С не зависят от времени. В этом случае
уравнения цепи будут представлены семейством обычных линейных
дифференциальных уравнений с постоянными коэффициентами. Метод расчета цепей с
использованием этих уравнений называют классическим.
Эти уравнения решаются наиболее просто, если приложенные эдс изменяются
по синусоидальному закону. В этом случае дифференциальные уравнения могут
быть заменены алгебраическими для различных амплитуд и фазовых углов. Теория
функций комплексного переменного позволяет получать алгебраические уравнения
непосредственно на основании анализа цепи без составления дифференциальных
уравнений. Например, напряжение U, которое изменяется синусоидально с угловой
частотой со, имеет амплитуду ?/а и фазу ф, может быть записано в виде
действительной части комплексной величины
иае^ш+^=йе^, A.4)
где U = иае^ - комплексная амплитуда. При подстановке комплексных величин
D) в B) и C) временной множитель пропадает и комплексные амплитуды
напряжения и тока определяются соотношениями, аналогичными закону Ома. Величины
jcoL и 1/jcoC называют реактивными сопротивлениями в отличие от активного
сопротивления R. Реактивные сопротивления у со! и 1//юС будут в расчетах
учитываться, как и сопротивление R.
Законы Кирхгофа могут быть распространены на эти комплексные величины, и
могут быть использованы правила, аналогичные показанным на рис. 1, при
подстановке в эти соотношения наряду с разностью потенциалов и токами
комплексных реактивных сопротивлений j(oL и 1//оэС, а также R и комплексных
амплитуд эдс. В общем виде суммарное сопротивление всех трех компонентов называют
импедансом и обозначают буквой Z. Отметим, что правила сложения импедансов
такие же, как и для сопротивления R.
Справедливой будет также теорема Тевенина при условии, что эдс различных
частот должны быть представлены отдельными эквивалентными схемами для
каждой частоты. Суммарные ток и напряжение будут определяться путем сложения.
§ 1.2 Анализ Фурье
В этом разделе мы рассмотрим расчет схемы при подаче на ее вход импульса.
Теорема Фурье устанавливает, что любая функция времени эквивалентна сумме
непрерывных синусоидальных колебаний с частотами от нуля до бесконечности с
соответствующими (для каждой частоты) амплитудами и фазами. Если функция
периодическая, то частотный спектр состоит из дискретных компонент, частоты
которых находятся в гармоническом соотношении, а амплитуды конечны. Для
26 Глава 1. Вопросы теории электрических цепей
одиночного импульса спектр становится сплошным; амплитуда каждой компоненты
стремится к нулю и заменяется плотностью амплитуды на единицу частоты, а сумма
заменяется интегралом.
Если /(/) - функция времени, представляющая собой импульс, то выражение
для относительной комплексной амплитуды А(оь) при угловых частотах, лежащих
между со и со + da>9 имеет следующий вид:
Дсо)= lerJ°*f(t)dt.
A.5)
Частотные спектры одиночного прямоугольного импульса и симметричного
треугольного импульса одинаковой с ним длительности и удвоенной амплитуды
представлены на рис. 3. Из этого рисунка видно существенное значение
высокочастотных компонент в случае прямоугольного импульса, так как последний имеет
меньшее время установления амплитуды.
Первым шагом анализа является представление входного импульса спектром
Фурье и расчет компонент Фурье выходного импульса. Согласно принципу
суперпозиции, результирующее выходное напряжение в этом случае будет равно интегралу
(или сумме) отдельных компонент. Так, например, если входная синусоидальная
компонента с амплитудой А(<о) преобразуется на выходе в G((o)-A(F)9 где G(co) -
характеристика цепи, то выходной импульс F(t\ соответствующий входному
импульсу /(/), будет
1
F(t) = — f G(co) AWeJo'dG).
2я
A.6)
Для того чтобы входной импульс воспроизводился без искажений, должны
быть выполнены следующие условия: 1) схема должна усиливать или ослаблять
все частотные компоненты одинаково; 2) фазовый сдвиг каждой компоненты на
выходе схемы должен быть равен нулю или прямо пропорционален частоте (при
этом происходит простое запаздывание сигнала без искажений его формы).
Каждая реальная схема вызывает частотные искажения, т.е. не удовлетворяет первому
0,5 1,0 1,5 2,0 2,5 3,0 3,5 4,0
©*и/2я
Рис. 1.3. Спектры прямоугольного и треугольного импульсов
§1.2 Анализ Фурье 27
условию, и, кроме того, вызывает фазовые искажения, не удовлетворяющие
второму условию.
Конкретная схема имеет определенную полосу пропускаемых частот, в
пределах которой форма сигнала мало зависит от частоты, а вне этой полосы сигнал
спадает до нуля, а также определенный участок фазовой характеристики, в
пределах которого изменение фазы прямо пропорционально частоте. Легко видеть, что
время нарастания переднего фронта выходного импульса при входном импульсе
прямоугольной формы не может быть много меньше одной четверти периода
верхней граничной частоты, определяемой частотной характеристикой системы, а
общая длительность выходного импульса не может быть много больше полупериода
низшей граничной частоты. В импульсных схемах особое значение имеет менее
привычное понятие фазовой полосы пропускания. С точки зрения получения
минимальных искажений более предпочтительным является отсутствие на выходе
некоторых частотных компонент, чем их воспроизведение с неправильными
фазовыми соотношениями. В последнем случае высокочастотные компоненты не
обеспечивают быстрого нарастания импульса, а вызывают нежелательные выбросы,
накладывающиеся на передний фронт выходного импульса. Эти выбросы могут
возникать непосредственно перед началом нарастания импульса и в конце
переднего фронта, а также искажать вершину импульса. Такое явление легко
обнаруживается, но весьма трудно устраняется. Поскольку фазовая и частотная
характеристики тесно связаны, не всегда просто обеспечить резкий спад амплитудной
характеристики для тех частот, при которых фазовая характеристика отклоняется от
прямой линии.
Имеется много теоретических исследований, посвященных соотношениям
между шириной полосы пропускания и длительностью импульса и включающих
рассмотрение наилучшего метода определения времени нарастания. Простым
практическим методом является определение интервала времени между точками,
соответствующими 10% и 90% конечной амплитуды. При этом длительность фронта
импульса /ф приближенно определяется следующим соотношением [1]:
'Ф=~, A-7)
/в
где /в - верхняя граничная частота частотной характеристики.
Если несколько схем соединены последовательно, то их амплитудно-частотные
характеристики перемножаются (или складываются в децибелах), а фазово-час-
тотные характеристики складываются. Обычно приходится сталкиваться с увели-
. чением времени нарастания импульса при его прохождении через всю
электрическую цепь. При этом применяется следующее приближенное правило. Если
через /ф обозначить время нарастания в отдельных частях цепи для случая, когда
на каждую из них поступает прямоугольный импульс, то полное время
нарастания тф во всей системе будет равно:
тф=7Гф о-8)
Нижняя граничная частота спектра fH системы определяется максимальной
длительностью пропускаемого импульса.
28 Глава L Вопросы теории электрических цепей
Итак, импульсные сигналы характеризуются спектром частот, который, строго
говоря, имеет бесконечную ширину. Однако интенсивность спектра убывает с
ростом частоты. Как показывает практика, допустимо пренебречь действием тех
гармонических составляющих импульса, которые характеризуются малой величиной
модуля спектральной характеристики. Вводится понятие об активной ширине спектра,
заключающей в себе лишь те важнейшие гармонические составляющие сигнала,
эффект воздействия которых является преобладающим и практически
определяющим воздействие сигнала на устройство.
Само понятие активной ширины спектра трактуется по-разному. Чаще всего
под ней понимают тот наименьший диапазон частот, в котором сосредоточена
определенная доля полной энергии сигнала [2] или важнейшие гармонические
составляющие импульса. Чаще всего за эту долю принимают 95% от энергии сигнала
и вводят из этих соображений понятие ширины спектра частот Af. Для типичных
форм импульсов [2] самая широкая полоса частот соответствует прямоугольному
импульсу (Д/* = 2//и), а самая узкая - треугольному (А/' = 1/2ги). Иногда
пользуются средней полосой частот А/* = (fB +/H)/2. Подробнее об этом мы еще будем
говорить в главе 32.
§ 1.3 Метод интеграла Дюамеля
При теоретическом и экспериментальном анализе импульсных сигналов более
удобна ступенчатая функция, чем синусоидальные колебания. Единичная
ступенчатая функция, обозначаемая [1]0, равна нулю для всех значений времени вплоть до
t = 0 и равна единице после этого момента времени. Любое колебание может быть
представлено в виде суммы некоторого числа единичных функций,
соответствующих амплитуд и знаков, смещенных на необходимые интервалы. Например,
прямоугольный импульс высотой А и длительностью /и, начинающийся в момент / = О,
можно записать в виде А([1]0 -[1]*и), где индексы обозначают моменты
возникновения ступенчатых функций. Согласно принципу суперпозиции, результирующее
выходное напряжение будет равно сумме напряжений, обусловленных единичными
функциями, из которых состоит входное колебание. Если h(t) - выходная реакция
на единичную входную функцию при t = 0, то импульс на выходе в момент
времени t, соответствующий входному сигналу, изображенному на рис. 4, а, можно
представить в виде
5>(/-*,)ДЦ, A.9)
где суммирование проводится по всем кусочно-гладким участкам. Если часть
входного импульса (или весь импульс) описывается гладкой кривой, то амплитуды
ступенек и интервалы между ними стремятся к нулю. Сумма преобразуется при
этом в интеграл Дюамеля, вычисляемый вдоль гладкой кривой, и выходное
напряжение в момент времени t определяется выражением
?/вых = JKt-VdUin + Kt-tJAty -h(t-t2)AU2 A.10)
о ¦
для t\< t'< t2. Для общности мы сохранили два разрыва кривой, как показано,
например, на рис. 4, б. Кроме того, интеграл может быть выражен через производную
§1.4 Метод преобразования Лапласа 29
i
итуда
з
Я
<
(а)
|лс/2
1
t
AUi
1
1
1
AU3
i
AU4
1
l
AU5
0 h h
ts Время
*2 Время
Рис. .1.4. а- импульс, образованный конечным числом ступенчатых функций; б - импульс с
плавно меняющейся высотой
кривой, описывающей входной импульс, следующим образом:
A<W)
"--JW-o^
dt'
A.11)
для t\ < t'< h.
Метод единичной функции имеет то преимущество перед методом
синусоидальных колебаний Фурье, что выходное напряжение может быть определено
независимо от формы входного сигнала, если найдена (теоретически или
экспериментально) реакция на единичную ступенчатую функцию.
§ 1.4 Метод преобразования Лапласа
Метод преобразования Лапласа является наиболее удобным для анализа
импульсных воздействий на цепи. Он одинаково успешно используется для анализа
воздействия синусоидальных, ступенчатых и других форм импульсов. Мы часто
будем использовать этот метод в нашем изложении. Изображение Лапласа / функции
/(/) определяется следующим соотношением:
/= le-P<f(t)dt,
о
A.12)
где р - положительная постоянная. Ниже мы будем всюду предполагать, если нет
специальных указаний, что /(/) = 0 для всех значений / < 0. Изображения Лапласа
простейших функций, полученные при этом условии, представлены в таблице 1.
Они вычислены при помощи соотношения A2).
Если в некотором частном случае мы осуществим преобразование Лапласа
обеих частей линейных дифференциальных уравнений, то получится семейство
алгебраических уравнений, которые затем могут быть решены для изображений
Лапласа напряжений и токов через изображение эдс. Применим эту операцию к
соотношениям B) и C). Из таблицы изображений Лапласа можно видеть, что
соотношение B) для индуктивности принимает следующий вид:
U = pLI9
A.13)
30 Глава 1. Вопросы теории электрических цепей
а соотношение C) для емкости:
°=jd- (U4)
при условии, что емкость разряжена при t < 0.
Законы Кирхгофа и Ома для активных сопротивлений выразим через эти новые
переменные. При этом мы можем использовать обычные правила,
иллюстрируемые рис. 1, а также теорему Тевенина, если ввести преобразование Лапласа и
применить операторные импедансы pL9 1/рС и R. Операторные изображения
выходного тока / и входного напряжения U связаны выражением:
T = G(p)U, A.15)
где G(p)~ некоторая функция/?, характеризующая данную цепь. Входное
напряжение U может быть любой функцией времени, но U является функцией только /?,
поэтому / также будет функцией только /?.
Таблица 1.1. Некоторые элементарные изображения Лапласа
Функция времени Изображение Лапласа
ДО,/@ = 0 при*<0; /
dt
dnf (все низшие производные равны
dtn нулю при/ = 0), и = 0,1,2,...
о
J '
о
[l]o
Pf
P"f
P~
f J- J f(f„)dtn...*„ « = 0,1,2,... pf
P
t« 1
—, и = 0, 1,2,...
рП+\
1-е
-//г
1 + pT
1
p(l+pT)
fit-T) e-pTf
te~m
e-^shp/
1
(p + af
P
^2+2ap+(a2-p2)
Литература к главе I 31
Остается последняя задача - проведение обратного преобразования, т.е.
нахождение оригинала, являющегося функцией времени. Обратное преобразование
осуществляется при помощи интеграла Фурье-Меллина в плоскости комплексного
переменного р
С+у-оо ^
/(') = — f e"fdp, A.16)
J c-j-co
где с - положительная постоянная, значение которой выбирается достаточно
большим, так, чтобы все неоднородности функции / лежали слева от границы
интегрирования.
Литература к главе 1
1. Льюис #., Уэлс Ф. Миллимикросекундная импульсная техника / Пер. с англ. В.Н. Дули-
на под ред. И.С. Абрамсона и А.Н. Могилевского. М: Изд-во иностр. лит., 1956.
2. ИихокиЯ.С. Импульсные устройства. М.: Сов. радио, 1959.
Глава 2
ДЛИННЫЕ ЛИНИИ
§ 2.1 Введение
Проблема передачи импульсов от одного места к другому без искажений
является одной из важнейших в импульсной технике. В наносекундном и особенно в пико-
секундном диапазонах длительностей импульсов эта задача становится наиболее
сложной, так как для передачи необходимы широкие полосы частот. Передать
импульс даже на расстояние в несколько сантиметров - не просто. Эти трудности
обусловлены наличием последовательных индуктивностей и параллельно включенных
емкостей между землей и каждым отрезком используемых соединительных
проводников. Применение линий передачи позволяет решать эту проблему. Ниже мы
покажем, что импульсный сигнал может распространяться вдоль линий без искажений и
что входное сопротивление отрезка линии, нагруженное на волновое сопротивление,
представляет собой чисто активное сопротивление. Эти два важнейших качества
лежат в основе большинства применений линий передачи.
Линии используются для передачи импульсов, их генерирования,
трансформации и других преобразований. Они являются очень важными элементами техники
мощных наносекундных импульсов. В этой главе мы рассмотрим теорию длинных
линий на основе преобразований Лапласа.
Перечислим основные свойства длинных линий [1-3].
1. Линия передачи должна быть образована по крайней мере двумя
отдельными проводниками. Если эти проводники параллельны и их сечение остается
неизменным, линия называется однородной. Проблемы многопроводных линий мы
обсуждать не будем.
2. Решения уравнений Максвелла при соответствующих граничных условиях
для простейших полей показывают существование движущейся в прямом и
обратном направлениях электромагнитной волны.
3. Электрическое и магнитное поля в этой волне всегда взаимно
перпендикулярны и ориентированы под прямым углом к направлению распространения волны.
4. Волновое сопротивление имеет чисто активный характер, и его величина не
зависит от частоты.
§2.1 Введение 33
Рис. 2.1. Распределение поля в поперечном сечении линии: а - для полосковой линии,
состоящей из параллельных пластин; б - для коаксиальной линии. Волна распространяется
в направлении, перпендикулярном плоскости чертежа, от наблюдателя
5. Если линия обладает потерями, то затухание всегда увеличивается с
возрастанием частоты.
6. Распределение электрического и магнитного полей в некотором поперечном
сечении такое же, как если бы оно было вызвано электростатическим зарядом,
сообщенным проводникам, и текущим по ним током соответственно. Из-за
поверхностного эффекта токи высокой частоты текут лишь по поверхности
проводников, т.е. в слоях более тонких, чем размеры проводников в линии. На рис. 1
показаны соответствующие картины полей для линии, состоящей из двух
параллельных пластин (полосковая линия) и для коаксиальной линии.
7. Это распределение полей можно получить, если допустить, что между
проводниками существует некоторая разность потенциалов и по ним текут токи,
равные по величине, но обратные по знаку. Могут быть введены понятия
параллельной емкости С0 и последовательной индуктивности L0 на единицу длины линии,
значения которых можно определить при рассмотрении в статическом режиме или
при помощи квазистационарной теории.
8. Скорость распространения колебаний вдоль линии не зависит от частоты; в
линиях также отсутствует граничное значение низкой частоты, свойственное
волноводам. Скорость распространения v равна скорости плоской волны, которая
существовала бы в бесконечно большом объеме диэлектрика, заполняющего
пространство между проводниками:
1; = (А)С0)-1/2=фц)-1/2,
где Lq и Со - емкость и индуктивность линии на единицу длины линии, которые
называют погонными; с - скорость электромагнитной волны в свободном
пространстве, 8 и \х - относительные диэлектрическая и магнитная постоянные.
9. В любой точке однородной линии отношение напряжения к току является
величиной постоянной, которую называют волновым сопротивлением линии.
Обозначим его через Z0. Иногда его называют характеристическим импедансом линии.
Величина Z0 =(Zo/C0I/2. Для двух наиболее часто встречающихся типов линий,
полосковой и коаксиальной (рис. 1), волновое сопротивление равно (в Ом):
377 а. 60 D
Z0=—r-', Z0=-r\n—-9 B.1)
у/г о у/га
3. Месяц Г.А.
34 Глава 2. Длинные линии
где Ъ - ширина полосы, а - расстояние между полосами; Dud- диаметры
внешнего и внутреннего проводников, 8 - относительная диэлектрическая
проницаемость диэлектрика.
§ 2.2 Анализ волновых процессов в линии
Волновые процессы в линиях обычно исследуют при помощи теории цепей с
распределенными параметрами. Примем, что Ux(f) и IJJ) - напряжение и ток в
момент времени / в точке х линии (рис. 2). Определяя падение напряжения на
небольшом участке dx благодаря току, текущему в последовательной индуктивности
Lodx, получим:
^L = -pLoIx. B.2)
Здесь использованы изображения Лапласа для напряжения и тока для данного
момента времени.
Изменение тока в элементе dx, вызванное напряжением, действующим на
емкости Codx, определяется уравнением:
dTr
dx
=-Рс0их.
B.3)
После дифференцирования по х обеих частей уравнения B) при условии, что L0
не зависит от х, и подстановки dljdx из уравнения C), получим
d2U,
dx2
2L- n2
= p2L0C0Ux
Аналогично, в предположении, что С0 не зависит от х, получаем:
d2l
dx2
2L- n2
= P2LoC0Ix
Легко показать, что если L0 и С0 не зависят от х, то
их=аое-рт*=йх
и
Ux=aoePK=Ux
B.4)
B.5)
B.6)
B.7)
х x+dx
1
1
и
г
+
I+dl
U+dU
г
Рис. 2.2. Анализ линии передачи
§2.2 Анализ волновых процессов в линии 35
есть решения уравнения D), где U0 и С/0 - постоянные: стрелка вправо означает
волну, бегущую от источника к нагрузке, а стрелка влево - отраженную волну.
Здесь
Г = 7АА- B.8)
Общее решение уравнения D) представляет собой сумму решений F) и G):
UX=UX+UX= U0e-PTx + U0ePTx. B.9)
Проводя обратное преобразование Лапласа, получаем
Ux(t) = Ux(t) + Ux(t) = U0(t-Tx) + U0(t + Tx) B.10)
при условии, что / - Тх > 0.
Первый член правой части выражения A0) показывает, что напряжение в
точке х в момент времени t + Тх такое же, как в точке х = 0 в момент времени /, т.е.
имеет место распространение волны без искажений со временем задержки Т на
единицу длины. Условие / - Тх > 0 показывает, что мы не должны учитывать этот
член для точки х до тех пор, пока не истечет время, необходимое для
распространения волны от точки jc = 0 до точки х.
Аналогично, второй член относится к волне, распространяющейся с той же
скоростью, но в обратном направлении. Точно такие же соображения лежат в
основе решения уравнения E) для токов. Вводятся только две новые постоянные 1Х
и /,, и вместо выражений F), G) и (9) получаем
ТХ=?Х+?Х9 B.11)
где
%=%е~рТх B.12)
Полные решения (9) и A1) должны удовлетворять уравнению B) или C) для всех
значений х.
Как мы показали выше, величина волнового сопротивления Z0 определяется
выражением
B.14)
Поэтому нетрудно показать, что
^ = ^ = _^ = _^ = Zo. B.15)
Ввиду того, что выражение для Z0 не содержит р, обратное преобразование
Лапласа для выражения A5) заключается лишь в исключении черточек, стоящих
над значениями U и I. Таким образом, мы видим, что волновое сопротивление
определяется отношением напряжения к току в бегущей волне; для отраженной
волны может быть взято отношение этих же величин, но с другим знаком.
3*
36 Глава 2. Длинные линии
(в)
ии
(б)
(в)
Z0
Zoi
Z„
11
Ш
Hi i
Ш ,
1
3-
z
+
1
+
z
2
2
ih
%
Ui
%
Zffi
Zo
Рис. 2.З. Основные типы неоднородностеи в линии передачи: а - произвольная нагрузка;
б - соединение двух линий с различными характеристическими импедансами; в -
шунтирующий импеданс, включенный в однородную линию
Мы ознакомились с процессами в самой линии, а сейчас рассмотрим влияние
нагрузки на ее работу. Предположим, что на дальнем от питающего генератора
конце линии включена произвольная нагрузка Z, являющаяся функцией р. Если
амплитуды колебаний вблизи нагрузки таковы, как это показано на рис. 3, а, то
согласно закону Ома
i+i
B.16)
Подставляя значения токов, выраженные через напряжения согласно
соотношению A5), определяем коэффициент отражения т для напряжений
U Z-Zq
B.17)
Три частных случая представляют особый интерес.
а) Если Z = Z0, то т = 0. Отраженная волна отсутствует, и вся мощность
поглощается чисто активным сопротивлением Z. Линия при этом нагружена на
согласованную нагрузку.
б) Если Z = 0, что соответствует короткому замыканию, то т = -1 и
амплитуда отраженной волны равна амплитуде падающей волны, но знаки их различны.
в) Если Z -> оо, т.е. линия разомкнута, то т = 1 и происходит отражение
волны без изменения фазы.
Мы можем использовать выражение A7) для случая соединения двух линий с
различными волновыми сопротивлениями (рис. 3, б). Общность задачи не
ограничится, если предположить, что существует только падающая волна, т.е. такая, которая
движется вправо в линии L Согласно выражению A5) входной импеданс ?/2//2
§2.3 Неоднородные линии 37
линии 2 равен Z02, подстановка этого значения в предыдущее выражение дает
m=Zo2~Zo1. B.18)
Zo2 + ^01
Если в месте соединения не включен какой-либо последовательный
сосредоточенный импеданс, то мы имеем
Ul+Ul=U2, B.19)
и соответственно коэффициент передачи для напряжений определяется как
^- = 1 + 5г = 1 + /и. B.20)
Ux Щ
Если Zoi = Z02, то т = 0, и коэффициент передачи равен единице. В месте
соединения линий с равными импедансами не возникает никаких отражений и
происходит полная передача мощности.
Рассмотрим теперь случай включения произвольного импеданса Z в некоторой
промежуточной точке однородной линии (рис. 3, в). Эффективное значение импеданса
нагрузки для левой части линии равно ZZq/(Z + Zo), и выражение A7) принимает вид
да = —3!-. B.21)
2Z + Z0
В этом случае напряжение в месте неоднородности изменяется непрерывно и
выражения A9) и B0) удовлетворяются.
Аналогичные соображения могут быть применены при определении
коэффициентов отражения и передачи для тока в случаях, показанных на рис. 3. В случае
«в» ток не является непрерывной величиной в месте существования
неоднородности, и выражение для токов, аналогичное A9), несправедливо. Выражение A9) для
напряжений также несправедливо, если в линию включен сосредоточенный
последовательный импеданс. Во всех случаях коэффициенты могут быть найдены при
помощи соотношения A5) для каждой части линии по обе стороны от
неоднородности при использовании закона Ома и соответствующих выражений.
Наличие неоднородности в линии и связанных с ней отражений вызывает
затухание основной волны. Если неоднородность обусловлена включением чисто
активного импеданса, как это показано на рис. 3, аи в, где Z является активным
сопротивлением, то коэффициент отражения не зависит от р и от частоты; при этом не
возникает никаких искажений. Если неоднородность содержит некоторую
реактивность, то т является функцией р и затухание сопрововдается искажениями.
§ 2.3 Неоднородные линии
Если погонные индуктивность и емкость плавно меняются по длине линии, то
линия называется неоднородной. При выводе уравнений для тока и напряжения в таких
линиях необходимо иметь в виду, что удельные параметры L0 и С0 являются
функциями расстояния х. Естественно, что от х будет зависеть волновое сопротивление
38 Глава 2. Длинные линии
В точке х = 0 волновое сопротивление Z00 = л/Аю/Qo > где ?оо и С0о -
индуктивность и емкость в начале линии. Аналогично от х будет зависеть время задержки
на единицу длины
Тх - V^ojcQx • B.23)
Если воспользоваться уравнениями B) и C) и учесть, что L0 и С0 зависят от х,
а также ввести параметр х(х) - полное время задержки линии от источника до
точки х
т(х)= ]т{х')<к\ B.24)
т.е. dx = T(x)dx, то получим
1 d2U 1 rflnZp dU
р2 dx2 p2 dx dx
- ?/ = О, B.25)
1 ^,+ l^Jsa B26)
p2 dx2 p2 dx dx
Эти уравнения используются для анализа процессов в неоднородных линиях.
Они не имеют точного решения в общем виде, а решаются только для некоторых
частных случаев, например для экспоненциальной линии.
В экспоненциальной линии индуктивность и емкость на единицу длины
меняются по экспоненте
Lo^Looe™, C0x=Coo^«, B.27)
где к - положительная или отрицательная постоянная. Волновое сопротивление
тоже меняется по экспоненциальному закону
Zx=Z0()eKX, B.28)
но время задержки на единицу длины остается неизменным:
Т = yjLoC0 = \jLqqCqq =Tq. B.29)
В более общем виде волновое сопротивление экспоненциальной линии равно
Zo=Z0()e-/7b, B.30)
где х - величина, определяемая выражением B4). Если Т = Г0, то т = Т$с и
выражения B8) и C0) совпадают.
Если подставить C0) в B5) и B6), то получим
1 d2° K d°-U = 0 B.31)
р2 dx2 p2T0 dx
р2 dx2 p2T0 dx
Решением уравнения C1) будет сумма прямой и обратной волн:
йИ=ия+и„, B.33)
§2.3 Неоднородные линии 39
где
и„=иае<к'2-чУто, B.34)
Оя =Uae^K/2+imt B.35)
а постоянные С/а и С/а - амплитуды напряжений волн в начале линии. Величина
q = ^TZ+—. B.36)
Уравнения для токов C2), содержащие постоянные /а и /а, будут аналогичны
выражениям C4) и C5) при условии, что знак к меняется на обратный.
Рассмотрим два приближенных решения уравнений C1).
1. На высоких частотах при соГ0»|к|/2 в выражении, C6) можно принять
/?^Г02 » к2/4. Тогда получим
Я*рТ0. B.37)
В этом случае для экспоненциальной бесконечно длинной линии с
возрастающим от начала к концу волновым сопротивлением в точке т = Tqx произойдет
увеличение амплитуды волны напряжения в п раз, где
„ = ект/2Го= ри_. B.38)
2. В качестве второго приближения используем два первых члена
разложения q в ряд, т.е.
q = pTt+^-. B.39)
ЪрТ0
Тогда для волны, двигающейся в бесконечно длинной линии из начала (х = 0),
получим
их=ише"т*ег1»\1-^\. B.40)
I *РЧ J
Выражение в скобках показывает, что если мы имеем прямоугольный импульс
с единичной амплитудой, то его вершина будет после прохождения пути за
время т спадать по линейному закону, определяемому выражением [1]
\c2rt
A'W- <2-41>
где /и -длительность импульса (рис. 4).
В [1] рекомендуется приближенная формула, связывающая величины к, А и tH
при пробеге волной линии длиной /:
д=201пиI B42)
Из этой формулы, в частности, следует, что если допустимое снижение
импульса А = 0,1, то амплитуда импульса увеличится в 1,5 раза при времени
задержки, равном длительности импульса.
40 Глава 2. Длинные линии
д.вкт/2Т0
Время
Рис. 2.4. Приближенная картина изменения формы короткого прямоугольного импульса с
единичной амплитудой, передаваемого по экспоненциальной линии: а - входной импульс
при х = 0; б - импульс, наблюдаемый в точке х
Неоднородные линии находят широкое применение в технике мощных наносе-
кундных импульсов для формирования импульсов, их трансформации, коррекции
формы вершины, согласования волновых сопротивлений двух линий, линии и
нагрузки и т.д. К их использованию мы еще вернемся ниже.
§ 2.4 Спиральные линии
Для получения большого времени задержки в линии необходимо увеличивать
длину коаксиальной линии (кабеля), что в ряде случаев неудобно. Поэтому линии
иногда изготовляются с внутренним проводником в виде спирали. Эта спираль
помещается внутри обычного цилиндрического экрана. В таких устройствах
существенно возрастает погонная индуктивность 10, что ведет к росту задержки на
единицу длины То и, кроме того, к увеличению волнового сопротивления линии Z0.
Последнее обстоятельство часто играет принципиальную роль.
Предположим, что внутри спирали находится цилиндрический проводник с
радиусом а\. Радиус спирали обозначим через я2, а радиус экрана д3 (рис. 5) [1]. Если
Рис. 2.5. Поперечный разрез спиральной линии с внешним экраном и внутренним
проводником
§2.4 Спиральные линии 41
частота колебаний не слишком высока, то можно определить значение погонной
индуктивности, независимой от частоты [1]
Lq = 4ця2л2
(ai-4)D-a{)
ln^-ln^-
ai -at
10-7+2ц—&
In
St
-4-ю-? I*
M
B.43)
где п - число витков на единицу длины спиральной линии при однослойной
намотке, ц - относительная магнитная проницаемость среды.
Для определения погонной емкости предполагается, что радиус проволоки и
расстояние между витками много меньше расстояния между спиралью и экраном
и между спиралью и внутренним проводником. При этом
с0 =
8
1,8-1010
1 1
1п^- + 1п^-
а2 ах
Ф
м
B.44)
Эти формулы справедливы только для сравнительно низких частот в частотном
спектре импульса. Если же частота настолько высока, что длина волны в спирали
в аксиальном направлении становится больше диаметра спирали, то величина
индуктивности L0 падает вследствие взаимной индукции между витками спирали.
Если величина 2тш/А,<с1, то погонная индуктивность может быть оценена по
приближенной формуле
Z^=ZJ 1-25^1 , B.45)
где Lq - погонная индуктивность линии при низких частотах, а - радиус
спиральной катушки, X - длина волны в спиральной линии.
Влияние собственной емкости между витками также растет с ростом частоты
колебаний. Ее влияние было исследовано при помощи эквивалентной схемы с
сосредоточенными параметрами [1]. Импеданс одного витка можно представить в
виде параллельно включенных индуктивности L0/w и сосредоточенной емкости
между соседними витками С на частотах ниже собственной резонансной частоты
©о
LoC
Этот импеданс имеет индуктивный характер и
А)
«=-
1-
со
©о
B.46)
B.47)
Сравнение формул D5) и D7) показывает, что влияние двух указанных факторов
на погонную индуктивность L0 противоположно, так как Х~ со-1. Поэтому
происходит некоторая взаимная компенсация эффектов, приводящая к расширению
спектральных характеристик спиральных линий.
42 Глава 2. Длинные линии
§ 2.5 Искусственные линии
Для увеличения времени задержки используют искусственные линии
задержки. Такая линия состоит из некоторого числа последовательно соединенных
фильтров нижних частот Т-образного или П-образного типа (рис. 6). Как известно,
длинную линию с равномерно распределенными параметрами можно
рассматривать как состоящую из бесконечно большого числа элементарных ячеек (вида,
подобного фильтру нижних частот), параметры которых бесконечно малы.
Поскольку параметры одного звена искусственной линии имеют конечную величину, ее
можно рассматривать в качестве «грубой» модели линии с равномерно
распределенными постоянными.
Можно ожидать, что по мере уменьшения параметров L и С отдельных звеньев
(ячеек) искусственной линии и соответственно увеличения числа N ее звеньев
«грубость» модели будет смягчаться, и, следовательно, процессы в искусственной
линии по своему характеру станут приближаться к волновым. При таком
представлении в качестве эквивалента волнового сопротивления искусственной линии
следует принять величину
Zn =
B.48)
где L = NLq и С = NCQ - соответственно полная (суммарная) индуктивность и
емкость искусственной линии.
Продолжая аналогию, можно предположить, что при «согласовании»
сопротивления нагрузки с сопротивлением Z0 искусственной линии, т.е. при
Zn =
-Ян,
B.49)
где RH - сопротивление нагрузки, временная задержка сигнала Г3, осуществляемая
линией, определится равенствами:
t3=Jlc = nJl^ = ntC9
где Тс - время задержки одной секции.
B.50)
(*)
Lo
_fYYY\_
Lo
¦ Со
Lo
dp Co
Ф Co
(б)
-м
Но «
"Со
Lo
=}=1Со 4=1^0
4-0
Рис. 2.6. а- схема искусственной линии задержки; б - секция Т-фильтра; в - секция П-фильтра
Литература к главе 2 43
Основным препятствием на пути применения искусственных линий в технике
наносекундных импульсов являются их частотные характеристики. Передача
сигнала через четырехполюсник с частотой со происходит с изменением фазы в
каждой секции согласно формуле [1]
cosP = l-2
'с^2
где круговая частота
сос =
vA)Q
B.51)
B.52)
Время задержки сигнала в одной секции Г0 будет зависеть от частоты со. Если
со<§ссос, то
\2"
Tq « ^LqCq
1+-
lf CD
21@,
B.53)
На частотах выше, чем сос, распространение импульса в цепи прекращается.
Волновое сопротивление искусственной линии также зависит от частоты со в
спектре импульса. Для наиболее часто используемой линии из П-образных секций
для волнового сопротивления можно записать
Z0=t
1-
'с^2
-1/2
B.54)
Согласно этой формуле строгое согласование линии с нагрузкой в широком
спектре частот, который имеют обычно наносекундные импульсы, невозможно.
Поэтому сопротивления нагрузки при оптимальном приеме импульса обычно
подбираются эмпирически или рассчитываются на компьютере. Например, для получения
активного и по возможности однородного входного импеданса П-образной секции
необходимо брать сопротивление нагрузки RH = 1,5A/Z0/Q.
К описанию работы линий передачи и их использования мы еще вернемся в
главах 4 и 8.
Литература к главе 2
1. Льюис К, Уэлс Ф. Миллимикросекундная импульсная техника / Пер. с англ. В.Н. Дули-
на под ред. И.С. Абрамсона и А.Н. Могилевского. М.: Изд-во иностр. лит., 1956.
2. Воробьев Г.А, Месяц Г.А. Техника формирования высоковольтных наносекундных
импульсов. М.: Госатомиздат, 1963.
3. Моругин Л.А., Глебович Г.В. Наносекундная импульсная техника. М.: Сов. радио, 1964.
Глава 3
ИМПУЛЬСНЫЕ УСТРОЙСТВА
С СОСРЕДОТОЧЕННЫМИ ПАРАМЕТРАМИ
§ 3.1 Основные схемы генерирования импульсов
Существуют две схемы получения импульсов (рис. 1). Первая - с накоплением
энергии в емкости, а вторая - в индуктивности. Принципиальное отличие их в том,
что в первом случае (рис. 1, а) формирование импульса происходит за счет разряда
конденсатора с емкостью С, предварительно заряженного до напряжения ?/0, при
его замыкании на нагрузку RH. Энергия, накопленная в конденсаторе, равна СЩ/2.
В этом случае в контуре протекает ток смещения
1 = С§, C.1)
at
где U(t) - напряжение на конденсаторе в процессе его разрядки.
Во втором случае (рис. 1, б) формирование импульса происходит при
размыкании цепи, в которой через индуктивность L протекает начальный ток 10. В
индуктивности накапливается энергия Ы$/2. В этом случае на индуктивности
появляется эдс самоиндукции
е=-*т-. <3-2>
at
где /(/) - ток в процессе формирования импульса.
Рассмотрим эти схемы более подробно.
На рис. 1, а показана простейшая схема генератора с емкостным накоплением
энергии. Ключ К будем считать идеальным, т.е. его сопротивление меняется
мгновенно от бесконечности до нуля. Если импеданс нагрузки RH чисто активный, то
на этой нагрузке появится экспоненциальный импульс с нулевой длительностью
фронта, т.е.
t_
и = и0е~*«с. C.3)
Из C) следует, что амплитуда импульса С/а = Ц>, а длительность импульса на
полувысоте tH = 097RHC.
§3.1 Основные схемы генерирования импульсов 45
(а) * (б) L
а>\0 . . ППГГ\
С -,— ^ RH Iq
Рис. 3.1. Емкостная (а) и индуктивная (б) схемы формирования импульсов
Фактически длительность фронта не будет нулевой. Она определяется
величиной собственной индуктивности контура, а также сопротивлением ключа RK(t),
которое зависит от времени. Время перехода ключа К из непроводящего в
полностью проводящее состояние называют временем коммутации /к. Поскольку обычно
желательно иметь длительность фронта *ф <к /и, где /и -длительность импульса, то
при наличии в контуре индуктивности L длительность фронта импульса между
уровнями 0,1-5-0,9 амплитуды составит /ф = 2,2L/RH. Время коммутации tK обычно
измеряют по коммутационной характеристике ключа К - зависимости напряжения
на зажимах коммутатора от времени. Оно, как правило, измеряется между
уровнями 0,9 и 0,1 от начального напряжения на коммутаторе. Его чаще всего
аппроксимируют в виде экспоненты
UK=U0e-°<9 C.4)
где а - величина, определяемая физическими процессами, происходящими в
коммутаторе. Если пренебречь собственной индуктивностью контура, то в этом
случае длительность фронта импульса
'Ф*'к=— C-5)
а
при /ф«/и.
Для расчета переходного процесса в разрядном контуре (рис. 1, а) можно
формально использовать теорему Тевенина и заменить падение напряжения на
коммутаторе на эдс UK(f). Такой переход часто используется для расчета формы
импульса (см. § 6.4).
Теперь рассмотрим схему с индуктивным накоплением энергии (рис. 1,6).
В ней имеется генератор тока /о с нулевым внутренним сопротивлением. Пусть
размыкающий ключ К\ идеален, т.е. его сопротивление мгновенно меняется от
нуля до бесконечности. Тогда при размыкании ключа К\ напряжение на его
зажимах мгновенно подскочит до бесконечно большого. Этот теоретический случай на
практике, конечно, не реализуется. Во-первых, вместо генератора тока /0
включают конденсатор с емкостью С, заряженный до напряжения ?/0> а размыкание
ключа К\ происходит в максимуме тока. Ключ Кг подключает нагрузку RH к
индуктивности L. Во-вторых, размыкающий ключ не бывает идеальным, у него всегда
есть возрастающее во времени сопротивление RK(t).
Пусть это сопротивление растет линейно во времени, т.е.
R* = bt9 C.6)
46 Глава 3. Импульсные устройства с сосредоточенными параметрами
где Ъ - скорость роста сопротивления. В этом случае на нагрузке RH » RK появится
импульс напряжения с временем до максимума /м и амплитудой С/а
'M~VP и*~Чт9
C.7)
где е - основание натурального логарифма.
Для более общей оценки работы генератора с индуктивным накоплением
энергии примем, что ключ К\ разрывает ток за время Гр. Тогда среднее сопротивление
размыкателя Rv « L/tv. В этом случае напряжение на нагрузке составит
г ^ Ы0 х
U*-
/р A + х)
,2'
где x = RH/Rp, а мощность
Р**&.
0 + *J
C.8)
C.9)
Обратим внимание, что величина /о /*Р характеризует скорость обрыва тока.
Максимальная мощность импульса достигается при х - 1, т.е. при RH=Rp- L/tp9
и составляет LI$/4tp.
Из полученных соотношений F)^(9) видно, что для получения малой
длительности фронта импульса, большой амплитуды напряжения и мощности на нагрузке
необходимо иметь большую скорость роста сопротивления в размыкателе К\, а
также малое время размыкания и большую скорость обрьюа тока.
§ 3.2 Умножение и трансформация напряжения
Если необходимо получать импульсы напряжения с амплитудой 105-й07 В, то
использовать простейшие схемы, рассмотренные выше, нельзя, так как трудно иметь
конденсаторы на такое высокое напряжение. В этом случае используют схему
умножения напряжения. Наиболее часто используют схему Маркса (рис. 2). Она
функционирует следующим образом. Несколько конденсаторов (в общем случае N) с
емкостью С каждый соединяются параллельно и заряжаются через сопротивления R{ и
R до напряжения U0. Если замкнуть все коммутаторы К одновременно, то
конденсаторы С соединяются последовательно, и на сопротивлении Ru образуется импульс
напряжения с амплитудой, близкой к МУ0- Общая величина разрядной емкости
составит C/N, поэтому длительность импульса на полувысоте будет /и = 0,7RHC/N.
Подключение емкости C/N к нагрузке происходит через коммутатор К\.
Czb Ki'
Рис. 3.2. Принципиальная схема умножения напряжения Маркса
§3.2 Умножение и трансформация напряжения 47
Одним из основных условий нормальной работы генератора Маркса (ГМ)
является слабый разряд конденсатора С через сопротивление R. Очевидно, что это
имеет место при условии R » RJN, т.е.
^-«1. C.10)
KN
Обычно в качестве коммутаторов ^и^ используют искровые разрядники.
Различные модификации схем ГМ и особенности их работы будут рассмотрены
ниже (см. главу 15).
В предыдущей схеме происходило умножение напряжения пропорционально
числу контуров генератора. В [1] предложено более эффективное умножение
напряжения. Схема состоит из N каскадов колебательных LC-контуров (рис. 3), в
которых выполняются следующие условия:
С0» Сх » С2... » CN,
L0 » Lx » L2... » LN, C.11)
где Со - емкость сглаживающего фильтра выпрямителя. Для обеспечения полного
разряда всех емкостей контуров в схему включены сопротивления Ru ..., Rn- Они
обычно берутся на 2-3 порядка больше волновых сопротивлений
соответствующих контуров Rj > (MP+MP)JLj/Ci9 где i - номер разрядного контура. В
нормальных условиях схема работает следующим образом.
При срабатывании коммутатора К\ конденсатор С0, заряженный до
напряжения и0, разряжается на емкость Сь нормально заряженную. В пренебрежении
омическими потерями в этом контуре при условии A1) получаем изменение
напряжения на емкости С\ во времени
их*и0
1-COS
Vaq
C.12)
Из A2) при / = tx = n^Lfii максимальное напряжение UXu = 2U0. Если в момент
времени t\ замыкается коммутатор К2, то вследствие условия A1) Сх разряжается
на С2 значительно быстрее, чем на С0. Через t = t2= Пу/Ь^С^ напряжение на С2
становится U2u « 4С/0. Таким образом, после замыкания каждого последующего
коммутатора А} максимальное напряжение на С, получается почти в 2 раза
больше, чем на См- В итоге максимальное напряжение на CN
UN*2NU0.
C.13)
LN Kn
i $ Rn >R*
_IL_
Puc. 3.3. Схема умножения напряжения с эффективностью 2N
48 Глава 3. Импульсные устройства с сосредоточенными параметрами
За счет определенного (не бесконечно большого) отношения емкостей Со/С\9 С\/С2,
С2/С3, ..., Cn-i/Cn, наличия омических потерь в контурах и частичной перезарядки
емкостей напряжение ?/# будет меньше определяемого формулой A3).
В [2] описан ZC-генератор, в котором последовательное включение емкостей
осуществляется при переполяризации напряжения на четных каскадах в
колебательных ZC-контурах. Схема такого генератора приведена на рис. 4. В исходном
состоянии емкости заряжены от источника постоянного напряжения, как в схеме ГМ.
В момент / = 0 четные емкости при замыкании ключей начинают разряжаться через
индуктивности L. Через промежуток времени т = 7t\/Zc напряжение на них меняет
знак, и на выходе генератора получается ?/вых = МУ0, где N - число каскадов. При
отсутствии нагрузки напряжение на выходе изменяется по закону
Ubh[K(t)^NU0(l-e^cos(ot)9
C.14)
где со2 = l/LC, a = RI2L, R - сопротивление LC-контура, Ом. Из A4) видно, что
время нарастания напряжения в отличие от ГМ определяется специально
включаемой индуктивностью, а с уменьшением L может уменьшиться коэффициент
умножения напряжения из-за увеличения параметра а.
По сравнению с ГМ эта схема имеет преимущество. В ней уменьшено вдвое
количество коммутаторов. Однако их нужно включать по возможности
одновременно, используя специальные схемы запуска, тогда как в ГМ включение
осуществляется в ряде случаев автоматически. Другое преимущество - сопротивления
разрядников и их индуктивности не влияют на выходной импеданс схемы, если
LC-генератор включать на нагрузку через дополнительный быстрый коммутатор.
Импульсные трансформаторы с сосредоточенными параметрами не могут быть
использованы непосредственно в технике мощных наносекундных импульсов из-
за их плохих частотных характеристик. Однако, как и ГМ, они широко
применяются в качестве зарядных устройств для формирующих линий. Как правило, они
работают в микросекундном диапазоне времени. Выбор этого временного
диапазона обусловлен двумя факторами. С одной стороны, для более надежной работы
электрической изоляции элементов импульсных генераторов необходимо иметь
Рис. 3.4. LC-генератор с переполяризацией напряжения
§3.2 Умножение и трансформация напряжения 49
длительность зарядных импульсов как можно короче. С другой стороны,
длительность зарядного импульса должна быть достаточно большой, чтобы завершились
все переходные процессы в формирующей линии и чтобы надежно в нужный
момент времени сработал коммутатор (обычно это искровой разрядник),
подключающий линию к нагрузке. Микросекундный диапазон длительностей импульсов
является в этом отношении оптимальным. Обычно для этого используют
трансформаторы Тесла, линейные трансформаторы, а также традиционные импульсные
трансформаторы или автотрансформаторы. Трансформаторные схемы по
сравнению с ГМ более компактны и надежны и могут работать в импульсно-периоди-
ческом режиме. Одним из типов трансформаторов, используемых для зарядки
формирующей линии, является трансформатор Тесла, который содержит два
колебательных контура L\C\ и L2C2 с индуктивной связью (рис. 5). После замыкания
коммутатора К в контуре LXC\ возникают свободные колебания, которые
передаются в контур L2C2. В качестве емкости С2 обычно используется емкость
формирующей линии ускорителя. Для максимальной передачи энергии из первого контура во
второй необходимо, чтобы частоты колебаний в контурах были равны, т.е.
/i = Г= = /г = Г=- (ЗЛ5)
Анализируя переходный процесс в этих контурах без учета потерь, получаем для
напряжения на емкости Сг
U,=-
СА с,
2 VC,
(cosco^-cos^^X
C.16)
где x = t/^LiCi - безразмерное время; щ =1Л/1 + ?; ю2 = 1Л/1-& -безразмерные
круговые частоты; к = МЦЦЦ,; М - коэффициент взаимной индукции между
контурами; t - время. Из A6) следует, что напряжение U2 имеет форму биений.
Максимально возможное значение напряжения U2 на емкости С2
и^=и4Ь
C.17)
Если С\ = п2С2, то на выходе получим умножение напряжения в п раз. Для работы
импульсных устройств важно, чтобы наибольшее напряжение U2 достигалось на
первом полупериоде биений. В этом случае будет выше прочность электрической
изоляции. Из A6) следует, что U2{t) достигает своего максимального значения на
первом полупериоде при некоторых фиксированных значениях к, определяемых
{а)
К
I —5
(б) К Is,
Рис. 3.5. Исходная схема трансформатора Тесла (а) и схема замещения (б)
4. Месяц Г. А.
50 Глава 3. Импульсные устройства с сосредоточенными параметрами
из условия
Сй2+в>1
- = и,
C.18)
где п - целое нечетное число. Из A8) для оптимального значения к получим
к0 =2п(п2 +1)-1. Например, при п = 1; 3; 5 оптимальные величины к0 = 1; 0,6;
0,385. На рис. 5, б приведена схема замещения трансформатора Тесла. В ней LSl и
LSl - эффективные индуктивности рассеяния первого и второго контуров, а!ц-
индуктивность намагничивания.
Широкое распространение в технике генерирования мощных импульсов
получили линейные импульсные трансформаторы (ЛИТ) [3]. ЛИТ состоит из N одно-
витковых трансформаторов с единой вторичной обмоткой. В качестве вторичной
обмотки используется металлический стержень, на который надеты тороидальные
индукторы с первичной обмоткой. На рис. 6 показаны схемы замещения ЛИТ.
Преобразования схемы осуществляются путем приведения первичной обмотки ко
вторичной. При этом первичные обмотки индукторов соединяются
последовательно, что правомерно, так как при этом ток в каждом элементе цепи и
напряжение на этом элементе не изменяются по амплитуде, форме и длительности.
Индуктивность L\ включает в себя индуктивности конденсатора, разрядника, ввода, а
также индуктивность рассеяния первичной обмотки индуктора; LSl -
индуктивность рассеяния стержня; LH - индуктивность нагрузки. Опыт эксплуатации
установок такого типа показывает, что обычно емкость вторичной обмотки CSl «: С2,
а индуктивность намагничивания L^ » LT = ИЦ +LSl +Z,H, поэтому их влиянием
можно пренебречь. Пренебрежем также потерями в элементах схемы.
При этом напряжение на емкости нагрузки (накопительной линии) запишется
так:
?/„ =
NUXX
1 + А,
A-COS 00/),
C.19)
где U\ - зарядное напряжение на конденсаторе С\, X = С[1С2, где С[ = Сх1п (далее
считаем X = 1); круговая частота ю = J2/LrC2-
(a) Lx К
=рс2
G±
С2±
Рис. 3.6. Схема замещения (а), приведенная схема (б) и упрощенная расчетная схема (в)
линейного трансформатора
Литература к главе 3 51
Ci=±=
(б)
LS
С1Ф
L2/N2
-TYYV—,
^l-Z* =t^2C:
A)
L-/WV\-
P«c. J. 7. Схема импульсного автотрансформатора (а) и схема замещения, приведенная к
первичному контуру до замыкания ключа К2 (б)
Если задано время зарядки т, то индуктивность ЛИТ определится из формулы
2т2
LT<
п2С7
C.20)
Зная рабочее напряжение ЛИТ, емкость С2, индуктивность LT, индукцию в
магнитном сердечнике, допустимую напряженность электрического поля в изоляции,
расположенной вокруг вторичной обмотки - стержня, можно определить
геометрические размеры и массу трансформатора.
В [4] для получения мегавольтных импульсов использован импульсный
автотрансформатор. На рис. 7 показаны схема автотрансформатора и его
эквивалентная схема замещения. Первичное напряжение может подаваться не только на
нижние витки автотрансформатора, но и на средние. На рис. 7 приняты следующие
обозначения: С\ - емкость накопителя, C2N2 - приведенная емкость нагрузки,
Ls - индуктивность рассеяния, L\ и L2 - индуктивности первичной и вторичной
обмоток, Lo - суммарная индуктивность конденсатора, коммутатора и подводящих
проводов, N- коэффициент трансформации.
Ниже при описании работы импульсных генераторов и ускорителей мы еще
вернемся к работе схем умножения напряжения и трансформаторов, в частности в
главе 16.
Литература к главе 3
1. Месяц Г.А. Метод умножения импульсного напряжения с крутым фронтом // ПТЭ. 1963.
№ 6. С. 95-97.
2. Fitch R.A., Howell V.T.S. Novel Principle of Transient High Voltage Generation // Proc. IEE.
1964. Vol. Ill, N 4. P. 849-855.
3. Mesyats G.A. Pulsed High-Current Electron Technology // Proc. II IEEE Intern. Pulsed Power
Conf. Lubbock, 1979. P. 9-16.
4. J.C. Martin on Pulsed Power / Ed. by Т.Н. Martin, A.H. Guenther, and M. Kristiansen. N.Y.:
Plenum press, 1996.
4*
Глава 4
ГЕНЕРИРОВАНИЕ ИМПУЛЬСОВ
С ИСПОЛЬЗОВАНИЕМ ДЛИННЫХ ЛИНИЙ
§4.1 Генерирование наносекундных импульсов
Линии передачи широко используются для генерирования и трансформации
импульсов напряжения и тока. При этом используются три основных свойства
линий: наличие временной задержки, чисто активное волновое сопротивление и
явление отражения импульсов. Для упрощения описания работы генераторов и
трансформаторов мы не будем пользоваться математическим аппаратом, развитым
в главе 2, а дадим только качественную картину процессов в них.
Простой генератор с разомкнутой накопительной линией показан на рис. 1.
Если линию зарядить до напряжения ?/0 через сопротивление R » Z0, а затем
замкнуть с помощью коммутатора на сопротивление RH = Z0, то на последнем появится
прямоугольный импульс. Для заряда линии используется источник с постоянным
напряжением ?/0. Амплитуды импульсов тока и напряжения, возникающих при
разряде такой линии на нагрузку RH = Z0, равны
/а=—, ?/а=— • D.1)
а 2Z0 2 V
Посмотрим, откуда появляются эти значения /а и ?/а. После замыкания ключа К
заряженная до напряжения U0 линия не может оставаться в равновесии, так как
прилегающие к сопротивлению RH элементарные емкости линии начинают
разряжаться. Этот процесс постепенно распространяется от нагрузочного конца линии к
ее зарядному концу. Поэтому от нагрузочного конца линии начинают
распространяться обратная волна тока I и связанная с ней волна напряжения U = -Iz0.
В этой связи напряжение и ток на нагрузочном конце линии (х = I) выражаются
равенствами
U = Uo+U, I = I=-?-9 D.2)
Zo
где учтены начальные условия в линии U(x, 0) = U0, I(x9 0) = 0.
§4.1 Генерирование наносекундных импульсов 53
R^>Z0
Vo®
Zo
к Г
'*"
Р«с. 4.7. Схема генератора импульсов с одиночной накопительной линией
Величина U находится из граничного условия на нагрузочном конце линии
(х = Г), которое определяется законом Ома. Поскольку при х = / напряжение и ток в
линии совпадают с напряжением и током в нагрузке, то Ua - RHIH, где U„ -
напряжение на нагрузке. Подставляя сюда выражения B), получим
и0+и = -к^-,
из которого, полагая RH = Zq, найдем
Учитывая равенство C), получим
"О -.
i?H+Z0
4s.
2 '
г, U.
n=Ua+U =
_<->о
D.3)
D.4)
Напряжение и ток, выражаемые равенствами B), будут с течением времени
появляться и в других сечениях линии по мере распространения первой обратной
волны напряжения и связанной с ней волны тока вдоль линии. В момент времени
t = l/v= Tl, где v - скорость распространения волны, Г- время задержки волны в
линии на единицу ее длины, волны U и I достигают разомкнутого конца линии и
отражаются от него. В результате образуются волны U и /, распространяющиеся
от разомкнутого конца линии к нагрузке. Если принять зарядное сопротивление
R » Z0 = оо, то коэффициент отражения волны напряжения будет равен единице.
Поэтому ?/ = -t/0/2, a I =-U0/2Z0. По мере распространения этих волн ток и
напряжение в линии станут равными нулю. В момент, когда волны / и U
достигнут нагрузочного конца, напряжение и ток во всех сечениях линии будут равны
нулю, и процесс разряда в линии закончится. Необходимо иметь в виду, что при
набегании прямых волн на нагрузочный конец отраженные волны не возникают,
так как сопротивление RH = Z0 и коэффициент отражения будет равен нулю.
Поэтому амплитуды импульсов тока и напряжения будут определяться формулами A).
В общей операторной форме входное сопротивление такой линии равно [1]
ZBX=Z0cth/?77. D.5)
Длительность импульса 7И равна двойному времени пробега волны вдоль линии
, _ 2/ _ 2у[щх
с
U
= 2/Г = —= -
v
D.6)
где 8 и Jul - относительные электрическая и магнитная проницаемости, с -
скорость света.
54 Глава 4. Генерирование импульсов с использованием длинных линий
(«)
№
С4
0
i
1
2
3
4
I
J
5
1 Ли*
tit*
С/к'
0
\
1
1
1
1
2
1
1
3
1
4
—j—
5
6
t/t*
Рис. 4.2. Форма импульса на нагрузке: а - при Rn < Z0; б - при RH > Z0
Отрезок разомкнутой линии (когда зарядное сопротивление R » Z0) можно
рассматривать как емкостный накопитель энергии, у которого суммарная емкость
С = /С0, где С0 - погонная емкость линии. В течение стадии зарядки через
сопротивление R от источника напряжения ?/0 происходит накопление энергии в линии в
виде энергии электрического поля 1С0Щ/2. При подключении коммутатора (рис. 1)
к линии и нагрузке RH = Zo вся энергия, накопленная в конденсаторе, выделится в
нагрузке в течение времени /и, т.е.
\Cq It г _ UqICq
—jLoCo—j-.
uih_4l
\Co_lT = 4L
D.7)
Если сопротивление нагрузки не согласовано с волновым сопротивлением
линии (Лн Ф Z0), на нагрузке появится не одиночный импульс, а импульс ступенчатой
формы с длительностью ступенек *и (рис. 2). Форма импульса на нагрузке будет
различной в зависимости от того, больше или меньше сопротивление RH по
отношению к волновому сопротивлению. Ступени импульса периодически меняют знак
при RH < Z0 (рис. 2, а) и имеют один и тот же знак при RH > Z0. Формула для
напряжения ступени номер к в общем случае
ч*-1
ик=и0
К
Лн+20
K+Zo
, л 1, Z, 3,
D.8)
При k= I nRH = ZQ величина Uk = U<J2 равняется амплитуде импульса.
Допустимое отношение RH/Z0 обычно определяется по относительной высоте второго
импульса. Если, например, задано, что второй импульс должен составлять не более
5% от амплитуды основного импульса, то RH/Z0 принимает значения 0,9 или 1,1,
т.е. сопротивление нагрузки должно быть в пределах 0,9Z0 < RH < 1,1 Z0.
Рассмотренная выше схема генератора импульсов является простейшей.
Главный ее недостаток состоит в том, что амплитуда импульса напряжения на нагрузке
составляет только половину зарядного напряжения накопительной линии. Для
получения амплитуды импульса, равной величине зарядного напряжения,
используют генератор с двойной формирующей линией (рис. 3). Две одинаковые линии с
§4.1 Генерирование наносекундных импульсов 55
R^>Z0
«.©
к%
RH-2Zo
2/
Рис. 4.3. Схема генератора импульсов с двойной накопительной линией (линия Блюмляйна)
волновым сопротивлением Z0 и длиной / заряжаются до напряжения U0. Через
время llv после замыкания ключа К на сопротивлении RH = 2Z0 образуется импульс
напряжения с амплитудой ?/а = ?/0 и длительностью /и = 277. При этом вся энергия,
накопленная в линиях, в течение длительности импульса передается в нагрузку.
Если сопротивление нагрузки RH Ф 2Zo, то в нагрузке возникает серия
отраженных импульсов. Каждый следующий импульс появляется через интервал времени
lllv после конца предыдущего. Амплитуда и полярность этих импульсов
определяются из соотношения
Uk=-
2RHU0
2Z0+RH
RH-2Z0
A+2Zo.
*= 1,2,3,...
D.9)
Схемы генераторов, приведенные на рис. 1 и 3, чаще всего используются для
генерирования мощных наносекундных импульсов. Эти генераторы хороши тем,
что jipn согласовании в нагрузку передается вся энергия, накопленная в линии.
Недостатком таких генераторов является трудность регулировки длительности
импульса и сопротивления нагрузки. В первом случае необходимо менять длину
накопительных линий, что не всегда удобно, а во втором - изменение сопротивления
нагрузки вызывает изменение тока и напряжения в импульсе и появление
дополнительных импульсов. Эти трудности можно устранить, используя схему,
показанную на рис. 4 [2]. В этой схеме начало и конец одного из проводников линии
Рис. 4.4. Схема импульсного генератора для формирования одиночных импульсов на
произвольной нагрузке
56 Глава 4. Генерирование импульсов с использованием длинных линий
соединены, поэтому после замыкания ключа волновые процессы начинаются
одновременно на обоих концах линии. Поскольку на одном из концов линия
согласована (Rc = Z0), на нем не возникают отражения, и в нагрузке RH независимо от ее
величины не появляются повторные импульсы. Длительность импульса в
нагрузке RH равна времени пробега волны от одного конца линии к другому. Амплитуды
напряжения и тока в таком генераторе определяются из соотношений
ия =
Z0+RH
L=-
Ua
Zn + &,
D.10)
Если RH = Z0, то U& =[/0/2и/а= ?/0/2Z0, т.е. амплитуды тока и напряжения такие
же, как в схеме с разомкнутой накопительной линией. Однако энергия импульса в
рассматриваемой схеме в два раза меньше, так как половина энергии будет
поглощена в согласующем сопротивлении RC9 а половина - в нагрузочном. Несмотря на
это, такие генераторы нашли широкое применение для проведения различных
физических экспериментов, в которых сопротивление нагрузки RH может меняться во
времени или не быть равным волновому сопротивлению линии Z0.
В рассмотренных нами выше схемах линия является емкостным накопителем
энергии. Существуют, однако, разновидности схем с индуктивным накоплением
энергии. Это так называемые генераторы с замкнутой линией. Одна из таких схем
приведена на рис. 5. Один конец линии практически замкнут накоротко, так как
R «: Z0. В линии устанавливается ток I0 = U0/R. Этот ток определяет запасаемую
в линии энергию ЬЦ/2, где L - общая индуктивность отрезка линии. В момент
времени t = 0 ключ К переключает ток /о на нагрузку RH. Если RH = Z0, то на
нагрузке появится импульс положительной полярности с амплитудой напряжения
ия
2 ~ 2R
D.11)
и длительностью импульса /и = 21/v.
Из A1) следует, что коэффициент умножения напряжения в этой схеме по
сравнению с разомкнутой линией составляет Z0/R и теоретически может быть
сколь угодно большим, а коэффициент полезного действия равным 100% при
RH = Z0. Однако практически напряжение на нагрузке определяется такими
параметрами размыкателя тока (коммутатора К), как зависимость его сопротивления
от времени, остаточное сопротивление, паразитная индуктивность его
подсоединений и т.д.
R
-Л\ЛЛЛ-
ия
е
Рис. 4.5. Схема генератора импульсов с индуктивным накоплением энергии (R « Z0, RH = Z0)
§4.2 Умножение напряжения в генераторах с линиями 57
§ 4.2 Умножение напряжения в генераторах с линиями
Свойства длинных линий широко используются для умножения амплитуды
импульсов напряжения и тока. Например, можно показать, что идея, заложенная в
генераторе с двойной линией, позволяет получить импульсы с амплитудой
напряжения много выше зарядного. Преобразуем схему, представленную на рис. 3.
Уберем нагрузку, а затем сложим двухступенчатую линию вдвое так, чтобы совместить
начало и конец верхней общей обкладки. При этом получим стопку из двух, а если
нужно, и более линий. В таком виде (рис. 6) линия удобна для использования в
генераторе импульсов высокого напряжения.
На рис. 6, а показано последовательное включение трех таких полосковых
формирующих линий и нагрузки [3]. В исходном состоянии ключи разомкнуты и
линии заряжены до напряжения f/0. Напряжение на нагрузке отсутствует. При
одновременном замыкании ключей через время, равное времени пробега волны по
линии, в идеальном случае напряжение на выходе п последовательно соединенных
линий равно
^ВЫХ ~~ " ~ , г>
nZ0+RH
Выходное сопротивление генератора с полосковыми линиями равно
311па
^вых — WA>
Wi '
D.12)
D.13)
¦о с^:
(а)
(б)
¦—а^о-
|—5^0-
°"~T^V*
?/«_
(в)
о-4-^Со
иГ
О f=0 т<^<3т
¦Uo
-О
-О
'Uo
t=Ot=x
too
jap
t=Ot=x
[R*
:R»
Rn
Рис. 4.6. Схема генератора импульсов с последовательным соединением полосковых линий:
а - с несколькими коммутаторами; б, в - с одним коммутатором
58 Глава 4. Генерирование импульсов с использованием длинных линий
а длительность импульса
..-^, D.N)
С
где п - количество полосковых линий, а - расстояние между полосами; Ъ и / -
соответственно ширина и длина полоски.
Работа генератора, показанного на рис. 6, а, требует большого числа
коммутирующих элементов, которые в ряде случаев можно заменить одним. Для этого в
схему генератора необходимо ввести развязывающее сопротивление для
предотвращения разряда линий через общий проводник, образуемый обкладками
близлежащих линий. Два варианта схем генераторов на полосковых линиях с одним
коммутатором, рассмотренные в работе [3], приведены на рис. 6, б, в. Развязывающим
импедансом Zp в таком генераторе служит волновое сопротивление пассивных
линий, образуемых обкладками основных. Сопротивление Zp выбирается из условия
Zp у> Z0, что соответствует а0 » я, где а0 - расстояние между полосками
развязывающей линии.
После замыкания коммутатора одновременно с полным разрядом активных
линий происходит частичный разряд пассивных линий. Амплитуда волны
напряжения, распространяющейся в пассивных линиях в сторону нагрузки, как легко
видеть из рис. 6, б, при достижении конца линии равна
и = 2UqZ0 = 2U0a ^U0a
Z + 2Zp a + 2а0 а0
На рис. 6, в изображен генератор с последовательным включением полосковых
линий, отличающийся от генератора на рис. 6, б меньшей величиной импеданса
развязывающих линий. Амплитуда волны, распространяющейся в пассивных
линиях, в этом случае 2U0a/a0.
Генераторы на полосковых линиях широко применяются для питания искровых
камер и ускорительных трубок сильноточных ускорителей. В схемах генераторов
данного типа используются также коаксиальные линии, однако полосковые линии
позволяют создать более компактные генераторы.
Если полосковую линию с волновым сопротивлением Z0 длиной / свернуть в
спираль, а затем зарядить до напряжения С/о и замкнуть на длине /, то в обе
стороны от ключа К начнут распространяться волны. По мере движения волн емкости,
образованные смежными витками спирали, включаются последовательно. Когда
падающие волны достигают концов спирали, напряжение между началом и концом
спирали возрастает до величины пЩ. После отражения волны от концов
напряжение в линии меняет знак на противоположный. В момент, когда отраженные волны
достигают ключа, процесс перезарядки активной линии оканчивается и
напряжение на нагрузке, равной «Z0, достигает максимальной величины 2nU0. Далее
процесс отражения волн повторяется до тех пор, пока вся энергия не поглотится на
нагрузке или не уйдет на потери [3].
Время, за которое напряжение достигает максимума,
кпВ4г ,ллг>.
tM= —, D.16)
с
где п - число витков спирали, D - средний диаметр.
§4.2 Умножение напряжения в генераторах с линиями , 59
Выходное напряжение в интервале 0 < / < т
2U0t
Uam(t) = -
L
где tB - полное время прохождения волной витка. При tM < t < 2tu
^вых@ = 2
«-
U0.
D.17)
D.18)
Для получения импульсов напряжения с амплитудой до нескольких сот
киловольт и длительностью в десятки наносекунд и менее применяется импульсный
трансформатор, предложенный в [4]. Он состоит из п отрезков линий, соединенных
на входе параллельно, а на выходе последовательно (рис. 7); обычно в таких
трансформаторах используются отрезки коаксиальных линий.
Импульс напряжения, поданный на вход трансформатора, через время / = llv
(где / - длина линий, v - скорость распространения волны), достигает выхода
трансформатора. Если на выходе включена нагрузка RH = wZ0, то амплитуда
выходного напряжения при отсутствии искажений увеличится в п раз по сравнению со
входным. Чтобы уменьшить частотные искажения трансформированного импульса
и йовысить коэффициент трансформации вплоть до идеального значения т = и,
вход трансформатора должен отделяться от его выхода большими по величине
развязывающими импедансами. Для этого линии трансформатора сворачиваются в
катушки с большой индуктивностью и малой входной емкостью. Для повышения
коэффициента трансформации необходимо также уменьшать емкостные и
индуктивные связи между катушками, поэтому они выполняются с неравномерным
шагом намотки и по возможности размещаются далеко друг от друга. Для увеличения
индуктивности катушки можно использовать сердечники из феррита или другого
ферромагнитного материала.
Для уменьшения высокочастотных искажений импульса применяется также
коаксиальная конструкция трансформатора [4]. В этом случае линии выполняют в
виде вставленных друг в друга коаксиальных цилиндров. В другом варианте этой
конструкции все линии наматывают на отдельные цилиндры из изоляционного
Zi
К
"tz
^
t:
¦R„
Рис. 4.7. Импульсный трансформатор с использованием отрезков коаксиальных линий
60 Глава 4. Генерирование импульсов с использованием длинных линий
материала и помещают в заземленные металлические цилиндры. При этом
оболочка каждой линии образует с цилиндром спиральную линию. Подробный
теоретический анализ такого трансформатора дан в [5].
Достоинством трансформатора на отрезках длинных линий является
сравнительно равномерное распределение напряжения по линиям на выходе схемы и
малая величина паразитных параметров (по сравнению с обычным импульсным
трансформатором на ферромагнитном сердечнике). Это позволяет
трансформировать с небольшими искажениями импульсы длительностью в десятки наносекунд
напряжением в сотни киловольт [5].
§ 4.3 Импульсные устройства со ступенчатой
и неоднородной линиями
Импульсные трансформаторы, используемые в микросекундном диапазоне,
нельзя использовать для трансформации импульсов высокого напряжения наносекундной
длительности из-за индуктивности рассеяния и паразитных емкостей обмоток,
которые увеличивают фронт и искажают форму импульса. Меры, принимаемые для
увеличения полосы пропускания трансформаторов, позволяют трансформировать нано-
секундные импульсы только низкого напряжения (порядка 100 В) [1]. Для
трансформирования высоковольтных импульсов наносекундной длительности используются
длинные линии с переменным волновым сопротивлением, а также особым образом
включенные системы однородных длинных линий.
По существу, простейшим трансформатором является однородная длинная
линия с волновым сопротивлением Z0 и длиной /, если к ней присоединить на конце
сопротивление RH » Z0. При этом амплитуда импульса на нагрузке при входном
импульсе с амплитудой U0 длительностью 1И оказывается равной
UU=2U0—^—*2U0. D.19)
Ан +Z0
Однако при несогласованном генераторном конце линии основной импульс будет
сопровождаться серией дополнительных импульсов, вызванных последовательным
отражением от конца и начала линии. При последовательном включении
отрезков линии длиной /ь /2, ..., ln с волновым сопротивлением Zb Z2, ..., Zn и
условии Z2 > Zb Z3 > Z2, ..., Zn > Zn-u для амплитуды импульса на выходе линии
получим
t/a =2"С/0—^ —, D.20)
Z2+Z{ Z3+Z2 Z' + Zn
где RH - сопротивление нагрузки. Если, например, Z, = 2Z^_i G = 1,2,..., п), то
Ua ==— ^L_ U0. D.21)
а 3"-1 RH+Zn ° v }
При разомкнутом конце последней линии и при п = 5 коэффициент
трансформации Ua/U0 =6,31. Если задержка на единицу длины Т всех отрезков линий
одинакова, а длительность входного импульса /и < /КГ, где /к - длина самого короткого
отрезка линии, то на RH появится трансформированный импульс со множеством
§4.3 Импульсные устройства со ступенчатой и неоднородной линиями 61
дополнительных импульсов, вызванных отражением от начала и конца каждого из
отрезков. Такой метод трансформации используют, если можно шунтировать
дополнительные импульсы или если необходимо иметь импульсы с крутым фронтом
и плоской вершиной на определенном расстоянии от начала фронта, а
последующая форма импульса не имеет существенного значения. Такие импульсы нужны,
например, для исследования процессов запаздывания явления, вызываемого
действием высокого напряжения. Существенным ограничением при использовании
этого метода трансформации являются процессы в месте стыка линий, приводящие к
увеличению длительности фронта импульса. В месте стыка соединяются линии с
различными геометрическими размерами, что эквивалентно включению в этом
месте некоторой емкости, шунтирующей линию (см. главу 8).
Оригинальная схема умножения напряжения, основанная на кумулятивном
разряде заряженной ступенчатой линии, предложена в [6]. В линии имеется несколько
отрезков, в общем случае л, с одинаковыми задержками, но с разными волновыми
сопротивлениями. Соотношение волновых сопротивлений отрезков линий
подобрано оптимальным, при котором энергия, запасенная в каждой предыдущей
ступени (отрезке), полностью передается в последующую ступень за двойное время
пробега импульса в этой ступени.
Для исключения эффектов на стыках используют линии с переменным
волновым сопротивлением, в которых погонные емкость и индуктивность изменяются
по длине линии. Общая теория неоднородных длинных линий изложена в
работе [7]. Мы о них говорили также в главе 2. Наибольшее практическое применение
находит экспоненциальная линия, у которой индуктивность, емкость и волновое
сопротивление изменяются вдоль длины линии х по закону:
Цх = Lo0e«x; С0х = Сте~^\ Z0x = J^-e™, D.22)
где к - положительная или отрицательная постоянная величина. Согласно
формуле B.38), если на вход такой линии с возрастающим по длине волновым
сопротивлением подать прямоугольный импульс, то амплитуда его будет возрастать и на
длине х коэффициент трансформации составит
п = екх/2= Р^. D.23)
В то же время вершина импульса в течение длительности импульса U будет
спадать согласно формуле B.41)
A = ^^l. D.24)
8Г0
Неоднородные линии можно использовать и в качестве формирующих элементов
импульсных генераторов. Например, в [7] предлагается включать последовательно
с параболической линией конденсатор с емкостью С (рис. 8). Волновое
сопротивление параболической линии изменяется по закону
Z0(x) = Z00(l--l , D.25)
62 Глава 4. Генерирование импульсов с использованием длинных линий
Рис. 4.8. Схема с параболической линией и конденсатором для формирования
прямоугольных импульсов
где а - параметр, характеризующий степень неоднородности линии. Входное
сопротивление такой линии при разомкнутом конце в операторной форме запишется
так:
ZBX=Z00cthplT--^9 D.26)
Р <*
где р - параметр в преобразовании Лапласа, / - длина линии.
Первый член этой формулы согласно E) обозначает входной импеданс
однородной разомкнутой линии с нагрузкой, равной волновому сопротивлению Zoo. Если
включить емкость С = a/vZ00, то его импеданс в операторной форме составит
vZ00
Z =
ар
D.27)
Следовательно, суммарный импеданс емкости и линии и ZBX будут равны
входному сопротивлению разомкнутой на конце однородной линии. Поэтому если
принять RH = Zoo, то на нагрузке RH будет формироваться прямоугольный импульс, как
и при однородной разомкнутой линии с параметрами /и = 21/v и ?/а = С/о/2.
Литература к главе 4
1. Льюис К, Уэлс Ф. Миллимикросекундная импульсная техника / Пер. с англ. В.Н. Дули-
на под ред. И.С. Абрамсона и А.Н. Могилевского. М.: Изд-во иностр. лит., 1956.
2. Введенский Ю.В. Тиратронный генератор наносекундных импульсов с универсальным
выходом // Изв. вузов. Радиофизика. 1959. № 2. С. 249-251.
3. Fitch R.A., Howell V.T.S. Novel Principle of Transient High Voltage Generation // Proc. IEE.
1964. Vol. Ill, N 4. P. 849-855.
4. Lewis I. Some Transmission Devices for Use with Millimicrosecond Pulses // Electr. Eng.
1955. Vol. 27. P. 332.
5. Месяц Г.А., Насибов А.С, Кремнев В.В. Формирование наносекундных импульсов
высокого напряжения. М.: Энергия, 1970.
6. Smith I.D. A Novel Voltage Multiplication Scheme Using Transmission Lines // IEEE Conf.
Power Modulating Symp. N.Y., 1982. P. 223-226.
7. Литвиненко O.H, Сошников В.И. Расчет формирующих линий. Киев: Гостехиздаг УССР,
1962.
Часть II ФИЗИКА ИМПУЛЬСНЫХ
ЭЛЕКТРИЧЕСКИХ РАЗРЯДОВ
Глава 5
РАЗРЯД В ВАКУУМЕ
§5.1 Общие сведения
Разряд в вакууме, как и любой другой разряд, состоит из трех стадий: пробоя,
искры и дуги. Пробой - это совокупность явлений, которые в конечном счете
нарушают электрическую изоляцию вакуумного промежутка. Для вакуумного
разряда это процессы, приводящие к концентрированию в микрообъеме катода энергии,
достаточной для его взрыва. Искра - это совокупность самоподдерживающихся
процессов, вследствие которых растет ток в вакуумном промежутке. Для
вакуумной искры это процессы, происходящие при взрывной электронной эмиссии
(ВЭЭ). Дуга - это завершающая стадия разряда с относительно малым падением
напряжения и стационарным током, который определяется параметрами разрядной
цепи и приложенным напряжением.
Для импульсной техники наибольший интерес представляют две первые фазы:
пробой и искра. Изучение пробоя важно для поиска путей улучшения электрической
изоляции импульсных генераторов, ускорителей электронов и ионов, СВЧ устройств,
импульсных рентгеновских генераторов и т.д. Создание компактных и надежных
импульсных систем невозможно без знания физики вакуумного пробоя. Что касается
вакуумной искры, то она имеет место при функционировании диодов ускорителей
электронов, в рентгеновских трубках, а также в вакуумных коммутаторах и обострителях.
Одним из фундаментальных процессов в искре является образование порций
электронов, получивших название эктонов, которые возникают в процессе
микровзрывов на катоде и создают взрывную электронную эмиссию. Для
нормального функционирования диодов, коммутаторов и обострителей необходимо уметь
управлять такими параметрами вакуумной искры, как ток, скорость его роста, его
плотность, распределение тока по поверхности катода и анода и т.д. Вакуумный
пробой и начальная стадия искровой фазы имеют место также в коаксиальных
вакуумных линиях передач с магнитной изоляцией, которые используются для
транспортировки мощных наносекундных импульсов.
Большой интерес представляет разряд по поверхности диэлектрика в вакууме.
Наличие диэлектрика в вакуумном промежутке существенно усложняет картину
64 Глава 5. Разряд в вакууме
разряда. Важную роль начинает играть контакт диэлектрика и катода, в котором
большое значение имеют тройные точки: металл-диэлектрик-вакуум, В этих
точках существенно облегчается взрывная электронная эмиссия. Картина разряда
усложняется также такими явлениями, как вторичная электронная эмиссия с
диэлектрика, зарядка поверхности диэлектрика, а также десорбция газа с нее.
Описанию всех этих процессов и будут посвящены различные разделы данной главы.
§ 5.2 Вакуумный пробой
5.2.1 Поверхность электродов
Для достижения наибольшей возможной электрической прочности вакуумной
изоляции поверхность электродов, особенно катода, должна быть чистой и
гладкой. Однако достичь идеально чистой и гладкой поверхности невозможно. Это
обусловлено такими факторами, как обработка электродов на стадии их
изготовления, методы кондиционирования электродов, последующие условия их работы,
качество вакуума и т.д. Поэтому поверхность электродов приобретает вполне
определенное состояние, которое характеризуется своеобразной микроскопической
структурой и химическим составом.
На рис. 1 приведены примеры нарушения идеальной структуры поверхности.
К ним относятся: наличие микровыступов, диэлектрические включения, оксидные и
другие неорганические диэлектрические пленки, слои адсорбированного газа, выход
на поверхность межзеренных границ, микрочастицы, продукты крекинга паров
масла, края кратеров, которые образовались в результате пробоя, поры и трещины и т.д.
Все эти нарушения поверхности создают эмиссионные центры, которые в результате
первичных или вторичных процессов приводят к вакуумному пробою [1].
Рис. 5.1. Различные типы эмиссионных центров, приводящих к пробоям вакуумных
промежутков: а) микровыступы, б) диэлектрические включения, в) оксидные и другие
неорганические диэлектрические пленки, г) слои адсорбированного газа, д) выход на поверхность
межзеренных границ, ё) микрочастицы, ж) продукты крекинга паров масла, з) края
кратеров, образовавшихся в результате пробоев, и) поры и трещины
§5.2 Вакуумный пробой 65
Важную роль в инициировании пробоя играет автоэлектронная эмиссия (АЭЭ)
с микроскопических выступов на катоде. Это явление заключается в эффекте тун-
нелирования электронов в сильном электрическом поле сквозь потенциальный
барьер на границе металл-вакуум. Основная зависимость АЭЭ связывает
плотность ее тока j с напряженностью электрического поля Е на поверхности металла
и называется формулой Фаулера-Нордгейма [2]:
t2(y)q>
6,8540У"е0;)'
E.1)
где ф - работа выхода металла, эВ, j - плотность тока АЭЭ, А/см2, Е -
напряженность электрического поля, В/см, t{y) и Q(y) - функции величины
^ = 3,62.10-4?1/V1-
Для практических расчетов обычно принимают t2(y) «1,1; Q(y)« 0,95 - 1,03^.
Из формулы A) следует, что зависимость (lg j)IE2 =f(l/E) является прямой
линией. Однако это имеет место только при плотностях тока АЭЭ j < 108 А/см2.
При более высоких плотностях функция j{E) почти не зависит от работы выхода
металла ср. Причина этого эффекта связана с влиянием объемного заряда
электронов вблизи эмиттера [3]. Зависимость j(E) в этом случае определяется законом
Чайлда-Ленгмюра:
j = ^0&E3*yEr-v>, E.2)
9 V т
где е и т - заряд и масса электрона, s0 - диэлектрическая постоянная, ге - радиус
эмитирующей поверхности, уЕ - коэффициент, определяемый размером и формой
эмиттера и имеющий величину порядка единицы.
Одной из основных причин вакуумного пробоя является ток АЭЭ с
микровыступов на поверхности катода. Поскольку электрическое поле на их кончиках
увеличивается во много раз по сравнению со средним полем, вводят понятие
коэффициента усиления электрического поля р?. Он представляет собой отношение
истинного значения напряженности электрического поля на вершине выступа к ее
среднему макроскопическому значению Е^ = U/d, где U - напряжение на зазоре;
d- расстояние между электродами. В случае простых геометрических форм
выступов найдены связи между коэффициентом р? и параметрами
неоднородности [4]. В практически полезной области значений р? можно пользоваться
простыми приближенными зависимостями р? от А/г, где h - высота, а г - радиус
вершины микровыступа соответственно. Например, для эллипсоида при р? = 7+100:
р?= —+ 1, E.3)
г
где а порядка единицы. Для цилиндра со сферической вершиной при р? = 10+1000:
Ря=- + 2. E.4)
г
Для конуса высотой h со сферической вершиной радиуса г при угле конуса
8 = 5-10 и р? = 20+3000:
Р?=^-+5. E.5)
5. Месяц Г.А.
66 Глава 5. Разряд в вакууме
5.2.2 Критерии вакуумного пробоя
Важную роль для характеристики вакуумного пробоя играют критерии пробоя.
Рассмотрим два основных критерия: для импульсного и постоянного напряжений.
При исследовании импульсного пробоя вакуумного промежутка с острийным
вольфрамовым катодом, у которого были известны радиус вершины и угол конуса,
установлено [1], что время задержки пробоя t3 и плотность тока АЭЭ с кончика
острия связаны соотношением (рис. 2):
72/3=const1. E.6)
Видно, что в соответствии с формулой F) все экспериментальные точки в двойном
логарифмическом масштабе хорошо укладываются на одну прямую, а тангенс угла
наклона равен двум. Отсюда следует, что произведение квадрата плотности тока на
время запаздывания до взрыва автоэмиттера в большом диапазоне времен /3 и
плотностей тока j остается величиной приблизительно постоянной.
Из графика находим, что j2t3 = 4-109 А2с/см4. На рис. 2 приведена также
зависимость времени запаздывания *3 от напряженности поля на вершине эмиттера Е0
для тех же экспериментальных точек. С увеличением напряженности поля Е0 от
7107 до 1,3-108 В/см критическая плотность тока увеличивается от 4,5 107 до
2,2-109 А/см2, что, в свою очередь, ведет к уменьшению времени до взрыва острия
от 4-10 до 110-9 с. Это говорит о чрезвычайно сильной зависимости времени
задержки пробоя от электрического поля на вершине острия. Формула F)
справедлива и для плоских электродов, на поверхности которых есть микровыступы, если
t3 меньше десятков наносекунд.
Итак, критерием импульсного пробоя в вакууме между острийным катодом и
плоским анодом является соотношение F). С другой стороны, из исследования
j [А/см2]
109
10*
107
106
I105
*г Ю4
103
102
101
10°
I
ЕЛО'* [В/см]
Рис. 5.2. Зависимости времени запаздывания взрыва автоэмиттера из вольфрама от
напряженности электрического поля A) и от плотности тока B)
Г ^4v^-<i
1,5 0,7 0,9 1,1 1,3 1,5 1,6
§5.2 Вакуумный пробой 67
взрыва проводников известно, что
'3 _
\РА = Н9 E.7)
_ о
где величина h называется удельным действием, j - плотность тока в проводнике,
/3 - время задержки взрыва. Величина h зависит от сорта металла и слабо зависит
от плотности тока. Поэтому в определенном диапазоне плотностей тока эту
величину можно считать неизменной и зависящей только от сорта металла (подробнее
об этом сказано в § 3). Таким образом, приведенные данные однозначно
свидетельствуют о том, что при острийном катоде стадия пробоя завершается
электрическим взрывом кончика металлического острия. После этого начинается искровая
стадия, которая обусловлена взрывной эмиссией электронов.
В [5] исследован пробой вакуумных промежутков длиной КН-Ч см при
постоянном напряжении. Установлено, что для таких металлов, как Al, Cu, Au, Pt,
Mo, W и др. величина пробивной напряженности электрического поля не зависит
от длины промежутка. Например, для вольфрама она составляет F,5±1)-107 В/см
(рис. 3). В соответствии с формулой A) для тока АЭЭ этот факт можно
интерпретировать как пробой при достижении определенной плотности тока АЭЭ, т.е.:
y = const2. E.8)
Соотношения G) и (8) являются критериями пробоя вакуумных промежутков
импульсным и постоянным напряжениями. Фактически эти критерии означают,
что вакуумный пробой происходит за счет электрического взрыва микровыступа на
катоде при концентрировании в нем большой плотности энергии за счет джоулева
разогрева током АЭЭ.
Из двух критериев вакуумного пробоя, приведенных выше, следует, что
пробивное напряжение прямо пропорционально длине промежутка, т.е. U^ ~ d.
Однако в целом ряде случаев исследователи вакуумного пробоя показали, что
отсутствует прямая пропорциональность между напряжением пробоя U^ и длицой
промежутка d. Зависимость эта имеет вид U^ ~ da, где а < 1. Этот эффект получил
название «эффекта полного напряжения». На первый взгляд кажется, что он
противоречит механизму пробоя, обусловленному микровзрывами. Однако это не так.
*-** ° " ° 8 8dfr*fffr
1 D 2 О 3 А
I I I I I I I
ю-4 кг3 кг2 кг1 ю° ю1
d [мм]
Рис. 5.3. Зависимость локальной пробивной напряженности поля на катоде от
межэлектродного расстояния для вольфрамовых электродов. Точки 1,2,3 взяты из различных работ
5*
1U
Ы 106
68 Глава 5. Разряд в вакууме
Явление взрыва микроучастков катода за счет концентрирования энергии в них -
универсальный процесс. «Эффект полного напряжения» означает, что для
микровзрыва недостаточно только тока АЭЭ, а нужны другие явления, которые
усиливают процесс концентрирования энергии в микрообъемах катода. Все эти процессы
приводят к образованию на катоде плазмы, которая резко интенсифицирует
процесс микровзрыва на катоде.
5.2.3 Инициирование вакуумного пробоя плазмой
Вакуумный пробой может возникать при напряженности электрического поля
существенно меньшей, чем это определено критериями G) и (8), если на катод
попадает плазма от внешнего источника. Минимальная энергия, которая
необходима для образования на катоде плазмы, способной вызвать пробой, составляет
~ 10~8 Дж [6]. При наличии плазмы на аноде энергия, необходимая для пробоя и
образования плазмы, увеличивается на несколько порядков. Средняя
напряженность электрического поля, необходимая для пробоя, в этом случае может быть на
один-два порядка ниже, чем в случае отсутствия плазмы ра катоде.
Существуют два механизма возбуждения вакуумного пробоя плазмой на катоде:
один за счет усиления плотности тока на микровыступах катода, а второй - за счет
зарядки диэлектрических пленок и включений током ионов плазмы и пробоя этих
пленок. Во втором случае плотность плазмы, способной инициировать пробой, на
несколько порядков меньше, чем в первом.
Рассмотрим более подробно первый случай для трех конфигураций
микровыступов на плоском катоде: цилиндра, конуса и сферы (рис. 4). Если такой
микровыступ обтекается плазмой, то на его поверхности будет течь ионный ток h=jiS
(где ji - плотность тока ионов, S - площадь поверхности выступа). Однако при
вхождении тока в катод он во всех трех случаях будет проходить через
площадку яг2. Следовательно, плотность тока на катоде будет:
У = Л-^. E.9)
Для цилиндра, конуса и сферы величина S соответственно будет равна 2nrh, nrl9
4nR2 соответственно. Коэффициент усиления плотности тока р, =j /j) при этом
будет для цилиндра 2А/г, конуса - //г, сферы - АЮ/т2 (/ - длина образующей конуса,
h - высота цилиндра, R - радиус сферы).
(*)
(*)
2г
2г
Рис. 5.4. Конфигурация неоднородностей на катоде для определения коэффициента
усиления плотности тока р/ (а) цилиндр; (б) - конус; (в) сфера
§5.2 Вакуумный пробой 69
Рассмотренный выше эффект играет важную роль в процессе самоподдержания
микровзрывных процессов. Кроме того, если неоднородности находятся в
непосредственной близости от взрывного центра, то плотность ионного тока на них
может быть достаточно большой, что с учетом эффекта усиления приводит к
микровзрыву на поверхности катода.
Действительно, плотность ионного тока:
7/=H>W' EЛ°)
где qt - средний заряд иона; щ - концентрация ионов; vt - их скорость. Поскольку
концентрация ионов и,- снижается по мере удаления от центра эмиссии на
расстояние г как Hi ос 1/г2, естественно ожидать усиления плотности тока вблизи
взорванного острия, что и наблюдалось в [6].
Влияние плазмы на эффект концентрирования энергии значительно
увеличивается, если на поверхности катода присутствуют диэлектрическая пленка или
диэлектрическое включение [6]. Пусть на поверхности катода находится
диэлектрическая пленка, под которой расположен металлический микровыступ. Если к
системе приложено электрическое поле, а на поверхность диэлектрика поступает
плазма, то за счет движения ионов в сторону диэлектрической пленки последняя
начнет заряжаться.
Напряженность электрического поля в пленке составляет:
E = J±9 E.11)
680
где 8 - диэлектрическая проницаемость пленки; / - время. При достижении
определенного значения поля Ещ происходит пробой пленки. Ток пробоя приводит к
возбуждению микровзрыва и взрывной эмиссии электронов.
Если плотность ионного тока у, из A0) подставить в A1) и учесть, что щ ос г-2,
то время запаздывания появления микровзрыва будет:
4?5Аф_г2> E12)
где Епр - напряженность поля, при которой происходит пробой диэлектрической
пленки.
Итак, существует два способа возбуждения ВЭЭ при помощи плазмы. Один
обусловлен зарядкой ионами плазмы диэлектрических пленок и включений на
поверхности катода, другой - усилением плотности тока на катодных микровыступах.
Если считать, что эктон образуется при электрическом поле внутри
диэлектрика Еир> 106 В/см, то для зарядки и пробоя диэлектрической пленки за время
/ < 10~9 с необходимо, чтобы выполнялось соотношение [6]:
пМ>НРсъг2с~1. E.13)
При vt ~ 106 см/с и концентрации ионов щ ~ 1017 см-3 можно ожидать появления эк-
тонов под действием набегающей плазмы. При плотности плазмы 1014 см-3 и той
же скорости ионов эктоны появятся в течение 10 с.
Для плотности тока 109 А/см2 при втором способе должно соблюдаться
соотношение
адМО28!},-1, E.14)
70 Глава 5. Разряд в вакууме
где Ру - коэффициент усиления плотности тока. Если принять, что C,« 102+103, то
для возбуждения эктонов необходимо иметь при одной и той же скорости ионов
концентрацию плазмы на два-три порядка больше [6]. Это объясняет, почему на
загрязненном катоде легко возбудить ВЭЭ при помощи плазмы с низкой
концентрацией, а на очищенном она возбуждается только при высокой концентрации
плазмы (порядка 1020 см-3).
Два механизма, которые описываются критериями A3) и A4), имеют
фундаментальное значение для вакуумного разряда. Они обеспечивают процесс
самоподдержания разрядов в искровой и дуговой стадиях. В частности, эти механизмы
отвечают за два типа катодных пятен вакуумных дуг. Один тип, когда кратеры
сгруппированы или касаются друг друга, обусловлен взаимодействием плазмы с
катодными микроостриями или струями жидкого металла, а второй, когда кратеры
рассеяны, - взаимодействием плазмы с диэлектрическими пленками и
включениями на катоде.
Существуют другие факторы, при воздействии которых на электроды вакуумных
промежутков может инициироваться пробой. К ним относятся лазерное воздействие,
удар об электрод ускоренной микрочастицы вещества, воздействие электронного
пучка, быстрый нагрев электродов и т.д. Наиболее хорошо изученными являются да-
зерное инициирование, а также инициирование ударом микрочастицы об электрод.
Во всех этих методах главным для пробоя являются достижение большой
концентрации энергии в микрообъеме катода и начало взрывной эмиссии электронов.
Несмотря на различные методы инициирования, основными физическими эффектами
при этом являются образование плазмы и ее взаимодействие с поверхностью катода,
которое приводит к образованию эмиссионного центра ВЭЭ.
Минимальная энергия, необходимая для инициирования пробоя вакуумного
промежутка при воздействии на катод ускоренной микрочастицы, составляет ~ Ю-8 Дж,
как и в случае прямого воздействия плазмы искры на катод. При образовании
плазмы на аноде ее ионы будут ускоряться в сторону катода. С одной стороны, они будут
разогревать катод и создавать условия для возникновения на нем плазмы, а с
другой - приводить к зарядке диэлектрических пленок и включений и их пробою. При
этом будут возникать микровзрывы на катоде, которые и инициируют вакуумный
пробой в промежутке. В этом случае фактом, значительно облегчающим создание
плазмы на катоде, является газ, адсорбированный на его поверхности.
§ 5.3 Электрический взрыв металла
Если выполняется критерий вакуумного пробоя, то происходит электрический
взрыв металла (ЭВМ) на вершине микровыступа. ЭВМ - это резкое изменение
физического состояния металла в результате интенсивного выделения в нем джоулевои
энергии при пропускании импульса тока большой плотности A06+109А/см2). При
ЭВМ происходит нарушение электропроводности металла. С точки зрения физики
вакуумного разряда наибольший интерес представляет нагрев металла со
скоростью роста температуры до 1012 К/с и выше. Это позволяет обеспечить переход
металла через все четыре состояния вещества (твердое, жидкое, пар и плазму) за
время < 10"9с.
§5.3 Электрический взрыв металла 71
Основную экспериментальную информацию о физике ЭВМ обычно получают
из осциллографических измерений тока и напряжения взрывающегося
металлического проводника. Используют также высокоскоростное фотографирование и рент-
генографирование такого проводника. Этой информации бывает достаточно для
определения удельной мощности и энергии, удельного сопротивления проводника
и его плотности.
Процесс ЭВМ состоит из двух фаз. Первая или начальная фаза включает нагрев
металла в твердом состоянии, его плавление и нагрев жидкого металла до начала
парообразования. Изменение плотности металла в этой стадии невелико, и она
описывается классическими методами. Вторая фаза - это собственно взрыв
металла. Она сопровождается резким возрастанием сопротивления проводника, что
обусловлено уменьшением плотности металла из-за его расширения. Это разделение
на две стадии оправдано тем, что изменение плотности металла, т.е. его
межатомного расстояния, сильно влияет на электронные спектры металла и механизм его
электропроводности. Например, удельное сопротивление возрастает более чем в
десять раз при уменьшении плотности меди в два раза [7, 8]. А при вложенной в
медь удельной энергии 104 Дж/г удельное сопротивление возрастает в 103 раз по
сравнению с нормальным состоянием. Наибольшая плотность тока при этом
составляет 5-108 А/см2.
В начальной стадии электрического взрыва металл расширяется незначительно,
поэтому его физическое состояние можно охарактеризовать одной
термодинамической величиной - температурой или удельной энергией. На этой стадии
существует однозначная зависимость между удельным сопротивлением и
температурой. На более поздних стадиях взрыва такой однозначной связи нет, что
объясняется зависимостью удельного сопротивления плазмы от плотности тока [7].
Стадия собственно взрыва наиболее сложна для изучения. Теоретическое
исследование этого явления чрезвычайно затруднено. Точные аналитические решения
задачи невозможны. Поэтому важную роль играют экспериментальные
исследования уравнений состояния металла и зависимости удельного сопротивления и
теплопроводности от удельной энергии. Экспериментальные результаты для широкого
диапазона состояния вещества используются для построения полуэмпирических
моделей, которые анализируются компьютерными методами. Кроме того,
существуют физические модели, основанные на фундаментальных представлениях о
строении вещества. В этом случае для каждого состояния металла используется
своя модель. Теоретически наиболее хорошо изучены область газовых состояний и
область сверхвысоких параметров, когда вещество переходит в чисто плазменное
состояние. При этом происходит перестройка атомных оболочек, которая
сопровождается отрывом наружных электронов. Все эти эффекты имеют место также при
взрыве металла.
В ряде случаев возможен подход к построению уравнений состояния, когда они
базируются на конкретных физических предпосылках и в то же время содержат
минимальное число свободных параметров, которые могут быть определены по
хорошо известным характеристикам вещества, таким, как плотность массы,
энергия сублимации, модуль холодного сжатия и т.д. При построении
полуэмпирических уравнений состояния в интересующей нас области фазовой диаграммы,
включающей твердое, жидкое, газовое, двухфазные и плазменное состояния при
72 Глава 5. Разряд в вакууме
изменении температуры в пределах нескольких сот тысяч градусов, целесообразно
воспользоваться несколькими моделями, соответствующими различным областям
диаграммы состояний, и на границах их применимости осуществить «сшивку».
При исследовании ЭВМ важную роль играет понятие удельного действия [7,8].
Эта величина определяется соотношением h = j? j2dt9 где у - плотность тока, t3 -
время задержки взрыва. Мы уже использовали эту величину в § 2 при
рассмотрении критерия импульсного вакуумного пробоя. По данным [8], величина h
меняется не более чем на 10% при изменении сечения проводника в 2000 раз, длины в
400 раз и плотности тока в 10 раз.
Для перевода вещества из одного энергетического состояния в другое требуется
определенное действие тока:
p— = j2dt9 E.15)
X у
где w - удельная энергия, р - удельная масса, % - удельное сопротивление, j -
плотность греющего тока.
В условиях адиабатического нагрева, когда удельное сопротивление зависит
только от плотности введенной энергии w, т.е. % = %(w), p = p(w), удельное
действие тока запишется так:
*-)*№-)/>*. E.16)
J0 ХМ о
Величина h характеризует в этом случае физические свойства данного металла.
Значения удельного действия можно найти несколькими путями [7, 8]:
1. Пользуясь справочными данными, в соответствии с выражением A6),
методами графического или численного интегрирования определяют удельное действие
h для заданного интервала температур (энергий). В таблице 1 приведены
подсчитанные таким способом удельные действия, требуемые для нагрева данного
металла от нормальных условий до начала плавления, Л^, и доля Л/*пл,
соответствующая фазовому переходу «твердое тело-жидкость» [6].
Таблица 5.1. Удельные действия до начала и конца плавления различных металлов (по
справочным данным)
Металл
Ag
Си
А1
Ni
Fe
Mo
W
Pt
Au
p, г/см3
10,5
8,9
2,7
8,9
7,9
10,2
19,3
21,4
19,3
Ьш, 109А2с/см4
0,67
0,94
0,33
0,24
0,14
0,32
0,32
0,18
0,50
А/*™, 109А2с/см4
0,105
0,130
0,080
0,043
0,015
0,044
0,033
0,030
0,064
§5.3 Электрический взрыв металла 1Ъ
2. Пользуясь измерениями в электрической цепи, определяют зависимость
X = %(w) и по ней в соответствии с A6) - удельное действие;
3. Пользуясь осциллограммой тока, интегрируют квадрат плотности тока по
времени.
В последних двух случаях, как правило, не учитывается изменение плотности
вещества и используется первоначальное сечение. По этой причине возможны
некоторые расхождения в значениях интеграла удельного действия (порядка 10% к
началу плавления).
4. Используют различные аппроксимации поведения удельного сопротивления
в зависимости от плотности энергии.
Среди характеристик ЭВМ, изучавшихся экспериментально, наиболее
показательной является зависимость омического сопротивления от выделяющейся
удельной энергии R/R0 =/(w). В результате многочисленных осциллографических
измерений установлено, что на стадии нагрева проводника до начала плавления эта
зависимость с достаточной точностью может быть аппроксимирована линейной
функцией [7]:
? = 1 + P>v, E.17)
где Rq - начальное сопротивление проводника; Р - энергетический коэффициент
сопротивления металла в твердом состоянии (для алюминия, например, C =
= 5,3 г/кДж, для меди р = 6,8 г/кДж). Формула A7) хорошо согласуется с
теоретическими представлениями о зависимости удельного электросопротивления
металлов в твердом состоянии от удельной внутренней энергии.
При нагреве металла в жидком состоянии до начала резкого возрастания
сопротивления взрываемого проводника зависимость R/R0 = /(w), как и при нагреве в
твердом состоянии, может быть аппроксимирована линейной функцией, но уже с
другим энергетическим коэффициентом рж [7]:
^- = 1 + р^-*<Д E.18)
где Лож - сопротивление расплавленного проводника при температуре плавления;
Wjk - удельная внутренняя энергия жидкого металла в точке плавления.
Однако для простейших оценок обычно берут линейную зависимость
удельного сопротивления % от температуры Г. Эта линейность хорошо соблюдается для
многих металлов вплоть до их плавления, т.е.:
Х = ХоТ. E.19)
Величины Хо Для Р*Да металлов приведены в таблице 2. Здесь же приведены
величины удельного сопротивления для металлов при комнатной температуре [9].
Таблица 5.2.
Металл Al Ag Си Аи Fe Ni W Mo
Хо, Ом-м/К, Ю-10 1,0 0,59 0,63 0,81 54,80 42,5 2,16 2,18
X, Омм, Ю-8 2,73 1,63 1,73 2,27 9,98 7,2 13,50 5,52
74 Глава 5. Разряд в вакууме
С учетом A9) из A6) получим простое соотношение для удельного действия,
полагая теплоемкость не зависящей от температуры:
*-?Ц*. E.20)
где Гкр - некоторая критическая температура, для которой определяют удельное
действие, Т0 - начальная температура.
Для того чтобы иметь общее представление о поведении сопротивления
проводника при его электрическом взрыве, в [7] на основе расчетно-эксперименталь-
ного метода построены зависимости удельного сопротивления взрываемых медных
проводников от относительной плотности вещества 5 = р/р0, где р0 - плотность
меди в твердом состоянии, и удельной внутренней энергии w (рис. 5).
Использование понятия удельного действия возможно, строго говоря, только
при медленном статическом нагреве металла в конденсированном состоянии. При
динамическом нагреве металла в плазменном состоянии наблюдается аномальное
поведение сопротивления. Эта аномалия возникает после достижения температуры
испарения и выражается в зависимости удельного сопротивления не только от
удельной вложенной энергии, но и от плотности тока. С увеличением плотности
тока взрыв «смещается» в сторону увеличения введенной в вещество удельной
энергии. Назовем это явление «эффектом смещения».
Наличие «эффекта смещения» начала взрыва в сторону больших удельных
энергий с ростом плотности тока, строго говоря, ставит под сомнение
абсолютность утверждения о сохранении величины удельного действия при взрыве
проводников. По данным [6], увеличение плотности тока с 106 А/см2 до 108 А/см2
приводит к увеличению удельного действия А в 1,5+2 раза. Нас будут интересовать
плотности тока порядка 108 А/см2 и более. Поэтому мы будет принимать, что для
этих плотностей тока величина h остается неизменной. Величины hx - удельное
действие от комнатной температуры до взрыва и h2 - от температуры плавления
до взрыва приведены в таблице 3 [6].
Рис. 5.5. Удельное сопротивление меди при различных значениях удельной тепловой энергии w
§5.4 Эктон и его природа 75
Таблица 5.3. Удельные действия при взрыве ряда металлов
Металл
A,, IO'AVcm4
h2, IO'AVcm4
Си
4,1
3,1
Аи
1,8
1,3
А1
1,8
1,4
Ag
2,8
2,0
Ni
1,9
1,6
Fe
1,4
1,2
К этой проблеме мы еще вернемся при обсуждении работы импульсных
устройств с обрывом тока путем электрического взрыва проводников (см. главу 17).
§ 5.4 Эктон и его природа
Электрический взрыв на поверхности металла сопровождается эмиссией
электронного тока, который на порядки превосходит ток АЭЭ. Эта эмиссия была
открыта Месяцем и названа им взрывной электронной эмиссией (ВЭЭ) [10]. ВЭЭ
является термоэлектронной эмиссией из участков катода, нагретых до высоких
температур за счет их микровзрывов. Эта эмиссия происходит отдельными порциями,
которые получили название эктонов [6, 10]. Термин «эктон» (ecton) образован от
слов Explosive center или Electron claster.
Согласно механизму Месяца [10, 11, 6] при электрическом микровзрыве на
катоде из зоны взрыва будет испускаться электрический ток. Поскольку перед
взрывом плотность тока АЭЭ обычно достигает 109 А/см2, то это приведет к
значительному «смещению» взрыва в сторону очень высоких температур, во много раз
превышающих температуру критической точки. Воспользуемся формулой Ричард-
сона-Шоттки:
; = ЛгЦ-^^1}, E.21)
где А = 120,4; а = 3,79-Ю-4, ср - работа выхода (для меди <р = 4,4 эВ), k -
постоянная Больцмана, Е - электрическое поле на эмитирующей поверхности (В/см), Т-
температура катода (К), j - плотность электронного тока (А/см2). Геометрия
эмиссионного центра для взрыва острийного и плоского катодов приведена на рис. 6.
Моделирование процессов показало, что поле Е не превышает 105 В/см. Согласно
оценкам для меди при энерговкладе, эквивалентном 104 К, плотность тока будет
порядка 108 А/см2, при 7-Ю3 К - только 5-Ю6 А/см2, т.е. охлаждение зоны
функционирования эктона на 30% приводит к уменьшению плотности тока в 20 раз.
Итак, качественно картина образования эктона выглядит следующим образом.
Вначале при инициировании ВЭЭ плотность тока составляет около 109 А/см2.
Происходит быстрый разогрев микрообъема катода и его взрыв, приводящий к
возникновению эффективной взрывной эмиссии. По мере развития взрыва
происходят увеличение зоны эмиссии, теплоотвод, унос теплоты за счет выброса
плазмы и нагретого жидкого металла. Все это снижает температуру зоны и
плотность тока термоэлектронной эмиссии. Уменьшение же плотности эмиссионного
тока приводит к еще более быстрому охлаждению зоны эмиссии из-за снижения
джоулева разогрева. Поэтому ток взрывной эмиссии прекращается, образуя
порцию электронов - эктон.
76 Глава 5. Разряд в вакууме
Зона эмиссии и испарения
Жидкая фаза
Твердая фаза
Зона эмиссии и испарения
Жидкая фаза
Твердая фаза
Рис. 5.6. Геометрия эмиссионного центра на вершине острийного катода (а) и на
поверхности плоского катода (б)
Этот эффект убедительно демонстрируется графиками зависимости плотности
тока j от времени t при различных токах, испускаемых с микроучастков плоской
поверхности медного катода (рис. 7). Эти графики были получены из анализа эро-
зионно-эмиссионной модели эктона [6]. В этой модели взрыв заменялся
испарением при перегреве эмиссионных центров. В расчетах учитывались джоулев
нагрев металла, эффекты испарения, охлаждение за счет теплопроводности, а также
электронно-эмиссионные эффекты.
10
10° 101
t [НС]
Рис. 5.7. Зависимость плотности тока взрывной эмиссии от времени на медном катоде при
различных токах
§5.4 Эктон и его природа 11
Рассмотрим взрыв конического эмиттера [6] при начальной плотности тока АЭЭ
> 109 А/см2. Предполагая, что значительная энергия, необходимая для взрыва
кончика острия, поступает за счет разогрева материала катода в конденсированном
состоянии, можно определить основные параметры эктона. В этом случае удельное
действие можно считать равным:
A = P?ln^, E.22)
Хо *о
где Тех - температура, при которой происходит взрыв, Т0 - начальная
температура, р - удельная масса, с - теплоемкость, %0 - коэффициент пропорциональности
между удельным сопротивлением и температурой.
Если ток / испускается из кончика острия, то, решая тепловую задачу, можно
найти распределение температур Т в этом острие. Оно определится из формулы:
Т = Т0 ехр
Xo\Ht)dt
16rc2pcr4sin4
е
E.23)
Из формулы B3) можно найти радиус гех, при котором температура Т^ будет
выше формальной критической, соответствующей взрыву:
l*\l2dt
16rc2pcsin4— ln-^
4 Г0
1/4
E.24)
Предполагается, что весь металл, находящийся внутри этого радиуса, будет
взорван и унесен в виде плазмы.
Первое допущение при построении этой модели эктона состоит в том, чтобы в
формуле B4) использовать соотношение B2), а в_качестве удельного действия
принимать экспериментально измеренное значение А. Если при этом принять, что
во всех интересных случаях sin@/4) ~ @/4), то получим [6]:
*-|тйи • E25)
Мы уже говорили, что время функционирования эктона ограничено из-за
быстрого охлаждения взрывного цешра за счет теплопроводности, выброса нагретых
атомов и ионов металла, а также уменьшения плотности тока при увеличении
эмиссионного радиуса.
Второе допущение состоит в том, что мы считаем охлаждение зоны эктона
обусловленным только теплопроводностью и увеличением радиуса зоны взрыва.
Функционирование эктона прекращается, если радиус Г& равен расстоянию rk9 на
которое распространяется тепловая энергия за счет теплопроводности. В этом случае:
гех=гх=2(шУ>9 E.26)
где а = Х/рс - температуропроводность.
78 Глава 5. Разряд в вакууме
Обозначим радиус, при котором это условие выполняется, через ге, т.е. как
радиус функционирования эктона на катоде. Тогда из B5) и B6) при /= const следует
(рис. 6):
Ге = п(аЙГ>&9 E'27)
а время функционирования эктона:
I2
е TtVAe4
Масса, уносимая за время функционирования эктона, составит:
E.28)
Me=±r}pV. E.29)
Подставляя ге из B7), получим:
Заряд электронов, уносимых эктоном, составит qe -Ite. С учетом B8) это составит:
Уносимая с катода масса на единицу заряда у,- = Me/qe, или:
? ( V/2
" = 3<fJ • EJ2)
Следовательно, согласно нашей модели удельный унос массы зависит только от
свойств материала катода.
Таблица 5.4.
Металл
дта, см2/с
аж, см2/с
р, г/см3
Си
1,17
0,42
8,90
Ag
1,74
0,55
10,50
Аи
1,28
0,50
19,30
А1
0,94
0,35
2,70
Мо
0,55
0,13
10,20
W
0,64
0,14
19,30
Fe
0,23
0,07
7,90
Ni
0,23
0,12
8,90
Для проведения количественной оценки параметров процессов, происходящих
за время существования эктона, в таблице 4 [6] приведены значения
температуропроводности а в твердой и жидкой фазах металла. Здесь же приведены значения
удельной массы металлов.
§ 5.5 Искра в вакууме
Будем рассматривать ток вакуумной искры, возникающей, когда по коаксиальной
линии на вакуумный промежуток поступает прямоугольный импульс напряжения.
Типичная осциллограмма тока в таком промежутке показана на рис. 8, где t3 -
время запаздывания пробоя, /к - время коммутации, которое определяется между
уровнями 0,1-Ю,9 от амплитуды тока. Многочисленные исследования показали, что,
§5.5 Искра в вакууме 79
Рис. 5.8. Осциллограмма тока искры, полученная с помощью емкостного делителя
напряжения d = 0,5 мм, Uo = 50 кВ. Импульс напряжения по коаксиальному кабелю поступает к
исследуемому вакуумному промежутку. Первый пик обусловлен током смещения через
вакуумный промежуток
независимо от приложенного напряжения и формы электродов, время tK зависит от
материала катода и длины промежутка катод-анод, причем величина d/tK ~ 106 см/с
(рис. 9). Ток носит чисто электронный характер, что иллюстрируется его
отклонением в магнитном поле и наличием рентгеновского излучения с анода [1].
Этот ток является током взрывной электронной эмиссии (ВЭЭ) в результате
появления большого числа вторичных эктонов, о происхождении которых мы будем
говорить несколько позже. Испускание электронов с катода в вакуумном
промежутке идет порциями, но этих порций - эктонов - много. Поэтому при большом
токе порционностью можно пренебречь и записать приближенные динамические
вольтамперные характеристики, которые связывают ток и напряжение с длиной
промежутка и временем. В общем виде ток искры определяется из
модифицированного соотношения Чайлда-Ленгмюра [1]:
I(t) = AW,2F
7}
E.33)
200
150
100
50
(в)
//
\/\
$\
2 4 6
d [мм]
4000
3200
| 2400
Ь? 1600
800
II1
\
\\\
i\
\ \\
vV
\,
Ч.
^L
^_?
-^5
' (б)
6 12 18 24
h [не]
Рис. 5.9. а- зависимость времени коммутации от длины вакуумного промежутка для
электродов из алюминия G), меди B) и молибдена C); б - зависимость времени запаздывания от
средней напряженности поля для электродов из молибдена G), меди B), алюминия E),
свинца D), и графита E)
80 Глава 5. Разряд в вакууме
где U - напряжение на искровом промежутке, которое изменяется во времени, v -
скорость расширения плазмы при катодных микровзрывах, постоянная величина А
и функция F зависят от конфигурации катода и анода, d - длина промежутка
катод-анод. Если ток измерять в амперах, а напряжение в вольтах, то при vt < d/2
для плоского анода и острийного катода А = 37-Ю-6, F = vt/d; а для плоских
катода и анода А = 44-10, F = (vt/dJ.
Более строгий расчет вольтамперной характеристики искры можно сделать,
используя метод, предложенный в [1]. Внешнее электрическое поле при этом
считается постоянным. Зависимости относительных величин тока и времени Т(Т)
приведены на рис. 10, д. Здесь / = RI/U0, a T = vt/d. Эти зависимости получены при
различных величинах
B=7t^W> E34)
где R - сопротивление разрядного контура, равное волновому сопротивлению
линии, по которой поступает импульс, п - число одновременно функционирующих
центров ВЭЭ. Если относительная длительность роста тока искры Тк
определяется как обычно между уровнями 0,1 -Ю,9 от амплитуды тока, то
dUB)
fv=-
E.35)
Зависимость ТК(В) приведена на рис. 10, б.
Проанализируем полученные результаты.
1) Вид зависимости 1(Т) имеет хорошее совпадение с видом осциллограмм
тока пробоя (см. рис. 9).
2) Время роста тока искры от нуля до амплитудного значения не зависит от
параметров внешней цепи, прямо пропорционально длине промежутка и обратно
пропорционально скорости движения эмитирующего фронта плазмы.
3) Время коммутации Тк (или tK) измеряется между уровнями 0,9-Ю, 1 от
амплитудного значения тока (или напряжения), поэтому изменение Тк (или /к) связано
лишь с деформацией кривой 1(Т).
4) Формулы C4) и C5) предсказывают слабую зависимость времени tK от п,
сопротивления R и напряжения U0, причем зависимость ТК(В) допускает как
небольшой рост, так и снижение времени tK с ростом напряжения ?/0.
F)
0,6
0,2
0
i i i i
2 4
В
Рис. 5.10. Зависимости рассчитанного тока от времени в относительных единицах (а) и
относительного времени коммутации от параметра В (б)
§5.5 Искра в вакууме 81
Как мы уже говорили, при микровзрывах на катоде образуется катодная плазма.
Она содержит одно-, двух-, трех- и более зарядные ионы (А1, Си, Мо и др.), имеет
температуру 4+5 эВ и крайне неоднородное распределение в пространстве.
Непосредственно в катодной области ее концентрация составляет 1020 см~3 и более, а
затем спадает обратно пропорционально квадрату расстояния [1,6]. Скорости
разлета плазмы для шести различных металлов приведены в таблице 5.
Таблица 5.5. Съ
Металл
Vy 106 см/с
сорость разлета катодной плазмы
Al Cu Pb
1,8 1,7 1,0
Мо
1,8
Ni
1,4
W
1,8
Это скорость движения передних слоев плазмы, измеренная по времени
перемыкания промежутка. Массовая скорость будет несколько ниже, и определяется она по
механическому воздействию плазменной струи на поверхность катода.
Плазма оказывает давление порядка 109 Па на катод в зоне микровзрыва.
Однако это давление приходится на жидкую фазу металла. Дело в том, что в течение
функционирования эктона за счет джоулева разогрева поверхности на катоде
образуется ванна жидкого металла с приблизительным радиусом
гж = 2yfai~9 E.36)
где te - время функционирования эктона, а - температуропроводность. Обычно
величина гж составляет величину порядка Ю-4 см (Си, А1, Мо и др.) [1, 6]. В
результате такого кратковременного (te « 10~8 с) импульсного давления жидкий
металл будет разбрызгиваться, образуя струи и капли, скорость которых составляет
104 см/с. О том, что это так, свидетельствует рис. 11с фотографией кратера
на катоде, образованного током -100 А в течение 20 не. На снимке видны струи
Рис. 5.11. Снимок поверхности плоского медного катода после однократного включения
тока при длительности импульса tH = 20 не
6. Месяц Г.А.
82 Глава 5. Разряд в вакууме
и капли металла. Количество капель металла для медного катода составляет 2-107 Юг1,
а наиболее вероятный диаметр капель ~@,1-Ю,2) мкм [1].
Итак, на катоде образуются жидкая и плазменная фазы металла. Поэтому унос
массы с катода (или эрозия катода) имеет место как в жидкой, так и в плазменной
формах. При острийных конических катодах с малым утлом конуса эрозия
происходит в основном в жидкометаллической фазе. При линейном росте тока искры
(/=Kt) удельный унос в жидкой фазе составляет [б]:
4pKl/2tl/2
Уж 3^9C/^K"'
E.37)
где hm - удельное действие тока для нагрева металла до плавления (таблица 1),
9 - угол конуса, /и - длительность тока искры, р - плотность массы катода. Если
напряжение на искре U меняется незначительно, то крутизна роста тока для ост-
рийного катода составит
U3/2v
Л: = 3740-6-
E.38)
где v - скорость разлета катодной плазмы, d -длина промежутка. Оценим уж для
меди при К = 24 О7 А/с, /„ = 4-10"8 с, 9 = 10°, hm * 109 AVcm4 (Си). При этом
уж = 5-10 г/Кл. На рис. 12 приведены экспериментальные зависимости уж от
угла конуса для Мо и W [6].
Как видно из рис. 12, с ростом угла 9 удельный унос массы уменьшается. При
больших углах начинает преобладать унос массы в плазменной фазе. Обозначим
удельный унос в плазменной (ионной) фазе через у,. Для оценки этой_величины
используем формулу C2) для простейшей эктонной теории: у, = |р(а/АI/2.
Воспользуемся таблицами 3 и 4 для меди и получим для твердой меди у, « 7-10 г/Кл,
а для жидкой 6- Ю-5 г/Кл.
Рис. 5.12. Экспериментальные зависимости унесенной с острия массы металла от угла
конуса острия 0 при Щ = 20 кВ, d= 2 мм. 7, 3 - Мо; 2, 4 - W; /и, не: /,2-5; 3,4-20
§5.5 Искра в вакууме 83
(а) А-1,5
#2=1,5
(б) А = 1,5
А =1,5
ZJ = 5,6
® Д-22
/J=П
Рис. 5.13. Снимки свечения катодной и анодной плазмы (экспозиция 3 не) при разряде в
промежутке (d = 0,35 мм). Напряжение Щ = 35 кВ для медных электродов. Фронт
импульса - 1 не. D\ и А - значения диафрагм объективов фотоаппаратов, а - время 4 не, тока нет
(это стадия пробоя); б - время 8 не, ток 20 А; в - время 22 не, ток 150 А; г - время 34 не,
ток 230 А (дуговая стадия)
В таблице 6 приведены экспериментальные данные по удельному уносу
металла в плазменной фазе для четырех металлов [6].
Таблица 5.6. Удельный унос массы металла катода в искре
Металл
yi9 10-5г/Кл
W
16
Аи
9,2
Ag
4,2
Си
4,0
Важным является вопрос, каков механизм появления новых эктонов вслед за
первичным. Ведь ток в искре протекает непрерывно. Это происходит за счет
взрыва струй жидкого металла или близлежащих микровыступов при их
взаимодействии с плазмой от предшествующих эктонов. О том, что такие струи жидкого
металла существуют, свидетельствует рис. 11, на котором показан катодный кратер.
Существование же плазмы при катодных микровзрывах доказывается
фотографиями свечения в вакуумном промежутке, полученными при экспозициях 3 не
(рис. 13). Этот эффект состоит в следующем. Если катодный выступ (или струя
жидкого металла) находятся в плазме, то плотность тока, протекающего в
основании выступа, будет в Ру раз больше, чем на его поверхности. Как показано выше,
Р7 = S/So, где S - общая площадь поверхности выступа, So - сечение основания
выступа на поверхности катода. Появление эктонов непосредственно в эмиссионном
центре обусловлено взаимодействием струи жидкого металла с плотной плазмой.
Появление же эктонов рядом с центром ВЭЭ объясняется взаимодействием
плотной плазмы с микровыступами поверхности катода в этой области. Напомним, что
б*
84 Глава 5. Разряд в вакууме
критерий появления эктонов в течение Ю-9 с при воздействии плотной плазмы на
катодный микровыступ записывается согласно формуле A4) пщ > 1028|3у1 см~2с-1.
Теперь возникает вопрос, за счет чего происходит усиление плотности тока.
Непосредственно в зоне микровзрыва ток ионов на катод составляет не более
~107 А/см2. Для того чтобы взрыв жидкометаллической струи произошел за 10~9 с,
необходимо иметь плотность тока 109 А/см2, т.е. должно быть усиление ру > 102.
Если струя имеет форму конуса, то ру « 2/0, где 9 - угол конуса. Для катодного
пятна дуги на медном катоде 0 * 0,5 [6], поэтому РУ» 4, т.е. коэффициент усиления
плотности тока слишком мал. Если струя имеет форму цилиндра, то РУ« 2А/г, где h
и г - соответственно высота струи и радиус ее вершины. Величина ру совпадает с
коэффициентом усиления электрического поля р?, которая согласно [1] не
превышает 10*20 при длительности импульса 5*50 не. Следовательно, ни при
конической, ни при цилиндрической форме струи получить ру > 102 невозможно.
Значительно большее усиление плотности тока можно получить, если на
вершине конуса будет сфера. Это имеет место в период отрыва капли от струи
жидкого металла. В этом случае (рис. 14) плотность тока в перетяжке капля-конус
увеличится в ру = 4гк2/г2 раз, где гк - радиус капли, г - радиус перетяжки. Процесс
отрыва капли будет длиться время порядка t = rK/vK, где vK - скорость движения
капли. Так как vK ~ 104 см/с, то время отрыва будет составлять -Ю-9 с. Чтобы в
течение времени / произошел взрыв перетяжки, плотность тока должна составлять:
/Г\1/2 /г ч1/2
у« 7 -f—] ' <5-39>
Исходя из того, что ток с катода в искровой стадии поступает в виде отдельных
порций - эктонов, определим количество эктонов и закономерность их поступления
Рис. 5.14. Струя жидкого металла, на которой образуется эктон: гм - радиус зоны
расплавленного металла, гэ - длина прогрева эктонной зоны, ри - давление плазмы на жидкий
металл, рэ -давление плазмы к моменту окончания функционирования эктона, / -ток
§5.5 Искра в вакууме 85
в промежуток. Выше мы предположили, что каждый эктонный цикл
сопровождается одной каплей жидкого металла с катода. Это имеет место при не слишком
больших скоростях роста тока dlldt < 108 А/с. В этом случае заряд электронов в эк-
тоне будет равен qe «1/ ук, где ук - число капель на единицу заряда. Общее число
эктонов в искровой стадии определится из соотношения:
ts
\ldt ts
#o=J = 7. J/Л, E.40)
где /s - длительность искровой стадии. Если рост тока в искре во времени
аппроксимировать линейной функцией, то общий заряд в течение искровой фазы составит
где /а - амплитуда тока, которая соответствует току вакуумной дуги. Так как
U ~ d/v, то
ЛГ0=^ = МЪ_. E.42)
Если U = ЮО A, d = 1 см, ук = 2-Ю7 Юг1 (для меди) [1], v » 2-Ю6 см/с, то из D2)
следует, что число эктонов за время искровой стадии составит N0 * Ю3 штук.
Есть еще один очень эффективный способ инициирования вторичных эктонов,
когда катодная плазма воздействует на прилегающую катодную поверхность,
которая имеет диэлектрические пленки и включения. Ионный ток плазмы заряжает
диэлектрик, который затем пробивается. Создаваемая при этом плазма и
способствует образованию нового эктона.
Пучок электронов, который образуется на катоде за счет ВЭЭ, ускоряется и
попадая на анод, разогревает его. Этот разогрев приводит к образованию анодной
плазмы, жидкого металла и его паров, которые появляются обычно с некоторым сдвигом
во времени по отношению к катодной плазме. Скорость этой плазмы может
достигать 106 см/с [1]. Если на катоде создаются электронные пучки, расположенные
близко друг к другу, то на аноде наблюдается электростатическое взаимодействие этих
пучков. Это приводит к зоне повышенной плотности тока и соответственно
усилению эрозии анода («эффект мазков»). Нагрев анода приводит к уносу его массы на
катод. Для меди удельный перенос составляет ~10~2 г/Кл. Воздействие электронного
потока на анод в искровой стадии пробоя приводит не только к эрозии анода и
образованию анодного факела, но и к появлению мощной вспышки рентгеновского
излучения. Данные о моменте появления, форме и длительности импульса
рентгеновского излучения при вакуумном пробое приведены в работе [1]. На основе этих данных
удалось достоверно объяснить основные закономерности генерирования импульсов
рентгеновского излучения в трубках диодного типа. Например, доза импульса
рентгеновского излучения D оказьдвается пропорциональной длине промежутка d9 т.е.
D~d. Длительность рентгеновского импульса tp равна времени движения катодной
плазмы до анода и, кроме того, /р ~ d. Подробнее о работе импульсных
рентгеновских трубок с использованием вакуумной искры и взрывной эмиссии электронов
будет сказано ниже (см. главу 28).
86 Глава 5. Разряд в вакууме
§ 5.6 Разряд по поверхности диэлектрика в вакууме
5.6.1 Процессы в катодной области
Изучение разряда по поверхности диэлектрика в вакууме играет важную роль,
так как диэлектрики широко используются в высоковольтных вакуумных
устройствах. Одно из основных их применений - это электрические изоляторы. Искра на
диэлектрике в вакууме может служить источником ультрафиолетового излучения,
который, в частности, может применяться для накачки газовых лазеров, а также в
импульсной коммутационной аппаратуре. Например, такие разрядники удобны для
обострения фронта импульса, а также используются в трштерных узлах
управляемых вакуумных коммутаторов. Особенно важно использование искрового разряда
по диэлектрику в вакууме в металлодиэлектрических катодах для получения
мощных пучков электронов и ионов. В этом разделе мы будем интересоваться в первую
очередь импульсным разрядом в соответствии с направленностью монографии.
Такой разряд иногда называют скользящим.
Сравнивая феноменологию скользящего разряда с разрядом между
металлическими электродами в вакууме, можно увидеть, что внесение диэлектрика в
вакуумный зазор приводит к резкому снижению электрической прочности промежутка.
Здесь мы сталкиваемся с целым рядом явлений, которые отсутствовали в
вакуумном промежутке. К числу их следует отнести усиление поля на катоде из-за
наличия микрозазоров между металлом и диэлектриком, зарядку поверхности
диэлектрика в результате бомбардировки электронами, а также появление газовой среды в
разрядном промежутке в результате десорбции газа с поверхности изолятора и его
разрушения.
Наличие диэлектрика в вакуумном промежутке приводит к усилению
электрического поля в области контакта катод-диэлектрик за счет микрозазоров. В [12]
исследованы процессы, происходящие в контакте металл-диэлектрик при наложении
электрического поля. Электроды и изолятор помещались в магнитное поле,
перпендикулярное к электрическому, с целью обеспечить отвод электронов из
разрядного промежутка. Эти электроны «сбрасывались» на заземленные пластины,
покрытые люминофором.
Величина напряжения между электродами, при которой возникало свечение
люминофора, является критерием для оценки интенсивности контактных явлений.
С ростом диэлектрической проницаемости увеличивается выход электронов из
контакта. Это приводит к тому, что импульсное напряжение, при котором
появляется свечение у катода, снижается почти в семь раз при увеличении
диэлектрической проницаемости диэлектрика 8 от 6,6 (стеатит) до 1800 (титанат бария).
Повышение напряженности электрического поля в области контакта за счет
изменения формы катода от плоскости к острию также приводит к усилению
электронного тока. Изменение материала катода не оказывает существенного влияния
на выход электронов из контакта.
Наличие повышенной напряженности поля в области соединения катода с
диэлектриком объясняется тем, что поверхности как диэлектрика, так и катода не
могут быть идеально гладкими. Они соприкасаются друг с другом лишь выступами
поверхностей (рис. 15). Для приблизительной оценки напряженности
электрического поля в области контакта можно идеализировать его геометрию. Обозначим
§5.6 Разряд по поверхности диэлектрика в вакууме 87
через А усредненную ширину микрозазора в контакте катод-диэлектрик, а через
d - толщину диэлектрика. Будем считать контакт в анодной области идеальным,
т.е. на аноде А = 0. Если допустить, что длина зазора намного меньше, чем его
ширина, то можно считать поле в нем однородным везде, кроме его краев.
Напряженность поля в зазоре может быть найдена как напряженность поля в промежутке,
последовательно соединенном с диэлектриком. Напряженность электрического
поля в катодном зазоре можно записать так:
Ay гА)
где Ек - напряженность электрического поля в катодной области. Из формулы D3)
можно сделать два вывода. Во-первых, если d/eA «с 1, то
E.44)
*•?-*-'
А А
где Е = UId - среднее электрическое поле в промежутке. Таким образом,
электрическое поле в этом случае в зазоре усиливается в d/A раз. Этот случай
соответствует большой величине диэлектрической проницаемости диэлектрика.
Во-вторых, если d/eA »1, то
Ек*гЕ, E.45)
т.е. электрическое поле увеличивается в 8 раз. Это соответствует случаю
диэлектрика со сравнительно малой величиной е.
Однако поле на микроостриях катода будет еще выше за счет геометрического
усиления. Если высота острий А, а радиус кончика катодного острия г0,топрий<А
Яко*^ = М?к, E.46)
где Ря - коэффициент усиления электрического поля. В частности, для случая на
рис. 15 на кончике острия «б» будет именно такое усиление поля. Коэффициент
р?« 10-5-100. Следовательно, полное усиление поля при больших е составляет
величину порядка dh/Ar0. Если d = 1 см, А = 10 см, h = 10 см, г0 = 10~5 см, а
напряжение 17= 104 В, то электрическое поле на поверхности острий (например, острия
«б» на рис. 15) составит 108 В/см. Такое острие взрывается за время ~10~9 с (рис. 2).
Диэлектрик
Рис. 5.15. Схематическая форма контакта диэлектрика с катодом: г0 - радиус закругления
наиболее острого катодного выступа, А - усредненная ширина катодного зазора, d -
толщина диэлектрика, а - контактирующее острие, б - острие внутри катодного зазора
88 Глава 5. Разряд в вакууме
При этом появляются катодная плазма, взрывная электронная эмиссия и катодное
пятно. Вывод о ведущей роли катода в разряде подтверждается многими данными,
например [12]. Ток электронов с катода растет с ростом напряжения U,
шероховатости катода (т.е. р?) и диэлектрической проницаемости 8.
Все эти факты говорят о ведущей роли катода в инициировании электрического
разряда по диэлектрику в вакууме.
Кроме автоэмиссионного взрыва, существует вторая возможность появления
катодного микровзрыва. Она обусловлена скользящим микроразрядом по
поверхности диэлектрика с острия «а» (рис. 15), которое контактирует с диэлектриком.
В таком разряде плазма будет двигаться с острия «а», создавая ток смещения. Этот
ток замыкается через острие, разогревает его, и острие взрывается. Вероятность
такого взрыва тем больше, чем выше s диэлектрика. Подробнее об этом мы будем
говорить ниже в главе 24 при рассмотрении работы металлодиэлектрических
катодов. Место касания микроострия с диэлектриком называется тройной точкой.
В ней соприкасаются металл катода, диэлектрик и изолирующая среда. В нашем
случае это металл-диэлектрик-вакуум. Как будет показано ниже, процессы в
тройных точках играют фундаментальную роль в физике скользящих разрядов, в
частности в работе металлодиэлектрических катодов.
Важным аргументом в пользу микровзрывов на катоде являются спектры
излучения начальных стадий разряда. В [13] исследовались титанат бария (г = 1800) и
двуокись титана (е = 80). При использовании двуокиси титана свечение в катодной
области было недостаточным, чтобы зарегистрировать его спектр в первые
наносекунды. В случае титаната бария это оказалось возможно. Авторы [13] ставили перед
собой следующую задачу: с помощью наблюдения последовательности появления
линий материалов электрода и диэлектрика в спектре свечения разряда установить
причинно-следственную связь между взрывом микровыступов на катоде и
испарением материала диэлектрика. Разряд на диэлектрике возникает начиная с некоторого
порогового напряжения. Величина этого напряжения растет с уменьшением
диэлектрической проницаемости, увеличением толщины диэлектрика и укорочением
длительности импульса. При амплитуде импульсов, близкой к пороговой, наблюдается
запаздывание разряда.
В спектре свечения разряда при напряжениях, близких к пороговым,
регистрируются линии материала острия (WI, WII), а также линии нейтрального (Bal),
однократно ионизованного бария (Ball) и титана (Til), входящих в состав
диэлектрика. С ростом напряжения разряда в импульсе интенсивность этих линий растет и
появляются новые линии, принадлежащие керамике. С сокращением длительности
импульса до 2 не разрушение острия диэлектрика наступает при более высоких
напряжениях. Однако спектральный состав свечения и последовательность
появления линий при этом остаются прежними. В таблице 7 приведены данные об
относительной интенсивности J наиболее ярких спектральных линий, наблюдаемых
в разряде, а также указаны вероятности появления каждой линии в серии из десяти
разрядов (а). Из этих данных следует, что линии материала острия и диэлектрика
появляются в спектре свечения разряда практически одновременно. Следует
учесть, что спектральная чувствительность установки, используемой в
эксперименте, в области линий WI D302 А) приблизительно в два раза ниже, чем для
остальных зарегистрированных линий. Вследствие этого частота появления линий
WI в каждой из приведенных серий оказывается заниженной.
§5.6 Разряд по поверхности диэлектрика в вакууме 89
Таблица 5.7. Вероятность появления спектральных линий а и их интенсивность J при
разной длительности импульсов напряжения
Элемент
Bal
Ball
Til
WI
Длина волны
X, А
5535
4934
4981
4302
/и = 8 не
*У=0,8кВ
J a
31,7 0,75
22,4 0,75
19,6 0,30
9,6 0,80
?/=0,7кВ
J a
14,00 0,75
9,20 0,375
1,97 0,50
5,50 0,80
Ги = 2 не
U= 1,63 кВ
J a
52,6 0,57
15,4 0,75
18,4 0,63
7,3 0,25
?/=1,5кВ
J a
3,70 0,5
4,34 0,5
4,56 0,5
3,50 0,3
Поскольку нам известны качественный состав разрядной плазмы на
диэлектрике и моменты появления в спектре свечения разряда линий материала острия и
диэлектрика, оказывается возможным определить характерные времена процессов,
приводящих к взрывообразному разрушению острия и диэлектрика. Имея эту
информацию, можно обсудить вопрос о природе процессов, приводящих к
появлению разряда по поверхности диэлектрика в вакууме. При напряжении,
соответствующем порогу возникновения разряда (?/« 500 В), средняя напряженность поля в
области контакта Еср « 9-106 В/см. Согласно графику на рис. 2 время запаздывания
до взрыва микроострии на катоде при этой напряженности с учетом коэффициента
усиления электрического поля составляет t3 <$c 10~9 с.
Близкое значение времени запаздывания взрывообразного испарения
катодных микроострии можно получить, если принять, что размеры этих острий
г« КН-г-Ю-5 см. Тогда локальная напряженность поля на кончике острия будет
?« Aч-9)-108 В/см. При такой напряженности плотность тока автоэмиссии с
микроострия составит j « 109 А/см2. Взрыв и появление плазмы на катоде при этой
плотности тока произойдет через /3« Ю0 с.
Время, необходимое для разрушения диэлектрика, можно грубо оценить,
положив, что для его испарения необходима энергия, совпадающая с энергией
сублимации. Эта энергия переносится потоком электронов с плотностью 109 А/см2,
имеющих, согласно [14], малую энергию W+\02 эВ. В данном случае время
запаздывания разрушения диэлектрика не превышает ~10~10 с [13], т.е. взрыв
эмитирующего острия и разрушение диэлектрика происходят практически
одновременно, что и подтверждается экспериментальными данными о времени запаздывания
разряда, динамике появления свечения на диэлектрике и его спектральном составе.
Отметим, что возникновение взрывной эмиссии электронов на катоде и
развитие вторичного процесса - разрушения диэлектрика, еще не означает, что пробой
возникает со стопроцентной вероятностью. Подтверждением служит факт
самопогашения микроразрядов. Наступление перекрытия будет определяться, во-первых,
энергией самого акта инициирования (амплитудой тока и длительностью процесса)
и, во-вторых, условиями «подхвата» этого процесса на диэлектрике
(интенсивностью выделения десорбируемого газа и продуктов разложения диэлектрика).
Поэтому процесс тренировки изолятора приложенным напряжением следует
рассматривать как совокупность ряда явлений: уничтожение микроострии на катоде, на
которых напряженность поля наиболее высока, частичное обезгаживание
диэлектрика и т.д.
90 Глава 5. Разряд в вакууме
5.6.2 Кинетика развития импульсного разряда
Если электрическое поле в катодной области ниже значений, о которых мы
говорили в предыдущем разделе, то катодные микровзрывы и катодное пятно
появляются лишь после процессов на поверхности диэлектрика. В работах [13, 15]
показано, что предразрядный ток складывается из двух компонент: микроразрядов и
стационарного тока. Микроразряды появляются при напряжениях, значительно
меньших пробивных, и приводят к кратковременным самогасящимся броскам тока.
Стационарная компонента обусловлена зарядкой поверхности диэлектрика.
С подачей напряжения на промежуток электроны из катодной области частично
попадают на изолятор. Поскольку коэффициент вторичной эмиссии диэлектриков
больше единицы, то место бомбардировки будет заряжаться положительно. При
этом усиливается компонента поля, притягивающая электроны к поверхности
изолятора. Таким образом, положительный заряд может распространяться до анода.
После этого условия на диэлектрике становятся стабильными, если выход
вторичных электронов на всех его участках будет иметь значение порядка единицы.
Появление положительного заряда на поверхности диэлектрика приводит к
перераспределению потенциала по его длине. В результате напряженность поля
перед анодом снижается, а напряженность поля у катода возрастает. В общем случае
имеем вместо линейного распределение с подъемом потенциала у катода.
В [16, 17] исследована зависимость пробивной напряженности поля от угла
наклона поверхности диэлектрика при приложении коротких импульсов напряжения.
На рис. 16 приведены результаты измерения пробивного напряжения для
изоляторов в виде усеченных конусов высотой 9,5 мм в зависимости от полуугла раствора
конуса для разных материалов изоляторов. Диаметр меньшего основания конусов
равен 2,54 мм. Плоские электроды из нержавеющей стали были несколько
большего диаметра, чем основание изолятора. При угле в 45° напряжение перекрытия
максимально и в несколько раз выше, чем в случае цилиндрического изолятора.
Эта зависимость сохраняется и в условиях приложения магнитного поля,
ортогонального к поверхности диэлектрика [18].
В [19, 20] исследована кинетика развития импульсного разряда по
поверхности диэлектрика в наносекундном диапазоне. Конфигурации разрядных узлов
-60 -30 0 30 60
0 [град]
Рис. 5.16. Зависимость пробивной напряженности поля от наклона изолятора [17] (9
-полуугол конуса) при различных материалах изолятора: 1 -полиэтилен; 2 - стекло; 3 - оргстекло
§5.6 Разряд по поверхности диэлектрика в вакууме 91
Рис. 5.17. Конфигурация электродов и диэлектрика при исследовании кинетики
импульсного разряда в наносекундном диапазоне времени: d - толщина диэлектрика, DK и Z)a -
диаметры катода и анода, Da -диаметр диэлектрической таблетки
приведены на рис. 17. Диэлектрик находился в условиях однородного (а) и
неоднородного (б) поля в катодной области. При исследовании разряда в однородном поле
использовалось следующее соотношение диаметров: D& = DK » ?>д. В
неоднородном поле всегда было DK <к ?>д, а величина Da варьировалась. Для исследований
использовались электронно-оптический преобразователь с покадровой съемкой
и высокоскоростной осциллограф. Оба прибора имели временное разрешение
~10~10 с. На рис. 18 даны фотографии развития пробоя по торцевой поверхности
образца из форстеритовой керамики (s = 7) в однородном поле при d = 1,9 мм,
Е= 137 кВ/см. Каждый снимок сделан с экспозицией 2,5 не. На осциллограмме
рис. 19 указаны фазы процесса перекрытия, которым соответствуют снимки. Пик
тока в левой части осциллограммы наблюдается в момент прихода импульса
напряжения на диэлектрик. Из большого числа фотографий выбрано несколько
снимков, для которых время запаздывания перекрытия /3 было одинаковым.
Свечение по поверхности диэлектрика возникает у катода, но не сразу после прихода
импульса. Время от момента подачи импульса на диэлектрик до появления
свечения меняется от разряда к разряду, однако интервал времени между
возникновением свечения и началом роста тока т всегда практически один и тот же.
Существенно, что при запаздывании t3 = т свечение возникает сразу (в пределах 10~10 с)
после прихода импульса. Обращает на себя внимание тот факт, что время т в
точности равно минимальному времени запаздывания t39 которое получается при
статистическом анализе времен запаздывания перекрытия этого образца керамики.
В начальных стадиях свечение имеет дискретный характер. Оно состоит из
нескольких светящихся пятен диаметром менее 0,1 мм. В дальнейшем область
свечения продвигается к аноду со скоростью 2,7-107 см/с. При этом возрастает ее
ширина и увеличивается яркость. Так, за время т/2 ширина свечения увеличивается до
1 мм, а его яркость возрастает в пять-семь раз. В момент, когда свечение
приближается к аноду или касается его, возникает сильная вспышка. За время менее Ю-9 с
яркость свечения возрастает на несколько порядков. На осциллограмме этот
момент соответствует скачку тока. В процессе возрастания тока на поверхности
диэлектрика вместо диффузного свечения образуется яркий светящийся канал.
92 Глава 5. Разряд в вакууме
* tHC]
+ 5 б 7 8
Рис. 5.18. Фотоснимки различных фаз развития процесса перекрытия диэлектрика в вакууме
После появления катодного свечения ток в промежутке растет, достигая через 3 не
величины порядка 1 А, а к моменту начала резкого роста тока / « 10 А начинается
стадия разряда, приводящая к дуге. Скорость развития разряда и увеличивается
линейно с ростом напряженности поля и при Е = 220 кВ/см достигает ~108 см/с.
Скорость развития разряда также росла от 2 до 4-107 см/с при росте давления
остаточного газа от Ю-3 до 1 Па [20].
В [21] исследованы световые картины развития скользящего разряда по
диэлектрику в однородном поле с помощью непрерывной развертки. Авторы получили
принципиально те же результаты, однако скорости распространения свечения с
катода существенно выше, поскольку Е было больше, чем в [20].
(а)
(б)
(в)
| г-250 А —
1 " Г125
'1^1- L
г- г250 А —
И 25
III
I
11Ш1\ШШ
liv\
*—ш~—^в
4 нс
0L
Рис. 5.19. Типичные осциллограммы тока при перекрытии диэлектрика из стеатита (s = 6)
при d = 2 мм, ?>д = 11 мм, DK = 5 мм, С/= 35 кВ. Da = 22 мм (а) и Z)a = 11 мм (б). Время
между максимумами меток 4 не
§ 5.6 Разряд по поверхности диэлектрика в вакууме 93
На рис. 20 приведены зависимости времени запаздывания перекрытия
диэлектрика U в вакууме от величины импульсного электрического поля Е для различных
толщин форстеритовых цилиндрических таблеток (d= 0,3; 0,9 и 2 мм [19]). Фронт
импульса напряжения был короче 10~9 с. При увеличении напряженности поля Е в
пределах от 150 до 450 кВ/см время t3 уменьшается от 400 до 1 не. Электрическое
поле определялось формулой Е = UJd9 где ?/а - амплитуда. Во всех этих случаях
время роста тока до амплитудного значения составляло менее Ю-9 с, причем это
имеет место как в импульсном, так и в статическом режиме разряда. При этом
время коммутации всегда было менее 1 не.
На рис. 19 показаны типичные осциллограммы тока разряда при неоднородном
поле у катода (рис. 17, б [20]). На этих осциллограммах можно указать четыре
характерных участка (I-IV). Первый участок - пик тока - обусловлен током
смещения через диэлектрик из-за быстрого роста напряженности электрического поля на
фронте импульса. Второй участок характеризуется относительно слабым током
менее 1 А. На третьем участке наблюдается существенное возрастание тока до
10 А, а иногда и до 100 А. На четвертом участке происходит быстрый рост тока за
время ~10-9 с до значения, ограничиваемого только волновым сопротивлением
линии. Ток на третьем участке возрастает с увеличением отношения диаметра анода
к диаметру диэлектрика (см. рис. 19, а, б). При равенстве этих диаметров ток на
участке III становится меньше 1 А и сливается с током на участке II. Когда данное
отношение больше единицы, наблюдался сильный рост тока на участке III при
увеличении толщины диэлектрика, а также при наличии под диэлектриком
углубления в аноде. В последнем случае ток достигал величины 150 А. Установлено, что
ток на участке ///является чисто электронным [20] и обусловлен взрывной
эмиссией электронов за счет микровзрыва острий на катодной поверхности в ее тройной
точке. Этот эффект используется при создании металлодиэлектрических катодов.
Мы рассмотрим его более подробно в главе 24.
Большой объем эмпирической информации об электрической изоляции и
разрядах в вакууме, а также по поверхности диэлектрика в вакууме приведен в книге
400
200
100
I 40
-м 20
10
4
00 200 300
Е [кВ/см]
Рис. 5.20. Зависимости времени запаздывания разряда t3 от напряженности поля для
диэлектриков из форстеритовой керамики разной толщины
J I I L
94 Глава 5. Разряд в вакууме
Мартина [22]. Эта информация особенно полезна при разработке сверхмощных
импульсных устройств, таких, как сильноточные ускорители, рентгеновские
генераторы, импульсные лазерные устройства и т.д.
Литература к главе 5
1. Месяц ГА., Проскуровский Д.И. Импульсный электрический разряд. Новосибирск:
Наука, 1984.
2. Елинсон М.И., Васильев ГФ. Автоэлектронная эмиссия. М.: Физматгиз, 1958.
3. Barbour J.P., Dolan W.W., Trolan J.К. et al. Space-Charge Effects in Field Emission //
Phys.Rev. 1953. Vol. 92, N 1. P. 45-51.
4. High Voltage Vacuum Insulation: Basic Concepts and Technological Practice / Ed. by
R.V. Latham. L.: Acad, press, 1995.
5. Alpert D., Lee DA., Lyman E.M., Tomaschke H.E. Initiation of Electrical Breakdown in
Ultrahigh Vacuum // J. Vacuum Sci. and Technol. 1964. Vol. 1, N 2. P. 35-50.
6. Месяц ГА. Эктоны в вакуумном разряде: пробой, искра, дуга. М.: Наука, 2000.
7. Бурцев В А., Калинин Н.В., Лучинский А.В. Электрический взрыв проводников и его
применение в электрофизических установках. М.: Энергоатомиздат, 1990.
8. Exploding Wires / Ed. by W.G. Chace and H.K. Moore. Vol. I—II. N.Y.: Plenum press, 1959-1962.
9. Handbook of Chemistry and Physics / Ed. by R.C. Weast, M.J. Astle, and W.H. Beyer. Boca
Raton: CRC press, 1989.
10. Месяц ГА. Исследование по генерированию наносекундных импульсов большой
мощности. Дис. ... д-ра техн. наук. Томск, 1966; Mesyats GA. Explosive Electron Emission.
Ekaterinburg: URO-press, 1998.
11. Smirnov B.M. Physics of Ionized Gases. N.Y.: Wiley, 2001.
12. KofoidMJ. Effect of Metal-Dielectric Junction Phenomena on High-Voltage Breakdown over
Insulators in Vacuum // Power Apparatus and Systems. 1960. Vol. 6. P. 999-1004.
13. Бугаев СП., Месяц ГА. Импульсный разряд по диэлектрику в вакууме // Импульсный
разряд в диэлектриках: Сб. ст. / Отв. ред. Г.А. Месяц. Новосибирск: Наука, 1985.
14. Boersch #., Hamish Н., Ehrlich W. Oberflachene Ladungen uber Isolatoren im Vacuum //
Ztschr. angew. Phys. 1963. Bd. 15, H. 6. S. 518.
15. GleichaufPM. Electrical Breakdown over Insulators in High Vacuum // J. Appl. Phys. 1955.
Vol. 22, N 5/6. P. 394-398.
16. Smith I. Insulation of High Voltage across Solid Insulators in Vacuum // Proc. I Intern. Symp.
on Insulation of High Voltages in Vacuum. Boston, 1964. P. 261.
17. Watson A. Pulsed Flashover in Vacuum // J. Appl. Phys. 1967. Vol. 38. P. 2019.
18. Авдиенко А.А. Поверхностный пробой твердых диэлектриков в вакууме // ЖТФ. 1977.
Т. 47, вып. 8. С. 1697-1701.
19. Бугаев С Л., Месяц ГА. Временные характеристики импульсного разряда по границе
диэлектрик-вакуум в наносекундном диапазоне // ЖТФ. 1965. Т. 35, вып. 7. С. 1202-1204.
20. Бугаев СП., Месяц ГА. Исследование механизма импульсного пробоя по поверхности
диэлектрика в вакууме. И. Неоднородное поле // ЖТФ. 1967. Т. 37, вып. 10. С. 1861-1869.
21. Thompson J.E., Liu J., Kristiansen M. Investigation of Fast Insulator Surface Flashover in
Vacuum // IEEE Trans. Plasma Sci. 1980. Vol. 8. P. 191-197.
22. J.C. Martin on Pulsed Power / Ed. by Т.Н. Martin, A.H. Guenther, and M. Kristiansen. N.Y.:
Plenum press, 1996.
Глава 6
ИМПУЛЬСНЫЙ РАЗРЯД В ГАЗЕ
§ 6.1 Элементарные процессы в плазме газового разряда
6.1.1 Дрейф, диффузия и энергия электронов и ионов в плазме
Подавляющее большинство генераторов мощных наносекундных импульсов
имеет в качестве коммутаторов искровые разрядники. Поэтому большое влияние
на формирование импульсов в таких генераторах оказывают процессы,
происходящие в плазме разрядного промежутка. Начальная стадия разряда, от момента
приложения импульса до начала образования проводящей плазмы, определяет
время и стабильность срабатывания разрядника. Скорость процесса образования в
промежутке плазмы с высокой проводимостью определяет крутизну фронта
импульса (чем она выше, тем короче фронт импульса). Предельная частота
устойчивой работы импульсного генератора определяется временем восстановления
электрической прочности промежутка. Кроме того, при использовании разрядников
важно знать, от чего зависит пробивное напряжение искрового промежутка.
На разных стадиях и в различных структурных элементах в искровом разряде
присутствуют как слабоионизованная неравновесная плазма типа плазмы тлеющего
разряда, так и сравнительно сильно ионизованная квазиравновесная плазма типа
дуговой. В плазме первого типа средняя энергия электронов много больше тепловой
энергии молекул. Электроны сталкиваются в основном с нейтральными частицами,
но не друг с другом и не с ионами. Энергетический спектр электронов весьма далек
от максвелловского и зависит от напряженности электрического поля.
Непосредственно полем определяется и скорость производимой электронами ионизации.
Состояние сильноионизованной плазмы ближе к термически равновесному, т.е.
электронный газ и газ тяжелых частиц обладают сравнимыми температурами, причем
температурой определяется и степень ионизации.
Общие сведения о физике газового разряда нами взяты из монографий [1-7], а
также из ряда оригинальных статей.
В начальной стадии искрового разряда в газе возникает слабоионизованная
плазма. Движение электронов в электрическом поле Е складывается из хаотического
96 Глава 6. Импульсный разряд в газе
с тепловой скоростью vT и дрейфового направленного вдоль электрического поля Е
со скоростью ие. Она устанавливается в результате приобретения импульса под
действием электрической силы еЕ в период между столкновениями и его потери в
результате рассеяния при упругих столкновениях с молекулами. Скорость дрейфа
электронов определяется из формулы:
еЕ
ve= — = »eE, F.1)
\хе - подвижность электронов, v - частота упругих столкновений электронов с
молекулами, которая определяется из соотношения:
v = nvTa, F.2)
где п - число молекул в 1 см3, vT - средняя тепловая скорость электрона, а -
сечение рассеяния. Существует также понятие длины свободного пробега электрона
между столкновениями:
^=4-1 (б.з)
v па р
где р - давление газа.
Скорость дрейфа в не очень сильных полях мала по сравнению с хаотической
(ve « vT) и зависит от отношения Е1п или Е/р, в чем проявляется закон подобия,
характерный для слабоионизованной плазмы. Для нужного диапазона Е/п
подвижность \хе определяется как среднее значение ve/E. Например, в воздухе при
атмосферном давлении, комнатной температуре и Е = 20 кВ/см (п = 2,5 Ы О19 см-3,
Е/п = 0,79-Ю5 Всм2), ve = 107 см/с, \ie = 500 см2/(В-с).
В физике газового разряда часто вместо плотности газа п пользуются
давлением р = пкТ, где к - постоянная Больцмана. Это удобно и целесообразно, когда
газ холодный и его температуру Т можно считать фиксированной. Для удобства
приведем соотношения между единицами измерения Е/п и Е/р. При Т = 293 К
Е/р [В/(см-Тор)] = 1,32?/р [кВ/(см-атм)] = 3,3-1016?Ул [В-см2] = 09ЗЗЕ/п [Тд], где
1 Таунсенд (Тд) равен 1017 В-см2.
Подвижность ионов в сотни раз меньше подвижности электронов, поэтому
ионы, как правило, дают малый вклад в электрический ток. Исключение
составляют случаи, когда плотность электронов пе много меньше плотности ионов «,. Если
пе - w„ плотность тока j и проводимость а определяются соотношениями:
j = ene\LeE = <sE, F.4)
е^п п [см-3]
где а = е\хепе = —- = 2,82 • 10-4 ———- (Ом • см)-1. Поскольку v ~ и, проводимость
mv v[c_1 ]
слабоионизованного газа а пропорциональна степени его ионизации х = пе/п.
Обобщение экспериментальных данных по скоростям электронов дает
следующую аппроксимацию:
где п - численный показатель. Скорость дрейфа положительных ионов
описывается зависимостью:
§6.1 Элементарные процессы в плазме газового разряда 97
Параметры сь с2 и п приведены в таблице 1.
Таблица 6.1.
Газ Е/р, В/смТор съ 106 п с2,104
N2
02
со2
CN4
SF6
За 1 с электрическое поле совершает над электроном работу eEve. При этом в
1 см3 выделяется удельная мощность eEvene = сЕ2 =jE. Это джоулево тепло тока.
Наряду с приобретением энергии от поля (в среднем eEvJv = e2E2/mv2) электрон
при каждом упругом столкновении передает молекуле малую долю 8 = 2т1М
своей энергии ?, где М - масса молекулы. Таким образом,
120-3000
300-4000
100-8000
200-2000
150-2000
500-5000
120-1000
300-5000
15-200
200-1500
3,3
-
3,75
-
1,58
-
0,58
-
1,6
7,1
0,5
-
0,5
-
0,59
-
0,76
-
0,6
0,3
1
1,1
-
1,46
-
1,7
-
3,2
-
-
Л
F.7)
В молекулярных газах электроны с большой вероятностью возбуждают
колебания молекул. В этом случае электрон отдает молекуле существенно большую долю
энергии, чем 2т/М9 но в среднем тоже малую.
У электронов очень быстро устанавливается средняя энергия, которую можно
оценить из G), полагая dtjdt - 0. В не слишком сильных электрических полях
средняя энергия электрона \ существенно меньше потенциалов ионизации и
возбуждения электронных уровней. Если предположить, что v = const, то
ъ 2 е 8wv
F.8)
Здесь условно введена электронная температура Те.
Между подвижностью це и коэффициентом диффузии электронов
А=?*^ F-9)
3v 3
F.10)
существует связь
\хе е '
которая является частным случаем общего соотношения Эйнштейна, имеющего
термодинамическую природу и справедливого для любых частиц и механизмов
7. Месяц Г.А.
98 Глава 6. Импульсный разряд в газе
диффузии или подвижности. Отношение De/\ie9 которое измеряется
экспериментально, характеризует среднюю энергию электронов.
Дрейф ионов также описывается формулой A), только масса электрона
заменяется приведенной массой М' соударяющейся пары ион-молекула, av - частотой
столкновений ионов. Когда ион движется в собственном газе (например, Аг* в Аг),
наряду с чисто упругими столкновениями происходят акты перезарядки («эффект
Сена»): ион отбирает электрон у нейтральной частицы и «выходит из игры», а
последняя становится ионом и ускоряется полем.
6.1.2 Ионизация и возбуждение
Важнейшим механизмом рождения электронов и ионов в газовых разрядах
является ионизация молекул и атомов газа электронным ударом. Число актов
ионизации Ne в 1 см3 за 1 с равно:
^T = v,^, F.11)
at
где V/ - частота ионизации, т.е. число актов ионизации, которое в среднем
совершает электрон за 1 секунду. Частота ионизации является главной характеристикой
скорости процесса. Она пропорциональна плотности газа и определяется
энергетическим спектром электронов. Спектр же, в свою очередь, зависит от отношения Е/п.
При постоянной частоте ионизации и в отсутствие процессов гибели число
электронов нарастает с течением времени лавинообразно, по закону Ne = N0 exp (ц t)9 где N0 -
число электронов в начальный момент.
В электрическом поле электронная лавина развивается не только во времени,
но и в пространстве. Все рождающиеся электроны движутся группой с одной и той
же дрейфовой скоростью, которая устанавливается очень быстро, примерно за
одно столкновение. Поэтому скорость ионизации целесообразно характеризовать
ионизационным коэффициентом а - числом актов ионизации, совершаемых
электроном на 1 см пути вдоль поля Е. Очевидно,
а = ^-. F.12)
В постоянном поле согласно A1) число электронов нарастает вдоль направления
движения х по закону
Ne=N0Qxv(ax). F.13)
Для теоретических расчетов и оценок часто пользуются полуэмпирической
формулой Таунсенда:
a = 4pexpf-^l F.14)
где А и В - постоянные, которые подбираются на основании экспериментальных
данных (рис. 1) [5]. В воздухе А = 15 (смТор), В = 365 В/(см Тор) при 100 < Е/р <
< 800 В/(смТор). Эту формулу можно получить из следующих схематических
представлений. Пусть энергия, которую приобретает электрон на длине свободного
пробега X, равна Еек. Если Еёк > eUi9 где eUt - потенциал ионизации газа, то
§6.1 Элементарные процессы в плазме газового разряда 99
10"
>
>
ю-
-11
8
6
4
2
12
" (в)
- /
/ 1 1
'vjn
1
-^
1 1 1
9 10 И 12 13
Е/п -106 [В-см2]
200 400 600 800
Е/п -Ю7 [В-см2]
Pwc. б./. Частоты ионизации v, и прилипания ул в воздухе (а) и коэффициенты ударной
ионизации и прилипания в элегазе (SF6) (б) в зависимости от величины Е/п
электрон будет ионизовать газ. Тогда число ионизующих столкновений на единице
пути будет равно общему числу электронов, начинающих двигаться, умноженному
на вероятность того, что длина свободного пробега X > Х1• = Ut/E. Согласно
кинетической теории, доля электронов Ne /Noe, средний пробег которых больше
некоторой фиксированной величины А,,-, равна
- = exp^--| = exp
X0E j
где Xq - средняя длина свободного пробега. С учетом A5) получим:
1 ( U,
а = -^-хГЕ
F.15)
F.16)
а так как средняя длина свободного пробега обратно пропорциональна давлению
газа Х0 = А/р, то мы и получим формулу A4), в которой В = AUt. Эксперименты
подтверждают, что зависимость а/р в определенном диапазоне значений Е/р имеет
такой характер. Однако реальные коэффициенты А и В отличаются от расчетных,
полученных при грубых допущениях.
Кроме формулы A4), для оценки зависимости а/р от Е/р используют и другие
интерполяционные формулы, например, для воздуха:
а
= 1,7-10
(F ^
--32,2
(см-Тор) при 44 < — <176 В/(см-Тор),
Р
Р \ Р)
- 3,65 (см-Тор) при 200< — < 1000 В/(см-Тор), F.17)
Р
Р \Р
3/2
при 110< — <530 В/(см-Тор).
Р
(см-Тор)
Зависимость а/р от Е/р для чистого азота приведена в таблице 2 [1].
7*
100 Глава в. Импульсный разряд в газе
Таблица 6.2. Зависимость alp от Е/р для чистого азота
Е/р9 В/(см
59
65
78
94
115
140
160
195
215
Тор)
а/р, (см
0,1189
0,2128
0,297
0,4047
0,612
0,961
1,196
1,898
2,215
•ТорГ1
Е/р, В/(см
250
290
320
350
440
500
660
800
| 1000
•Тор)
а/р, (см-Тор)-1
2,68
3,378
3,58
3,96
4,372
5,163
6,203
7,19
7,58
Проходя в однородном электрическом поле Е разность потенциалов 1 В и
обладая установившимся энергетическим спектром, каждый электрон в среднем
рождает а/Е электронов (пар ионов). Для рождения одной пары ионов он должен в
среднем приобрести от поля энергию \ = еЕ/а. Эта величина, как функция Е/р,
имеет минимум. В приближении A4) ?мин =ееВ/А, где е - основание
натурального логарифма, е - заряд электрона. Достигается минимум при Е/р = В. Даже в
этих наиболее благоприятных для ионизации условиях, в воздухе при Е/р =
= 365 В/(смТор), электрон затрачивает на рождение одной пары ионов энергию ?мин
(константа Столетова), которая в воздухе составляет 66 эВ. Эта величина в несколько
раз превышает потенциалы ионизации молекул N2 и 02 A5,6 и 12,2 эВ), что
свидетельствует о больших потерях энергии на электронное возбуждение молекул.
При больших энергиях электрона (> 10-И 5 эВ) возбуждаются в основном
электронные уровни. Акты ионизации всегда сопровождаются актами возбуждения;
возбужденных молекул рождается даже больше, чем ионов. Это очень
существенно для искрового пробоя, так как некоторые из возбужденных молекул и атомов с
большой вероятностью излучают фотоны. Фотоны принимают участие в рождении
начальных электронов, с которых начинается лавинообразная ионизация.
При энергиях электронов в десятки электронвольт неупругие потери
энергии электронов намного превышают упругие. Упругие столкновения при этом
вообще играют второстепенную роль по сравнению с неупругими, и
рассеиваются электроны в упругих столкновениях преимущественно вперед. В таких
условиях электрон будет неуклонно ускоряться, несмотря на неупругие потери.
Этот эффект называется убеганием электронов. В азоте, например, он имеет
место при Е/р = 365 В/(смТор). Электрон в плотном газе может разогнаться до
энергий более 1 кэВ.
6.1.3 Гибель и освобождение электронов
Электроны гибнут в результате их рекомбинации с ионами, а также из-за их
прилипания к молекулам газа. В ходе рекомбинации электронов с положительными
ионами, не осложненной одновременно идущими другими процессами, например
ионизацией, плотность электронов в электронейтральной плазме с пе = л,- убывает
§6.1 Элементарные процессы в плазме газового разряда 101
с течением времени по закону:
at 1 + Р%>*
где р -коэффициент электрон-ионной рекомбинации.
Среди различных механизмов наиболее быстрым является диссоциативная
рекомбинация, которая идет по схеме типа:
А?+е -> А+А*, F.19)
где А* - возбужденный атом. Коэффициенты диссоциативной рекомбинации C
имеют порядок 10~7 см3/с, они уменьшаются с ростом электронной температуры
как Р ~ Те~т при Те меньше нескольких тысяч градусов, а при более высоких
температурах - как 7У~3/2. Даже в слабоионизованных одноатомных инертных газах
(аргоне) рекомбинация идет в основном таким путем. Молекулярные ионы
образуются из первоначальных, атомарных, в ходе реакции конверсии типа:
А++А+А -> А?+А. F.20)
Вследствие двухступенчатого характера рекомбинация в одноатомных газах
протекает на 1-2 порядка медленнее, чем в молекулярных. В быстропротекающих
процессах, свойственных искровому разряду, реакции типа B0) с участием одних
лишь тяжелых частиц часто не успевают происходить: плазма одноатомных газов
распадется медленно. Но даже в молекулярных газах, таких, как азот или воздух,
рекомбинация не успевает приводить к заметной гибели электронов в тех
структурных элементах или участках газового разряда, которые развиваются очень
быстро. Например, при р = 10~7 см3/с и пе = 1013 см-3 характерное время
рекомбинации т = (рие)-1 = Ю-6 с относительно велико.
Прилипание электронов - один из важнейших процессов гибели электронов в
электроотрицательных газах. В холодном воздухе в отсутствие поля электроны
прилипают к молекулам кислорода в тройных столкновениях:
е + 02+М -» 02+M, M = 02,N2,H20. F.21)
В поле, когда электроны приобретают энергию в несколько электронвольт, идут
реакции диссоциативного прилипания, требующие, в отличие от B1), затрат
энергии на разрушение молекул:
е + 02 +3,6 эВ -> О + О". F.22)
При небольшой влажности основную роль играет прилипание к кислороду.
Сечение реакции B2) повышается с температурой газа, а порог реакции понижается
по сравнению с 3,6 эВ. Это связано с включением в реакцию колебательно
возбужденных молекул, энергия которых также расходуется на развал молекулы.
Подобно ионизации, прилипание электронов в постоянном поле происходит на
фоне их дрейфа. Коэффициент прилипания г|, аналогичный ионизационному
коэффициенту а, определяет число актов прилипания, которое электрон испытывает на
1 см пути вдоль поля. Для диссоциативного прилипания справедлив тот же закон
подобия x\ln =f(E/n)9 что и для а. Размножение электронов в лавине описывается
уравнением dne/dx = (a-r\)ne и определяется результирующим коэффициентом
102 Глава 6. Импульсный разряд в газе
аЭф = а-г|. Частота ионизации и ионизационный коэффициент а в воздухе
зависят от Е/п более резко, чем частота прилипания и коэффициент прилипания т], ибо
для ионизации требуется в несколько раз большая энергия, чем для
диссоциативного прилипания. Поэтому кривые а/и и г\/п пересекаются (рис. 1, б [5]). По
расчетам на основе кинетического уравнения в воздухе они пересекаются при
(Е/р) « 41 В/(смТор). При меньших значениях Е/р а < т|, и электронная лавина
развиваться не может. В другом важном для техники газе SF6 (элегаз) кривые а и г|
пересекаются при (Е/р) « 117,5 В/(см-Тор). Соответственно очень высоким
оказывается и порог пробоя, что наряду с другими приемлемыми свойствами и
послужило причиной для использования элегаза в качестве высокопрочной газовой
изоляции, а также газовой среды в наносекундных искровых разрядниках.
Зависимости а/и, т|/л от Е/п для SF6 приведены на рис. 1.
Отрицательные ионы О^ в воздухе разрушаются при столкновениях с
молекулами, обладающими достаточной для отрыва электронов энергией. В слабых
полях, когда ионная температура близка к газовой, имеет место реакция:
01 + 02 -» 02 + 02 + е. F.23)
Присутствие поля и свободных электронов благоприятствует появлению
возбужденных молекул, которые и разрушают отрицательные ионы.
§ 6.2 Общие сведения о разрядах в газе
Существует два принципиально различных типа разряда: несамостоятельный и
самостоятельный. Несамостоятельным разрядом принято называть ток в газе,
протекающий в условиях воздействия внешней ионизации, устранение которой
приводит к прекращению тока. Для зажигания самостоятельного разряда к электродам
нужно приложить некоторое предельное напряжение, зависящее от внешних
условий: давления и сорта газа, конфигурации электродов, длины зазора, внешнего
облучения и т.д. Таким предельным значением считается статическое пробивное
напряжение Uc. Если достаточно медленно повышать разность потенциалов на
электродах, то при U= Uc скачком увеличивается ток, появляется видимое свечение в
зазоре и спадает напряжение на электродах, поскольку сопротивление разрядного
промежутка становится сравнимым с внешним сопротивлением электрической
цепи. Под достаточно медленным подъемом напряжения подразумевают, что
характерное время его роста существенно больше времени развития ионизационных
процессов в промежутке, или времени установления предпробойного тока.
Другая ситуация имеет место при импульсном пробое. Здесь к электродам
прикладывается импульс напряжения, причем в идеализированном случае
длительность фронта импульса должна быть намного меньше, чем время развития разряда.
Ясно, что в таком случае разряд может зажигаться при напряжениях,
превышающих С/с. Перенапряжение характеризуется коэффициентом хп, которое вводится как
отношение амплитуды импульса ?/а к пробивному напряжению С/с (кп = Ua/UQ).
При увеличении кП время зажигания разряда уменьшается, и соответственно для
реализации пробоя сильно перенапряженных промежутков нужно подавать на
электроды импульсы с фронтом порядка наносекунды и менее. Техника получения
таких высоковольтных импульсов хорошо разработана [8].
§6.2 Общие сведения о разрядах в газе 103
При импульсном пробое газов между моментом приложения напряжения к
промежутку и началом пробоя, которое обычно фиксируется по резкому спаду
напряжения, проходит некоторое время, называемое временем запаздывания t3 (рис. 2).
Время запаздывания чаще всего измеряется от момента, когда напряжение
достигло пробивного, до момента спада его на уровень 0,9 С/а, где С/а - амплитуда
импульса. Начало искры в газе отождествляют с резким спадом напряжения.
Процессы нарастания проводимости в стадии запаздывания называют предпробойными
явлениями. Ясно, что такое разделение в значительной степени условно, поскольку
уровень тока, определяющий спад напряжения, зависит от сопротивления внешней
электрической цепи.
Спад может происходить в различных фазах нарастания проводимости
промежутка, т.е. в зависимости от сопротивления цепи он может быть вызван
различными физическими процессами, обусловливающими рост концентрации заряженных
частиц. Время, в течение которого происходит спад, назовем временем
коммутации /к (рис. 2). Для начала ионизационных явлений в зазоре необходимо иметь
хотя бы один инициирующий электрон. Поэтому принято разбивать время t3 на
две составляющие: статистическое время запаздывания tC9 в течение которого в
промежутке появляется инициирующий электрон, и время формирования
разряда /р, в течение которого за счет развития первичной электронной лавины и
последующих стадий нарастания ионизации развивается пробой.
В зависимости от условий в предпробойной стадии соотношение между tc и /р
может быть различным. Например, если промежуток интенсивно облучать светом
от вспомогательного искрового разряда, то можно добиться условий, при которых
/с« 0 и измеренное время запаздывания будет равно времени формирования.
Эксперименты в таких условиях позволяют получать определенную информацию
относительно механизма ионизационных процессов в стадии запаздывания.
Измерения времен формирования разряда проводились очень многими
авторами. Основной целью было объяснение механизма пробоя на основании анализа
полученных результатов, т.е. построение таких моделей формирования разряда,
которые обеспечили бы совпадение расчетных и экспериментальных значений fp.
(а)
(б)
I
и
т~
ч
f
А
\Г\
\--f-
п
/
V
1 -
««—
1
иш
>
0,9?/а
Ь
/
\/
г_н
' !Ч
IV
>"
'к
* »>
t
10,Ша
"^ *
t ;
(«)
иш
R
-WW-
Ф
1
J
Рис. 6.2. Типичная зависимость тока (а) и напряжения (б) на газовом промежутке в процессе
разряда. Схема разрядного контура: Ua - напряжение, приложенное к разряднику, R -
сопротивление в контуре, Р - исследуемый разрядник (в)
104 Глава 6. Импульсный разряд в газе
Однако подобный подход, как правило, давал довольно противоречивые
результаты. Ясно, что наиболее эффективный путь состоит в сочетании измерений времен
запаздывания с другими измерениями (предпробойных токов, свечения
промежутка с пространственным и временным разрешением, спектрального состава
излучения и т.д.). Например, качественно новый стримерный механизм пробоя был
предложен при интерпретации экспериментов Ретера по наблюдению одиночных
электронных лавин в камере Вильсона [1, 7]. В последующих главах процессы
формирования пробоя будут рассматриваться детальнее. Здесь же мы покажем, что
измерения составляющей tc времени запаздывания позволили получить
достаточно обширную информацию о статистике возникновения инициирующих
электронов в зазоре и о механизме их возникновения.
Если считать время формирования tv = const, то функция распределения времен
запаздывания пробоя имеет вид:
где N/N0 - доля от общего числа N0 пробоев со временем запаздывания t и
более, tc = e/qlo - среднее статистическое время запаздывания, q - вероятность того,
что появившийся в промежутке электрон приводит к пробою, 10/е - частота
появления электронов в зазоре (в случае возникновения электронов на катоде /0 - ток
инициирующих электронов с него). Если /р <зс tC9 a q = 1, то из наклона прямых
\n(N/N0) = t/tc можно найти tc, а значит, и ток начальных электронов 10 = е/*с> где
е - заряд электрона. Этот метод широко используется для выяснения механизма
появления начальных электронов в газовом разряде.
При умеренных электрических полях Е < 105 В/см (когда отсутствуют
автоэмиссионные токи с катода) и в отсутствие принудительного инициирования измерения t3
позволяют судить о статистике самопроизвольного возникновения электронов в
зазоре. Один из каналов их появления обусловлен внешней ионизующей радиацией
(включая космическое излучение, естественную радиоактивность материалов и т.д.).
Под действием такой радиации в 1 см3 газа возникает 1-10 электронов за 1 с. Если
присутствуют электроотрицательные примеси, то это способствует очень быстрому
исчезновению электронов из промежутка. Действительно, характерное время
прилипания электрона tn = (пПу\)~\ где пп - концентрация примеси, г| - константа
прилипания. Тогда даже при пп = 1015 см~3, ц = Ю-9 см3/с получим t^ = 1 мкс.
Однако в подавляющем большинстве случаев этот канал возникновения
электронов не является главным. Электроны инициируются, как правило, с поверхности
катода, а ток определяется ее состоянием и внешними условиями: напряженностью
поля в зазоре, сортом газа, его давлением и т.д. Соответственно и распределение
статистического времени запаздывания пробоя характеризует эмиссионную
способность катода газоразрядного промежутка. Развитие ионизационных процессов в
промежутке начинается тогда, когда на катоде появляется хотя бы один электрон.
Отсюда ясно, что импульсная электрическая прочность газа определяется тем,
насколько часто в единицу времени на катоде возникают инициирующие электроны.
Поэтому для одинаковых напряженностей поля импульсные пробивные
напряжения в разных газах оказываются соизмеримыми, хотя напряжения статического
пробоя различаются в несколько раз [4].
§6.2 Общие сведения о разрядах в газе 105
Измерение статистического времени запаздывания является одним из способов
контроля состояния катодной поверхности в газе и широко используется на
практике. Анализ полученных результатов часто позволяет однозначно
интерпретировать механизм инициирования начальных электронов в конкретных условиях.
Для уменьшения статистического времени запаздывания пробоя необходимо
увеличивать ток инициирующих электронов 10, для чего можно использовать
ультрафиолетовое излучение ртутной лампы, лазера, искрового или коронного
разрядов, излучение радиоактивных материалов или рентгеновские лучи.
Освещение катода ультрафиолетовым светом вызывает фотоэффект с катода и резко
увеличивает число начальных электронов. При плотности фототока 10~12 А/см2 число
электронов, освобождаемых с 1 см2 поверхности катода в секунду, равно 6106.
Очень интенсивное облучение катода (плотность фототока 10~9-10~10 А/см2)
приводит к образованию начального объемного заряда в газовом промежутке и
снижает пробивное напряжение.
При отсутствии специальных вспомогательных источников электронов разряд
инициируется электронами, создаваемыми самим катодом. Можно указать
следующие источники инициирующих электронов с катода:
1. Автоэлектронная эмиссия, вызванная прохождением электронов через
потенциальный барьер, является основным источником инициирующих электронов,
особенно при средней напряженности поля, близкой к 105 В/см и более. При этом
до 100 и более раз происходит усиление электрического поля на микроостриях
поверхности катода (см. главу 5).
2. Эмиссия электронов, обусловленная диэлектрическими пленками и
включениями на поверхности катода («эффект Мальтера» - аномальная эмиссия через
диэлектрические пленки на катоде и «эффект Пэтова» - автоэмиссия, усиленная
зарядкой диэлектрических включений на катоде). Роль этой эмиссии особенно
велика при использовании легко окисляющихся катодов.
3. Экзоэлектронная эмиссия - это эмиссия электронов с поверхности
металлических и неметаллических кристаллов после механических воздействий на нее, а
также ультрафиолетовыми или рентгеновскими лучами или тлеющим разрядом (иногда
называется «эффектом Крамера»). При отсутствии специальной обработки
электродов плотность тока экзоэлектронов с катода не превышает 100-И 000 эл/(см2с). Такой
ток может оказать влияние только на процесс пробоя под действием миллисекунд-
ных импульсов.
Разряд в газе, как мы показали выше, начинается с появления хотя бы одного
инициирующего электрона, если к промежутку приложено достаточно большое
электрическое поле. Этот электрон будет двигаться в сторону анода и производить
ударную ионизацию атомов и молекул газа. Если принять, что разряд происходит в
однородном электрическом поле, то число электронов Ne через время t после
появления первичных электронов
Ne=NeQe°*=Ne0e™e<9 F.25)
где х = vet - длина пути, а - коэффициент ударной ионизации, ve - скорость
дрейфа электронов, Ngo - число начальных электронов.
Феномен, который образуется при числе электронов JV^o = 1, называется
электронной лавиной [7]. Как мы уже говорили выше, наряду с процессом ударной иони-
106 Глава 6. Импульсный разряд в газе
зации молекул газа в промежутке происходят неупругие столкновения других типов,
такие, например, как возбуждение с последующим испусканием фотонов или
переход молекулы в метастабильное состояние. Каждому вновь образованному
электрону в лавине соответствует ион. Ионы движутся в сторону катода со скоростью и»,-.
Если число начальных электронов Ne0 = 1, то число ионов в лавине составит:
ty=e«-l. F.26)
Ионы бомбардируют катод и вызывают вторичную эмиссию электронов.
Скорость движения ионов значительно меньше скорости электронов: vf « ve. Поэтому
ионы в лавине будут создавать объемный заряд, электрическое поле которого Е'
будет влиять на развитие лавины. Поскольку поля Е' и Е направлены в
противоположные стороны (рис. 3), то при Е'~Е рост числа электронов в лавине
практически прекратится. Количество электронов, при котором это происходит,
называется критическим. Обозначим его NeKp. Длину лавины и время ее развития также
называют критическими и обозначают соответственно через Хкр и t^. Подробнее
об этом мы будем говорить в разделе 6.3.2.
Важным для газовых разрядов является закон подобия, согласно которому
существует взаимосвязь между комплексами величин, характеризующих разряд [6].
Основными из этих величин являются отношения Е/р или Е/п, которые
характеризуют энергию, получаемую электроном между двумя столкновениями с
атомами или молекулами газа. Действительно, длина свободного пробега электрона
Хе ~ \/р9 следовательно, энергия, которую приобретает электрон на пути Хе,
составит еЕХе ~Е/р. Следовательно, напряженность электрического поля Е и
давление р входят в виде комплекса Е/р. Для длины промежутка d и давления газа р
комплекс имеет вид pd9 для коэффициента ударной ионизации - а/р, времени -/?/,
плотности тока разряда - j/p2 и т.д. С другой стороны, ряд величин являются
комплексами сами по себе. К ним относятся разность потенциалов С/, ток I,
температура газа Т и т.д.
Законы подобия соблюдаются не всегда, а только в тех случаях, если в
разряде имеет место определенный, набор элементарных процессов в плазме. Такие
Рис. 6.3. Схематическое изображение одиночной лавины и качественное изображение
силовых линий полей: Е - внешнее поле, Е' - поле пространственного заряда лавины. Кружками
условно показаны центры разноименных пространственных зарядов
§6.3 Типы разрядов 107
процессы называют разрешенными. К числу разрешенных процессов относят
ионизацию при однократных столкновениях, прилипание и отрыв электронов, дрейф
и диффузию электронов, фотоэмиссию электронов с катода, вторичную эмиссию
электронов при ударе о катод ионов и т.д. К числу запрещенных относят
автоэлектронную эмиссию, взрывную и термоэлектронную эмиссию, ряд процессов
рекомбинации ионов и электронов и т.д.
§ 6.3 Типы разрядов
6.3.1 Таунсендовский разряд. Закон Пашена
Рассмотрим типы разрядов, исходя из соотношения между длиной
промежутка d и критической длиной электронной лавины х^ при которой заряд одиночной
лавины существенно искажает электрическое поле, приложенное к промежутку.
Различают три типа разрядов. Это таунсендовский, стримерный и многолавинный.
Отличительным признаком таунсендовского разряда является то, что обьемный
заряд одиночной лавины не искажает электрического поля в промежутке, так как
Хкр > d. В этом случае (\nNeKp)/a > d. Если д:^ < d9 то в процессе развития разряда
доминирующую роль играет первичная лавина, которая переходит в стример, а
затем в разрядный канал (стримерный разряд). Для существования стримерного
разряда, кроме того, необходимо, чтобы лавина излучала достаточное количество
фотонов или убегающих электронов, способных ионизовать молекулы газа вблизи
головки лавины. Фотоны, излучаемые лавиной, создаются в результате
высвечивания возбужденных молекул газа, среднее время жизни которых tB составляет
обычно 10~9-10~8 с. Поэтому если время развития лавины до критического размера t^
меньше tB9 то развитие стримера из первичной лавины будет затруднено. Условие
существования стримерного разряда запишется так: (kiNeKp)/a< d. Наконец,
существует тип разряда, для которого длина х^ <$с d. Это разряд с большим
перенапряжением, названный многолавинным, для которого QnNeKp)/a « d. В таком
разряде на длине промежутка образуется много лавин критического размера.
Кроме положительных ионов, о которых мы говорили выше, фотоны или мета-
стабильные атомы вызывают вторичную эмиссию электронов с катода. Кроме того,
фотоны вызывают фотоионизацию газа. Вторичные электроны образуют новые
лавины и новые вторичные электроны. При достаточно высоком напряжении на
искровом промежутке такой процесс роста тока заканчивается электрическим
разрядом, который характеризуется спадом напряжения благодаря образованию
проводящей плазмы между катодом и анодом. Одна из основных проблем физики
газового разряда заключается в том, чтобы понять, как создается высокая
проводимость между катодом и анодом.
В таунсендовском механизме разряда основная роль отводится вторичной
эмиссии электронов с катода и последовательному процессу генерации электронных
лавин [1, 2]. Если вторичные электроны возникают в результате бомбардировки
катода положительными ионами, то для однородного поля ток / электронов,
приходящих на анод, определится из соотношения:
/ = —^- , F.27)
l-yCe0"'-!)
108 Глава 6. Импульсный разряд в газе
где d - длина промежутка, /0 - ток электронов с катода, создаваемый каким-либо
внешним источником; у - число вторичных электронов с катода, приходящихся на
один положительный ион.
Выражение, аналогичное по форме B7), получается, если вторичная эмиссия
электронов обусловлена действием фотонов на катод [2]. Поэтому сейчас
различные типы вторичной эмиссии принято характеризовать единым коэффициентом у,
который определяется материалом катода, состоянием его поверхности, а также
сортом и давлением газа.
Согласно теории Таунсенда условие, при котором знаменатель выражения B7)
обращается в нуль, является условием возникновения разряда. Поскольку у <к 1,
это условие принимает вид:
уе^*1. F.28)
Если уе0"* < 1, разряд будет несамостоятельным. При этом разрядный ток /
прекратится, если начальный ток 10 уменьшить до нуля. Если уе°^ « 1, то число
ионов е0^, созданных одной лавиной в разрядном промежутке от одного
инициирующего электрона, таково, что может образоваться один вторичный электрон,
который продолжит развитие разряда. Таким образом, разряд будет
самостоятельным. Условие B8) является в механизме Таунсенда условием зажигания разряда.
При дальнейшем увеличении напряженности электрического поля в газовом
промежутке получим уе0"* > 1. При этом ионизация из-за последовательной генерации
лавин будет носить кумулятивный характер. Скорость развития разряда будет
увеличиваться с ростом уе0^.
Условие B8) позволяет определить пробивное напряжение разрядного
промежутка, если известны зависимости alp = Fx(Elp)\ у = F2(E/p). Предположим, что
у = const, а зависимость а/р от Elp выражается формулой Таунсенда A4). В этом
случае для статического пробивного напряжения с учетом того, что у <к 1, получим:
Ue= М. . F.29)
ln^4/?(i + lnlny
Эта зависимость Uc(pd) имеет минимум при
(pd)min=^-\nK F.30)
А у
где е - основание натуральных логарифмов. При этом минимальное значение Uc
запишется в виде:
Dp 1
UcmiD=^\nK F.31)
А у
Формула B9) есть одно из проявлений закона подобия, так как Uc = f(pd).
Поскольку у в B9) стоит под двойным логарифмом, зависимостью у от Elp можно
пренебречь. Это влияние более значительно только в области минимума Uc, так как
в формулах C0) и C1) у стоит только под одним логарифмом. Величина у
является обобщенной характеристикой вторичноэмиссионных свойств поверхности
катода, поэтому можно говорить, что свойства катода проявляются только в области,
близкой к минимуму зависимости Uc(pd).
§6.3 Типы разрядов 109
105
104
1—1
а
ю3
ж"нг* ю-3 ю-2 ю-1 ю°
/?</ [см-атм]
Рис. 6.4. Зависимость напряжения пробоя от величины произведения pd для различных
газов (кривые Пашена)
Справедливость такого рода зависимости Uc(pd) была показана экспериментально
еще до появления теории Таунсенда. Такие зависимости называются кривыми или
законом Пашена. Он заключается в следующем: если в однородном поле
произведение длины разрядного промежутка и давления газа остается постоянным, то
величина пробивного напряжения также постоянна. На рис. 4 приведены кривые
Пашена для некоторых газов.
Если начальная фаза разряда обусловлена большим числом электронных лавин,
которые следуют друг за другом и в которых число электронов Ne <NeKp, то
данный механизм приводит к объемному протеканию тока в стадии формирования
разряда. В частности, при низких давлениях газа в этом случае формируется
тлеющий разряд.
Как показано в [1], в зависимостях Uc(pd) может нарушаться закон подобия.
Это происходит в тех местах кривых Пашена, где существует большая
напряженность электрического поля в промежутке порядка @,3-^0,5)-106 В/см. Например, это
имеет место в левой ветви кривой Пашена при малых давлениях (близко от
вакуума). Это отклонение обусловлено током автоэлектронной эмиссии (АЭЭ) с
микровыступов катода, на кончике которых напряженность электрического поля
возрастает во много раз. Электроны от АЭЭ ионизуют газ, а ионы, образующиеся в
результате ионизации газа, движутся к катоду. При этом АЭЭ усиливается объемным
зарядом ионов, что приводит к дальнейшему росту плотности тока АЭЭ. В
конечном счете все это приводит к взрывной эмиссии электронов, образованию эктонов
и катодного пятна, аналогично тому, как это имеет место в вакуумном разряде, о
чем мы говорили в предыдущей главе. Кривая Пашена имеет отклонения и при
высоких давлениях в своей правой ветви, что связано с высокими электрическими
полями на катоде, которые усиливаются за счет микровыступов. Это приводит к
току автоэлектронной эмиссии и отклонением от закона подобия [1]. На рис. 5
приведены зависимости Uc от pd для элегаза (SF6) при различных длинах
промежутков (d= l-s-60 мм) в равномерном поле [6].
J I I I Hill I I I I I I I I "III I I I I Hill
ПО Глава 6. Импульсный разряд в газе
О 4 8 12 16 20
pd [см-атм]
Рис. 6.5. Правая часть зависимости Uc=f(pd) для элегаза при различных расстояниях между
электродами
6.3.2 Стримерный разряд
Основное отличие стримерного механизма разряда от таунсендовского состоит
в том, что пространственный заряд лавины может сам трансформировать лавину в
плазменный стример. Электроны в лавине вызывают не только ударную
ионизацию, но и возбуждение газовых молекул и атомов. Возбужденные молекулы или
атомы, приходя в нормальное состояние, испускают кванты света, которые
вызывают фотоионизацию газа с появлением фотоэлектронов. Электронная лавина,
достигнув анода, оставляет вблизи его поверхности положительные ионы, заряд
которых создает дополнительное поле с напряженностью Е\ Возникшие вблизи
анода фотоэлектроны движутся к положительному объемному заряду в поле с
напряженностью (?" + Е\ где Е - напряженность поля, обусловленного
приложенным напряжением U. Если Е' достигает величины порядка Е9 то фотоэлектроны,
достигнув положительного объемного заряда, успевают создать новые лавины,
которые компенсируют заряд ионов, находящихся у анода, что приводит к
созданию проводящей плазмы. Вновь возникшие под действием лавин фотоэлектронов
положительные ионы и фотоэлектроны действуют так же, как описано выше, и по
направлению к катоду быстро распространяется столб плазмы, называемый
положительным стримером. Ретер и Мик сформулировали условие зарождения
стримера: Е' = кЕ, где к- величина порядка единицы.
При образовании и распространении стримера в образовании новых дочерних
лавин, кроме фотонов, могут играть роль убегающие электроны, возникающие при
достаточно высоких Е/р в плазме основной лавины. Когда число электронов в
лавине достигает NeKp9 пространственный заряд лавины становится достаточным,
§6.3 Типы разрядов 111
чтобы электрическое поле внутри нее было сравнимо с внешним полем, но
направлено противоположно ему. Поле в лавине при этом оказывается усиленным
(рис. 3). Скорость распространения стримера обычно на порядок больше, чем
скорость лавины. Поэтому можно приблизительно считать, что время формирования
разряда:
>р«-
F.32)
В ходе многочисленных экспериментов установлено, что для многих газов при
давлениях порядка атмосферного N^ « 108 [7]. Поэтому In JV^ « 20. Из C2)
следует, что для воздуха при атмосферном давлении и Е = 50 кВ/см, tv = Ю-8 с, а Е =
= 80кВ/см, fp = 2-10-9c.
Из формулы C2) следует, что для времени формирования разряда tv
справедлив закон подобия, т.е. ptp =f(E/p). На рис. 6 показаны эти зависимости для ряда
газов, полученные Фелзенталем и Праудом [9]. При переходе от таунсендовского
разряда к стримерному решающую роль играет коэффициент перенапряжения кП.
Аллен и Филлипс [10] показали, что существует кривая, разделяющая множество
значений произведений давления воздуха и длины зазора pd и коэффициента кП
на две области [10] (рис. 7). Если условия разряда соответствуют области,
лежащей выше кривой, то имеет место стримерный механизм разряда, а если ниже -
таунсендовский.
Концентрация электронов в стримерном канале пе примерно соответствует
плотности в лавине с критическим числом носителей, т.е.:
Ж
п* =
екр
4яг3
F.33)
Измерения для разных газов показывают, что радиус лавины г = 0,01-5-0,1 см.
Приняв NeKp= 108, получим для п = 101(М013 см~3. Это означает, что даже при
0Q
S
10
10"8 10 10
ptp [Top с]
10"
Рис 6.6. Закон подобия времени формирования пробоя различных газов
112 Глава 6. Импульсный разряд в газе
28
24
20
g 16
*с 12
8
4
0
250 850 1450 2050 2650
pd [Top-см]
Рис. б. 7. Кривая, разделяющая области развития разряда в воздухе по стримерному и таун-
сендовскому механизмам
г = 0,1 см и п = 1013 см-3 сопротивление стримерного канала в типичных условиях
экспериментов превышает десятки килоом. Учтем, что волновое сопротивление
коаксиальных кабелей, по которым поступает импульс напряжения на разрядный
промежуток Z0 « 50V75 Ом. Это значит, что спад напряжения на промежутке будет
обусловлен нарастанием проводимости в канале на последующих стадиях разряда.
Подробное обсуждение этого вопроса будет дано ниже. Необходимо отметить, что
существует два типа стримеров: катодонаправленный и анодонаправленный.
Рассмотренный нами выше стример - анодонаправленный, так как критического
размера лавина достигает внутри промежутка (х^ < d), поэтому рост стримера идет в
сторону анода. Однако если перенапряжение на промежутке не слишком велико,
т.е. Хкр « d9 то большое поле объемного заряда будет достигнуто в зоне,
прилегающей к аноду, тогда стример будет прорастать в сторону катода. Это будет
катодонаправленный стример.
6.3.3 Многолавинный импульсный разряд
При больших перенапряжениях на газовом промежутке время формирования
разряда /р переходит в область наносекундных и субнаносекундных времен.
Импульсный разряд в этой области длительностей характеризуется тем, что время
развития искры становится соизмеримым со временем протекания таких
процессов, как рост лавин до критических размеров и высвечивание возбужденных
молекул. Это накладывает отпечаток на пространственную структуру разряда,
статистику запаздывания, саму длительность процесса и т.д. Такой разряд имеет место
при перенапряжении кП > 1,5. Он применяется в коммутаторах и обострителях
мощных наносекундных генераторов. Критерий возникновения такого разряда
определяется соотношением Хщ, <зс d.
В этом случае важное влияние на характер развития импульсного разряда в газе
оказывает величина тока инициирующих электронов /0 или же число начальных
инициирующих электронов, а также степень однородности их распределения по
поверхности катода. При оценке влияния /0 на процесс разряда удобно сравнивать
J I I I I I I I I I I L
§6.3 Типы разрядов 113
среднее время между появлением двух электронов с катода е/10 с временем
развития лавины до критического размера t^. Если t^ < e/I09 то можно считать, что
разряд инициируется одиночными электронами, при этом I0 < eave/NeKp.
При увеличении тока разряда значение вторичных процессов будет
уменьшаться. Если время развития лавины до критического размера t^ » е/109 т.е. 10 »
» eave/kiNeKp, а ток /0 распределен по катоду равномерно, то из-за
одновременного развития значительного числа электронных лавин достигаются большие токи
еще до начала действия вторичных процессов. При этом удается устранить
образование канала разряда и при давлении газа, существенно большем атмосферного,
иметь разряд во всем объеме газового промежутка. Такой многолавинный разряд
впервые исследовал Месяц [11] и назвал его наносекундным многоэлектронным
разрядом. Описание его можно найти в [12,4].
Основную информацию о процессах, происходящих при разряде в наносекунд-
ном диапазоне, обычно получают из осциллограмм тока и напряжения искры. По
аналогии с обычным импульсным разрядом в газе пользуются такими терминами,
как время запаздывания и время формирования разряда, понимая под началом
разряда начало быстрого роста тока и спада напряжения на промежутке. Однако
необходимо помнить, что формирование наносекундного импульсного разряда обычно
не заканчивается к началу роста тока. При проведении экспериментов удобнее
отдельно измерять время, в течение которого ток достигает единиц ампер, и время, в
течение которого ток растет от единиц ампер до номинального значения.
В [11] была определена зависимость tp(E) для многоэлектронного
инициирования и инициирования одиночными электронами. Для ультрафиолетового
облучения катода в аноде было проделано отверстие, которое закрывали сеткой. Между
сеткой и искрой, подсвечивающей катод, были установлены диафрагма и
кварцевое стекло, необходимое для фильтрации коротких волн и устранения
фотоионизации газа. Ток электронов, инициирующих разряд, регулировали размером
диафрагмы. Эти эксперименты показали, что при числе начальных инициирующих
электронов порядка 104 и более разброс времени запаздывания разряда
устраняется. Полученная таким образом зависимость tp(E) в воздухе при атмосферном
давлении оказалась совпадающей с формулой C2) (рис. 8) для стримерного разряда,
хотя условия эксперимента были явно не характерными для стримера. В [11] этот
эффект объяснен тем, что процесс развития разряда идет за счет одновременного
появления большого количества электронных лавин (модель Месяца).
С учетом того, что ток разряда 1(f) и напряжение на промежутке U(f) = E(t)d
связаны уравнением Кирхгофа, можно написать систему уравнений:
/(О = Ne0 ^-exp avet F.34)
d
т.4&=т, F.35)
где J5o - начальная напряженность электрического поля, Z0 - волновое сопротивление
коаксиального кабеля, d - длина промежутка. Из этой системы следует уравнение:
8. Месяц Г.А.
114 Глава 6. Импульсный разряд в газе
80 120
Е [кВ/см]
Рис. 6.8. Зависимость времени формирования пробоя в воздухе от напряженности поля: /
многоэлектронное инициирование; 2 - одноэлектронное инициирование
Экспериментально определено время формирования разряда из осциллограмм
от момента приложения напряжения до того момента, когда ток достигает значения
/р =0,l?/a/Z0, где С/а - амплитуда импульса напряжения. Поскольку в течение
времени tp ток /р «сU/Z0 , величины аиуе можно считать неизменными. В этом
случае из C6) следует:
'р =
1
-ъМ-
ave eNe0ve
F.37)
где е - заряд электрона. Если принять /р = 10 A, rf= 0,1 см, ЛГе0 = Ю4, i/e»107 см/с,
то величина под логарифмом в C7) составит 108, т.е. будет равна NeKp для стри-
мерного разряда. Этим и объясняется совпадение результатов измерения tp(E)
Флетчером [13] по стримерному механизму и многоэлектронному механизму
согласно [11]. Зависимость tp(E) для воздуха при атмосферном давлении приведена
на рис. 8 [11]. В общем виде для времени формирования разряда согласно C7)
соблюдается закон подобия ptv = f(Elp). Это подтверждается экспериментами для
многих газов [9,4].
При многоэлектронном инициировании разряда стадия спада напряжения и
роста тока разряда, как и стадия формирования разряда, обусловлена
ионизационным размножением электронов и носит объемный характер (рис. 9). На рис. 9
также показана осциллограмма напряжения на промежутке в воздухе при
атмосферном давлении и начальной напряженности электрического поля 76 кВ/см [14].
Катод освещался мощной ультрафиолетовой вспышкой за 10 не до прихода импульса.
Из рис. 9 видно, что свечение имеет место во всем промежутке, т.е. разряд носит
объемный характер. Это свойство разряда высокого давления, установленное
впервые в [11, 12], сейчас широко используется в технике генерирования мощных суб-
наносекундных импульсов, а также для накачки мощных электроразрядных
газовых лазеров.
§6.3 Типы разрядов 115
Рис. 6.9. Осциллограмма напряжения и свечение промежутка в воздухе при
многоэлектронном инициировании разряда (р = 760 Top, d = 0.3 см, Ей = 67 кВ/см)
Анализ осциллограммы напряжения (рис. 9) показывает, что вначале крутизна
спада напряжения очень мала, потом она приобретет максимальное значение, а
затем снова резко снижается. Из уравнений C4) и C5) можно найти максимальную
крутизну спада напряжения (dUldt)UdX, а также величину, которая характеризует
время коммутации /к = UJidU/dt)^, где ?/а - амплитуда импульса напряжения.
Очевидно, что зависимость этого времени от давления газа и электрического поля
будет подчиняться закону подобия ptK = f(EJp\ так как tK ~\lave. На рис. 10
приведены расчетная и экспериментальная зависимости ptK от EJp для
воздуха [11]. Для характеристики стадии замедленного спада напряжения можно
предложить то значение напряжения, при котором крутизна его спада будет в пять раз
меньше максимальной. Обозначим это значение через Un и введем обозначение
Уп= ип/ил. Зависимость уП от EJp также приведена на рис. 10.
70 90 ПО 130
Е/р [В/(см • мм рт. ст.)]
Рис. 6.10. Зависимости ptK и уп от Е/р при различных промежутках: 1 мм; 2 мм; 4 мм.
Сплошной чертой обозначены теоретические; прерывистой - экспериментальные кривые.
Экспериментальные данные получены для воздуха при р = 1 атм
116 Глава 6. Импульсный разряд в газе
6.3.4 Одноэлектронное инициирование
Теперь рассмотрим случай инициирования многолавинного разряда малым
числом электронов, когда среднее время между появлением двух электронов
сравнимо или больше времени развития лавины до критического размера. В этом
случае разряд приобретает ряд новых свойств. Для анализа такого разряда рассмотрим
особенности развития одиночной лавины в высоких электрических полях. Как
было показано выше, по мере развития лавины растет электрическое поле,
создаваемое объемным зарядом положительных ионов. Нетрудно показать, что критическое
число электронов уменьшается с ростом напряженности внешнего поля по закону
NeKp ~ ст1 [15]. По мере приближения числа электронов к критическому будет
замедляться экспоненциальный рост электронов в лавине (это вызвано уменьшением
коэффициента ударной ионизации). Экспериментально такая закономерность,
которую можно назвать эффектом самоторможения электронной лавины, была
установлена для лавин в азоте и парах эфира. При этом в процессе развития лавины
эффективный коэффициент а вначале уменьшался почти до половины начального
значения, а затем вновь возрастал [7].
Наличие такого же эффекта было установлено и для лавин в воздухе при
атмосферном давлении и напряженности электрического поля Е « 105 В/см. При этом
было показано, что последующий рост а обусловлен выталкиванием электронов из
головки лавины и ускорением их в промежутке анод-лавина [15]. Наряду с
замедлением экспоненциального роста числа электронов будет замедляться также рост
числа возбужденных молекул газа, а следовательно, будет уменьшаться число
фотонов, выходящих из лавины. В лавине с критическим числом электронов
количество испускаемых ею фотонов пропорционально 1/а2уе, т.е. очень сильно
уменьшается с ростом внешнего электрического поля.
Описанные выше эффекты приводят к замедлению процесса формирования
разряда в высоких электрических полях по сравнению со случаем инициирования
большим числом начальных электронов. На рис. 8 (кривая 2) приведена
зависимость времени формирования разряда в воздухе при атмосферном давлении /р от
напряженности электрического поля Е при инициировании разряда малым числом
электронов. За время tp принималась наименьшая величина в статистическом
распределении времен запаздывания. Интенсивность облучения катода выбирали
такой, чтобы среднее статистическое время запаздывания tc было соизмеримо с /р.
Из сравнения кривых 1 и 2 следует, что время tv при инициировании разряда
малым числом электронов существенно больше, чем при многоэлектронном
инициировании.
Рассмотрим процесс формирования разряда при инициировании малым
числом электронов на основании исследования [8]. Вначале, как обычно, развивается
электронная лавина. После того как поле ионов в лавине сравнивается с
приложенным, экспоненциальный рост числа электронов в лавине замедляется.
Небольшая доля электронов в головке лавины ускоряется в направлении анода и образует
новую лавину. Эти электроны образуются или за счет кулоновского выталкивания
электронов из головки лавины, или из-за убегания быстрых электронов, которые
приобретают в электрическом поле энергию, большую теряемой при
столкновениях [16]. Роль этого процесса при пробое атмосферного воздуха или азота особенно
велика, когда Е > 106 В/см. Вновь образованная лавина, так же, как и предыдущая,
§6.3 Типы разрядов 117
приведет к рождению новой лавины. Таким образом, от катода к аноду будет
распространяться плазменное образование, называемое лавинной цепью. Лавинная
цепь будет формально походить на аноднонаправленный стример, но плотность
электронов в плазме будет такой низкой, что после замыкания катода и анода
искрового канала не образуется из-за малой проводимости. Вторичный процесс в
таком разряде обусловлен фотоэффектом на катоде в результате излучения из
лавинной цепи фотонов. Расчет времени формирования разряда, проведенный по
описанной выше модели [8], показывает, что
\UTvey)
где UT - тепловая энергия электрона, tB - время высвечивания молекулы, ve -
скорость дрейфа электронов в лавине, у - число вторичных электронов,
обусловленных фотоэффектом на катоде, приходящихся на один электрон в лавинной цепи. Из
формулы следует, что tp зависит от величины у, которая определяется материалом
и состоянием поверхности катода.
Исследование стадии быстрого роста тока и спада напряжения при
инициировании наносекундного разряда малым числом инициирующих электронов [15]
показало, что она удовлетворительно описывается формулой C6) лавинной
теории, полученной для многоэлектронного инициирования. Это объясняется тем, что
после накопления большого числа электронных лавин при вторичном процессе
сброс напряжения на промежутке происходит за время одной лавинной генерации.
Однако после быстрого сброса напряжения, в отличие от случая
многоэлектронного инициирования, медленный спад напряжения не наблюдается из-за
образования в промежутке одного или нескольких каналов [14]. К этому вопросу мы еще
вернемся в § 4.
Из рис. 8 следует, что при одной и той же длительности импульса разряд с
малым числом инициирующих электронов обеспечивает значительно более высокую
импульсную электрическую прочность газового промежутка. Однако для того,
чтобы реализовать это, необходимо знать источники инициирующих электронов.
При высоких электрических полях, когда Е > 105 В/см, таким источником
электронов является автоэлектронная эмиссия с катода.
Плотность тока автоэлектронной эмиссии определяется по формуле Фаулера-
Нордгейма. Подробно об этом мы говорили в предыдущей главе при обсуждении
вакуумного разряда. Из формулы E.1) следует, что для получения тока
инициирующих электронов в Ю-10 А, при котором время статистического запаздывания
составляет величину порядка 10~9 с, необходимо при площади поверхности катода
1 см2 и ф = 4,5 эВ иметь напряженность электрического поля около 2107 В/см.
Многочисленные исследования предпробойной проводимости в вакуумном
промежутке при Е = 105-106 В/см показывают наличие электронного тока 10~5—10~3 А и
его зависимость от средней напряженности поля в промежутке, которая
согласуется с формулой E.1). Это объясняется наличием микровыступов на поверхности
электрода, на которых напряженность поля значительно превосходит величину
среднего поля, определяемого1 для плоских электродов.
Имеются прямые доказательства влияния неоднородностей на поверхности
катода на время запаздывания пробоя и величину пробивной напряженности поля
118 Глава 6. Импульсный разряд в газе
при воздействии на промежуток наносекундных импульсов. В [8] было найдено,
что при тщательной механической полировке катода можно в несколько раз
повысить электрическую прочность воздушного промежутка длиной менее 1 мм и
довести ее до 1,4-106 В/см при времени запаздывания порядка 10~9 с. При
использовании катодов из монокристаллов (молибдена, вольфрама, рения) при длительности
импульса 40 не в воздушных промежутках длиной - 0,2 мм напряженность
электрического поля, при которой происходил пробой, достигала 3-106 В/см, в то время
как на поликристаллических катодах она не превышала 1,3-106 В/см [8]. Это
свидетельствует об автоэлектронном механизме появления инициирующих электронов
при импульсном пробое газовых промежутков в высоких электрических полях.
6.3.5 Корона и длинные искры
Корона возникает в том случае, когда на одном из электронов имеет место
резко неоднородное поле [1, 5]. В этом случае электронные лавины появляются при
низком среднем электрическом поле. Если электрическое поле в зоне этого
электрода достаточно, чтобы началось образование электронных лавин, то говорят о
появлении короны. В зависимости от электрода с неоднородным полем корона
бывает положительной (анод) или отрицательной (катод). Корона проявляет себя по
первоначально слабому свечению в окрестности электрода малого радиуса (oqt-
рия, провода), где поле резко усилено. Только здесь в небольшой зоне газ
ионизуется и светится. Электрический ток замыкается потоком зарядов того или иного
знака, которые рождаются в зоне ионизации и вытягиваются через внешнюю зону
к другому электроду. Во внешней зоне, где дрейфуют заряды, никакого свечения
нет. В электроотрицательном газе, таком, как воздух, при любой полярности коро-
нирующего электрода ток через внешнюю зону переносят ионы, потому что
электроны успевают «прилипнуть» к молекулам 02 в самом начале долгого дрейфа.
Ионный ток мал и не снижает напряжения на разрядном промежутке, даже если
источник напряжения слаб.
Если продолжать медленно поднимать напряжение много выше порога
возникновения короны, процесс может развиваться двумя путями. В случае очень тонких
полированных проводов внешне почти ничего не меняется, зона ионизации
остается тонкой и однородной, увеличивается только ток короны - он нарастает
примерно пропорционально квадрату напряжения. Это так называемая ультракорона.
В воздухе атмосферного давления ультракорону на проводе радиусом в доли
миллиметра удавалось удерживать при очень больших перенапряжениях, когда
напряжение на промежутке в 10-J-20 раз превышало напряжение возникновения короны.
Средняя напряженность поля в промежутке увеличивалась до 20-5-22 кВ/см (это
очень большая величина для средних полей в воздухе), прежде чем неожиданно
возникший искровой канал, ослепляя экспериментаторов, завершал опыт коротким
замыканием.
Совсем по-другому ведет себя корона в случае электродов большого размера.
При увеличении напряжения сплошная светящаяся оболочка распадается на
отдельные очаги, в которых непрерывно возникают и за микросекунды гаснут все
более длинные светящиеся образования, причудливые тонкие каналы - стримеры.
Такую дискретную в пространстве и времени корону называют стримерной коро-
§6.3 Типы разрядов 119
ной. В больших воздушных промежутках при напряжениях выше 1 MB стример-
ная корона может достигать нескольких метров. Импульсный ток каждого
растущего стримера длится доли микросекунды и измеряется амперами, даже десятками
ампер, но пока стримеры не достигают противоположного электрода, ток во
внешней зоне, где нет ионизации, все равно переносится потоком ионов и его среднее
по времени значение почти того же порядка, что у ультракороны. Если позволяет
мощность источника напряжения, стримерную корону тоже можно наблюдать
часами. К короткому замыканию она не приводит. Для этого нужно, как минимум,
чтобы стримерные каналы пересекли весь промежуток, что происходит в
атмосферном воздухе при среднем поле около 5 кВ/см.
Корона может перерастать в искру, если один из стримеров касается
противоположного электрода. Длины таких искр достигают десятков и сотен метров. Их
называют длинными искрами [5]. Прорастание такой длинной искры в воздухе
происходит за счет движения лидера, который образуется из стримера при скорости до
108 см/с. Лидер возникает на фоне коронного разряда, который только что был
описан, но при более высоком напряжении. Лидерный разряд удобнее наблюдать при
импульсном напряжении. В лабораториях чаще применяют импульсы, в которых
напряжение увеличивается до амплитудного значения за время порядка
микросекунды или менее. В случае таких импульсов лидеру также предшествует корона, но
обычно происходит всего одна или несколько последовательных стримерных
вспышек. Их называют импульсной короной. Стримеры импульсной короны стартуют от
общего основания - стебля, который прорастает из высоковольтного электрода. Как
правило, стримеры ветвятся; их часто называют ветвями импульсной короны. В
зависимости от напряжения стримеры пересекают большую или меньшую часть
промежутка, могут дойти и до противоположного электрода, но сами по себе пробоя
промежутка не вызьгоают. Их проводимость слишком мала. Даже в совокупности ток
стримеров не в состоянии снизить напряжение на промежутке.
Канал лидера рождается в объеме стебля импульсной короны, где газ
максимально нагрет суммарным током, стекающимся от всех стримерных ветвлений.
Движение лидера сопровождается непрерывным и многократным стартом
стримеров из области конца канала, которую называют лидерной головкой. Стримеры
могут двигаться намного быстрее лидера. Их скорость в воздухе при сильном
электрическом поле доходит до 109 см/с и выше. В совокупности стримеры
обеспечивают ток, который поставляет энергию в канал лидера, разогревает его и
способствует длительной поддержке проводимости плазмы на не слишком низком уровне.
Перенося в какой-то мере высокий потенциал электрода, от которого он начал
расти, проводящий лидерный канал непременно обладает и заметным
электрическим зарядом, распределенным по его длине. Это следствие общих законов
электростатики, ибо канал, как любой проводник, обладает электрической емкостью.
После того как плазменный канал лидера дорастает до противоположного
электрода и перекрывает промежуток, возникает процесс нейтрализации заряда лидер-
ного канала, аналогичный главной стадии молнии. Это главная стадия длинной
искры, за время которой лидерный канал трансформируется в по-настоящему
хорошо проводящий искровой канал, способный пропустить большой ток,
характерный для короткого замыкания.
120 Глава 6. Импульсный разряд в газе
§ 6.4 Ток искры и спад напряжения на промежутке
В стадии формирования разряда ток в газоразрядном промежутке мал. После
того как плазма разряда достигнет большой проводимости, начинается быстрый
рост тока и спад напряжения на искровом промежутке. Эту стадию разряда
называют искровой. В этот период сопротивление искры изменяется от очень большой
величины, определяемой свойствами лавины или стримера, до значения, много
меньшего сопротивления нагрузки. Время такого перехода промежутка от
практически непроводящего состояния в проводящее определяет наименьшую
возможную длительность фронта импульса на нагрузке. Процесс перехода промежутка из
непроводящего состояния в проводящее можно характеризовать зависимостями
напряжения U или сопротивления R разрядного промежутка от времени. Кривую
UK(t) принято называть характеристикой коммутации. Длительность процесса
коммутации характеризуется временем tK между двумя фиксированными точками на
кривой коммутации (рис. 11). Одной из них обычно считают U'K = 0,9?/0 (U0
-начальное напряжение на промежутке), а вторую (/? в зависимости от характера
кривой можно принять равной 0,2 ?/0 или 0,Ш0.
Основной характеристикой стадии спада напряжения (искровая стадия)
является зависимость сопротивления искры от тока, сорта газа, его давления, длины
промежутка, а также приложенного начального электрического поля. Такой единой
теоретической зависимости нет и, по-видимому, не может быть, так как в разных
типах разрядов в зависимости от тока, давления и сорта газа преобладающую роль
играют различные физические процессы. Обсудим вначале коммутационную
характеристику при многолавинном наносекундном объемном разряде, о чем мы уже
говорили в § 3.
Для того чтобы описать процесс нарастания проводимости, нужно знать
усредненную константу ионизации, которая зависит от отношения напряженности
электрического поля к давлению и от энергии, введенной в разряд. При этом
необходимо решить самосогласованную задачу о росте проводимости и спаде напряжения
на промежутке. Сложность такого подхода в общей постановке очевидна. Однако
имеется ряд моделей газоразрядной плазмы, применение которых позволяет в
ик
Uo
Ui
и:
о Т." 'к J ~'
i^ _ ^i
Рис. 6.11. Характеристика коммутации искрового разрядника
i
а
Ъ
§6.4 Ток искры и спад напряжения на промежутке 121
ограниченном диапазоне условий решить совместно уравнение для изменения
проводимости плазменного столба и уравнение Кирхгофа для электрической цепи и
рассчитать коммутационную характеристику промежутка. Одним из примеров
является модель лавинного размножения электронов, которая вначале была
предложена для расчета коммутационных характеристик наносекундного импульсного
разряда при высоких перенапряжениях [11,4].
Для электрического контура, включающего источник напряжения С/0, волновое
сопротивление Z0 и межэлектродную емкость С, напряжение на зазоре U(t)
определяется из дифференциального уравнения второго порядка в безразмерных
переменных [8]:
W + y(l-y) + b(l-y-y)<p(qy) = 0, F.39)
где у = E/Ea = UIU* у = dy/dx, у = d2y/dx2, х = */в, 0 = Z0C, ф(ду) = (Е/рJ(а/р),
а = EJp, Ъ- р2кв/Еа, Ей и [/а - амплитудные значения электрического поля и
напряжения импульса, к = ие/(Ей/р).
На рис. 12 приведены результаты расчетов для воздуха при разных параметрах а
и Ъ. Параметр а определяет начальное отношение EJp на зазоре, а параметр Ь -
межэлектродную емкость С. Кривая спада напряжения идет вначале круто, а затем
крутизна уменьшается. Переход от участка быстрого роста тока к замедленному
объясняется тем, что с ростом тока падение напряжения увеличивается на
сопротивлении Z0 и уменьшается на плазме. Это приводит к снижению коэффициента ударной
ионизации а и скорости дрейфа электронов. Видно, что напряженность, при которой
происходит замедление спада U/t, зависит от параметра Ь9 т.е. от межэлектродной
емкости С. Роль межэлектродной емкости состоит в том, что энергия CU2/2,
рассеиваясь в плазме, вызывает дополнительно увеличение ее проводимости и уменьшение
уровня напряжения. Этот эффект применяется для снижения уровня остаточного
сопротивления коммутаторов на основе многолавинного разряда.
Сопоставление результатов эксперимента и расчетов по лавинной модели [4]
для участка крутого спада напряжения дает хорошее совпадение. Для
многоэлектронного инициирования и объемного протекания тока расчет осциллограмм по
модели лавинного размножения можно проводить и на участке медленного спада
напряжения. Пример сопоставления экспериментальной осциллограммы с
расчетной показан на рис. 13. Условия здесь соответствуют кривой 1; 2 (рис. 12). Из
кривой 3 рис. 13 следует, что скорость коммутации при одноэлектронном
инициировании на поздней стадии больше, чем при многоэлектронном.
В проведенном анализе не учитывались рекомбинационные процессы в балансе
заряженных частиц, поскольку при увеличении концентрации рекомбинационные
потери растут пропорционально /if, а коэффициент а уменьшается. При
некотором напряжении ионизация уравновешивается рекомбинацией и концентрация пе
приобретает стационарное значение. Зависимости, которые мы привели выше,
найдены для объемного разряда, когда ток переносится большим числом
электронов, дрейфующих в электрическом поле.
Теперь рассмотрим случай, когда разряд происходит в виде узкого канала.
В случае стримерного разряда образование канала является естественным
процессом, так как зарождение этого канала начинается уже с появлением первых
122 Глава 6. Импульсный разряд в газе
S
5
1,0
0,8
0,6
0,4
0,2
0
\
-\
i
2
i
4
t
[не]
1
2
i
6
i
8
Рис. 6.12. Зависимость у(т) для различных комбинаций параметров аиб. Первая цифра на
кривых соответствует порядковому номеру значения а, вторая - значения б. а) [В/(смТор)]:
1 - 90,2 - 60; б) [(Тор3см3)/В2]: 1 - 2, 2 - 5, 3 - 10, 4 - 20
Рис. 6.13. Экспериментальная G) и расчетная B) осциллограммы спада напряжения при
объемном разряде в азоте (р = 760 Top, d = 0,44 см, Е - 68,5 кВ/см) и экспериментальная
осциллограмма спада напряжения при одноэлектронном инициировании E)
признаков стримера. После того как стример соединит катод и анод, начинается
образование канала разряда. Мы уже говорили, что плотности плазмы в стримере
недостаточно для пропускания всего тока искры, поэтому требуются новые
физические процессы, которые бы увеличили концентрацию плазмы в столбе разряда.
Таким процессом является взрывная эмиссия электронов (ВЭЭ), которая возникает
при взаимодействии плазмы стримера с катодом. Поскольку концентрация плазмы
в стримере невысока и может достигать 1013 см-3, наиболее вероятным механизмом
появления ВЭЭ является электрический пробой диэлектрических пленок на катоде
за счет их зарядки потоком ионов из стримерного канала. Это приводит к
появлению катодного пятна и сильному нагреву плазмы канала током электронов
взрывной эмиссии.
В зависимости от величины тока в канале существует несколько моделей
сопротивления искры. Одной из наиболее ранних является эмпирическая модель Теплера:
ft V1
R„(IJ) = Kd
J/A
u
F.40)
где к - константа Теплера, характеризующая газ, d - длина промежутка. Из D0)
следует, что сопротивление искры обратно пропорционально количеству
электричества, которое протекло через канал разряда.
Более обоснованную зависимость сопротивления искры от тока и времени
предложили Ромпе и Вайцель [17], исходя из условия баланса энергии для
искрового канала:
B.V,t) = d
2а \
\Pdt
F.41)
где а - константа, зависящая от сорта газа, р - давление газа, d - длина промежутка.
При выводе формулы D1) предполагалось, что в течение времени
функционирования искры падение потенциала на электродах пренебрежимо мало по сравне-
§ 6.4 Ток искры и спад напряжения на промежутке 123
нию с общим напряжением в области разряда, удаленной от электродов. Ток / и
напряженность электрического поля Е в этом случае связаны соотношением:
1 = кг2епе\хеЕ, F.42)
где пе, \хе - концентрация и подвижность электронов, г - радиус зоны разряда, е -
заряд электрона. Если считать, что \хе не зависит от поля Е9 то проводимость
разрядной зоны составит:
•-^f-V («3)
Внутренняя энергия искрового канала включает в себя энергию
поступательного движения атомов, ионов и электронов, энергию, затраченную на ионизацию (а в
случае молекулярных газов также и энергию возбуждения колебательных и
вращательных состояний), и энергию диссоциации. Предполагается, что электронный
газ, получающий энергию от поля, так медленно передает ее тяжелым частицам
плазмы, что за рассматриваемые промежутки времени ни кинетическая энергия
ионов, атомов или молекул, ни степень возбуждения колебательных или
вращательных состояний заметно не изменяются. Следовательно, внутренняя энергия в
зоне разряда полностью затрачивается на процессы ионизации, возбуждение
молекул и на нагрев электронного газа. При этих условиях можно принять, что
внутренняя энергия единицы длины канала:
w ~ пе. F.44)
Предполагается, что потери энергии на теплопроводность, излучение, а также на
расширение канала отсутствуют. В этом случае уравнение баланса энергии в
канале примет вид:
1Е = —. F.45)
Л
Перечисленные выше предположения справедливы только для разрядов малой
длительности в высоких электрических полях. Из D3) и D4) следует, что
проводимость единицы длины канала разряда
С7 = —
Е
'а"*
w, F.46)
где а - коэффициент. При этом было учтено, что подвижность \хе ~ \1р. Совместное
решение уравнений D5) и D6) и определение сопротивления искры через
проводимость приводят к формуле D1).
В [17] принималось, что коэффициент а не зависит от времени, что является
основным допущением в этой теории. Оно было экспериментально подтверждено
для времени t < Ю-8 с и токов до нескольких килоампер в работах [8, 11, 18, 19]
при исследовании разряда в атмосферном воздухе, азоте и аргоне. Для воздуха и
азота а = @,8^-1) (атм-см2)/(с-В2), а для аргона а = 30 (атм-см2)/(с-В2).
Анализ переходных процессов в разрядных контурах с учетом сопротивления
искры по формуле D1) показывает, что развитие разряда определяется параметром
9 = 2pd2laUl, который является характерным временем роста проводимости
искры. Для времени 9 применим критерий подобия Qp ~ (Е/р)~2.
124 Глава 6. Импульсный разряд в газе
Если разряд происходит при статическом напряжении С/0 = U& то pd = const
(закон Пашена), поэтому 0 = \/р9 т.е. с ростом давления газа уменьшается время
роста проводимости искры. Этот вывод хорошо согласуется с известными
экспериментальными результатами [8]. Из кривой Пашена следует, что при р = const с
уменьшением длины зазора наблюдается рост напряженности поля Е = Uo/d, при
которой происходит пробой промежутка, а это ведет к уменьшению времени 0, так
как 0 ~ 1/Е2, что также согласуется с результатами эксперимента [8]. Нетрудно
показать, что в миллиметровых промежутках при давлении азота, воздуха и других
газов порядка 10 атм и более 0 < 10~9 с. Это свойство искры уменьшать время
коммутации с ростом сопротивления широко используется в технике
генерирования мощных наносекундных импульсов.
Искровой канал, кроме резистивной компоненты сопротивления, имеет еще и
индуктивную, которая зависит в основном от длины канала. Индуктивность канала
дополнительно увеличивает длительность фронта импульса. Для уменьшения
влияния индуктивности осуществляют многоканальную коммутацию. Роль
индуктивности сводится к нулю при использовании объемного разряда.
Формула D1) была получена в предположении существования канала разряда,
который начинает образовываться после того, как стример перемкнет промежуток
между катодом и анодом. Однако при этом предполагалось, что гидродинамического
расширения канала не происходит, а проводимость растет за счет ионизации газа.
Поэтому соотношение D1) можно использовать и для оценочных расчетов
многолавинных разрядов при их многоэлектронном инициировании. По мере роста степени
ионизации плазмы в зоне разряда происходит смена механизма развития искры.
Модель Ромпе и Вайцеля предполагает, что основой коммутации в газе
является процесс ионизации. В модели многолавинной коммутации, рассмотренной в § 3,
этот процесс тоже считается основным. Однако модель Ромпе и Вайцеля является
значительно более упрощенной, чем многолавинная модель. С другой стороны, обе
модели в определенных условиях могут дать те же результаты. Например, по
многолавинной модели ptK ~{{oJp)veYx, a oJp ~ (Е/р)ш при Е/р = 100-^500 В/(смТор)
(см. формулу A.6)), поэтому при ve ~ (Е/р)т мы получим ptK ~ (Е/р)~2, т.е. то же,
что по модели Ромпе и Вайцеля.
Если в искровом канале степень ионизации плазмы близка к единице,
проводимость канала может расти главным образом за счет двух факторов. Во-первых, при
нагреве плазмы проводимость увеличивается пропорционально Г3/2. Во-вторых,
становится весьма существенным процесс гидродинамического расширения
канала [20, 21], в результате чего возрастает площадь поперечного сечения столба
разряда и уменьшается его сопротивление. Реально данный процесс проявляется уже
при п > 1018 см-3 и р = 760 Тор. При условии, что проводимость канала а
постоянна, а магнитное давление мало по сравнению с газокинетическим, связь тока
разряда и сопротивления искры имеет вид [21]:
ft Xх
K~d
F.47)
\l2l4t
Vo
При стримерном пробое диаметр канала на порядок меньше, чем при пробое
перенапряженных промежутков и одноэлектронном инициировании. Поэтому рост
§ 6.5 Разряд в газе с прямой инжекцией электронов 125
концентрации даже до п » 1018 см-3 не приводит к заметному спаду напряжения
при токах короткого замыкания в сотни ампер [22, 23]. Здесь коммутационная
характеристика описывается гидродинамической моделью расширяющегося канала.
При этом наблюдается не только совпадение рассчитанных и измеренных времен
коммутации, но и соответствие измеренной скорости расширения канала,
рассчитанной по вводимой в канал мощности [23]. При очень больших токах короткого
замыкания в цепи (/ > 10 кА) к началу спада напряжения условия в канале разряда
таковы, что его проводимость растет в основном за счет гидродинамического
расширения. Поэтому модель расширяющегося канала обычно применяется для расчета
коммутационных характеристик сильноточных наносекундных коммутаторов [8].
В рассмотренных моделях очень жестко оговариваются физические
ограничения, и описание процесса сводится фактически к учету одного из факторов,
который в данных условиях является преобладающим (например, гидродинамического
расширения). Подобные ситуации возможны скорее в модельных опытах со
специально созданным одиночным каналом [22, 23], чем в условиях работы искрового
разрядника в широком диапазоне токов. Измерение коммутационных
характеристик совместно с наблюдением динамики развития канала лазерным теневым и
интерферометрическим методами с наносекундным временным разрешением [4]
показывает, что вклад в рост проводимости дают одновременно несколько
факторов, трудно отделимых друг от друга.
Для расчета фронта импульса, генерируемого в схеме с искровым разрядником,
иногда характеристику коммутации представляют в виде экспоненты:
UK=U0e-°o<9
где величина а§ устанавливается из эксперимента или из известных моделей
искры. Например, если использовать модель Ромпе и Вайцеля, то
( г^2
я0=0,038яр
'еХ
где Е - напряженность поля, при которой происходит пробой.
§ 6.5 Разряд в газе с прямой инжекцией электронов
6.5.1 Основные уравнения
Выше мы показали, что наличие в газоразрядном промежутке свободных
электронов радикально меняет физику разрядных явлений. Одним из наиболее простых
способов создания свободных электронов в промежутке является эмиссия
электронов с катода за счет фотоэффекта и фотоионизация газа при ультрафиолетовой
подсветке промежутка, или термоэлектронной эмиссии за счет локального
разогрева поверхности катода лазерным лучом. Месяц с сотрудниками [24] предложили
инжектировать электроны непосредственно в газовый промежуток от ускорителя
электронов. Электронный пучок должен проходить через тонкую металлическую
фольгу в катоде. При этом уже в первых экспериментах [25] удалось получить
объемный разряд в азоте при давлении 15 атм. Разряд носил объемный характер,
126 Глава 6. Импульсный разряд в газе
(а)
(б)
(•)
Рис. 6.14. Типичные осциллограммы тока разряда при инжекции в газ пучка электронов: а -
ток инжекции электронов; б - несамостоятельный разряд; в - искровой разряд; г -
лавинный разряд
т.е. не имел канала. Реализация такого разряда была выдающимся событием.
Различные его режимы стали использоваться для таких целей, как накачка мощных
газовых лазеров, мощные наносекундные газовые коммутаторы, мощные
импульсные плазмотроны и т.д.
Первое обстоятельное исследование этого разряда проведено в работе [26].
Напряжение, до которого заряжалась накопительная линия, достигало 1000 кВ,
максимальная энергия пучка электронов за фольгой составляла 200 кэВ, ток в пучке
регулировался от единиц ампер до килоампера, а длительность тока пучка
составляла примерно 10"8 с (рис. 14, а). Процессы разряда существенно зависят от того,
выше или ниже напряжение на газовом промежутке U по отношению к
статическому пробивному Uc. Если U < UC9 то импульс тока разряда в промежутке по
форме близок к току пучка и растет линейно при увеличении этого тока. При этом если
прекратить подачу в промежуток пучка электронов, то прекращается и ток разряда.
В этом случае имеет место режим несамостоятельного разряда, и разряд
наблюдается во всем объеме, куда инжектируются электроны (рис. 14, б).
Если увеличить напряжение, приблизив его к статическому пробивному С/с, то
объемный несамостоятельный разряд перейдет в канальный и ток начнет резко
возрастать (рис. 14, в). Если U> Uc (импульсный разряд) (рис. 14, г), то при
разряде в азоте при давлении р « 3 атм наблюдалось объемное свечение в течение
10~7 с. В этом случае разряд был обусловлен лавинным размножением электронов,
как и в импульсном разряде при многоэлектронном инициировании. Переход в
канальную фазу может происходить как в самостоятельном, так и в
несамостоятельном разрядах.
Разряд в газе в условиях интенсивной ионизации объема инжектируемым
пучком электронов отличается от случая малой интенсивности тем, что по механизму
проводимости похож на тлеющий разряд. При высоких скоростях ионизации газа
(более 1016 см-3-с-1) и высоких давлениях (ЮМО6 Па) напряженность
электрического поля усиливается в узких приэлектродных областях, а в столбе разряда ока-
§6.5 Разряд в газе с прямой инжекцией электронов 127
зывается практически постоянной (рис. 15). При этом падение потенциала в прика-
тодной и прианодной областях, как правило, мало по сравнению с общим
напряжением, приложенным к промежутку. Таким образом, проводимость промежутка
определяется столбом разряда, а поскольку применение пучков электронов
позволяет иметь высокие скорости ионизации, реализуются и высокие плотности тока
разряда. Первые исследования импульсных разрядов проводились при пучках
длительностью 10 с и менее [25-27]. Разряд, поддерживаемый электронным пучком
длительностью 10~5 с, получен в [28].
Если ограничиться рассмотрением только объемной стадии и не затрагивать
вопросы устойчивости, то основные процессы в разряде можно описать с
помощью уравнений непрерывности и уравнения Пуассона для электрического поля. В
одномерном случае имеем:
дпе д(пеуе)
dt
дх
• = аиепе-$пеП1+у + д;
dnt
~~dt
дх
дЕ , v
_ = -.ф.-.ле)е0;
F.48)
F.49)
Vi=\itE.
К этим уравнениям необходимо добавить начальные и граничные условия:
«е(о,о^@,о = у«/(о,0ц(о,0;
lE(x)dx = U0.
F.50)
F.51)
F.52)
F.53)
F.54)
F.55)
В уравнениях D8)-E5) nh пе - концентрация ионов и электронов; ve, vh jne, ц, -
скорости дрейфа и подвижности электронов и ионов; Е - напряженность
электрического поля; U0 - разность потенциалов между электродами; d - длина
промежутка; \|/ - скорость ионизации газа электронами пучка; q - скорость термализации
К
Пучок
К
Uh
и
\
?о
У
Н/д
?А
г—
d х
Рис. 6.15. Качественная картона распределения поля между электродами (пояснения в тексте)
128 Глава 6. Импульсный разряд в газе
быстрых электронов; у - коэффициент вторичной эмиссии электронов с катода;
а, р - коэффициенты ударной ионизации и рекомбинации; s0 - диэлектрическая
постоянная; е - заряд электрона.
В D8)-E2) не учитывается диффузия заряженных частиц, так как обычно
рассматривается случай высоких давлений, для которых этим процессом можно
пренебречь. Объемные потери электронов и ионов определяются рекомбинацией, что
справедливо, например, для разряда в азоте. В электроотрицательных газах и
смесях с их присутствием значительную роль в убыли электронов может играть
прилипание к нейтральным молекулам. В отдельных случаях мы будем анализировать
роль прилипания, однако большинство результатов представлено для газов, в
которых данный процесс отсутствует.
Для строгого учета ионизации газа электронами систему D8)-E5) нужно было
бы дополнить кинетическим уравнением переноса быстрых электронов в веществе
и рассмотреть самосогласованно две подсистемы: электроны и ионы газового
разряда, с одной стороны, и электроны пучка - с другой. Самосогласованность
заключается в том, что величины у и q зависят от потока быстрых электронов, на
который влияет, в свою очередь, поле Е, а следовательно, и величина (и,- - пе). Однако
задача в этом случае существенно усложняется и решения теряют наглядность.
Поэтому будем считать, что vj/ и q определяются электронами пучка и внешним
полем Е. По порядку величины q/\\f ~ е/§, где 8 - средняя энергия, затрачиваемая
на образование одной электрон-ионной пары, § - средняя энергия электронов
пучка. Функция vj/(jc) определяется из соотношения:
у(х) = Ш&9 F56)
ег
где уп - плотность тока пучка инжектируемых электронов; D(x) - распределение
потерянной энергии в газе по длине промежутка в расчете на один электрон.
Распределение D(x) зависит от начальной энергии электронов пучка, а также от
напряженности электрического поля в газовом зазоре.
Будем считать, что ионизация промежутка по длине однородна. Качественно
картина распределения поля между электродами совпадает с распределением при
слабой ионизации (см. рис. 15). В области столба разряда II поле постоянно,
объемный заряд электронов и ионов взаимно компенсируется, а ионизация
уравновешивается объемной рекомбинацией. В катодной / и анодной III областях
напряженность поля выше, чем в столбе, за счет преобладания объемного заряда
соответственно ионов и электронов. Мы не будем подробно рассматривать области /
и III, так как основные явления происходят в зоне II, т.е. в столбе разряда.
6.5.2 Столб разряда
Рассмотрим сначала случай равномерной ионизации промежутка. Если не
происходит термализации электронов (q = 0), а ионизация промежутка однородна, то в
столбе разряда, т.е. в области, удаленной от катода и анода, электрическое поле
будет неизменным и равным Е0. При этом для применяемых на практике давлений
и межэлектродных расстояний обычно выполняются соотношения U0 » UK +UA ;
d »/к +/А, где С/0 - полное напряжение на зазоре. Отсюда следует, что
проводимость газоразрядного промежутка обусловлена главным образом проводимостью
§6.5 Разряд в газе с прямой инжекцией электронов 129
столба плазмы, в котором щ =пе=п. Отмеченные предпосылки значительно
облегчают отыскание вольт-амперной характеристики разряда, поскольку в
уравнениях D8), D9) можно положить для ионов и электронов d(nv)/dx = 0 и считать
напряженность на столбе равной
Е _(Uq-Uk-Ua) „Up
0 d ~ d '
Тогда для несамостоятельного разряда (а = 0) легко получить:
.у/Ч-ехрС-г^рI'2)
и@ =
1.
1 + ехр
-2№V2t
F.57)
Из E7) видно, что при классификации разрядов удобно сопоставлять время
горения и длительность тока пучка быстрых электронов tn. Если tn мало, так что
tn <cl/2(vj/(J)/2, то имеем нестационарный разряд, или разряд, инициируемый
пучком быстрых электронов. Роль пучка сводится к тому, что за малый интервал
времени /п в промежутке создается начальная концентрация электронов и ионов
«о = \|/Г, а в дальнейшем происходит рекомбинационный распад плазмы по закону:
«@ = «оA + Р«оО-1, F.58)
где щ - начальная концентрация заряженных частиц в плазме столба.
В случае tn »l/2(v|/P)_1/2 мы имеем разряд, поддерживаемый электронным
пучком, или квазистационарный разряд, равновесная концентрация электронов и
ионов в котором определяется как ист = (\|//рI/2, а характерное время достижения
равновесной концентрации / = 1/2(\|/Р)/2.
Уже в первых экспериментах была подтверждена целесообразность
приведенной классификации. Например, при малых tn вольтамперные характеристики
линейны, так как j = e\\ftn\xeE0. Поскольку \хесср-\ а у ос/?, то при неизменных^
и tn амплитуда несамостоятельного тока не зависит от давления газа (рис. 16) [25].
Как следует из E7), для квазистационарного режима при рекомбинационном
характере потерь электронов плотность тока разряда связана с плотностью тока
пучка как j ~ 0*пI/2.
При повышении электрического поля в разрядах, инициируемых и
поддерживаемых электронным пучком, имеет место ионизационное усиление. Для малых tn
зависимость концентрации электронов в столбе от времени и соответственно
форма осциллограмм тока при Е0 = const описываются выражением [29]:
= о^ «яфои^
р (expaiy)-l + (aiVp/70)
Наконец, один из предельных случаев разряда с ионизационным размножением
реализуется при очень высоких начальных напряжениях на промежутке (в
несколько раз превышающих статическое пробивное). Здесь даже при слабом
инициировании начальных электронов, например вследствие ультрафиолетового
облучения, наблюдается лавинное размножение и формируется объемный разряд с
высокой плотностью тока. Время формирования разряда и длительность объемного
горения находятся обычно в наносекундном диапазоне, поэтому такие объемные
разряды иногда называют наносекундными [15,29].
9. Месяц Г.А.
130 Глава 6. Импульсный разряд в газе
Для разрядов высокого давления при всех рассмотренных условиях характерно
некоторое определенное время устойчивого горения, в течение которого объемный
разряд не переходит в искровой и наблюдается равномерный ввод энергии в газ.
Неоднородная ионизация газа по глубине промежутка приводит к
неравномерному распределению электрического поля в столбе Е(х). Определение Е(х) для
плоско-параллельной геометрии электродов проведено в работах [30, 31]. Если не
учитывать влияние термализованных электронов, то Е(х) определяется в неявном
виде из соотношения [31]:
РУ2
e\\f(x) + a(E)j =
etfE2
F.60)
Принимая для определенности, что электронный пучок инжектируется в газовый
промежуток со стороны катода, будем иметь вблизи катода некоторую минимальную
напряжениость электрического поля ^ поскольку скорость ионизации \|/ в этой
области наибольшая. Тогда, пренебрегая вблизи катода ударной ионизацией,
выражение F0) запишем в виде:
\|/(х) __а(Е)\хеЕт
EL
V(*min) [pY|/(*)]1/2 E\X)
F.61)
На рис. 17 [31] показано распределение поля по промежутку при ионизации
азота атмосферного давления электронами с энергией 150 кэВ, проходящими через
алюминиевую фольгу толщиной 50 мкм. В области более слабой ионизации
происходит увеличение напряженности электрического поля и возрастание удельной
мощности, рассеиваемой в единице объема газа.
Еще одной причиной искажения поля в столбе может явиться наличие
термализованных электронов пучка, вследствие чего в промежутке образуется неском-
пенсированный отрицательный объемный заряд. Это также приводит к росту поля
в области столба разряда, примыкающей к аноду. Рассмотрим влияние
термализованных электронов на распределение поля при малых временах, когда t<
< 1/2(\|/р)/2 и рекомбинационные потери можно не учитывать. Считая также, что
5 10 15 20
Е [кВ/см]
25
Рис. 6.16. Вольт-амперная характеристика разряда при разных давлениях, jn = 10 А/см2.
р;Ш: i-4103, 2-7-Ю3, 5-10-Ю3
Рис. 6.17. Распределение поля в промежутке при равномерной ионизации для Е^ = 4 кВ/см.
1 - v|/(x); 2 - Е(х) без учета ударной ионизации; 3 - то же, с учетом ударной ионизации
§6.5 Разряд в газе с прямой инжекцией электронов 131
условие квазинейтральности плазмы в столбе приблизительно сохраняется: щ « пе,
уравнение для определения плотности заряда р получаем в виде:
И3?"--
*»!*'
F.62)
где q - скорость возникновения термализованных электронов в объеме, р -
плотность зарядов в объеме. Из правой части F2) видно, что объемный заряд
рождается за счет термализованных электронов и градиента скорости генерации носителей
тока. В области, где можно пренебречь возникновением объемного заряда за счет
Э\|//0х, получаем из F2):
1
р = eqt Jexp[-tf2 {l-y)]dy, F.63)
о
где а = фе\|//2е0.
Величина р при времени / = (е0/фв01/2 принимает максимальное значение
Ртах =eq/2al/29 которому соответствует максимальное поле
где б - средняя глубина пробега быстрых электронов в газе.
Нарастание поля в начальные моменты времени после инжекции пучка
обусловлено накоплением электронов, а дальнейший спад - увеличением
проводимости плазмы и возрастанием стока объемного заряда. При плотности тока пучка
у„= 1 А/см2, ШЪ = 1, \хе = 5-Ю2 см2/(В-с), \|/ = 1021 см3/с имеем Е^ = 4-Ю3 В/см.
Приведенная оценка показывает, что влияние термализованных электронов на
электрическое поле существенно при токах инжектируемых электронов порядка
1 А/см2 и более.
6.5.3 Контракция объемных разрядов
Одним из важнейших физических процессов в объемном газовом разряде
является его контракция, т.е. переход объемной формы горения в канальную.
Примерами объемных разрядов являются тлеющий разряд низкого давления, импульсный
самостоятельный объемный разряд, горящий как при низком, так и при высоком
давлении A атм и более) и, наконец, несамостоятельный разряд с интенсивной
внешней ионизацией, например пучком электронов. В объемных разрядах
контракция начинается непосредственно на катоде из-за возникновения эктона за счет
тока АЭЭ или пробоя диэлектрической пленки на катоде (рис. 18). Учитывая, что
все упомянутые выше разряды контрагируются по одной схеме, рассмотрим этот
эффект на примере разряда с инжекцией электронного пучка.
Характерными особенностями такого разряда являются объемное протекание
тока и наличие слоя прикатодного падения потенциала, благодаря которому
электроны из прикатодных областей равномерно поступают в столб разряда. Падение
потенциала на прикатодных областях составляет обычно от нескольких сотен вольт
до киловольт, а размер прикатодной области устанавливается таким, что
обеспечиваются условия самоподдержания разряда за счет ионизационных процессов в газе
и вторичных процессов на катоде.
Вторичные электроны возникают на катоде при его бомбардировке
положительными ионами, за счет фотоэффекта, бомбардировки быстрыми нейтральными
132 Глава 6. Импульсный разряд в газе
— 400
<
С 200
0
Г 1
40
14
1 1
80 120
t [не]
5
±
i
160
6
200
Рис. 6.18. Осциллограмма тока, протекающего через катодное пятно, и изображение
разрядного промежутка на различных стадиях развития разряда (кадры 3 и 4 получены при разном
диафрагмировании)
атомами, образующимися при перезарядке, и в других процессах. Эти процессы
обусловливают, как правило, равномерную плотность тока вторичных электронов
на катоде и соответственно равномерную структуру катодного слоя.
Достижение определенной плотности тока в разряде приводит к
скачкообразному переходу объемного разряда в канальный.
Переход разряда к канальному сопровождается перераспределением тока в
столбе разряда (контракция столба) и на катоде (локализация тока в области катодного
пятна). Имеются два подхода к природе перехода из объемного разряда в искровой.
Первый подход заключается в том, что контракция обусловлена неустойчиво-
стями, возникающими в столбе разряда. Например, если концентрация
инжектируемого пучка электронов сильно неоднородна по длине промежутка, то в области
увеличенного поля могут создаться условия для появления электронной лавины с
числом электронов N « N^. Это может привести даже к появлению стримера, в
котором плотность плазмы будет выше, чем в остальном объеме. Это приводит к
нагреву газа, его вытеснению из внутренних областей и понижению концентрации
нейтральных частиц. Снижение концентрации частиц ведет, в свою очередь, к еще
большему рассеиванию мощности на оси разряда [4].
Существует, однако, другой подход, в основе которого лежат
экспериментальные данные о зарождении неустоичивостеи, приводящих к контракции, в при-
электродных областях (как правило, в прикатодной области) [4]. В результате
развития этих неустоичивостеи инициируется нестабильность столба разряда. В
соответствии с развитой в главе 5 концепцией одна из неустоичивостеи в катодной
области может возникать в том случае, если электрическое поле на катоде
достаточно для инициирования АЭЭ с отдельных участков поверхности. Тогда ток АЭЭ
усиливается объемным зарядом положительных ионов, что приводит к
дальнейшему росту плотности тока, взрыву микроострий и образованию эктонов.
Обзоры работ по исследованию разрядов в газе высокого давления можно
найти в [4,29, 32 и др.].
§6.6 Импульсный разряд по поверхности диэлектрика в газе 133
§ 6.6 Импульсный разряд по поверхности диэлектрика в газе
В технике мощных наносекундных импульсов разряд по поверхности
диэлектрика играет очень важную роль. Во-первых, всякий газоразрядный коммутатор
имеет проходной изолятор, пробой по поверхности которого нарушает
нормальную работу импульсных генераторов. Во-вторых, разряд по поверхности
диэлектрика с большой величиной диэлектрической проницаемости 8 является очень
простым и эффективным источником импульсного ультрафиолетового излучения.
Такие источники используются для инициирования первичных электронов в
газоразрядных коммутаторах. Наконец, в-третьих, в процессе развития такого разряда
плазма движется по поверхности диэлектрика, создает конденсатор с быстро
возрастающей емкостью и соответственно ток смещения через диэлектрик. При
использовании сегнетоэлектриков (е > 103) такие системы могут быть использованы
в качестве наносекундных коммутаторов. В настоящем разделе мы рассмотрим
поверхностный разряд как источник ультрафиолетового излучения и как основу
коммутатора. Проблемы электрической прочности проходных изоляторов мы
касаться не будем.
При разработке мощных наносекундных коммутирующих устройств важное
место отводится источнику первичных инициирующих электронов. В
коммутаторах с напряжением порядка 1-НО кВ необходимо иметь миниатюрные инициаторы
с малой энергией. Для этого в [33] предложено использовать разряд с
металлического острия по поверхности керамики с большим е (рис. 19). Такой разряд
использовался для запуска разрядников при высокой временной стабильности [33].
Скользящий разряд по керамике вызывается импульсом с амплитудой от
нескольких сот вольт до киловольт и позволяет управлять разрядниками с рабочим
напряжением в десятки киловольт.
В [8] описано исследование разряда с острия, плотно прилегающего к
диэлектрику, в качестве которого использовались диски из титаната бария, двуокиси
титана и стеатитовой керамики. Одна из поверхностей диэлектрика металлизировалась,
между острием и металлизированной стороной керамики, прикладывались
прямоугольные импульсы напряжения. Использовались импульсы с фронтом < 1 не,
длительностью 200 не и напряжением до 2 кВ. Для регистрации светового излучения
применялся фотоумножитель, а для фотографирования картины разряда -
покадровая электронно-оптическая съемка.
При атмосферном давлении воздуха начальные напряжения, при которых
наблюдалось свечение в области острия, составляли для пластин из титаната бария
(е = 1400), тиконда (е = 80) и стеатита (е = 10) толщиной 0,5 мм величины 300, 700
и 1000 В соответственно.
При подаче импульсов отрицательной полярности, амплитуда которых равна
начальному напряжению и выше, ток разряда (с разрешением 0,1 А)
регистрировался практически без запаздывания относительно момента приложения
напряжения. При подаче импульсов положительной полярности для всех керамик можно
было наблюдать запаздывание роста тока. На рис. 19, а, б представлены
зависимости времени задержки роста тока t3 от амплитуды импульса напряжения U0 и от
давления воздуха при разных напряжениях. Характерным является уменьшение
времени t3 с ростом давления газа.
134 Глава 6. Импульсный разряд в газе
0,4 0,6 0,8 1,0 0 200 400 600 800
Uq [кВ] р [ммрт. ст.]
Рис. 6.19. Зависимость t2(Uo) при р - 400 мм рт. ст. и разных значениях толщины
таблетки d (а), зависимость t3(p) при d = 0,5 мм и разных значениях U0 (б). Вертикальные линии
указывают на разброс наблюдаемых величин
На рис. 20 приведены зависимости амплитуды тока поверхностного разряда от
амплитуды напряжения при различных полярностях острия. Характерна
небольшая разница в амплитудах тока при разных полярностях острия для керамик с
большими значениями е. Электронно-оптическое исследование разряда показало,
что свечение на диэлектрике носит диффузный характер. Средняя скорость
увеличения радиуса области свечения растет с увеличением приложенного напряжения
и для ВаТЮз при d = 0,5 мм составляет в исследованной области напряжений
A-ь6>106см/с.
Отсутствие запаздывания разряда с острия при подаче импульсов
отрицательной полярности свидетельствует о том, что у катода появляются свободные
электроны, способные инициировать разряд по поверхности диэлектрика. Они могут
появиться при автоэлектронной эмиссии в результате усиления поля в
микрозазорах между металлическим катодом и керамикой. Усиление электрического поля
будет тем больше, чем больше диэлектрическая проницаемость диэлектрика, что
подтверждается возрастанием запаздывания при разряде по поверхности
стеатитовой керамики по сравнению с титанатом бария.
Рассмотрим более подробно процесс запаздывания разряда по поверхности
диэлектрика при положительном острие. Время запаздывания зависит от скорости
поступления инициирующих заряженных частиц (в данном случае ионов) в
область высокого электрического поля у острия и от скорости развития разряда.
Первый процесс зависит от нормальной составляющей электрического поля на
электроде, второй - от тангенциальной составляющей на поверхности диэлектрика.
Обе составляющие поля увеличиваются с ростом амплитуды импульса
напряжения, поэтому время t3 уменьшается (рис. 19, а). Положительные ионы, попадая на
§6.6 Импульсный разряд по поверхности диэлектрика в газе 135
6
4
2
О
1,0 1,4 1,8 1,12
Щ [кВ]
Рис. 6.20. Зависимость амплитуды импульса тока от напряжения для титанага бария при
d = 0,5 мм. Кривые 7, 2, 3 сняты при положительной полярности острия, 4, 5, 6 - при
отрицательной. Давление воздуха: кривые 1,4 - 200 мм рт. ст., кривые 2, 5 - 300 мм. рт. ст.,
кривые 3, б - 760 мм рт. ст.
диэлектрик, тем быстрее вызывают разряд, чем больше тангенциальное
электрическое поле. Разряд по диэлектрику - это в основном газовый разряд, поэтому время
формирования разряда будет пропорционально 1/cxza Нетрудно показать, что при
постоянной амплитуде напряжения это время будет увеличиваться с ростом
давления. Поэтому объяснить уменьшение t3 с ростом давления газа р не удается.
Появление положительных ионов в области острия может быть вызвано
автоионизацией или десорбцией полем атомов и молекул на поверхности острия. При
больших давлениях газа эффективным источником ионов может являться
автоионизация [34]. Время, необходимое для автоионизации, например, водорода при
электрическом поле ~108 В/см составляет 100 с. Ток ионов, обусловленный
автоионизацией атомов газа, определяется из соотношения /, -рЕ2 [34], где Е -
напряженность поля на острие. По-видимому, именно этот процесс определяет
уменьшение времени t3 с ростом давления газа (рис. 19, б).
Физические процессы, которые происходят при развитии поверхностного
разряда по диэлектрику с большим 8 в газе, во многом аналогичны таковым в
вакууме (см. § 5.6). Здесь также принципиальную роль играют тройные точки металл-
диэлектрик-газ (ТТ). В области контакта электрода с диэлектриком (ТТ) возникает
большое электрическое поле (~107 В/см и более). При таком поле в зависимости от
полярности острия электроны или ионы попадают на поверхность диэлектрика и
инициируют поверхностный разряд за счет тангенциального электрического поля.
Если принять, что плазма имеет форму диска с радиусом г = itf, где v - скорость
плазмы, то при толщине диэлектрика d » г получим для емкости
C(t) = 4e0svt, F.65)
где So = (Збя-109) Ф/м. Зависимость C{t) для титанага бария (d = 0,5 мм) приведена
на рис. 21. В течение первых наносекунд на зависимость емкости С(/) амплитуда
136 Глава 6. Импульсный разряд в газе
2кВ
10
Рис. 6.21. Зависимость C(t) при различных напряжениях. Расчет по осциллограммам тока и
напряжения
напряжения не оказывает влияния, а позже меньшему напряжению соответствует
меньшая емкость. Данный факт говорит о том, что в это время скорость движения
плазмы не зависит от напряжения. Рассчитаем ток смещения поверхностного
заряда /.При v = const
I = 4e0evU0. F.66)
Из F6) следует, что при v = 5-106 см/с, ?/0 = 2-103 В ток / = 5 А. Это согласуется с
экспериментальными данными на рис. 20.
Этот ток будет замыкаться через микроострие, которое касается диэлектрика.
Острие взорвется через время t из-за джоулева_перегрева. Плотность тока j и
время / связаны соотношением (см. § 5.2) j2t = А, где h - удельное действие. Для
многих металлов h «109(А-с)/см4. Чтобы получить время t < 10~9 с, нужно
иметь плотность тока jr« 109 А/см2, а радиус острия
-^L) «3-Ю см.
n2h
г <
Другая возможность взрыва микроострия связана с его непосредственным джоуле-
вым разогревом током автоэлектронной эмиссии. Это может иметь место при
отрицательной полярности острия.
§ 6.7 Восстановление электрической прочности
искрового промежутка
При получении высоковольтных импульсов с большой частотой повторения
важно знать, насколько быстро восстанавливается электрическая прочность разрядника
после искрового разряда. Когда ток уже не протекает через искру, в искровом канале
остается столб нагретого и высокоионизованного газа, в котором происходят
процессы диффузии и рекомбинации, обусловливающие снижение электропроводности
искрового канала со временем. Однако одновременно за счет зарядки формирующе-
§6.7 Восстановление электрической прочности искрового промежутка 137
го элемента схемы от зарядного устройства увеличивается напряжение на электродах
разрядника, тормозящее восстановление электрической прочности промежутка. Если
пробивная прочность восстанавливается быстрее, чем растет напряжение на
электродах, то формирующий элемент схемы зарядится до полного напряжения, и схема
способна произвести следующий импульс. Если возрастающее напряжение на
электродах достигнет пробивного уровня раньше, чем формирующий элемент полностью
зарядится, то возникнет неуправляемый пробой.
Напряжение повторного срабатывания, при котором происходит срыв
управляемой работы разрядника, находится путем совместного построения кривой
нарастания напряжения на разряднике Up(t) и кривой восстановления пробивной
прочности UB(t) и определяется ординатой точки их касания или пересечения.
Исследованию процесса восстановления электрической прочности промежутка после
искрового разряда посвящено много работ, обзор которых приведен в книге [1].
В [35] детально исследовано восстановление электрической прочности после
искрового разряда в водороде, азоте, кислороде, воздухе, инертных газах и их
смесях при напряжениях до 10 кВ, давлениях до 1 атм и расстояниях между
электродами до 20 мм (рис. 22). Импульсы разрядного тока достигали 1000 А при
различной их длительности. Крутизна напряжения, прикладываемого к разряднику, равна
0,5-1 кВ/мкс. Быстрее всего восстанавливается электрическая прочность в
водороде и медленнее всего в азоте. Разница в скорости восстановления прочности в
водороде и азоте очень велика. Например, 50% начальной прочности
восстанавливается в водороде за 160, а в азоте за 4000 мкс. Существенных отличий в скорости
восстановления прочности в различных чистых инертных газах не наблюдается.
Зависимость скорости восстановления от давления у всех газов выражена слабо.
Очень большое влияние на крутизну характеристики UB(t) оказывают различные
примеси к чистым газам. Например, добавление 0,1% водорода к аргону
увеличивает скорость восстановления почти в два раза. Аналогично действует и примесь
0 1000 2000 3000 4000 5000
t [мкс]
Рис. 6.22. Приведенные кривые восстановления пробивной прочности в разных газах.
Воздух при давлении 760 мм рт. ст., остальные газы при давлении 600 мм рт. ст. Расстояние
между электродами 5 мм. Импульс разрядного тока 140 А, 3 мкс. Uc - статическое
пробивное напряжение газового промежутка
138 Глава 6. Импульсный разряд в газе
кислорода к аргону. Причем, чем меньше скорость роста напряжения,
прикладываемого к разряднику, тем эффективнее действие примеси кислорода. Добавление азота к
аргону замедляет восстановление прочности. Азот оказался более чувствительным к
примесям, чем инертные газы. Для восстановления 50% начальной прочности в
чистом азоте необходимо 4000 мкс, а в азоте с примесью 1% водорода - только 1300 мкс.
Существенное влияние на скорость восстановления оказывают форма и
полярность электродов. Когда острие является анодом, восстановление прочности в
азоте и водороде происходит быстрее, чем в случае плоских электродов или когда
острие является катодом. Материал электродов существенно не влияет на ход
кривых Ub(t). Исследование влияния длительности и амплитуды импульса тока,
протекающего через промежуток, показывает, что при увеличении длительности
протекания тока через разрядник скорость восстановления прочности снижается в более
сильной степени, чем при увеличении амплитуды.
На большей части кривых Ub(t\ исследованных в работе [30], имеется два
отличающихся по наклону участка: начальный участок с большой скоростью и
пологий, где скорость восстановления прочности значительно меньше. Начальный
крутой участок кривой ?/„(/) определяется пробивной прочностью ионного слоя,
который образуется у катода под действием прикладываемого к промежутку
напряжения, а последующий пологий участок связан с повышением плотности газа в
столбе разряда по мере его охлаждения.
При уменьшении концентрации зарядов толщина ионного слоя растет и ?/в
увеличивается. Когда концентрация зарядов становится настолько малой, что под
действием напряжения, прикладьюаемого к промежутку, этот слой распространяется на
весь промежуток, начинается второй участок кривой UB(f). Поскольку процесс
остывания газа длится медленнее, чем спад концентрации зарядов, второй участок кривой
восстановления идет более полого, чем первый. Расчеты показали качественное
соответствие экспериментальных и теоретических кривых UJjt) для всех газов, кроме
азота и аргона. Влияние примесей кислорода и водорода на увеличение крутизны
UB(t) в азоте и аргоне можно объяснить склонностью водорода и кислорода к
образованию отрицательных ионов. Рекомбинация отрицательных ионов с
положительными происходит быстрее, чем рекомбинация электронов с положительными ионами,
поэтому добавление водорода и кислорода к аргону и азоту ускоряет спад
концентрации зарядов в промежутке и восстанавливает его прочность. Кроме того, молекулы
примеси могут разрушить метастабильные молекулы основного газа, которые
снижают пробивную прочность промежутка за счет ступенчатой ионизации.
Кроме рассмотренных методов, для ускорения процесса восстановления
прочности промежутка после искрового пробоя можно использовать газовое или магнитное
дутье, применить разрядник с большим, чем один, количеством промежутков и т.д.
Таким образом, частота следования импульсов зависит от времени
восстановления пробивной прочности промежутка. Однако характеристика UB(t) - не
единственная характеристика частотных свойств разрядника. Необходимо еще знать
характеристику нарастания напряжения на разряднике Up(t)9 которая должна
лежать ниже ?/„(/), не касаться и не пересекать ее. Особенно важно иметь пологий
начальный участок Up(t). Интересно отметить, что этому способствует малое по-
слеразрядное сопротивление промежутка, которое в течение некоторого времени
после разряда остается приблизительно равным нулю. Последнее обстоятельство
Литература к главе 6 139
препятствует росту напряжения на разряднике, так как практически все зарядное
напряжение некоторое время будет приложено к зарядному сопротивлению (или
индуктивности). Понижению скорости роста в начальной части характеристики
Uv{t) способствует заряд формирующей емкости или линии через индуктивность
(особенно при резонансном заряде) в отличие от заряда через активное
сопротивление [35]. Кроме того, заряд через индуктивность увеличивает кпд генератора по
сравнению со схемой с зарядным сопротивлением.
Из-за большого времени восстановления прочности разрядника частота
следования импульсов в импульсных генераторах с разрядниками при токах в импульсе
до 1 кА и напряжениях порядка десятка киловольт составляет около 103 Гц.
Частоту следования импульсов можно существенно увеличить, если
использовать многоэлектронное инициирование в перенапряженных промежутках. Как
показано в § 4, в этом случае разряд происходит не в отдельном канале разряда, а во всем
объеме, где присутствуют начальные электроны и высокое электрическое поле.
Согласно данным [8], в таком разряде при атмосферном давлении воздуха возможен
кратковременный режим работы с частотой до 106 Гц. Большие мегагерцовые
частоты следования импульсов можно получать также в водородных тирагронах.
Дополнительную информацию по проблеме деионизации плазмы в
газоразрядных коммутаторах можно получить из обзора [36].
Литература к главе 6
1. МикДж., КрэгсДж. Электрический пробой в газах / Пер. с англ. под ред. B.C. Комель-
кова. М.: Изд-во иностр. лит., 1960.
2. Леб Л. Основные процессы электрических разрядов в газах: Пер. с англ. М.; Л.: Гостех-
теоретиздат., 1950.
3. Electrical Breakdown and Discharges in Gases / Ed. by E.E. Kunhardt and L.N. Luessen.
N.Y.; L.: Plenum press, 1983.
4. Korolev Yu. D., Mesyats G.A. Physics of Pulsed Breakdown in Gases. Ekaterinburg: URO-
press, 1998.
5. Базелян Э.М., РайзерЮ.П. Искровой разряд. М.: Изд-во МФТИ, 1997.
6. Бортник И.М. Физические свойства и электрическая прочность элегаза. М.: Энерго-
атомиздат, 1988.
7. Ретер Г. Электронные лавины и пробой в газах / Пер. с англ. под ред. B.C. Комелькова.
М.: Мир, 1968.
8. Месяц Г.А. Генерирование мощных наносекундных импульсов. М.: Сов.радио, 1974.
9. Felsenthal P., Proud J.M. Nanosecond Pulse Breakdown in Gases // Phys. Rev. A. 1965.
Vol. 139, N6. P. 1796-1804.
10. Allen K.R., Phillips L. Mechanism of Spark Breakdown // Electrical Rev. 1963. Vol. 173, N 3.
P. 779-783.
11. Месяц Г.А. Исследование по генерированию наносекундных импульсов большой
мощности. Дис. ... д-ра техн. наук. Томск, 1966.
12. Месяц Г.А.9 Бычков Ю.И., Исколъдский A.M. Время формирования разряда в коротких
воздушных промежутках в наносекундном диапазоне времени // ЖТФ. 1968. Т. 38,
вып. 8. С. 1281-1287.
13. Fletcher R.C. Impulse Breakdown in the Ю-9 sec Range of Air and Atmospheric Pressure //
Phys. Rev. 1949. Vol. 76, N 10. P. 1501-1511.
14. Bichkov Yu.L, Gavrilyuk P.A., Korolev Yu.D., Mesyats G.A. Investigation of Development of
Discharge in Nanosecond Range under Atmospheric Conditions // Proc. X Intern. Conf. on
Phenomena in Ionized Gases (ICPIG). Oxford, 1971. P. 168.
140 Глава в. Импульсный разряд в газе
15. Месяц Г.А., Бычков Ю.И, Кремнев В.В. Импульсный наносекундный электрический
разряд в газе // УФН. 1972. Т. 107, вып. 2. С. 201-228.
16. Гуревич А.В. К теории эффекта убегающих электронов // ЖЭТФ. 1960. Т. 39, вып. 5 A1).
С. 1296.
17. Rompe R., Weizel W. Uber das T6eplersche Funkengesetz // Ztschr. Phys. 1944. Bd. 122, H. 9.
S. 636.
18. Андреев СИ, Ванюков МЛ. Применение искрового разряда для получения интенсивных
световых вспышек длительностью 10~7—10-8 с. I. Исследование электрических процессов в
искровом разряде наносекундной длительности // ЖТФ. 1961. Т. 31, вып. 8. С. 961-974.
19. Griinberg R. Gesetzmapigkeiten von Funkenentladungen im Nanosekundenbereich // Ztschr.
Naturforsch. A. 1965. Bd. 20, H. 2. S. 202-212.
20. Драбкина СИ К теории развития канала искрового разряда // ЖЭТФ. 1951. Т. 21, № 4.
С. 473-483.
21. Брагинский СИ К теории канала искры // ЖЭТФ. 1958. Т. 34, № 6. С. 1548-1557.
22. Tholl Я, Sander I., Martinen Н. Eine automatische Apparatur ztir ortlich und zeitlich aufgelosten
Spektroskopie an Funkenentladungen // Ztschr. Naturforsch. 1970. A. Bd. 25, H. 3. S. 412-420.
23. Koppitz J. Die radiale und axiale Entwicklung des Leuchtens im Funkenkanal, untersucht mit
einer Wischkamera//Ibid. 1967. Bd. 22, H. 11. S. 1089-1097.
24. Месяц Г.А., Ковальчук Б.М., Поталицын Ю.Ф. А. с. 356824 СССР. Способ
осуществления электрического разряда в газе. Заявл. 20.02.70; Опубл. 23.10.72 // Открытия,
изобрет., пром. образцы, товар, знаки. 1972. № 32. С. 171.
25. Ковальчук Б.М, Кремнев В.В., Месяц Г.А. Лавинный разряд в газе и генерирование нано- и
субнаносекундных импульсов большого тока //ДАН СССР. 1970. Т. 191,№ 1.С. 76-78.
26. Kovalchuk B.M., Kremnev V.V., Mesyats G.A., Potalitsyn Yu.F. Discharge in High Pressure Gas
Initiated by Fast Electron Beam // Proc. XICPIG. Oxford, 1971. P. 175.
27. Marcus S. Excitation of a Long-Pulse СОг-Laser with a Short-Pulse Longitudinal Beam //
. Appl. Phys. Lett. 1972. Vol. 21, N 1. P. 18-19.
28. Fenstemacher C.A., Nutter M.J., Leland W.T., Boyer K. Electron-Beam Controlled Electrical
Discharge as a Method of Pumping Large Volumes of C02-Laser Media at High Pressure //
Ibid. 1972. Vol. 20, N 2. P. 56-60.
29. Месяц r.A.t Королев Ю.Д. Объемные разряды высокого давления в газовых лазерах //
УФН. 1986. Т. 148, вып. 1. С. 101-122.
30. Smith R.C Use of Electron Backscattering for Smoothing the Discharge in Electron-Beam-
Controlled Lasers //Appl. Phys. Lett. 1974. Vol. 25, N 5. P. 292-295.
31. Евдокимов О.Б., Месяц Г.А., Пономарев В.Б. Объемный разряд в газе, возбуждаемый
электронным пучком, в условиях неоднородной ионизации // Физика плазмы. 1977. Т. 3,
вып. 2. С. 357-364.
32. Tzeng К, Kunhardt E.E. Electron Beam Triggering of Gas Filled Spark Gaps // Gas Discharge
Closing Switches / Ed. by G. Schaefer, M. Kristiansen, and A. Guenther. N.Y.: Plenum press,
1990. P. 125-144.
33. JIaeya Л., Паркер Ш., Рей ?., Шварц ДМ. Импульсная система для искровых камер //
Приборы для науч. исслед. 1964. № И. С. 184-189.
34. Мюллер Э.В. Автоионизация и автоионная микроскопия // УФН. 1962. Т. 77, вып. 3. С. 481.
35. Рубчинский А.В. Исследования в области электрического разряда в газах // Тр. Всесоюз.
Электротехн. ин-та им. В.И. Ленина. М.; Л.: Госэнергоиздат, 1958. Вып. 61: Низкие
температуры и редкие газы / Под общ. ред. В.Г. Фастовского. С. 54.
36. Buttram M.T., Sampayan S. Repetitive Spark Gap Switches //Gas Discharge Closing Switches/
Ed. by G. Schaefer, M. Kristiansen, and A. Guenther. N.Y.: Plenum press, 1990. P. 289-324.
Глава 7
ЭЛЕКТРИЧЕСКИЙ РАЗРЯД В ЖИДКОСТИ
§ 7.1 Общие сведения
Развитие представлений об электрическом разряде в жидкостях прошло
сложный путь и всегда отставало от физики газового и вакуумного разряда.
Еще в начале XX столетия определились два принципиально различных
подхода к явлению электрического разряда в жидкостях (ЭРЖ). Согласно одному из
них, ЭРЖ является разрядом в газовых пузырьках, которые либо присутствуют
в жидкости и на электродах, либо образуются при воздействии напряжения
(электролиз, вскипание, дегазация с поверхности электродов и т.д.).
Сторонники другого подхода рассматривают ЭРЖ как следствие лавинообразного
размножения свободных носителей зарядов в самой жидкости и используют
модель, которая, по существу, является модификацией модели газового разряда
применительно к жидкой фазе. Они считают, что в сильных полях электроны в
жидкости могут ускоряться и ионизовать молекулы и атомы. Электрическую
прочность жидкости через длину свободного пробега электронов и сечение
взаимодействия связывают с молекулярной структурой жидкости. Этот
механизм ЭРЖ называют собственно электрическим.
Макфарлан еще в конце XIX в. отмечал, что при длительном приложении
напряжения в ЭРЖ участвуют четыре процесса: образование нитей из
взвешенных частиц, движение жидкости, образование и движение пузырьков газа и,
наконец, искровой разряд. Эта точка зрения послужила основой для создания
ряда неэлектронных теорий пробоя жидкостей, таких, как тепловая,
газотепловая, поляризационная и т.д. [1]. Эта точка зрения была преобладающей до
середины 40-х годов XX в.
В то же время некоторые внешние аналогии в явлениях, сопровождающих
развитие разряда в жидкостях и газах, а также близость закономерностей,
характеризующих электрическую прочность жидкостей и газов, послужили основанием
для создания теории пробоя жидкостей, аналогичной теории Таунсенда для газа.
В более поздних исследованиях было показано, что при импульсном напряжении
142 Глава 7. Электрический разряд в жидкости
примеси в жидкости, ее температура, давление газа над жидкостью оказывают
значительно меньшее влияние на пробой, чем при длительном воздействии
напряжения. Эти факты, а также установленные Вальтером и Инге [2] малые времена
запаздывания пробоя жидкостей (~10~8 с) указывали на электронный, а не ионный
характер импульсного ЭРЖ и были истолкованы как доказательство
ионизационного механизма пробоя. Однако измерение подвижности электронов и ионов
в жидкостях показывает [1], что они очень малы (-КНсм^В-с) для ионов и
~10~3 см2/(Вс) для электронов). Их недостаточно для ударной ионизации молекул
и атомов жидкости.
Поэтому физику пробоя жидкостей нужно, по нашему мнению, рассматривать
как явления, начинающиеся в газовых пузырьках за счет ионизационных
процессов в них. Напомним, что среднее электрическое поле в промежутке ~106 В/см, а на
электродах не менее 108 В/см. Поэтому первоначальная возможность инжекции
электронов и ионов в жидкость и создания в ней пузырьков за счет высокой
концентрации энергии на поверхности анода или катода не вызывает сомнения.
Установление достоверного механизма разряда в жидкости возможно только
на основе детальной физической картины явления, включающей описание всех
фаз разряда в их временной и пространственной последовательности.
Описание разряда в жидкости на основании скоростной фоторегистрации канала
разряда и одновременного осциллографирования напряжения и тока дал
Комельков [3]. Разряд в трансформаторном масле и дистиллированной воде в
промежутках игла-плоскость и игла-игла при d = 12-5-20 см фотографировался
камерой Бойса с механической разверткой. Было установлено, что процесс
разряда в промежутке имеет сходство с лидерным процессом в длинных
воздушных промежутках. Затем следует яркая вспышка, которую автор сравнивает с
главным (обратным) разрядом в длинном воздушном промежутке, а после этой
107
? ю6
s
ё
105
КГ1 10° 101 102 103
А [кВ/мкс]
Рис. 7.1. Зависимость средней скорости развития лидера от крутизны импульса для
трансформаторного масла U Г\ этилового спирта 2, 2'; и дистиллированной воды 5, 3' при
положительной и отрицательной (пунктир) полярностях острийного электрода. Длина
промежутка d = 3,5 см
i i i 11 i i hi i i i 11 i i i i
§7.2 Импульсная электрическая прочность жидких диэлектриков 143
вспышки устанавливается дуга. Размеры зоны ионизации составляют ~1 см, а
эффективная скорость роста лидерного канала 1,7-105 см/с и 6-104 см/с
соответственно для положительного и отрицательного лидеров в трансформаторном
масле. Эта работа не ответила на вопрос, отчего появляется первичная плазма
на электроде при его пробое. Но она доказала существование
самопрорастающего канала с зоной его ионизации в головке - локальной перемещающейся
области. Было отмечено, что развитие лидера, как правило, начинается с анода,
поэтому эмиссия электронов с катода не является определяющим процессом в
механизме ЭРЖ.
Позднее Ляо и Андерсен [4] выполнили аналогичные исследования. По их
данным, схема разряда включает не три, как в [3], а пять стадий: «инициирующий»
стример, пилот-стример, ступенчатый стример, обратный разряд и дугу.
Последующие исследования механизма ЭРЖ, проводимые при помощи
электронно-оптических преобразователей, не изменили общей картины процесса.
Ушаков [1] обобщил известные данные по импульсному ЭРЖ и дополнил их рядом
важных исследований. На рис. 1 показана зависимость средней скорости
прорастания лидера с положительного и отрицательного электродов при воздействии
высоковольтного импульса с фронтом 1,6 мкс для таких жидкостей, как
трансформаторное масло, этиловый спирт, глицерин и вода [1].
§ 7.2 Импульсная электрическая прочность
жидких диэлектриков
Эксперименты по исследованию воды как диэлектрика при воздействии
импульса длительностью 10~8 с, проведенные Месяцем и Воробьевым [5], показали,
что ее электрическая прочность не ниже, чем у трансформаторного масла, и растет
с уменьшением длины промежутка (рис. 2), оставаясь в пределах B-^-3I06 В/см.
Аналогичная зависимость была получена и для трансформаторного масла (рис. 2).
Исследования электрической прочности воды в неоднородных [6] и
однородных [5] полях показали, что она увеличивается при уменьшении длительности
импульса. Например, электрическая прочность воды в сантиметровом промежутке в
однородном поле при /и = 10~8 с составляет 2106 В/см, а при 4 = 3 мкс и таком же
промежутке - только 3-105 В/см [1]. Таков же характер этой зависимости для
трансформаторного масла, глицерина и касторового масла.
Для жидкостей, в том числе и для воды, характерна сильная зависимость
электрической прочности от степени неоднородности поля на электродах (острые
кромки, микровыступы и т.д.). При этом в асимметричных резко неоднородных
полях наблюдается аномально большой эффект полярности. При длительностях
импульсов более 1 мкс превышение пробивного напряжения при отрицательном
острие над напряжением при положительном составляет -4, уменьшаясь до -1,5
при f„=10-8c[l].
Приведенные данные показывают, что при длительности импульса в несколько
наносекунд электрическая прочность даже технически чистых жидкостей
превосходит 1 МВ/см, а при длительности импульса /и = 4 не и длине промежутка d -
= 1,25 мм в однородном поле она достигает 4 МВ/см. Данные по наносекундной
144 Глава 7. Электрический разряд в жидкости
6
5
03 „
о.
1
~1(Г3 10 10 10°
</ [см]
Рис. 7.2. Зависимость Епр от d при f„ = 10 не для трансформаторного масла 1 и
дистиллированной воды 2 в однородном поле
электрической прочности жидкостей при /и = 3-й 00 не удовлетворительно
описываются уравнением вида [1]:
\gEnp=A-Blgt9 G.1)
где
А = кх -к2 lgrf, В = к3-к4 lg<tf.
Здесь ?пр имеет размерность МВ/см, / - не, с/ - см. Значения коэффициентов
к\, к2, к3, к* для четырех исследованных жидкостей и трех типовых разрядных
промежутков приведены в таблице 1.
Таблица 7.1.
Жидкость
Трансформаторное масло
Дистиллированная вода
Глицерин
Касторовое масло
Тип промежутка
+С -С
-О +П
+0 -П
+с -с
-о +п
+0 -П
+с -с
-о +п
+0 -П
+с -с
-0 +П
+0 -П
*1
0,50
0,41
0,37
0,28
0,65
0,25
0,67
0,53
0,38
0,21
0,23
к2
0,32
0,49
0,32
0,82
0,46
0,50
0,32
0,35
0,35
0,37
0,39
къ
-0,41
-0,35
-0,35
-0,36
-0,22
-0,45
-0,11
-0,24
-0,41
-0,44
-0,33
к.
0,029
0,010
0,042
0,220
0,060
0,080
0,320
0,043
0,023
0,110
0,077
В этой таблице С означает сферу, О - острие, П - плоскость. Знак + или -
перед С, О и П означает, анодом или катодом является тот или иной электрод.
\
\l
^\2
\"\
§ 7.3 Электрический разряд в воде 145
§ 7.3 Электрический разряд в воде
Рассмотрим более подробно физическую картину электрического разряда в
воде из-за исключительного интереса к этому диэлектрику, используемому в качестве
изолятора в линиях и в качестве электроразрядной среды в коммутаторах. При
высоких электрических полях проводимость воды значительно возрастает [7], и в
предпробивной стадии могут протекать токи от десятка ампер до килоампер.
В этом случае существенным является вопрос о возможности образования в
разрядном промежутке парогазовой фазы на стадии, предшествующей формированию
разряда, а также перед головкой развивающегося разрядного канала.
Исследования [1] показывают, что для воды с удельной проводимостью сг>
> 10 Ом-1 м-1 при длительности воздействия напряжения t > 10 с имеет место
электротепловой («пузырьковый») механизм разряда. В переходной области от
ионизационного к электротепловому механизму пробоя существенна роль
газообразования вследствие электролиза (электрохимический разряд). При
электротепловом и электрохимическом механизме в воде в условиях однородного поля разряд
зажигается на том электроде, на котором газообразование идет более интенсивно.
Запаздывание возникновения первичного свечения при этом во многом
определяется образованием на электроде газового пузыря (или пленки) и ростом его до
некоторого критического размера [8].
В областях микросекундных длительностей импульсов напряжения разряд
происходит в форме лидерного процесса, имеющего две стадии развития [1].
Первая стадия - непрерывное развитие со скоростью 103-е-105 м/с от электрода в глубь
промежутка контрагированных каналов диаметром Aч-5)-10~6 м, названных
первичными каналами. При потенциале электрода 105 В напряженность поля вблизи
головки первичного канала достигает 1010 В/м. Первичный канал с
положительного электрода развивается вследствие автоионизации в жидкости, а
отрицательный - вследствие ударной ионизации. На стадии зарождения первичного канала
напряженность поля (примерно 1010 В/м), необходимая для развития ионизации в
жидкости, создается вблизи микроострий на электродах. Первичные каналы
состоят из слабоионизированной плазмы и имеют большое сопротивление. Продольные
градиенты потенциала в первичном канале составляют A,5-*-2)-106 В/м. В момент,
когда температура у основания первичного канала достигает критической,
начинается вторая стадия - движение волны ионизации по первичному каналу и его
преобразование в высокопроводящий столб разряда. Давление в канале возрастает до
нескольких тысяч атмосфер, канал со скоростью A-4-5)-103 м/с расширяется до
E-И О)-10-6 м с одновременным увеличением тока на 3 порядка и яркости за счет
ударной и термической ионизации в первичном канале. Переработка первичного
канала, начинающаяся у его основания, со скоростью A-?-3)-105 м/с
распространяется в направлении к головке первичного канала. Этим заканчивается первая
ступень скачкообразного развития высокопроводящего лидерного канала с
продольными градиентами потенциала B^5)-105 В/м. В последующем первичный канал
развивается с головки лидерного канала и преобразуется в лидерный аналогично
описанному. Скорость развития первичного канала, паузы между скачками лидера
и, следовательно, эффективная скорость продвижения лидерного канала зависят от
свойств жидкости и параметров импульса напряжения, как это показано в [8,1].
10. Месяц Г.А.
146 Глава 7. Электрический разряд в жидкости
В области времен воздействия напряжения от t < 10 с до наносекунд
результаты исследований импульсного пробоя жидкостей также указывают на
возможность влияния газовой среды. К таким результатам можно отнести следующие [1]:
1. Электрическая прочность как недегазированных, так и дегазированных
жидкостей увеличивается с ростом гидростатического давления.
2. При увеличении температуры электрическая прочность уменьшается.
3. При Е, близких к .Crip? даже в тщательно очищенных жидкостях плотность
энергии вблизи микровыступов на электродах достигает 100 Дж/см3, что может
привести к локальному вскипанию жидкости за доли микросекунд.
4. Методом скоростной теневой съемки установлены локальные оптические
образования, которые не были тождественны плазменным.
В [1] проведена серия экспериментов по исследованию разряда в воде в нано-
секундном диапазоне времени (рис. 3-5). Использовался импульсный генератор с
амплитудой до 1 MB, длительностью фронта 2 не при регулируемой длительности
импульса Ю'^Ю" с. Вода имела удельную проводимость а « 10~7 Ом-1 см-1.
Длина разрядных промежутков при стальных электродах полусфера-полусфера
диаметром 0,8 см составляла d = 0,03-5-0,12 см, при электродах острие-плоскость d =
= 0,07-5-0,8 см и лезвие-плоскость d= 0,15-5-0,5 см. Использовались молибденовые и
вольфрамовые острия. Длина лезвия составляла 1,5 см. Использовался электронно-
оптический преобразователь с длительностью импульсов 10~9-И0-8 с. При
отрицательной полярности острия (-О +П) свечение в течение нескольких наносекунд
первоначально появляется на катоде и со скоростью B*5)-106 см/с двигается в
сторону анода (средняя напряженность поля 0,8 МВ/см). После пересечения 60%
длины промежутка появляется свечение на аноде, которое со скоростью ~107 см/с
движется в сторону катода, что сопровождается током 1-5-5 А. В момент встречи
этих двух потоков начинается коммутация.
Разряд с положительного острия характеризуется рядом особенностей.
Свечение первоначально появляется на аноде. Скорость его движения высокая, не ниже
107 см/с (Е = 0,4 МВ/см), а ток ~30 А. На противоположном электроде - катоде -
никакого свечения за это время не возникает. Коммутация в промежутке +0 -П
начинается в момент касания анодным свечением плоскости. При замене острий-
ного электрода лезвием характерные проявления эффекта полярности
сохраняются. При отрицательной полярности лезвия увеличение Е приводит к увеличению
количества одновременно развивающихся каналов до 3V7 и тока,
сопровождающего их развитие, до 25-5-75 А. При положительной полярности лезвия на стадии
зажигания разряда наблюдается практически однородное свечение по всей длине
лезвия. Позже это свечение становится дискретным из 10-^15 отдельных сгустков
при токе до 300 А. При положительной полярности лезвия всегда образуется 2-5-3
канала разряда, а при отрицательной - только один. При увеличении средней
напряженности поля до 0,7 МВ/см на положительном лезвии развивается 15 каналов,
а на отрицательном - 3.
При разряде в однородном поле 1,5-5-3 МВ/см за 6-5-9 не до начала коммутации
от анода к катоду начинает распространяться свечение со скоростью ~ 107 см/с
(рис. 5). При касании поверхности катода это свечение перерастает в канал
разряда, и начинается процесс коммутации.
§7.3 Электрический разряд в воде 147
Рис. 7.3. Стадии развития разряда в воде в неоднородном поле при отрицательном острий-
ном катоде. Средняя напряженность электрического поля 1,2 МВ/см, расстояние между
электродами 1,5 мм, временной интервал между кадрами 10 не
Рис. 7.4. Стадии развития разряда в воде при положительном острийном аноде. Средняя
напряженность поля 0,35 МВ/см, длина промежутка 3,2 мм, интервал между кадрами 10 не
Рис. 7.5. Разряд в однородном электрическом поле. Напряженность поля 3,5 МВ/см, длина
промежутка 0,7 мм, интервал между кадрами 2 не
Значительный прогресс при исследовании механизмов электрического разряда
в жидкостях был достигнут благодаря применению лазерной техники.
Исследования предпробойных явлений в жидкостях с использованием рубинового лазера в
качестве источника подсветки в схеме высокоскоростного шлирен-фотографирова-
ния были выполнены в [8-10]. Наносекундное временное разрешение позволило
наблюдать пробой с анода в однородном поле и выявить некоторые важные детали
его зарождения и развития. В частности, установлено, что электрический разряд
имеет сложный характер и включает в себя несколько последовательных стадий,
различающихся механизмами и скоростями развития. Выявлена тонкая структура
электрического разряда на начальной стадии. Результаты [8-10] показали
исключительно важное значение временного и пространственного разрешения
регистрирующей аппаратуры при изучении развития электрического разряда в жидкостях.
Использование лазерных источников подсветки в сочетании с известными
оптическими методами (шлирен-методы, интерферометрия и др.) позволяет
осуществить одновременное достижение высокого временного и пространственного
разрешения, что особенно важно при изучении предпробойных процессов в жидкостях.
148 Глава 7. Электрический разряд в жидкости
Оптические методы, основанные на регистрации изменения показателя преломления
(плотности) среды, позволяют выявить более ранние стадии, предшествующие
возникновению интенсивных ионизационных процессов (светящейся стадии
электрического разряда).
§ 7.4 Роль поверхности электродов
В жидкостях, как и в других диэлектрических средах, увеличение
неоднородности поля вызывает уменьшение Ещ,. Особенностью жидкостей в этом отношении
по сравнению с газами является отмеченная во многих работах более сильная
зависимость электрической прочности от микро- и макрогеометрии электродов.
Объяснить это можно отсутствием в жидкости импульсной короны, объемный
заряд которой способен экранировать электрод и искажать распределение поля,
заданное геометрией электродов, а также большой плотностью жидкостей,
вследствие чего локальные поля, действующие в малых объемах, способны зажечь заряд.
Одна из основных составляющих времени разряда /р - это запаздывание
зажигания разряда t3. Для данной жидкости оно определяется микро- и
макрогеометрией электрода и скоростью подъема напряжения на разрядном промежутке.
Очевидно, что влияние геометрии электродов на электрическую прочность разрядного
промежутка будет наибольшим в случаях, когда t3 в суммарном времени разряда
составляет значительную часть. Влияние геометрии электродов будет
увеличиваться при уменьшении длины разрядного промежутка, уменьшении неоднородности
поли, увеличении скорости возрастания напряжения (перенапряжения).
Экспериментальные данные подтверждают эти выводы. В [11] установлено, что пробивное
напряжение разрядных промежутков острие-плоскость {d = Зн-9,7 см) в масле на
импульсах с фронтом 1,2 мкс уменьшается в среднем на 25-40% при уменьшении
радиуса вершины острийного электрода более чем на два порядка (от 2,5 до
0,01 мм). Выполненные в [1] измерения показали, что на прямоугольных
импульсах длительностью 50-S-60 не при межэлектродных расстояниях порядка 1 мм
увеличение радиуса закругления г0 от единиц до сотен микрон вызывает увеличение
ипрв 1,5-2 раза.
Микрогеометрия электродов, влияние которой на Ещ проявляется в коротких
промежутках с однородным и слабонеоднородным полями, определяется
качеством обработки поверхности и кристаллической структурой металла электродов.
Известно, что одним из способов уменьшения очагов усиления локального
поля на электродах из поликристаллических металлов является их тренировка
разрядами. Эта операция (иногда называемая кондиционированием) широко
применяется в экспериментах по пробою в вакууме и в некоторых электровакуумных
приборах. В ряде работ [12-14] тренировка электродов применялась при измерении
электрической прочности жидкостей. Воздействие на электроды разрядов,
предшествующих основным измерениям, призвано повышать Ещ и уменьшать разброс Епр
и /р. В разных работах рекомендуются существенно различные режимы
кондиционирования. Например, количество рекомендуемых тренирующих разрядов лежит в
пределах 5ч-100. Анализ экспериментальных данных и сам механизм
кондиционирования указывают на то, что этот эффект зависит от большого количества
факторов: материала электродов, их площади, качества обработки поверхности, дли-
§7.4 Роль поверхности электродов 149
тельности воздействия напряжения, количества и скорости выделения энергии в
искровом канале, свойств жидкости. При этом положительный эффект
наблюдается не во всех жидкостях. Увеличение и стабилизация времени разряда (при Е =
= const) в очищенной воде наблюдалось после воздействия 15-20 разрядов.
Применены электродные системы сфера-сфера диаметром 0,8 см и электроды Рогов-
ского диаметром 2,6 см; электроды изготавливались из нержавеющей стали. Во
время тренировки жидкость заменялась после каждого пробоя отсосом из
межэлектродного пространства и добавлением в камеру порций свежей жидкости.
Можно предположить, что в масле «кондиционирование» не наблюдается
вследствие того, что во время тренирующих разрядов наряду с разрушением и
оплавлением микроострий на электродах отлагаются продукты разложения углеводородов,
препятствующие стабилизации свойств поверхности электродов. Изложенное
показывает, что тренировка электродов не является эффективным способом
повышения и стабилизации величины Епр жидкостей.
В ряде случаев более эффективным способом уменьшения влияния
микрогеометрии электродов и повышения Епр жидкостей является покрытие электродов
тонким слоем высокопрочного твердого диэлектрика. В [1] показано, что
пробивное напряжение трансформаторного масла и напряжение перекрытия твердых
диэлектриков в системе коаксиальных цилиндров на импульсах микросекундной
длительности увеличиваются на 20+25% при покрытии электродов слоем
бакелитового лака толщиной 120+150 мкм. Увеличение пробивного напряжения
трансформаторного масла в промежутках со слабонеоднородным полем на
микросекундных импульсах при покрытии электродов диэлектрическими пленками
отмечено также в [15].
Необходимо учитывать, что электрическая прочность изоляционных
промежутков с покрытыми электродами, представляющих собой один из видов
комбинированной изоляции, зависит от перераспределения поля по слоям жидкого и твердого
диэлектриков и соотношения их Е^ при заданной длительности импульсов.
Особенность сильно полярных жидкостей, в частности воды, как компоненты в
комбинированной изоляции, заключается в их повышенной, по сравнению с твердыми
диэлектриками, электропроводности и диэлектрической проницаемости. Это
обусловливает перегрузку слоев твердого диэлектрика, работающего в
последовательной комбинации с сильно полярными жидкостями. В [1] отмечается, что покрытие
электродов диэлектрической пленкой несколько повышает импульсную
электрическую прочность изоляционного промежутка в воде, однако это повышение
неустойчиво и не всегда является следствием низкого качества изготовления покрытия.
При анализе влияния барьеров на импульсное пробивное напряжение
изоляционных промежутков в жидкости необходимо иметь в виду, что определяющим
фактором в «барьерном эффекте» в жидкости является действие барьера как
механической преграды, препятствующей развитию канала разряда. Под «барьерным
эффектом» понимается повышение пробивного напряжения разрядного промежутка
установкой в нем тонких диэлектрических преград. Поскольку в жидкостях в
отличие от газов зона ионизации чрезвычайно мала, зарядка барьера и его запирающее
действие (встречным полем) малы, что проявляется в существенно меньшем
«барьерном эффекте» в жидкости по сравнению с газами. Условием пробоя изоляционного
промежутка с барьером в жидкости является пробой барьера под действием поля,
150 Глава 7. Электрический разряд в жидкости
сосредоточенного на головке первичного канала. Наибольшего упрочнения за счет
барьера можно достичь при минимальном отношении диэлектрических постоянных
8ж/&г и применении в качестве барьера высокопрочных материалов. Например, при
целлулоидном барьере в трансформаторном масле Ещ повышается на 24-^30%, а в
очищенной воде всего на 8-И 9%. Применение высокопрочной майларовой пленки в
комбинации с водой в формирующей линии [16] позволило повысить рабочие
градиенты изоляции, увеличить ее сопротивление, сохранив высокую диэлектрическую
проницаемость.
При уменьшении длительности импульсов до наносекунд положительные
эффекты от применения последовательных комбинаций жидких и твердых
диэлектриков практически исчезают вследствие того, что в этих условиях твердые и
жидкие диэлектрики имеют соизмеримую электрическую прочность [17].
Электрическая прочность жидкой изоляции уменьшается с увеличением
объема диэлектрика, а равно и с увеличением площади электродов при неизменном
коэффициенте неоднородности поля. Увеличение площади электродов увеличивает
количество «слабых звеньев», облегчающих пробой. В роли «слабых звеньев»
выступают примесные частицы (твердые, жидкие, газообразные) в объеме жидкости
и «слабые места» на поверхности электродов, под которыми следует понимать
геометрические неоднородности, остатки полирующих агентов (абразив, окись
хрома и др.), продукты окисления металла электродов, а также адсорбированные
газ и влагу. Экспериментальные данные о влиянии площади электродов
противоречивы. Зависимость Епр от площади электродов S очень слабая: Ещ> ~ S~°>1 [18],
поэтому обнаружить этот эффект не всегда удается.
Определенный вывод в данной ситуации может быть сделан на основании
экспериментов с различными типами импульсов напряжения при прочих
сопоставимых условиях. В [1] исследовано влияние площади электродов на электрическую
прочность трансформаторного масла для импульсов микросекундной
длительности и прямоугольных наносекундных импульсов (/ф = 2 не, tn = 35 не). Рабочие
промежутки образованы четырьмя парами стальных электродов Роговского с
разной площадью. Максимальный диаметр электродов выбирался из условия
неискажения межэлектродной емкостью фронта наносекундного импульса. Площади
электродов составляли: 1,13; 1,88; 3,14; 5,24 см2. Поверхность электродов
тщательно полировалась, время окисления электродов на воздухе обеспечивалось
постоянным. Предварительная статистическая проверка результатов измерений на
электродах с разной площадью на принадлежность их к одной и той же или
разным совокупностям показывает, что «эффект площади» при данных условиях
эксперимента присутствует на импульсах микросекундной длительности и
отсутствует при пробое на наносекундных импульсах. Результаты экспериментов
показывают, что количественно «эффект площади» электродов зависит от длительности
воздействия напряжения. При длительном воздействии напряжения в промежутке
могут выстраиваться мостики из инородных включений, условия пробоя по
которым или вдоль которых облегчены. При импульсных воздействиях напряжения,
когда примесные макрочастицы можно рассматривать неподвижными, рост
длительности воздействия напряжения увеличивает искажение поля примесными частицами
при их поляризации и, как следствие, снижает Ещ> жидкости. При наносекундном
§7.5 Роль состояния жидкости 151
S [см2]
Рис. 7.6. Зависимость Enptm трансформаторного масла от S для слабонеоднородного 1 и
однородного 2 полей
пробое основную роль в «эффекте площади» должны играть «слабые места» на
поверхности электродов (в однородном поле - на поверхности анода). Однако
вследствие того, что инициирование разряда происходит вблизи отдельных микро-
острий, количество которых велико у электродов достаточно больших размеров,
сравнительно небольшие изменения S не могут значительно изменить количество
центров инициирования и повлиять на пробой. При изменении площади
электродов в широких пределах следует ожидать существования «эффекта площади» и в
наносекундной области импульсов напряжения. На рис. 6 [18] приведены
зависимости Епр трансформаторного масла от площади электродов, изменяемой в
пределах пяти порядков. Под площадью электродов S понимается эффективная площадь,
на которой напряженность поля составляет не менее 90% от Епр. Величина а
называется коэффициентом неоднородности и обозначается Как (X — Етак /^cp» ГДв iimax ~"
максимальная напряженность поля в промежутке, а Еср - средняя.
§ 7.5 Роль состояния жидкости
Важным является вопрос о состоянии жидкости и его влиянии на
электрическую прочность. Имеются в виду степень загрязнения, гидростатическое давление,
температура. Твердые взвешенные частицы при больших концентрациях
оказывают значительное влияние на величину Ещ> [1].
Естественное увлажнение изоляционных масел не изменяет их импульсную
электрическую прочность при временах воздействия напряжения порядка 10~8 с,
если даже статическое пробивное напряжение при этом меняется в 3 раза.
Известно [19], что при длительном воздействии напряжения Ещ, масла снижается в десять
раз при содержании влаги 0,03%. Это означает, что в описываемых опытах
уменьшение прочности масла в ~3,5 раза достигалось при содержании в нем влаги не
более 0,01%. Столь малые изменения концентрации примесей не могут заметно
изменить наносекундную импульсную прочность масла. При больших
концентрациях влаги в трансформаторном масле, соответствующих эмульсиям типа «вода в
152 Глава 7. Электрический разряд в жидкости
масле» (< 30-40%) и «масло в воде» (> 30-40%), импульсная электрическая
прочность системы уменьшается с ростом концентрации влаги. Снижение
электрической прочности достигает 40-50% при длительности импульса ~10~5 с и
практически исчезает при /<10~8 с.
Данные о влиянии примесей на импульсную электрическую прочность
показывают, что требования, предъявляемые к очистке жидкостей, используемых в
качестве изоляции в высоковольтных импульсных устройствах, могут быть снижены.
Лишь в условиях интенсивного загрязнения жидкости продуктами разложения
искрой (например, в коммутаторах) и частицами обрабатываемого материала (в
электроимпульсной технологии) необходима замена и очистка жидкости.
Повышение гидростатического давления до 150ч-200 атм, осуществляемое в
экспериментах по пробою жидкостей [20] и достижимое в конструкциях с жидкой
изоляцией, не изменяет свойств самих жидкостей вследствие их практической
несжимаемости. Поэтому повышение электрической прочности жидкостей с ростом
давления (рис. 7) следует связывать с газом, содержащимся в жидкости и на
электродах до приложения поля и образующимся в результате вскипания и электролиза
под действием тока проводимости. Повышение давления может изменять условия
образования газа, точку равновесия между молекулярно растворенным газом и
газом в виде пузырьков и условия развития ионизации в газовых включениях.
Необходимо иметь в виду, что лидерный канал в жидкости представляет собой
газопаровое ионизованное образование с незначительным избыточным давлением.
Повышение гидростатического давления может изменять электрофизические
параметры лидерного канала и, как следствие, разрядные характеристики в
жидкости, даже в случае ионизационного механизма пробоя. Результаты исследования
газообразования в жидкости дают однозначные связи эффекта избыточного
давления с длительностью импульса, электропроводностью, температурой и степенью
дегазации жидкостей, подтверждаемые экспериментально.
[МВ/см]
о.
0,5
0,4
0,3
0,2
0,1
0 5 10 15 20
р [атм]
Рис. 7.7. Зависимость Епр воды (о = 510-7 Ом-1 см-1) от давления в однородном поле при
/ = 0,2мкс, </=0,8-Я,2 см
§7.5 Роль состояния жидкости 153
Повышение гидростатического давления может быть рекомендовано в качестве
способа увеличения электрической плотности изоляции высоковольтных устройств
в следующих случаях:
а) высокая проводимость жидкости (вода, глицерин),
б) большая площадь электродов,
в) большая длительность воздействия напряжения (> 0,5* 1 мкс).
Заслуживает рассмотрения влияние температуры жидкости на Епр. Увеличение
температуры облегчает условия образования газа в жидкости вследствие:
а) совместного действия прироста температуры и выделения энергии от
протекающего тока, что обеспечивает вскипание при более низких температурах,
б) повышения электропроводности жидкости,
в) уменьшения растворимости газа в жидкости.
Эти эффекты способствуют развитию в жидкости электротеплового пробоя и
снижают электрическую прочность. В [20] исследованы вольтсекундные
характеристики воды при температурах 5, 20, 60 и 98°С и трансформаторного масла при
температурах 5, 20, 60 и 140°С. Исследования выполнены для электродной
системы +0 -П (d= 1 см) при длительностях импульсов 0,3*10 мкс.
При уменьшении длительности импульса /и влияние температуры на Е^
уменьшается и при /и < 0,5 мкс вообще не обнаруживается. Для трансформаторного масла
это влияние обнаруживается при более высоких температурах, чем у воды. Таким
образом, возможные повышения температуры изолирующей жидкости не могут
существенно снизить ее импульсную электрическую прочность, если не достигается
точка кипения, а /и < 1 мкс.
В качестве изоляции в линиях могут использоваться и другие жидкости, в
частности глицерин (е = 40). В [21] дано описание нескольких типов разработанных
наносекундных генераторов и ускорителей электронов (< 106 В) с использованием
глицерина. Среди них генератор одиночных импульсов со спиральной
коаксиальной линией, генератор одиночных импульсов для питания импульсного ускорителя
электронов, а также импульсно-периодический ускоритель с частотой 100 Гц.
Удельная электропроводность воды а является одним из основных ее
параметров, определяющих механизм импульсного пробоя и, следовательно,
электрическую прочность (Епр). Но именно о характере зависимости электрической
прочности воды от а в литературе высказаны наиболее противоречивые суждения. В [8,
22] и некоторых других работах отмечается увеличение импульсного пробивного
напряжения воды с ростом а, в [1], напротив, - снижение Епр с ростом а. Сложное
влияние а на развитие импульсного пробоя отмечено в [23]. Противоречия в
экспериментальных результатах объясняются сложным характером зависимости С/пр и
Епр от а и недостатками в методике измерений (прежде всего сильной
деформацией импульса из-за большого внутреннего сопротивления применяемых
генераторов). В [1] исследовано влияние а на электрическую прочность воды и водных
растворов NaCl в однородном и резко неоднородном полях в диапазоне проводи-
мостей lO^-s-lO-8 Ом-1-м-1 на прямоугольных импульсах с t§ - 10~8 с, ta - 2,6-10-7 с
при волновом сопротивлении генератора 4 Ом и на косоугольных волнах сГф =
= @,5-г-50)-10~6 с. Результаты исследований, приведенные на рис. 8, показывают,
что зависимости Unp и^отав области нано- и микросекундных длительностей
154 Глава 7. Электрический разряд в жидкости
1,3
1,1
I 0,9
ft? 0,5
0,3
0,1
КГ6 lO 10 10 10 10
Снв-Ю-2 [Om^-m]
Рис. 7.8. Зависимость электрической прочности (?пр) воды и водного раствора NaCl в
однородном поле от низковольтной электропроводности (анв). 1 - прямоугольный импульс при
tH = 7-Ю-8 с, d= 2-Ю м; 2 - косоугольная волна с крутизной А = 1,47-109 В/с, d = 25-Ю-4 м
импульсов напряжения носят сложный характер, определяемый формой поля и
полярностью импульса напряжения; вопреки распространенному мнению,
уменьшение электропроводности воды сверхтонкой очисткой не повышает
электрическую прочность изоляционных конструкций с однородным или
слабонеоднородным полем. Оптимальная величина а должна определяться с учетом требуемой
величины ?пр, сопротивления элемента с изоляцией водой и затрат на получение и
сохранение воды с малой а в конструкции.
Удельную низковольтную проводимость воды при тщательной очистке удается
снизить до Ю-9 Ом^-м. При приложении высокого электрического поля
проводимость воды сильно возрастает из-за влияния ряда таких эффектов, как эффект
Вина, увеличение константы диссоциации, возникновение электронной
составляющей тока из-за эмиссии с катода и ионизации. Рост напряженности
электрического поля от 0 до 108 В/м повышает проводимость воды на импульсах
микросекундной длительности в 5 раз [1].
К некоторым аспектам разряда в жидкостях, в частности к перекрытию
твердого диэлектрика в жидкости при воздействии, мы еще вернемся при рассмотрении
жидкостных искровых разрядников и линий с жидкостным наполнением.
Обзор исследований разряда в жидкости для целей быстрой коммутации тока в
мощных импульсных генераторах дан в монографии [11].
Литература к главе 7
1. Ушаков В.Я. Импульсный электрический пробой жидкостей. Томск: Изд-во ТГУ, 1975.
2. Вальтер А.Ф., Инге Л.Д. Электрический пробой жидких диэлектриков // ЖТФ. 1934.
Т. 4, вып. 9. С. 1669-1687.
3. Комельков B.C. Механизм импульсного пробоя жидкостей // Докл. АН СССР. 1945. Т. 47,
№ 4. С. 269-272.
^"
2
1
Литература к главе 7 155
4. Ыао Т. W., Anderson J.G. Propagation Mechanism of Impulse Corona and Breakdown in Oil //
Trans. AIEE. Part I. 1953. Vol. 72. P. 641-647. Discuss.: p. 647-648.
5. Месяц Г.А., Воробьев Г.А. О возможности использования жидкостных разрядников в
высоковольтных наносекундных импульсных устройствах // Изв. вузов. Физика. 1962.
№3. С. 21-23.
6. Руденко Н.С., Цветков В.И. Исследование электрической прочности некоторых жидких
диэлектриков при воздействии импульсов напряжения наносекундной длительности //
ЖТФ. 1965. Т. 35, вып. 10.
7. Briere G.B. Electrical Conduction in Purified Polar Liquids // Brit. J. Appl. Phys. 1964.
Vol. 15. P. 413-417.
8. Алфимов А.П., Воробьев В.В., Климкин В.В. и др. Развитие электрического разряда в
воде // Докл. АН СССР. 1970. Т. 194, № 5.
9. Овчинников И.Т., Яншин Э.В. Измерение предпробойной электропроводности воды //
Импульсный разряд в диэлектриках / Отв. ред. Г.А. Месяц. Новосибирск: Наука, 1985.
10. Абрамян К А., Корнилов В. А., Лагунов В.М. и др. Мегавольтный уплотнитель энергии //
Докл. АН СССР. 1971. Т. 201, №. 1. С. 56-59.
11. VitkovitskyL High Power Switching. N.Y.: VanNostrand Reinhold, 1987.
12. Льюис Т. Электрическая прочность и проводимость жидких диэлектриков в сильных
полях // Прогресс в области диэлектриков / Ред.: Дж. Беркс, Дж. Г. Шулман; Пер. с англ.
под ред. Д.М. Казарновского. М.: Госэнергоиздат, 1962. Т. 1. С. 118-166.
13. Felsenthal P. Nanosecond Breakdown in Liquid Dielectrics // J. Appl. Phys. 1966. Vol. 37,
N 10. P. 3713-3715.
14. Ward B.W., Lewis T.J. The Influence of Static Stress and Electrode Surface Layers on the
Electric Strength of л-Нехапе // Brit. J. Appl. Phys. 1963. Vol. 14, N 6. P. 368-373.
15. Standring W.G., Hughes R.C. Impulse Breakdown Characteristics of Solid and Liquid
Dielectrics in Combination // Proc. IEE. A. 1962. Vol. 109. P. 473-478.
16. Smith J., Champney P., Hatch L. et al. High Current Pulsed Electron Beam Generator // IEEE
Trans. Nucl. Sci. 1971. Vol. 18, N 3. P. 491^93.
17. Воробьев А.А., Воробьев Г.А. Электрический пробой и разрушение твердых
диэлектриков. М.: Высш. шк., 1966.
18. J.C. Martin on Pulsed Power / Ed. by Т.Н. Martin, A.H. Guenther, and M. Kristiansen. N.Y.:
Plenum press, 1996.
19. Сканави Г.И. Физика диэлектриков: (Область сильных полей). М.: Физматгиз, 1958.
20. Каляцкий И.И., Кривко В.В. Исследование импульсной электрической прочности
трансформаторного масла и воды при высоких давлениях и температурах // Пробой
диэлектриков и полупроводников: Сб. докл. IV Межвуз. конф. по пробою диэлектриков и
полупроводников / Под ред. А.А. Воробьева, Н.М. Торбина. М.; Л.: Энергия, 1964. С. 249-251.
21. Месяц Г.А., Насибов А.С., Кремнев В.В. Формирование наносекундных импульсов
высокого напряжения. М.: Энергия, 1970.
22. Torijama /., Shinohara V. Electric Breakdown Field Intensity of Water and Aqueous Solutions //
Phys. Rev. 1937. Vol. 51, N8.
23. Henry HF. Velocity of the Anode Spark in Copper Surface Solutions under Application of
Impulsive Potential // J. Appl. Phys. 1948. Vol. 19, N 11. P. 988.
Часть 111 СВОЙСТВА КОАКСИАЛЬНЫХ ЛИНИЙ
Глава 8
КОАКСИАЛЬНЫЕ ЛИНИИ С ТВЕРДОЙ ИЗОЛЯЦИЕЙ
§ 8.1 Основные параметры коаксиальных линий
Для формирования, трансформирования и передачи высоковольтных импульсов
широкое распространение получили коаксиальные линии и кабели с
полиэтиленовой и фторопластовой изоляцией, а также коаксиальные линии с жидкой изоляцией
(трансформаторное масло, глицерин, вода) и вакуумные коаксиальные линии.
Рабочее напряжение таких линий может составлять 105-И07 В.
При использовании коаксиальных линий для формирования и
трансформирования импульсов необходимо знать характеристики, определяющие надежность
линий и пределы их применения. К таким характеристикам относятся
электрическая прочность кабеля при работе в импульсном режиме и полоса пропускания
частот. В дальнейшем коаксиальные линии и кабели будет называть общим
названием - коаксиальные линии.
Основные формулы для расчета параметров коаксиальной линии приведены в
монографии [1]. Здесь мы приведем только те из них, которые необходимы для
расчета высоковольтных линий. Индуктивность L коаксиальной линии с медными
проводниками определяется из формулы:
т Л01 D2 13,33 ( 1 1 ^|
1 = 0,21п—+ !— — +—
д V71a aJ
мкГн (8Л)
м
где D2 и Д, мм - диаметры внешнего и внутреннего проводников; /- частота
распространяющегося сигнала. Если частота сигнала велика, то вторым слагаемым в A)
можно пренебречь. Емкость коаксиальной линии С определяют по формуле [1]:
С—¦5°, (8.2)
18l3 M
А
где 8 - диэлектрическая проницаемость.
§8.1 Основные параметры коаксиальных линий 157
Если изоляция коаксиальной линии комбинированная по длине (кабель с
воздушной изоляцией и опорными шайбами), то
vx+v2
где значения с индексом 1 соответствуют первому диэлектрику, а значения с
индексом 2 - второму диэлектрику; V- объем, занятый соответствующей изоляцией.
Для изоляции, комбинированной в радиальном направлении, получим:
82ln(Dr/A) + 61ln(D2/D/.)'
где индексы 1 и 2 относятся соответственно к внутреннему и наружному
диэлектрику, Д - диаметр границы раздела сред.
Для волнового сопротивления Z0 из A) и B) следует:
_ 60, Д 138, Д Л ,0.ч
Z0 = -pln-f- = -pr lg-f, Ом. (8.5)
vs Д vs Д
Скорость распространения электромагнитной энергии по коаксиальной линии
определяется по формуле:
v = ± (8.6)
ve
где с - скорость света в вакууме.
Рассмотрим теперь вопросы, связанные с выбором конструктивных размеров
коаксиальной линии для получения максимальной электрической прочности.
Напряженность Ех электрического поля в точке, отстоящей на расстоянии гх от оси
кабеля (А/2 < rx < Д/2), равна [1]:
Ех = , (8.7)
гх1п(Д/А)
где U- напряжение, приложенное к кабелю. Очевидно, что при гх = Д/2 величина
Ех наибольшая, а при гх = Д/2 она наименьшая. Если ?/и Д заданы, то из G)
можно получить, что при Д = Д/2,72 величина Ех будет минимальна.
Условию Д/Д = 2,72 соответствует коаксиальная линия с волновым
сопротивлением 60Л/г. Следует отметить, что при этом коаксиальная линия не будет
находиться в оптимальных условиях по затуханию волны Д /Д = 3,6 для медных
проводов [1].
При конструировании коаксиальных линий, предназначенных для передачи на-
носекундных импульсов, следует иметь в виду, что они имеют определенные
ограничения по частоте. Частотные ограничения обусловлены затуханием волн. Кроме
того, линии с прерывистой изоляцией (например, изолирующие и центрирующие
шайбы на определенном расстоянии в кабеле с воздушной изоляцией) имеют
ограничения, связанные с неоднородностью таких линий.
Критическая длина волны Xq, короче которой по линии передавать нельзя,
определяется так:
?1о=2(д + Дл/8), (8.8)
где а - расстояние между шайбами, см; А - толщина шайб, см; s - диэлектрическая
проницаемость диэлектрика.
158 Глава 8. Коаксиальные линии с твердой изоляцией
Если длина волны становится соизмеримой с поперечными размерами
коаксиальной линии, то в ней возникают волны высшего типа ТЕи и Ни, для которых не
справедлива теория, основанная на телеграфных уравнениях. В связи с этим в линии
возникают искажения передаваемого импульса. Частота, при которой возможно
появление и передача по коаксиальной линии высших типов волн, называется критической.
Критическая частота коаксиальной линии определяется следующими формулами:
- для волны ТЕп:
/о= /п 2м Г' <8-9>
rc(ZJ+A)Ve
для волны Нц:
Л-(БГдяг- <810)
§ 8.2 Искажение импульсов коаксиальной линией
При прохождении импульса по коаксиальной линии происходит искажение его
формы в силу трех основных причин: потерь в металле, диэлектрических потерь в
изоляции и потерь, связанных с ионизационными процессами.
Современная технология изготовления высоковольтных коаксиальных кабелей
с твердой изоляцией обеспечивает малый объем воздушных включений. Поэтому
влиянием ионизационных процессов на деформацию высоковольтных импульсов
можно пренебречь. В [2] исследовалось искажение высоковольтных импульсов с
амплитудой до 70 кВ при передаче их по кабелю РК-103 длиной 530 м.
Экспериментально показано, что наличие короны действительно не оказывает
существенного влияния на затухание и искажение высоковольтных импульсов и что расчет их
деформации в коаксиальных кабелях с твердой изоляцией при высоких градиентах
(до 50 кВ/мм) может производиться по методике, используемой при малых
градиентах. При этом экспериментально полученное затухание оказывается на 3-8%
больше расчетного. Дополнительные исследования показали, что эта разница
объясняется возникновением импульсной короны в воздушном зазоре между твердой
изоляцией и оплеткой кабеля.
Диэлектрические потери в изоляции при частотах до 50 МГц для кабелей с
полиэтиленовой изоляцией не превышают 3-5% потерь в металле, и в указанном
частотном диапазоне ими можно пренебречь. С ростом частоты потери в диэлектрике
возрастают быстрее потерь в металле и при частотах, превышающих 1,5-3 ГГц,
потери в диэлектрике становятся преобладающими [3].
При учете только потерь в металле деформация прямоугольного импульса
(«единичного скачка») может быть описана выражением [4]:
А(/, t) = erfc(z) = l-O(z), (8.11)
где А(/, i) - переходная характеристика кабеля; 0(z) - интеграл вероятности (функ-
цияКрампа); z = -^=; Ъу =— №>iw\— + — ; h = t-t3; /3 = />/АА ~вРемя
задержки кабеля; Ц = 2-10~7 \n{R2IR\\ Гн/м, - индуктивность кабеля на единицу
§8.2 Искажение импульсов коаксиальной линией 159
длины; С0 = , Ф/м, - емкость кабеля на единицу длины; 8 - относи-
181n(/?2/^i)
тельная диэлектрическая проницаемость изоляции; Ru Ri - радиусы внутреннего и
внешнего проводников кабеля, мм; \х, р - соответственно магнитная
проницаемость и удельное сопротивление материала проводников (для медных проводников
ц = 4л-10-7 Гн/м); / -длина кабеля; р = 1,75-Ю-2 Оммм2/м. Интеграл вероятности
<&(z)=2\e-x2dx
не выражается через элементарные функции. Однако его значения могут быть
найдены из таблиц. При расчете деформации наносекундных импульсов, когда
возникает необходимость учета потерь в диэлектрике, переходная характеристика кабеля
должна вычисляться по формуле [4]:
h(l,t) = ^Y^sia^da, (8.12)
7Г * ГЛ
П0 <°
где Р((о) = e~al cos((olyjL0CQ -р/) - частотная характеристика кабеля,
представляющая собой вещественную часть коэффициента передачи, а = — I—- + —- /— -
2 ^ А) 2 'У С0
коэффициент затухания кабеля (в области высоких частот); Rq = b{yj2(o(L0/C0) -
активное сопротивление кабеля на единицу длины, Ом/м; G0 = a)C0tg8 -
проводимость изоляции кабеля на единицу длины, 1/Омм.
Начиная с нескольких сотен мегагерц, зависимость tg5 для кабелей с
полиэтиленовой изоляцией может быть выражена формулой [3]:
tg5=^-, (8.13)
1 + WC0 |
гдеах = 1,2-Ю-8с1/2/рад1/2; m = 2-10-11 с/рад; р = .а>21оС0 +
коэффициент фазы.
Расчет переходной характеристики по A2) может быть выполнен аналитическим
путем, либо с помощью вычислительных машин. С некоторым приближением
переходная функция коаксиального кабеля при учете потерь в диэлектрике может быть
представлена [3] формулой A1), аргумент которой вычисляется по выражению:
,.*d-.$<L. (8.14)
где о&гр - граничная частота полосы пропускания кабеля; аф - затухание на
граничной частоте. Граничная частота (Огр - это частота, при которой коэффициент
передачи k = e~yl (где у = а +у'Р) уменьшается на 3 дб по отношению к его
значению на низких частотах. В соответствии с приведенным определением сОгр может
быть рассчитана по формуле:
ехр[-а1р(соф)/] = -щ. (8.15)
160 Глава 8. Коаксиальные линии с твердой изоляцией
104
яЧО3
102
SKK
РТГ 50 11 1 ^ /Is
РК 100 7
Lr/ V
РК-75-4-15 А
jyir nz л 1 <
¦> 7Г
гК-/з-4-1о / i/
РК-50-2-13 /|
.1
35?^^
|v4v
^
t^s^
л\
-N?
N
s
?—
^
У
1
04N
^
101
1 2 3 5 10 20 30 50
l[u]
Puc. 8.1. Зависимость граничной частоты полосы пропускания кабелей от их длины с
учетом потерь в диэлектрике и проводниках
В связи со сложностью решения этого трансцендентного уравнения на рис. 1
приведены кривые зависимости граничной частоты полосы пропускания кабелей
от их длины для наиболее распространенных типов кабелей [3].
На рис. 2 приведены переходные характеристики кабеля РК-50-11-13 длиной 1,
5, 10 и 30 м [3], где A{t) - отношение выходного напряжения U2 к входному U\. При
необходимости расчета деформации импульса с формой, отличающейся от
прямоугольной, следует применить интеграл Дюамеля. При этом выходное напряжение
U2(t) имеет вид:
U2(?)=jU{(T)h(t-T)dxf
(8.16)
где т - текущая переменная; U[{x) - производная входного напряжения.
Методика приближенного вычисления интеграла Дюамеля изложена в главе 1.
1,0
0,8
0,6
0,4
0,2
0
1м^
5S
ю/
30^.
0,
04
t
0,
[не]
08
0,
12
Рис. 8.2. Переходные характеристики кабеля РК-50-11-13 при различных длинах
§8.3 Неоднородности в коаксиальных линиях 161
§ 8.3 Неоднородности в коаксиальных линиях
В коаксиальных линиях, используемых в качестве формирующих и
передающих элементов генератора высоковольтных наносекундных импульсов, возможно
возникновение двух типов неоднородностей. Это неоднородности,
непосредственно связанные с электрической схемой соединения отдельных узлов и цепей
генератора (при подключении к линии дополнительных элементов, при соединении
линий с разным волновым сопротивлением, разветвлении линий и т.д.), а также
неоднородности конструктивно-монтажного характера (резкое изменение размеров
проводников, включение опорных изоляторов, обрыв линий и т.д.).
Для расчета влияния неоднородности первого типа на форму волны обычно
пользуются схемой замещения, состоящей из последовательно включенного
двухполюсника и генератора. Генератор состоит из источника напряжения
2?/пад5 где t/пад - напряжение падающей волны, имеющей произвольную форму
[6], и волнового сопротивления Z0 передающей линии. Двухполюсник состоит
из входного сопротивления оставшейся части линии Zo и входного
сопротивления включаемого элемента схемы Z0i. Вид двухполюсника зависит от
способа включения неоднородности. Например, при включении элемента схемы с
сопротивлением Z0i (однородная линия или активное сопротивление) в
рассечку линии с волновым сопротивлением Z0, сопротивления Z0i и Z0 соединяются
последовательно. Если произвольный элемент с сопротивлением Z0i включить
в конце линии, то двухполюсником служит это сопротивление. При этом в
случае короткого замыкания Z0i = 0, а при разомкнутом конце линии Z0i = оо.
Необходимо иметь в виду, что схема замещения справедлива только для
промежутка времени от прихода волны к месту неоднородности до возврата от конца
и начала линии тех волн, которые преломились и отразились в месте
неоднородности. Для учета влияния отраженных волн можно пользоваться методом
наложения.
При анализе неоднородностей в линиях передачи и их воздействия на форму
импульса можно пользоваться результатами, полученными в технике СВЧ. При
этом необходимо знать верхнюю, т.е. наибольшую частоту fB в спектре импульса,
которую нужно передать без существенного изменения амплитуды и фазы. За
величину fB можно принять верхнюю граничную частоту частотной характеристики,
соответствующую точке, в которой амплитуда падает до значения 1 Л/2 амплитуды
на средних частотах. Связь между fB и длительностью фронта импульса *ф,
определенной между уровнями 0,1-0,9 амплитуды, имеет вид [7]:
0 4
/в«М- (8.17)
ч
Влияние неоднородности второго типа на форму волны напряжения в общем
случае [7] учитывается включением в место неоднородности П- или Т-образного
четырехполюсника, параметры которого зависят от характера неоднородности и
размеров линии. Простейшие неоднородности, которые будут интересовать нас,
можно заменять емкостью, включенной параллельно линии.
Рассмотрим скачкообразное изменение радиусов проводников коаксиального
кабеля, как одну из часто встречающихся неоднородностей.
11. Месяц Г. А.
162 Глава 8. Коаксиальные линии с твердой изоляцией
(а)
(б)
п
1 \
[4
\
Zioi
2о2,
i
i—1 '
4
I 1
1 '
L
D
г
А
(«О
(г)
1^ Zoi
2bi
Z<J
1
Z(>2
/>2
J
ъ
1
¦If.
,1 1
Zoi i
—.¦
у
1 1
A
j
^—
, ^02
d2
L
1
I
A
'
Pwc. 5.5. Неоднородности второго типа (я, б, в) и схема их замещения (г)
Практически имеют место три случая:
1) изменяется диаметр только внутреннего проводника (рис. 3, а);
2) изменяется диаметр только внешнего проводника (рис. 3, б);
3) изменяются одновременно как тот, так и другой параметры (рис. 3, в). Во
всех случаях неоднородность учитывается включением емкости (рис. 3, г):
C = FD, (8.18)
где Z) - диаметр внешнего проводника (во втором случае можно считать D = (Д +?>2) /2).
Зависимость коэффициента F от отношения диаметров представлена на рис. 4 [8].
Кривая d\ID = 0 соответствует обрыву внутреннего проводника линии. Величина
емкости С для третьего случая (рис. 3, в) определяется исходя из результатов
предыдущих двух случаев. При этом вначале предполагается наличие скачка только у
внутреннего проводника, а затем у внешнего. Эквивалентная емкость находится
сложением емкостей при первом и втором предположении. Необходимо иметь
в виду, что приведенные здесь данные можно использовать, если длины волны
X > 5D\ где П - наибольший из диаметров линии. Кривые, приведенные на рис. 4
для определения F, предназначены для расчета воздушных линий. При заполнении
кабеля диэлектриком величину емкости С необходимо умножить на диэлектрическую
проницаемость е. Если диэлектриком заполнена только линия, имеющая
внутренний проводник меньшего диаметра, то величину емкости С, вычисленную с
помощью графиков рис. 4, следует умножить на s. Если диэлектриком заполнена
линия с большим диаметром внутреннего проводника, то в первом приближении
можно считать, что величина С, найденная для воздушной линии, остается без
изменения. Для линий, в которых изменяется диаметр внешнего проводника,
можно считать, что при заполнении диэлектриком линии большего диаметра
значение С увеличивается в 8 раз, а при заполнении линии меньшего диаметра С не
изменяется. Если диэлектриком заполняется часть коаксиальной линии, в которой
размеры не меняются, то это равносильно скачку волнового сопротивления.
§8.4 Импульсная электрическая прочность твердой изоляции и коаксиальных линий 163
Рис. 8.4. Графики для расчета емкости С, соответствующей неоднородностям, приведенным
на рис. 8.3, а и б
В некоторых случаях скачкообразное изменение размеров линий может
происходить при неизменном волновом сопротивлении. В этом случае необходимо
соблюдать условие d\ID\ = d2ID2. Неоднородность в месте стыка учитывается
включением в схему замещения емкости С. Влияние величины этой емкости можно
существенно ослабить сдвигом внутреннего проводника на расстояние А = D2/10
от места неоднородности (на рис. 3, в показано пунктиром). Такой сдвиг
равносилен включению последовательной индуктивности, которая компенсирует
действие емкости С. При высоких напряжениях в линии электрическая прочность такого
перехода мала из-за наличия острых углов. Для увеличения электрической
прочности лучше использовать плавный конический переход от одной линии к другой.
Длину этого перехода целесообразно выбирать из соотношения:
/>2?>2. (8.19)
Конический переход часто используется при конструировании разрядных
устройств, обострителей и т.д. Подробный расчет такого перехода дан в [6]. Способы
устранения неоднородностеи^ вызванных опорными элементами из диэлектрика,
описаны в [7].
§ 8.4 Импульсная электрическая прочность твердой изоляции
и коаксиальных линий
Вопросы механизма пробоя твердых диэлектриков при воздействии
прямоугольных импульсов с наносекундным фронтом рассмотрены в работе [9],
выполненной в Томском политехническом институте. Мы рассмотрим только те работы,
в которых приводится зависимость времени запаздывания пробоя от
напряженности поля для практических изоляционных материалов.
В работе [10] проведены исследования электрической прочности для ряда
полярных и неполярных полимеров в однородных и неоднородных полях при
экспозициях 310~8 с и менее. Импульс напряжения имел амплитуду до 500 кВ,
длительность фронта 3 не. За 30 не напряжение на вершине импульса снижалось
на 7%. Исследовалась электрическая прочность органического стекла, полистирола,
и*
164 Глава 8. Коаксиальные линии с твердой изоляцией
полиэтилена, поливинилхлорида и фторопласта-4. Толщина образцов при пробое в
неоднородном поле составляла 1,5-3 мм. Пробой производился при электродах
острие-плоскость. Игла с радиусом закругления 65 мк вдавливалась в диэлектрик
на глубину 3 мм. Однородное поле в образце создавалось применением электродов
шар-плоскость. Сферическим электродом служил стальной полированный шарик
диаметром 14 мм, впрессованный в нагретом состоянии в толщу диэлектрика.
Длина промежутка составляла 0,5 мм. В качестве плоскости служила медная
фольга, притертая к поверхности диэлектрика с помощью вазелинового масла. Образцы
располагались в среде трансформаторного масла.
Электрическая прочность органического стекла и поливинилхлорида в поле
острие-плоскость значительно ниже электрической прочности неполярных
полимеров (рис. 5). В однородном поле электрическая прочность полярных полимеров
значительно превышает электрическую прочность неполярных полимеров (рис. 6).
В [11] были определены зависимости электрической прочности от времени
воздействия напряжения для полистирола, фторопласта-4, оргстекла и слюды
мусковит при длительностях импульса 5-10~9-3-10 с. Электроды
полусфера-плоскость наносились испарением олова в вакууме. Толщины образцов в том месте, где
происходил пробой, приведены в таблице 1. Здесь же приведена электрическая
прочность диэлектриков при длительности импульса примерно 5-Ю-9 с.
Пленочные материалы имеют более высокую прочность, чем листовые материалы.
Таблица 8.1.
Наименование диэлектриков Толщина, см Электрическая прочность, МВ/см
Органическое стекло 0,035 1,50
Полистирол 0,050 1,25
Фторопласт-4 0,080 0,92
Фторопласт-4 (пленка) 0,032 1,18
Полистирол (пленка) 0,021 1^45
0 10 20 30 0 10 20 30
/ [не] t [не]
Рис. 8.5. Зависимость средней пробивной напряженности от времени приложения
напряжения для полистирола (/), полиэтилена B), органического стекла C), фторопласта-4 D) и
поливинилхлорида E). а - при отрицательной полярности острия; б - при положительной
полярности острия
§8.4 Импульсная электрическая прочность твердой изоляции и коаксиальных линий 165
10
8
I 6
СО
S
0 5 10 15 20 25 30
t [не]
Рис. 8.6. Зависимость электрической прочности от длительности импульса напряжения при
электродах шар - плоскость. 1 - органическое стекло, 2 - поливинилхлорид, 3 - полистирол
В качестве изоляции радиочастотных и импульсных кабелей наиболее широкое
применение получил полиэтилен, который в плоских образцах обладает весьма
значительной электрической прочностью C00-600 кВ/мм). Для коротких отрезков
кабельных изделий максимальная пробивная прочность при одноимпульсном
воздействии имеет такой же порядок. Однако при многоимпульсном воздействии она
снижается до 10-20 кВ/мм и сильно зависит от технологии наложения изоляции,
наличия полупроводящих слоев, диаметра внутреннего проводника и др.
Изучение полиэтилена показало, что основным фактором, определяющим
снижение электрической прочности кабельной изоляции, является наличие в ней
воздушных и газовых включений различной величины, в которых при высоких
напряжениях возникают электрические разряды, ведущие к быстрому разрушению
изоляции и пробоям кабеля. При этом происходит разрушение изоляции около
воздушных включений, а затем постепенное прорастание каналов разряда в толщу
изоляции. Для завершения пробоя требуется определенное число импульсов,
которое зависит от количества воздушных включений, их величины, амплитуды и
формы импульсов, а также ряда других факторов.
Достоверные данные по электрической прочности коаксиальных кабелей при
воздействии напряжений, соответствующих режимам работы высоковольтных на-
носекундных генераторов, в настоящее время отсутствуют. Имеется возможность
лишь ориентировочно оценить срок службы кабелей в этих режимах. Наиболее
правильную информацию дает так называемая «кривая жизни» кабеля, которая
представляет собой экспериментально полученную зависимость между числом
импульсов, приводящих к пробою, и амплитудой этих импульсов. Характерная
«кривая жизни» кабеля ИК-2, полученная на образцах кабеля длиной 10,6 м при
воздействии импульсов с длиной фронта 0,8 мс и длительностью 3 мкс по данным
[11], представлена на рис. 7. Остается пока открытым вопрос о том, как изменится
«кривая жизни» кабеля при изменении формы воздействующих импульсов. Можно
предположить, что это влияние будет не слишком большим [11]. Существенного
снижения «времени жизни» можно ожидать лишь при биполярных импульсах.
i——РГИ
166 Глава 8. Коаксиальные линии с твердой изоляцией
Экспериментально установлено, что при Ги = 100 не, ?/а = 50 кВ, частоте
следования импульсов 50 Гц средняя длительность «жизни» кабеля РК-106 во многом
определяется его качеством и в некоторых случаях составляет 1000 часов [11].
Экспериментальное определение «кривой жизни» кабеля требует больших
затрат времени и материалов на проведение исследования. В связи с этим
представляет интерес методика [12], при которой достаточно определить экспериментально
две-три точки «кривой жизни», а остальные точки можно получить аналитически.
Для ориентировочной оценки числа униполярных импульсов, которое
выдерживает полиэтиленовая изоляция кабеля до пробоя, может быть применена
эмпирическая формула [13]:
JV = 7,2-1010
2?/к
(8.20)
где UK - амплитудное значение начального напряжения короны; Uu - амплитуда
импульсов напряжения.
Например, для кабеля РК-106 при работе на униполярных импульсах с
амплитудой ?/а = 50 кВ имеем число импульсов:
ЛГ = 7,2-1010
(
lyfis)
8,4
50
«1,6-Ю6.
Наиболее радикальным способом повышения напряжения начала ионизации
является применение полупроводящих слоев на внутреннем проводнике и под
экраном. Необходимым условием эффективности полупроводящих слоев является
плотное сцепление их с изоляционным слоем. При выборе величины удельного
сопротивления полупроводящего слоя исходят из требования, чтобы воздушное
включение на границе с проводником оказалось надежно зашунтированным.
Использование полупроводящих слоев позволило освоить выпуск серии
высоковольтных кабелей КПВ с полиэтиленовой изоляцией (КПВ-1/20, КПВ-1/50,
Рис, 8.7. «Кривая жизни» отрезка кабеля ИК-2 длиной 10,6 м
Литература к главе 8 167
КПВ-1/75, КПВ-1/300). Эксперименты, проведенные в ТПУ, показали, что кабель
КПВ-1/300 в отрезках до нескольких десятков метров способен выдерживать до
пробоя 6-10 тыс. импульсов с амплитудой 250 кВ и 100-200 тыс. импульсов с
амплитудой 180 кВ. Выпускаемый в России кабель ИК-4 с полупроводящими слоями
рассчитан на длительную эксплуатацию в режиме униполярных импульсов с
амплитудой 75 кВ. В США выпускается серия специальных импульсных кабелей с
полиэтиленовой изоляцией и полупроводящими слоями на напряжения от 20 до
100 кВ с «временем жизни» не менее 106 импульсов (максимальная напряженность
поля в изоляции принята равной 20-25 кВ/мм).
Весьма перспективными для высоковольтных наносекундных генераторов
являются коаксиальные системы с жидкой изоляцией, обладающие рядом достоинств
по сравнению с кабелями с полимерной изоляцией: более высокой надежностью,
лучшими условиями охлаждения, самозалечиванием жидкой изоляции после
пробоя, меньшим затуханием [11]. Высокая надежность таких коаксиальных систем
обеспечивается малым объемом твердой изоляции, которая может быть тщательно
проверена и испытана. Подробнее свойства жидкостных линий мы рассмотрим в
следующей главе.
Литература к главе 8
1. Белоруссов НИ, Гроднев И.И. Радиочастотные кабели. 2-е изд., перераб. М.; Л.: Гос-
энергиздат, 1959.
2. Каляцкий И.И., Дулъзон А.А., Железчиков Б.П. Искажение высоковольтных
монополярных импульсов в коаксиальном кабеле // Изв. СО АН СССР. Техн. науки. 1965. Т. 10,
вып. 3. С. 151-154.
3. Моругин Л.А., Глебович Г.В. Наносекундная импульсная техника. М.: Сов. радио, 1964.
4. Жекулин Л А. Распространение электромагнитных сигналов по коаксиальному кабелю //
Изв. АН СССР. Техн. науки. 1941. № 3. С. 11-24.
5. Теумин И.И. Экспериментальный анализ переходных процессов в линейных
электрических цепях. М.: Сов. радио, 1956.
6. Воробьев Г.А., Месяц Г.А. Техника формирования высоковольтных наносекундных
импульсов. М.: Госатомиздат 1963.
7. Льюис И, Уэлс Ф. Миллимикросекундная импульсная техника / Пер. с англ. В.Н. Дули-
на под ред. И.С. Абрамсона и А.Н. Могилевского. М: Изд-во иностр. лит., 1956.
8. МейнкеХ., Гундлах Ф. Радиотехнический справочник: Пер. с нем. Т. 1. М.; Л.: Госэнер-
гоиздат, 1960.
9. Воробьев А.А., Воробьев Г.А. Электрический пробой и разрушение твердых
диэлектриков. М.: Высш. шк., 1966.
10. Королев B.C., Торбин КМ. Электрическая прочность некоторых полимеров при
воздействии кратковременных импульсов напряжения // Электрофизическая аппаратура и
электрическая изоляция. М.: Энергия, 1970.
11. Месяц Г.А., Насибов А.С., Кремнев В.В. Формирование наносекундных импульсов
высокого напряжения. М.: Энергия, 1970.
12. Делекторский Г.П. Закономерности пробоя высоковольтных кабелей с полиэтиленовой
изоляцией при передаче импульсов напряжения // Веста, электропром-ти. 1963. № 1. С. 55-57.
13. Howard P.R. The Effect of Electric Stress on the Life of Cables Incorporating a Polythene
Dielectric // Proc. IEE. 1951. Vol. 98. P. 365-370.
Глава 9
ЛИНИИ С ЖИДКИМ ДИЭЛЕКТРИКОМ
§ 9.1 Общие сведения
В связи с развитием методов генерирования мощных наносекундных импульсов
появилась потребность в разработке импульсных генераторов с током 105-И06А,
напряжением 106-И07 В и длительностью импульсов 10-M0~7 с. Обычно в таких
генераторах в качестве накопителей энергии используются конденсаторы,
коаксиальные или полосковые линии с жидким диэлектриком, - как правило,
трансформаторным маслом и водой. Обычно в генераторах мощных наносекундных
импульсов используют два типа линий по их назначению - накопительные и
передающие. Первые работают в режиме зарядки от генераторов Маркса или
импульсных трансформаторов и заряжаются импульсом с фронтом > Ю-6 с, а вторые
в режиме передачи энергии и имеют длительность импульса 10~8-И0~7 с. Поэтому
важно знать поведение масла и воды в микросекундном и наносекундном режимах
воздействия электрического поля. Впервые дистиллированная вода как диэлектрик
накопительного конденсатора была использована в экспериментах по взрыву
электрических проволочек [1]. В ИЯФ были разработаны первые
малоиндуктивные наносекундные генераторы для получения больших импульсных электронных
токов и высоких электрических полей [2].
Напомним, что согласно формуле (8.5) волновое сопротивление коаксиальной
линии Z0 = F0 /Ve) In ф2/Ц), Ом, где 6 - относительная диэлектрическая
проницаемость; D2 и D\ - соответственно диаметр внешнего и внутреннего проводников.
Для полосковой линии
Z0~^-9Om9 (9.1)
V6 о
где Ъ - ширина полосы, d - расстояние между полосами. Обычно d <z Ъ. Если
обычная длинная линия разряжается на согласованную нагрузку, то ток в нагрузке
составит
§9.2 Типы жидкостных линий 169
где U - напряжение, до которого заряжена линия. Если в эту формулу подставить
значения волнового сопротивления для полосковой линии, то получим ток,
даваемый генератором на единицу ширины полосы:
( = 1,32-10-2?>/8, (9.3)
о
где Е - напряженность электрического поля в изоляции линии. Для коаксиальной
линии удельный ток равен
— = 4,15-10-3W8. (9.4)
А
Из формул C) и D) следует, что наибольший удельный ток, получаемый от
генератора с накопительной линией, будет определяться диэлектрической
проницаемостью изоляции и ее электрической прочностью. Для получения большого тока
необходимо использовать диэлектрики с большой величиной Фактически
эта величина определяет удельную энергию в накопителе гЕ2/2. Вода имеет
г = 80 и высокую импульсную электрическую прочность. Способы очистки воды,
такие, как деионизация ионообменными смолами, фильтрование и дегазация, были
хорошо разработаны в технике водоочистки тепловых и атомных электростанций,
в полупроводниковой промышленности и т.д. По величине удельной накопленной
энергии вода превосходит все диэлектрики и сравнима с майларом. Вода
восстанавливает электрическую прочность после пробоя и обеспечивает большую
крутизну роста тока при разряде, что позволяет использовать водяные разрядники в
качестве коммутаторов и обострителей в импульсных схемах.
Основной проблемой при использовании воды как диэлектрика является ее
большая проводимость, которая способствует быстрой саморазрядке
конденсаторов, заполненных водой. Нетрудно показать, что постоянная времени саморазрядки
определяется из формулы:
36я-10па
где с - удельная проводимость воды, Ом-1 см-1. Для того чтобы зарядить
накопитель, заполненный водой, необходимо иметь время его зарядки много меньше /с.
Если у воды с = IQ-6 Ом-1-см-1, то время заряда водяной линии должно быть
~ 10-6 с, а при а = 10~5 Ом-1-см-1 - соответственно 10~7 с.
§ 9.2 Типы жидкостных линий
На рис. 1 и 2 представлены два типа накопительных линий в полосковом и
коаксиальном вариантах, которые наиболее часто используются практически.
Это одинарная и двойная (линия Блюмляйна) линии. В одинарной линии с
нагрузкой RH9 равной волновому сопротивлению линии RH = Z0, напряжение на
нагрузке будет в два раза меньше зарядного напряжения, а в двойной линии
они будут равны. В таблице 1 представлены диэлектрические свойства воды и
масла, а также общие свойства коаксиальных линий, заполненных этими
диэлектриками, описанные Смитом [3]. Обе жидкости являются заполнителями
170 Глава 9. Линии с жидким диэлектриком
^о Простая линия
WW
:*н
_L Напряжение на согласованной нагрузке = Uo /2
Двойная линия
WW 1 - | Дн
Uo
Напряжение на согласованной нагрузке = Uo
Рис. 9.1. Два основных типа формирующих линий полоскового типа
почти всех крупных формирующих линий, построенных на сегодняшний день,
из-за того что они доступны и дешевы. Их диэлектрические проницаемости
значительно отличаются друг от друга, что дает возможность получить
широкий диапазон волновых сопротивлений.
Формулы, приведенные в этой таблице для волнового сопротивления
коаксиальных линий, показывают, что использование масла удобно при работе в
диапазоне импедансов в несколько десятков Ом, использование воды - в диапазоне
< 10 Ом. Наиболее часто используется коаксиальная геометрия, поскольку круглые
проводники упрощают конструкцию и, кроме того, использование замкнутого
внешнего проводника, содержащего диэлектрик, обеспечивает как эффективность
конструкции, так и электромагнитную экранировку.
Таблица 9.1. Диэлектрические свойства воды и масла
Масло
Вода
Диэлектрическая проницаемость
Волновое сопротивление коаксиальной линии
Практическая величина напряженности
электрического поля на положительном электроде, кВ/см
Плотность энергии, Дж/л
Плотность поверхностного тока, кА/м
Эффект полярности
2,3
40 In (А/А)
200-300
4-9
80-120
-1,5:1
80
6,7 In (А/Д)
100-150
35-80
240-360
2:1
В таблице 1 представлены также допустимые значения напряженности
электрического поля, которые можно использовать в мощных системах, с величиной
времен зарядки ~1 мкс. Напряженности поля сравнимы по величине, однако они
несколько больше для масла. Но из-за различия в диэлектрической
проницаемости энергия, запасенная в единице объема, и ток, снимаемый с единицы ширины
проводника, больше при заполнении водой. Таким образом, вода обеспечивает
более компактную конструкцию. Необходимо отметить, что приведенные данные о
§9.2 Типы жидкостных линий 171
напряженности электрического поля относятся к поверхностям электродов с
положительной полярностью; у электродов с отрицательной полярностью в обеих
жидкостях можно допустить использование более высоких значений напряженности
поля. Это явление известно как «эффект полярности», его действие особенно ярко
выражено в воде. Поскольку разряды инициируются у электродов, то формально
подбором соответствующих условий (покрытие и обезгаживание поверхностей,
подбор формы электродов и т.д.), а также повышением давления в жидкости
напряженность поля пробоя можно увеличить почти в два раза. Однако в
действующих импульсных генераторах такого улучшения достичь практически не удается [4].
На рис. 2 показаны коаксиальные варианты двух систем, используемых в
конструкции формирующих линий: обычный коаксиал с последовательно
включенным коммутатором и тройной коаксиал, представляющий собой разновидность
двойной линии Блюмляйна. Согласно представленным характеристикам, обычный
коаксиал больше подходит для генерирования больших токов, а двойная линия -
для генерирования больших напряжений. Таким образом, на практике обычный
коаксиал считают низкоомной системой и, следовательно, применяют с водяным
диэлектриком, а двойную линию - системой с высоким сопротивлением и
масляным наполнением. Такая тенденция основана на том, что конструирование
обычной коаксиальной линии упрощается, если жидкость (подобная воде) обладает
большим эффектом полярности, используя который можно создать электрические
поля и, следовательно, плотности энергии, приближающиеся к предельным во
всем объеме генератора. При конструировании линии Блюмляйна эффект
полярности менее важен.
Каждую систему можно использовать с трансформатором сопротивления, т.е. с
отрезком формирующей линии, изменение импеданса которой между генератором
и нагрузкой контролируется. Трансформатор можно использовать в тех случаях,
когда требуется уменьшить очень большую величину тока или напряжения
формирующей цепи. Кроме того, формирующая линия будет иметь волновое
сопротивление, близкое к оптимальному для используемого диэлектрика.
: ВЫХОД (Uq/2)
Коммутатор
(б)
,^=t^
D ,ТТ ч j > ^ v / *: Выход (Щ
Вход (U0) г1 v ' *
Рис. 9.2. Два типа коаксиальных формирующих линий, а - простой коаксиал, (выходное
напряжение равно половине зарядного напряжения, а выходной ток - току через
коммутатор); б - триаксиальная линия Блюмляйна (выходное напряжение равно зарядному
напряжению, а выходной ток - половине тока через коммутатор)
172 Глава 9. Линии с жидким диэлектриком
§ 9.3 Физические свойства жидкостных линий
Мы уже упоминали в главе 7, что физика электрических разрядов в жидкостях
изучена недостаточно. Поэтому часто используют эмпирические формулы для
оценки электрической прочности жидкостей. Обычно используется напряженность
поля, соответствующая 50% от пробивной напряженности. Большая часть
приведенных в литературе результатов экспериментального определения импульсной
электрической прочности жидких диэлектриков получена в поле коаксиальных
цилиндров, так как изолирующая жидкость чаще всего используется в качестве
изоляции в коаксиальных накопительных и передающих линиях. Для
коаксиальных электродов с большой площадью (> 104 см2) при длительности воздействия
напряжения от десятых долей до единиц микросекунды предложена формула [4]:
Е"Р = ,1/3?1/10 ' (9*6)
где Епр - электрическая прочность, МВ/см; /э - эффективное время воздействия
напряжения (время, в течение которого напряженность поля в разрядном
промежутке превышает 0,63?пр), мкс; S - эффективная площадь электродов; К -
коэффициент, равный 0,5 для трансформаторного масла при обеих полярностях
внутреннего электрода, см2. При пробое воды для положительной полярности
внутреннего электрода К+ = 0,3, а Кг = 0,6. Для глицерина и касторового масла К = 0,7.
В [5] для оценки Епр воды учтен факт неоднородности электрического поля в
коаксиальной системе. Для очищенной воды были предложены следующие
формулы:
0 29
/7+ -_rifZ @7^
np~/J/3aS0'09' K }
** = tl/3aS0,09 '
где a = 1 + 0,12[(?тах/?ср) -1] - коэффициент, учитывающий степень
неоднородности электрического поля; 2Гтах - максимальная напряженность электрического
поля (т.е. напряженность на внутреннем цилиндре); Ес? - средняя напряженность
электрического поля в промежутке. Очевидно, что?ср ~2U/(D2 -Д), где U -
напряжение между электродами коаксиала, D2nD\- диаметры внешнего и
внутреннего цилиндров.
Приведенные уравнения не учитывают влияния на Епр длины промежутка,
хотя эта зависимость отчетливо прослеживается как для малых промежутков
(< 1 мм), так и для больших (> 1 см). Ее можно учесть для однородного поля при
длительности импульса 10-8-И0-7с с помощью эмпирической формулы для
Еф (МВ/см) [6, 7]: 2Гпр = Kd114, где d - длина промежутка, см; для воды К = 1,1; для
масла К= 1,7. Исследования ?пр в зависимости от соотношения D2ID\ в
коаксиальной системе показали, что в зависимости Епр =/(?>2/А) имеется максимум при
ZVA = 3,5-4 [7].
Более общие физические свойства жидких диэлектриков в высоких
электрических полях описаны в главе 7.
§9.4 Перекрытие опорных изоляторов 173
§ 9.4 Перекрытие опорных изоляторов
В любой высоковольтной конструкции, использующей жидкость в качестве
основной изоляции или рабочей среды, присутствуют несущие и изолирующие
элементы из твердых диэлектриков. При этом необходимо считаться с возможностью
возникновения поверхностного разряда на границе между твердым диэлектриком и
жидкостью. Условия возникновения поверхностного разряда во многом
определяют электрическую прочность всей изоляционной конструкции, ее габариты и
надежность в работе. Кроме того, возможен также электрический пробой самих
изоляторов.
Перераспределение поля на границе раздела жидкость - твердый диэлектрик
приводит, как правило, к заметному уменьшению электрической прочности
изоляционного промежутка с твердым диэлектриком Епер по сравнению с Епр в объеме
жидкого диэлектрика. Наиболее слабым местом для систем с комбинированной
изоляцией является поверхность раздела между твердым и жидким диэлектриком.
В [7] исследована электрическая прочность границы раздела трансформаторное
масло - твердый диэлектрик при воздействии косоугольного импульса напряжения
с крутизной около 2000 кВ/мкс в поле коаксиальных цилиндров. Показано, что
соотношение диаметров, соответствующее максимальным разрядным градиентам,
D2/D\ = 2,8-^-3,3 и практически не зависит от формы образца и материала, из
которого он изготовлен. Для изоляторов типа «шайба» при оптимальном соотношении
D2ID\ предложены расчетные выражения:
а) при перекрытии изоляторов из полиэтилена:
?тах= Ю5,7-1,75 А; (9.9)
б) при перекрытии изоляторов из оргстекла:
?тах=95,6-1,53Д, (9.10)
где Етах - максимальная напряженность, имеющая место вблизи внутреннего
цилиндра, кВ/мм; D\ - диаметр внутреннего цилиндра, мм.
При отрицательной полярности внутреннего электрода Епр на границе раздела
больше, чем при положительной, в среднем на 20% для изоляторов из полиэтилена
и на 30% - из оргстекла при оптимальном соотношении диаметров. С
уменьшением d эта разница возрастает. Разброс Епер составляет 4-15% и практически не
зависит от полярности импульса напряжения.
Вольт-секундные характеристики перекрытия твердых диэлектриков в
трансформаторном масле в поле коаксиальных цилиндров исследованы в [7]. При
t = 0,4 мкс Епр составляет 360-400 кВ/см и падает до 220-230 кВ/см при t = 4 мкс.
В [7] исследовано перекрытие на фронте импульса напряжения
косоугольной формы положительной полярности с крутизной нарастания напряжения
2000 кВ/мкс по поверхности образцов из полиэтилена и оргстекла различной
формы в дистиллированной воде в системе коаксиальных цилиндров. Показано, что
большими градиентами перекрытия обладают образцы типа «шайба». Для
изоляторов из оргстекла напряжение перекрытия Епер = 0,85 Unp (пробивного
напряжения) воды, а для изоляторов из полиэтилена С/пер« 0,721/^-
Влияние формы изолятора из полиэтилена на напряжение перекрытия в
очищенной воде с а = Ю- Ом-1 см-1 в поле коаксиальных цилиндров исследовано
174 Глава 9. Линии с жидким диэлектриком
в [7]. Показано, что наибольшее напряжение перекрытия имеют изоляторы типа
«шайба». Разброс экспериментальных данных составляет 3-4% и практически не
зависит от формы изолятора. Изоляторы типа «шайба» из капролона и оргстекла
имеют несколько большие напряжения, чем из полиэтилена.
Перекрытие изоляторов в очищенной воде в однородном поле экспериментально
исследовано в [7]. Приведены результаты исследований Епер в системе электродов
Роговского при межэлектродном расстоянии от 1 до 5 см. Цилиндрические
изоляторы были изготовлены из оргстекла, капролона и трех видов компаундов и
установлены в центре электродов в области однородного поля. Длительность воздействующего
напряжения около 1,5 мкс, крутизна нарастания 500 кВ/мкс. Авторы делают вывод о
практическом отсутствии влияния изоляторов на электрическую прочность
промежутка с жидким диэлектриком (за исключением капролона). Отмечено, что на
поверхности изоляторов, как правило, не остается следов, т.е. разряд происходит в
жидком диэлектрике. При увеличении межэлектродного зазора электрическая
прочность промежутка с твердым диэлектриком уменьшается в приближенном
соответствии с формулой Епер ~ rf/4. При перекрытии в системе электродов Роговского с
изменением d от 1 до 7 см установлена зависимость Епер ~ d~m.
Влияние формы изолятора и различных способов регулирования поля на
косоугольных импульсах напряжения длительностью 1 мкс в очищенной воде с
а = 5-10-7 Ом-1-см-1 исследовано в [8]. Конфигурацию поля в промежутке
выбирали, исходя из двух условий: 1) ослабление поля у анода за счет усиления его в
области катода; 2) вынос максимальной напряженности поля от электродов в глубину
разрядного промежутка, либо на границу раздела жидкость - твердый диэлектрик,
либо в объем твердого диэлектрика. Ни первое, ни второе условия положительного
эффекта не дали. Напряжение перекрытия в этом случае уменьшается на 5-15% по
сравнению с Unep цилиндрических образцов. Среднеквадратическое отклонение
С/пер при этом около 3%. Незначительное повышение С/пер получено при выносе
максимальной напряженности поля в глубину твердого диэлектрика, причем
возрастает Unep лишь до какой-то критической величины h (h - высота
полусферического электрода, выступающего в глубь твердого диэлектрика). Наиболее
эффективен вынос поля со стороны анода, разброс 10%.
В [7] установлено, что шероховатость перекрываемой в воде поверхности
изолятора очень слабо влияет на Епер; увеличение размеров неоднородностей более
чем на порядок (от 10 до 200 мкм) приводит к уменьшению Епер всего на 6-7%;
дефекты в твердом диэлектрике вблизи перекрываемой поверхности (инородные
включения, трещины и т.д.) снижают Епер на 10-30%; пузырьки воздуха на
поверхности изоляторов в 1,5-3 раза снижают напряжение перекрытия даже в том
случае, если они не образуют сплошного мостика между электродами разрядного
промежутка; разрядные градиенты зависят преимущественно от смачиваемости
поверхности изолятора. Кроме того, показано, что зависимость электрической
прочности границы раздела вода - твердый диэлектрик от времени воздействия
напряжения имеет вид Епср ~ t~m.
Эти данные можно обобщить в виде эмпирического уравнения для расчета Епер
цилиндрических изоляторов в однородном поле:
§9.4 Перекрытие опорных изоляторов 175
где К - коэффициент, зависящий в основном от материала твердого диэлектрика.
Для изоляторов из полиэтилена К = 0,2, из капролона К = 0,22. Электрическая
прочность измеряется в МВ/см, время в мкс, длина промежутка d в см.
Перекрытие в трансформаторном масле при воздействии косоугольного импульса
напряжения исследовано в работе [7]. При длительности импульса 1,5 мкс в
однородном поле градиенты перекрытия цилиндрического образца составляют 310 кВ/см.
Исследовано перекрытие изоляторов из пресс-картона, поликарбоната, полифени-
лена, Permaly и Регрех в трансформаторном и силиконовом масле, Aroclor и в
их смесях на косоугольных импульсах напряжения длительностью 10-20 мкс в
однородном поле. Изоляторы были изготовлены в форме дисков толщиной 0,5 см,
диаметром 1,2 см. Показано, что Епер существенно зависит от степени загрязнения
жидкости и соотношения диэлектрических проницаемостей образца ед и жидкого
диэлектрика е*. Большие значения Епер имеют место при 8ж/ед > 1. Среднеквадра-
тическое отклонение результатов измерений составляет 5-18%.
Вольт-секундные характеристики перекрытия полиэтиленовых изоляторов в
трансформаторном масле исследованы при воздействии прямоугольных импульсов
напряжения длительностью до 20 мкс. Испытания проведены в поле электродов
Роговского, высота образцов 1,5 см. Установлено, что зависимость Епер =f(t) для
промежутка с твердым диэлектриком выражена достаточно отчетливо только при
t< 10 мкс. В трансформаторном масле EnGp практически не зависит от материала
твердого диэлектрика (исследованы изоляторы из капролона, оргстекла,
полиэтилена, фторопласта и винипласта).
При воздействии на твердый диэлектрик в жидкости наносекундных
высоковольтных импульсов электрическая прочность жидкости настолько возрастает, что
наиболее слабым местом становится сам твердый диэлектрик [9], так как в нем
происходят электрические разряды. В этом случае для отработки принципов
расчета и выбора изоляции проведены испытания коаксиальной передающей линии с
трансформаторным маслом в качестве основной изоляции и с центрирующими
шайбами различной формы из фторопласта, полиэтилена, органического стекла
(рис. 3). Отношение диаметров внешнего и внутреннего цилиндров составляло 2,5.
Поскольку выполненные измерения электрической прочности относятся только к
двум предельным конфигурациям поля - однородное и резко неоднородное
асимметричное, для расчета изоляции наносекундной линии были использованы
данные для системы +0 -П. Расчет пробивных напряженностей и средних напряжен-
ностей перекрытия изоляционных материалов коаксиальной линии, выполненный
2
1
Рис. 9.3. Отрезок опытной коаксиальной линии G) и диэлектрические шайбы различной
формы B)
176 Глава 9. Линии с жидким диэлектриком
по эмпирическим формулам [7] для d = 0,6 см и t = 30 не, показал, что
наименьшую величину Еир имеет фторопласт-4 @,28 МВ/см). Поэтому испытательная
напряженность выбрана исходя из величины Епр для фторопласта-4.
Первоначально было подано 1,5-105 импульсов с амплитудой 140 кВ; в линии не
наблюдалось ни одного пробоя или перекрытия. Повышение амплитуды до 155 кВ
привело через несколько сотен импульсов к пробою шайб из фторопласта и лишь
через несколько десятков тысяч - к пробою шайб из органического стекла и
полиэтилена. Характерно, что пробивались в основном конусные и ступенчатые шайбы.
Обусловлено это тем, что электрические прочности твердых диэлектриков и
трансформаторного масла близки, а наличие нормальной к поверхности составляющей
поля, характерное для этой формы шайб, усиливает поле в твердом диэлектрике.
Накопленный опыт эксплуатации высоковольтных наносекундных генераторов и
проведенные испытания подтверждают основные следствия, вытекающие из анализа и
экспериментального исследования закономерностей, характеризующих импульсную
электрическую прочность изоляции. Эти данные, в частности, показывают, что при
расчете изоляционных конструкций наносекундных устройств, использующих
жидкости в качестве основной изоляции, а твердые диэлектрики - в качестве
конструктивного материала, выбор рабочей напряженности должен производиться, исходя из данных
по электрической прочности твердой изоляции. В изоляционных конструкциях
необходимо избегать последовательного расположения (относительно Ё) твердой и
жидкой изоляции. Невыполнение этого условия повышает вероятность пробоя и
разрушения твердой изоляции. Много полезной информации о разрядах по поверхности
твердых диэлектриков в жидкости можно найти в обзорах [4,7,10].
Литература к главе 9
1. Exploding Wires / Ed. by W.G. Chace and H.K. Moore. Vol. 1. N.Y.: Plenum press, 1959.
2. Лагунов B.M., Федоров B.M. Применение водяной изоляции в импульсных генераторах
тока и электронных ускорителях Новосибирского института ядерной физики // Физика
плазмы. 1978. № 3. С. 703-714.
3. Smith I. Liquid Dielectric Pulse Line Technology // Energy Storage, Compression, and
Switching: Proc. of the I Intern. Conf. on Energy Storage, Compression and Switching (Nov.
5-7, 1974) / Ed. by W.H. Bostick. N.Y.; L.: Plenum press, 1976. P. 15-23.
4. J.C. Martin on Pulsed Power / Ed. by Т.Н. Martin, A.H. Guenther, and M. Kristiansen. N.Y.:
Plenum press, 1996.
5. Frazier G.B. «OWL-II» - Pulse Electron Beams Generator // J. Vacuum Sci. and Technol.
1975. Vol. 12, N6. P. 1183-1187.
6. Месяц Г. А., Воробьев ГА. О возможности использования жидкостных разрядников в
высоковольтных наносекундных импульсных схемах // Изв. вузов. Физика. 1962. № 3. С. 21-23.
7. Ушаков В.Я. Импульсный электрический пробой жидкостей. Томск: Изд-во ТГУ, 1975.
8. Стекольников И.С., Браго Е.Н., Базелян Э.М. Снижение разрядных напряжений в
длинных промежутках на косоугольной волне // ЖТФ. 1962. Т. 32, вып. 8. С. 993-1000.
9. Воробьев А.А., Воробьев ГА. Электрический пробой и разрушение твердых
диэлектриков. М.: Высш. шк., 1966.
10. Sharbaugh А.Н., Devins J.C., Rzad S.J. Progress in the Field of Electric Breakdown in
Dielectric Liquids // IEEE Trans. Electr. Insul. 1978. Vol. 13. P. 249-276.
Глава 10
ВАКУУМНЫЕ ЛИНИИ
С МАГНИТНОЙ САМОИЗОЛЯЦИЕЙ
§10.1 Физика магнитной изоляции
Если по вакуумной коаксиальной или полосковой линии подается волна
напряжения, которая создает электрическое поле, способное вызвать взрывную эмиссию
электронов (ВЭЭ), то в такой линии произойдет вакуумный пробой. Электроны
ВЭЭ попадают на противоположный электрод, нагревают его, что приводит к
появлению анодной плазмы и ионов. Встречное движение катодной и анодной
плазмы, а также электронов и ионов приводит к нарушению нормальной работы
вакуумной линии, а в конечном счете к вакуумному разряду в линии. Однако, если
собственное магнитное поле волны тока будет достаточно большим, то электроны
ВЭЭ будут возвращены на катод, а процесс разряда замедлится. Фактически это
означает, что за время длительности импульса не произойдет вакуумного разряда.
Этот эффект получил название магнитной самоизоляции. Открыт он был Берн-
стайном и Смитом [1]. Факт увеличения времени запаздывания вакуумного разряда
с ростом внешнего магнитного поля установили ранее Бакшт и Месяц [2].
Магнито-изолированные вакуумные линии (МИВЛ) применяются для
транспортировки электромагнитной энергии к нагрузке, а также в качестве индуктивных
накопителей энергии. Причем во втором случае они одновременно с накоплением
энергии и передают ее к нагрузке.
Рассмотрим коаксиальную вакуумную линию, у которой внутренний электрод
имеет диаметр Db а внешний - ?>2. В этом случае электрическое поле на
поверхности внутреннего электрода
*=^i3. A0Л)
А А
где U «IZ0 (Z0 - волновое сопротивление линии, / - ток). Из A) следует, что с
ростом тока увеличивается электрическое поле на поверхности внутреннего
электрода. Можно показать, что при плотности мощности 1010 Вт/см2 и выше в случае
12. Месяц Г.А.
178 Глава 10. Вакуумные линии с магнитной самоизоляцией
распространения волны в вакуумной передающей линии электрическое поле
превосходит пороговое значение, при котором происходит взрывная эмиссия
электронов (ВЭЭ) с отрицательного электрода. Большим будет и магнитное поле на
поверхности внутреннего электрода, которое характеризуется отношением I/D\.
Таким образом, следует рассматривать задачу о совместном распространении по
линии электромагнитного импульса и потока электронов.
Для эффективности транспортировки энергии важен вопрос о судьбе
электронов, которые после ускорения в межэлектродном зазоре могут попасть на анод и
привести к потере существенной части энергии электромагнитного импульса и
генерации плазмы на аноде. Поворот электронов (рис. 1, а) в межэлектродном
промежутке происходит при условии:
2d. D2 \(Л eU^\ л /1А„Ч
тс1 Д vv тс2)
где U- разность потенциалов между внутренним и внешним проводниками линии.
Соотношение B) является условием магнитной изоляции для одной частицы.
Так как эффект магнитной изоляции возникает вследствие некоторого увеличения
напряженности собственного магнитного поля волны, то он называется магнитной
самоизоляцией вакуумной передающей линии. Точный расчет тока /, необходимого
для самоизоляции передающей линии при заданном напряжении U, и других
параметров возникающего электронного течения требует решения кинетического
уравнения для электронов. При этом их обычной траекторией является циклоида.
Однако численное моделирование формирования электронного потока показывает,
что траектории электронов при удалении от начала линии далеки от циклоид и
ближе к прямым линиям (рис. 1, б). Поэтому при анализе магнитной самоизоляции
используется гидродинамическое приближение, введенное Бриллюэном для
анализа работы магнетронов [3]. В этом приближении движение электронов - просто
дрейф в скрещенных электрическом и магнитном полях. В работе [4] рассмотрены
двумерные конфигурации и учтены внешние магнитные поля. Кинетическая
модель изоляции развита в работах [5-8].
В квазистационарном приближении, когда длина отрезка линии / мала: / < с/ф
(с - скорость света, *ф - длительность фронта), электроды линии можно
рассматривать как пластины обыкновенного конденсатора, в котором за счет протекания тока
создается магнитное поле. При этом возникающие в результате ВЭЭ с катода
электроны образуют слой, при условии магнитной самоизоляции занимающий часть
(б) Ф=и I -
D2 '//////////////////////
1 >//////////////////////
Ф = 0 d<P/dr = Q
Рис. 10.1. Траектория электронов в вакуумной передающей линии: а - кинетическая модель,
б - бриллюэновская. Ф - потенциал
(а) Ф=и I -
•^i h / /v / }/ / /v / /v ; Л / / / / /у
Ф = 0 </Ф/#г = 0
§10.1 Физика магнитной изоляции 179
межэлектродного промежутка. Условием самоизоляции электронного слоя
является уменьшение эффективного ларморовского радиуса электрона до значения
меньшего, чем межэлектродный зазор. Без учета изменения магнитного поля за счет
диамагнетизма электронов условие самоизоляции описывается формулой B).
Бриллюэновское приближение достаточно полно описывает экспериментальные
результаты [7].
При данном потенциале U существует некоторый минимальный ток im{n(U),
обеспечивающий магнитную самоизоляцию в линии. В предположении, что
электронный слой прижат к катоду, в коаксиальной линии:
^•ыш?^**^ <10-3)
Omin - в килоамперах), где релятивистский фактор определяется выражением:
у = у, +(у2 -1K/2 Цу, +7^=T) . (Ю.4)
Здесь у = 1-1$/с2, где v0- скорость электронов на линии, a y*=l-v$Jc29 где
ь>0* - скорость электронов на вакуумной границе электронного слоя.
Заполнение электронным потоком всего вакуумного промежутка соответствует
так называемому парапотенциальному току in(U), равному для коаксиала:
'¦iiw^'^' A0-5)
(/„ - в килоамперах), выше которого равновесие электронного слоя становится
однозначным.
Если рассмотреть эволюцию квазистационарного равновесия в вакуумной
передающей линии после ВЭЭ и образования эктонов на катоде, то оказывается, что
ввиду появления электронов в вакуумном промежутке электромагнитное поле
частично вытесняется и энергия равновесного состояния уменьшается. При этом
реализуемое экспериментально равновесие соответствует минимуму полной энергии
системы за вычетом энергии покоя электронов [9]. Это состояние не сильно
отличается от равновесия с минимальным током. С выходом электронов в вакуумный
промежуток обычные индуктивности L0 и емкости С0 единицы длины перестают
полностью характеризовать состояние линии вследствие появления наряду с
электрической и магнитной кинетической энергии электронов, также зависящей от
напряжения U и тока / в линии.
Изложенные представления относятся к основной области равновесия, где (в
идеальном случае) утечки отсутствуют и существует полная магнитная
самоизоляция. Однако последняя достигается ценой увеличения напряженности
магнитного поля, что обеспечивается протеканием дополнительного тока в линии по
сравнению с обычным вакуумным случаем. В вакуумной линии, разомкнутой на
конце, весь ток протекает в виде утечек в области, которая при высоких
потенциалах на линии составляет порядка нескольких межэлектродных зазоров, а при
низких потенциалах может существенно расширяться. Если в конце линии
включить сопротивление, соответствующее импедансу линии с электронами, то весь
ток утечки можно перебросить в нагрузку и устранить потери. Однако при
экспериментальных исследованиях вакуумных передающих линий их существенной
12*
180 Глава 10. Вакуумные линии с магнитной самоизоляцией
характеристикой является ток в линии, разомкнутой на конце. С энергетической
точки зрения это состояние должно соответствовать минимуму энергии. Однако
при этом ток ненамного превосходит минимальный ток в линии,
обеспечивающий изоляцию. Ввиду этого, а также из-за более простого выражения для
минимального тока, всюду в дальнейшем такие предельные токи в линии будем
сравнивать с минимальным током.
§ 10.2 Квазистационарный режим
Исследование работы линии, когда IIЩ <к 1, проведено в [9]. Типичные
осциллограммы напряжений и токов приведены на рис. 2. Ток линии запаздывал
относительно напряжения на 10-15 не, что необходимо для возникновения эктонов на
отрицательном электроде. Момент возникновения эмиссии соответствовал излому
на кривой напряжения и появлению рентгеновского излучения с боковой стенки
внешней трубы коаксиала. Ток электронов на анод задержан на 5-10 не
относительно тока линии. Дополнительный временной сдвиг возникал из-за
необходимости большего времени для развития эмиссии с торцевого катода, чем с боковой
поверхности внутреннего электрода, ввиду большей плотности тока на катоде.
После завершения процессов установления эмиссии при достаточно малых зазорах
катод-анод ток диода с погрешностью до 10% совпадал с током линии. При
увеличении зазора катод-анод ток линии падал, а напряжение на линии повышалось,
причем при увеличении зазора /п и U стремятся к своим предельным значениям.
Возникновение предельных значений напряжений и тока легко понять из
следующих соображений. При увеличении зазора d9 а следовательно, и импеданса
ускорительного промежутка напряжение должно возрастать, а ток падать, поскольку
сопротивление линии по отношению к электронным токам утечки, возникающим
между ее электродами, из-за их большой площади много меньше сопротивления
генератора. Поэтому достаточно малого превышения напряжения на линии над
предельным, чтобы появился ток утечки на наружный электрод, ограничивающий
дальнейшее увеличение напряжения. В результате в линии устанавливается
самосогласованный режим, при котором ток и напряжение достигают предельных значений.
Рассмотрим подробнее природу тока утечки на противоположный электрод
линии. Динамика установления магнитной самоизоляции исследовалась с помощью
цилиндров Фарадея, установленных на внешней трубе коаксиала [10]. Токи утечки
на внешний электрод появились на фронте импульса тока линии, когда /п < /min- Ток
утечки прекращался или падал на порядок, когда ток в линии превышал на 10-20%
/mm. В эксперименте наблюдалась утечка на спаде тока при малых напряжениях
(рис. 2). Для объяснения этого эффекта рассмотрим распределение тока утечки
вблизи торца в предельном режиме. После того как катод приобретает
эмиссионную способность, необходимую для пропускания /min, ток, как показывают оценки,
выполненные с помощью закона Чайлда-Ленгмюра, замыкается в конце линии на
длине порядка межэлектродного зазора. При уменьшении напряжения ширина
области утечки в конце линии увеличивается. Для у > 2 ширина области утечки А
порядка межэлектродного зазора А ~ (г2 - г{)9 а для (у - 1) <к 1 область утечек
А « 9nd/S(y - 1) у> d может значительно превышать его и быть сравнимой с длиной
линии [7, И].
§10.2 Квазистационарный режим 181
Рис. 10.2. Осциллограммы напряжения U, токов на входе /л и выходе Д линии и тока утечки
(штриховая кривая)
Длительность первого импульса тока утечки определяется процессами
формирования взрывной эмиссии и индуктивностью линии. Токи утечки в начале
импульса имеют наибольшее значение, а затем падают быстрее, чем разность
токо.в линии и анода. Это свидетельствует о смещении токов утечки к нагрузке
с ростом тока и магнитного поля в линии. В качестве нагрузки обычно
применяется электронный диод со взрывной эмиссией электронов. Такой вывод
подтверждается и прямыми измерениями распределения плотности электронных
утечек вдоль линии, выполненными для предельного режима [10, 12].
Динамику распределения токов утечки в конце линии дополнительно измеряли
рентгеновскими датчиками путем сканирования излучения с разрешением 4 мм вдоль
боковой поверхности внешнего электрода. В начале импульса тока характерная
длина, на которой концентрировался электронный поток, в конце линии
составляла 2-3 см, что равнялось четырем-шести межэлектродным зазорам.
После того как на внутренней поверхности наружного электрода появилась
плазма, на отрицательном электроде линии регистрировались ионные токи. На
стадии роста ионного тока плотность тока электронов увеличивалась, что было
отмечено по уменьшению вдвое области электронных утечек при мало
изменяющемся полном токе.
В общем случае электронный слой заполняет не весь межэлектродный
промежуток. При этом часть тока 1Л - 1К переносится электронами в коаксиальном зазоре.
Ток /к, протекающий по катоду, дается соотношением [11]:
/к=-- (Ю.6)
При малых напряжениях ((y-l)<sl) для предельного режима работы линии:
А. = 1-1. A0.7)
*min Y
182 Глава 10. Вакуумные линии с магнитной самоизоляцией
В случае больших напряжений
-^~у1/3. A0.8)
*min
Таким образом, при больших у основная часть тока переносится электронами,
движущимися в межэлектродном зазоре.
После установления магнитной изоляции электроны заполняют весь
межэлектродный промежуток. Численные расчеты, выполненные для линии с г21г\ -
= 2,7/1,1 см при напряжении 410 кВ для предельного режима работы,
подтверждают вывод о том, что движение частиц вдали от торца линии происходит в виде
электронного слоя, прижатого к внутреннему электроду (рис. 3). Однако высота
этого слоя превышает высоту, полученную из гидродинамического приближения.
Так, по гидродинамической теории, для указанных значений тока и напряжения
высота слоя равна 0,7 см (штриховая линия), а по численному расчету - 1,0 см.
Такое превышение расчетной высоты электронного слоя может быть связано с
начальным разбросом частиц по скоростям. Электронный ток утечки зависел от
зазора d; при d > do (d0 - зазор, который соответствует максимальной мощности,
выделяемой в нагрузке) амплитуды импульсов утечки на переднем и заднем фронтах
тока возрастали, и более отчетливо проявлялось плато между импульсами. Это
можно объяснить тем, что при d> d0, как отмечено выше, [/и[/л стремятся к
предельным значениям, зависящим от волнового сопротивления линии.
Эффективность транспортировки энергии по цилиндрической линии в
установившемся режиме для квазистационарного случая при /л > 4™ близка 100%.
Достигнутая плотность потока энергии в линиях длиной до 1 м на установке «MITE» и
модуле установки «Ангара-5» превышает 10й Вт/см2 при напряженности
электрического поля Е < 2 МВ/см2. Эффект магнитной изоляции позволяет получить
высокие напряженности электрического поля в зазоре. Максимальная напряженность
электрического поля в межэлектродном зазоре коаксиальной линии с учетом
объемного электродного слоя определяется выражением:
(у, -1I/2
Y*
где ток /min измерен в килоамперах. В реальных экспериментах напряженность
электрического поля в цилиндрических линиях длиной около 1 м превышает
5 МВ/см [10, 13] . Особенности работы конических линий с магнитной изоляцией
описаны в [7].
0 8 16 z [см]
Рис. 10.3. Траектория движения электронов в установившемся режиме изоляции (U- 410 кВ,
</=2см)
§10.3 Волновой режим 183
§ 10.3 Волновой режим
В коаксиальных длинных линиях существен процесс установления режима
магнитной самоизоляции после приложения к коаксиалу импульса напряжения U.
При этом в течение времени /ф > Не в коаксиальной линии распространяется фронт
напряжения и тока. В [14] на основе нелинейных телеграфных уравнений в
предположении установления за фронтом магнитной изоляции получено простое
выражение для скорости волны:
i; = cEj. A0.9)
Скорость v электромагнитной волны, распространяющейся при этом в коаксиа-
ле, оказывается меньше скорости света с из-за инерции движущихся в
электромагнитных полях электронов, появляющихся в коаксиальном зазоре в результате
взрывной эмиссии. Это сопровождается потерями энергии в области фронта,
связанными с возможностью замыкания тока на фронте волны как током смещения,
так и в результате утечки электронов.
Впервые волновой режим магнитной самоизоляции исследовался в
экспериментах на установке «МС» с коаксиалами длиной 4,5 м при амплитуде импульса
500 кВ [15]. В дальнейшем появились работы [16-19], в которых наряду с
коаксиальными линиями использовались и плоские (двойные или трехполосные) линии.
В конце к магнито-изолированным вакуумным линиям (МИВЛ) подключались
диод или омическая нагрузка. Применение последней устраняло нелинейность вольт-
амперной характеристики нагрузки, что облегчало интерпретацию результатов.
Кроме того, конструктивно это было удобнее, так как позволяло обеспечить
высокую коаксиальность электродов. В случае применения полосковых линий задача
выставления одинакового зазора вдоль линии решается значительно проще путем
введения различных поддерживающих элементов, которые могут быть совмещены
с диагностическими датчиками. Длина линий в этих исследованиях достигала
11 м, параметр ct^ll < 1. К электродам линии подавались импульсы как
положительной, так и отрицательной полярности амплитудой до 3 MB, при этом
напряженность электрического поля превосходила 2 МВ/см. Линии снабжались
обычным набором диагностических датчиков, дополнительно для измерения токов и
напряжений в различных сечениях вдоль оси линии устанавливались магнитные
петли (или пояса Роговского) и омические делители напряжения соответственно.
Основные особенности волнового режима магнитной самоизоляции выявлены
на ускорителе «МС» при изучении коаксиальных линий длиной / = 3,5 и 4,5 м [15,
10]. Параметр сгф составлял 2,6-3,4. Для простоты монтажа линии с такой длиной
устанавливались вертикально на выходе ускорителя. Радиус внешнего электрода
коаксиальной линии равен 2,6 см, внутреннего электрода - 1,0 см. В конце линия
нагружалась на диод, ускорительный зазор которого изменялся от 0 до 1 см. На
вход линии подавался импульс отрицательной полярности амплитудой до 500 кВ
и длительностью на полувысоте 40 не. В целях уменьшения времени задержки
взрывной эмиссии в ряде экспериментов на входе в линию устанавливалась
диэлектрическая вставка длиной 4 см, в других экспериментах начальный участок
184 Глава 10. Вакуумные линии с магнитной самоизоляцией
J? 500
0
5 19
о
117
О 50 100
t [не]
Рис. 10.4. Осциллограммы напряжения Uи токов на входе 1Л и выходе /а линии при / = 4,5 м,
г2/г\ = 2,6/2,0 (см), а также токов утечки (штриховые кривые), измеренных на расстоянии 0,4
и 3,9 м от начала линии
внутреннего электрода длиной 20 см покрывался слоем аквадага. Время развития
взрывной эмиссии определялось по временному сдвигу между токами на входе
линии и током утечки на боковую поверхность внешнего электрода, измеренным
цилиндром Фарадея в начале линии. Ток утечки, появляющийся в результате
интенсивной эмиссии на цилиндре Фарадея (рис. 4), возникал спустя 10 не после
прихода импульса с учетом распространения волны.
При распространении вдоль линии изменяется форма импульса тока. Фронт
волны становится круче. Этот эффект впервые был предсказан в [20] при изучении
ударных электромагнитных волн в линии и назван магнетронным эффектом. В конце
линии ток, измеренный торцевым цилиндром Фарадея, имеет характерный предым-
пульс, предшествующий основному фронту. Отметим, что сигналы с рентгеновских
детекторов, регистрирующих излучение с анода, практически повторяют форму тока
на цилиндре Фарадея, установленном в конце линии. Из измерений тока и
интенсивности рентгеновского излучения на выходе линии с поверхности внешнего электрода
следует, что существует вакуумный предвестник малой амплитуды, за которым
следует фронт волны. Скорость распространения предвестника равна скорости света.
Интервал между началом взрывной эмиссии, определяемой по изломам на
осциллограммах напряжения на входе линии, и подножием основного импульса тока на
цилиндр Фарадея, установленный в конце ее, определяет скорость распространения
волны магнитной самоизоляции. Скорость распространения фронта основного
импульса на базе / = 4,5 м существенно ниже скорости света и для средней амплитуды
импульса напряжения на входе 460 кВ составляет 0,45±0,05с. Такие же значения
получены по задержке сигналов рентгеновских детекторов, регистрировавших
излучение с боковой поверхности линии, и появлению максимальных токов утечки на
цилиндрах Фарадея, расположенных вдоль линии. С увеличением амплитуды импульса
напряжения скорость фронта волны растет.
j;
^\
s^ У. \
\^
\. .
•^Ч |
'l/^V
/у \.
§10.3 Волновой режим 185
В экспериментах [17] («PULSERAD-1500»: U = 3 MB, Z0 = 50 Ом, /и = 50 не)
скорость волны магнитной самоизоляции, определенная по осциллограммам токов,
измеренных в различных местах коаксиальной линии с г21г\ = 11,43/5,72 см и
длиной 10 м при напряжении 1,8 MB, составляла 0,70±0,06 от скорости света.
За фронтом волны, как следует из экспериментов, устанавливается
минимальный ток, соответствующий конфигурации прижатого к внутреннему электроду
линии электронного слоя. На рис. 5 представлены результаты экспериментов [12, 21,
34], выполненных в ИАЭ на полосковых и коаксиальных линиях, нагруженных на
диод или резистивную нагрузку, с различной полярностью внутреннего электрода
при длине до 10,7 м и напряжении 3 MB. Также приведены теоретические
зависимости токов i = 2el/mc2g (для цилиндрического gn = (In г21г\Ух и плоского gn =
= Bnd/b)~l случаев, где d и Ъ - зазор и ширина линии), полученные в одночас-
тичном / = (у2 -1I/2 и в гидродинамическом приближении, соответствующем
минимальному току 4iin и парапотенциальному 4 = yln[y + (y2-lI/2]. Измеренные
скорости распространения фронта волны находятся в хорошем согласии с
формулой, полученной в предположении установления минимального тока за фронтом
волны и электрического слоя, прижатого к отрицательному электроду [11]:
?=MzOtn. (шло)
с УУ*-1
Из осциллограмм токов утечки входного и выходного токов линии следует, что
после возникновения взрывной эмиссии фронт волны в линии становится более
крутым. В экспериментах на установке «МС» длительность фронта выходного
тока уменьшилась в три раза по сравнению с входным и составляла 7-10 не. При
малых амплитудах, как следует из формулы (9), скорость передних участков на
фронте волны с магнитной самоизоляцией мала, и их будут догонять участки
фронта волны с большим напряжением. Этот процесс приводит к увеличению
крутизны профиля волны на фронте и формированию ударных волн.
12
9
6
3
u 1 2 3 4 5 6
У
Рис. 10.5. Зависимость предельных токов i от напряжения у = 1 + eUlmc2: a - одночастичное
приближение, i = (у2 - 1I/2; б - кривая, соответствующая минимальному току /min; в -
кривая, соответствующая парапотенциальному току /п = у In [у + (у2 - 1I/2]; 1 - данные [12], 2 -
[21], J-[22]
186 Глава 10. Вакуумные линии с магнитной самоизоляцией
Ширина фронта волны, вычисленная по измеренной скорости и длительности
основного импульса утечки, составляет 1-1,5 м, что в три-четыре раза меньше
длины линии [10]. В пользу достоверности этой оценки ширины фронта
свидетельствует то, что измеренная амплитуда плотности токов утечки 3-4 А/см2
согласуется с расчетным значением, определяемым из тока утечки на основном
фронте и поверхности отрезка внешнего электрода, равного длине фронта: j^ =
^Iytllnrvtty. В [17] на базе Юм длительность фронта при распространении
волны по линии уменьшалась до значения, меньшего 4 не. Это соответствовало
длительности фронта 0,6 м, что существенно меньше длины линии. Скорость
нарастания тока на фронте достигала 1012-1013 А/с. Перед фронтом волны с магнитной
самоизоляцией до начала взрывной эмиссии по линии распространяется
вакуумный предвестник - обычная электромагнитная волна.
Структура фронта волны существенно зависит от эмиссионной способности
материала катода. Ширина фронта волны, например, при покрытии внутреннего
электрода аквадагом, становится уже, а вакуумный предвестник впереди основной
волны исчезает. В предельном случае «мгновенной» взрывной эмиссии ширина
фронта волны составляет порядка межэлектродного зазора передающей линии. В
реальном случае конечного времени взрывной эмиссии структура фронта волны
оказывается более сложной (рис. 4), причем ширина фронта превосходит
межэлектродный зазор. При нарастании потенциала на фронте волны наступает момент,
когда становится существенна эмиссия электронов с катода. Вслед за этим
наступает провал амплитуды тока и напряжения, причем утечки на фронте волны
сосредоточены в области провала. С ростом напряжения за областью провала
наблюдается увеличение тока, сопровождающееся прекращением токов утечки.
Нелинейная волна магнитной самоизоляции может отражаться от конца линии.
Такое отражение существенно отличается от обычного вакуумного случая. В [18]
исследовалось отражение волны магнитной самоизоляции для цилиндрических
линий с соотношением диаметров электродов 1/0,2; 1,8/0,2 и 1/0,1 (см), длиной 2 м
и волновыми сопротивлениями соответственно 96, 132 и 138 Ом при
положительной и отрицательной полярностях падающего импульса амплитудой до 500 кВ.
В экспериментах линия в конце нагружалась на омическую нагрузку на основе
водного раствора CuS04, которую можно было изменять от нескольких единиц до
сотен Ом. Наличие омической нагрузки с известным сопротивлением облегчало
интерпретацию результатов. При подаче на линию с волновым сопротивлением
Z0= 138 Ом импульса напряжения в течение времени 35-40 не, равного времени
двойного прохождения волны по линии, входной ток не зависел от сопротивления
нагрузки. При t > 40 не картина менялась. В случае, когда RH > Z0 {2Л - 40 Ом -
«горячий» импеданс линии), из-за того что отраженная волна отсутствовала,
входной ток не зависел от нагрузки, а входной импеданс был близок к сопротивлению
«горячей» линии Zn. Это связано с тем, что сопротивление нагрузки в конце линии
не может быть больше ?///min. При сопротивлениях RH > U/imin режим магнитной
самоизоляции обеспечивается за счет протекания части тока на положительный
электрод в конце линии вблизи нагрузки, что приводит к уменьшению полного
значения RH до U/im\n. Поэтому изменения входных вольт-амперных характеристик
не происходит. При RH < Zn входные вольт-амперные характеристики линии из-за
появления отраженной волны зависят от Rm с уменьшением нагрузки входной ток
§10.3 Волновой режим 187
растет, напряжение падает. Аналогичные характеристики получены и при других
значениях импеданса линий и напряжений.
Эффективность передачи энергии по линии определяется нагрузкой в конце
линии. Максимальная эффективность достигается в согласованном режиме при
сопротивлении нагрузки, равном «горячему» импедансу линии Zn. При отклонении
импеданса линии в любую сторону эффективность падает. При уменьшении Zn
относительно согласованного значения линия с магнитной самоизоляцией ведет
себя аналогично обычной вакуумной длинной линии: ток 1И растет, а С/вых -
уменьшается. При увеличении RH относительно согласованного значения напряжение на
выходе линии не изменяется и близко к напряжению в согласованном режиме, а /н
падает. Такое поведение тока в нагрузке и выходного напряжения означает, что при
RH > Zn согласование достигается благодаря протеканию тока вблизи нагрузки,
шунтирующего ее сопротивление.
Дополнительные потери возникают на фронте нелинейной волны
самоизоляции при ее распространении по линии из-за замыкания части тока электронными
утечками. Значение эффективности г\ транспортировки определяется из формулы:
„-1--L
A0.11)
где / - длина линии; /и - длительность импульса; иэ - скорость распространения
энергии в установившемся режиме. Экспериментально определенная
эффективность транспортировки пучка л. на установке «МС» при напряжении на линии
0,5 MB составляла 50%, а теоретически рассчитанная - 70%. Высокая
эффективность транспортировки (90%) по плоским линиям с магнитной самоизоляцией
длиной 7 м получена на установке «MITE» в SNL [18].
В [18] предложен способ повышения эффективности передачи энергии в
линиях с магнитной самоизоляцией благодаря подавлению электронных токов утечки
на фронте волны в результате наложения дополнительного магнитного поля. При
достаточной его напряженности электронный слой прижимается к катоду и линия
по своим параметрам близка к вакуумной. При этом возможен режим передачи
8 10
Рис. 10.6. Зависимость скорости фронта волны v$lc от тока подмагничивания / для
напряжений U на линии 220 (светлые кружки) и 612 кВ (темные). Сплошная и штриховая линии -
расчетные зависимости для этих напряжений соответственно
188 Глава 10. Вакуумные линии с магнитной самоизоляцией
энергии практически без потерь. В этих экспериментах линия с соотношением
диаметров 18/2 мм (волновое сопротивление Z0 =138 Ом) подмагничивалась током,
пропускаемым по внутреннему электроду. При увеличении тока подмагничивания
скорость волны стремится к скорости света (рис. 6), форма импульса тока близка к
вакуумной, поскольку исчезает предвестник. «Горячий» импеданс линии
увеличивается с ростом тока подмагничивания, что свидетельствует об уменьшении
толщины электронного слоя. При фиксированном значении импеданса нагрузки
существует ток подмагничивания, при котором достигается наибольшая эффективность
транспортировки энергии. В этом случае при малом токе подмагничивания
эффективность низка, а с его увеличением эффективность растет и достигает
максимального значения при «горячем» импедансе линии, равном сопротивлению нагрузки.
§ 10.4 Плазма и ионы в линии
Среди возможных процессов, способных ограничить потоки и передачу
энергии в нагрузку, следует отметить появление плазмы на поверхности электрода.
Плазма возникает на электродах линии во время действия высоковольтного
импульса; на катоде - в результате взрывной эмиссии электронов с катода и
бомбардировки катода положительными ионами, эмитированными из анодной плазмы; на
аноде - при взаимодействии электронов, ускоряемых в межэлектродном зазоре, с
поверхностью электрода. На обоих электродах плазма может образоваться
благодаря интенсивной подсветке их поверхности низкоэнергетическим рентгеновским
излучением, что наиболее вероятно в области перехода от линии к нагрузке (диоду,
Z-пинчу). Движущаяся плазма может привести к перемыканию зазора линии и тем
самым к нарушению магнитной изоляции; кроме того, из-за уменьшения
эффективного зазора могут появляться электронные и ионные токи утечки.
Свойства и динамика катодной плазмы экспериментально исследовались при
напряженности электрического поля в линии до 2 МВ/см [21-23]. В ходе
исследований установлено, что приэлектродная плазма формируется на катоде в течение
нескольких наносекунд с неоднородной концентрацией, которая на расстоянии
менее 1 мм составляет 1015-1016 см-3, и температурой, равной нескольким
электрон-вольтам, и расширяется со скоростью A-2)-106 см/с диффузионным образом,
поскольку давление магнитного поля на поверхности плазмы превышает
газокинетическое. Из спектроскопических измерений состава плазмы следует, что
основной вклад в свечение плазмы дают линии водорода. Приведенная скорость
плазмы соответствует тепловой скорости водорода с температурой Те =2 эВ.
Модель, учитывающая влияние расширяющейся катодной плазмы на передачу
мощности в магнито-изолированной вакуумной линии, развита в [24]. Плазма
возникала при напряженности электрического поля 0,3 МВ/см. Расчеты проводили
для линии длиной 2 м с радиусом алюминиевого катода 6,2 см и межэлектродным
зазором 0,5 см, нагруженной на индуктивную нагрузку 18 нГн при приложенном
импульсе напряжения 0,5 MB длительностью 150 не. При начальных параметрах
плазмы в этих расчетах: температуре 5 эВ, плотности на единицу площади
8,7-10~7 г/см2 и толщине слоя 1 мкм до момента t = 60 не (или до 50 не после
начала взрывной эмиссии) движение плазмы практически не тормозится магнитным
полем, после момента / = 60 не происходит уменьшение скорости фронта (при
§10.4 Плазма и ионы в линии 189
/ = 120 не скорость составляла 4105 см/с). Средняя скорость фронта плазмы до
120 нс равнялась 2,4-106 см/с. Из результатов расчета следует, что значительная
часть тока (до 50% полного тока линии) переносится в плазменном слое,
расширение катодной плазмы приводит к эффективному изменению зазора линии и
увеличению тока в ней на 10-20% по сравнению со случаем отсутствия плазмы.
Динамика пространственного распределения потерь на аноде изучалась с
помощью трехкадровой электронно-оптической системы. Конвертором тормозного
излучения служил тонкий пластмассовый сцинтиллятор, прижатый к аноду.
Типичная структура свечения представляла собой совокупность светящихся пятен
размером около 1 мм. Пятна появлялись и исчезали за время межкадрового
интервала E не). Сопоставление наблюдаемых на эопограммах динамики пятен и уровня
плотности тока электронных утечек на аноде позволяет оценить значение тока в
отдельных локальных образованиях (около 1 кА).
Слой плазмы на аноде служит эмиттером ионов, которые для реально
существующих ускорителей незамагничены и свободно ускоряются электрическим полем в
вакуумном зазоре. Ионный ток утечки обусловлен распределением в зазоре
объемного заряда как ионов, так и электронов, и зависит от положения и размеров
электронного слоя. В свою очередь равновесное положение слоя должно изменяться при
возникновении ионных утечек из-за перераспределения электрического поля. Для
практического использования МИВЛ важно определить минимальный ток, начиная с
которого существует равновесный слой электронов в присутствии ионного потока, а
также зависимость ионных токов утечки от напряжения и ширины зазора.
Присутствие ионов в межэлектродном зазоре приводит к увеличению
минимального тока магнитной самоизоляции электронов. Качественно это можно
пояснить, пользуясь аналогией с обычным диодом. В плоском вакуумном диоде в
отсутствие эмиссии электрическое поле в зазоре постоянно. При появлении эмиссии
заряда с электрода электрическое поле на нем уменьшается до нуля. В
межэлектродном промежутке оно становится неоднородным и увеличивается на другом
электроде на 1/3 по сравнению с вакуумным случаем. Аналогичный эффект
возникает при эмиссии ионов в линии с магнитной самоизоляцией электронов. Для
у у> 1, когда толщина электронного слоя мала, минимальный ток превышает на 1/3
асимптотическое выражение для /min в линии без ионов. Для практических
приложений важен вопрос о превышении тока ионных утечек над значениями,
получаемыми из закона Чайлда-Ленгмюра. В экспериментах получен максимальный
коэффициент превышения, равный 6, что главным образом объясняется
расширением приэлектродных слоев плазмы со скоростью около 107 см/с.
В отличие от линии с положительными ионами отрицательные ионы приводят
к увеличению электрического поля в межэлектродном зазоре. Поэтому для
осуществления магнитной изоляции требуется большее магнитное поле. Более того,
увеличение концентрации таких ионов может привести к тому, что баланс давлений в
электронном слое не удается сохранить, что приводит к нарушению магнитной
изоляции [25]. В работах [26, 27], выполненных на ускорителях «MITE» и
«HYDROMITE» B MB, 400 кА, 35 не), в линии длиной 6 м с магнитной
самоизоляцией с помощью цилиндров Фарадея, установленных на диоде, а также
пролетного спектрометра обнаружены токи утечки отрицательно заряженных ионов (Н",
Н2, С", О", О2). Хотя плотность тока в экспериментах достигала высоких
190 Глава 10. Вакуумные линии с магнитной самоизоляцией
значений E0 А/см2), области эмиссии ионных утечек были локализованы в линии
и не приводили к значительным потерям. Последние зависели от расстояния вдоль
линии и определялись условиями формирования катодной плазмы (скоростью
изменения электрического поля, амплитудой предвестника напряжения и
напряженностью электрического поля).
§ 10.5 Применение линий с магнитной самоизоляцией
Магнитоизолированные вакуумные линии широко применяются для
транспортировки энергии в крупнейших установках «Ангара-5», «PBFA-I» и «PBFA-II»
[28-31]. Электромагнитная энергия с суммарной мощностью до 1014 Вт от
модульных генераторов электрических импульсов передается в этих установках по
вакуумным линиям к диоду или лайнеру. Наименее прочным элементом является
диэлектрическая диафрагма, отделяющая вакуумную область МИВЛ от генератора. При
пробойной напряженности электрическое поле Е » 105 В/см, плотность мощности
q = 0,25-108 Вт/см2, что на шесть-семь порядков меньше плотности потока энергии,
необходимой для инициирования микровзрыва. Плотность мощности можно
увеличить на пять порядков до 1012 Вт/см2, если использовать МИВЛ для концентрации и
передачи энергии. Дальнейшее увеличение может быть достигнуто в различных
подходах инерциального синтеза: в результате фокусировки ионного (электронного)
пучка или обжатия лайнера. В экспериментах, выполненных с линиями в
квазистационарном и волновом режимах при напряжениях до 30 MB, достигнуты рекордные
значения передаваемой мощности 1014 Вт. Эффективность транспортировки
электромагнитной энергии для практически важных диапазонов линий / = 5-10 м,
напряжений 2-3 MB и длительностей импульсов 100 не и выше составляет 80%.
В связи с тем, что в крупных термоядерных установках принята модульная
компоновка, возникает задача объединения МИВЛ отдельных генераторов. Для
концентрации энергии в этих установках применяются трехмерные
концентраторы, использующие явление магнитной изоляции. Несинхронность работы
отдельных модулей (генераторов) может приводить к снижению эффективности передачи
энергии к нагрузке из-за увеличения длительности импульса и нарушения
магнитной изоляции. В работе [30] проведены расчеты транспортировки энергии в
многоканальном концентраторе, состоящем из восьми параллельно включенных МИВЛ
(Z0 = 4 Ом, / = 1,6 м), с учетом несинхронного срабатывания модулей.
Несинхронность моделировалась тем, что один из восьми генераторов отставал от других на
20 не. Из результатов расчетов, выполненных для импульса напряжения 1,2 MB
длительностью 80 не, следует, что появляется переполюсовка тока в МИВЛ на
выходе отставшего генератора, сопровождающаяся существенным увеличением
электронных токов утечки, а также перераспределением областей энерговыделения в
линии. Если в случае одновременного срабатывания область максимального
энерговклада локализована вблизи нагрузки, то при несинхронном срабатывании в
МИВЛ отставшего генератора появляется значительное дополнительное
энерговыделение в начале линии. Запаздывание в срабатывании одного из генераторов
относительно остальных приводит к образованию областей с низкой
напряженностью магнитного поля, в которых возникают значительные потери. При этом если в
ранние моменты область находится в начале МИВЛ отставшего генератора, то со
§10.5 Применение линий с магнитной самоизоляцией 191
временем вследствие роста тока в линии она перемещается к нагрузке. Из-за
несинхронности срабатывания генераторов полные потери в линиях увеличивались
на 50% по сравнению со случаем их одновременного включения.
В зависимости от вида соединения МИВЛ концентратор позволяет получать
высокие токи или напряжения. Для индуктивной нагрузки (лайнера) получение
токов / < 1 МА достигается в результате применения низкоомных установок с
низкоиндуктивным вакуумным концентратором. Для уменьшения индуктивности
можно использовать трехмерную систему подвода энергии на основе параллельно
включенных полосковых линий. На модуле установки «Ангара-5» в режиме с
выходным сопротивлением Z0 = 0,04 Ом для передачи энергии от генератора
использовался трехмерный концентратор энергии [32], представляющий собой 16
неоднородных трехполосковых МИВЛ (рис. 7). К центральным электродам МИВЛ
подводился импульс напряжения отрицательной полярности до 150 кВ со временем
нарастания 70 не. В конце линии параллельно подсоединялись к дисковым токос-
борникам, где устанавливался лайнер. Средний межэлектродный зазор в линиях
составлял 0,5 см, максимальная напряженность электрического поля достигала
0,5 МВ/см. Выбранная геометрия и использование магнитной самоизоляции
позволили снизить индуктивность концентратора примерно до 1 нГн. Применение
концентратора дало возможность свести энергию с диаметра 1,2 м к лайнеру
размером 1 см, т.е. увеличить плотность потока энергии в 104 раз и получить ток в
нагрузке, превышающий 3 МА.
На установке «PROTO-II» (Z0 = 0,125 Ом, *и = 50 не, U = 1,1 MB) [33] для
подвода энергии от генератора к лайнеру применялась вакуумная неоднородная
сходящаяся дисковая линия с магнитной изоляцией диаметром 36 см.
Межэлектродный зазор в ней уменьшался от 18 мм у диэлектрической диафрагмы до 3 мм
вблизи лайнерной нагрузки. Низкая индуктивность вакуумного диода (8,4 нГн)
позволила получить ток в лайнерных экспериментах до 5 МА. Высокие
напряженности в вакуумном промежутке линии обеспечили пропускание без потерь
электрической мощности тераваттного диапазона.
Рис. 10.7. Трехмерный концентратор с магнитной самоизоляцией, с параллельным
объединением МИВЛ на его выходе
192 Глава 10. Вакуумные линии с магнитной самоизоляцией
На установке «PBFA-I» продемонстрирована возможность различных типов
объединения МИВЛ [29]. В первом варианте для получения больших токов
центральные и внешние электроды 36 коаксиальных МИВЛ подсоединялись к разным
электродам дисковой линии. Центральные электроды МИВЛ имели одинаковую
полярность. Во втором случае к разным электродам дисковой линии
подсоединялись центральные электроды МИВЛ одинаковой полярности, при этом одна часть
МИВЛ заряжалась до +2 MB, а другая - до -2 MB, так что полное напряжение
между электродами дисковой линии составляло 4 MB. Высокие напряжения
требуются для реализации ионного управляемого термоядерного синтеза, генерации
рентгеновского излучения.
Для получения токов мегаамперного уровня на установках «BLACK JACK 5'»
и «HYDROMITE» реализована схема с двусторонним подводом энергии к диоду
[34, 35]. Внешний и внутренний электроды служат анодами, а промежуточный -
катодом. Аноды соединялись через отверстия в катоде. Выбранная конфигурация
подвода энергии позволяла получить кольцевые электронные пучки с током до
3 МА. Потери тока до 30%, наблюдаемые в переходе от коаксиальной линии к три-
коаксиальной, могут быть связаны с дрейфом электронов из-за наличия градиента
магнитного поля и с возмущениями электронного потока в переходе.
В экспериментах, выполненных на установке «МСМ» (U = 350 кВ, / = 170 кА,
/и = 60 не) [36] аналогичной геометрии, удалось пропустить ток через переход с
эффективностью, превышающей 90%; при этом токи во внешнем и внутреннем
коаксиалах практически совпадали при изменении импеданса от 1 до 5 Ом.
Кроме передачи и концентрирования энергии, вакуумные линии с магнитной
самоизоляцией используются по предложению Ковальчука и Месяца [37] в
качестве накопителей энергии в генераторах с плазменными эрозионными
прерывателями тока. Такая установка работает следующим образом. Генератор Маркса
разряжается на МИВЛ. Энергия, накопленная в его конденсаторах, преобразуется в
магнитную энергию индуктивности вакуумной линии. Плазменный прерыватель
монтируется прямо в МИВЛ и создается таким, чтобы его срабатывание
происходило при достижении максимума тока в вакуумной линии. Нагрузка
устанавливается в МИВЛ сразу за плазменным прерывателем. Использование МИВЛ в такой
конструкции генератора позволило одновременно решить три проблемы:
накопление энергии, передачу ее к нагрузке и возможность накачки индуктивности током с
временем его нарастания не 10 с, как было до работы [37], а 10~6 с. Последнее
обстоятельство крайне важно, так как позволяет избежать промежуточного сжатия
энергии импульса при помощи жидкостной линии и замыкающего коммутатора.
Более подробное изложение применения МИВЛ в качестве накопителей энергии
будет дано в главе 18. Обзор работ по вакуумным линиям с магнитной
самоизоляцией дан в [7, 38].
Литература к главе 10
1. Bernstein В., Smith I. «Aurora», an Electron Accelerator // IEEE Trans. Nucl. Sci. 1973.
Vol. 20, N3. P. 294-300.
2. Бакшт Р.Б., Месяц Г.А. Влияние поперечного магнитного поля на ток электронного
пучка в начальной фазе вакуумного разряда // Изв. вузов. Физика. 1970. №. 7. С. 144-146.
Литература к главе 10 193
3. Brillouin L. Electronic Theory of the Plane Magnetron // Advances in Electronics / Ed. by
L. Marton. N.Y.: Acad, press, 1951. Vol. 3. P. 85-144.
4. Данилов B.H Обобщенный бриллюэновский режим электронных потоков // РЭ. 1963.
№ 11. С 1892-1900; К теории бриллюэновских электронных потоков // РЭ. 1966. №11.
С. 1994-2007.
5. Воронин B.C., Лебедев А.Н. Теория коаксиального высоковольтного диода с магнитной
изоляцией // ЖТФ. 1973. Т. 43, вып. 12. С. 2591-2598.
6. Lovelace R.N., Ott E. Theory of Magnetic Insulation // Phys. Fluids. 1974. Vol. 17, N 6.
P. 1263-1268.
7. Королев В Д. Вакуумные передающие линии с магнитной изоляцией // Генерация и
фокусировка сильноточных релятивистских электронных пучков / Под ред. Л.И. Рудакова.
М.: Энергоатомиздат, 1990. С. 43-81.
8. Ron A., Mondelli A.A., Rostoker N. Equilibria for Magnetic Insulation // IEEE Trans. Plasma
Sci. 1973. Vol. l,N4.P.85-93.
9. Gordeev A.V., Korolev V.D., Sidorov Y.L., Smirnov V.R Production and Focusing of High-
Current Beams of Relativistic Electrons up to High Densities // Ann. N.Y. Acad. Sci. 1975.
Vol. 251. P. 668-678.
10. Баранчиков Е.И., Гордеев А.В., Королев В.Д., Смирнов В.П. Магнитная самоизоляция
электронных пучков в вакуумных линиях // ЖЭТФ. 1978. Т. 75, вып. 6 A2). С. 2102-2121.
11. Гордеев А.В. Теория магнитной изоляции // Генерация и фокусировка сильноточных
релятивистских электронных пучков / Под ред. Л.И. Рудакова. М.: Энергоатомиздат,
1990. С. 81-122.
12. Аранчук Л.Е., Баранчиков Е.И., Гордеев А.В. и др. Исследование линии с магнитной
самоизоляцией в присутствии ионных утечек // ЖТФ. 1989. Т. 59, вып. 2. С. 142-151.
13. Smith I.D., Champney P.D., Creedon J.M. Magnetic Insulation // Proc. I IEEE Intern. Pulsed
Power Conf. Lubbock, 1976. P. 11-18.
14. Баранчиков Е.И., Гордеев А.В., Королев В.Д., Смирнов В.П. Транспортировка и
фокусировка сильноточных релятивистских электронных пучков в коаксиальных линиях с
магнитной самоизоляцией // II Симпоз. по коллектив, методам ускорения (Дубна, 29 сент. -
2 окт, 1976). Дубна, 1977. С. 271-274.
15. Баранчиков Е.И., Гордеев А.В., Королев В Д., Смирнов В.П. Волновой режим магнитной
самоизоляции в вакуумной линии // Письма в ЖТФ. 1977. Т. 3, вып. 3. С. 106-110.
16. Voronin VS., Kolomensky A.A., Krastelyev E.G. et al. Energy Transport in Magnetically
Insulated Vacuum Lines // Proc. Ill Intern. Topical Conf. High Power Electron and Ion Beam.
Novosibirsk, 1979. Vol. 2. P. 593-602.
17. Di Capua M.S., Pellinen D.G. Propagation of Power Pulses in Magnetically Insulated Vacuum
Transmission Lines // J.Appl. Phys. 1979. Vol. 50, N 5. P. 3713-3720.
18. Van Devender J.P. Long Self-Magnetically Insulated Power Transport Experiments // Ibid.
1979. Vol. 50, N 6. P. 3928-3934.
19. Di Capua M.S., Pellinen D.G, Champney P.D., MacDanielD. Magnetic Insulation in Triplate
Vacuum Transmission Lines // II Intern. Conf. High Power Electron and Ion Beams. Ithaca
(USA), 1977. Vol. 2. P. 781-792.
20. Катаев КГ Ударные электромагнитные волны. М.: Сов. радио, 1963.
21. Айрапетов А.Ш., Крастелев Е.Г., Яблоков Б.Н. Работа вакуумной передающей линии с
подмагничиванием // ЖТФ. 1981. Т. 51, вып. 7. С. 1548-1550.
22. Woodall H.N., Stinnett R.W. Injector Losses on MITE // Proc. V IEEE Pulsed Power Conf.
Arlington, 1985. Pt III. P. 499-501.
23. Stinnett R. W, Woodall H.N. Kinetic Loss Experiments on MITE // Ibid. P.503-506.
24. Stinnett R.W., Allen G.R., Davis HP et al. Cathode Plasma Formation in Magnetically
Insulated Transmission Lines // IEEE Trans. Electr. Insul. 1985. Vol. 20, N 4. P. 807-809.
25. Sincerny P., Di Capua M., Stingfleld M. et al. The Limit of Power Flow along a High-Power
MITL // Proc. V Intern. Conf. High Power Particle Beams. San Francisco, 1983. P. 267-271.
26. Waisman E., Chapman M. Vacuum Transition Lines in the Presence of Resistive Cathode
Plasma // J. Appl. Phys. 1982. Vol. 53, N 1. P. 724-730.
13. Месяц Г.А.
194 Глава 10. Вакуумные линии с магнитной самоизоляцией
27. Королев В.Д., Смирнов В.П., Тулупов М.В. и др. Формирование плазменных потоков в
сильноточных диодах // Докл. АН СССР. 1983. Т. 270, № 5. С. 1109-1112.
28. Альбите З.А., Велихов Е.П., Веретенников А.И. и др. Экспериментальный комплекс
«Ангара-5-1» // Атом, энергия. 1990. Т. 68, вып. 1. С. 26-35.
29. Van Devender J.R, Stinnett R.W., Anderson R.V. Negative Ion Losses in Magnetically
Insulated Vacuum Gaps //Appl. Phys. Lett. 1981. Vol. 36, N 4. P. 229-233.
30. Turman B.N., Martin Т.Н., Neau E.L. et al. PBFA-I1, a 100 TW Pulsed Power Driver for the Inertial
Confinement Fusion Program // Proc. V IEEE Pulsed Power Conf. Arlington, 1985. P. 155-161.
31. Stinnett R. W., Stanley T. Negative Ion Formation in Magnetically Insulated Transmission Lines
// J. Appl. Phys. 1982. Vol, 53, N 5. P. 3819-3823.
32. Гордеев E.M., Заживихин В.В., Королев В.Д. и др. Эффекты локального плазмообразова-
ния при концентрации энергии в линиях с магнитной самоизоляцией // Физика плазмы.
1983. Т. 19, вып. 9. С. 1101-1109.
33. Yonas G. Inertial Fusion Research Using Pulsed Power Drivers // Proc. X Europ. Conf.
Control. Fusion and Plasma Physics. Moscow, 1981. Vol. 2. P. 134-138.
34. Ware K., Loter N., Montgomery M. et al. Source Development on «Black Jack 5» // Proc. V
IEEE Pulsed Power Conf. Arlington, 1985. P. 118-121.
35. McClenahan C.R., Backstrom R.C., Quintenz J.R et al. Efficient Low-Impedance High Power
Electron Beam Diode // Proc. V Intern. Topical Conf. High Power Electron and Ion Beam
Research and Technology. San Francisco, 1983. P. 147-150.
36. Бабыкин В.М., Гордеев Г.Т., Королев В.Д. Динамика РЭП в сильноточном диоде с
ножевым катодом // Физика плазмы. 1991. Т. 17, вып. 9. С. 1102-1110.
37. Ковалъчук Б.М., Месяц ГА. Генератор мощных наносекундных импульсов с вакуумной
линией и плазменным прерывателем // Докл. АН СССР. 1985. Т. 284, № 4. С. 857-859.
38. Месяц Г.А. Эктоны: В 3 ч. Ч. 3. Эктоны в электрофизических устройствах.
Екатеринбург: УИФ «Наука», 1994.
Часть IV ИСКРОВЫЕ КОММУТАТОРЫ
Глава 11
РАЗРЯДНИКИ С ВЫСОКИМ ДАВЛЕНИЕМ ГАЗА
§ 11.1 Параметры коммутаторов
В зависимости от способа накопления энергии в импульсном генераторе
используют замыкающие или размыкающие коммутаторы. Первые применяются в
генераторах с емкостным накоплением энергии, а вторые - с индуктивным. В этой
главе мы будем рассматривать замыкающие газоразрядные искровые коммутаторы
с разрядом при высоком давлении. Это означает, что условия в разрядном
промежутке соответствуют правой ветви кривой Пашена. Кроме того, используется
также разряд при низком давлении, разряд в вакууме, в среде жидких и твердых
электролитов, а также разряды по поверхности диэлектрика.
Параметры искровых коммутаторов зависят от их назначения в тех или иных
генераторах. Во-первых, это временные характеристики. Нужно иметь малое время
коммутации /к A0~10-И0~8 с), малое время задержки срабатывания t3 A0~9-И0~7 с),
малый разброс этой задержки А/3 A0(М0~8 с). Во-вторых, это характеристики,
касающиеся тока и напряжения коммутаторов. Обычно амплитудный ток,
пропускаемый одним коммутатором, составляет /« КР-ИО6 А, а напряжение ?/« 103-И07 В.
В ряде случаев нужен широкий диапазон рабочих напряжений, который
характеризуется отношением наибольшего рабочего напряжения ?/тах к наименьшему ?/min,
т.е. 5 = i7max/?/min. В-третьих, важными параметрами, определяющими
коэффициент полезного действия генератора, являются его остаточное сопротивление и
индуктивность. Причем если первый параметр определяется физическими
свойствами плазмы разряда в промежутке, то второй - также геометрией и конструкцией
элементов коммутатора. В-четвертых, в ряде случаев необходим импульсно-пери-
одический режим работы генераторов, причем частоты могут составлять от долей
герц до 104 Гц и более.
Заметим, что не существует таких генераторов, коммутаторы которых отвечали
бы всем указанным выше параметрам. Однако есть один параметр, без соблюдения
которого не может быть техники мощных наносекундных импульсов. Это малое
время коммутации tK. Мы уже говорили, что одна из возможностей получения
малого времени tK - это увеличение давления газа в разряднике, а вторая - увеличение
13*
196 Глава 11. Разрядники с высоким давлением газа
перенапряжения на промежутке. При перенапряжении время /к определяется из
соотношения: ptK ~[(a/p)ve]~ и при ?>100 кВ/см в воздухе при атмосферном
давлении tK < Ю-9 с. Здесь р - давление, а - коэффициент ударной ионизации,
ve - скорость дрейфа электронов.
Для промежутка, работающего в условиях статического пробоя, для
качественной оценки зависимости времени tK от давления газа р воспользуемся моделью
Ромпе и Вайцеля. Согласно этой модели, ptK ~ {Е1р)~2. При неизменном
напряжении статического пробоя газа UQ = const согласно закону Пашена (см. главу 6)
произведение давления газа на длину промежутка pd тоже должно оставаться
неизменным, а следовательно, неизменной будет и величина EJp - UJpd. Это значит,
что время tK уменьшается с ростом давления газа как tK~l/p [1]. На рис. 1
приведены зависимости tK от р для различных газов [2]. Время tK измерялось на
характеристике коммутации [/(/) между уровнями 0,8 и 0,1 от статического пробивного
напряжения 15 кВ. Производился разряд заряженного коаксиального кабеля через
коммутатор. Амплитуда тока составляла 100 А.
Из рис. 1 следует, что время tK действительно уменьшается с ростом давления
газа р. Например, для воздуха при атмосферном давлении /к« 20 не, а при 10 атм -
порядка наносекунды. Различные газы имеют разные коммутационные
характеристики. Например, аргон имеет лучшие коммутационные характеристики. Он уже
при атмосферном давлении имеет время tK ~ 5 не, в то время как гелий даже при
р « 10 атм имеет tK « 30 не. Водород при атмосферном давлении имеет tK * 100 не,
но уже при 6 атм tK « 3 не.
1
ш&
1
щ
\
г
п?
fe
ш
№iN
ж
#=^
р7|
ш
N
чТУГ
щ\\\\\
>Ст\\\\
ю2 ю3 ю4
р [ммрт. ст.]
Рис. 11.1. Зависимость длительности фронта импульса от давления газа в промежутке: 1 -
воздух, 2 - углекислый газ, 3 - азот, 4 - водород, 5 - фреон, 6 - гелий, 7 - аргон
§11.1 Параметры коммутаторов 197
На ряде характеристик tyip) при переходе от низких давлений к высоким спад tK
с давлением становится круче. Это объясняется затянутым ступенчатым спадом
напряжения на промежутке [3] при низких давлениях (р < 1 атм) для ряда газов.
При статическом пробое уменьшение длины промежутка ведет к уменьшению tK.
Действительно, в правой ветви кривой Пашена, в области, близкой к минимуму:
* = 4+А.
Р Х Pd
Для воздуха Ах = 62-Ю3 В/сматм, Д = 340 В. Следовательно,
(pdJ
Ph~
(A^d + Btf '
A1.1)
A1.2)
т.е. при неизменном давлении газа время tK будет уменьшаться с уменьшением
длины промежутка d. Этот вывод иллюстрируется графиками tK(p) при
различных d (рис. 2). При d = 0,2 мм имеем малое время tK« 10~9 с даже при
атмосферном давлении воздуха. Этот эффект используется при создании многозазорных
коммутаторов (см. § 11.6), которые имеют время /к « Ю-9 даже при атмосферном
давлении воздуха и азота [2].
Коммутатор в общем случае запускается в результате воздействия на его
промежуток (или промежутки) какого-либо фактора, при котором создается условие:
Е>ЕС
A1.3)
где Ес - напряженность электрического промежутка при статическом пробое, Е -
напряженность поля в промежутке. Условие C) можно выполнить при
увеличении Е или при уменьшении Ес. Поэтому есть коммутаторы двух типов. К первому
типу относятся трехэлектродные и многочисленные модификации
многоэлектродных коммутаторов, коммутаторы с инжекцией в газ низкоэнергетических
электронов, двухэлектродные разрядники со сбросом давления газа и т.д. Ко второму -
газовые искровые реле, тригатроны, коммутаторы, управляемые лазером и т.д.
Рис. 11.2. Зависимость времени tK от давления воздуха при различных длинах промежутков:
(/) d = 2,2 мм, B) d = 0,98 мм, C) d = 0,7 мм, D) d = 0,4 мм, E) d = 0,2 мм
198 Глава 11. Разрядники с высоким давлением газа
§ 11.2 Двухэлектродные коммутаторы
Простейшим типом коммутаторов генераторов мощных наносекундных
импульсов являются двухэлектродные разрядники со сжатым газом, которые
управляются приложенным напряжением. Их называют еще разрядниками с
самопробоем. Разряд в них наступает тогда, когда согласно C) напряженность электрического
поля Е превосходит статическую пробивную напряженность Ес. Обычно через
такие коммутаторы происходит разряд на нагрузку накопительной линии или
конденсатора, которые импульсно заряжаются от генератора Маркса или импульсного
трансформатора. При использовании таких коммутаторов желательно иметь
быструю зарядку линии, чтобы уменьшить габариты, а следовательно, и индуктивность
коммутатора. Однако при быстрой зарядке появится нестабильность пробоя
промежутка, поэтому его нужно настраивать так, чтобы пробой происходил не на
максимуме зарядного напряжения, а за некоторое время до него. Это ведет к
снижению амплитуды напряжения наносекундного импульса на нагрузке. По-видимому,
оптимальным для импульса, заряжающего линию, является время до максимума
заряжаемого импульса от микросекунды до нескольких микросекунд.
При таких временах двухэлектродный разрядник работает практически в
режиме закона Пашена. Поэтому его запуск, кроме увеличения напряжения на
электродах, может производиться снижением давления газа р или уменьшением длины
промежутка между катодом и анодом d. Двухэлектродные коммутаторы
используются в генераторах Маркса, а также в качестве основного коммутатора в мощных
наносекундных генераторах.
В [1] описан наносекундный релаксационный генератор, в котором разрядник с
давлением азота 10 атм пробивался по мере зарядки конденсатора с емкостью С
через сопротивление R. В таком генераторе частота следования импульсов
определялась постоянной времени RC. В [5] описаны двухэлектродные разрядники с эле-
газом, которые работали при мегавольтных напряжениях и нагрузке ZH = 10 Ом
(рис. 3). Данные генератора с таким разрядником приведены в таблице 1.
Таблица ILL
Выходное
напряжение,
MB
0,5
1,0
2,0
Разрядник типа указанного
на рис. 1,я, б
Индуктивность L,
нГн
90
135
248
Омнс
116
169
305
Разрядник типа указанного
на рис. 1,в
Индуктивность I,
нГн
55
100
190
Омнс
80
130
240
Из данных, представленных в таблице, следует, что длительность фронта импульса
определяется в основном индуктивностью разрядника, т.е. tK« L/ZH.
Двухэлектродные разрядники высокого давления широко используются в им-
пульсно-периодических генераторах с частотами следования 102-ь103 Гц («Синус»,
«Радан», «SF» и др.) с напряжением 103-И06 В и средней мощностью вплоть до
100 кВт и более, созданных в ИСЭ и ИЭФ. В разрядниках генераторов «Синус»
§11.2 Двухэлектродные коммутаторы 199
Рис. 11.3. Конструкции неуправляемых газовых коммутаторов: (а) 1,4- электроды, 2 -
шпильки, 3 - SF6 при давлении 4-5 атм, 5 - корпус; (б) 1 - электроды, 2, 6 - внутренние
проводники, 5, 5 - внешние проводники, 4 - SF6 при давлении 4-5 атм, 7 - изоляторы;
(в) 1 - электроды, 2, 5 - внутренние проводники, 4 - SF6 при давлении 12-15 атм, 3 -
внешний проводник, 6 - монолитный изолятор
проводится прокачка газа, причем скорость прокачки имеет оптимальную
величину. Она должна быть достаточно высокой, чтобы убрать плазму из промежутка за
время между импульсами, но не слишком высокой, чтобы сохранить на катоде
нагретой зону разряда для появления инициирующих электронов при разряде на
ловом импульсе. Подробнее об этом будет сказано ниже.
Одним из факторов, которые ограничивают частотные свойства двухэлектрод-
ных коммутаторов, является канал разряда, через который протекает ток. Этот
канал, с одной стороны, имеет большую индуктивность, что мешает получать
предельно короткие фронты импульсов. С другой стороны - из-за высокой плотности
тока в канале он оставляет на электродах зону сильно разогретого металла, а также
медленно деионизирующую плазму с сильно нагретым газом. Для устранения всех
этих проблем предложено использовать разрядники с многолавинным объемным
разрядом [2]. В таком разряднике индуктивность очень мала (< 1 нГн), а газ и
электроды не нагреваются из-за малой плотности тока разрядника, так как j ~ I/S, где
S - площадь электродов, /- ток. Такие генераторы позволяют иметь частоту
следования до 104 Гц и более.
Устройство коммутирующего элемента, использованного в генераторе,
схематически показано на рис. 4. Между пластинами 1 и 3 имеется газовая прослойка 5,
которая образуется за счет того, что пластины соприкасаются по местам
микровыступов на поверхности керамики и металла. Средняя высота зазора между
элементами 1 и 2 определяется степенью обработки поверхностей и обычно находится в
пределах 10-30 мкм. При приложении к электродам импульсного напряжения в
точках касания по поверхности керамики развивается разряд, свет которого
вызывает появление у катода электронов, инициирующих лавинный разряд в
воздушном зазоре между керамикой 1 и металлическим электродом 5.
Для запуска такого коммутатора использовался генератор с водородным
тиратроном, который генерировал импульсы с амплитудой 2 кВ и фронтом 50 не.
Для уменьшения длительности фронта использовался ферромагнитный дроссель.
Время коммутации составляло 0,5 не при атмосферном давлении воздуха. Частота
следования импульсов генератора регулировалась изменением частоты
запускающих импульсов. Максимальная частота следования определяется максимальной
200 Глава П. Разрядники с высоким давлением газа
Рис. 11.4. Устройство лавинного газового коммутатора: 1 - таблетка из ВаТЮ3; 2, 3 -
металлические электроды; 4 - серебряное покрытие; 5 - воздушный зазор
частотой срабатывания тиратрона подмодулятора. Возможна работа на частотах до
3-Ю4 Гц при амплитуде импульса тока до 500 А и до 104 Гц при токах ~103 А.
Исследование работы генератора, питаемого от схемы с двумя тиратронами, которые
запускаются сдвинутыми во времени импульсами, показало, что возможно
формирование двух импульсов с интервалом между ними до 1 мкс. Разброс во времени
появления на нагрузке импульса тока относительно момента подачи пускового
импульса составляет ~0,3 не и обусловлен временным разбросом момента запуска
тиратрона (см. также главу 31).
Более подробную информацию о работе двухэлектродных искровых газовых
коммутаторов можно найти в монографиях [6, 7] и в обзоре [8].
§ 11.3 Трехэлектродные разрядники
Трехэлектродный разрядник устроен следующим образом (рис. 5, а).
Электрод 2 обычно соединен с источником постоянного высокого напряжения U, а
электрод 1 заземлен через нагрузку. Длина промежутка 2-3 выбрана такой, чтобы
он не пробивался при напряжении U9 а промежутка 1-3 такой, чтобы он не
пробивался под действием напряжения пускового импульса. При поступлении на
электрод 3 пускового импульса полярностью, обратной U, пробивается промежуток
2-3 и средний электрод принимает потенциал U. Если соотношение длин
промежутков таково, что ^2-3/^1-3 ® 2, то разрядник имеет наибольший двукратный
(б)
(•:
40'
'а
Рис. 11.5. Схематическое расположение электродов для различных типов управляемых
коммутаторов: а - трехэлектродный разрядник, б - тригатрон, в - искровое реле
§ 11.3 Трехэлектродные разрядники 201
Рис. 11.6. Схема включения трехэлектродного разрядника с ультрафиолетовой подсветкой от
вспомогательной искры
диапазон рабочих напряжений. Исследование работы трехэлектродного разрядника
[2, 9] показало, что для уменьшения времени задержки его запуска и повышения
стабильности этого времени следует увеличивать амплитуду и крутизну пускового
импульса. При крутизне фронта 40-50 кВ/мкс и амплитуде пускового импульса
50-70% от U разброс времени t3 получается порядка ±10~8 с.
На рис. 6 приведена схема трехэлектродного разрядника с дополнительным
подсвечивающим искровым промежутком Р3, включенным последовательно с
кабелем JIh по которому поступает пусковой импульс [1]. Промежуток Р3, во-первых,
уменьшает длительность фронта пускового импульса, как обостряющий разрядник,
и, во-вторых, создает ультрафиолетовое облучение промежутков Pi и Р2. Для
облучения одновременно двух промежутков средний электрод разделен на два, а
промежутки Pi и Р2 располагаются так, как показано на рис. 6. Длину искрового
промежутка Р3 всегда можно установить такой, чтобы запаздывание пробоя этого
промежутка было малым. Если R\ + R2 »Z0 (Z0 - волновое сопротивление кабеля Л\), то
крутизна фронта пускового импульса удваивается из-за удвоения напряжения на
конце кабеля. Для нормальной работы разрядника необходимо иметь R\ » R2» Z0.
Была исследована зависимость времени срабатывания трехэлектродного
разрядника от длины d промежутка Р3 при напряжении 14 и 12 кВ, причем
расстояния между электродами в промежутках Pi и Р2 оставались неизменными.
Длительность фронта пускового импульса равна 15 не. При d = 0 разрядник работает
без облучения. Наилучшие результаты были получены при U\ = \4кВи d=Q9\ mm.
В этом случае время задержки срабатывания t3= D2±1) не. Уменьшение
напряжения до 12 кВ (т.е. на 14%) приводило к увеличению времени /3 до F2±7) не.
В [10] описан трехэлектродный коммутатор, в котором для уменьшения и
стабилизации времени запуска используется ультрафиолетовая подсветка
промежутков от разряда по поверхности керамики с большим е (титанат бария). Разрядник
использовался в импульсном генераторе для питания искровой камеры.
Напряжение на разряднике было 30 кВ, ток 5 кА. В качестве газа использовалась смесь 90%
N2 и 10% С02 при давлении 3,5 атм. Время задержки запуска разрядника
составляло 25 не при разбросах в несколько наносекунд.
Малое и стабильное время срабатывания имеют трехэлектродные разрядники,
управляемые по принципу искажения поля [11]. Рис. 7 иллюстрирует процесс
искажения поля в типичном разряднике, работающем в области мегавольтных
202 Глава 11. Разрядники с высоким давлением газа
(б) {
ш
\ Т 3 Г" = :^ \ 3
[ \_Пусковой |[ |
I электрод I I I
Рис. П. 7. Схема трехэлектродного разрядника управляемого по принципу «искажения
поля», а - без пускового импульса, б - с пусковым импульсом. Пусковой электрод - на
эквипотенциали U/3
напряжений. Поджигающий электрод размещается обычно примерно в середине
межэлектродного промежутка. Этот электрод имеет форму тонкой пластинки с
острой кромкой, но на нем в исходном состоянии нет повышенной напряженности
электрического поля, потому что он находится под напряжением,
соответствующим эквипотенциали, вдоль которой он расположен. Затем пусковой импульс
изменяет напряжение на поджигающем электроде до значения, обычно более
низкого, чем потенциал ближайшего основного электрода. Это искажение естественных
полей в промежутке служит причиной очень сильной напряженности поля на
кромке, вызывая появление короны и стримера. Первым обычно пробивается
промежуток в сторону высоковольтного электрода, а затем - в сторону заземленного.
Чтобы обеспечить низкий разброс времени пробоя (порядка 1 не) и стабильное
управление, необходимо иметь короткое время пробоя, порядка 10 не. Время
запаздывания пробоя определяется временем развития стримера, и большая часть
его зависит от времени появления стримера на кромке поджигающего электрода;
процесс же удлинения стримера происходит сравнительно быстро. Следовательно,
эффективность запуска разрядника определяется напряженностью поля,
создаваемой пусковым импульсом на кромке поджигающего электрода, которая, в свою
очередь, в значительной мере зависит от амплитуды пускового импульса и радиуса
закругления кромки.
Для искровых промежутков мультимегавольтного диапазона можно
располагать поджигающий электрод вблизи середины промежутка, но прикладывать
пусковой импульс, который изменяет его потенциал лишь на несколько сотен
киловольт от его эквипотенциали. Однако более высокие поля могут быть получены на
кромке поджигающего электрода, если установить его вблизи от одного из
электродов, вдоль эквипотенциали в несколько сотен киловольт. Расположение вблизи
фиксированной эквипотенциали помогает вытеснить общее изменение поля,
создаваемое пусковым импульсом, в меньшую область. В связи с тем, что разрядники
с искажением поля используются при все более высоких напряжениях, такая
геометрия оказывается очень удобной.
В работе [11] описан такой разрядник с рабочим напряжением 3 MB, имеющий
время запаздывания пробоя t3 = 20 не с разбросом порядка 1 не. Более короткие /3
получаются за счет высоких средних полей в разрядном промежутке, поэтому для
наполнения использовался элегаз (SF6) под давлением ~10 атм. Это позволило также
уменьшить размеры разрядника и его индуктивность. В элегазе стримеры от поло-
§11.3 Трехэлектродные разрядники 203
жительного электрода распространяются с более высокой скоростью, чем от
отрицательного, поэтому поджигающий электрод был установлен вблизи заземленного
электрода, так как основное напряжение было отрицательной полярности.
Предыдущая разработка разрядника подобной конструкции использовалась в качестве
вспомогательного, запускающего разрядника в ускорителе «Aurora» [12]; при зазоре
между поджигающим и заземленным электродами 1,8 мм была достигнута
нестабильность времени пробоя 2-3 не. Для уменьшения нестабильности было решено
увеличить напряженность поля на кромке поджигающего электрода за счет
увеличения зазора до 5 мм с соответствующим увеличением амплитуды пускового импульса.
Конструкция разрядника приведена на рис. 8. Основные электроды имеют
форму цилиндра диаметром ~ 10 см с закругленными краями торца и выполнены
из нержавеющей стали. Межэлектродное расстояние равно 7,5 см. Поджигающий
электрод представляет собой диск диаметром 7 см, искривленный для
совпадения с эквипотенциалью вблизи заземленного электрода. Фиксация
поджигающего электрода и его связь с цепью поджига осуществляются благодаря отверстию в
заземленном электроде. Для того чтобы пусковая цепь не оказывала в исходном
состоянии влияния на потенциал поджигающего электрода, определяемый
емкостным делением основного напряжения, между поджигающим электродом и
пусковой цепью устанавливается изолирующий искровой промежуток.
Окончательная настройка осуществляется регулировкой зазора между поджигающим и
заземленным электродами до получения максимального пробивного напряжения.
Первоначально была испытана электрическая прочность разрядника без
управляющего импульса при максимальном напряжении 3,75 MB. При этом наблюдались
перекрытия отдельных секций изолятора, однако всегда первым пробивался
промежуток до момента полного перекрытия изолятора. При испытаниях разрядника в
управляемом режиме при напряжении 3 MB (т.е. на 20% ниже напряжения
самопробоя) получено время между моментом подачи пускового импульса и началом пробоя
основного промежутка t3 = 20 не с разбросом 0,9 не. Время пробоя изолирующего
Рис. 11.8. Схематичный чертеж конструкции газового разрядника с «искажением поля». 1 - ак-
рилик, 2 - нейлоновые шпильки, 3 - пусковой электрод, 4 - пусковой изолирующий разрядник
204 Глава 11. Разрядники с высоким давлением газа
промежутка составляет примерно половину f3 и, вероятно, в значительной мере
определяет общий разброс. Время пробоя слабо зависит от амплитуды основного
напряжения U (при фиксированном давлении). При росте U от 1,2 до 1,9 MB
время tz уменьшается от 40 не до 30 не при Af3 = ±1,5 не. При коммутации с
помощью этого разрядника линии с волновым сопротивлением 60 Ом с
электрической длиной 20 не получен импульс с фронтом 3 не, что соответствует
индуктивности порядка 85 нГн. Такое значение индуктивности соответствует многоканальному
пробою разрядника, зафиксированному при статическом фотографировании с
открытым затвором. В среднем наблюдалось пять-шесть каналов, равномерно
расположенных по окружности пускового электрода. Индуктивность разрядника при
одноканальном пробое оценивается в 150 нГн.
Трехэлектродные разрядники других типов также могут работать в режиме
параллельного включения для уменьшения индуктивности разрядного контура при
напряжениях до 100 кВ. Например, в [2] описана работа двух параллельно
включенных трехэлектродных разрядников, разброс в срабатывании которых составлял ±2 не.
§ 11.4 Тригатроны
Тригатрон состоит из электродов 1 и 2, а также пускового электрода 3,
вставленного вдоль основной оси прибора в виде металлического стержня (рис. 5, б),
который иногда вставляется в диэлектрическую трубку. Существует два механизма
работы тригатрона. Это зависит от конструкции пускового узла тригатрона и
приложенного напряжения. Рассмотрим вначале работу тригатрона при напряжениях в
несколько десятков киловольт. После прихода импульса на пусковой электрод
происходит разряд между стержнем 3 и электродом /. Ультрафиолетовое излучение
этого разряда инициирует пробой между основными электродами 7 и 2. Время
задержки срабатывания таких тригатронов обычно равно 10~6 с при разбросе
±10~7с. В [13] исследована возможность запуска тригатрона с наносекундной
точностью. Тригатрон находился в атмосфере фреона при давлении 100 мм рт. ст.
Рабочее напряжение составляло 50 кВ.
Исследования показали, что время срабатывания тригатрона меньше, если
полярности пускового импульса и потенциала на незаземленном электроде
противоположны. При напряжении на тригатроне на 10% меньше, чем UC9 время
срабатывания тригатрона было 20 не с разбросом ±1 не. Время срабатывания и его разброс
уменьшаются с уменьшением длительности фронта пускового импульса из-за
увеличения перенапряжения между электродами 1 и 3.
В работе [14] для уменьшения амплитуды пускового импульса тригатрона его
поджигающий электрод покрывается титанатом бария (ВаТЮз) - диэлектриком с
высокой диэлектрической проницаемостью (е > 1000). Между диэлектрическим
покрытием электрода 3 и электродом 1 существовал небольшой зазор, к которому
при подаче пускового импульса было приложено почти все напряжение. В таких
разрядниках, наполненных воздухом при атмосферном давлении, наибольшее
рабочее напряжение составило 25 кВ, время задержки - 17-65 не в зависимости от
требуемого режима работы разрядника, а разброс времени задержки не превышал
3 не. Амплитуда поджигающего импульса составляла 0,5-1 кВ при длительности
фронта 5 не.
§ 11.4 Тригатроны 205
Маркине [15] показал возможность получения наносекундной стабильности
времени срабатывания тригатронного коммутатора при напряжениях порядка 106 В.
Корпус разрядника сделан секционированным. Алюминиевые градиентные кольца
улучшают распределение напряжения по изолятору при импульсной зарядке. Корпус
разрядника стягивается диэлектрическими шпильками. Длина основного разрядного
промежутка составляла 3,4 см, поджигающий зазор имел длину 1,5 мм, диаметр
поджигающего электрода ~6 мм. К разряднику, заполняемому элегазом,
прикладывалось импульсное напряжение с временем роста до максимума 0,5 мкс. Импульс
поджигающего напряжения имел амплитуду 40-5-80 кВ и фронт в несколько
наносекунд. Эксперименты показали, что для уменьшения разброса времени срабатывания
необходимо, чтобы поджигающий электрод выступал над поверхностью основного
электрода. Заглубление поджигающего стержня увеличивает время задержки пробоя
и уменьшает диапазон управления.
Обычно использовалось пусковое напряжение с амплитудой, обеспечивающей
пробой поджигающего промежутка в отсутствие основного зарядного напряжения.
В экспериментах уменьшали амплитуду пускового импульса до значения, при
котором не происходил пробой поджигающего зазора в отсутствие основного
напряжения, однако при приложении основного напряжения заметного отличия в
срабатывании разрядника в этих двух режимах замечено не было. При давлении -5 атм
пробой поджигающего зазора происходил с задержкой -10 не, а задержка пробоя
основного промежутка составляла величину 20-70 не, средняя скорость стримера
равнялась при этом ~108 см/с. Итак, в случае высоких напряжений необходимо,
чтобы вначале происходил пробой не между электродами 1 и 3, а 1 и 2. Это второй
механизм работы тригатрона.
При напряжении самопробоя Uc = 0,95 MB разброс в срабатывании тригатрона
изменялся от ±1,5 не при U = 0995UC до ±7 не при U = 0,6 ?/с. При этом диапазон
устойчивого управления составлял @,55-И,0)?/с, где Uc - статическое пробивное
напряжение. Четыре таких тригатрона, установленные параллельно,
коммутировали линию с волновым сопротивлением 1,5 Ом, которая была заряжена до 2 MB и
формировали импульс с /и = 70 не и фронтом /ф = 20 не [15].
Аналогичные разрядники использованы в работе [16] и усовершенствованном
генераторе «Gamble-1» [17], в котором использован восьмиканальный тригатрон,
работающий при напряжениях 1-3 MB с разбросом времени срабатывания в
каждом канале ±2 не. Индуктивность такого разрядника 70 нГн, что позволило
получить фронт выходного импульса 20 не при коммутировании четырехомной линии
на согласованную трансформирующую линию.
В работах [6, 18] исследованы тригатроны, имеющие значительно меньшее и
более стабильное время запаздывания. На рис. 9 приведены зависимости времени
запаздывания срабатывания тригатрона t3 от напряжения на пусковом электроде 3
при различных напряжениях самопробоя между электродами 1 и 2. Длина
промежутка d = 5,5 см, давление газовой смеси 8% SF6 + 92% N2 составляло 6 атм. Эти
зависимости имеют минимум. Вольт-амперная характеристика тригатрона зависит
от соотношения полярностей основного и пускового напряжений. Наименьшее
время запаздывания обычно получают при отрицательной полярности основного
напряжения и положительной полярности пускового импульса.
206 Глава 11. Разрядники с высоким давлением газа
28
24
20
1? 16
1г 12
8
4
0
-
-
_
_
;о
^.
^
I
100
1
150
ип
1
200
[кВ]
3/
2/^
1^^
i
250 30
Рис. 11.9. Зависимости времени запаздывания при различных отношениях Uc/Un: 1 -
*Ус/?/п = 0,93, 2-0,75, 3-0,7
На время запаздывания /3 и его разброс А/3 влияет состав газа. Обычно
используют смесь азота и элегаза. Добавка аргона к этой смеси заметно улучшает /3
и А/3 (таблица 2) [6, 18].
Таблица 11.2.
Состав
смеси
N2
90%N2 +
10% SF6
80%N2 +
10%SF6 +
10% At
50%N2 +
50% At
40%N2 +
50%Ar +
10% SF6
*3±Д/3,нс 4,8+0,7
5±0,7
3,2±0,5
3,1±0,4
2,3±0,3
Итак, при тригатронном инициировании искрового разряда можно при мега-
вольтных напряжениях получать время задержки разряда /3 в единицы
наносекунд, а его разброс А/3 - в доли наносекунды. Это позволяет обеспечить
параллельную работу большого числа искровых каналов в тригатронах.
Теперь рассмотрим подробнее механизм наносекундного разряда в тригатроне.
Как мы уже говорили, имеется две точки зрения на механизм работы тригатрона.
Согласно одной из них возбуждение разряда в главном промежутке происходит в
результате фотоионизации, вызванной коротковолновым излучением от искры
поджигающего разряда. Вторая точка зрения [19] основана на допущении возможности
инициирования разряда в тригатроне до момента пробоя поджигающего промежутка.
В экспериментах [6, 18] реализуется второй механизм пробоя тригатрона. Длина
поджигающего промежутка в этих экспериментах не превышала 10-15% от длины
основного промежутка. Времена запаздывания порядка 3-5 не были получены при
амплитуде пускового импульса не более 10-15% от величины основного напряжения.
Для обеспечения наименьших /3 необходимо, чтобы при подаче пускового
импульса перекрытие основного промежутка происходило быстрее, чем пробьется
поджигающий зазор. Для выполнения этого условия следует правильно
координировать соотношение длин поджигающего d\-i промежутка между электродами 1 и 3
и основного промежутка d и выбирать оптимальное пусковое напряжение ?/п- При
§11.4 Тригатроны 207
слишком больших Un первым пробивается поджигающий зазор, пусковой
потенциал шунтируется малым импедансом искры в этом зазоре и /3 увеличивается. При
малых Un градиент электрического поля у кромки поджигающего электрода
уменьшается, что также ведет к росту t3. Необходимо иметь отношение rfi_2/^i-3 = 5-10,
так как при меньших отношениях уменьшается перенапряжение в поджигающем
зазоре dn после перекрытия основного промежутка, а при больших отношениях
необходимо существенно уменьшать ?/п.
О том, что главную роль в инициировании разряда в тригатроне играет не
искра в поджигающем зазоре, а искажение электрического поля у кончика пускового
электрода, говорят и зависимости времени запаздывания пробоя от соотношения
полярностей пускового и основного напряжений. Такой зависимости не должно
быть, если разряд в основном промежутке инициируется искрой в поджигающем
зазоре. В случае опережающего пробоя промежутка между поджигающим
стержнем и противоположным основным электродом начальная стадия разряда
формируется в системе стержень (поджигающий электрод)-плоскость (основной
электрод). В такой системе наименьшее пробивное напряжение и соответственно
наименьшее время запаздывания соответствует положительной полярности стержня.
Именно при положительной полярности поджигающего электрода и
отрицательной - основного напряжения получено наименьшее время запаздывания пробоя
тригатрона, что говорит в пользу «потенциального», а не «искрового» механизма
инициирования. Установлено [6], что время /3 оказывается минимальным в том
случае, когда пробой обоих промежутков происходит практически одновременно,
лишь с небольшим опережением пробоя в основном промежутке.
Малое и стабильное время запаздывания, полученное при тригатронном под-
жиге, позволяло надеяться на возможность осуществления параллельной работы
нескольких искровых разрядников при небольших временах «развязки» tp между
искрами. На первом этапе были проведены эксперименты по инициированию двух
параллельных искровых каналов [6]. Учитывая малую дисперсию (доли
наносекунды) времени запаздывания при таком поджиге, два тригатронных узла
устанавливали в одном разряднике на расстоянии 8 см (/р = 0,27 не) друг от друга (рис. 10).
Электрод 1 в этом разряднике был изготовлен в виде плоскости с закругленными
(R = 15 мм) краями. Межэлектродный зазор составлял 5,5 см, давление газа в
промежутке - 6 атм (8% SF6 + 92% N2). Пусковой импульс амплитудой 140 кВ
подавался одновременно на оба поджигающих электрода 3 через сопротивления R =
= 103 Ом. Основной разрядный ток в каждом канале регистрировался при помощи
шунтов с сопротивлением 0,2 Ом, которые устанавливались между заземленным
электродом и металлическими кольцами, на которые происходил основной разряд.
Было показано, что при двух каналах время коммутации почти в два раза
меньше, если токи в том и другом канале одинаковы C2 не при одном канале и
18 не при двух). В этих экспериментах время коммутации тригатрона
определялось омическим сопротивлением искры. Влияние индуктивности было малым,
общий ток в двух каналах составлял 26 кА. Дальнейшее изучение характеристик
тригатрона и многоискровой работы сильноточного коммутатора [6]
производилось на установке с восьмиканальным разрядником на напряжение 500 кВ при
разряде трехомной коаксиальной линии с двойной электрической длиной 18 не.
208 Глава П. Разрядники с высоким давлением газа
Т
д
ФЛ
%
Рис. П. 10. Схема двухканального тригатрона. 1 - высоковольтный электрод, 2 -
заземленный электрод, 3 - пусковой электрод, 4 - диэлектрическая втулка, 5 - генератор Маркса 1,
б- генератор Маркса 2, Д - делитель напряжения, ФЛ - формирующая линия, РК -
радиочастотный кабель
Интересно отметить, что эффективное время t3 при работе восьми каналов (т.е.
время между приходом пусковых импульсов на тригатроны и началом роста тока в
разряднике) оказалось заметно меньше, чем t3 одного канала. Это объясняется,
видимо, тем обстоятельством, что при работе восьми каналов в восемь раз
увеличивается вероятность зажигания хотя бы одного канала (обеспечивающего начало
роста общего тока в разряднике) с минимальным временем запаздывания.
При одноискровом разряде трехомной линии при U= 380 кВ больше половины
напряжения через время 18 не теряется на коммутаторе, причем основная доля
потерь обусловлена активным сопротивлением коммутатора. При
восьмиканальном разряде остающееся на коммутаторе напряжение не превышает 10%; при этом
амплитуда коммутируемого тока возрастает более чем в два раза по сравнению с
одноискровым пробоем.
С изменением напряжения на промежутке в диапазоне @,8ч-1,0)?/с при
неизменных давлении газа и длине промежутка активное сопротивление коммутатора
практически не меняется как в одно-, так и в многоискровых режимах. При
дальнейшем уменьшении напряжения вплоть до 0,6 Uc активное сопротивление
разрядника увеличивается на -0,5 Ом как в одноискровом (что составляет 20%), так и в
многоискровых режимах; при этом в двух- и четьфехискровом режимах изменение
составляет -70-80%, а при восьмиканальном пробое сопротивление увеличивается
в несколько раз, что обусловлено неравномерным распределением тока между
каналами при больших недонапряжениях на коммутаторе.
Характеристика коммутации зависит от сорта газа, заполняющего
коммутатор. Например, известно, что добавка 50% аргона к смеси N2 и SF6 улучшает
работу коммутатора [20]. При восьмиканальном тригатроне наибольшая скорость
роста тока была получена при смеси 80% N2 + 10% SF6 + 10% Аг. В работе [21]
§11.4 Тригатроны 209
определены коммутационные характеристики при одно- и многоискровой
коммутации сильноточного разрядника, заполненного смесями газов SF6, N2, Ar в
различных соотношениях. Типичные осциллограммы спада напряжения на
разряднике приведены на рис. 11. Из осциллограмм видно, что добавка к газовой
смеси больших количеств аргона существенно затягивает спад напряжения на
коммутаторе. С увеличением числа искровых каналов скорость спада
напряжения на начальном участке коммутационной характеристики увеличивается,
однако даже в случае восьмиканального разряда на конечной стадии коммутации
в смеси, содержащей 30-50% Аг, не менее 10-15% начального напряжения
остается на промежутке.
Индуктивное сопротивление коммутатора практически мало зависит от сорта
газа (данная зависимость может иметь место лишь в случае сильного отличия
диаметров каналов в разных газах; в случае большого числа параллельных
каналов зависимость, видимо, уменьшается), поэтому, вероятно, остаточное
напряжение обусловлено большим активным сопротивлением коммутатора. Об этом
же говорит и неэкспоненциальный характер спада напряжения на конечной
стадии коммутации.
(а)
(б)
«
(г)
50% N2
50% Аг
-V
1 1
1 1
1 1
1 1 1
N2
i i
i i
\
i i
1
40% N2
50% Аг
10%SF6
i i
i i
l l
—1—1—
80% N2
10% Ar
10% SF6
1 1
i i
V
I T
1
90% N2
10%SF6
m
M
V
3
2
1
0
3
2
1
0
3
f~2
ь i
о
0 5 10 0 5 10 0 5 10 0 5 10 0 5 10 15
t [не]
Рис. 11.11. Осциллограммы спада напряжения на разрядном промежутке для различных
газовых смесей: а - один, б - два, в - четыре, г - восемь каналов
14. Месяц Г. А.
210 Глава 11. Разрядники с высоким давлением газа
§ 11.5 Разрядники с запуском от внешнего излучения
11.5.1 Ультрафиолетовый запуск
Разрядник, запускаемый от ультрафиолетового излучения вспомогательного
разрядника, называется искровым реле. Оно имеет два искровых промежутка (рис. 5, в),
основной - между электродами 1 и 2 и поджига - 3 [9]. Ультрафиолетовое
излучение искры в промежутке 5, попадая на катод 2, приводит к появлению фототока
с катода, который инициирует пробой основного промежутка. В работе [9] было
показано, что при недонапряжении на основном промежутке 1-2% и рабочем
напряжении около 10 кВ время запаздывания t3 между пробоем инициирующего и
основного промежутка равно Ю-8 с.
Искровые реле сыграли выдающуюся роль при разработке импульсных
управляемых устройств для первых осциллографов, регистрирующих быстрые
процессы. Стекольников [9] показал, что при хорошей настройке такие реле имеют
t3» Ю-8, a Af3 <? Ю~8 с. В [22] исследован такой разряд при инициировании его от
ультрафиолетовой вспышки длительностью 6 не. Показано, что наиболее
эффективно ультрафиолетовое излучение с длиной волны около 1100 А. Оно мало
поглощается в воздухе и обеспечивает высокую фотоэмиссию с катода. Время
задержки срабатывания разрядника t3 с ростом напряжения уменьшается и
приближается к некоторому пределу (рис. 12), который равен dlve.
Месяц [2], используя свою концепцию многолавинного разряда, объяснил этот
результат тем, что рост тока обусловлен лавинным размножением электронов,
образованных на катоде при ультрафиолетовой подсветке последнего. Основным
условием при этом является необходимость обеспечить такой ток начальных
инициирующих электронов /о» чтобы при газовом усилении порядка 108, характерном
для критической лавины при пробое, близком к статическому, разрядный ток
достигал величины, при которой его можно рассматривать как начало разряда.
Например, при токе инициирующих электронов /0 ® 10 А и газовом
усилении 108 ток в контуре достигнет значения ~10 А. Если учесть, что за время развития
лавин до 108 электронов будет иметь место дополнительный приток электронов с
катода из-за фотоэффекта, то очевидно, что суммарный разрядный ток превысит
10 А. При таких условиях время задержки пробоя основного промежутка можно
оценить по формуле F.37), которой мы пользовались при импульсном
многоэлектронном инициировании. Если в эту формулу вместо а подставить его значение из
условия Ретера [23] для статического пробоя а * 20/rf, т.е. принять, что газовое
усиление лавины составляет величину порядка 108, то время задержки пробоя:
3 ve 20 v/
что и было получено экспериментально [24].
Если напряжение на основном промежутке существенно ниже статического
пробивного, то даже при большом числе инициирующих электронов для
завершения разряда требуется несколько лавинных генераций. Это приводит к
существенному росту времени t3 по сравнению с dlve. В работе [24] справедливость
соотношения /3 ® dlve при приближении напряжения к статическому пробивному
показана и для других газов, таких, как гелий, аргон и углекислый газ.
§11.5 Разрядники с запуском от внешнего излучения 211
500
300
200
х
" 100
*?
50
30
20
0,8 1,2 1,6 2,0
U [кВ]
Рис. 11.12. Зависимость времени задержки пробоя воздушного промежутка (d= 0,32 см) от
величины напряжения на нем при различных расстояниях / между основным и
вспомогательным разрядниками. G) / = 1,25 см, B) / = 1,9 см, E) / = 2,54 см
В [25] рассчитано время t3 при облучении кратковременными (~10-9 с)
вспышками ультрафиолетового излучения промежутков с напряжением, составляющим
90-95% статического пробивного значения. Было найдено, что dlve <h<K dlvh где
vt - скорость дрейфа положительных ионов. В этом расчете было учтено влияние
положительного заряда ионов, которые образуются в катодной области и искажают
электрическое поле в промежутке.
Однако метод запуска от ультрафиолетового излучения вспомогательной искры
имеет два недостатка. Во-первых, узкий диапазон рабочих напряжений - только в
интервале 95-98% от статического пробивного напряжения Uc. В противном случае
резко возрастает время запаздывания и и его стабильность (см. рис. 12). Во-вторых,
искровой ультрафиолетовый запуск не может быть использован при высоких
напряжениях (выше 50 кВ), так как начинаются пробои между пусковыми электродами и
основными. Ситуацию можно несколько улучшить, если сделать сетчатый анод и
через него светить на поверхность катода, вызывая эмиссию фотоэлектронов.
На таком же принципе инициирования фотоэлектронов на катоде основан
запуск от других источников ультрафиолетового излучения, таких, как галогеновая
лампа, кварцевая лампа, а также эксимерный лазер.
11.5.2 Лазерный запуск
Запуск при отсутствии электрической связи основных и пусковых цепей
особенно эффективен при использовании лазерных пусковых устройств при воздействии
сфокусированного луча лазера на газ в промежутке между катодом и анодом или
прямо на поверхность одного из электродов. Впервые лазерный запуск искровых
разрядников был предложен и реализован Пенделтоном и Понтером [26]. При
воздействии мощного лазерного луча в газе появляется электронная лавина [27].
Первичные электроны образуются из-за многоквантовой фотоионизации газа, а
размножаются либо в результате прямой ионизации атомов электронным ударом, либо
вследствие отрыва электронов от возбужденных атомов под действием лазерного
I
14*
212 Глава 11. Разрядники с высоким давлением газа
излучения. Ионизация газа сильно зависит от напряженности электрического поля
световой волны. Существуют пороговое поле, зависящее от сорта газа и его давления,
и соответствующая ему плотность потока, при которых возможен световой пробой.
Механизм образования лазерной искры меняется, если луч фокусируется на
катоде. При этом имеют место нагрев поверхности катода, термоэмиссия электронов и
даже взрыв металла на поверхности. Дальнейший процесс при наличии
электрического поля развивается так же, как и при наличии инициирующей плазмы. Интересно,
что время задержки разряда в коммутаторе практически не зависит от того, на
поверхности какого электрода лазер образует плазму - анода или катода. Это
аналогично тому, как если бы развивался анодно- или катоднонаправленный стример.
Время t3 зависит от электрического поля, длины промежутка и скорости стримера.
В работе [20] исследовано влияние излучения рубинового лазера на пробой
газового промежутка. Исследовалась временная задержка t3 между приходом
импульса лазера и появлением тока разряда в воздухе, азоте и элегазе. Мощность
луча лазера составляла 80 МВт, давление газа 100-1400 мм рт. ст., расстояние
между катодом и анодом 0,4^-1,5 см и поле Е = 10ч-100 кВ/см. Время t3 изменялось
обратно пропорционально электрическому полю, давлению газа и расстоянию
фокуса от поверхности анода. Зависимость /3 от Е/р для N2 приведена на рис. 13.
В работе [20] описана серия экспериментов с лазерным запуском одно- и двух-
канальных мегавольтных коммутаторов. На рис. 14 показан узел коаксиальной
передающей 90-омной линии с согласованной нагрузкой из сульфата меди.
Напряжение на высоковольтном электроде 4 MB. Лазерный луч входит с правой стороны
системы и, проходя через герметичное окно, фокусируется на поверхности
высоковольтного электрода. Мощность сфокусированного лазерного луча составляет
164 ГВт/см2. Поместив на пути луча оптический делитель, можно направить луч
по двум направлениям, обеспечив тем самым создание двух параллельных
разрядных каналов в зазоре. Наилучшие результаты по запуску разрядника были
получены для зазора 11 см при давлении 21 атм и следующем составе газовой смеси:
600
500
400
& 300
200
100
0
30 40 50 60 70
Е/р [В/(см • мм рт. ст.)]
Рис. 11.13. Изменение времени запаздывания срабатывания разрядника под действием луча
лазера в зависимости от Е/р при различных значениях давления азота. G)/? = 614 мм рт. ст.,
B)р = 400 мм рт. ст., C) р = 300 мм рт. ст., D)р = 200 мм рт. ст., E)р = 100 мм рт. ст.
§11.5 Разрядники с запуском от внешнего излучения 213
11,5 см
4 5
85 см
Луч
" лазера
Рис. 11.14. Разрядник с лазерным запуском: 1 - высоковольтный электрод, 2 - фокусирующая
линза, 3 - корпус разрядника, 4 - нагрузка из сульфата меди, 5 - коаксиальная передающая
линия
50% аргона, 40% азота и 10% элегаза. При этом средняя величина времени
задержки срабатывания при напряжении 3,05 MB (94% от напряжения самопробоя)
составляла 10 не при величине пульсации ±1 не. Если время задержки меньше
длительности лазерного импульса, то плотность мощности луча лазера на
мишени не влияет на задержку включения. В противном случае при уменьшении
плотности мощности на мишени от 164 ГВт/см2 до 65 ГВт/см2 время задержки
увеличивается с 10±2 не до 18±7 не для 7-сантиметрового зазора при Е/р =
= 26 В/см-мм рт. ст. и напряжении пробоя, равном 83% от напряжения
самопробоя. Более полную информацию о лазерных искрах можно найти в обзоре [28] и
монографии [29].
11.5.3 Электронно-лучевой запуск
В [30, 31] показана возможность запускать искровой разрядник с наносекунд-
ной точностью при помощи пучка быстрых электронов. Последующие
эксперименты в этом направлении показали, что при заполнении разрядника смесью
20% SF6 и 80% N2 с суммарным давлением 8,5 атм при импульсном зарядном
напряжении линии до 2106 В было получено время запаздывания 30 не.
Основная проблема таких коммутаторов заключается в получении малого и
стабильного времени запаздывания t3 при малом токе электронного пучка.
Эффективный способ решения данной задачи - инжекция пучка с большой долей
электронов, имеющих низкую энергию, что приводит к сильному повышению поля
объемного заряда электронов, термализованных в газе промежутка. В процессе
инжекции электронов в газ повышение поля обусловлено объемным зарядом
термализованных электронов и неоднородностью проводимости плазмы из-за
немонохроматичности инжектируемого пучка. Электроны пучка с малой энергией
имеют меньшую глубину проникновения и большее сечение ионизации. Поэтому
проводимость при инжекции электронов через катод будет уменьшаться от катода
к аноду, усиливая электрическое поле в анодной области.
Особенно резко увеличивается электрическое поле в результате термализации
быстрых электронов, когда их полный пробег в газе меньше длины
межэлектродного зазора. Тогда электрическое поле между фронтом термализованных
214 Глава 11. Разрядники с высоким давлением газа
электронов и противоположным электродом возрастает на величину:
A1.5)
где j„ - плотность тока пучка; / - время; ео - дголектрическая постоянная. Если jn =
= 1 А/см2, то уже через время t = Ю-8 с, Et = 105 В/см. Для образования искры при
атмосферном давлении в воздухе в таком поле достаточно времени ~10"9 с (см. главу 6).
В работе [18] наблюдалось уменьшение времени t3 при снижении энергии
инжектированных электронов, что достигалось уменьшением ускоряющего
напряжения ускорителя. При этом понижаются ток электронов в диоде ускорителя и
прозрачность фольги, выпускающей электроны в газ. Схема экспериментальной
установки приведена на рис. 15. Результаты экспериментов представлены на рис. 16. Из
зависимостей времени задержки появления искры t3 от напряжения,
приложенного к межэлектродному промежутку U0, следует, что даже сильное уменьшение ТОка
инжектируемых электронов приводит к снижению времени t3. При токе пучка /п =
= 1-50 А, напряжении U0 = 150-180 кВ время /3 составляет ~10~9 с.
Время запаздывания t3 зависит от полярности напряжения на разрядном
промежутке (рис. 16). Минимальное /3 ~ Ю~9 с для инжекции быстрых электронов
через катод достигается при значительно (на 30%) большем напряжении, а диапазон
управления разрядника уменьшается. При неизменных параметрах инжектируемого
Рис. 11.15. Схема установки с рабочим напряжением 2,5 MB. ГИН - генератор Маркса; ПИ -
проходной изолятор; НП, ВП - наружный и внутренний проводники формирующей линии;
3i и Э2 - электроды исследуемого газового разрядника; И - изолятор; Ш - шпильки из
оргстекла; УЭ - ускоритель электронов; УР - управляемый разрядник; Ф - анодная фольга
вакуумного диода (в экспериментах с электродным пучком); К - катод; БС - блок
синхронизации; Дь Дг, Дз - делители напряжения
§ 11.5 Разрядники с запуском от внешнего излучения 215
160
120
Л 80
40
130 150 170 190 220
Щ [кВ]
Рис. 11.16. Зависимость времени срабатывания разрядника от напряжения при инжекции
пучка через катод A-3) и через анод D). 1-4 - ток пучка электронов 1П = 50, 10, 1, 10 А
соответственно
пучка эффективность быстрого пробоя разрядника возрастает с увеличением
произведения pd в газовом промежутке (р - давление газа, d - длина промежутка),
что объясняется ростом плотности тока электронов, которые термализуются в газе,
и увеличением поля их объемного заряда.
Обсудим этот вопрос более подробно. Пусть толщина алюминиевой фольги,
через которую инжектируются электроны, 50 мкм, причем произведение
толщины фольги h на плотность алюминия р составляет Ар = 12,5-Ю-3 г/см2. Потери
электронов в фольге будут небольшими, если глубина их пробега 8 » h. Для
энергии электронов 0,15 МэВ < Г0 < 0,8 МэВ 8р«0,4Г04/3 [32]. Следовательно,
необходимо иметь энергию электронов Г0 > 0,1 МэВ. Пусть Г0 = 0,2 МэВ.
Электроны с такой энергией в азоте будут иметь пробег 8р = 44 О6 см-Па [32].
Следовательно, для значительной термализации электронов необходимо, чтобы pd >
> 4-106 см-Па. В соответствии с кривой Пашена при таких pd статическое
пробивное напряжение в азоте Uc = 2-\0~4pd [4], где Ue измеряется в киловольтах.
Следовательно, в данных условиях следует ожидать высокой скорости
срабатывания коммутатора при Uc > 800 кВ.
Из сказанного можно сделать вывод, что при переходе в область мегавольтных
промежутков следует ожидать возрастания быстродействия разрядников.
Эксперименты с мегавольтными разрядниками подтвердили этот вывод [18].
Использовались разрядники с напряжением до 2,5 MB. Длина разрядного промежутка d =
= 5,5 см. В качестве газового наполнителя применялись азот или его смеси с элега-
зом при давлении р = D-11L05 Па. Энергия электронов 200-300 кэВ, ток после
фольги 15-130 А.
Экспериментальная зависимость времени запаздывания /3 и электрической
прочности EJp промежутка длиной 5,5 см от процентного содержания элегаза в
смеси элегаза с азотом показана на рис. 17 [18]. Зависимость получена при одном и
том же зарядном напряжении 1,4 MB при изменении давления газа от 1,1-106
(чистый N2) до 44 О5 Па E0% N2 : 50% SF6). Видно, что небольшая добавка элегаза
216 Глава 11. Разрядники с высоким давлением газа
Я
с
s
0Q
со
с^
/—"ч
^
А
100 г
80 L
60 к
40 L
20 L
I _J 1 1 L 1 0
0 10 20 30 40 50
SF6 [%]
Рис. 11.17. Зависимость электрической прочности A) и времени запаздывания пробоя
разрядника B) от содержания SF6 в азоте.
(-10%) увеличивает пробивную напряженность промежутка с чистым азотом в
2 раза; дальнейшее увеличение процентного содержания элегаза в смеси изменяет
электрическую прочность незначительно. По данным [33], относительная
прочность элегаза по сравнению с азотом на постоянном напряжении равна 2,3-2,5.
Таким образом, нецелесообразно использовать смеси с содержанием элегаза более
50%. Следует принимать во внимание и то обстоятельство, что при большом
содержании SF6 в смеси электрическая прочность газа зависит от числа разрядов.
Так, для Uc = 1,45 MB, р = 4-105 Па E0% N2 : 50% SF6) уже после 30 разрядов с
током / = 40 кА, длительностью 60 не (протекающий суммарный заряд 5-Ю-2 Кл)
прочность газа уменьшалась на 10%. В этих экспериментах получено
минимальное /3 = 15 не при стабильности ±0,8 не (U0/Uc = 85%). Более подробную
информацию об электронном пуске коммутаторов можно найти в обзоре [34].
§ 11.6 Последовательный многоэлектродный разрядник
11.6.1 Принцип работы
Устройство с соединением большого числа искровых разрядников называют
последовательным многоэлектродным разрядником. Такой разрядник был
предложен Гарднером [35]. Воробьев [36] предложил его использовать для укорочения
фронта импульса, так как из-за большого перенапряжения можно иметь малое
время коммутации. Месяц [2, 37] провел обстоятельное исследование свойств
такого разрядника и показал возможность построения мощных наносекундных
коммутаторов с малыми U (Ю-8 с) и Д/3 (±10~9 с) для получения серии жестко
привязанных друг к другу импульсов в схемах задержки, обострителях и др.
Схема последовательного разрядника в общем виде приведена на рис. 18.
Напряжение по промежуткам, число которых равно N, распределяется при помощи
омического делителя R, причем каждый промежуток шунтируется на землю
емкостью С0. Потенциалы верхних электродов относительно земли составляют
§ 11. б Последовательный многоэлектродный разрядник 217
ип
R
R
г^^^^л-rл^ллл-^ - - rMW+A\w-r - - т-л\^-г-л\\ал-?
с
с
OcM^cH--fOcH-OcH
с
Л/2
R
R
С
М2+1
С
лг-1
Ь4-Ъ
с
JV
Сн Со
Со
Со Со Со
Со Со
Со
Рис. П. 18. Схема многозазорного разрядника. Сн - накопительная емкость; RK - нагрузка; С-
межэлектродные емкости; Со - емкости электродов на землю; R - делитель напряжения; Ср -
разделительная емкость; Un - пусковой импульс; /, 2, ...,N- номера промежутков
соответственно U\9 U2, ..., UN. Запуск такого разрядника можно производить,
подавая пусковой импульс на какой-либо из промежутков. Если первым пробивается
промежуток 7, то на него разряжается емкость С, создавая проводящий путь в
промежутке. Емкость С0 удерживает постоянный потенциал в точке ее подключения,
поэтому промежуток пробивается с перенапряжением (U\ + U2)/UC9 где Uc -
статическое пробивное напряжение промежутка 2. Разряд С0 создает в разряднике 2 и
поддерживает в 1 проводящий путь. Так последовательно пробиваются все N
промежутков. Запуск такого разрядника возможен и путем подачи пускового импульса
на любой другой электрод, как это показано на рис. 18.
На стабильность работы такого разрядника влияет отношение емкости
электродов относительно земли к собственной межэлектродной емкости, т.е. С0/С.
Обычно для стабильной работы необходимо иметь Cq/C > 5. Время запуска
уменьшается, а стабильность работы таких разрядников возрастает, если искры в
промежутках подсвечивают соседние промежутки своим ультрафиолетовым излучением.
Если пусковой импульс подается на какой-то промежуточный разрядник, то
обычно достаточно подсветки только соседних промежутков [37]. При напряжениях до
100 кВ в таких разрядниках можно иметь общее время запаздывания в десятки
наносекунд со стабильностью в единицы наносекунд. Достоинством таких
коммутаторов являются очень широкий диапазон рабочих напряжений - десятикратный
и более - и малое напряжение запуска, так как обычно достаточно осуществить
разряд только в одном промежутке, и тогда каскадно срабатывают все остальные.
Такие разрядники имеют малое время коммутации даже при атмосферном
давлении газа, так как работают при большом перенапряжении.
В ряде случаев невозможно обеспечить большое отношение емкостей Со/С.
В [38] показано, что возможна эффективная работа многоэлектродного разрядника
без увеличения емкости относительно земли. На рис. 19 показана одна из схем
такого варианта разрядника. Параллельно искровым промежуткам через
сопротивление R\ = C-5)-103 Ом подключены дополнительные емкости С = 47-Ю-11 Ф.
Величины R\ и С подобраны с таким расчетом, чтобы постоянная времени разряда R\C
218 Глава 11. Разрядники с высоким давлением газа
Со
Со
ОСИ
R
Рис. 11.19. Схема разрядника без увеличенных емкостей электродов на землю. ВН - высокое
напряжение, Ья - индуктивность нагрузки
была больше времени запаздывания /3 пробоя отдельных искровых промежутков:
х = R\C « 10 с, а /3 ^ 510"8 с. При таком соотношении х и /3 при замыкании на
землю пускового кабеля с помощью разрядника Р# потенциал пускового электрода
существенно изменяется, а потенциалы соседних электродов практически не
изменяются из-за большой величины х = R\C; в результате соседние с пусковым
электродом промежутки пробиваются с большим перенапряжением. После пробоя этих
промежутков аналогично пробиваются остальные вплоть до полного срабатывания
разрядника.
11.6.2 Последовательный разрядник с микрозазорами
Как мы показали в § 1 этой главы, если промежутки разрядника составляют
доли миллиметра, то даже при атмосферном давлении время коммутации составляет
10"9 с. Это свойство коротких зазоров сохраняется и при последовательном
соединении большого их числа. Например, при числе промежутков N = 10, длинах
зазоров d= 100 мкм и давлении воздуха р = 1 атм время tK » 10~9 с. Это время почти на
порядок меньше времени tK для одиночного промежутка при р = 1 атм со
статическим пробивным напряжением, равным суммарному напряжению всех зазоров, т.е.
-10 кВ, и примерно равно времени коммутации при С/=10кВи/?=10 атм.
Следовательно, при последовательном соединении коротких зазоров можно на порядок
снизить время tK при неизменных давлении и пробивном напряжении, или во
столько же раз снизить давление газа при неизменных tK и пробивном напряжении.
Короткие промежутки имеют также малое время деионизации, причем оно
уменьшается, если промежуток разделен на много зазоров. Это обусловило
широкое применение промежутков с малыми зазорами в энергетических разрядниках, в
схемах управления импульсными источниками света и т.д. В последнем случае при
заполнении многосекционного разрядника водородом при токе 6 кА частота
следования импульсов составила 10 кГц [39].
В [40] был предложен и разработан коммутатор, который имеет одновременно
высокую стабильность времени пуска без вспомогательных источников, низкую
амплитуду пускового импульса, широкий диапазон рабочих напряжений при не-
§ 11. б Последовательный многоэлектродный разрядник 219
изменных длинах промежутков и, наконец, сравнительно низкое давление при
времени коммутации 10~9с. При этом коммутатор запускался без гальванического
контакта между формирующим и пусковым устройствами. Устройство этого
коммутатора приведено на рис. 20 [40]. Шайбы 1, которые являются электродами,
разделены промежутками и надеты на полое изолирующее основание 2. Напряжение
по промежуткам распределяется с помощью сопротивлений 3. Накопительный
кабель 4 присоединяется к последней шайбе сверху, а формируемый импульс
отводится по кабелю 5, который присоединяется к последней шайбе снизу. Пусковым
электродом является металлический цилиндр б, к которому импульс поступает по
кабелю 7. Все устройство находится в металлическом корпусе 89 который для
изоляции от высокого напряжения насажен на изолирующий цилиндр 9.
^з
Рис. 11.20. Устройство коммутатора с короткими газовыми промежутками. 1 - шайбы, 2 -
изолирующее основание, 3 - сопротивление, 4 - накопительный кабель, 5 - передающий
кабель, б - пусковой электрод, 7 - пусковой кабель, 8 - корпус, 9 - изолирующий цилиндр
220 Глава 11. Разрядники с высоким давлением газа
Использование такого разрядника имеет ряд преимуществ по сравнению с
обычными коммутаторами:
1. Понижение давления осуществляется вследствие того, что используются
малые длины зазоров. При длине зазора d = 100+200 мкм в таких газах, как азот,
аргон, воздух и др., даже при атмосферном давлении время коммутации составляет
Ю-9 с. Используя последовательное соединение большого числа коротких зазоров,
можно при высоких напряжениях и давлении всего в несколько атмосфер получить
фронт импульса 10~9 с.
2. Высокая стабильность времени от момента приложения пускового
напряжения до срабатывания коммутатора обеспечивается тем, что к первым зазорам
прикладывается подавляющая часть пускового напряжения, и они пробиваются за
время не более чем Ю-9 с, создавая еще большее перенапряжение на последующих
зазорах. Оно создается в результате перераспределения рабочего напряжения после
пробоя первых промежутков, которое складывается с пусковым, поэтому время
запуска коммутатора мало и его стабильность высока.
3. Малая амплитуда пускового импульса Un обеспечивается тем, что для
запуска коммутатора фактически нужно пусковое напряжение, способное пробить один
зазор. Минимальная величина этого напряжения определяется статическим
пробивным напряжением одного зазора. Например, в воздухе при d = 100 мкм, р =
= 1 атм, величина пускового напряжения Un = 1 кВ. Для получения хорошей
стабильности запуска необходимо, чтобы [/„ в четыре-пять раз превышало
статическое пробивное напряжение Uc. Важно отметить, что с ростом максимального
рабочего напряжения амплитуда пускового импульса не увеличивается.
4. Из-за большого перенапряжения на промежутках имела место
многоискровая работа коммутатора. Это очень важно при высоких напряжениях, когда нужно
уменьшить индуктивность искры.
Было изготовлено и испытано четыре образца коммутаторов, наполненных азотом
[40]. Здесь приведены данные о работе коммутаторов с N=30 hN=15h длиной
зазоров, равной 200 мкм. Размеры коммутаторов выбирались из условия согласования их с
накопительным 4 и передающим 5 кабелями. Изолируюпще основания 2 и цилиндр 9
(рис. 20) изготавливались из оргстекла, а электроды - из нержавеющей стали.
При значениях рабочего напряжения U> 14 кВ и амплитуде пускового
импульса 5 кВ искажения фронта импульса, вызываемые несогласованным пробоем
последних зазоров, были незначительны. При малом значении рабочего напряжения
и тех же значениях напряжения пускового импульса эти искажения существенны.
Установка емкости между предпоследним электродом и землей полностью
устраняет эти искажения. Повышение давления газа в коммутаторе также устраняет
искажения фронта. Они отсутствовали во всем диапазоне рабочих напряжений,
который был десятикратным и составлял 4-40 кВ. При работе коммутаторов с
наибольшим рабочим напряжением нестабильность их запуска составляет величину
порядка нескольких наносекунд.
11.6.3 Разрядники для параллельного включения конденсаторов
Для параллельного включения конденсаторов в мощных конденсаторных
батареях обычно используются тригатроны и трехэлектродные искровые разрядники.
Время срабатывания и стабильность этих коммутаторов сильно зависят от заряд-
§ 11. б Последовательный многоэлектродный разрядник 221
ного напряжения батареи, что делает невозможным включение батареи на нагрузку
с импедансом, большим волнового сопротивления контура, без развязывающих
элементов. Для устранения этих трудностей было предложено [41,2] использовать
многоэлектродный разрядник с большим отношением емкости электродов на
землю к межэлектродной емкости. Для этого использовались электроды в виде трубок,
в которые вставлялся коаксиальный кабель.
Далее описан многозазорный управляемый коммутатор, который работает при
атмосферном давлении в воздухе в диапазоне напряжений от 8 до 50 кВ, при токах
до 100 кА без какой-либо регулировки промежутков. Разрядник состоит из восьми
промежутков длиной 2 мм, по которым при помощи омического делителя
равномерно распределяется рабочее напряжение. Отношение емкости электродов на
землю Со к межэлектродной емкости С равно примерно 5. Для уменьшения и
стабилизации времени срабатывания коммутатора два промежутка, прилегающие к
пусковому электроду, предварительно (за 30 не до прихода пускового импульса)
подсвечиваются при помощи искрового промежутка, установленного в разрезе
оболочки пускового кабеля (рис. 6). Оказалось, что для стабильной работы
коммутатора достаточно подсвечивать только эти зазоры.
Пусковой импульс имеет амплитуду 25 кВ, полярность, обратную рабочему
напряжению, фронт 10 не и длительность 100 не. Он подается через разделительную
емкость к пусковому электроду, к которому со стороны накопительной емкости
примыкает пять промежутков, а со стороны нагрузки - три. Из-за большой
величины С0/С почти все пусковое напряжение прикладывается к зазорам,
прилегающим к пусковому электроду. Это обеспечивает высокое перенапряжение на зазорах
и стабильное срабатывание коммутатора. Чтобы примерно уравнять времена
пробоя разрядника в обе стороны от пускового электрода, коммутатор сделан
несимметричным: между пусковым электродом и высоковольтным выводом
конденсатора расположено пять зазоров, а по другую сторону пускового электрода - три
зазора. Это оптимальное соотношение числа промежутков найдено экспериментально.
Сечение коммутатора в плоскости пути разряда приведено на рис. 21.
Цилиндрические электроды 2 разрядника надеты на латунные трубки 7. Использование
длинных латунных трубок преследует две цели: во-первых, изолирующие поверхности
располагаются вдали от места разряда, что существенно уменьшает напыление
материала электродов на эти поверхности; во-вторых, для получения нужной
величины С внутри трубок располагается коаксиальный кабель 3 без оплетки. Жилы
кабелей 4 в трубках между пусковым электродом 5 и нагрузкой соединены с землей, а в
трубках по другую сторону этого электрода - с высоковольтным выводом 6
конденсатора 7 для уменьшения в статическом режиме разности потенциалов между
латунной трубкой и жилой кабеля внутри нее. В этих условиях емкости электродов на
землю и относительно вывода конденсатора составляли: С0« 23 пФ, С « 5 пФ.
Электроды коммутатора имеют П-образное расположение и фиксируются на
изолирующем ребре 8 конденсатора при помощи пазов в концевых отливках из смолы. Такое
расположение электродов позволяет получить наименьшую индуктивность
разрядника и системы конденсатор-разрядник. Концевые электроды коммутатора
устанавливаются непосредственно на выводах конденсатора. Коммутатор закрывается
металлическим кожухом, на котором устанавливаются разрядники для подсветки
зазоров. В качестве этих разрядников использовались автомобильные свечи.
222 Глава П. Разрядники с высоким давлением газа
Латунь
Сталь 3
Полиэтилен
Рис. 11.21. Сечение разрядника в плоскости пути разряда. 1 - латунные трубки, 2 -
цилиндрические электроды, 3 - коаксиальный кабель без оплетки, 4 - жила кабеля, 5 - пусковой
электрод, б - высоковольтный вывод, 7 - конденсатор, 8 - изолирующее ребро
Описанный многозазорный коммутатор обладает преимуществом по сравнению
с тригатроном и трехэлектродным разрядником. До момента пробоя последнего
зазора в одном из коммутаторов все разрядники батареи работают независимо друг от
друга. После полного пробоя одного или нескольких разрядников срабатьюание
оставшихся разрядников принципиально возможно до тех пор, пока на них есть
напряжение, равное напряжению электрической прочности одного зазора. Если
сработал только один разрядник, то на нагрузке напряжение увеличивается, а на
оставшихся разрядниках уменьшается. Следовательно, для устойчивой параллельной
работы разрядников нестабильность в их срабатывании должна быть значительно
меньше, чем время роста напряжения на нагрузке до максимума. Эксперименты [38]
показали, что два разрядника устойчиво работали параллельно на общую
индуктивную нагрузку в диапазоне напряжений 8-50 кВ. Величина индуктивности
разрядника, определенная различными методами, составляла ~3-10~8 Гн. Время срабатывания
при U= 8 кВ составляло /3 = 80±5 не, а при ?/= 50 кВ было равно f3 = 15±1 не.
В [42] дано описание мощного генератора импульсов тока с энергией 40 кДж,
внутренней индуктивностью 10~8 Гн и рабочим напряжением 10-50 кВ, в котором
использованы описанные выше разрядники. Максимальный ток короткого
замыкания составлял 2,5 МА. Применение разрядников, описанных выше, позволило
осуществить подвод электрической энергии к нагрузке без развязывающих
элементов широкими шинами, выполненными в виде сдвоенной линии. Генератор
состоял из 12 конденсаторов, и на каждом из них устанавливалось по два разрядника.
Ковальчук и его сотрудники [43-45] разработали несколько многозазорных
разрядников для использования в первичных накопителях энергии в импульсных
устройствах с использованием генераторов Маркса (ГМ) и линейных импульсных
трансформаторов (ЛИТ). В многозазорных разрядниках, предназначенных для
использования в первичных накопителях энергии, для равномерного распределения
квазистатического зарядного напряжения по зазорам необходим резистивный дели-
§11.6 Последовательный многоэлектродный разрядник 223
тель. Этот делитель должен выдерживать полное напряжение A00-200 кВ), иметь
сопротивление на уровне ~109-1010 Ом, обеспечивать срок службы не менее срока
службы остальных элементов разрядника и конструктивно вписываться в его
габариты. Часто оказывается, что такой делитель невозможно изготовить на основе
резисторов, вьшускаемых промьппленностъю. В таких случаях в разрядниках в качестве
резистивного делителя используется коронный разряд [43]. На промежуточных
электродах разрядника устанавливаются иглы таким образом, чтобы коронирующие
острия являлись катодами. Ток коронного разряда может регулироваться длиной игл,
причем с уменьшением их длины (и напряженности поля на остриях) этот ток
уменьшается. Корона на остриях должна зажигаться при достаточно низком
напряжении на разряднике, исключающем вероятность самопробоя. Ток коронного
разряда должен быть по возможности минимальным, поскольку с его увеличением
напряжение самопробоя разрядника уменьшается. Кроме того, электроды разрядников
связаны между собой шнуром из полупроводящей резины для равномерного
распределения потенциала по всем зазорам.
Разрядники с рабочим напряжением до 90 кВ разрабатывались для
использования с конденсаторами двух типов: 75 кВ, 5,65 мкФ, 10 нГн, 40 мОм и 90 кВ,
3,95 мкФ, 10 нГн, 10 мОм. Оба типа конденсаторов имеют одинаковые размеры и
запасаемую энергию A6 кДж), и способны отдавать ток @,7-1) МА. На рис. 22
показана конструкция коаксиального многозазорного, многоканального разрядника
типа MMCS. В этом разряднике имеется 5 зазоров длиной по 4,5 мм между
стальными электродами сферической формы с диаметром 23,5 мм.
Сферические электроды образуют 20 каналов, по которым протекает разрядный
ток. Эти каналы расположены равномерно по внутренней поверхности
полиэтиленового корпуса разрядника. Обратный токопровод выполнен в виде
металлического цилиндра диаметром 30 см. Таким образом, объем, занимаемый магнитным
полем разрядного тока, сосредоточен фактически внутри полиэтиленового корпуса
Рис. 11.22. Разрядник типа MMCS с рабочим напряжением 90 кВ. 1 - пусковой электрод, 2 -
основание промежуточных электродов, 3 - высоковольтный электрод, 4 - полиэтиленовый
корпус, 5 - обратный токопровод, б - низковольтный электрод, 7 - центральный изолятор,
8 - игла, 9 - шнур из полупроводящей резины
224 Глава 11. Разрядники с высоким давлением газа
разрядника. Разрядники работают в атмосфере сухого воздуха при давлении 3 атм
и не требуют использования элегаза.
Запуск разрядника осуществляется изменением потенциала пускового
электрода, который залит в полиэтиленовый корпус разрядника вместе с основаниями
промежуточных электродов. Изменение потенциала пускового электрода
обеспечивает изменение потенциалов сферических электродов за счет емкостной связи
между ними, вследствие чего появляется перенапряжение на зазорах разрядника,
вызывающее их пробой. Возможны две схемы запуска. В первой схеме зарядное
напряжение подается одновременно на конденсатор и на пусковой электрод, при
этом запуск разрядника осуществляется заземлением пускового электрода. Во
второй схеме пусковой электрод при зарядке заземлен, запуск осуществляется подачей
на него высоковольтного пускового импульса. Преимущество первой схемы - в ее
простоте и отсутствии специального пускового генератора. При этом, однако,
изоляция пускового электрода подвержена воздействию квазистатического зарядного
напряжения и требования к ней выше, чем во второй схеме.
При испытаниях при зарядном напряжении 75 кВ первая схема запуска
обеспечивала время задержки /3= B7,2±0,8) не, вторая схема -13 = C2,6+1,7) не.
Индуктивность разрядника составляла (8,5±0,5) нГн. Продемонстрирована устойчивая работа
таких разрядников с током 1 МА при времени нарастания тока до максимума 1 мкс.
Для ступеней линейного трансформатора с газовой изоляцией разработаны
разрядники квадратной формы типа MMSS с аналогичными параметрами. В этих
разрядниках полиэтиленовый корпус имеет квадратную форму, при этом сферические
электроды образуют 19 каналов, расположенных по трем сторонам квадрата.
Четвертая сторона корпуса используется для изоляции вводов зарядного и пускового
напряжения. Такая конструкция позволила уменьшить высоту разрядника, что
обеспечило уменьшение индуктивности подводов в ступени ЛИТ «LTD-1000». Разрядники
типа MMCS и MMSS использованы в ГМ установки «SYRINX/GSI», в ступенях
«LTD-1000», в источниках плазмы для плазменных прерывателей тока установки
«ECF2» (CEG). О работе линейных трансформаторов мы будем говорить в главе 16.
Разрядники с рабочим напряжением ±100 кВ разработаны для использования в
составе ГМ и ступеней ЛИТ. Это многозазорные разрядники без обратного токо-
провода, поэтому вносимая ими индуктивность в значительной степени
определяется конструкцией самого накопителя энергии. Для коммутации токов от -25 кА до
-400 кА разработаны различные модификации разрядников, которые отличаются
размерами и количеством зазоров. Общей для них является принципиальная
конструкция прибора, а также схема запуска.
На рис. 23 показан чертеж разрядника на ток 25 кА. Высокое напряжение
прикладывается к боковым фланцам 7, которые герметично закрывают капролоновый
цилиндрический корпус разрядника 2. Внутри разрядника установлено пять
электродов 3, каждый на трех сферических опорах. Таким образом, весь разрядный
промежуток разделен на шесть зазоров длиной по 6 мм. Зарядное напряжение
равномерно распределяется по зазорам с помощью коронного разряда, коронирующие
острия расположены по оси разрядника на стержнях 5, приваренных к
промежуточным электродам, и на одном из боковых фланцев 1 (отрицательном). При
двусторонней зарядке средний промежуточный электрод разрядника имеет нулевой потенциал.
§11.6 Последовательный многоэлектродный разрядник 225
Рис. 11.23. Разрядник с рабочим напряжением ±100 кВ и током 25 кА. / - боковой фланец,
2 - капролоновый цилиндрический корпус, 3 - электроды разрядника, 4 - штуцер для
напуска и сброса воздуха, 5 - стержень для коронирующих острий
К этому электроду подведены два штуцера для напуска и сброса сухого воздуха, к
одному из которых подключается пусковой кабель. Для герметичности оба штуцера
вкручены в корпус с использованием силиконового герметика. Разрядник предназнаг
чен для работы в трансформаторном масле или в элегазе с давлением ~1,5 атм.
Запуск разрядника осуществляется подачей пускового импульса
положительной или отрицательной полярности на средний (пусковой) электрод. При пусковом
импульсе положительной полярности разность потенциалов на отрицательной
половине разрядника возрастает, и она пробивается. При этом в зависимости от
схемы запуска разность потенциалов на второй половине может более чем удвоиться
из-за наличия проходных емкостей между электродами разрядника, а также
емкости пускового электрода на землю.
Разрядник на ток 100 кА имеет длину 159 мм и диаметр корпуса 134 мм, в нем
шесть зазоров длиной по 6 мм, как и у разрядника на ток 25 кА. Эти разрядники
разработаны для ступеней ЛИТ «LTD-100». Разрядник на ток 350 кА имеет длину
230 мм и диаметр корпуса 170 мм, в нем восемь зазоров длиной по 6 мм, он
разработан для ГМ с двусторонней зарядкой. Количество каналов, которые зажигаются
при срабатывании этих разрядников, специально не исследовалось. После —1000
выстрелов все электроды имеют равномерную эрозию по всей окружности,
которая практически никак не сказывается на напряжении самопробоя. Во всех
разрядниках электроды изготовлены из обычной нержавеющей стали.
11.6.4 Мегавольтные последовательные разрядники
Идея последовательных разрядников, работающих при многоканальной
коммутации, оказалась плодотворной для мегавольтных коммутаторов, устанавливаемых
на выходе промежуточных емкостных накопителей, которые импульсно
заряжаются от первичного накопителя за время ~1 мкс. Таким образом, в этих
разрядниках напряжение по зазорам распределяется за счет емкостных связей и
необходимость в дополнительном резистивном делителе отпадает. Впервые мегавольтные
15. Месяц Г.А.
226 Глава 11. Разрядники с высоким давлением газа
последовательные разрядники с напряжением до 6 MB использовались в SNL и
назывались «Rimfire» [47, 45]. Запуск такого разрядника производился от пробоя
первого зазора за счет лазерного воздействия. Он содержит двадцать шесть зазоров
и является промежуточным коммутатором для подключения водяного
конденсатора, заряженного от генератора Маркса и формирующей линии. Коммутатор
запускается путем лазерного пробоя первого промежутка, а затем каскадно срабатывают
остальные. Он используется в установках «PBFAII» и «Hermes III».
В [45] предложено для устранения лазерного поджига вместо первого
промежутка использовать дополнительный многозазорный разрядник (рис. 24). Все
устройство получило название «HYBRID» и используется на установке «APPRM»
(SNL). Разрядник делится на две половины, которые можно условно назвать
пусковой секцией и секцией самопробоя. Секция самопробоя состоит из 25
электродов разрядника «Rimfire», разделенных зазорами шириной 8,4 мм. Пусковая
секция содержит шесть составных электродов ИСЭ, разделенных зазорами шириной
8 мм. К пусковому электроду подключена индуктивность 4 мкГн, соединенная с
полусферическим электродом узла тригатрона. Игла тригатрона соединена со
сферическим электродом, выведенным за пределы газового объема разрядника для
подсоединения пускового кабеля. Объем внутри разрядника заполняется элегазом
при давлении до 5 атм, снаружи разрядника находится трансформаторное масло.
Герметичность корпуса обеспечивается стяжкой из нейлоновых стержней.
При подаче пускового импульса на иглу тригатрона этот зазор пробивается и
вызывает срабатывание пусковой секции. После этого в секции самопробоя
развивается волна перенапряжения, которая по мере пробоя очередных зазоров с
нарастающей амплитудой движется от пускового электрода в сторону высоковольтного
электрода разрядника. После пробоя всех зазоров в секции самопробоя зарядное
напряжение оказывается приложенным к индуктивности 4 мкГн и параллельно к
зазорам пусковой секции. Индуктивность нужна для того, чтобы ограничить
скорость роста тока в пусковом зазоре тригатрона и удержать напряжение на зазорах
пусковой секции до тех пор, пока они не пробьются. После их пробоя почти весь
разрядный ток протекает в режиме многоканальной коммутации по зазорам
пусковой секции. Из-за большого перенапряжения во всех зазорах разрядника также
происходит многоканальная коммутация. Поэтому резко снижается собственная
индуктивность коммутатора.
Рис. 11.24. Многозазорный разрядник HYBRID для рабочего напряжения до 6 MB
Литература к главе 11 227
Литература к главе 11
1. Воробьев Г.А., Месяц Г.А. Техника формирования высоковольтных наносекундных
импульсов. М.: Госатомиздат, 1963.
2. Месяц Г.А. Генерирование мощных наносекундных импульсов. М.: Сов. радио, 1974.
3. Kunhardt ЕЕ. Electrical Breakdown in Gases in Electric Fields // Gas Discharge Closing
Switches / Ed. by G. Schaefer, M. Kristiansen, and A. Guenther. N.Y.: Plenum press, 1990.
P. 15-44.
4. Nunnally W.C., Donaldson A.L. Self Breakdown Gaps // Ibid. P. 47-62.
5. Harrison L, Kolb A., Miller R. et al. Compact Electron Beam Generators for Laser and Fusion
Research // Proc. V Symp. on Eng. Probl. of Fusion Research. Wash. (D.C.), 1974. P. 117-121.
6. Ковальчук Б.М., Кремнев B.B., Поталицын Ю.Ф. Сильноточные наносекундные
коммутаторы. Новосибирск: Наука, 1979.
7. Vitkovitsky I. High Power Switching. N.Y.: Van Nostrand Reinhold, 1987.
8. Buttram M.T., Sampayan S. Repetitive Spark Gap Switches // Gas Discharge Closing Switches /
Ed. by G. Schaefer, M. Kristiansen, and A. Guenther. N.Y.: Plenum press, 1990. P. 289-325.
9. Стекольников И.С. Импульсная осциллография и ее применение. М.; Л.: Изд-во АН
СССР, 1949.
10. Schrank G., Henry G., Kerns Q.A., Swanson R.A. Spark-Gap Trigger System // Rev. Sci.
Instrum. 1964. Vol. 35, N 10. P. 1326-1331.
11. Mercer S.9 Smith /., Martin T. A Compact, Multiple Channel 3 MV Gas Switch. // Energy
Storage, Compression, and Switching: Proc. of the I Intern. Conf. on Energy Storage,
Compression and Switching (Nov. 5-7, 1974) / Ed. by W.H. Bostick. N.Y.; L: Plenum press,
1976. P. 459-462.
12. Bernstein В., Smith I. «Aurora», an Electron Accelerator // IEEE Trans. Nucl. Sci. 1973.
Vol. 20, N3. P. 294-300.
13. Theophanis G.A. Millimicrosecond Triggering of High Voltage Spark Gaps // Rev. Sci.
Instrum. 1960. Vol. 31, N 4. P. 427-432.
14. Lavoie L., Parker Sh., Rey Ch.9 Schwartz D.M. Spark Chamber Pulsing System // Ibid. 1964.
Vol. 35, N 11. P. 1567-1571.
15. Markins D. Command Triggering of Synchronized Megavolt Pulse Generators // IEEE Trans.
Nucl. Sci. 1971. Vol. 18, N 4, pt 2. P. 296-302.
16. Martin Т.Н. The «Hydra» Electron Beam Generator // Ibid. 1973. Vol. 20, N 3. P. 283-293.
17. Cooperstein G, Condon J.J., Boiler J.R. The «Gamble I» Pulsed Electron Beam Generator //
J. Vacuum Sci. and Technol. 1973. Vol. 10, N 6. P. 961-964.
18. Елъчанинов А.С, Емельянов В.Г., Ковальчук Б.М. и др. Методы наносекундного
инициирования мегавольтных коммутаторов // ЖТФ. 1975. Т. 45, вып. 1. С. 86-92.
19. Шкуропат П.И. Исследование предразрядных процессов в тригатронах, работающих в
воздухе // ЖТФ. 1969. Т. 39, вып. 7. С. 1256-1263.
20. Moriarty J.J., Milde HI., Bettis I.R., Guenther A.H Precise Laser Initiated Closure of
Multimegavolt Spark Gaps // Rev. Sci. Instrum. 1971. Vol. 42, N 12. P. 1767-1776.
21. Kovaltchuk B.M., Lavrinovitch V.A., Mesyats G.A. et al. Investigation of the Switching
Characteristic of the High-Current Multi-Spark Discharge at the High Pressure in the Gas
Mixtures SF6, N2 and Ar // Proc. XIIIICPIG. В., 1977. P. 397-399.
22. Godlove T.E Nanosecond Triggering of Air Gaps with Intense Ultraviolet Light // J. Appl.
Phys. 1961. Vol. 2, N 8. P. 1589.
23. Мик Дж., Крэгс Дою. Электрический пробой в газах / Пер. с англ. под ред. B.C. Ko-
мелькова. М.: Изд-во иностр. лит., 1960.
24. Усов ЮЛ. Искровой запуск разрядников в газах при различных давлениях // Пробой
диэлектриков и полупроводников / Под ред. А.А. Воробьева. М.; Л.: Энергия, 1964.
С.79-82.
25. Stolen S. Breakdown Induced by Transient U.V. Irradiation // Proc. IX ICPIG. Bucharest,
1969. P. 259.
15*
228 Глава 11. Разрядники с высоким давлением газа
26. Pendleton W.K., Guenther A.H. Investigation of a Laser-Triggered Spark Gap // Rev. Sci.
Instrum. 1965. Vol. 36, N 11. P. 1546-1550.
27. РайзерЮ.П. Пробой и нагревание газа лазерным лучом //УФН. 1965. Т. 87, вып 1.С. 29.
28. Williams PR, Guenther A.H. Laser Triggering of Gas Filled Spark Gaps // Gas Discharge
Closing Switches / Ed. by G. Schaefer, M. Kristiansen, and A. Guenther. N.Y.: Plenum press,
1990. P. 145-187. (Adv. in Pulsed Power Technol.; Vol. 2).
29. РайзерЮ.П. Лазерная искра и распространение разрядов. М.: Наука, 1974.
30. Ковалъчук Б.М., Кремнев В.В., Месяц Г.А. Лавинный разряд в газе и генерирование нано-
и субнаносекундных импульсов большого тока // Докл. АН СССР. 1970. Т. 191, № 1.
С. 76-78.
31. Kovaltchuk В.М., Kremnev V.V, Mesyats G.A., Potalytsin Yu.F. Discharge in High Pressure
Gas Initiated by Fast Electron Beam // Proc. XICPIG. Oxford, 1971. P. 175.
32. Alpha-, Beta- and Gamma-Ray Spectroscopy / Ed. K. Siegbahn. Amsterdam, 1965.
33. Бортник И.М. Физические свойства и электрическая прочность элегаза. М.: Энерго-
атомиздат, 1988.
34. Месяц Г.А. Инжекционные коммутаторы большой мощности // Инжекционная газовая
электроника / Под ред. О.Б. Евдокимова. Новосибирск: Наука, 1982.
35. Gardner A.L. Sequence Spark Gap System. Pat. 2659839 USA. 1953.
36. Воробьев Г.А. Устройство для получения импульсов с коротким фронтом. А. с. 120876
СССР. // Бюл. изобрет. 1959. № 13.
37. Месяц Г.А. Запаздывание пробоя искрового промежутка при больших
перенапряжениях // Изв. вузов. Физика. 1960. № 4. С. 229-231.
38. Ковалъчук Б.М., Поталицын Ю.Ф. Быстродействующие многоэлектродные искровые
разрядники // Мощные наносекундные импульсные источники ускоренных электронов /
Под ред. Г.А. Месяца. Новосибирск: Наука, 1974. С. 77-83.
39. Жильцов В.П., Слуцкин Е.Х. Многокамерный элемент схемы включения строботронов
при высокоскоростной фотографии // ПТЭ. 1963. № 4. С. 132.
40. Воробьев П.А., Месяц Г.А., Поталицын Ю.Ф. Новый мощный управляемый наносекун-
дный коммутатор // ЖТФ. 1966. Т. 36, вып. 8. С. 1492-1498.
41. Ковалъчук Б.М., Месяц Г.А., Поталицын Ю.Ф. Многоэлектродный разрядник. А. с. 243063
СССР. Заявл. 10.11.67; Опубл. 5.05.69 // Бюл. изобрет. 1969. № 16. С. 69.
42. Байков А.П.У Искольдский A.M., Ковалъчук Б.М. и др. Мощный импульсный генератор
тока//ПТЭ. 1970 №6. С. 81.
43. Kovalchuk В.М Multigap Spark Switches // Proc. XI IEEE Intern. Pulse Power Conf.
Baltimore, 1997. Vol. 1. P. 59-67.
44. Corley J, Dixon M, Johnson D. et al. Tests of 6 MV Triggered Switches on APPRM at SNL //
Abstr. XIII IEEE Intern. Pulsed Power Conf. Las Vegas, 2001. P. 4-13.
45. Волков СИ., Ким А.А., Ковалъчук Б.М. и др. Многоканальный замыкающий разрядник
для водяных накопителей // Изв. вузов. Физика. 1999. № 12. С. 91-99.
46. Тигтап B.N., Moore W.B.S., Seamen J.F. et al. Development Tests of a 6 MV, Multistage Gas
Switch for PBFAII // Proc. IV IEEE Intern. Pulsed Power Conf. Albuquerque, 1983.
47. Humphreys D.R., Penn K.J., Cap J.S. et al. Rimfire: A Six Megavolt Laser-Triggered Gas-
Filled Switch for PBFAII // Proc. V IEEE Intern. Pulsed Power Conf. Arlington, 1985.
Глава 12
РАЗРЯДНИКИ НИЗКОГО ДАВЛЕНИЯ
§ 12.1 Вакуумные разрядники
Из сведений по физике вакуумного разряда (см. главу 5), можно заключить, что
время коммутации двухэлектродных вакуумных разрядников определяется длиной
промежутка между катодом и анодом d и скоростью движения катодной плазмы vK,
т.е. tK « d/vK. Следовательно, средняя скорость роста тока в таком разряднике
составит dildt = IavK/d, где /а - амплитудный ток разрядника. Поскольку vK « 2-106 см/с,
для получения времени tK « 10"9 с нужно иметь длину промежутка d = 20 мк.
Фактически эта длина будет немного больше, так как навстречу катодной плазме будет
двигаться анодная плазма со скоростью i;K« 10б см/с. В таких коротких
промежутках эта плазма появляется практически одновременно с катодной за счет
интенсивного разогрева поверхности анода током взрывной электронной эмиссии.
Время задержки запуска такого коммутатора /3 будет определяться величиной
плотности тока автоэлектронной эмиссии (АЭЭ) j с микровыступов на катоде
h = h/j2, где h - удельное действие при взрыве микровыступа током АЭЭ.
Плотность тока сильно зависит от величины среднего электрического поля на катоде Е.
Согласно формуле Фаулера-Нордгейма E.1) j = A^E2e~BQ,E, где А0 и В0 -
постоянные, которые зависят от работы выхода металла ф и коэффициента усиления
электрического поля р. Таким образом, увеличивая электрическое поле Е между
катодом и анодом, можно получить время /3 на уровне нескольких наносекунд с
нестабильностью А*з < Ю-9 с.
Временные характеристики вакуумных разрядников можно существенно
улучшить, если в промежуток между катодом и анодом вставить диэлектрик (см.
главу 5). В этом случае одновременно решается несколько проблем. Во-первых,
уменьшается время коммутации tK. Оно уже больше не будет зависеть от длины
промежутка. Например, на цилиндрический диск диэлектрика высотой h и
диаметром ?>д, который лежит на плоском аноде такого же диаметра, поставим катод с
диаметром DK « DA (рис. 5.17, б). Тогда плазма, которая появляется у катода, будет
двигаться на анод только тогда, когда достигнет края диэлектрика. Поэтому время
230 Глава 12. Разрядники низкого давления
коммутации tK будет определяться свойствами разряда по торцу диэлектрика и
составит < 10~9 с [1, 2]. Во-вторых, стабилизируется время задержки запуска
разрядника, так как в катодном контакте присутствуют тройные точки
металл-диэлектрик-вакуум, которые, как мы показали выше, приводят к существенно более стабильному
времени появления разряда. Наконец, в-третьих, значительно снижается амплитуда
импульса напряжения, при которой инициируется разряд.
Итак, одним из способов управления вакуумными разрядниками является
увеличение электрического поля, как и в газовом разряде. Поэтому управляемые
вакуумные разрядники могут быть двухэлектродными, трехэлектродными или
последовательными многоэлектродными. Кроме того, существуют вакуумные
разрядники, управляемые плазмой, лучом лазера, электронным пучком и т.д. Однако, как мы
показали выше (см. главу 5), основным во всех этих методах является создание
плазмы на катоде и ее взаимодействие с катодной поверхностью. Наиболее
простым механизмом инициирования вакуумного пробоя плазмой является зарядка
ионами плазмы диэлектрических пленок и включений, а затем пробой их. В этом
случае время задержки пробоя определяется из формулы E.12) /3« A/ntvi9 где щ и
Vi - концентрация и скорость ионов на катоде. Если пленка имеет диэлектрическую
проницаемость е « 2 и пробивную напряженность Е = 106 см/с, то А « 1014.
Известно много типов вакуумных разрядников с запуском плазмой на катоде.
Например, Бриш и др. [3] разработали миниатюрные вакуумные разрядники типа
ВИР. В этих разрядниках пробой основного промежутка инициируется
вспомогательным пробоем по поверхности слюды, которая разделяет электроды
поджигающего промежутка. Применение этой изоляционной прокладки позволяет
снизить пробивное напряжение поджигающего промежутка, а тем самым и амплитуду
пускового импульса. Разрядники типа ВИР имеют большую область рабочих
напряжений. Например, ВИР-7 надежно работает при изменении рабочего
напряжения от 10 кВ до 100 В. Время запуска разрядника и его стабильность зависят от
конструкции разрядника и крутизны фронта пускового импульса, лучшей
оказалась коаксиальная конструкция (рис. 1). При амплитуде пускового импульса 2,2 кВ и
крутизне фронта 225 кВ/мкс время запуска около 3-Ю-8 с при разбросе менее 110"8.
Несколько типов управляемых вакуумных разрядников было описано в работах
[4, 5]. Например, в первой из них используется девять последовательно
соединенных промежутков из бронзовых шайб с отверстием посредине, которые
изолированы друг от друга тефлоновыми кольцами. Плазма создается при разряде по
Рис. 12.1. Одна из конструкций управляемого вакуумного разрядника. А - анод; К - катод;
У - управляющий электрод; Д - диэлектрическая прокладка (слюда)
§ 12.2 Импульсные водородные тиратроны 231
поверхности стекла от пускового напряжения. Эта плазма проникает внутрь
отверстий и вызывает разряд во всех девяти промежутках. Такой разрядник
коммутирует ток в 1 МА со временем задержки 1,5 мкс. В [6] использован плазменный
источник с разрядом по поверхности ВаТЮ3 в системе типа тригатрон. В этом
случае для запуска разрядника достаточно иметь амплитуду импульса
напряжения не более 1 кВ.
Важное место среди вакуумных разрядников занимают приборы с жидким
ртутным катодом - игнитроны. При пропускаемом за импульс заряде порядка
1 кулон они имеют долговечность на два-три порядка большую, чем вакуумные
разрядники с холодным твердым катодом. Ртутный катод, являющийся
самовосстанавливающимся и не подверженным эрозии, обусловливает как уникальные
качества разрядников (рекордно большой срок службы при значениях
коммутируемого заряда до нескольких сотен кулон и токах до 500 кА), так и серьезные
недостатки - малый диапазон рабочих температур, строгое ограничение в
пространственной ориентации разрядника, невозможность работы в передвижных
установках и в условиях невесомости, недостаточно высокую надежность прибора и,
наконец, токсичность ртути, требующей особых условий при производстве
приборов, осторожного обращения с приборами при эксплуатации и специальных
предприятий по регенерации.
Был исследован ряд вакуумных разрядников с запуском от луча лазера [7]. Луч
лазера фокусируется на катод и создает плазму, которая, как и в предыдущих
случаях, инициирует ВЭЭ и вакуумный разряд. При диапазоне рабочих напряжений
5-J-50 кВ время задержки пробоя меняется в пределах 12-И5 не [8]. В [9]
исследован разрядник с длиной промежутка d- 5 мм. При изменении вакуума от 2-10 до
310-6 мм рт. ст. авторы не заметили какой-либо разницы во временных
характеристиках разрядника. Время задержки разряда составляло 7-J-9 не. При воздействии
лазерного импульса на катод (к = 0,69 мкм, /и = 30 не, d = 1,2 см, ?/= 8 кВ) время
коммутации не менялось при изменении плотности энергии на катоде от 0,1 до
1,5 Дж/см2 и составило -45 не [7]. При этом время задержки tz уменьшалось от 120
до 50 не. Отношение d/tK « 2,7-106 см/с. Это несколько больше скорости разлета
катодной плазмы, что связано со встречным движением анодной плазмы! При
воздействии лазерного луча на анод пороговая плотность энергии, при которой
возбуждается вакуумный разряд, увеличивается более чем на порядок, а время tK
значительно уменьшается - почти на два порядка - и составляет 0,8 не при зазоре
0,5 мм и напряжении 15 кВ. Более подробное обсуждение физики лазерного под-
жига в вакуумных разрядниках дано в монографиях [7,10] и обзоре Томпсона [11].
§ 12.2 Импульсные водородные тиратроны
Классический импульсный водородный тиратрон (ИВТ) относится к
управляемым газонаполненным приборам с накаленным катодом, работающим в области
давлений примерно 10-50 Па, соответствующих левой ветви кривой Пашена [12].
Схематическое изображение конструкции прибора со стеклянной оболочкой
представлено на рис. 2. Основными элементами конструкции являются анод 2,
сеточный диск с отверстиями 3 и накаленный катод, который обычно выполняется
полым (в данном случае эмитирующей поверхностью катода является внутренняя
232 Глава 12. Разрядники низкого давления
поверхность цилиндра 6). В исходном состоянии к аноду прикладывается
положительное высокое напряжение, а сетка соединена с катодом через сопротивление
порядка 1 кОм. В результате сетка и катод оказываются под одним потенциалом, а
все падение напряжения сосредоточено между анодом и сеткой, типичное
расстояние между которыми d = 3-4 мм. Отверстия сетки имеют размер, соизмеримый
с d, и толщина сетки выбирается такой, чтобы потенциал анода был экранирован
от катодно-сеточной камеры. Кроме того, для этого дополнительно используется
экранирующий диск 4, обычно соединенный с сеткой. В целом описанные меры
препятствуют попаданию потока электронов через отверстия в основной
промежуток прибора и случайному инициированию разряда в основном промежутке.
Сетка и экран устроены таким образом, что полностью охватывают катод и
анодный диск, так что предотвращается развитие разряда по длинным путям, и
электрическая прочность прибора определяется зазором анод-сетка. Запуск
тиратрона осуществляется при приложении импульса напряжения положительной
полярности к промежутку сетка-катод. Поскольку длина зазора здесь выбирается
достаточно большой, чтобы облегчить зажигание разряда, и в промежутке имеется
большое число инициирующих электронов от накаленного катода, то за время
менее 100 не развивается разряд с током, определяемым цепью запуска прибора.
Существенным является то, что система электродов представляет собой полый
накаленный катод и полый анод и в ней горит разряд с отрицательным анодным
падением потенциала. Плазма разряда заполняет анодную полость, проникает в щель
между экраном 4 и сеточным диском 3, а также в отверстия сетки. По существу,
на этой стадии запуска возникает ситуация, когда диск 3 с отверстиями начинает
Рис. 12.2. Схематический чертеж импульсного тиратрона со стеклянной оболочкой. 1 - ввод
анода, 2 - анод, 3 - диск сетки, 4 - экранирующий диск, 5 - верхний экран катода, 6 -
эмитирующая поверхность катода, 7 - подогреватель, 8 - тепловой экран катода, 9 - экран
§12.2 Импульсные водородные тиратроны 233
играть роль плазменного катода по отношению к основному зазору. Электронный
поток извлекается из отверстий сетки в основной зазор, обеспечивая
инициирование разряда в основном зазоре d.
Диапазон рабочих давлений в тиратроне соответствует условиям, когда длина
свободного пробега электрона для реакции ионизации превышает d. Тем не менее
газовая среда играет важную роль в инициировании и поддержании разряда. Здесь
имеет место промежуточный случай между «чисто» вакуумным разрядом и
классическим газовым разрядом, в котором механизм пробоя связан с развитием
электронных лавин, инициируемых одиночными электронами. Для развития пробоя
необходим существенный начальный ток электронов с катода, близкий по
величине к предельному электронному току вакуумного диода. Идея механизма пробоя в
таких условиях была высказана Ленгмюром. Важным понятием для этих условий
является так называемая критическая концентрация нейтральных частиц в
зазоре Икр или критическое давление газа р^\
--$Y-h- <,2,)
где а, - среднее сечение ионизации нейтральных частиц под действием
электронного пучка, стартующего с катода, т/М - отношение массы электрона к массе иона.
Среднее число ионизации, производимое единичным электроном в зазоре,
«KpG/rf « 1. Если концентрация нейтральных частиц п&<пкр, то газовый разряд не
может возникать, и зазор d будет представлять собой вакуумный электронный
диод с ионной компенсацией. Для условий тиратрона иа > «кр, и основным фактором
в развитии разряда становится избыточный объемный заряд положительных
ионов, которые накапливаются в зазоре со временем. Это происходит потому, что
часть электронов из полного потока все же вступает в реакцию ионизации, а время
ухода ионов из зазора /, существенно больше, чем время ухода электронов. Тогда
электрическое поле вдоль промежутка искажается таким образом, что
распределение потенциала становится немонотонным. Вблизи анода возникает область горба
потенциала, являющаяся ловушкой для электронов. Благодаря осциллирующему
движению электронов в этой области (подобно осцилляциям в полом катоде
тлеющего разряда) обеспечивается эффективная генерация плазмы в прианодной
области и распространение фронта плазмы в сторону катода (сетки). Характерное время
возникновения области горба потенциала имеет порядок U [13]. При приближении
фронта плазмы к сетке на ней возникает импульсный потенциал, поскольку
потенциал анода переносится в зазор d при распространении фронта ионизации. Далее
плазма генерируется в отверстиях сетки, происходит развитие сильноточного
разряда в промежутке сетка-катод и процесс коммутации завершается. Возникающий
сильноточный разряд с низким падением напряжения между катодом и анодом
можно классифицировать как дугу с полым накаленным катодом. Сетка здесь
оказывается под потенциалом, практически равным плавающему. Это значит, что вблизи
внутренней поверхности сеточных отверстий имеется некомпенсированный
объемный заряд положительных ионов, обеспечивающий существование области
отрицательного падения потенциала длиной /« Д где D - размер отверстий сетки.
Величина отрицательного падения потенциала U и длина / самосогласованно
устанавливаются так, чтобы хаотический ток электронов из плазмы, преодолевающий
234 Глава 12. Разрядники низкого давления
потенциальный барьер eU9 и ионов, генерируемых в области отверстия, были
равны друг другу (полный ток на сетку близок к нулю).
Одним из важных факторов, обеспечивающих возможность работы тиратрона с
высокой частотой следования импульсов, является быстрая деионизация
промежутков анод-сетка и сетка-катод в паузе между импульсами. В современных
сильноточных приборах степень ионизации газа составляет до 10% (концентрация
плазмы порядка 1015 см ~3). На начальных этапах деионизация обусловлена
процессом рекомбинации, а по мере уменьшения концентрации заметную роль играет
процесс амбиполярной диффузии на стенки и ухода заряженных частиц под
действием электрического поля. В связи с этим для уменьшения времени деионизации
рекомендуется использовать электрические схемы, обеспечивающие небольшое
(до сотен вольт) падение напряжения между сеткой и катодом и сеткой и анодом.
Для этой цели в приборы также иногда вводятся дополнительные электроды,
способствующие рассасыванию зарядов на поздних стадиях распада плазмы.
Управляемые тиратроны известны с 20-х годов XX в. Эти приборы
наполнялись газами с низким потенциалом ионизации (Аг, Кг, Хе) и ртутью. В их
конструкциях катод слабо экранировался от анодно-сеточной камеры, и отпирание
происходило при уменьшении отрицательного потенциала сетки, т.е. управление
имело потенциальный характер. Такие тиратроны с накаленным катодом
использовались в низкочастотных выпрямительных и инверторных схемах, а с
холодным катодом - в качестве маломощных усилителей, индикаторов,
переключателей логических схем. Однако с появлением более надежных и долговечных
твердотельных приборов - светодиодов, транзисторов, тиристоров - их выпуск был
прекращен.
Разработка и начало промышленного выпуска импульсных водородных
тиратронов (ИВТ), использующих в качестве рабочего газа водород или дейтерий,
были связаны с развитием радиолокации, где они служили в качестве ключевых
элементов для модуляции в магнетронах потока микроволнового излучения.
Сильная экранировка катода от высокого напряжения анода обусловливает
отпирание тиратрона только при появлении в катодно-сеточной камере плазмы с
достаточно высокой плотностью, что позволяет характеризовать ИВТ как приборы с
токовым управлением.
Тиратрон располагается в диэлектрическом корпусе из боросиликатного стекла
или алюмооксидной керамики, которые герметично спаиваются с металлическими
электродами и выводами. Металлокерамика позволяет получить лучшие условия
охлаждения электродов, значительно большие рабочие напряжения, большую
механическую прочность, при существенно меньших габаритах. Место спая (так
называемое «тройное соединение» вакуум-диэлектрик-металл) представляет собой
наиболее ответственный элемент оболочки. В этом соединении электрическое поле
усиливается, и велика вероятность возникновения эмиссии и инициирования
разряда с места контакта. Поэтому его защищают экранами, либо конструируют
электроды таким образом, чтобы снизить в месте спая напряженность поля.
Электропрочность внутренней поверхности оболочки, находящейся в
вакууме, выше, чем наружной, часто находящейся в атмосферных условиях. В связи с
этим длина оболочки определяется внешней средой и значением необходимых
рабочих напряжений. ИВТ с анодными напряжениями до 25 кВ конструируются
§ 12.2 Импульсные водородные тиратроны 235
для работы в открытом воздухе. Приборы с анодными напряжениями свыше
50 кВ большей частью работают в трансформаторном масле, обладающем
высокой электропрочностью, что позволяет существенно снизить габариты и вес
приборов.
Единичный хорошо тренированный высоковольтный промежуток в тиратроне
может выдерживать напряжение до 40 кВ. Однако при длительной работе его
электропрочность снижается. Поэтому гарантия дается обычно только на
напряжение максимум до 30-35 кВ. Для повышения рабочих напряжений ИВТ
применяется секционирование. Количество секций (градиентных электродов) в
современных металлокерамических ИВТ доходит до 8, что позволяет им работать при
напряжениях более 200 кВ.
Одним из основных элементов ИВТ является катодный узел. Он состоит из
накаленного термоэмиссионного катода и высокотемпературного подогревателя.
Наиболее широко распространен в ИВТ оксидный катод, обладающий высокой
экономичностью и обеспечивающий плотность тока до 20 А/см2. В мощных ИВТ
распространены диспенсерные катоды, состоящие из металлической матрицы (W или W-Mo), в
порах и на поверхности которой находится активное вещество на основе различных
окислов, обладающее высокими термоэмиссионными свойствами. Температуры
катодов в ИВТ составляют 700-5-1000 °С.
Долговечность катода ограничивается испарением активного вещества,
разрушением поверхности ионной бомбардировкой, отравлением выделяющимися
из электродов газами. На снижение срока службы оказывают сильное влияние
колебания температуры катода (например, при изменении мощности накала) и
уменьшение давления водорода, приводящее к существенному росту потерь
мощности в разряде.
Ион водорода обладает наибольшей подвижностью, что обеспечивает малое
время деионизации, а малая масса ионов - меньшее, чем в других газах,
разрушение катода в разряде. Выбор водорода обеспечивает приборам высокие
частотные свойства, а существующие технические решения позволяют иметь его
запас в специальных нагреваемых резервуарах (генераторах водорода) и
пополнять естественную убыль при поглощении материалами электродов в процессе
работы.
Сетка ИВТ играет роль управляющего и высоковольтного электрода и должна
обеспечивать как прохождение больших плотностей тока через свои отверстия,
так и надежное запирание в промежутках между импульсами. Температура сетки
сильно влияет на электрическую прочность ИВТ. Усиливают это влияние
появляющиеся в период эксплуатации напыления активного вещества с
термоэмиссионного катода, а также диэлектрические пленки, испаряемые при взаимодействии
дугового разряда с диэлектрической оболочкой и осаждаемые на поверхность
сетки. В связи с этим температура сетки должна ограничиваться на уровне
300-400°С облегчением режима работы или принудительным охлаждением.
В усовершенствованных конструкциях ИВТ используется дополнительная
сетка, которая расположена у катода. Это позволяет снизить потери энергии в
ИВТ, уменьшить /3 и А/3. На эту сетку подается постоянное или импульсное (с
опережением управляющего импульса 2-й сетки) напряжение. Постоянный ток
подготовительного разряда величиной 10-100 мА снижает время запаздывания
236 Глава 12. Разрядники низкого давления
до 100 не, а Д/3 до 1 не. При импульсном питании 1-й сетки током до 100 А
тиратрон СХ1599 обеспечивает сверхбыструю коммутацию в несколько
наносекунд. Стандартные тиратроны обладают вентильными свойствами. В
некоторых случаях, например при работе с осциллирующим током, требуется
двусторонняя проводимость. Такую проводимость можно получить, последовательно
соединяя аноды двух тиратронов. В двунаправленном ИВТ катоды имеются на
обеих сторонах прибора, что удобнее в эксплуатации, чем при использовании
двух тиратронов. Для этих же целей предназначены ИВТ с полым анодом,
который при быстром приложении обратного напряжения работает как катод,
сверхплотный разряд в нем возникает из остаточной плазмы. Эти приборы
дешевле, чем двунаправленные, и используются в источниках питания мощных
лазеров. Для работы на частотах в десятки кГц, например в цепях питания
лазеров на парах металлов, необходимо иметь время восстановления
электрической прочности порядка нескольких мкс. В анодно-сеточной камере, благодаря
ее малому объему, значительной площади поверхности электродов и наличию
небольшой разности потенциалов между ними, деионизация завершается
намного быстрее, чем в катодно-сеточной. Поэтому частотные свойства ИВТ
определяются распадом плазмы в существенно большем объеме между катодом и
сеткой. С другой стороны, на получение максимальных значений частоты
влияет и температура электродов, увеличивающаяся с ростом частоты и потерь
мощности. Для ускорения деионизации к сетке прикладывают отрицательное
напряжение смещения 50-100 В, а для снижения температуры электродов
применяют интенсивное охлаждение.
В обычных тиратронах максимальная рабочая частота ограничена величиной
10 кГц. Для ее повышения современные ИВТ выполняют в тетродном и пентодном
исполнении. Конструкция тиратрона СХ1535 с тремя близкорасположенными
изолированными друг от друга сетками и хорошим теплоотводом во внешнюю среду
позволяет коммутировать импульсную мощность до 12,5 МВт при частоте до
80 кГц. В пространстве между сетками, имеющими различные потенциалы, плазма
быстро распадается, обеспечивая восстановление изолирующих свойств
промежутка за 3 мкс.
В таблице 1 даны характеристики импульсных тиратронов, выпускаемых в
России. Три первых типа - стеклянные, а три остальных - металлокерамиче-
ские. Как видно из таблицы, собственная индуктивность мощных импульсных
водородных тиратронов на напряжение в десятки киловольт и токи до единиц
килоампер составляет L « 0,3 мкГн. При малом внутреннем сопротивлении
формирующего устройства Z0 < 10 Ом постоянная времени нарастания тока
L/Z0 велика и не позволяет применять мощные тиратроны для формирования
высоковольтных наносекундных импульсов. В то же время, в отличие от других
газоразрядных приборов, тиратроны обладают целым рядом исключительно
ценных качеств, таких, как высокая надежность, простота запуска, большая
частота следования импульсов, возможность параллельного и
последовательного соединения и т.д. Для уменьшения фронта импульса водородных тиратронов
используют нелинейную индуктивность, например феррит. Подробнее об этом
будет сказано ниже.
§ 12.2 Импульсные водородные тиратроны 237
Таблица 12.1.
Параметры
Импульсный ток анода в
номинальном режиме, А
Импульсный ток анода в
номинальном режиме при tH = 100 не, А
Средний ток анода, А
Частота повторения, Гц
Наибольшее напряжение анода, кВ
Ток накала, А
Наибольшая амплитуда обратного
напряжения, кВ
Средняя выходная мощность, кВт
Нестабильность во времени развития
разряда при номинальном режиме, не
Фронт в номинальном режиме при
напряжении накала UHaK = 6,3 В, не
Минимальный фронт при
^нак = 6,3 В, НС
Индуктивность тиратрона, мкГн
Тип тиратрона
ТГИ-1
400/16
400
103
0,5
450
16
11
5
4
±1
20
12
0,15
ТГИ-1
700/25
700
2103
1,0
500
25
20
5
25
±1
25
15
0,35
ТГИ-1
2500/35
2500
7-Ю3
2,5
250
35
55
5
43
±4
35
24
0,7
ТГИ-1
1000/25
1000
3-Ю3
1
700
25
20
5
25
±1
20
15
0,2
ТГИ-1
3000/50
3000
10-Ю3
4
-
50
87
-
250
-
25
15
0,3
ТГИ-1
500/16
500
103
0,5
103
16
15
3,2
8
-
15
10
0,12
Характеристики некоторых металлокерамических тиратронов, разработанных в
США, приведены в таблице 2 и описаны в обзоре Кридона [14]. Характеристики
последнего из них относятся к кратковременному режиму: 30 секунд работы и
10 минут паузы. Последние результаты о теории и экспериментальных данных
водородных тиратронов можно найти в обзоре Пенетранте и Кунхардта [15].
Таблица 12.2. Характеристики металлокерамических тиратронов
Тип трубки
Максимальное
напряжение, кВ
Максимальный ток, А Средняя мощность, кВт
7621
8613
7322
7390
7890
8479
HY-7
8
16
25
33
40
50
40
100
500
1500
2000
2400
5000
40000
25
66
52
100
1000
238 Глава 12. Разрядники низкого давления
§ 12.3 Псевдоискровые разрядники
Псевдоискровые разрядники (ПИР) - это разрядники низкого давления,
которые, как и тиратроны, работают в левой ветви кривой Пашена, когда длина
свободного пробега электрона X > d. По конструктивным особенностям и по механизму
пробоя они также сходны с тиратронами. Отличительной особенностью является
то, что в ПИР используется полый холодный катод, внутри которого расположен
узел инициирования разряда. При сравнении конструкции тиратрона на рис. 2 и
типичной конструкции псевдоискрового разрядника можно заключить, что в
разряднике роль полого катода выполняет сетка, на которую замыкается основной ток,
а катодный узел используется только для инициирования разряда. В связи с этим
ПИР иногда называют тиратроном с заземленной сеткой. Разные конструкции ПИР
имеют скорость роста тока dlldt« 1012 А/с, амплитуду импульса до 200 кА, частоту
следования импульсов до 102-И04 Гц, время задержки пуска t3 порядка 100 не,
нестабильность Af3 в несколько наносекунд. Количество импульсов, которые
выдерживают такие разрядники без разрушения, иногда превышает 108.
Общий принцип инициирования разряда в приборе сводится к созданию
плазмы в катодной полости тем или иным способом. В результате вначале в системе
электродов зажигается импульсный плотный тлеющий разряд с холодным катодом.
Характеристики такого типа разряда были исследованы Клярфельдом с
сотрудниками [16]. По мере роста тока на последующих этапах своего развития плотный
тлеющий разряд трансформируется в так называемый сверхплотный тлеющий
разряд и далее в дугу с контрагированной привязкой катодного пятна. Детальное
описание .механизма развития пробоя в системе электродов псевдоискрового
разрядника представлено в обзоре [13].
Одни из первых ПИР были разработаны Лобовым и др. [17]. Схематическое
расположение электродов в разряднике показано на рис. 3. Давление газа и
межэлектродные расстояния в разряднике устанавливаются так, чтобы основной
разрядный промежуток А-К имел напряжение пробоя, находящееся на левой ветви
кривой Пашена, а напряжение поджигающего промежутка А-У около минимума.
До поступления пускового импульса между пусковым электродом У и катодом К
горит «дежурный» разряд с током 10 мкА. После прихода отрицательного пускового
Рис. 12.3. Конструкция разрядника низкого давления. А - анод; К - катод; О - отверстие; У -
управляющий электрод
§12.3 Псевдоискровые разрядники 23 9
импульса на электрод У промежуток У-К пробивается; при этом электроны через
отверстие О в катоде устремляются к аноду и вызывают главный разряд между
анодом А и катодом К. Такие разрядники работают в диапазоне рабочих
напряжений 2-10 кВ при амплитуде пускового импульса 2 кВ и крутизне роста тока
1010 А/с. Время задержки запуска составляет 20-40 не, рабочий ток до 5 кА.
Современные ПИР имеют различные системы получения инициирующей
плазмы, такие, как ультрафиолетовое облучение катодной полости, разряд по
поверхности диэлектрика, а также вспомогательный тлеющий разряд, аналогичный [17].
В развитии современных псевдоискровых разрядников сыграли роль работы [18-22].
Геометрия электродов такого разряда показана на рис. 4 [22]. Этот вид разряда
с полыми катодом и анодом используется в сильноточных частотных
коммутаторах, которые по своим характеристикам превосходят тиратроны, а также в
источниках электронов. Особый интерес в этом виде разряда вызывает механизм
эмиссии, обеспечивающий среднюю плотность тока * 104 А/см2.
Основные характеристики псевдоискр таковы. В промежутке между
электродами длина свободного пробега X > d. После зажигания разряда в полом катоде
плазма проникает в зону отверстия, формируется электронный пучок с током
10-100 А. В этой стадии происходят десорбция и ионизация газа с поверхности, и
концентрация газа в области отверстия достигает 1016 см-3.
На рис. 5 показан ПИР, в котором используют вспомогательный тлеющий
разряд. Он горит в системе электродов 8 и Р. Расстояние между электродами
выбирается достаточно большим, чтобы обеспечить зажигание разряда в области
левой ветви кривой Пашена при напряжениях 1-2 кВ. При приложении импульса
к электроду 9 происходит усиление тока между электродами 8 и 9 и, кроме
того, зажигается разряд по длинному пути между электродом 9 и катодной
полостью основного электрода 4. Таким образом, в полости ниже электрода 4
возникает плазма и электроны извлекаются в основной разрядный промежуток,
инициируя его пробой. Подобные системы запуска позволяют достигать частоты
следования импульсов до 100 кГц. Однако их недостатком является то, что в
приборе постоянно горит вспомогательный тлеющий разряд.
Геометрия одного из современных ПИР с ультрафиолетовой подсветкой
приведена на рис. 6. Разрядник имеет полый катод и полый анод. Благодаря
ультрафиолетовому облучению инициируется разряд в полом катоде. Плазма этого разряда
проникает в зону отверстий на катоде. Диаметр канала свечения примерно равен
диаметру отверстия.
Сильноточный разряд с плотностью тока 104 А/см2 формируется, когда свечение
плазмы, радиально расширяясь со скоростью 108 см/с, заполняет межэлектродный
Ь^Ш""""/А
WW////////
- Полый катод
у//////////»Ж±
- Полый анод
-о —
U
-Изолятор
Рис. 12.4. Основная схема псевдоискровой камеры
240 Глава 12. Разрядники низкого давления
Рис. 12.5. Схема двухэлектродного псевдоискрового ключа, управляемого импульсным
тлеющим разрядом. Сложная схема электродов необходима для предотвращения
металлизации изолятора распыленным материалом электродов {1,2,3 - анод; 4, 5 - катод; б - полый
катод; 7 - блокирующий электрод; 8, 9 - управляющие электроды)
промежуток. Напряжение на разряде падает до нескольких сотен вольт. Оно
сосредоточено в слое толщиной Ю-4 см и создает поле на катоде ?' = A-5)-106 В/см [23-25].
Микрорельеф катода после функционирования псевдоискр весьма похож на рельеф
после воздействия дугового разряда. Величина удельной эрозии, измеренная в [24],
равна ~10 г/Кл и типична для дугового разряда - E-8)-10~5 г/Кл для молибденового
катода. Учитывая характер поражения катода, можно полагать, что высокая средняя
плотность тока в псевдоискре обеспечивается взрывной эмиссией электронов.
Исследование физических процессов инициирования и развития вакуумного
пробоя, механизм эмиссии в катодном пятне вакуумной дуги и в объемном
газовом разряде, рассмотренные выше, позволили установить ряд закономерностей,
Рис. 12.6. Управляемый псевдоискровой разрядник. 1 - катод; 2 - анод; 3 - пусковая
ультрафиолетовая лампа; 4 - стеклянный корпус; 5 - подача газа; 6 - кварцевое окно
Литература к главе 12 241
доказывающих, что механизм эмиссии в псевдоискре обусловлен взрывной
эмиссией электронов [26]. Следами эрозии, как и в вакуумном разряде, являются
микрократеры, обусловленные отдельными микровзрывами.
Будем исходить из того, что среднюю плотность тока ~104 А/см2 в
псевдоискре могут обеспечить ~103 эктонов, каждый из них несет ток ~10 А. Плотность
тока в них может достигать 108 А/см2. Возникновение эктонов за время t3
происходит при условии j\ = const. При начальной плотности тока ~109 А/см2
величина t3 лежит в наносекундном диапазоне. Исследования [10] показали, что для
молибденового катода, кондиционированного в высоком вакууме, t3< 10 не при
средней напряженности электрического поля на катоде Е > 2-106 В/см. Поле,
создаваемое объемным разрядом в начальной стадии формирования псевдоискры,
такого же порядка величины, и, следовательно, есть условия для образования
эктона за t< 10 не.
Важно отметить, что возникновение одного или нескольких эктонов не
приводит к шунтированию слоя и, значит, напряжение в слое не изменяется. Это создает
условия для возникновения новых эктонов в пределах времени запаздывания. Их
число растет до тех пор, пока суммарный ток не приведет к перераспределению
напряжения между источником и разрядником. Ситуация аналогична
формированию сильноточного объемного разряда в газе, где также было замечено, что
катодное пятно появляется при достижении поля в прикатодном слое Е > A-2I06 В/см.
Дальнейший переход в контрагированную искру зависит от Е/р и для условий
псевдоискры затруднителен из-за малого давления в межэлектродном промежутке
и одновременного возникновения большого количества эктонов.
В работе [24] наблюдали возникновение эктонов на катоде и контрагированную
искру при первых включениях тока. Затем, по мере тренировки разрядами, искры
исчезали и разряд переходил в диффузную стадию. Отсюда авторы пришли к выводу,
что возникает суперэмиссия. Этот эффект объясняется следующим образом [26].
При первых включениях тока с новыми некондиционированными электродами
электрическое поле в промежутке составляет Е « 105 В/см2. В этом случае поле на катоде
усиливается многократно, что приводит к автоэлектронной, а затем и взрывной
эмиссии электронов. Разряд развивается с отдельных катодных микроучастков, как
при вакуумном разряде. По мере кондиционирования электрическая прочность
повышается, и как только возникает объемная ионизация в межэлектродном
промежутке и поле менее чем за 1 не сосредоточивается в тонком прикатодном слое, создаются
условия для спонтанного возникновения взрывной эмиссии электронов и эктонов по
большой поверхности. Поскольку ток одного эктона, по-видимому, не превышает
10 А, а плазма в нем на 100% ионизирована и излучает в ультрафиолетовой области
(размер пятна менее 0,1 мм), то на фоне объемного свечения эти катодные пятна
незаметны. О том, что так называемая суперэмиссия в псевдоискрах является взрывной
эмиссией, говорят результаты исследования эрозии электродов. Она больше в том
месте, где электрическое поле максимально, т.е. на внутренней кромке полого катода.
Литература к главе 12
1. Бугаев СП., Месяц Г.А. Искровой обостритель. А. с. 186033 СССР. 1964.
2. Месяц Г.А. Генерирование мощных наносекундных импульсов. М.: Сов. радио, 1974.
16. Месяц Г.А.
242 Глава 12. Разрядники низкого давления
3. Бриш А.А., Дмитриев А.Б., Космарский Л.Н и др. Вакуумные искровые реле // ПТЭ.
1958. № 5. С. 53-58.
4. Hagerman D.C, Williams A.H. High-Power Vacuum Spark-Gap // Rev. Sci. Instrum. 1959.
Vol. 30. P. 182.
5. Mather J.W., Williams A.H. Some Properties of a Graded Vacuum Spark Gap // Ibid. 1960.
Vol. 31, N3. P. 297.
6. Wilson J.M., Boxman R.L., Thompson J.E., Sudarshan T.S. Breakdown Time of a Triggered
Vacuum and Low-Pressure Switch // IEEE Trans, on Electr. Insul. 1983. Vol. 18. P. 238-242.
7. Сливков И.Н. Процессы при высоком напряжении в вакууме. М.: Энергоатомиздат, 1986.
8. Коваленко В.П., Макаревич А.А., Родичкин В.А., Тимонин A.M. Исследование вакуумного
заряда, инициируемого лазерным излучением // ЖТФ. 1974. Т. 44, вып. 11. С. 2317-2321.
9. Макаревич А.А., Родичкин В.А. Вакуумный разрядник с лазерным поджигом // ПТЭ.
1973. №6. С. 90-91.
10. Mesyats G.A. Cathode Phenomena in a Vacuum Discharge.The Breakdown, the Spark and the
Arc. Moscow: Nauka, 2000.
11. Thompson J.E. Triggered Vacuum Switch Construction and Performance // Gas Discharge
Closing Switches / Ed. by G. Schaefer, M. Kristiansen, and A. Guenther. N.Y.: Plenum press,
1990. P. 271-285.
12. Энциклопедия низкотемпературной плазмы. Вводный том: В 4 т. Т. 4 / Под ред.
В.Е. Форгова. М.: Наука, 2000.
13. Korolev Yu.D., Frank К. Discharge Formation Processes and Glow-to-Arc Transition in
Pseudospark Switch // IEEE Trans. Plasma Sci. 1999. Vol. 27, N 5. P. 1525-1537.
14. Creedon J. Design Principles and Operation Characteristics of Thyratrons // Gas Discharge
Closing Switches / Ed. by G. Schaefer, M. Kristiansen, and A. Guenther. N.Y.: Plenum press,
1990. P. 379-407.
15. Penetrante B.M., Kunhardt ЕЕ. Fundamental Limitations of Hydrogen Thyratron Discharges//
Ibid. P. 451-472.
16. Абрамович Л.Ю., Клярфелъд Б.Н, Настич Ю.Н. Сверхплотный тлеющий разряд с
полым катодом // ЖТФ. 1966. Т. 36, вып. 4. С. 714-719.
17. Лобов СИ.у Цукерман В.А., Эйг Л.С Управляемый разрядник низкого давления // ПТЭ.
1960. № 1.С. 89.
18. Christiansen J., Schultheiss C Production of High Current Particle Beam by Low Pressure
Spark Discharges // Ztschr. Phys. A. 1979. Bd. 290. S. 30.
19. Mechtersheimer G, Kohler R., Lasser T, Meyer R. High Repetition Rate Fast Current Rise
Pseudo-Spark Switch // J. Phys. E. 1986. Vol. 19. P. 466.
20. Kirkman G.F., Gundersen M.A. Low Pressure, Light Initiated, Glow Discharge Switch for
High Power Applications //Appl. Phys. Lett. 1986. Vol. 49. P. 494.
21. Bochkov V.D., Dyagilev V.M., Ushich V.G. et al. Sealed-ofF Pseudospark Switches for Pulsed
Power Applications (Current Status and Prospects) // IEEE Trans. Plasma Sci. 2001. Vol. 29, N 5.
P. 802-808.
22. Physics and Applications of Pseudosparks / Ed. by M.A. Gundersen and G. Schaefer. N.Y.:
Plenum press, 1989.
23. Christiansen J. The Properties of the Pseudospark Discharge // Physics and Applications of
Pseudosparks. N.Y, 1989. P. 1-13.
24. Kirkman-Amemija G, Liou R.L., Hsu Т.Н., Gundersen M.A. An Analysis of the High-Current
Glow Discharge Operation of the BLT Switch // Ibid. P. 155-165.
25. Hartman W, Gundersen M.A. Cathode-Related Processes in High-Current Density, Low
Pressure Glow Discharge // Ibid. P. 77-88.
26. Mesyats G.A., Puchkarev V.E On Mechanism of Emission in Pseudosparks // Proc. XV Intern.
Symp. on Discharges and Electrical Insulation in Vacuum (ISDEIV). Darmstadt, 1992. P. 488-489.
Глава 13
РАЗРЯДНИКИ С ПРОБОЕМ ТВЕРДОГО
И ЖИДКОГО ДИЭЛЕКТРИКОВ
§ 13.1 Разрядники с пробоем в твердом диэлектрике
В мощных импульсных генераторах с высокой скоростью роста разрядного тока
(до 1014 А/с и более) часто применяются коммутаторы с разрядом в твердом
диэлектрике, имеющие ряд достоинств. Благодаря высокой электрической прочности
твердых диэлектриков (майлар, полиэтилен, полипропилен и др.) разрядный промежуток
может быть очень коротким, и индуктивность и активное сопротивление разрядника
весьма малыми, что позволяет получать импульсы тока и напряжения с очень
крутым фронтом при коммутируемых токах в миллионы ампер. Время запаздьгоания
пробоя твердых диэлектриков с ростом перенапряжения быстро уменьшается и при
перенапряжении в полтора и более раз составляет единицы наносекунд [1].
Первые твердотельные разрядники с механическим запуском (прокол
диэлектрика острым металлическим пробойником) для получения микросекундных
импульсов тока с амплитудой до 106 А были разработаны Комельковым и Арето-
вым [2]. На возможность использования твердотельных разрядников в генераторах
мощных наносекундных импульсов обратил внимание Месяц [1], когда при
анализе пробоя кристаллов NaCl и фторопласта он получил время коммутации 10~9 с.
Чаще всего твердотельные разрядники применяются в генераторах с полосковы-
ми линиями передачи, в которых используется в качестве диэлектрика набор тонких
диэлектрических листов. В этом случае не требуется проходных изоляторов,
отсутствует неоднородность в стыках линии с коммутатором, появляется возможность
параллельного зажигания многих каналов, что позволяет получать предельно низкие
индуктивность и активное сопротивление коммутатора. Напряженность
электрического поля, при которой наступает пробой диэлектрика ЕС9 составляет обычно
несколько МВ/см, причем она растет с уменьшением толщины диэлектрика. Например,
в тонких пленках майлара E-10 см) достигнута величина статической пробивной
напряженности Ес » 8 МВ/см. Поэтому твердотельные разрядники, как и полос-
ковые линии, делают из набора диэлектрических пленок, пропитанных жидким
16*
244 Глава 13. Разрядники с пробоем твердого и жидкого диэлектриков
диэлектриком. Но величина Ес зависит не только от толщины пленки, но и ее
площади, на которую накладывается электрод. Поэтому можно говорить о зависимости
Ес от объема V диэлектрика, к которому приложено поле. Мартин [3] рекомендует
эмпирическую формулу:
EcVmo=K9 A3.1)
где электрическое поле Ес в МВ/см, а объем V - в см3. Величина К для тефлона и
полиэтилена равна 2,5; для полипропилена - 2,9; для люсита - 3,3, а для тонкого
майлара-3,6.
Твердотельные разрядники могут работать на принципе самопробоя или путем
управления внешним воздействием. Самопробой можно осуществлять, разрушая
диэлектрик, расположенный между электродами разрядника. В простейшем случае
для разрушения изоляции и замыкания электродов применяют
электродинамический молоток, приводимый в движение импульсным магнитным полем [4]. Такой
разрядник имеет весьма малое активное сопротивление (-Ю-6 Ом), определяемое
сопротивлением металлического стерженька, замыкающего электроды. Однако
время срабатывания разрядников составляет в лучшем случае десятки
микросекунд, что существенно ограничивает область их применения.
Другой случай самопробоя - это пробой под действием импульсного
напряжения, когда оно значительно превышает статическое пробивное. Однако в этом
случае время запуска разрядника будет весьма нестабильным, так как пробой
происходит в местах различных неоднородностей и включений, всегда присутствующих
в промышленных диэлектриках. Для устранения статистического влияния этих
включений предложено [3] стабилизировать пробивное напряжение созданием в
диэлектрике искусственных неоднородностей. Эти неоднородности могут быть
созданы различными способами, например, вдавливанием в поверхность
диэлектрика маленьких металлических конусов или тонких проволочек. В таком
разряднике с помощью нагретых тонких иголочек, вдавливаемых в диэлектрик, создавались
глухие каналы, по которым развивался разряд.
Один такой канал способен пропускать ограниченный ток, а нестабильность
пробивного напряжения по одному каналу составляет -6%. В связи с этим в
диэлектрике делалось большое количество каналов - не менее 30. Нестабильность
пробивного напряжения в этом случае не превышала -2%. Увеличение числа каналов также
существенно уменьшает индуктивность разрядного контура и позволяет значительно
увеличить крутизну фронта формируемого импульса. Одновременность образования
большого числа каналов зависит от крутизны фронта прикладываемого к разряднику
импульса напряжения. Было обнаружено, что при подаче на диэлектрик импульса
напряжения с нарастанием dUldt < 10й В/с образовывался только один канал. Для
одновременного пробоя всех каналов на диэлектрик необходимо подавать импульсы
с крутизной фронта dUldt > 1012 В/с. При этом образование всех каналов происходит
за время ~10~9 с. На рис. 1 показана зависимость пробивного напряжения
полиэтиленовой пластины толщиной 1,6 мм от отношения Ь/а9 где Ь - толщина непроколотой
части диэлектрика; а - толщина диэлектрика [5]. При этом использовались импульсы
длительностью 10 и 500 не, а также постоянное напряжение. Кроме того, менялась
полярность металлического конуса в диэлектрике.
§ 13.1 Разрядники с пробоем в твердом диэлектрике 245
Рис. 13.1. Пробивное напряжение полиэтиленового листа толщиной 1,6 мм в зависимости от
относительной глубины конуса в диэлектрике Ь/а. 1 - 500 не, 2 - 10 не, 3 - 500 не, 4 -
постоянное напряжение
Для управления твердотельным разрядником используют различные
методы. Простейшим из них является управление по принципу трехэлектродного
разрядника, когда металлическая пластина встраивается между двумя листами
диэлектрика, зажатыми между катодом и анодом. При подаче пускового
импульса пробивается диэлектрик между пусковым и одним из основных
электродов, а затем из-за перенапряжения пробивается второй диэлектрик.
Используются также разрядники, в которых диэлектрик разрушают при помощи
взрыва небольшого заряда взрывчатого вещества, либо взрывающейся проволочки
[6] и фольги [7]. При использовании взрывающейся проволочки пробой
происходит по трещинам в диэлектрике, образовавшимся под действием ударной
волны. Разрядники с использованием взрывчатого вещества имеют несколько
меньшее сопротивление, так как замыкание электродов производится струей
металла, образующейся при взрыве. Время срабатывания «взрывных»
коммутаторов составляет единицы микросекунд. В работе [8] описан разрядник, в
котором для разрушения диэлектрика используется газокинетическое и магнитное
давление искры, образующейся между расположенными внутри разрядника
двумя вспомогательными фольгами, разделенными диэлектриком с отверстием,
в котором происходит инициирующий разряд. Для поджига такого разрядника
используются мощные батареи конденсаторов, а ток поджига составляет сотни
килоампер. Обстоятельный обзор твердотельных разрядников дан в
монографии Витковицкого [5].
246 Глава 13. Разрядники с пробоем твердого и жидкого диэлектриков
§ 13.2 Разрядники с пробоем по поверхности
твердого диэлектрика
Физические основы работы поверхностных разрядников в газе рассмотрены
нами выше (см. § 6.6). Они состоят в том, что в области контакта катода с
диэлектриком имеются тройные точки (ТТ) (металл-диэлектрик-газ). Даже единичный
электрон, появившийся в такой точке, попадая на поверхность диэлектрика,
приводит к возникновению плазмы разряда по поверхности. В зависимости от
электрического поля на поверхности металлического острия в ТТ возможны три случая
развития разряда. Во-первых, если поле так велико (~108 В/см), что за счет
автоэлектронной эмиссии происходит джоулев разогрев и взрыв острия в ТТ, то
появляется катодное пятно, начинается распространение плазмы по диэлектрику и
возникает разряд. Большое электрическое поле на острие обеспечивается высокой
крутизной фронта dUldt или большой величиной диэлектрической
проницаемости. Во-вторых, если поле в ТТ не слишком велико E 107 В/см), то за время
длительности импульса появляется достаточно электронов, вызывающих
поверхностный разряд. Движущаяся плазма приводит к возникновению тока смещения,
который проходит через металлическое острие в ТТ, разогревает его джоулевым теплом
и взрывает. При этом появляется катодное пятно, а также катодная плазма, которая
ускоряет процесс поверхностного разряда. Наконец, третий случай имеет место, в
частности, при статическом пробое, когда единичные электроны в ТТ попадают на
катод, вызывают лавину вторично-эмиссионных электронов, заряжают диэлектрик
положительным зарядом и ионизируют газ в области поверхности диэлектрика. В
этом случае катодное пятно может появиться при взаимодействии разрядной
плазмы с поверхностью катода или после перемыкания плазмой промежутка. Во
втором и третьем случаях на поверхности диэлектрика развивается коронный разряд.
Физика поверхностного разряда в газе в наносекундном диапазоне исследована
в [9]. Скорость роста напряжения составляла > 1012 В/с при времени задержки
пробоя ~10~9 с. Первые газовые поверхностные одноканальные разрядники для
постоянного напряжения разработал Лумс [10]. Импульсные многоканальные
разрядники разработали Дашук и его группа [11, 12]. Дальнейшее развитие эти
разработки получили в работах [13-15].
Самое важное свойство такого разрядника в том, что он может обеспечить
многоканальную коммутацию, а поэтому иметь малые L и R искры в процессе
коммутации. Это объясняется тем, что при ленточных катоде и аноде на катоде
имеется много эффективных тройных точек. Из этих точек при скорости роста
напряжения dUldt > 1012 В/с начинается много поверхностных разрядов. Время
прорастания канала разряда и замыкания промежутка d катод-анод составляет
d/v, где v - скорость движения плазмы по диэлектрику, которая растет с ростом
dU/dt. Эта величина должна быть достаточно большой, чтобы одновременно
возникло много разрядов в ТТ катоде. Регулируя длину d и dU/dt, можно достичь
того, что практически одновременно появится N каналов.
Поверхностные разрядники работают как в режиме самозапуска, т.е. при
импульсном воздействии на коммутатор, так и в режиме пуска от внешнего
импульса. Схема разрядника, работающего в режиме самозапуска, показана на рис. 2.
§ 13.2 Разрядники с пробоем по поверхности твердого диэлектрика 247
С2
К
Д
Ci:
П
Рис. 13.2. Расположение электродов и диэлектрика в неуправляемом поверхностном
разряднике. А и К - электроды, П - подложка, Д - диэлектрик, С\ - удельная объемная емкость,
Сг - поверхностная емкость диэлектрика
Диэлектрик в процессе разряда ведет себя как цепочка объемных и поверхностных
удельных емкостей С\ и Сг. Соотношение этих емкостей С\ и С2 определяет
скорость развития разряда [9]. На рис. 3 показаны различные схемы запуска
поверхностного разрядника. На верхнем рисунке (рис. 3, а) разрядник работает на
самозапуске, а на нижних - от тригтерного импульса [15]. На рис. 3, б пусковой
электрод накладывается на поверхность диэлектрика, на рис. 3, в он встроен внутрь
диэлектрика, а на рис. 3, г располагается на некотором расстоянии от поверхности.
На рис. 4 [15] показана картина многоканального управляемого разряда при
различных напряжениях между катодом и анодом для случая встроенного пускового
электрода (рис. 3, в).
Такие разрядники коммутируют токи в несколько мегаампер, с напряжением
до 100 кВ, временем задержки срабатывания f3 * 10~8+10~7 с, при стабильности
Д/3 ^ 10~9-5-10~8 с. Они могут работать в импульсно-периодическом режиме при
частотах следования импульсов 102-г-103 Гц, при токах 10 кА и напряжении до 30 кВ,
при скорости прокачки газа > 103 см/с. В качестве диэлектрика используются
керамика, плексиглас, полиэтилен и т.д. Давление газа (воздуха, азота, смеси азота и
(г)
> \з
Рис. 13.3. Типичные геометрии управляемых поверхностных разрядников. 1 и 2 -
электроды, 3 - пусковой электрод, 4 - диэлектрик, 5 - ленточные проводники
248 Глава 13. Разрядники с пробоем твердого и жидкого диэлектриков
(а)
(б)
(с)
Рис. 13.4. Фотографии поверхностного разряда, демонстрирующие многоканальный
характер разряда: а-в - пусковое напряжение 10, 20 и 30 кВ соответственно. Зарядное
напряжение 30 кВ. Длина разрядного промежутка 8 мм
элегаза и т.д.) колеблется в пределах 10V760 мм рт. ст. При токах -10 кА такие
разрядники выдерживают 106 включений, а при 106 А - порядка 103-И04 включений,
из-за покрытия поверхности диэлектрика пленкой металла электродов. Количество
каналов на 1 метр в подобных коммутаторах иногда превышает 100. Такие
разрядники используются в системах накачки газовых лазеров, в ускорителях
заряженных частиц в качестве обострителей фронта импульсов большого тока и т.д. В
импульсных газовых лазерах они используются также в качестве источников
ультрафиолетового излучения для предыонизации газа. Обзор работ по созданию таких
разрядников дан Бергманом [15].
§ 13.3 Жидкостные коммутаторы
В импульсных генераторах с жидкостными накопительными и передающими
линиями в качестве коммутаторов часто используют жидкостные разрядники. Из-
за высокой импульсной электрической прочности жидких диэлектриков длина
промежутка между катодом и анодом выбирается малой, и соответственно малы
индуктивность канала разряда и время коммутации. Кроме того, замена
традиционных газоразрядных коммутаторов на жидкостные позволяет упростить
конструкцию генератора, так как при этом нет необходимости в использовании
проходных изоляторов между газом коммутатора и жидким диэлектриком линии. С
другой стороны, такие коммутаторы имеют ряд недостатков. Во-первых, жидкость
разлагается при электрических разрядах и загрязняется, поэтому при большом
числе импульсов требуется очистка жидкости. Во-вторых, при мощных разрядах в
жидкости возникают ударные волны, для чего внутри линии требуются достаточно
прочные механические узлы, чтобы не было поломок.
Разряд в трансформаторном масле для получения коротких волн использовался
еще в работах Герца. Описание других ранних работ в этом направлении дано в
монографии Биндера [16]. В [17] показано, что водяной разрядник можно исполь-
§13.3 Жидкостные коммутаторы 249
зовать для получения времени коммутации в несколько наносекунд. Возможность
работы жидких разрядников в многоканальном режиме является очень важным их
свойством.
Многоканальные водяные разрядники работают в двух режимах: самопробоя и
в управляемом. Левин и Витковицкий [18] показали, что в воде при напряжении
250 кВ можно зажигать в режиме самопробоя до трех каналов с разбросом времени
10~7 с. Для этого на катоде делали выступы для локального увеличения
электрического поля. Авторы [19] с использованием генератора «Gamble II» изучали влияние
на эффективность многоискровой работы времени зарядки накопителя, степени
усиления поля на положительном электроде и расстояния между соседними
искровыми каналами. Использовались импульсы напряжения с амплитудой 4 MB и
более и временем нарастания до максимума 100 и 600 не, которые прикладывались к
электродам длиной 30 мм и диаметром 7,6 см. Степень усиления электрического
поля регулировалась путем помещения на электрод стержней различного
диаметра. В экспериментах с одноканальным пробоем при длительности фронта
зарядного импульса напряжения *ф « 100 не было установлено, что при коэффициенте
усиления поля $Е = l-s-2,4 и напряжении 6,8 MB среднеквадратичный разброс
времени срабатывания составляет 10 не. При р? = 10 он уменьшается до 6 не, а при
р? = 28 - до 3 не. Успешная многоканальная работа в этом эксперименте
наблюдалась при /ф = 100 не и р? = 10-4-28. С увеличением фронта импульса до 600 не
многоканальная работа существенно ухудшалась. Например, два канала наблюдались в
пяти случаях из двадцати. Таким образом, многоканальная работа в режиме
самозапуска возможна при t§ < 100 не.
В генераторе «Тритон» [20] многоканальную коммутацию удалось осуществить
также при быстрой зарядке линии (/ф =130 не). Шесть разрядников были
расположены равномерно по периферии внешнего электрода накопительной линии Блюм-
ляйна. В пределах 5 не включалось более трех разрядников с вероятностью 90%.
При напряжении 5-Ю5 В, токе 2,2-105 А время коммутации составило 15 не.
В [21] описаны исследования многоканальной коммутации при напряжениях до
3 MB. Для исследования использовался генератор с полосковыми линиями и
разрядниками с протяженной острой кромкой 1,12 м, равной ширине полосковых
линий. Генератор состоял из трех полосковых линий и двух последовательных
водяных разрядников. Первая полосковая линия заряжалась от генератора Маркса за
время B-5-5I0~7 с. При этом функционировало в среднем пять каналов. После
срабатывания этого разрядника вторая линия заряжалась за время 610~8 с. Благодаря
этому напряженность поля во втором разряднике достигала 1,6 МВ/см, и разряд в
нем происходил в среднем по двадцати каналам. Разброс в срабатывании первого
разрядника составлял -10 не при /ф = 2,6-Ю-7 с и возрастал до ~20 не при t$ =
= 5-10-7 с. Второй разрядник имел разброс 3 не. Выходной импульс имел
амплитуду напряжения 1,5-106 В, ток 7,5 105 А, фронт /ф = 3 не при длительности импульса
1,3-10~9 с. Таким образом, для обеспечения устойчивой многоканальной
коммутации необходимо иметь время зарядки накопителя не более 100^200 не, а электроды
разрядника должны иметь специальные неоднородности на поверхности в виде
выступов или протяженных лезвий.
При больших временах зарядки накопителей (> 0,5 мке) используют
управляемые жидкостные коммутаторы. Для управления применяют трехэлектродные
250 Глава 13. Разрядники с пробоем твердого и жидкого диэлектриков
разрядники с искажением поля, жидкостные тригатроны, коммутаторы с
лазерным запуском, со взрывом микропроводника и т.д. В самых мощных импульсных
генераторах для получения мощных электронных, ионных и рентгеновских
пучков используют трехэлектродные разрядники («Aurora», «PULSERAD», «OWL»,
«Gamble» и т.д.). Один из первых таких коммутаторов предложил Мартин [3]
(рис. 5). Если используется импульсный заряд накопительной линии, то за счет
перераспределения напряжения из-за наличия собственных емкостей разрядника
срабатывает газовый промежуток 4, Это приводит к пробою промежутка между
электродами 2 и 5, а затем и между основными электродами 1 и 2. При
параллельной работе нескольких таких разрядников необходимо в газовый разрядник 4
подавать пусковой импульс. Для разрядников с водяным наполнением в [3]
рекомендуется использовать соотношение 7:1 между длинами промежутков 1-3 и 3-2,
Смит [22] описал работу установки «Aurora», которая содержит четыре
коаксиальных накопительных линии Блюмляйна с управляемым трехэлектродным
разрядником. Характеристики установки следующие: напряжение 15 MB, ток 1,6 МА,
длительность импульса 125 не.
Уникальной особенностью линий Блюмляйна, используемых в этой
установке, являются специально разработанные многоканальные масляные разрядники с
внешним запуском. Воспроизводимость неуправляемых (самопробойных)
масляных разрядников недостаточна для синхронизации четырех выходных
импульсов. К тому же они в любом случае формируют один искровой канал, и поэтому
будут иметь слишком большую индуктивность. Волновое сопротивление каждой
внутренней передающей линии 12 Ом, через коммутатор идет ток в 1 МА.
Конструкция коммутатора линии Блюмляйна показана на рис. 6. Он работает
по принципу трехэлектродного разрядника с запуском по методу искажения
электрического поля. Межэлектродное расстояние в разряднике можно изменять с
помощью гидравлического привода, передвигая часть промежуточного цилиндра в
аксиальном направлении. Максимальное межэлектродное расстояние в
разряднике может достигать 61 см. Запускающим электродом служит большой диск с
очень ровной поверхностью, расположенный примерно на расстоянии 7,6 см от
плоского торца внутреннего цилиндра. Это расстояние изменяется с помощью
гидравлической системы в стальной колонне, которая как консоль выдвигает диск
Рис. 13.5. Управляемый жидкостный разрядник: 1, 2 - основные электроды A - катод), 3 -
поджигающий электрод, 4 - газовый разрядник
§13.3 Жидкостные коммутаторы 251
Рис. 13.6. Схема масляного разрядника в системе «Aurora». 1 - электрод с положительной
полярностью, 2 - электрод с отрицательной полярностью, 3 - электрод запуска, 4 -
управляемый газовый разрядник
из внутреннего электрода линии Блюмляйна, где расположены узлы запускающей
цепи. Частью конструкции консоли является газовый разрядник на 2 MB. Когда
линия Блюмляйна заряжена до 12 MB, напряжение на запускающем диске
вырастает, так как он образует емкостный делитель. Газовый разрядник запускается
извне и пробивается, после чего примерно через 200 не следует множественный
пробой в масле, инициируемый на острой кромке запускающего диска.
Нестабильность составляет около 10 не, меньшее значение может быть достигнуто в
разряднике аналогичной конструкции при использовании более высокого запускающего
напряжения.
Такой разрядник используется для ускорителя «Gamble II» [23]. Отрицательный
и положительный электроды соединены с внутренними проводниками
накопительной и передающей линий соответственно. Средний поджигающий электрод
имеет форму диска с острым краем, который поддерживается и изолируется от
передающего электрода газовым коммутатором, заполненным элегазом. В нужный
момент зарядки газовый коммутатор поджигается, что резко нарушает
электрическое поле в районе среднего электрода и вызывает прорастание стримеров к
отрицательному электроду. Когда эти стримеры перемыкают промежуток, потенциал
среднего электрода приближается к быстрому пробою всего разрядника. Такой
водяной разрядник [24] при напряжении 4,5 MB и токе 670 кА формировал
импульс с фронтом 40 не. Обычно зажигалось не менее пяти каналов, что
обеспечивало стабильные амплитуду и фронт выходного импульса. Разброс времени
срабатывания коммутатора был менее 6 не.
В работах [25, 26] описаны ускорители электронов «Натр» и «Proto I», в
которых использованы трехэлектродные масляные управляемые многоискровые
разрядники. Эти ускорители имеют следующие параметры выходного импульса:
3 MB, 0,8 А, 24 не. Генератор Маркса заряжает три промежуточных водяных
накопителя за 0,9 мкс. Из промежуточных накопителей через трехэлектродный
разрядник линии Блюмляйна заряжаются за 0,18 мкс. Для запуска трехэлектродного
252 Глава 13. Разрядники с пробоем твердого и жидкого диэлектриков
коммутатора используются элегазовые тригатроны. Разрядники обеспечивают
разброс времени срабатывания менее 1 не при использовании поджигающего
импульса с Ua = 150 кВ и /ф = 70 не.
Из линии Блюмляйна в нагрузку энергия передается через трехэлектродные
маслонаполненные разрядники рельсового типа (рис. 7) [26]. Пусковой электрод
длиной 120 см и толщиной 6,4 мм имеет острую кромку с радиусом 0,1 мм.
Пусковой импульс имел амплитуду 2 MB и фронт 30 не. Для нормальной работы
разрядника необходимо, чтобы расстояние между поджигающим и заземленным
электродом составляло 1/3 от общего межэлектродного расстояния рельсового разрядника.
Время срабатывания такого разрядника составляло 25 не при разбросе 1,3 не.
С использованием установки «Proto I» были проведены также испытания
неуправляемых двухэлектродных разрядников рельсового типа.
Таблица! 3.1.
Время зарядки,
НС
90
120
130
170
Нестабильность
многоискровой работы, не
3,9
4,8
5,5
7,3
Среднее число
каналов
4,2
4,1
3,2
2,5
Время коммутации,
не
8,8
9,4
9,7
11,0
В таблице 1 приведены результаты этих испытаний. Если время зарядки
< 200 не, то имеют место высокая стабильность времени пробоя и малое время
коммутации разряда.
В работах [27, 28] исследован тригатронный запуск водяных коммутаторов.
Тригатрон с напряжением до 1 MB работает наиболее эффективно, если
поджигающий электрод-стержень выступает на некоторое расстояние dn над
поверхностью основного электрода. Оптимальные условия, обеспечивающие получение
наименьших /3 и АГ3, сводятся к следующему:
1. Инициирование разряда необходимо производить со стороны анода
импульсом положительной полярности.
2. Длина выступа поджигающего электрода должна составлять @,1-5-0,2)^, где
</- расстояние между катодом и анодом.
Поджигающий
электрод
Рис. 13.7. Трехэлектродный рельсовый жидкостный разрядник
§13.3 Жидкостные коммутаторы 253
3. Оптимальное значение амплшуды пускового импульса @,2-ьО,3)С/а, где С/а -
основное напряжение между катодом и анодом.
4. Поджигающий импульс должен подаваться за 100-И 50 не до момента
максимума основного напряжения, а длительность его фронта должна быть не менее
50 нс.
В этих условиях удается запускать мегавольтные тригатроны за время t3« 100 не
при А/3 = ±6 не [27]. Если к такому тригатрону приложить @,75-5-0,95)Uc, где Uc -
статическое пробивное напряжение, то можно обеспечить параллельную работу
трех тригатронов.
Рядом авторов исследовался лазерный поджиг разрядников с водой [29] и
трансформаторным маслом [30]. Наилучшие результаты были получены Гюнте-
ром и др. [30], которые показали, что путем лазерного инициирования разряда в
перенапряженном искровом промежутке с трансформаторным маслом можно
инициировать разряд с t3« 15 не, At2 = ±1 не при напряжении 700 кВ.
В [28] исследована возможность запуска разрядника с помощью электрически
взрываемых проволочек. На медную проволоку диаметром 50 мкм и длиной 14 мм,
установленную на расстоянии 2 мм от поверхности электрода, разряжался
конденсатор с емкостью Ю-7 Ф и напряжением 21 кВ. В случае инициирования разряда у
анода разброс Д/3 составлял ±50 не, а у катода - на порядок больше. Этот способ
инициирования не нашел применения, так как после каждого срабатывания
разрядника требуется установка новой проволочки, а кроме того, после нескольких
срабатываний удельное сопротивление воды заметно уменьшается и требуется ее
очистка. Обстоятельные обзоры по жидкостным разрядникам даны в монографиях
[5] и [31].
Литература к главе 13
1. Месяц Г. А. Разработка и исследование высоковольтных наносекундных импульсных
устройств с искровыми разрядниками: Дис. ... канд. техн. наук. Томск, 1961.
2. Комельков B.C., Аретов Г.К Получение больших импульсных токов // Докл. АН СССР.
1956. Т. ПО, №4. С. 559-561.
3. J.C. Martin on Pulsed Power / Ed. by Т.Н. Martin, A.H. Guenther, and M. Kristiansen. N.Y.:
Plenum press, 1996.
4. Rogers P.J., Whittle H.R. Electromagnetically Actuated, Fast-Closing Switch Using Polythene
as the Main Dielectric // Proc. IEE. 1969. Vol. 116, N 1. P. 173-179.
5. Vitkovitsky I. High Power Switching. N.Y.: Van Nostrand Reinhold, 1987.
6. Huber H. Wide Voltage Range High Energy Solid Dielectric Switch // Rev. Sci. Instrum. 1964.
Vol. 35, N8.
7. Henins I., Marshall J. Fast Metallic Contact Solid Dielectric Switch for High Voltage and
Current // Ibid. 1968. Vol. 39, N 10.
8. Bayes D.V., Hucklesby R.J., Ward B.J. A Passive Crowbar for the 1.0 MJ Thetatron Bank
Using 32 Solid Dielectric Switches in Parallel // Proc. IV Symp. on Eng. Problems in
Thermonucl. Res. Frascatti, 1966.
9. Месяц Г.А. Генерирование мощных наносекундных импульсов. М.: Сов. радио, 1974.
10. Looms J.S.T. Switching by Surface Discharges // J. Sci. Instrum. 1961. Vol. 38. P. 380.
11. DashukP.N. Controlled Discharger. Pat. 4092559 USA. 1976.
12. Дашук П.Н., Чистов Е.К. Некоторые особенности распределения электрического поля в
системах формирования скользящего разряда // ЖТФ. 1979. Т. 49, вып. 6. С. 1241-1244.
254 Глава 13. Разрядники с пробоем твердого и жидкого диэлектриков
13. Hasson V, Von Bergmann KM. High Pressure Glow Discharges for Nanosecond Excitation of
Gas Lasers and Low Inductance Switching Applications // J. Phys. E. 1976. N 9. P. 73.
14. Johnson ?>., Kristiansen M, Hatfield L. Multichannel Surface Discharge Switch. // Proc. Conf.
on Electrical Insul. and Dielec. Phenom. Amherst, 1982. P. 573.
15. Von Bergmann KM. Surface Discharge Switches // Gas Discharge Closing Switches / Ed. by
G. Schaefer, M. Kristiansen, and A. Guenther. N.Y.: Plenum press, 1990. P. 345-373.
16. Биндер Л. Блуждающие волны в электрических сетях / Пер. с нем. под ред. А.Ф. Вальтера,
Н.Н. Миронова. М.; Л.: ОНТИ, 1935.
17. Месяц Г.А., Воробьев Г.А. О возможности использования жидкостных разрядников в
высоковольтных наносекундных импульсных схемах // Изв. вузов. Физика. 1962. № 3. С. 21.
18. Levine L.S., Vitkovitsky LM. Pulsed Power Technology for Controlled Thermonuclear Fusion //
IEEE Trans. Nucl. Sci. 1971. Vol. 18, N 4, pt 2. P. 105-112.
19. Burton J.K., Conte D., Lupton W.K et al. Multiple Channel Switching in Water Dielectric Pulse
Generators // Proc. V Symp. on Eng. Problems of Fusion Res. Princeton, 1973. P. 679-683.
20. Ликсонов В.И., Сидоров Ю.Л., Смирнов В.П. Генерация и фокусировка сильноточного
электронного пучка в низкоимпедансном диоде // Письма в ЖЭТФ. 1974. Т. 19, вып. 8.
С.516-520.
21. Van Defender J.P., Martin Т.Н. Untriggered Water-Switching // IEEE Trans. Nucl. Sci. 1975.
Vol. 22, N3. P. 305-309.
22. Smith I. Liquid Dielectric Pulse Line Technology // Energy Storage, Compression, and
Switching: Proc. of the I Intern. Conf. on Energy Storage, Compression and Switching (Nov.
5-7,1974) / Ed. by W.H. Bostick. N.Y.; L.: Plenum press, 1976. P. 15-23.
23. Shipman J.D. The Electrical Design of the NRL «Gamble II» 100 Kilojoule, 50 Nanosecond,
Water Dielectric Pulse Generator used in Electron Beam Experiments // IEEE Trans. Nucl.
Sci. 1971. Vol. 18, N 4, pt 2. P. 243-246.
24. Dobble СВ., Fargo V, Kolb A.C. et al. A High Current Relativistic Electron Beam Accelerator
for Fusion Applications. San Diego, 1974. (MLR-357).
25. Prestwich K.R. «Harp» a Short Pulse, High Current Electron Beam Accelerator // IEEE Trans.
Nucl. Sci. 1975. Vol. 22, N 3. P. 975-978.
26. Prestwich K.R., Miller PA., McDaniel D.H. et al. «Proto-I» Switching and Diode Studies //
Proc. Topical Conf. on Electron Beam Research and Technology. Sandia, 1976. Pt 1.
P. 423-428. (SAND; 76-5122).
27. Муратов В.М., Ушаков В.Я. Исследование управляемого инициирования разряда в воде //
Разработка и применение источников интенсивных электронных пучков / Отв. ред.
Г.А. Месяц. Новосибирск: Наука, 1976. С. 36-42.
28. Ушаков В.Я. Импульсный электрический пробой жидкостей. Томск: Изд-во ТГУ, 1975.
29. Демидов Б. А., Пекин М.В., Петров В. А., Фанченко С Д. Высоковольтный водяной
разрядник с лазерным поджигом // ПТЭ. 1974. № 1. С. 120-122.
30. Guenther A.H., Zigler G.L., Bettis J.R., Copeland R.P. Laser Triggered Switching of a Pulsed
Charged Oil Filled Spark Gap // Energy Storage, Compression, and Switching: Proc. of the
I Intern. Conf. on Energy Storage, Compression and Switching (Nov. 5-7, 1974) / Ed. by
W.H. Bostick. N.Y.; L.: Plenum press, 1976. P. 441-449.
31. Ковалъчук Б.М.у Кремнев В.В., Поталицын Ю.Ф. Сильноточные наносекундные
коммутаторы / Отв. ред. Г.А. Месяц. Новосибирск: Наука, 1979.
Часть V ГЕНЕРАТОРЫ ИМПУЛЬСОВ
С ЗАМЫКАЮЩИМИ ПЛАЗМЕННЫМИ
КОММУТАТОРАМИ
Глава 14
ГЕНЕРАТОРЫ С ГАЗОРАЗРЯДНЫМИ
КОММУТАТОРАМИ
§ 14.1 Принципы построения генераторов
Все рассмотренные нами в главах 11-13 коммутаторы являются по своей сути
плазменными. Только плазма в них создается при различных обстоятельствах:
при разряде в газе высокого или низкого давления, при разряде по поверхности
диэлектрика в вакууме или газе, при разрядах в жидкостях или твердых
диэлектриках. Условно весь этот класс коммутаторов мы назовем плазменными
замыкающими коммутаторами. Мы их называем «плазменными» потому, что еще
существуют полупроводниковые и магнитные замыкающие коммутаторы,
которые мы рассмотрим ниже. Введение слова «замыкающие» обусловлено тем, что
существует также целый набор плазменных размыкающих коммутаторов, о
которых мы будем говорить позже.
Подавляющее большинство наносекундных импульсных генераторов
большой мощности используют газовые искровые разрядники при произведениях
давления газа на длину промежутка pd9 находящихся в дальней правой части
кривой Пашена. Для удовлетворительного функционирования таких генераторов
нужно выполнить два условия. Во-первых, иметь малое время коммутации tK (в
зависимости от параметров импульсов и их назначения 10~10-И0~8 с). Во-вторых,
обеспечить необходимое время задержки разряда Г3 и его стабильность А/3 (в
зависимости от назначения t3 « 10~9-И0~7 с, At3 = ±10~10-г-10~8 с). В газоразрядных
коммутаторах обе эти задачи, как мы показали в главах 6 и 11, решаются тремя
путями - увеличением напряженности поля Е9 давления газа и числа свободных
инициирующих электронов в промежутке.
Как мы показали в главах 3 и 4, известны две основные схемы получения
мощных наносекундных импульсов с использованием газовых разрядников. Это схема
с разрядом предварительно заряженной накопительной линии на нагрузку и
различные ее модификации и схема с разрядом емкости [1]. Этим типам генераторов
соответствуют схемы замещения разрядного контура, которые используются обычно
256 Глава 14. Генераторы с газоразрядными коммутаторами
для расчета фронта импульса (рис. 1). На рисунке Z0 - волновое сопротивление
линии, L - индуктивность разрядного контура, ЯИ - нелинейное сопротивление
искры, и0 - зарядное напряжение, С - накопительная емкость. В главах 3 и 4 мы
рассмотрели работу импульсных генераторов с идеальными коммутаторами, когда
время коммутации равно нулю. Здесь же мы учтем сопротивление искры в
простейшей форме.
Для расчета формы импульсов, получаемых в приведенных схемах, необходимо
знать зависимость сопротивления искры Rn от тока и времени. При сравнительно
небольших величинах тока до 10 кА можно использовать сопротивление искры,
полученное из модели Ромпе и Вайцеля [2] (см. главу 6). Следует заметить, что
хотя в этом разделе мы будем говорить о генераторах с напряжением до 100 кВ и
током до 10 кА, все основные принципы, которые здесь будут изложены,
применимы и для мегавольтных и мегаамперных систем. Разница заключается только в
учете особенностей физических процессов в накопителях, линиях, коммутаторах и
обострителях, присущих большим токам и напряжениям.
§ 14.2 Генератор с накопительной линией
Для того чтобы проанализировать влияние различных факторов на процесс
роста тока на фронте импульса при разряде накопительной линии, рассмотрим
переходный процесс в контуре, представленном на рис. 1, а. Такой контур имеет
генератор с заряженной линией с волновым сопротивлением Z0 и нагрузкой RH при
разряде этой линии через искровой промежуток. Общая схема генератора
приведена на рис. 4.1. Будем интересоваться только интервалом времени, меньшим
времени двойного пробега волны по накопительной линии. Ток в контуре с учетом
формулы F.41) для сопротивления искры ЯИ будет описываться уравнением:
х +
iJF4?b
A4.1)
где х = IRIUq; т = //в; 6 = 2р<121аЩ; А = L/RQ; R = Z0+RH; d- длина искрового
промежутка; а - коэффициент в формуле Ромпе и Вайцеля, характеризующий сорт
Z0 L R* К
(б)
L R* К
U0
Рис. 14.1. Схемы замещения разрядного контура импульсного генератора: а - генератор с
накопительной линией для времени t = 2tH; б- генератор с накопительной емкостью
§14.2 Генератор с накопительной линией 257
газа; С/0 - зарядное напряжение линии. Вначале рассмотрим случай, когда величиной
индуктивности разрядного контура можно пренебречь. При этом А = 0 и
уравнение A) существенно упрощается, а зависимость тока от времени будет иметь вид:
2
/
In
Vo-IJ
+^-* ^г-+const
4(/0-/J
A4.2)
где const - постоянная интегрирования, которая зависит от способа отсчета начала
времени; /0 = UqIR. При / = О Ш0 = 0,01, const = 1,537. Из B) следует, что при токе
/ = 0,25Uo/R крутизна роста тока принимает максимальное значение:
Л} 09W5aUQE*
<dtju pR
Для оценки длительности фронта импульса удобно время коммутации tK
определять из соотношения:
\-2
, _ 'о _9,5
{-) , A4.4)
KPJ
{dIldt)M ар'
где Е - напряженность электрического поля, при которой происходит пробой
промежутка, р -давление газа.
Из D) следует, что при неизменном давлении газа время tK будет уменьшаться
с ростом напряженности электрического поля Е. При неизменной длине искрового
промежутка напряженность поля Е можно увеличивать за счет перенапряжения на
промежутке при его импульсном пробое. При статическом пробое промежутка
величину Е/р можно выразить через произведение давления газа на длину
промежутка. По закону Пашена при U0 = const величина Е/р = const, следовательно, из
D) получим, что время /к ~/?-1, т.е. с ростом давления газа время /к будет
уменьшаться. На рис. 11.2 приведены зависимости tK(p) для различных длин
промежутков при их статическом пробое. Из рисунка следует, что при сравнительно
длинных промежутках время /к уменьшается с ростом давления быстрее, чем при
коротких. Объяснение этому эффекту дано в главе 11 в формулах A1.1) и A1.2). При
коротких промежутках время tK становится равным 10~9 с даже при атмосферном
давлении газа [3].
Для учета влияния индуктивности разрядного контура на длительность фронта
импульса необходимо решить уравнение A) при А Ф 0. Численное решение этого
уравнения при А*0 было проведено в работе [4]. Полученные в этой работе
зависимости х =/(т) представлены на рис. 2, а. Пользуясь кривыми х = /(т), можно
рассчитать зависимость относительной величины напряжения на промежутке от
времени при различных А9 так называемую характеристику коммутации у = U/Uq9
где U - напряжение на газовом промежутке (рис. 2, б). Из рисунков следует, что
процессы роста тока и спада напряжения на промежутке можно разделить на два
периода: быстрый и медленный. Это соответствует экспериментальным
результатам [1]. Такой ход характеристик коммутации и кривых тока затягивает область
перехода фронта к вершине импульса. Поэтому для определения фронта импульса
удобнее пользоваться формулой D).
17. Месяц Г.А.
258 Глава 14. Генераторы с газоразрядными коммутаторами
(«)
0,8
0,4
(б)
А=0
ё
V/
2
У20
^50
0
0,8
0,4
\а=о
\а^
20
>,0753т
40
60
А=50
- *
0 20 40 60 80 100
т
Рис. 14.2. Зависимости относительной величины тока на нагрузке х (а) и относительной
величины напряжения на промежутке у в период коммутации (б) от нормированного времени т
В диапазоне 0 < А < 25 длительность фронта импульса определяется из
приближенной формулы:
>Ф = 'к+^, A4.5)
где tK - время коммутации, определенное по формуле D). В этой формуле
первый член определяется условиями в искровом промежутке, а второй -
параметрами R и L разрядного контура. Из формулы следует, что если пренебречь
влиянием постоянной времени разрядного контура, то длительность фронта импульса
*Ф ~ pd2IUl. Как мы уже упоминали, при постоянном напряжении пробоя
промежутка и0 согласно закону Пашена величина pd = const, т.е. /ф ~ 1/р. Кроме
того, из формулы E) следует, что при весьма высоком давлении газа уменьшение
длительности фронта импульса ограничивается постоянной времени контура L/R.
Следует обратить внимание на одну особенность характеристик коммутации,
рассчитанных из уравнения A) (рис. 2, б). При А = 0-^25 кривые спада напряжения
на промежутке лежат близко одна к другой, поэтому характеристику коммутации
можно описать одной кривой, например экспонентой UK = U0exp (-a0t). Как
показано в работе [1],
0,075аЕ/02
До
pd2
A4.6)
Зависимость UK/U0 = ехр (-0,07 5 aU$t/pd2) приведена на рис. 2, б.
Вывод о том, что для газоразрядного коммутатора длительность фронта
импульса определяется простым суммированием времени коммутации и постоянной
§14.2 Генератор с накопительной линией 259
времени разрядного контура L/R, сделанный в [1], был позже подтвержден
Мартином [5] для твердотельного и жидкостного коммутаторов.
Проанализируем еще одну возможность определения крутизны фронта
импульса при А Ф О, которая следует непосредственно из уравнения A). Из рис. 2, а
видно, что в области максимальной крутизны фронта зависимость х(х) близка к
прямолинейной. Поэтому для определения максимальной крутизны кривой х(х)
достаточно только приближенно найти то значение тока, при котором крутизна
принимает максимальное значение. В частности, можно принять, что в некотором
диапазоне величин А максимальная крутизна фронта тока и напряжения
достигается при х- 1/4, (как и при А = 0). Исходя из этих соображений, в [1] получено
следующее выражение для максимальной крутизны фронта импульса напряжения:
UJm 256 pd*
где
F(A) =
l-Bsh^/3)/yJ3AQ
A 21 А A U3V34>
Aq = A; d> = arcsh—
^ 128 V 2
A4.7)
A4.8)
Проверка справедливости допущений, принятых при выводе формулы G),
показывает, что при А < 10 расхождение не превышает 5%.
Теперь рассмотрим особенности работы генераторов с разрядом линии на
нагрузку через газоразрядный коммутатор. Из них простейшим является генератор,
разработанный Флетчером [6] (рис. 3). Генератор имеет трехэлектродный искровой
разрядник. Пространство разрядника заполнено азотом под давлением 40 атм.
Конденсатор подключается к электродам разрядника, как показано на
эквивалентной схеме (рис. 3, б). Здесь Z0 - волновое сопротивление кабелей Л\ и Л2\ Ск -
емкость корректирующего конденсатора. При помощи этого генератора получают
импульсы напряжения с амплитудой до 20 кВ при длительности фронта 0,4-10"9 с.
Длительность импульса определяется длиной формирующего кабеля и составляет
B-3>10"9с.
Особенностью этого генератора является корректирующая емкость Ск, которая
подключается параллельно накопительному кабелю и встраивается в разрядник
(рис. 3, б). При оптимальном подборе емкости Ск фронт импульса в генераторе
можно увеличить в два раза. Подробный анализ этого эффекта дан Месяцем [3].
Рис. 14.3. Генератор с емкостным обострителем. а - схема; 1 - импульс от запускающего
генератора, 2 - корректирующий высокочастотный конденсатор, 3 - выход, б -
эквивалентная схема разрядного устройства
17*
260 Глава 14. Генераторы с газоразрядными коммутаторами
Если характеристику коммутации представить в виде экспоненты
UK(t) = U0e-°o<9 A4.9)
то напряжение на согласованной нагрузке RH = Z0 определится из формулы:
U(!) = -
2-В
В 2а°*
-е в
2-В
A4.10)
где В = floZoCK, С/о - зарядное напряжение кабеля. Зависимости 2С//С/0 от
параметра a0t при различных значениях В представлены на рис. 4. При увеличении В
уменьшается длительность фронта, но на вершине появляется выброс, который
искажает форму импульса. При Ск = 1,4/а0р величина выброса составляет 5%. Так
как время коммутации /к = 2,2/ао, то оптимальная величина емкости:
1,4 0,63/к
С=-
До^о
A4.11)
Однако, как следует из выражения A0), возможна идеальная коррекция без
какого-либо выброса. Действительно, при отсутствии емкости Ск, т.е. при 5 = 0, мы
имеем форму импульса U(t) = A/0/2)A-е~^')> т.е. импульс в виде обычной
экспоненты с фронтом /ф = 2,2/ао между уровнями 0,1+0,9. При В = 1 из A0) мы
получаем ?/(/) = (?/0/2)A-е~2а°')> т-е- крутизна экспоненты возрастает в два раза, а
длительность фронта становится *ф = 1,1/а0. В этом случае Ск = 0,45fK/Z0.
Медленный подъем напряжения в области перехода от фронта к вершине
импульса (рис. 2, а) можно устранить, используя неоднородную накопительную
линию [3]. Пусть время роста тока на быстром участке равно нулю, а на медленном
изменяется по линейному закону. При этом напряжение импульса на
согласованной нагрузке в схеме с однородной накопительной линией запишется так:
?/(» = ?/('и)
4> +
0-4)'
A4.12)
1,0
/.s ^-f***0" "
^^ Bq=<x>
*
1,5
-J
— ' о
2
a0t
Рис. 14.4. Зависимость формы импульса от параметра aQ при различных BQ
§14.3 Генераторы с разрядом конденсатора 261
где А0 - некоторая постоянная величина, которая определяет форму импульса.
Если использовать неоднородную линию с волновым сопротивлением
ад=д^
1 +
0-4)*
A4.13)
где / - длина линии, х - текущая длина линии, отсчитываемая от коммутатора; то
на сопротивлении RH получим прямоугольный импульс с амплитудой AoU(tH).
Неоднородные линии удобно выполнять в полосковом варианте. При использовании в
генераторе тока с амплитудой 1 кА неоднородной полосковой симметричной
линии с изменяющимся волновым сопротивлением от 2,8 до 4,1 Ом был устранен
подъем на вершине импульса, равный 15% [3].
§ 14.3 Генераторы с разрядом конденсатора
Импульсный генератор с разрядом емкости через искру широко используется в
импульсной технике. Подбором величин емкости или давления газа в разряднике можно
корректировать фронт импульса и получать пиковые импульсы малой длительности
или прямоугольные импульсы с плоской вершиной. Анализ процесса разряда емкости
через искру с учетом сопротивления искры по формуле Ромпе и Вайцеля, активного
сопротивления в контуре R и индуктивности L был проведен в [7]. Однако расчеты
были проведены численным методом только для некоторых частных случаев. В
работе [3] было показано, что в некоторых случаях можно получить точные или
приближенные формулы для определения тока в контуре и напряжения на нагрузке.
Процессы в контуре (рис. 1, б) описываются системой уравнений, которая
включает уравнение Кирхгофа для контура, формулу для сопротивления искры F.41) и
формулу, связьгоающую ток и напряжение емкости. Эту систему уравнений [7]
можно привести к виду:
^¦-т(?
+2Z-2=0
х = -
¦-*}.
В аГф
4 dZ
dZ
dyldZ
-+const
A4.14)
где т = tlQ, x = IRJU0, Z = UJU0, В = RHOQ, К = yJLOQ, 9 = 2pd2laUl, cp = y2,
у = nr2dw/0,5CU2, r,w- радиус и удельная внутренняя энергия канала разряда,
d- длина промежутка (см. § 6.4).
Систему уравнений A4) можно решить точно только при К = 0, т.е. когда
индуктивностью в контуре можно пренебречь. В этом случае первое уравнение в системе
A4) превращается в обычное квадратное уравнение относительно параметра ^/ф, а
зависимость напряжения на емкости и тока в контуре от времени запишется так:
1. G и ВЪ
х = —ln(Z. -1)
2 2F-1)
ln^-Z,)-
Bb
2(Z> + 1)
ln(Z!+.S)+const,
x = Z
1-
Z,
A4.15)
262 Глава 14. Генераторы с газоразрядными коммутаторами
24
16
1
^макс,^
*макс
120
240
В
360
1,2
0,8
0,4
480
Рис. 14.5. Зависимости нормированных величин времени хмакс и тока на нагрузке хмакс от В
при разряде конденсатора через искровой промежуток на сопротивление
где
6 = >/1 + 2Я; Z1=A/l + 2J5(l-Z2).
Постоянную интегрирования в формуле A5) можно определить из условия
л: = 0,01 при х = 0. Из A5) можно найти максимальное значение нормированного
тока хМакс5 напряжения ZMaKc и времени хмакс. На рис. 5 приведены зависимости
Тмакс(#) и *максС#)- Из этого рисунка следует, что желая, например, получить
амплитуду импульса тока 0,8?/0/Л, мы должны иметь хмакс» 10, В » 100. Это приводит к
тому, что при напряжении С/0 = 30 кВ, давлении азота 10 атм и статическом пробое
нужно иметь тмакс» 2 не, а С « 500 пФ при сопротивлении нагрузки 40 Ом.
Рассмотрим в качестве примера наносекундный импульсный генератор с
накопительной емкостью 500 пФ [1] (рис. 6). Использовался керамический
конденсатор Сз, который встраивался в разрядную камеру для уменьшения индуктивности
¦ ЭО * К нагрузке
Рис. 14.6. Схема релаксационного генератора наносекундных импульсов с разрядом
конденсатора на коаксиальную линию. ЭО - электронный осциллограф, М - манометр, В - вольтметр
§14.4 Искровые обострители 263
разрядного контура L. В камере поддерживалось давление азота 10 атм. При
пробое разрядника емкость разряжалась на кабель Л. Волновое сопротивление
линии Л было принято равным 37,5 Ом (два параллельно соединенных кабеля РК-3).
Длительность импульса регулировалась длиной короткозамкнутого отрезка Л\.
Частота следования импульсов менялась плавно от 1 до 50 Гц изменением величин
зарядного сопротивления R3 и напряжения зарядного устройства при неизменной
длине промежутка разрядника. Амплитуда импульса при неизменном давлении в
камере плавно регулировалась от 4 до 18 кВ. Длительность импульса на выходе
равна 3 не при длительности фронта менее 1 не.
§ 14.4 Искровые обострители
Обостритель - это устройство для укорочения длительности фронта импульса.
Обычно обостритель О включается последовательно с линиями Л\ и Л2 (рис. 7).
По линии Л\ к обострителю поступает импульс Ux(t)c относительно длинным
фронтом /фЬ а по линии Л2 к нагрузке - импульс U2(t) с укороченным фронтом /ф2.
Принцип действия обострителя заключается в том, что в течение времени / > /фь
его сопротивление много больше волнового сопротивления линии, а затем
становится много меньше его. Нетрудно видеть, что такими свойствами обладает
искровой промежуток, если время запаздывания его пробоя:
/з>'Фь A4.16)
a tK « *фь Наиболее широкое применение в качестве обострителя получил двух-
электродный газовый промежуток. Проанализируем работу такого обострителя.
Пусть напряжение на фронте первичного импульса нарастает по линейному
закону
C/i= —, A4.17)
а при / > *ф1 бесконечно долго остается равным амплитуде импульса ?/а (рис. 8).
Следует иметь в виду, что на электродах обострителя напряжение удваивается из-
за появления волны, отраженной от разрядника. Длительность фронта импульса на
выходе /ф2 зависит от времени запаздывания пробоя /3 и длительности фронта t$\.
Время /3 при прочих равных условиях зависит от длины промежутка d и носит
статистический характер. При t3 «: /ф1 чем больше /3, тем при большем
напряжении Un пробивается промежуток и тем меньше длина фронта импульса /ф2, т. к. /ф2
уменьшается с ростом напряженности поля при пробое. Пусть статистическая
Л\ ^ ,-?-, ^ Лг
Ql—-В—с=]—Q -О
Uxit)
т
u2(t)
Рис. 14.7. Схема включения обострителя
264 Глава 14. Генераторы с газоразрядными коммутаторами
Т у 1
У 1 /
и
т
ft
/ф
• Ф
*ф2
1
п
—*>
1
.
ut
Рис. 14.8. Преобразование фронта волны после прохождения ее через обостритель
составляющая времени Г3 устранена. Можно показать, что при пробое в точке
перехода от фронта к вершине величина /ф2 получается минимальной.
Действительно, если пробой происходит в точке п (рис. 8), то *ф2 будет определяться величиной
электрического поля 2UJd. Если увеличить промежуток до оптимальной
величины d0, т.е. d > do, то напряжение пробоя не изменится, а напряженность поля
уменьшится, т.е. /ф2 увеличится. Если длина промежутка d < d0, то t$i также
увеличится вследствие увеличения составляющей /?. В пределе при d = 0, *ф2 = *фь
Следовательно, есть некоторая длина зазора d = rf0, при которой длительность
фронта импульса будет минимальной [1].
Расчет соотношения между *ф1 и /ф2 при атмосферном давлении воздуха и
сильном ультрафиолетовом облучении промежутка (режим многоэлектронного
инициирования) показал, что для получения /ф2 < 10~9 с необходимо иметь
длительность фронта /ф1 равной нескольким наносекундам. Это подтверждается
данными работы [3], где показано, что для получения /ф2 = 0,6 не необходимо при
р = 1 атм иметь /ф1 « 2 не. Для увеличения отношения /ф1//ф2 необходимо
увеличивать давление в обострителе.
Можно рассчитать величину оптимального зазора в обострителе do, если
известна зависимость времени формирования разряда от давления р и
напряженности поля Е. В [8] показано, что электрическое поле Е0 является оптимальным, т.е.
разряд в обострителе происходит в точке перехода от фронта к вершине импульса,
если л^о'ф =1- Здесь г\ = 1,9-Ю-2, 8 = 0,21, если С/а выражено в киловольтах,
/ф1 - в наносекундах, d - в сантиметрах. Из этой формулы с учетом, что Е0 = UJdo,
следует:
^о=Л^|1-
A4.18)
Формула справедлива при атмосферном давлении воздуха для t/a= 5-5-100 кВ.
Пусть длительность фронта t$\ настолько велика, что пробой промежутка в
обострителе близок к статическому. Обычно это имеет место при /ф1 > 10 с. Тогда
из рис. 8 следует, что
*ф1=-/ф+*ф2+'э. A4Л9)
§14.4 Искровые обострители 265
где
?/с - статическое пробивное напряжение. Величина *ф «*к, времени коммутации
разрядника при статическом пробое. При р > 1 атм, Uc = const и /к »*к1 /;?, где
fKi - время коммутации при атмосферном давлении газа. С учетом сказанного A9)
примет вид:
tKl
*ф2 № + *ф1
{ Uc(pd)
2Ua
A4.21)
Из B1) следует, что, увеличивая pd так, чтобы член в скобках стремился к нулю,
получаем *ф2 * tKl /p.
Другой возможный способ увеличения отношения /4,1/% состоит в
использовании нескольких обострителей, соединенных отрезками кабелей (так называемое
последовательное обострение [8]). При использовании трех обострителей фронт
импульса с амплитудой 30 кВ уменьшался от 0,84О с до 10~9 с. В этом режиме
работы обострителей фактически впервые использовалась импульсная
микросекундная зарядка кабеля [8]. Первый обостритель в этом случае играет роль
основного коммутатора. Эта схема теперь стала основной при создании мощных наносе-
кундных генераторов.
Перейдем к вопросу о диапазоне рабочих напряжений обострителя. Для этого
по аналогии с коммутатором рассмотрим отношение кн =и&иш/11&иякс. Если
интересоваться только фронтом импульса и принять *и = оо, то Uc(pd) = UaMllH9 a
?/амакс выбирается так, чтобы соблюдалось условие A6).
При большой величине /ф1 (> Ю-6 с), когда пробой промежутка близок к
статическому, при соблюдении равенства A6) ?/амакс =f/aMHH = Uc(pd). При меньшем %
промежуток пробивается напряжением С/а > Uc через время t3 от момента
достижения [/с. Если в промежутке много свободных электронов, то U = tv- времени
формирования разряда. Типичная зависимость /3 от напряжения С/а или Р = UJUC для
газов представлена на рис. 9. Величины t\ и f2, меньшие /и> ограничивают /и сверху
и снизу. Заштрихованный участок является рабочей областью обострителя. При t2» h
и фиксированном t\ величина *Уамин =UC9 левая граница (рис. 9) приближается к
оси ординат, тогда:
о _ Uа макс „ Vа макс __ * /1 д уу\
Ус ^амин ^н
Эта величина kH является минимально возможной при данном фронте
импульса *фь Так как в обострителе с регулировкой амплитуды коэффициент
перенапряжения Р может уменьшаться до значения близкого к единице, а при условии A6)
Гф2 ~ 1/р9 то для получения *ф2 < Ю-9 с давление газа (например, воздуха и азота)
в обострителе должно составлять величину порядка 10 атм. Определим, будет ли
влиять давление газа р на минимально возможную величину кн. Как известно,
время формирования разряда определяется из соотношения (см. главу 6):
A4.23)
266 Глава 14. Генераторы с газоразрядными коммутаторами
МИН макс
и
Рис. 14.9. Характеристика ^(Щ обострителя: 1 - реальная, 2 - идеальная
При pd > 103 см-(мм рт. ст.) Uc = Apd {A - постоянная для данного газа
величина) и t3 = f($/A)/p. Если теперь подставить t3 «/ф1 и учесть, что р?н « 1, а
/3 уменьшается с ростом C, то получим, что кн увеличивается с ростом давления
газа р. Для воздуха при атмосферном давлении в лучшем случае удается получить
*н*0,7[3].
Рассмотрим, какой должна быть зависимость t2(U) при малом значении кн,
т.е. широком диапазоне рабочих напряжений. Из рис. 9 видно, что для
уменьшения кн необходимо иметь более крутой начальный участок кривой и более
пологий конечный. Идеальной характеристикой является прямая, параллельная оси U
на высоте t> t\.
Можно указать два пути создания обострителей, нечувствительных к
амплитуде импульса [3].
1. Подбор среды пробоя или формы электродов обострителя такой, чтобы
характеристика f3(P) была близкой к идеальной.
2. Создание обострителей, в которых время t3 при изменении U меняется в
нужном направлении автоматически или за счет добавочных внешних
регулировок. Использование газов в качестве среды обострителя для получения малых кн,
по-видимому, неперспективно, так как в этом случае tz обусловлено временем
развития электронных лавин, скорость роста которых сильно зависит от
напряженности поля. Величина кн будет уменьшаться при увеличении степени
неоднородности поля между электродами газоразрядного промежутка. В вакууме,
характеристика *3(Р) которого значительно более полога, чем в газе,
использовать обострители затруднительно из-за большого времени коммутации.
Вакуумные обострители с диэлектриком в промежутке при неравномерности поля у
катода имеют удовлетворительную характеристику *3(Р) и время коммутации
меньше или равное Ю-9 с [3].
Время t3 проще всего изменять, регулируя длину зазора и изменяя амплитуду
импульса напряжения [/а. Кроме того, в обостритель можно встраивать
добавочный электрод, расположенный в промежутке между основными, на который будет
подаваться потенциал - импульсный синхронно с U\(t) или постоянный. Величина
этого потенциала должна изменяться вместе с амплитудой так, чтобы постоянно
§14.4 Искровые обострители 267
поддерживалось нужное соотношение /3^ф1 ~ 1- Решение этой задачи не встречает
трудностей.
Следует обратить внимание еще на один способ увеличения диапазона рабочих
напряжений. Если р>1, то ийиш>ис. При Р<1, наоборот, иймш<11с. В
последнем случае при неизменной величине ?/амакс уменьшается кн. Следовательно,
у разрядников с величиной C < 1 можно расширить диапазон рабочих напряжений.
Этот эффект хорошо реализуется в обострителях при использовании разряда по
диэлектрику в вакууме и при последовательном соединении промежутков, о чем
мы будем говорить ниже [3].
Впервые обостритель был использован Герцем в 1917 г. в его экспериментах с
короткими волнами. Он использовал последовательное соединение двухпроводной
линии передачи с двухэлектродным искровым разрядником, заполненным
трансформаторным маслом. Буравой в 1926 г. изготовил генератор с обостряющим
разрядником в масле для получения импульсов с фронтом в несколько наносекунд и
амплитудой напряжения порядка 150 кВ. Описание этих экспериментов дано в [9].
Первый генератор с газовым обострителем был разработан Флетчером [6]. На
рис. 10 показана схема, в которой для обострения импульса применяется искровой
разрядник под большим давлением. Первичный импульс формируется
коаксиальным кабелем Л\, который заряжается через сопротивление R\ от источника с
напряжением +20 кВ. Для уменьшения длины фронта первичного импульса пусковой
разрядник пробивается под перенапряжением, для чего используют трехэлектрод-
ный коммутатор.
Для увеличения крутизны импульса применяется обостряющий искровой
промежуток, отделенный от пускового кабелем Л2. Первичный импульс поступает через
разделительную линию к разряднику с весьма малым искровым промежутком,
который под действием этого импульса пробивается при большом перенапряжении. Для
получения необходимого времени запаздывания пространство обостряющею
промежутка заполняется азотом под давлением около 100 атм. В таком генераторе
получаются импульсы с амплитудой 10 кВ при длительности фронта 0,3-10"9 с.
Обостритель в атмосферном воздухе с малой длительностью фронта
первичного импульса использовался также в генераторе, разработанном в [1]. Первичный
фронт составлял 5 не, так как в качестве первичного коммутатора использовался
разрядник с тремя искровыми промежутками и параллельно накопительной линии
включалась корректирующая емкость.
+ 20кВ
5кВ
Рис. 14.10. Генератор наносекундных импульсов с использованием обострителя в сжатом
газе: схема с первичным разрядным устройством: 1 - ртутная лампа; 2 - пусковой
разрядник; 3 - обостритель; 4 - выход импульса
268 Глава 14. Генераторы с газоразрядными коммутаторами
В работе [10], посвященной наносекундному разряду в воздухе, использовали
управляемый обостритель, который управлялся от вспомогательной искры. Импульс
от первичного генератора подавался одновременно по двум кабелям на обостритель
и вспомогательный промежуток, причем второй кабель был короче первого на длину,
обеспечивающую время пробега, равную длительности фронта первичного
импульса. Вспомогательный промежуток был очень коротким и пробивался практически
без запаздывания в момент перехода от фронта к вершине импульса. Это
обеспечивало соблюдение условия A6) оптимальной работы обострителя и устраняло
влияние статистических флуктуации времени запаздывания обострителя на длительность
фронта импульса.
При укорочении фронта низковольтных импульсов используют обостритель с
малой длиной промежутка. При этом напряженность электрического поля в
промежутке может быть настолько высокой, что это приведет к появлению большого
тока автоэлектронной эмиссии с катода и уменьшению времени запаздывания до
tz < *ф1. Для устранения этого явления можно использовать обостритель с низким
давлением газа (левая ветвь кривой Пашена).
Как показано в предыдущем разделе, двухэлектродные газоразрядные обостри-
тели имеют узкий диапазон рабочих напряжений. Для устранения этого недостатка
было предложено [3] использовать в качестве обострителя последовательное
соединение большого числа коротких газовых промежутков (микрозазоров длиной
~0,1 мм). Так как зазоры очень малы, короткий фронт выходного импульса можно
получить даже при атмосферном давлении, а необходимая величина t% для
соблюдения условия A6) подбирается числом промежутков и величиной емкости
электродов на землю. В таком обострителе можно получить широкий диапазон рабочих
напряжений без перестройки промежутков. При числе промежутков N= 25 и длине
каждого промежутка 200 мкм в диапазоне амплитуд импульсов 15+40 кВ был
получен фронт импульса 0,7 не [3] (рис. 11).
Широкий диапазон рабочих напряжений обострителя достигается также при
использовании разряда по диэлектрику в вакууме при неоднородном поле в
области катода. Выше было показано, что разряд по поверхности диэлектрика в
вакууме, когда поле на катоде неравномерно и имеется значительная нормальная
Рис. 14.11. Элементы конструкции обострителя: 1 - шайба; 2 - фиксирующая
диэлектрическая шайба; 3 - диэлектрический цилиндр; 4 - металлический экран
Литература к главе 14 269
с=У\±
Рис. 14.12. Расположение основных элементов вакуумного обострителя: 1 - катод; 2 - анод;
3 - диэлектрик; 4 - экран для предохранения колбы от запыления парами металла
электродов; 5 - колба
составляющая поля, имеет время /3> слабо зависящее от напряжения при высокой
стабильности от разряда к разряду, и короткое время коммутации (< 10~9 с).
Кроме того, при большой разнице между диаметрами катода и диэлектрика
импульсное пробивное напряжение существенно ниже статического из-за резко
неравномерного распределения поля по поверхности диэлектрика при воздействии
импульсов (см. главу 5). В [11] было предложено использовать эти свойства разряда
по диэлектрику в вакууме для разработки наносекундных обострителей с
широким диапазоном рабочих напряжений, которые имеют высокую стабильность
временных характеристик и малые габариты из-за высокой электрической
прочности вакуума.
На рис. 12 показано устройство одного из вакуумных обострителей [3]. В
качестве диэлектрика использовалась стеатитовая керамика толщиной 1 мм и
диаметром 11 мм, диаметр катода - 5 мм. Вакуум в обострителе составлял 10~5 мм рт. ст.
Обостритель работал без перестройки в диапазоне рабочих напряжений 5+40 кВ
при длительности фронта первичного импульса 20 не и вторичного 0,5 не.
Диапазон напряжений, в котором работает обостритель, может быть легко изменен
подбором размеров керамики. При изменении полярности импульса в таком
обострителе необходимо поменять местами вход и выход.
Для получения наносекундных импульсов большого тока в качестве
накопительных и передающих линий используют линии с водой в качестве диэлектрика.
При этом для того, чтобы устранить проходной изолятор между линией и обостри-
телем, используют обостритель в воде. Описание импульсных генераторов с
другими типами обострителей будет дано ниже.
Литература к главе 14
1. Воробьев Г.А, Месяц Г.А. Техника формирования высоковольтных наносекундных
импульсов. М.: Госатомиздат, 1963.
2. Rompe R.9 Weizel W. Uber das Toeplersche Funkengesetz // Ztschr. Phys. 1944. Bd. 122, H. 9.
S. 636.
3. Месяц Г.А. Генерирование мощных наносекундных импульсов. М.: Сов. радио, 1974.
4. Grunberg R. GesetzmSpigkeiten von Funkenentladungen im Nanosekundenbereich // Ztschr.
Naturforsch. A. 1965. Bd. 20, H. 2. S. 202-212.
270 Глава 14. Генераторы с газоразрядными коммутаторами
5. J.C. Martin on Pulsed Power / Ed. by Т.Н. Martin, A.H. Guenther, and M. Kristiansen. N.Y.:
Plenum press, 1996.
6. Fletcher R.C. Production and Measurement of Ultrahigh Speed Impulses // Rev. Sci. Instrum.
1949. Vol. 20, N12. P. 861.
7. Weizel W. Berechnung des Ablaufs von Funken mit Widerstand und Selbstinduktion im
Stromkreis // Ztschr. Phys. 1953. Bd.135, H 5. S. 639-657.
8. Месяц ГЛ. Теория обостряющего искрового разрядника // Изв. вузов. Физика. 1963. № 1.
С. 137-141.
9. Биндер Л. Блуждающие волны в электрических сетях / Пер. с нем. под ред. А.Ф.
Вальтера, Н.Н. Миронова. М.; Л.: ОНТИ, 1935.
10. Нестерихин Ю.Е., Комельков B.C., Мейлихов Е.З. Импульсный пробой малых
промежутков в наносекундной области времени // ЖТФ. 1964. Т. 34, вып. 1. С. 40-52.
11. Бугаев СП., Месяц ГА. Искровой обостритель. А. с. 186033 СССР. 1964.
Глава 15
ГЕНЕРАТОРЫ МАРКСА
§ 15.1 Наносекундные генераторы Маркса
О схеме умножения напряжения Маркса мы говорили в главе 3. Напомним, что
в этой схеме некоторое количество конденсаторов (в общем случае N) заряжаются
параллельно до напряжения С/о. Затем они при помощи замыкающих коммутаторов
соединяются последовательно и разряжаются на нагрузку при напряжении NU0
(рис. 3.2). В качестве коммутаторов в них используются, как правило, газовые
искровые разрядники. Эти схемы нашли очень широкое применение в технике
мощных импульсов. В технике генерирования мощных наносекундных импульсов
генераторы Маркса (ГМ) используются в двух случаях.
Во-первых, они являются зарядными устройствами для накопительных линий
генераторов. В этом случае они работают в микросекундном диапазоне времени.
Накопительные линии затем разряжаются и генерируют уже наносекундные
импульсы. Напряжение таких генераторов достигает десятка мегавольт. Во-вторых,
при определенной компоновке сам ГМ может генерировать непосредственно на
нагрузку импульс длительностью 10~8 с или даже 10~9 с. Максимальное
напряжение, как правило, не превышает 1 MB. В этом разделе мы будем говорить о первом
и втором типах генераторов Маркса.
Обычно для инициирования разряда в генераторе Маркса в первом разряднике
применяется дополнительный электрод или подсветка промежутка и катода
ионизирующим излучением. Все остальные разрядники пробиваются последовательно
в результате перенапряжения в разрядном промежутке. Существенно, что пробой и
поддержание горения разряда в разрядниках возможны при наличии паразитных
емкостей. Паразитные емкости должны обеспечивать поддержание развития
разряда до пробоя последнего разрядника на нагрузку. Вопросы расчета зарядных и
разрядных схем и определения параметров импульсов при работе схемы Маркса
проанализированы в [1].
Схема замещения разрядного контура генератора при его работе в наносекунд-
ном диапазоне аналогична приведенной на рис. 14.1. Здесь С0 = CIN - емкость в
272 Глава 15. Генераторы Маркса
«ударе», вместо U0 нужно записывать М/0, где С и U0 - емкость и напряжение
ступени ГМ, L -индуктивность разрядного контура, Ли -сопротивление искровых
промежутков, К - ключ, соответствующий идеальному коммутатору, N- число
ступеней.
В зависимости от конкретных условий (давления в разрядниках, размеров
контура, рабочего напряжения, характера нагрузки) величиной того или иного элемента
контура можно пренебречь. Будем считать, что искровые промежутки в разрядниках
пробиваются в условиях, близких к условиям статического режима. Тогда процесс в
разрядном контуре можно анализировать, полагая, что сопротивление искры
меняется по формуле Ромпе и Вайцеля. Анализ такого разрядного контура был уже
проведен выше (см. § 14.3). Если не учитывать собственную индуктивность L контура, то
напряжение на нагрузке описывается формулой A4.15). Из этой формулы для
длительности импульса на полувысоте при RHC0/ 9 < 20 можно получить:
/И*2,29 + 1,ЗДНС0, A5.1)
где Q*2pd2/aU$. Если /?нС0/9»10, то искра практически не будет влиять на
длительность импульса /и-
Таким образом, амплитуда и длительность импульса зависят не только от
параметров RH и С разрядного контура, но и от величины 9, которая определяется
свойствами и давлением газа и напряженностью электрического поля в
газоразрядном промежутке. Чем меньше 9, тем больше амплитуда импульса и короче его
длительность. При неизменном напряжении U0 « pd величина 9 ~ р~х.
Следовательно, чем больше давление газа, тем меньше 9. В воздухе при атмосферном
давлении и d= 1 величина 9 « 2 не, т.е. длительность импульса согласно A) даже при
отсутствии индуктивности и сопротивления в контуре не может быть короче 4 не.
Поэтому для получения импульсов с наносекундной длительностью необходимым
условием является помещение разрядников в сжатый газ. При высоком давлении
газа величина 9 становится настолько малой, что разрядник можно считать
идеальным ключом. В случае схемы рис. 14.1 длительность фронта импульса между
уровнями 0,1-0,9 амплитуды составит /ф = 2,2L/RH.
Следовательно, для получения фронта импульса порядка Ю-9 с необходимо,
чтобы индуктивность разрядного контура L не превышала 10~9RH. При RH = 100 Ом
необходимо иметь величину L < 10~7 Гн. Индуктивность разрядного контура L
определяется в основном габаритами генератора. Последние при заданной
величине амплитуды импульса определяются электрической прочностью среды, в которой
находится генератор. Для увеличения электрической прочности среды необходимо
весь генератор помещать в сжатый газ, т. к. в этом случае одновременно
уменьшаются величина 9 и индуктивность L разрядного контура генератора.
Известно несколько разновидностей генераторов высоковольтных наносе-
кундных импульсов напряжения, выполненных по схеме Маркса. Один из
первых таких генераторов с напряжением до 400 кВ был изготовлен Шерингом и
Раске [2]. Для уменьшения времени коммутации разрядники помещались в
камеру с углекислым газом под давлением 13 атм. Генератор формировал импульсы
напряжения с длительностью фронта 10~8 с. В другом варианте генератора [3]
для уменьшения индуктивности разрядного контура в качестве накопительных
устройств использовались коаксиальные линии. В таком генераторе с шестью
§15.1 Наносекундные генераторы Маркса 273
коаксиальными линиями были получены прямоугольные импульсы с
напряжением 100 кВ и длительностью фронта 10~8 с.
В [4] для уменьшения времени срабатывания ГМ в его разрядные промежутки
были введены поджигающие электроды. Известно, что от интенсивности
облучения катода ультрафиолетовыми лучами зависит стабильность работы разрядников.
Для повышения стабильности срабатывания промежутков ГМ [5] было
предложено шунтировать первый искровой промежуток емкостью, величина которой
сравнима с емкостью одной из ступеней генератора. При этом интенсивная подсветка
от мощной искры, образующейся в первом промежутке, значительно сокращает и
стабилизирует пробой всех последующих промежутков. В [6] описан генератор
Маркса, в котором для получения импульсов длительностью 50-10"9 с, с
напряжением 2 MB использовалось 160 ступеней, причем емкости отдельной ступени
имели малую собственную индуктивность. Для уменьшения габаритов и времени
пробоя промежутков элементы генератора были помещены в сжатый газ.
В [7] разработана конструкция малогабаритного генератора высоковольтных на-
носекундных импульсов, в котором малая индуктивность разрядного контура
обеспечивалась помещением всей конструкции в сжатый газ. Генератор применялся для
питания искровой камеры и состоял из десяти каскадов, собранных по схеме Маркса.
На выходе генератора был получен импульс длительностью -5 не и амплитудой
200 кВ. Задержка между приложением пускового импульса и нарастанием выходного
импульса составляла -10 не с разбросом по времени не более 1 не. В отличие от
обычной схемы ГМ здесь были использованы емкости связи между отдельными
каскадами генератора, которые позволили существенно ускорить процесс пробоя
искровых промежутков. Введение емкостей связи позволяет подать 100% перенапряжение
ко второму промежутку независимо от числа каскадов, если пробит первый
промежуток. Для устранения статистических флуктуации времени запаздывания пробоя
промежутков использовался вспомогательный коронный разряд с острий, которые
встраивались против разрядных промежутков и обеспечивали постоянное
присутствие свободных электронов у катода. Вся конструкция вместе с разрядниками и
зарядными сопротивлениями помещалась в азот под давлением 7 атм.
В [8] разработан генератор импульсов с напряжением до 100 кВ. Для
стабилизации пробоя промежутков использовался световод, образованный стенками
камеры с отражающим покрытием. Конденсаторы из титаната бария были
вставлены в цилиндр из оргстекла и закреплены нейлоновыми винтами. Стенки
цилиндра имели сквозные прорези для пропускания ультрафиолетового излучения
и для доступа к электродам. Заряд конденсаторов осуществлялся через
сопротивления. Электроды были изготовлены из полированных бронзовых полусфер,
которые крепились к конденсаторам латунными стержнями с резьбой для
регулировки длины зазора. Вольфрамовый поджигающий электрод проходил через
отверстие во фланце камеры так, чтобы его конец находился на уровне внутренней
поверхности фланца. Давление азота в камере было равно 3 атм. На омической
нагрузке фронт импульса равнялся 3 не.
В [9] разработан наносекундный ускоритель электронов на базе ГМ с
керамическим конденсатором, в котором регулируются длительность и амплитуда
импульса. Кроме того, он имеет высокую временную точность включения (рис. 1).
18. Месяц Г.А.
274 Глава 15. Генераторы Маркса
Рис. 15.1. Конструктивная схема генератора Маркса с регулируемыми длительностью
импульса и амплитудой напряжения. 1 - кольцевые изоляторы (оргстекло); Ru R2- зарядные
резисторы; P\-P\s - разрядники секций; Роб - обостряющий разрядник; 5Ь S2 - сильфоны
гидропривода перемещения катода; Сд - емкостный делитель напряжения; К- катододержа-
тель; А - анодный блок; Rm - шунт электронного тока в диоде; Рс - срезающий разрядник;
С\-С\5 - конденсаторы секций; Щ-Щ - поджигающие устройства; Р„ - пусковой разрядник;
U0 - зарядное напряжение; 1Д - ток в диоде; ид - напряжение на диоде
Каждая из 15 ступеней генератора представляет собой унифицированную
секцию, состоящую из шести конденсаторов Сь включенных параллельно,
разрядников Р\ и зарядных резисторов Ru R2. Все ступени собираются в колонну с
помощью кольцевых изоляторов из оргстекла 7. Секционированный высоковольтный
изолятор собран из чередующихся металлических и полиэтиленовых колец с
распределением потенциала по ним с помощью резисторов. Вторая и третья ступени
генератора снабжены устройствами для подсветки зазоров разрядников. Это
стабилизирует их запуск и расширяет диапазон напряжений срабатьюания. Подсветка
осуществляется ультрафиолетовым излучением разряда по поверхности сегнето-
электрика, запуск устройства - от предыдущей ступени. Генератор запускается от
импульсного генератора с тиратроном при точности синхронизации не хуже 5 не.
Для регулировки длительности импульса в пределах 3-50 не на выходе генератора
установлен срезающий разрядник Рс с плавной регулировкой зазора.
Генератор размещен в стальной трубе в атмосфере азота при давлении до 10 атм.
Трубка ускорителя состоит из катода К, установленного на высоковольтном
изоляторе, и анодного фланца А, на котором находятся фольга для вывода пучка, антикатод
для рентгеновского излучения или устройство для измерения параметров пучка. Для
регулировки зазора анод-катод предусмотрено устройство дистанционного
перемещения катода с помощью гидравлического привода. При увеличении ускоряющего
промежутка от 6 до 26 мм ток пучка уменьшается в 20 раз. Благодаря малой
индуктивности накопительных конденсаторов и разрядного контура генератора Маркса, а
также высокому давлению газа и перенапряжению на разрядниках можно сформиро-
§ 15.2 Зарядка емкостного накопителя от генератора Маркса 275
вать фронт импульса Ю-9 с. Включение обостряющего разрядника Роб позволяет
получить фронт импульса менее 1 не. В качестве катода используют трубку из
фольги или плоскую графитовую пластину. Использование трубчатого катода диаметром
10 мм позволяет получить пучок электронов диаметром 3-4 мм с плотностью тока
около 104 А/см2. Графитовый катод дает пучок с равномерной плотностью тока на
большой площади и предпочтителен при выводе электронов сквозь фольгу.
Напряжение ГМ в пределах 20% регулируют изменением зарядного напряжения, а с
помощью регулировки давления в колонне ГМ можно без изменения зазоров
разрядников изменять выходное напряжение в диапазоне 80-450 кВ.
§ 15.2 Зарядка емкостного накопителя от генератора Маркса
Принципиально важной для получения мощных наносекундных импульсов
была идея импульсной зарядки емкостного накопителя генератора (конденсатор
или линия) от ГМ, предложенная Месяцем [10]. В [11] описан генератор Маркса,
который через дополнительный разрядник заряжал отрезок коаксиальной линии,
заполненной трансформаторным маслом (рис. 2). Обозначим емкость этой линии
через Ск. Первоначальное назначение этой емкости было компенсировать влияние
собственной индуктивности генератора Маркса на длительность фронта импульса.
Поэтому она была названа компенсирующей емкостью.
Пусть накопительный элемент Ск (рис. 3, а) заряжается достаточно долго, пока
после пробоя всех разрядников Рх основной процесс коммутации в них закончится.
Тогда при быстром пробое дополнительного промежутка Р2 и малой величине
индуктивности L2 по сравнению с индуктивностью L\ разрядной линии импульс на
нагрузке RH будет определяться вначале в основном параметрами разрядного
контура 2 и сопротивлением искры в промежутке Р2, а затем уже параметрами
разрядного контура /. Полагаем, что в схеме рис. 3, б С2 = Ск, R\ равно сумме остаточного
сопротивления разрядников Рь сопротивления шин и специально включаемого
Рис. 15.2. Конструкция малоиндуктивного конденсатора. 1 - обкладка конденсатора, 2 -
экран, 3 - трансформаторное масло, 4 - нагрузка, 5 - дополнительный разрядник
18*
276 Глава 15. Генераторы Маркса
(а)
С/о Лз
& WW-
(б)
Рис. 15.3. Схема генератора Маркса с компенсирующей емкостью (а) и его разрядный
контур (б)
демпферного сопротивления. Длительность фронта импульса определяется
вследствие шунтирующего влияния емкости С2 только параметрами разрядного
контура 2 (L2, С2, R2, Rh) и сопротивлением искры, а форма вершины и амплитуда
импульса - параметрами контура 1 и RH. Это допущение можно использовать, если
за время формирования фронта импульса t$ емкость С2 не успевает существенно
разрядиться на нагрузку. Оценки показывают, что длительность фронта можно
уменьшить на порядок и более по сравнению с разрядом генератора Маркса на
нагрузку без использования емкости С2.
Проведем анализ формы вершины импульса сначала при C0/N » С2, когда
емкость генератора заменяется источником постоянного напряжения NUq. При
замыкании ключа К\ напряжение на емкости С2 и ток / в контуре 1 определяются
соотношениями:
hc(t) = ^^ = l-e-^\cos^ + ^-sm(ot)9 A5.2)
NU*
в-р/
1(f)
NU0 Acq
sin со/,
A5.3)
где p = RXI2LX, со = J\ILXC2-R\IAI}X при Rx < 2^LXIC2. Напряжение на RH после
замыкания ключа К2 в операторном виде запишется следующим образом:
*(*) =
UH(q) K(t3)-Bq2 +[he(f3)-b + A]q + l
NU0
Bq2+(\ + b)q + d
A5.4)
3MmB = (RtfC2/Ll9b = RlR'EC2/Lu d = (R'H+Rx)/R'H9 A = I(t3)R'H/NU0, q = LlP/R'H,
p - параметр Лапласа. В случае, когда R2 одного порядка с RH9 в выражениях для
В, b, d9 q и А вместо R'H следует использовать RH + R2. Переходя к временной
зависимости А(т), получаем:
вд4
1-
sincp
e_PiT- sin @,1-9)
A5.5)
§ 15.2 Зарядка емкостного накопителя от генератора Маркса 277
где
tg<P =
¦ — , Pi- — , «Н-Уд 4В2"
2B[hQ{t3)d-\~\<ux
(l + b)-[dhc(t3) + l]-2d[bhc(t3) + AY
t3 - запаздывание включения ключа К2 относительно момента включения
ключа Кг. Наиболее интересны для практического использования следующие случаи:
1. Rx = JlLxIC2, t3 =oo. Второе условие означает, что произошло затухание
колебаний в первом контуре до включения ключа К2. При этом напряжение на
емкости С2 нарастает практически монотонно до 1 (выброс на вершине импульса
менее 4%). Согласно E) напряжение на нагрузке в установившемся режиме
й(оо) = Ш. Для получения импульса, по форме близкого к прямоугольному,
h(oo)«1. Отсюда следует, что при й(оо) > 0,9 имеем В > 162. Из E) также
получается отношение провала к выбросу при В > 100:
^*(В)"*"»№ A5.6)
l-/j(oo)
Это означает, что напряжение на нагрузке при В > 100 устанавливается
практически без колебаний.
2. Rx «О, t3 = оо. Первое условие означает сильно колебательный заряд
емкости С2, а второе требует управления пробоем промежутка Р2 после того, как
затухнут колебания в первом контуре. Из E) при Ь = 0, d = 1, hc(t3) =1,^ = 0,
задаваясь величиной А = 1 - /г(ти), где т = ти при / = Ги - длительность импульса,
можно рассчитать зависимости ти(В) (рис. 4, а\ из которых определяется необходимое
значение С2. Из графиков видно, что при фиксированном ти с ростом В
уменьшается глубина провалов. Это означает необходимость уменьшения L\ и
увеличения С2, но L\ обычно лимитируется собственной индуктивностью разрядной цепи
генератора Маркса.
3. Rx = 0, t3 = я/2(й. Первое условие означает, что в первом контуре
практически не затухают колебания, а второе - что ключ К2 замыкается в момент
максимума тока в первом контуре. Из E) с учетом B) и C) получаем:
Л(т) = 1 + ——(VB-lWco^). A5.7)
©! ~-я\1В~\1АВ2 при В > 0,25; при В < 0,25 вместо sin(o1x) следует
использовать shfox), где гх = V1/4J9*-1/В. При В = 1, как следует из G), на нагрузке
получается импульс с идеально плоской вершиной (если пренебречь временем
коммутации и параметрами L и С во втором контуре). При В > 1 кривая имеет первый
выброс, а при В < 1 - первый провал. Величину первого (максимального) выброса
или глубину провала Дм = 11-й(тм)| легко определить из G).
4. R\ = 0, t3 = тс/со. Для этого случая характерен эффект дополнительного
умножения напряжения на нагрузке. Промежуток Р2 (рис. 3, а) срабатывает в момент
прекращения тока в первом контуре. Из B) следует, что Ас(т3) = 2, т.е. напряжение
на нагрузке в момент включения К2 вдвое превышает рабочее напряжение,
получаемое от схемы генератора Маркса.
278 Глава 15. Генераторы Маркса
0 12 3 4 0 0,2 0,4 0,6 0,8 1,0 1,2
Рис. 15.4. Зависимости параметра В от ти. а - при R\ « 0, *3 = °°; б- при i?i = 0, f3 = я/Bю)
ГМ с использованием дополнительного емкостного накопительного элемента
нашли широкое применение. В [12] описан генератор с напряжением 150 кВ с
фронтом 5 не на омической нагрузке. Использовался первый из описанных выше
режимов работы. Конструкция коаксиального конденсатора была аналогична
показанной на рис. 2.
В [13] приведено описание генератора импульсов напряжения на 500 кВ с
длительностью фронта 1,5 не. Использовался 4-й режим работы двухконтурной
схемы ГМ. Диэлектриком в конденсаторе Ск был глицерин (s = 40). За счет
повышения электрической прочности диэлектрика при малых временах
воздействия напряжений удалось значительно снизить габариты компенсирующего
конденсатора Ск и разрядной камеры Р2, выполненной конструктивно вместе с
конденсатором. Устройство генератора показано на рис. 5. Малоиндуктивный
конденсатор 3 представляет собой отрезок коаксиальной длинной линии,
состоящей из двух цилиндрических обкладок с пространством, заполненным
глицерином. Емкость конденсатора была равна 1 нФ, а емкость генератора Маркса,
используемого в качестве источника высокого напряжения, - 12,5 нФ при
напряжении 150 кВ. Внутренняя обкладка конденсатора являлась также корпусом
разрядной камеры 49 заполненной азотом при давлении 16 атм, в которую помещен
коммутирующий разрядник. Расстояние между электродами разрядника могло
регулироваться без нарушения давления в камере.
Передающая линия 5 с волновым сопротивлением 100 Ом и длиной 4 м
представляла собой латунную трубку диаметром 8 см с внутренним проводником
8 мм, заполненную трансформаторным маслом. Конденсатор был подключен к
Рис. 15.5. Генератор наносекундных импульсов с амплитудой напряжения 500 кВ
§15.3 Типы микросекундных генераторов Маркса 279
выходу ГМ через дополнительную индуктивность 2, что способствовало более
эффективному умножению напряжения на нем, однако амплитуда первого
колебания не в 2, а только в 1,7 раза превышала рабочее напряжение генератора. На
разомкнутом конце передающей линии напряжение удваивалось и в итоге в 3,4 раза
превышало напряжение, вырабатываемое генератором Маркса. Импульсы
напряжения амплитудой 1 MB при длительности фронта приблизительно 5 не получали
[14], разряжая малоиндуктивный конденсатор, заряженный до напряжения около
250 кВ, на трансформатор, состоящий из отрезков однородных линий с
возрастающим волновым сопротивлением.
Из анализа режима удвоения напряжения видно, что для повышения кпд
использования повышенного напряжения необходимо увеличивать отношение
емкости малоиндуктивного конденсатора к «ударной» емкости в ГМ. Анализ схемы
разряда генератора на конденсатор С2 показывает, что при С2 /(C0/N) -> 1 кпд
передачи энергии из ГМ в малоиндуктивный конденсатор тоже стремится к 1, хотя
выигрыш по напряжению при этом исчезает. После замыкания ключа К2 (рис. 3, б)
при условии, что RHC2 <?^=п/<о29 где ©2 = \2/yjLlC2 , R\ « 0, практически вся
энергия, запасенная в С2, выделится на нагрузке RH. Для выбора оптимального
значения L\ используем формулу:
А«5ДА. A5.8)
Этот режим работы, известный как импульсная зарядка генератором Маркса
накопительного элемента, получил широкое распространение в мировой практике.
В качестве накопительного элемента выступают как одиночная, так и двойная
формирующая линия. В отличие от одиночной линии, где теряется половина
зарядного напряжения, в двойной формирующей линии при работе на
согласованную нагрузку получается напряжение, равное зарядному.
По-видимому, одними из первых публикаций по данному способу зарядки
накопительного элемента следует считать работы [15, 16], в которых изложены
основные принципы получения мощных электронных пучков, их диагностика и
применение. Из последующих работ следует отметить [17] и [18], в которых описаны
мощные генераторы электронных пучков «Aurora» и «Hermes» на базе импульсной
зарядки длинных линий, основной принцип которых - как можно более быстрая
импульсная зарядка накопительных линий. В таких линиях используются
трансформаторное масло, а также вода как диэлектрик с большой 8. Однако техническая
вода обладает довольно большой проводимостью и, кроме того, ее электрическая
прочность, как и большинства диэлектриков, сильно падает при увеличении
длительности прикладываемого напряжения до 10 с и более. Это привело, с одной
стороны, к использованию многих каскадов импульсной зарядки элементов
(промежуточные емкостные накопители), а с другой стороны, к разработке мощных
генераторов Маркса с минимальной индуктивностью, к объединению отдельных
сравнительно маломощных секций генераторов Маркса в одном агрегате.
§ 15.3 Типы микросекундных генераторов Маркса
С появлением новых направлений в области применения импульсных
ускорителей электронов и ионов, таких, как управляемый термоядерный синтез,
мощные газовые лазеры, источники мягкого и жесткого рентгеновского излучения,
280 Глава 15. Генераторы Маркса
потребовались мощные генераторы на токи до мегаампер и более при
напряжении порядка мегавольт и десятка мегавольт. Широкое применение для этих целей
получили генераторы Маркса. Для снижения габаритных размеров при
использовании в качестве изолирующей среды сжатого газа либо жидких диэлектриков в
последнее время широкое распространение получили ГМ закрытого типа. При
этом генератор размещают в металлическом баке, что приводит к увеличению
емкости каскадов относительно заземленных стенок бака. Для повышения
мощности ГМ и снижения его индуктивности используют параллельное включение
нескольких секций, для надежного включения которых разработаны новые схемы
с использованием емкостных и других элементов связи, применением трехэлек-
тродных разрядников в каждом каскаде и специальных высокоимпедансных
пусковых секций ГМ.
Известно [19], что параллельная работа секций ГМ возможна при условии
включения их на нагрузку в течение времени, когда рост напряжения на нагрузке
еще не снижает напряжения на разрядниках выходных каскадов, т.е. разброс
срабатывания генераторов должен быть существенно меньше времени нарастания
напряжения на нагрузке, составляющего несколько микросекунд для генераторов,
используемых для зарядки емкостных накопителей, и не более 0,1 мкс для
генераторов, работающих на резистивную нагрузку. Следовательно, для устойчивой
параллельной работы нужно иметь генераторы с одинаковым временем запаздывания
и разбросом в запаздывании порядка 10 не. Если в разрядниках имеются
промежутки длиной около 1 см в воздухе при давлении К2 атм, то можно получить
стабильность срабатывания лучше 10 не в условиях однородного поля
напряженностью порядка 100 кВ/см с предварительным облучением промежутка.
Устойчивая работа параллельных секций достигается прежде всего устранением
возможности самосрабатывания секции, что возможно, когда напряжение на
электродах пускового разрядника существенно ниже статического пробивного. Это значит,
что коэффициент запаса ^ = UJUV > 1, где Un - статическое пробивное напряжение,
Up -рабочее напряжение на промежутке. В то же время нужно иметь в промежутках
разрядников поля указанной выше напряженности. Все это привело к созданию
специальных модификаций генераторов Маркса или подобных им систем [20].
Необходимость создания все более мощных ГМ привела к зигзагообразной
компоновке накопительных конденсаторов. Выяснилось, что смежные
конденсаторы четных и нечетных каскадов имеют паразитные емкостные связи между собой,
ускоряющие срабатывание разрядников первых каскадов. Используя это явление,
был разработан ГМ с дополнительными емкостными или резистивными связями
через один каскад и более. Принципиально новым здесь является теоретическая
возможность получения более чем двукратного перенапряжения на двухэлектрод-
ных промежутках ГМ и быстрого и надежного включения ГМ на нагрузку.
Повышение мощности единичных ГМ оказалось нецелесообразным из-за
больших собственной индуктивности разрядного контура, индуктивности и резистив-
ного сопротивления включаемых промежутков, сравнительно ненадежной работы
ГМ в условиях аварийных пробоев, трудности в стандартизации элементов
конструкции. Практика разработки мощных генераторов пошла по пути параллельного
соединения большого числа ГМ сравнительно малой мощности [17, 19, 21]. В этом
случае выход из строя одного из конденсаторов вызывает меньшие нарушения в
§15.3 Типы микросекундных генераторов Маркса 281
работе системы. Кроме того, упрощается технология изготовления и сборки ГМ,
замены дефектных элементов, комбинирование выходных параметров генераторов
и т.д.
Принципиальное значение при параллельной работе многих секций ГМ
приобретают вопросы запуска отдельных ГМ, их включения на общую нагрузку, влияния
паразитных связей между элементами на работу разрядников ГМ и другие
сопутствующие явления.
Для запуска многих параллельно работающих ГМ используют [20]
сравнительно маломощные пусковые ГМ. В параллельно запускаемых ГМ разрядники
делаются трехэлектродными, на пусковой электрод каждого из них подается импульс
от пускового ГМ. Хотя это увеличивает надежность параллельного включения ГМ,
однако в целом усложняет всю схему и требует модельных испытаний. С
увеличением числа каскадов возрастают потери и существенно усиливается влияние
паразитных параметров или срезающего разрядника на перенапряжения при работе
всего ГМ, а следовательно, и на его включение [22]. Это затрудняет реализацию
той или иной идеи в многосекционных ГМ, помещенных в металлический бак.
Ниже описаны основные конструктивные особенности и принципиальные схемы
наиболее мощных ГМ мегаджоульного энергозапаса.
На рис. 6 приведена основная электрическая схема ГМ, используемая в
ускорителях «Hermes-I» и «Hermes-II» [21]. В генераторах зарядка накопительных
емкостей С двусторонняя от источников постоянного напряжения +С/0 и -U0 через
зарядные резисторы R. При подаче высоковольтного импульса на пусковой электрод
каждого разрядника в первом (нижнем) ряду конденсаторы этого ряда включаются
последовательно. Напряжение на выходе ряда должно быть равно М/0, где N -
число конденсаторов С в ряду (число каскадов).
14 рядов
°U
Рис. 15.6. Схема генератора Маркса ускорителя «Hermes»
282 Глава 15. Генераторы Маркса
Непробитые промежутки разрядников в последующих рядах обладают
собственной емкостью С& а паразитные конструктивные емкости CR шунтируют
зарядные резисторы. Поэтому мгновенное значение напряжения на этих промежутках:
g cR+cg
A5.9)
Однако это напряжение нарастает с постоянной времени т ~ CRR до NU0. Если
Ug больше напряжения самопробоя двухэлектродных промежутков в
последующих рядах, то ГМ включается. Таким образом, нижний предел управляемости ГМ
определяется числом каскадов с управляемыми разрядниками в нижнем ряду.
На рис. 7 показано конструктивное расположение элементов ГМ,
используемого в ускорителе «Hermes-I», для одного ряда. Вверху расположены разрядники, а
внизу накопительные конденсаторы цилиндрического типа диаметром 0,2 м с
расстоянием между ними и между рядами ~0,15 м. Конденсаторы скреплены между
собой полиэтиленовыми распорками. Вся накопительная группа подвешена на
пластиковых тросах. Ускоритель «Hermes-I» питается от ГМ с выходным
напряжением 4 MB и энергозапасом 0,1 МДж. ГМ состоял из шести заполненных и одного
не полностью занятого конденсаторами ряда. Последний ряд, таким образом,
находился на большем изоляционном расстоянии от стенок бака (шириной 3 м, длиной
и высотой 3,6 м), заполненного трансформаторным маслом. Зарядные резисторы
представляли собой раствор медного купороса, залитый в виниловые трубки с
выведенными медными концами. Зарядные и земляные сопротивления каждого ряда
были равны соответственно 1,2 и 25 кОм. Эти сопротивления вместе с внутренним
сопротивлением ГМ разряжали его с постоянной времени 16 мкс. Искровые
разрядники не подсвечивали друг друга. Индуктивность всего ГМ была 22 мкГн, а
Рис. 15.7. Компоновка одного ряда ГМ ускорителя «Hermes». 1 - разрядники, 2 -
полиэтиленовые распорки, 3 - накопительные конденсаторы, 4 - пластиковые тросы
§15.3 Типы микросекундных генераторов Маркса 283
емкость 13,1 нФ. Последовательное сопротивление составляло 4 Ом, Cg « 45 пФ,
a CR « 90 пФ (рис. 6). Емкость на землю каждой ступени оценена менее 20 пФ.
С учетом (9) это дает быстрое нарастание напряжения Ug на непробитом
промежутке до 4и0, а затем его рост до 6U0 с постоянной времени 0,15 мкс. ГМ
ускорителя «Hermes-I» включал 40 разрядников. Из диаграммы включения
разрядников [21] следует, что последовательность пробоя промежутков не везде
соответствует (9), так как после пробоя 23 разрядников начинали пробиваться разрядники с
высоковольтного конца ГМ, а последними одновременно пробивались 7
разрядников с 28-го по 36-й номер. Возможно, здесь емкости относительно земли сильнее
влияют на перенапряжения на отдельных промежутках, чем соотношение CRICg.
Для ускорителя «Hermes-II» разработан ГМ, конструктивно подобный
предыдущему с той разницей, что каждый каскад содержал два соединенных
параллельно конденсатора по 0,5 мкФ на 100 кВ. Для увеличения пробивного напряжения
были изменены длины распорок. ГМ состоял из 186 конденсаторов,
расположенных в 31 ряду, и 93 искровых разрядников. Он также был помещен в стальной бак
диаметром -6 м и длиной -12 м, заполненный трансформаторным маслом.
Минимальное расстояние от ГМ до стенки бака составляло около 1,2 м. Генератор
запасает 1 МДж энергии, когда конденсаторы заряжены до 103 кВ. Ударная емкость ГМ
составляла 5,38 нФ. Суммарная индуктивность и последовательное сопротивление
равны 80 мкГн и 20 Ом соответственно, зарядное сопротивление каждой секции -
1,5 кОм. Генератор мог заряжать длинную линию емкостью 5,6 нФ до напряжения
16,1 MB за 1,5 мкс, однако его рабочие параметры - зарядное напряжение 73 кВ и
запасаемая энергия 0,5 МДж. Оценки для этого ГМ дали Cg = 45 пФ, Ск = 190 пФ,
а емкость каскада на землю < 10 пФ.
Оба ГМ, судя по приведенной в [21] диаграмме пробоя разрядников,
включаются за ~2 мкс. При таких временах включения не было необходимости в
подсветке разрядников или специальном усилении поля в них. Поэтому давление в
разрядниках не превышало нескольких атмосфер, а геометрия электродов не
отличалась какими-либо особенностями. Поскольку изолятором везде служило
трансформаторное масло, не требовалось существенно ускорять процесс заряда линии.
В [17] описана установка «Aurora», в которой запасается энергия 5 МДж.
Первичными накопителями энергии служат четыре ГМ, включенных параллельно.
Каждый ГМ состоит из 95 каскадов, каждый каскад - из 4 конденсаторов емкостью
1,85 мкФ при напряжении 60 кВ, соединенных параллельно-последовательно.
Емкость ГМ составляла 78 нФ при выходном напряжении 11,4 MB, его
индуктивность - 12 мкГн. Для запуска разрядников этих ГМ использовался специальный
ГМ с выходным напряжением 600 кВ. В мощных ГМ три первых каскада
включаются последовательно при одновременном приходе пусковых импульсов на
управляющие электроды их разрядников. При наличии малой паразитной емкости CR
между смежными рядами и сравнительно большой межэлектродной емкости Cg
из (9) следует, что первоначальное перенапряжение на непробитых промежутках
сравнительно невелико при малых N. Учесть влияние «земляных» емкостей
каскадов трудно. Все это приводит к необходимости включения в цепь дополнительных
резистивных связей и замены соответствующих двухэлектродных разрядников
трехэлектродными. Таким образом, получается гибридная схема ГМ с резистив-
ными связями. Наличие таких связей позволяет расширить диапазон управляемой
284 Глава 15. Генераторы Маркса
работы, уменьшить среднеквадратичный разброс срабатывания примерно до 10 не
при полном времени включения каждого ГМ 1 мке и улучшить стабильность
срабатывания ГМ даже без нагрузки.
Зарядка всех конденсаторов ГМ требовала 2 минут. Чтобы исключить
ошибочное включение всей системы «Aurora» при их неполной зарядке, выход ГМ на
двойные линии шунтировался резисторами, которые отключались после полной
зарядки конденсаторов. К сожалению, в [17] отсутствуют данные о значениях CR,
Cg и R, что не позволяет оценить перенапряжение на промежутках даже
приблизительно. Не приведена и диаграмма включения промежутков схемы ГМ. Эти данные
достаточно подробно изложены в [23, 24], где описаны ГМ, используемые в
ускорителе ионов «PBFA-II» на 3,5 МДж.
Сборочный чертеж единичного ГМ «PBFA-II» без резисторов и разрядников [24]
приведен на рис. 8. Всего в ускорителе 36 таких генераторов, каждый из которых
запасал 370 кДж. Применялась двусторонняя зарядка до 95 кВ всех 60
конденсаторов ГМ емкостью 1,37 мкФ каждый. Выходное напряжение ГМ 17 MB [25]. Масса
одного генератора 7,2 т, его габариты: длина 2,1 м, ширина 1,8 м и высота 4,2 м.
Пять столбов конденсаторов 1 на одной из сторон сборки связаны стяжками с
пятью столбами на противоположной стороне. Два смежных столба с разных сторон
сборки образуют дискретный ряд. Между этими столбами включены трехэлек-
тродные разрядники, работающие по принципу «искажения поля», пусковые
электроды которых имеют отверстия. Смежные столбы на одной стороне связаны
чередующимися сверху и снизу плоскими алюминиевыми шинами. 30 разрядников ГМ
Рис. 15.8. Компоновка секции ГМ ускорителя PBFA-II. 1 - столб конденсаторов, 2 - ряд
конденсаторов, 3 - соединительные пластины, 4 - пластины последовательного соединения
рядов, 5 - подвешивающие стропы, б - опорная рама
§ 15.3 Типы микросекундных генераторов Маркса 285
работают в SF6 при оптимальном давлении 0,2 МПа. Окончательный вариант
пусковой схемы ГМ дал среднеквадратичный разброс времени срабатывания одного
генератора 4 не при среднем времени срабатывания ~200 не.
Большое внимание было уделено пусковой схеме одиночного ГМ для ускорителя
«PBFA-II» [23]. Была сохранена зигзагообразная компоновка, которая
использовалась еще в [17]. В предьщущих разработках [17, 21] недостаточное внимание
уделялось стабильности времени срабатывания ГМ. Поскольку в установке «PBFA-II»
тридцать шесть ГМ работают каждый независимо на свой модуль, потребовалось
уменьшить среднеквадратичный разброс времени включения одного ГМ до 4 не. Это
было достигнуто посредством численного моделирования и сравнением расчетов с
экспериментальными данными, полученными с использованием датчиков света и
магнитных датчиков [26]. Пусковой импульс амплитудой 500 кВ с фронтом 80 не
подавался через резисторы одновременно на пусковые электроды всех разрядников
ряда 1. Этот импульс генерировался пусковым шестикаскадным ГМ с двуполярной
зарядкой до 50 кВ 12 конденсаторов емкостью по 0,15 мкФ каждый. Эксперименты
показали, во-первых, что разброс времени включения основного ГМ уменьшается с
увеличением зарядного напряжения или с уменьшением давления газа с разрядных
промежутках. При этом было определено оптимальное давление. Во-вторых,
выяснилось, что основной разброс в срабатывании ГМ дает включение промежутков
первых двух рядов, и он уменьшается при введении дополнительных резистивных
связей между пусковыми электродами 1-го и 2-го рядов.
Аналогичный принцип питания одного модуля от одного генератора Маркса был
разработан в установке «Ангара-5» [27] еще до работы [24]. Установка состояла из
отдельных модулей, расположенных радиально вокруг реакторной камеры, в которой
размещена мишень. Каждый модуль представляет собой импульсный ускоритель
электронов с энергией 2 МэВ и током 0,8 МА при длительности импульса 85 не.
В каждом модуле первичным накопителем энергии является генератор Маркса с
энергозапасом 200 кДж. ГМ модуля состоит из трех параллельных ветвей (секций), в
каждой из которых имеется 14 каскадов. В качестве разрядников ГМ использованы
трехэлектродные разрядники в газе с «искажением поля». Чтобы уменьшить
индуктивность разрядного контура, разрядники размещены по наружному периметру
генератора. Для повышения стабильности включения секций ГМ в них используются
продольная и поперечная резистивные связи. Генератор установлен в отсеке общего
бака диаметром 3 м, заполненном трансформаторным маслом.
Разрядники ГМ управляются с помощью схемы синхронизации. Запуск ГМ
осуществляется генератором поджига, собранным на керамических конденсаторах.
Импульс поджига амплитудой 70 кВ подается по кабелям на разрядники первых
трех каскадов каждой параллельной ветви через разделительные сопротивления.
Генератор поджига запускается импульсами амплитудой 50 кВ (длительность
фронта около 20 не), поступающими от усилителей формирователей импульсов на
тиратронах. На выходе ГМ получалось напряжение до 2,3 MB при накопительной
емкости генератора 78,6 нФ. Среднее время включения генератора достигало
600+30 не при несинхронности в запуске отдельных ветвей 100-150 не.
Сравнительно большая несинхронность запуска объясняется, по-видимому, отсутствием
подсветки пусковых электродов разрядников [28].
286 Глава 15. Генераторы Маркса
§ 15.4 Многосекционный генератор Маркса
При разработке установок «Гамма», «ГИТ-4» и «ГИТ-12» в ИСЭ группой Ко-
вальчука были созданы многосекционные генераторы Маркса с большим
энергозапасом. Они содержат большое число параллельно соединенных секций,
являющихся также генераторами Маркса со значительно меньшим запасом энергии, но с
тем же напряжением, что и основной ГМ [29, 30,19]. Рассмотрим работу таких ГМ
на примере микросекундного ускорителя электронов «Гамма» [29].
Широкий диапазон мощностей и энергий в таких генераторах достигается
параллельно-последовательным соединением идентичных секций и
использованием различных типов конденсаторов. Показано [31], что параллельная работа
секций ГМ возможна при условии включения их на нагрузку в то время, когда
напряжение на нагрузке еще не снижает напряжения на разрядниках выходных
каскадов, т.е. разброс срабатывания секций должен быть существенно меньше
времени нарастания напряжения на нагрузке. Время нарастания в каждом
конкретном случае определяется характеристиками генератора и нагрузки, составляя
микросекунды у генераторов, используемых для зарядки емкостных
накопителей, и менее 0,1 мкс у работающих на резистивную нагрузку. Следовательно, для
устойчивой параллельной работы генераторы должны иметь разброс времени
включения не более 10 не. Если разрядные промежутки имеют длину около 1 см
в воздухе при давлении 0,1-0,2 МПа, предварительно облучены и напряженность
однородного электрического поля в них порядка 100 кВ/см, то можно получить
стабильность их срабатывания лучше 10 не [19]. Для устойчивой параллельной
работы секций необходимо прежде всего устранить возможность их
самосрабатывания, т.е. напряжение ?/р на электродах разрядников должно быть
существенно ниже статического пробивного С/ш тогда коэффициент запаса kz = UJUV > 1.
В то же время нужно иметь в промежутках разрядников поля указанной выше
напряженности.
На рис. 9 представлена полная схема секции ГМ с трехэлектродными
разрядниками и емкостной связью среднего электрода с предыдущими каскадами
[22]. На рисунке обозначены Ссв, С, Сь С2, С3, С4 - соответственно емкости
конденсаторов связи B59 пФ), накопительных конденсаторов @,4 мкФ),
эквивалентные емкости между накопительными конденсаторами (Сх = С2 = 40 пФ),
емкости экрана на корпус D6 пФ) и емкости между экранами C0 пФ). Кроме
того, L9 L\9 L2, Lq - индуктивности конденсаторов A50 нГн), индуктивности
выводов (L\ = L2 = 150 нГн), конструктивная индуктивность @,45 мкГн). В
исходном положении в основных разрядниках при одинаковых промежутках Pi и
Р2 напряжение распределяется поровну между ними. Пусковой разрядник для
расширения диапазона управления и повышения стабильности запуска
выполнен трехзазорным с потенциалами на электродах 1-4, в направлении от
заземления, в режиме заряда соответственно 0, С/0/4, ?/0/2 и С/0. Зазоры Р0 и Р'0
пускового разрядника равны половине зазора Pi или Р2 в разрядниках средних
каскадов. Дополнительный разрядный коммутатор К0 служит для
предварительной подсветки пускового разрядника. Емкости ГМ заряжаются от
высоковольтного источника постоянного напряжения +?/0 через делитель Яд по
кабелям Л0 ... Л2 через зарядные резисторы R\.
§15.4 Многосекционный генератор Маркса 287
Рис. 15.9. Электрическая схема ГМ ускорителя «Гамма»: RR - делитель напряжения (по
50 Ом); ЯтЪ ЛШ2, Лшз - сопротивления шунтов; Л2 - линия Uq/4; Рп - пусковой разрядник;
Сп = 750 пФ - пусковая емкость; R = 1 Мом; R5 = 10 кОм; RH - сопротивление нагрузки; LK -
индуктивность нагрузки (остальные обозначения в тексте)
Резисторы R2 E10 Ом) и^3A кОм) служат для развязки цепей в момент
запуска, Л* E1 Ом) - для защиты кабеля Д> (линия Uq) от волны напряжения,
отраженной от нагрузки ГМ. При помощи пускового разрядника Рп в кабелях Л\ и Л
(линия с напряжением UqII и пусковая линия) формируются импульсы запуска и
подсветки с амплитудой -UqII и фронтом /ф < 30 не на уровне 0,1-j-0,9. С приходом
пускового импульса напряжение на зазорах Р2 и Pq пускового разрядника может
увеличиться в три раза по отношению к исходному состоянию. Перенапряжение на
зазоре Р2 нарастает быстрее, чем на Pq. Это и определяет очередность пробоя
зазоров в первом (пусковом) разряднике Р2, Pq, Pq. После срабатывания первого
разрядника напряжение на зазоре Pi второго разрядника может увеличиться втрое по
сравнению с исходным состоянием. При пробое зазора Р\ второго разрядника
напряжение на конденсаторе CCBi определяется формулой:
(t) = U0
0,5-
- A -cos ш)
G../C + P '
^CBl'
A5.10)
где со = {(Ссъ1/С + 1)/[Ссв1 (Z, + Ц + ^2)]} ' > полученной с учетом начальных условий
Uc@) = -С/о, UCcal @) = и0/2. Из A0) следует, что при Ссъ\ «: С получается
максимальное значение ?/Ссв1 »-2,5?/0, т.е. на зазоре Р2 второго разрядника может
быть достигнуто в идеальном случае пятикратное увеличение напряжения. Это
обеспечивает высокую стабильность срабатывания первых каскадов ГМ. В зазорах
первого разрядника практически напряжения увеличиваются менее чем в три раза
из-за снижения потенциала С/0 за счет пусковых сопротивлений и конечного
сопротивления канала.
Конструкция генератора показана на рис. 10. В зависимости от конкретных
целей реализовывались 6-, 12-, 20- либо 33-каскадные модификации генератора.
288 Глава 15. Генераторы Маркса
Рис. 15.10. Конструкция ГИН. 1 - дополнительный разрядник; 2 - зарядные сопротивления;
3 - колонка разрядников; 4 - дополнительный электрод 1-го разрядника; 5 - емкость связи;
6 - дюралюминиевый экран; 7 - накопительный конденсатор; 8 - нагрузка; 9 - бак с
трансформаторным маслом; 10 - этажерка; 11 - электроды разрядников
Конструктивной особенностью является расположение всех разрядников 3 в
общем корпусе 9; при этом достигается их взаимное облучение. Для снижения
градиентов напряжения генератор покаскадно экранирован кольцевыми экранами 6,
которые соединены со средними электродами разрядников. Сферические
электроды диаметром 40 мм изготовлены из дюралюминия, корпус разрядников - из
полиэтиленовой трубы диаметром 140 мм. К разрядникам подводится сухой воздух.
Для увеличения ресурса работы разрядников после каждого срабатывания
генератора воздух в корпусе полностью сменялся. Зарядные резисторы 2 выполнены из
полиэтиленовых труб, вставленных в кольцевые выводы электродов разрядников 3
и заполненных водой. Для контакта с водой использованы штыри из нержавеющей
стали. Для 12-каскадной секции ГМ этажерка 10 и все коммуникации питания
смонтированы на крышке бака 9 диаметром 1,2 м и высотой 3 м, заполненного
трансформаторным маслом. Нагрузкой ГМ при его испытании и наладке служили
либо нихромовая проволока, намотанная бифилярно, либо водяное сопротивление.
Следует отметить, что из-за покаскадного экранирования в схеме рис. 9 явно
присутствуют дополнительные элементы Сз - емкостей экранов относительно
земли и С4 - емкостей между двумя смежными экранами.
§15.4 Многосекционный генератор Маркса 289
Характеристики секции ГМ исследовались с помощью шунтов Rmi, ЛШ2 в
пусковой цепи и Rm3 в цепи нагрузки. На рис. 11 показан общий вид 33-каскадной
секции ГМ при открытых экранах. Накопительные конденсаторы располагались в
этажерке из дельта-древесины. Каждый экран может открываться, обеспечивая
свободный доступ к элементам каскада при монтаже. Видны разъемы для подвода
кабелей питания, контроля и управления, расположенные на металлическом
фланце спереди. На другом торце помещен выходной высоковольтный контакт.
Конструкция секции допускает ее эксплуатацию как в вертикальном, так и в
горизонтальном положении. Прямоугольные размеры в плане обеспечивают
компоновку секций с максимальным коэффициентом заполнения.
Были получены следующие характеристики 33-каскадной секции [33]:
емкость 12 нФ
зарядное напряжение U0 25-^85 кВ
запасаемая энергия при Щ = 85 кВ 47,5 кДж
выходное напряжение при ?/0 = 85 кВ 2,8 MB
индуктивность 12 мкГн
габаритные размеры 0,64x0,64x6 м3
вес конденсаторов 1,05 т
полный вес 1,3 т
удельная плотность энергии при U0 = 85 кВ 19 кДж/м3
удельная индуктивность при Щ - 85 кВ 4 мкГн/МВ
линейный градиент при Uq = 85 кВ 0,5 МВ/м
В ИСЭ был разработан и изготовлен импульсный генератор с мегаджоульным
энергозапасом для питания ускорителя «Гамма» [33]. Генератор состоял из двадцати
двух секций с 33 каскадами в каждой, работающих параллельно. Секции собраны в
металлическом баке, имеющем форму усеченной пирамиды и заполненном
трансформаторным маслом. Высота бака 6,5 м, размер нижнего основания 4,7x4,7 м,
верхнего 3,5x3,5 м. Высоковольтные выводы секции объединены сборным
электродом, от которого идет коаксиальный тракт к нагрузке.
Рис. 15.11. Общий вид секции генератора «Гамма» при открытых экранах
19. Месяц Г.А.
290 Глава 15. Генераторы Маркса
Прямоугольный импульс на нагрузке формировался срезающим разрядником.
Для защиты конденсаторов секций от токов короткого замыкания после включения
срезающего разрядника в каждом каскаде каждой секции использован нихромовый
резистор. Нагрузка и срезающий разрядник также размещались в металлическом
корпусе в трансформаторном масле. Общий объем масла в ГМ был 120 м3. Секции
заряжались от общего высоковольтного выпрямителя. ГМ управляется блоком
запуска секции (БЗС), от которого поступают прямоугольные пусковые импульсы
амплитудой 0,5 С/о и импульсы на разрядник подсветки. Этот блок управляется от
блока синхронизации, запускаемого внешним импульсом амплитудой -100 В.
Срезающий разрядник запускается импульсом напряжения положительной полярности
амплитудой 5 С/0, с фронтом 0,2 мкс от блока запуска срезающего разрядника.
Последний блок управляется от БЗС с задержкой во времени, регулируемой
электрической длиной линии, по которой подаются пусковые сигналы.
ГМ имеет систему наполнения и слива масла, подготовки и подачи воздуха в
блоки разрядников секций, противопожарную систему. Управление ГМ и всеми
системами осуществлялось с пульта управления. Ударная емкость ГМ 0,264 мкФ,
индуктивность 1,7-10-6 Гн. При максимальном зарядном напряжении ?/0 = 85 кВ
получены выходное напряжение 2,8 MB, энергозапас 1,04 МДж, объемная
плотность энергии 9,2 кДж/м3, весовая 8,2 кДж/т. Более подробное описание этого
генератора Маркса можно найти в монографии [19].
§ 15.5 Численные методы анализа генераторов Маркса
В связи с большим количеством используемых в генераторе элементов схемы
аналитически рассчитать форму импульса не представляется возможным.
Численные методы анализа таких схем, впервые предложенные в [34], использовались
в [35] применительно к ГМ с трехэлектродными разрядниками. Основная
модернизация связана с использованием в этих схемах алгоритмов [36]. В счетной модели
[19, 35] используются схема ГМ (рис. 9) без учета зарядных сопротивлений R\, a
также схемы заряда и пускового разрядника К0, но дополненная сопротивлениями
Яд, включаемыми последовательно с L{. В модели учтены процесс срабатывания
первого (пускового) разрядника и параметры запускающего импульса.
Дополнительно к нагрузке параллельно с индуктивно-активной ветвью включена емкость
нагрузки Сн.
Для двух других упрощенных моделей изменение напряжения в узле с пусковым
разрядником и сопротивлениями аппроксимировано экспоненциально спадающим
напряжением. Кроме того, в этих моделях С\ = Сг = 0, причем Z,? = L + L\ + L2.
Между собой эти модели различаются тем, что в одной из них в схеме присутствуют
емкости связи Ссв, а в другой они отсутствуют. Во всех трех моделях использовался
алгоритм расчета, описанный в [35, 36]. Кроме того, детали алгоритма модели 2,
описаны в [19]. В рассмотренных моделях все облученные искровые промежутки до
начала пробоя (t<tn) считались абсолютно непроводящими.
Напряжение статического пробоя промежутка Uc в однородном поле в азоте,
воздухе и других газах при давлении около 1 атм определяется из соотношения:
Uc=Apd + Bylpd
A5.11)
§15.5 Численные методы анализа генераторов Маркса 291
где р - давление газа, d - длина промежутка, Uc - напряжение, А и В -
коэффициенты из закона Пашена [37]. Спад напряжения на стадии пробоя промежутка
(/>/„) определяется известным соотношением [11]:
U = U0exp[-a0(t-tn)], A5.12)
где а0 = Q,075U%a/(pd2); a«l атм-см2/(В2-с) (постоянная Ромпе и Вайцеля для
азота и воздуха); U0 = ?/при / = tn. Об этом мы уже говорили в § 14.2.
На модели 1 было проверено влияние различных факторов на запаздывание
и форму импульса. Параметры схемы для базисного варианта были следующие:
С/0 = 60 кВ; RH = 194 Ом; р = 1,3 атм; Lx = L2 = 0,115 мкГн; L = 0,15 мкГн;
L0= 50 нГн; d0 = do = 0,5 см; <tfi = rf2 = 1 см; LH = 1 мкГн; ifo = 0,152 Ом; п = 33.
Сопротивления в пусковой части схемы: Rx =100 Ом; R2 =575 Ом; R3 =1 кОм.
Кроме того, Сн = 500 пФ; Ссв = 250 пФ; С = 0,4 мкФ; С3 = 46 пФ; С4 = 30 пФ;
С\ = С2 = 40 пФ. В расчетах вариантов изменяли значения одного либо двух
параметров схемы [35].
Вначале провели сравнение времени срабатывания ГМ и формы импульса,
полученных по модели 7, с экспериментальными данными. На рис. 12 приведено
сравнение экспериментально найденной формы импульса с расчетной 1 для базисного
варианта. Имеется удовлетворительное согласие кривых, как по запаздыванию, так и
по форме. Расхождение по амплитуде с меньшим значением в эксперименте
объясняется влиянием на скорость работы схемы неучтенных сопротивлений искр.
Характерной особенностью работы схемы является опережающее
срабатывание промежутков Р2 по сравнению с Pi для средних и конечных каскадов. С
ростом давления растет время запаздывания импульса, а его форма не меняется.
Изменение Ссв меняет характер малых колебаний на фронте импульса. Амплитуда
импульса зависит от сопротивления нагрузки в соответствии с отношением
RJ(RH + Z). Изменение отношения LI(L\ + L2) для фиксированного Z,s = LUIIN
2
s
^ 1
234 56789
MO [c]
Рис. 15.12. Форма импульса напряжения на резистивной нагрузке при экспоненциальном
спаде напряжения на пробитых промежутках G), при сопротивлении искр, рассчитанном по
Теплеру B), Брагинскому E), Ромпе-Вайцелю D), ооо - экспериментальные значения
19*
292 Глава 15. Генераторы Маркса
влияет на плавность перехода от крутого к пологому участку фронта (Ln -
погонная индуктивность, N - число каскадов, / - длина секции). Оказалось, что
емкость нагрузки Сн сильно сказывается на форме импульса и даже на его
амплитуде. Увеличение С\ и С2 вдвое практически не оказывает влияния ни на
запаздывание, ни на форму импульса.
Для строгого учета переходных сопротивлений искр использовали
зависимость:
Ъ=—г-^-—з". A5лз)
\\IVdt
где параметры кп, у и 5 зависят от выбранной модели искры (Ромпе и Вайцеля,
Брагинского либо Теплера) (см. § 6.4). В отличие от модели 1 в данной модели в
схеме учтены дополнительно индуктивности LPq и LP], которые включены
последовательно с промежутками Р0 и Pi соответственно при сохранении Z,s
неизменной. На рис. 12 кривые 2-4 - расчетные формы импульса для этой модели и при
изменении сопротивления искры по Теплеру, Брагинскому и Ромпе и Вайцелю.
Лучшее согласие с экспериментом получается при использовании теории искры по
Ромпе и Вайцелю с остаточным сопротивлением, которое включает в себя
неучтенное сопротивление искр микросекундного диапазона и потери в диэлектриках.
В общем случае была рассмотрена система электрических блоков схемы
/ х М х N, где / - число секций в ряду; М- число рядов секций; N - число
каскадов в каждой из секций. В числовой модели учтено, что емкость экранов
относительно стенок бака С\ изменяется с увеличением изоляционного расстояния
между ними при возрастании порядкового номера каскада к. Кроме того, было
предусмотрено различие в расстояниях d0, do, d\ и d2 для каждого каскада и каждой
секции. Модель сравнительно легко преобразуется для другого вида нагрузки.
В целом численное моделирование вносит определенные коррективы в
исходные представления о работе одиночных секций и о процессе параллельного
включения. Во-первых, нарушается очередность включения Р\ и Р2 в
одиночной секции (Р2 опережают включение Р\ на несколько каскадов в зависимости
от соотношения между Ссв, С3 и С4) и включение секции происходит быстрее,
чем при поочередном срабатывании (Р\9 Pi, Р\ и т.д.). Во-вторых, ГМ ведет себя
как распределенная система типа длинной линии, что приводит к
перенапряжениям на элементах Ссв при коротких фронтах среза импульса. В-третьих,
совершенно идентичные секции работают с разной скоростью, в зависимости от их
местоположения относительно стенок бака и относительно друг друга. В-
четвертых, при наличии секций, различающихся по своим параметрам,
возможны ускорение работы секции с медленным включением и ее торможение, причем
эти особенности зависят от расположения секций внутри бака и, возможно, от
внутренних параметров секции.
Выявленные особенности показали необходимость моделирования работы
системы параллельно включаемых секций на общую нагрузку в случае любого нового
конструктивного решения или при других параметрах секции. Подробнее о
моделировании генераторов Маркса написано в [19,35].
§ 15. б Мощные наносекундные импульсные устройства с генераторами Маркса 293
§ 15.6 Мощные наносекундные импульсные устройства
с генераторами Маркса
Описанные выше генераторы Маркса являются первичными зарядными
устройствами генераторов мощных наносекундных импульсов (рис. 13). ГМ в
течение приблизительно 1 мкс заряжает первичный накопитель энергии
(конденсатор или линию). Импульсная зарядка накопителя дает возможность
использовать нетрадиционные жидкости в изоляции ГМ, такие, как вода и глицерин, а не
только трансформаторное масло. Кроме того, можно работать со значительно
большими электрическими полями, что позволяет снизить габариты всего
устройства и использовать в качестве основного коммутатора неуправляемый
разрядник. Этот накопитель через основной коммутатор разряжается на
формирующую линию, которая через первый обостритель разряжается на передающую
линию. Передающая линия через второй обостритель подсоединяется к нагрузке.
В качестве нагрузки может служить диод ускорителя электронов или ионов,
газовый лазер, резонатор мощного микроволнового генератора, лайнер системы
Z-пинча, диод мощного рентгеновского генератора и т.д.
Схема на рис. 13 является обобщенной, так как в зависимости от параметров
импульса и его назначения могут отсутствовать те или иные элементы. В
частности, второй обостритель, как правило, используется не только для уменьшения
фронта импульса, но и для уменьшения амплитуды предымпульса, который в
случае использования в качестве нагрузки электронного диода приводит к появлению
преждевременной взрывной эмиссии электронов и нежелательному заполнению
диода плазмой до прихода основного импульса. Поэтому в ряде схем, где предым-
пульс не играет роли, его может не быть. Передающая линия может быть
одновременно преобразователем импеданса, например, экспоненциальной полосковой или
коаксиальной линией. В некоторых случаях в генераторах вообще нет обострите-
лей, а импульс после формирующей линии поступает сразу на нагрузку.
Рассмотрим схему с генератором Маркса в качестве зарядного устройства в
историческом аспекте. В [10] предложено использовать зарядку малоиндуктивного
генератора от генератора Маркса для того, чтобы устранить влияние
индуктивности его разрядного контура на длительность фронта импульса. В [11, 12] был
описан генератор для получения импульсов 150 кВ и током 5 кА. Питание генератора
осуществлялось импульсами от ГМ. Формирующую и передающую линии
изготовляли из коаксиальных медных труб, а в качестве изоляции использовали
трансформаторное масло. Разрядник находился в герметической камере под давлением
6 7 8
Рис. 15.13. Унифицированная схема для генерирования мощных наносекундных импульсов.
1 - генератор Маркса, 2 - емкостной накопитель энергии, 3 - формирующая линия, 4 -
передающая линия, 5 - нагрузка, б - основной коммутатор, 7 - первый обостритель, 8 -
второй обостритель
294 Глава 15. Генераторы Маркса
воздуха 10 атм. На нагрузке генератора появлялись импульсы с длительностью
фронта не более 1 не и плоской вершиной 20 не. Итак, в генераторе
присутствовали элементы i, 2, 5, 5 и 6 схемы на рис. 13. Дальнейшим развитием этой идеи
являются наносекундные генераторы с амплитудой 0,5 и 1 MB [13, 14], в которых
генератор Маркса заряжает безындуктивный конденсатор с трансформаторным
маслом. Этот конденсатор через разрядник в сжатом азоте разряжается на
коаксиальную линию с трансформаторным маслом. Нагрузкой являлось устройство для
исследования развития электрического разряда в диэлектриках (рис. 5). Если
подобрать соответствующим образом индуктивность генератора Маркса, емкость
накопительного конденсатора и применить нагрузку RH » Z0, можно дважды
умножить напряжение импульса - во-первых, за счет колебательного заряда емкости
от генератора Маркса, а во-вторых, за счет удвоения напряжения на нагрузке.
В таком генераторе был получен импульс с фронтом 1 не и амплитудой 1 MB.
В первых мощных наносекундных импульсных ускорителях электронов [16]
используется зарядка от генератора Маркса коаксиальных маслонаполненных линий с
последующей их разрядкой через разрядник в сжатом газе на электронный диод. Это
элементы 7, 2, 5 и 6 унифицированной схемы (рис. 13). В [38] опубликован обзор
Гудмана, в котором описаны генераторы рентгеновского излучения, разработанные в
1964-1968 гг. в AWRE (Олдермастон). Ранее сведения об этих разработках были
закрыты. В этих генераторах полосковые и коаксиальные линии заряжались от ГМ до
напряжения 0,2-4 MB, а затем разряжались на рентгеновские трубки.
Следовательно, они содержали элементы 7, 2, 6 и 5 унифицированной схемы. Все последующие
установки с импульсной зарядкой от генератора Маркса использовали этот принцип.
Это «Hermes-II» [18], «Aurora» [17], «PULSERAD» [39], «Gamble» [40] и др.
Генератор установки «PBFA-II» [25] содержит все элементы схемы рис. 13.
Генератор Маркса 1 разряжается на водяной конденсатор 2, который через газовый
многозазорный коммутатор 6 с лазерным запуском разряжается на линии 3, 4
через обострители в воде 7, 8 для сжатия импульса и увеличения амплитуды
напряжения. Затем импульс поступает на коаксиально-полосковый переход, инвертор
полярности и две полосковые линии, подводящие энергию импульса к вакуумному
диоду 5. В итоге на нагрузке получаются импульсы с напряжением 25 MB при
мощности 100 ТВт. Ускоритель «PBFA-II» имеет четыре типа диэлектрика:
трансформаторное масло, газ, воду и вакуум. В первой зоне размещены генераторы
Маркса, во второй - многозазорный газовый разрядник с лазерным поджигом, в
третьей - водяные формирующие и передающие коаксиально-полосковые линии с
многоканальными водяными разрядниками, в четвертой зоне находятся
индуктивный накопитель, умножитель напряжения, плазменный прерыватель тока для
окончательного обострения фронта импульса. К описанию других типов
импульсных генераторов большой мощности с зарядкой от генераторов Маркса мы еще
будем возвращаться при рассмотрении мощных импульсных ускорителей
электронов и ионов, лазеров, генераторов рентгеновских импульсов и т.д.
Здесь только заметим, что одной из важнейших проблем разработки
генераторов Маркса является проблема уменьшения длительности фронта импульса с
Ю-6 с, как сейчас, до 10~7 с. Это позволит существенно упростить конструкцию
мощных генераторов, а в некоторых случаях вообще избавиться от дополнительных
§15.6 Мощные наносекундные импульсные устройства с генераторами Маркса 295
Рис. 15.14. Конструкция секции генератора Маркса «SYRINX/GSI»
накопителей и коммутаторов. В частности, для прямой электронной накачки экси-
мерных лазеров в ИСЭ были разработаны ускорители электронов с прямым
разрядом генератора Маркса с напряжением 600 кВ на вакуумный диод со взрывной
эмиссией электронов. Ток электронов в ускорителе составлял 700 кВ, а время его
нарастания до максимума 2-Ю-7 с [41]. Генератор состоит из двенадцати блоков с
временем синхронного запуска Ю-8 с. Генераторы работают в условиях вакуумной
изоляции, а разрядники находятся в изолирующей трубе в атмосфере смеси элегаза
C0 %) и воздуха при давлении 1,5 атм. В другом варианте генератора Маркса для
установки «SYRINX» для целей радиографии получено время нарастания тока
6-10-7 с при амплитуде тока 700 кА, напряжения -1 MB [42].
Конструкция секции генератора Маркса, состоящей из 10 ступеней, показана на
рис. 14. Конденсаторы ступеней 1 уложены на диэлектрические бруски 2, которые
крепятся к вертикальным диэлектрическим плитам 3. Эти плиты висят на
подвесах 4, вмонтированных в крышку бака 5. Каждый конденсатор снабжен
разрядником б, который с помощью коробчатых шин 7 соединен с внешним электродом
коаксиальной линии 8. Внутренний электрод этой линии подключен с одной
стороны к нагрузке Р, а с другой - к выходному электроду разрядника последней
ступени. Диаметры внутреннего и наружного проводников коаксиала 8 равны 160 мм
и 200 мм соответственно. Межэлектродный зазор коаксиала изолирован с
помощью твердой изоляции (полиэтиленовая труба). Каждая секция расположена
внутри своего бака. Внутренний объем бака 10 и область нагрузки 9 заполнены
трансформаторным маслом. Бак имеет высоту 4,8 м, длину 1,7 м и ширину 0,9 м.
Параметры секции таковы: емкость 3,95 мкФ, индуктивность 10 нГн, напряжение
90 кВ, давление сухого воздуха в разряднике 2,5 атм.
296 Глава 15. Генераторы Маркса
Литература к главе 15
1. Смирнов СМ., Терентъев П.В. Генераторы импульсов высокого напряжения. М.; Л.:
Энергия, 1964.
2. Schering Н, Raske Ж Ein kleiner Steilwellengenerator fur 500 kV // ETZ. Elektrotechn.
Ztschr. zentralbl. Elektrotechn. 1935. Bd. 56, H. 27. S. 751.
3. Месяц ГА. Получение импульсов высокого напряжения с крутым фронтом //
Высоковольтное испытательное оборудование и измерения / Под ред. А.А. Воробьева.
М.; Л.: Госэнергоиздат, 1960. С. 379-393.
4. Broadbent Т.Е. New High-Voltage Multistage Impulse Generator Circuit // J. Sci. Instrum.
1960. Vol. 37, N7. P. 231-236.
5. Smith W.A. An Improvement to the Multistage Impulse Generator // Ibid. 1958. Vol. 35, N 12.
P. 474.
6. Charbonnier EM., Barbour J.P., Brenegter I.L. Intense Nanosecond Electron Beams // IEEE
Trans. Nucl. Sci. 1967. Vol. 14, N 3. P. 789.
7. Gygi E., Schneider F. A Nanosecond Pulse Generator of 200 kV Amplitude // Sci. Rep. CERN.
1964.Vol.AR64.R46.
8. Keller L.P., Walschon E.G. Simple Marx High Voltage Pulse Generator for Wide Gap Spark
Chambers // Rev. Sci. Instrum. 1966. Vol. 37, N 9. P. 1258.
9. Ельчанинов A.C., Загулов Ф.Я., Ковальчук Б.М., Яковлев В.П. Генератор электронных
пучков с наносекундной точностью включения // Мощные наносекундные импульсные
источники ускоренных электронов / Отв. ред. Г.А. Месяц. Новосибирск: Наука, 1974.
С.123-127.
10. Месяц ГА. Генератор импульсных напряжений. А. с. 156616 СССР. 1962.
11. Воробьев ГА., Месяц ГА. Техника формирования высоковольтных наносекундных
импульсов. М.: Госатомиздат, 1963.
12. Воробьев ГА., Месяц ГА., Руденко Н.С, Смирнов В.А. Генератор импульсов с
амплитудой 150 кВ и крутым фронтом // ПТЭ. 1963. № 6. С. 93-94.
13. Воробьев ГА., Руденко Н.С. Генератор наносекундных импульсов напряжения 500 кВ //
ПТЭ. 1965. № 1.С. 109-111.
14. Воробьев ГА., Руденко Н.С, Батин В.В., Цветков В.И. Генератор наносекундных
импульсов с амплитудой 1 MB // ПТЭ. 1968. № 1. С. 126-127.
15. Graybill S.E., Nablo S. V. The Generation and Diagnoses of Pulsed Relativistic Electron Beams
above 1011 Watts // IEEE Trans. Nucl. Sci. 1967. Vol. 14, N 3. P. 782-788.
16. Link W.T. Electron Beams from 10n-1012 Watt Pulsed Accelerators // Ibid. 1967. Vol. 14, N 3.
P. 777-781.
17. Bernstein В., Smith I. «Aurora», an Electron Accelerator//Ibid. 1973. Vol. 20, N3. P. 294-300.
18. Martin Т.Н. Design and Performance of the Sandia Laboratories «Hermes-II» Flash X-Ray
Generator // Ibid. 1969. Vol. 16, N 3, pt 1. P. 59-63.
19. Кремнев В.В., Месяц ГА. Методы умножения и трансформации импульсов в
сильноточной электронике. Новосибирск: Наука, 1987.
20. Fitch R.A. Marx and Marx-Like High Voltage Generators // IEEE Trans. Nucl. Sci. 1971.
Vol. 18, N4. P. 190-196.
21. Prestwich K.B., Johnson D.L. Development of an 18-Megavolt Marx Generator // Ibid. 1969.
Vol. 16, N3. P. 64-70.
22. EacmpuKoe A.H., Ковальчук Б.М., Кокшенев В.А. Мощный генератор импульсов
напряжения с высокой стабильностью срабатывания // ПТЭ. 1981. № 6. С. 101-104.
23. Schneider L.X., Lockwood G.J. Engineering High Reliability, Low-Jitter Marx Generators //
Proc. V IEEE Pulsed Power Conf. Arlington, 1985. P. 780-783.
24. Woolston T.L., Ives H.C. Marx Generator Engineering and Assembly Line Technology for the
PBFA-II Accelerator // Ibid. P. 788-791.
25. Turman B.N., Martin Т.Н., Neau EL. et al. PBFA-II, a 100 TW Pulsed Power Driver for the
Inertial Confinement Fusion Program // Ibid. P. 155-161.
Литература к главе 15 297
26. Lockwood G.J., Ruggles L.E., Neyer В.Т, Scheider L.X. Photon Diagnostics Leading to an
Improved Marx // Ibid. P. 784-787.
27. Большаков Е.П., Велихов Е.П., Глухих В.А. Модуль установки «Ангара-5» // Атом,
энергия. 1982. Т. 53, вып. 1. С. 14-18.
28. Стерлигов А.А., Усов Ю.П., Цветков В.И., Шаталов А.А. Генератор импульсного
напряжения с запасаемой энергией 135 кДж // ПТЭ. 1976. № 6. С. 71-73.
29. Бастриков А.В., Бугаев СП., Воробъюшко М.И. и др. Сильноточный электронный
ускоритель «Гамма» // ПТЭ. 1989. № 2. С. 36-41.
30. Ковалъчук Б.М., Кокшенев В.А., Новиков А.А., Яковлев В.И Секция на 1 MB для мощных
сильноточных импульсных генераторов // ПТЭ. 1989. № 1. С. 137-139.
31. Воробъюшко М.И., Ковалъчук Б.М., Кокшенев В.А. и др. Разработка и исследование
секций генератора напряжений по схеме Маркса для мощных импульсных систем //
1Всесоюз. конф. по инж. пробл. термоядер, реакторов: Доклады: В 3 т. Л., 1977. Т. 3.
С.160-167.
32. Бабыкин М.В., Бартов А.В. Методы получения предельных электрических мощностей в
коротких импульсах. М., 1972. (Препр. ИАЭ им. И.В. Курчатова).
33. Бастриков А.Н., Воробъюшко М.И., Ковалъчук Б.М. и др. Генератор импульсов
напряжения для мощных импульсных систем // II Всесоюз. конф. по инженер, пробл.
термоядер, реакторов: Доклады: В 4 т. Л., 1982. Т. 3. С. 152-159.
34. Heilbronner К. W. Firing and Voltage Shape of Multistage Impulse Generator // IEEE Trans.
Power Appl. Syst. 1971. Vol. 90, N 5. P. 2233-2238.
35. Ковалъчук Б.М., Кремнев В.В. Генераторы Аркадьева-Маркса для сильноточных
ускорителей // Физика и техника мощных импульсных систем / Под ред. Е.П. Велихова. М.:
Энергоатомиздат, 1987. С. 165-179.
36. Сигорский В.И, Петренко А.И. Алгоритмы анализа электронных схем. М.: Сов. радио,
1976.
37. Мик Дж., Крэгс Дою. Электрический пробой в газах: Пер. с англ. М.: Изд-во иностр.
лит., 1960.
38. J.C. Martin on Pulsed Power / Ed. by Т.Н. Martin, A.H. Guenther, and M. Kristiansen. N.Y.:
Plenum press, 1996.
39. Clauser M.J., Baker L., McDaniel D.H. et al. Magnetic Implosion of Plasmas with Short
Pulse, High Power Generators // Bull. Amer. Phys. Soc. Ser. II. 1978. Vol. 23, N 7. P. 822.
40. Levine L.S., Vitkovitsky LM. Pulsed Power Technology for Controlled Thermonuclear Fusion //
IEEE Trans. Nucl. Sci. 1971. Vol. 18, N 4, pt 2. P. 105-112.
41. Абдуллин Э.Н., Бугаев СП., Ефремов A.M. и др. Генераторы пучков электронов на
основе вакуумно-изолированных генераторов Маркса // ПТЭ. 1993. № 5. С. 138-142.
42. Ковалъчук Б.М., Кремнев В.В., Ким А.А., Манылов В.И. Быстрый первичный накопитель
на основе генератора Маркса // Изв. вузов. Физика. 1997. № 12. С. 17—24.
Глава 16
ИМПУЛЬСНЫЕ ТРАНСФОРМАТОРЫ
§ 16.1 Введение
В предыдущей главе мы рассмотрели генераторы мощных наносекундных
импульсов с зарядкой формирующих линий от генератора Маркса. В такой системе
есть ряд недостатков, которые мешают ее широко использовать в импульсной
технике. Например, наличие большого числа разрядников, что делает систему
недолговечной и малопригодной для работы в импульсно-периодическом режиме, а
также необходимость электрической изоляции всех конденсаторов генератора. В этом
отношении импульсные трансформаторы более предпочтительны. Применяется
много типов трансформаторов, таких, как трансформатор Тесла, автотрансформатор,
линейный трансформатор, трансформаторы на основе длинных линий и т.д. [1].
При помощи трансформаторов Тесла или автотрансформаторов можно
создавать импульсно-периодические системы с частотой до 103 Гц и напряжением более
1 MB. Такие системы компактны, так как трансформатор может быть встроен
внутрь накопительной линии (серия «Синус»). В частности, с использованием
трансформаторов Тесла были созданы компактные импульсные генераторы,
ускорители и рентгеновские генераторы [2].
Линейные трансформаторы [3] позволяют умножать напряжение более
эффективно, чем генераторы Маркса. В частности, в ускорителе «Hermes-III» достигнуто
напряжение 20 MB [4] за счет умножения напряжения первичных генераторов на
накопительных линиях, заряжаемых генератором Маркса.
Итак, использование импульсных трансформаторов позволяет получать высокую
частоту следования импульсов, создавать очень компактные системы, получать
эффективное умножение напряжения. Рассмотрим эти генераторы более подробно.
§ 16.2 Генераторы с трансформаторами Тесла
Принцип работы трансформатора Тесла был рассмотрен нами выше (см. § 3.2).
Напомним, что это резонансный трансформатор, состоящий из двух индуктивно
связанных контуров LC, у которых собственные частоты колебаний равны, т.е.
§16.2 Генераторы с трансформаторами Тесла 299
C\L\ - C2L2, причем, выбрав С\ = и2С2, можно обеспечить умножение напряжения
на емкости С2 в п раз.
В [5] разработан импульсно-периодический наносекундный генератор для
ускорителя электронов. Амплитуда импульса напряжения регулировалась в пределах
5(Ь-500 кВ, длительность импульса составляла 10+40 не и регулировалась
срезающим разрядником (рис. 1). Если емкость С\ заряжена, то после срабатывания
разрядника Pi в контуре L\C\ возбуждаются колебания, которые через индуктивную
связь передаются в L2C2 - контур и наоборот. В качестве емкости С2 служит
емкость коаксиальной линии Лх. Если пренебречь активным сопротивлением
обмоток трансформатора и принять коэффициент связи к = 0,6, то напряжение на
линии Л\ будет иметь форму биений, причем максимум биений будет на второй
полуволне и составит ?/п2 = ^CXIC2UQ (U0 - начальное напряжение на емкости С\).
В разработанной конструкции трансформатора С\ - 0,23 мкФ, L\ = 2 мкГн, L2 =
= 1230 мкГн, С2 = 370 пФ; в первичной обмотке 6 витков, во вторичной - 230.
Трансформатор выполнен в виде двух коаксиальных цилиндров. Вторичная
обмотка намотана на внутреннем цилиндре нихромовой проволокой с омическим
сопротивлением 50 Ом и помещена в трансформаторное масло. Намотка нихромовым
проводом необходима для рассеяния избыточной энергии и уменьшения тем
самым износа электродов коммутирующего разрядника Р2. В момент достижения
нужного максимума напряжения в линии Л\ запускается разрядник Р2, после чего
линия Л\ разряжается и импульс с крутым фронтом поступает на нагрузку -
электронную трубку (ЭТ). Часть этого импульса через сопротивление R = 240 Ом и
кабель с волновым сопротивлением 50 Ом подается на запуск срезающего
разрядника Р3. Накопительная линия Л\ имеет волновое сопротивление 60 Ом, а длину
4,5 м. Коммутирующий разрядник Р2 для уменьшения времени коммутации
заполнен азотом при давлении 15 атм.
Срезающий тригатронный разрядник Р3 формирует срез импульса, шунтируя
нагрузку в нужный момент времени, задаваемый длинами кабеля Д* и искрового
220 V
Рис. 16.1. Принципиальная схема генератора. 1 - пуск разрядника Рь 2 - пуск
разрядника Р2, 3 - регулировка напряжения, 4 - зарядное устройство, 5 - пульт управления. СУ -
согласующее устройство с сопротивлением R, ИТ - импульсный трансформатор Тесла
300 Глава 16. Импульсные трансформаторы
промежутка разрядника Ръ. В контуре L\C\ стоит управляемый многозазорный
разрядник в среде атмосферного воздуха. В таком генераторе получена частота
следования импульсов 200 Гц [5]. Трансформатор Тесла использован также в
импульсном ускорителе электронов «РИУС-5» мегавольтного диапазона [6].
Трансформатор заряжает коаксиальную линию, которая размещена в одном с ним
корпусе в атмосфере смеси элегаза 50% и азота 50%. Первичный емкостный
накопитель С\ расположен вне этого корпуса.
В этих генераторах коэффициент связи контуров равен к = 0,6, поэтому
максимум напряжения достигается только на второй полуволне. Это делает такой тип
генератора ненадежным в работе, так как длительное время (-10 мкс) до
срабатывания основного коммутатора Ръ сам трансформатор Тесла, линия Л\ и
коммутатор Р2 находятся под полным зарядным напряжением. В [7] для устранения этой
трудности предложено использовать трансформаторы с коэффициентом связи к = 1
за счет разомкнутого ферромагнитного сердечника. Обычно такой трансформатор
встраивается непосредственно в коаксиальную формирующую линию ускорителя.
Например, в конструкции трансформатора, показанного на рис. 2 [1, 8], магнито-
провод является одновременно проводником формирующей линии. Для такого
трансформатора важной характеристикой является отношение LJL^ (Ls =LSl+LS2)
эффективной индуктивности рассеяния к индуктивности намагничивания,
приведенных к первичному контуру (рис. 3.5). Для коаксиального трансформатора
(рис. 2) [1]:
hi
= -я2
V
U
Bp + l)(p-l)lnp,
A6.1)
к J
где Р = r\lr2\ г\ и г2 - соответственно внешний и внутренний радиусы
коаксиальной формирующей линии; 1к - длина обмотки трансформатора. Отношение LJL^
определяет коэффициент полезного действия т| и коэффициент связи к
трансформатора. Согласно [1]
4а
1 + а2
1-
L, 1-аB-я/2) + а2
lu A + аJ
A6.2)
Рис. 16.2. Устройство трансформатора Тесла, встроенного в коаксиальную формирующую
линию: 1 - первичная обмотка; 2 - вторичная обмотка; 3,4- соответственно центральный и
наружный электроды формирующей линии, являющиеся одновременно магнитопроводом
трансформатора Тесла; 5 - формирующая линия
§16.2 Генераторы с трансформаторами Тесла 301
к = 1--^, A6.3)
где a = LiCi/L2C2.
Из A)-C) следует, что при LJL^ «: 1 к «1, а коэффициент полезного действия
при Р = 2-KJ и г\Нк = 0,05-5-0,1 будет составлять 0,8-0,9. Более подробные сведения
о расчете таких трансформаторов можно найти в [1].
В качестве коммутаторов в первичной цепи трансформаторов Тесла
используются искровые разрядники [5] и тиристоры [8]. Применение последних дает
возможность осуществлять питание ускорителя прямо от промышленной сети через
выпрямители.
Один из первых действующих сильноточных импульсно-периодических
ускорителей электронов «Синус-4» на основе трансформатора Тесла с разомкнутым
ферромагнитным сердечником, встроенным в формирующую линию (рис. 2), имел
следующие параметры: энергия электронов 400 кэВ; ток пучка 8 кА; длительность
импульсов 25 не; частота повторения 100 Гц; напряжение на первичной обмотке
трансформатора U\ = 340 В; Р = г1/г2 «3,3; 4 = 100 см; время зарядки формирующей
линии 35 мкс. Магнитопровод выполнен из электротехнической стали Э-340 (пакеты
из ленты толщиной 80 мкм). Первичная накопительная емкость содержит 30
конденсаторов по 100 мкФ, а первичный коммутатор - 30 тиристоров. Средняя мощность
такого ускорителя электронов около 10 кВт [8].
Параметры некоторых импульсных ускорителей серии «Синус» приведены в
таблице 1. В них накопительная линия, заполненная трансформаторным маслом,
подключается к нагрузке через коммутатор со сжатым до 10 атм азотом с
продувкой газа. При исследовании работы таких коммутаторов было обнаружено, что
параметры импульсов на нагрузке нестабильны [8]. Оказалось, что это связано с тем,
что канал разряда в газоразрядном коммутаторе меняет свое место в промежутке
Рис. 16.3. Осциллограммы импульсов напряжения на нагрузке генератора «Синус» (справа)
и соответствующие им фотографии канала разряда в коммутаторе (слева) при скорости
продувки газа v > v0 (а) и и « щ (б). Фотографии были получены при амплитуде напряжения
600 кВ, токе 5 А, длительности импульса 25 не, частоте следования импульсов 100 Гц
302 Глава 16. Импульсные трансформаторы
между катодом и анодом (рис. 3). Для устранения этого недостатка скорость
продувки газа в коммутаторе должна быть достаточно большой, чтобы удалить плазму
от предыдущего разряда, но не настолько высокой, чтобы сильно охлаждать и
очищать поверхность катода от мест повышенной эмиссии электронов. Таким
образом, существует оптимальная скорость продувки газа щ, которая зависит от
частоты следования импульсов. Этот эффект хорошо иллюстрируется на рис. 3.
Таблица 16.1. Параметры некоторых импульсных ускорителей серии «Синус»
Энергия элект- ^ A Длительность Частота повто-
г ~ Ток пучка, кА ™ „
ронов, кэВ J импульсов, не рения, Гц
Ускоритель
СИНУС-4
СИНУС-5
СИНУС-6
СИНУС-7
400
700
400
2000
8
7
5
20
25
10
25
40
100
100
1000
100
Трансформаторы Тесла широко используются также для создания компактных
высоковольтных наносекундных импульсных генераторов для получения
электронных пучков и рентгеновских импульсов [2]. Одними из наиболее эффективных
устройств такого типа являются установки «Радан» [10], разработанные в ИЭФ.
В них используется трансформатор Тесла, встроенный в коаксиальную линию,
заполненную трансформаторным маслом (рис. 4). Коммутация тока в первичной
цепи трансформатора производится на напряжении, равном сетевому, при помощи
320 мм
5-50 мкс
-220 В
50/60 Гц
Рис. 16.4. Блок-схема ускорителя типа «Радан»: 1,2 - первичная и вторичная обмотки; 3,4-
внешняя и внутренняя обмотки трансформатора Тесла; 5 - газовый разрядник; 6 - нагрузка;
7, 8 - емкостный делитель напряжения; А1-А4 - таймеры; В1-В4 - делители импульсов;
D - драйвер, V1-V3 - полупроводниковые вентили; S1,S2- сигналы от внешнего источника
§16.3 Генераторы с автотрансформаторами 303
Рис. 16.5. Общий вид установки типа «Радан». Напряжение 30-300 кВ, волновое
сопротивление линии 45 Ом, длительность импульса 4 не, фронт импульса 1 не, максимальная
частота импульсов 25 Гц, масса 28 кг, потребляемая средняя мощность 250 Вт
тиристоров. В качестве коммутатора на высоковольтной стороне использован
разрядник высокого давления в атмосфере азота при давлении 40 атм. Общий вид
ускорителя «Радан» приведен на рис. 5. Ускорители типа «Радан» широко
применяются для накачки газовых и полупроводниковых лазеров, генерации
рентгеновского излучения и СВЧ-колебаний с длиной волны 2-10 мм и мощностью в импульсе
10-60 МВт, для стерилизации медицинских приборов и других целей.
§ 16.3 Генераторы с автотрансформаторами
Мартин и Смит [11] для получения импульсов напряжением до 1 MB
предложили использовать импульсный автотрансформатор с обмоткой из металлической
фольги. Характерной особенностью этого трансформатора является пропитка
бумажной изоляции диэлектриком с большой 8 (водой). Это приводит к
выравниванию электрического поля на закраине фольги. Конфигурация одной из обмоток
такого трансформатора показана на рис. 6. Контакты D и С являются выводами
первичной обмотки, а А и В'- концами вторичной. Перед тем, как свернуть
фольгу в спираль, на нее накладывается изоляционная лента из полиэтилена или
лавсана, а вырезанные места дополняются адсорбирующей бумагой, толщина которой
выбирается равной толщине фольги. Затем лента из фольги с наложенной
изоляцией наматывается на цилиндр. На рис. 3.7 показаны одна из схем
автотрансформатора и эквивалентная схема замещения. Первичное напряжение может подаваться
не обязательно на нижние витки, но и на средние. Напомним, что на рис. 3.7
1 CD 2
Рис. 16.6. Конфигурация обмотки из фольги с наложенной изоляцией: 1 - изоляционная
прокладка; 2 - лента из фольги
304 Глава 16. Импульсные трансформаторы
приняты следующие обозначения: С - емкость накопителя; С2Л^ - приведенная
емкость нагрузки; LJL^ - индуктивность рассеяния; 1Ь L2 - индуктивность
первичной и вторичной обмоток; Lq - суммарная индуктивность конденсатора,
коммутатора и подводящих проводников, N- коэффициент трансформации. Индуктивность
рассеяния определяется по формуле:
^="м^Г'Гн' A6'4)
где А - полная толщина обмотки; b\, Ь2 - соответственно минимальная и
максимальная ширина фольги (рис. 6); г - радиус обмотки. Все размеры должны быть
выражены в сантиметрах.
Индуктивность первичной обмотки рассчитывается по формуле:
40-10~9г2
r + b2
Отношение выходного напряжения к входному определяется из соотношения:
t/вых., 2NCl(Ll-Lg)
а длительность фронта импульса:
"(Lo+IJ^CA172
V
G+N2C7
A6.7)
Например, для получения ?/вых = 800 кВ при f/BX = 50 кВ, L0 = 1Н0~9 Гн, С2 =
= 900 пФ, С\ = 0,5 мкФ, N = 16, А = 1,5 см, г = 10 см, b2 = 50 см, длительность
фронта должна составить 0,1 мкс.
Было разработано несколько импульсных ускорителей электронов с питанием
формирующей линии от автотрансформатора. В [12] сообщается о разработке
ускорителя «Синус-1» с энергией электронов 500 кэВ, током 10 кА, длительностью
импульса 25 не. Формирующая линия заряжается через импульсный
автотрансформатор с разомкнутым ферромагнитным сердечником. В качестве
формирующего элемента используется коаксиальная линия, заполненная глицерином с
волновым сопротивлением 8 Ом.
Ускоритель схематически изображен на рис. 7. В металлической трубе 2
помещены импульсный трансформатор 4, накопительный элемент 5 в виде отрезка
коаксиальной линии, камера с разрядниками высокого давления б и
ускорительная трубка. Первоначально энергия накапливается в зарядном конденсаторе 1,
который расположен снаружи трубы и соединяется с обмоткой трансформатора
полосковой линией. Включение конденсатора 1 на обмотку трансформатора
производится воздушным разрядником 3. В импульсном трансформаторе
использован разомкнутый броневой сердечник из электротехнической стали, так как
магнитный поток не успевает распространяться по всему сердечнику. Отсутствие
замкнутого сердечника облегчает использование трансформатора в
коаксиальной конструкции. Обмотка выполнена по схеме автотрансформатора и имеет
клиновидную форму (сужается от начала к концу). Между витками проложена
§16.3 Генераторы с автотрансформаторами 305
0 -15 кВ
Рис. 16.7. Схематический чертеж ускорителя. 1 - зарядный конденсатор, 2 - труба, 3 -
разрядник, 4 - импульсный трансформатор, 5 - накопительный элемент, 6 - камера
разрядников, 7 - обостряющий разрядник, 8 - срезающий разрядник, 9 - катод, 10 - анод
полиэтиленовая пленка. Необходимость быстрой зарядки накопительной линии
@,5 мкс) при большой величине зарядной емкости предъявляет жесткие
требования к индуктивности всей зарядной схемы. Эта задача решена применением
трансформатора с малыми габаритами и минимально возможным расстоянием между
витками, а также предельным уменьшением индуктивности первичного контура
трансформатора. С этой целью подвод энергии к трансформатору от первичной
накопительной емкости осуществляется при помощи низкоимпедансной полоско-
вой линии, которая проходит по кратчайшему пути внутри сердечника
трансформатора. Верхняя часть трубы 2, где расположен трансформатор, заполнена
трансформаторным маслом. В нижней части трубы помещается накопительная
коаксиальная линия 5 с глицерином в качестве диэлектрика. Для укорочения фронта
импульса на нагрузке используется разрядник 7 в атмосфере сжатого до 12 атм
азота, а для задания необходимой длительности импульса - срезающий
разрядник 8, так как без него из-за неполного согласования линии с нагрузкой
появляются послеимпульсы.
Автотрансформатор использовался также для разработки ускорителя «Синус-2»
с энергией электронов 1 МэВ, током 30 кА и длительностью импульса 40 не [13]
(рис. 8). Так же, как и в предыдущем случае, для зарядки двойной формирующей
20. Месяц Г.А.
306 Глава 16. Импульсные трансформаторы
Рис. 16.8. Конструкция ускорителя «Синус-2». 1 - вводы энергии от первичных
накопительных конденсаторов, 2 - вторичная обмотка, 3 - сердечник автотрансформатора, 4 и 5 -
двойная формирующая линия, 6 - фольга для вывода пучка электронов, 7 - взрывоэмисси-
онный катод, 8 - зарядная индуктивность, 9 и 10 - емкостные делители напряжения, 11 -
газовый коммутатор, 12 - окно для инжекции электронов в газовый зазор
линии (ДФЛ) используется автотрансформатор с разомкнутым ферромагнитным
сердечником. ДФЛ заполнена касторовым маслом (е = 4,4). Волновые
сопротивления наружной и внутренней линий 9,2 и 11,2 Ом. Генератор работает следующим
образом. Накопительные емкости через четыре последовательных газовых
разрядника разряжаются на первичную обмотку автотрансформатора. Использование
одновременно четырех разрядников снижает индуктивность первичного контура
до 25 нГн. Напряжение со вторичной обмотки автотрансформатора подается на
зарядку ДФЛ через индуктивность 4 мкГн для уменьшения предымпульса на
нагрузке. При времени зарядки ДФЛ 1 мкс амплитуда предымпульса не превышает
5% от зарядного напряжения. При достижении максимума напряжения на ДФЛ
срабатывает основной коммутатор - двухэлектродный разрядник в азоте с
давлением 10 атм, управляемый импульсным электронным пучком B кА, 40 не, 300 эВ),
чтобы иметь объемный разряд в коммутаторе и устранить влияние индуктивности
искры на фронт импульса.
Дальнейшим развитием этой системы зарядки являются генераторы со
встроенным внутрь двойной формирующей линии автотрансформатором [7]. Схема работы
генератора такова. Первичная накопительная емкость через последовательный
разрядник подключается к первичной обмотке автотрансформатора, который заряжает
емкость ДФЛ. В максимуме напряжения на ДФЛ срабатывает двухэлектродный
разрядник. На выходе ДФЛ формируется импульс напряжения, который прикладывается
к диоду со взрывной эмиссией. В результате генерируется электронный пучок с
энергией электронов до 500 кэВ, длительностью 15 не и током 4 кА.
Фольговые трансформаторы успешно используются при зарядке мощных
водяных накопителей. В наибольшей мере достоинства фольговых
трансформаторов для указанной цели реализованы в ускорителе, описанном в [14].
Использование высокопрочной пленочной изоляции, пропитанной проводящим водным
§ 16.4 Линейный импульсный трансформатор 307
раствором, осуществление параллельной работы трансформаторов, а также
повышение виткового напряжения путем подключения первичного накопителя к
части первичного витка трансформатора дали возможность авторам указанной
работы трансформировать энергию 20 кДж с уровня напряжения 50 кВ до 1 MB
за время 10~6с.
§ 16.4 Линейный импульсный трансформатор
Для получения импульсов мегавольтного диапазона микросекундной
длительности с энергией до 106 Дж и более используются линейные импульсные
трансформаторы (ЛИТ) [3]. Как указано в главе 3, ЛИТ состоит из N одновитковых
трансформаторов с единой вторичной обмоткой. В качестве вторичной обмотки
используется металлический стержень, на который надеты тороидальные
индукторы с первичной обмоткой. На каждую первичную обмотку одновременно
происходит разряд конденсатора или линии через быстродействующий управляемый
разрядник. Схема замещения ЛИТ и механизм умножения напряжения рассмотрены
выше (см. главу 3).
Месяц [3] описал импульсный генератор «Модуль» для получения горячей
плазмы методом МГД-обжатия, разработанный в ИСЭ. Он генерирует импульс
тока до 2 МА при длительности 10~7 с, напряжении 2 MB и запасаемой энергии
100 кДж. Генератор состоит из зарядного устройства, водяных накопительной и
передающей линий и соответствующих коммутаторов. В качестве зарядного
устройства в данной установке используется линейный импульсный трансформатор
(рис. 9). Импульсный трансформатор 2 имеет малую внутреннюю индуктивность,
так как вторичная обмотка выполнена в виде одного витка 2а. Это позволяет
использовать ЛИТ для быстрой зарядки высоковольтных накопителей с большим
5500 мм
2000 мм
2000 мм
Рис. 16.9. Схема установки «Модуль»: 1 - запускающий генератор; 2 -линейный
импульсный трансформатор; 3 - конденсаторы ИК-50-3 D8шт.); 4 - разрядники; 5 - конденсатор
перемагничивания; 6 - водяные формирующие линии F шт); 7 - обостряющие разрядники;
8 - передающая линия; 9 - нагрузка; 10 - изоляция из пленки, пропитанной глицерином;
11 - индуктивность перемагничивания; 12 - изоляторы; 13 - передающая линия
20*
308 Глава 16. Импульсные трансформаторы
энергозапасом, включая водяные накопители. ЛИТ выполнен в виде набора
двенадцати однотипных секций. Каждая секция состоит из двух трансформаторов с од-
новитковыми первичной и вторичной обмотками. Вторичные обмотки соединены
последовательно. Первичный контур трансформатора состоит из двух разнополяр-
но заряженных конденсаторов 3 C-10 Ф, 40-10-9 Гн, 50-103 В), шести передающих
параллельно включенных кабелей и двух коммутирующих газовых разрядников 4.
Первичный виток образован жилами передающих кабелей. Коэффициент
трансформации ЛИТ, приведенный к зарядному напряжению конденсатора, равен 48.
Сердечники магнитопроводов изготовлены из электротехнической ленты, которая
покрывалась лаком и склеивалась эпоксидной смолой. Это придало сердечникам
механическую прочность и упростило их дальнейшую обработку. Окончательные
размеры сердечников: внутренний диаметр 250 мм, наружный - 515 мм,
коэффициент заполнения 0,8, масса одного сердечника 75 кг. Два сердечника,
установленные в корпус с зазором между ними 3-4 мм, образовывали один магнитопровод
сечением 230 см2. Для уменьшения сечения магнитопроводов предусмотрена схема
импульсного перемагничивания E,11). Для подключения конденсаторов С\ к
первичной обмотке ЛИТ используются управляемые искровые разрядники, которые в
диапазоне напряжений 25-45 кВ имеют разброс времени срабатывания менее
10 нс. Вторичный виток ЛИТ образован корпусом и центральным стержнем 2а
(рис. 9), изготовленным из трубы диаметром 80 мм. Для изоляции трубы от магни-
топровода на нее намотана полиэтиленовая пленка 10, пропитанная глицерином.
Объем трансформатора также заполнен глицерином. Выбор глицерина в качестве
диэлектрика для трансформатора вместо воды обусловлен наличием стальных
магнитопроводов. Испытание глицерино-пленочной изоляции импульсом
напряжения амплитудой 1,5-106 В и длительностью 1,8-10 с показало, что при
единичном импульсе пробой изоляции наступает при напряженности поля 1,5-106 В/см;
при напряженности 1,2-10б В/см пробой происходит после 10-15 импульсов. При
максимальных проектных параметрах напряженность поля внутри трансформатора
составляет 0,5-106 В/см, что позволяет надеяться на надежную работу изоляции.
Накопитель установки «Модуль» был выполнен из шести параллельно
включенных коаксиальных линий 6 (рис. 9) с водяной изоляцией. При максимальном
проектном напряжении напряженность электрического поля на внешних
проводниках линий Е+ = 120-103 В/см, на центральных ?_ = 240-103 В/см. Принятая
компоновка позволила приблизительно вдвое уменьшить диаметр накопителя по
сравнению с одиночной формирующей линией с тем же волновым сопротивлением и
той же напряженностью электрического поля. Волновое сопротивление одной
линии 4,6 Ом, суммарное - 0,08 Ом. Каждая формирующая линия коммутируется
шестиканальным разрядником 7 с поджигающими узлами тригатронного типа.
Разрядники имеют форму тора и работают в атмосфере сжатого элегаза.
Запускающий импульс напряжения формируется запускающим генератором 7 и по
передающей линии 13, смонтированной внутри вторичного витка трансформатора и
внутренних электродов формирующих линий, поступает одновременно на все 36
тригатронов. Изготовление передающей линии внутри вторичного витка
обеспечивает развязку запускающего генератора от напряжения на линиях. Передающая
линия 8 конусного типа с водяной изоляцией и постоянным по длине волновым
сопротивлением 0,8 Ом переходит в дисковую линию, в которой установлен коль-
§ 16.4 Линейный импульсный трансформатор 309
цевой разделительный изолятор 9а из оргстекла диаметром 200 мм. По центру
дисковой линии устанавливается нагрузка.
Иллюстрацией использования ЛИТ для зарядки накопительного элемента
могут служить установки «СНОП-2», «СНОП-3» и «МИГ», созданные в ИСЭ [1, 15,
16]. Генератор «СНОП-3» (рис. 10) [15], предназначенный для исследования
динамики сжатия многопроволочных лайнеров, развивает мощность 1 ТВт и
обеспечивает в индуктивной нагрузке 30 нГн ток 2,2 МА при скорости его нарастания
4-1013 А/с. Генератор состоит из первичного накопителя энергии (конденсаторной
батареи), линейного импульсного трансформатора, промежуточного емкостного
накопителя, формирующей и передающей линий. Коммутация между этими
элементами осуществляется управляемыми и неуправляемыми водяными
разрядниками. Стремление к минимальной длительности зарядки низкоомных линий с
водяной изоляцией заставляет использовать трансформаторы с минимальной
индуктивностью рассеяния.
Именно таким трансформатором является ЛИТ. Он состоит из двадцати
четырех трансформаторов с одновитковыми вторичными обмотками. В состав
первичного контура каждого трансформатора входят два разнополярно заряженных
конденсатора, шесть передающих параллельно включенных кабелей и два
газовых коммутатора. Каждый трансформатор имеет свой кольцевой магнитопровод.
Внутри магнитопроводов ЛИТ проходит металлический стержень, который
вместе с корпусом трансформатора образует вторичный виток ЛИТ. Этот стержень
изолируется полипропиленовой пленкой, пропитанной трансформаторным
маслом. Такая изоляция выдерживает электрическое поле 106 В/см. Один конец
стержня закреплен в проходном изоляторе и соединен с внутренним электродом
формирующей линии. Таким образом, вторичные контуры трансформаторов
4 6 7 8 9 10 11 12 13
Рис. 16.10. Устройство генератора «СНОП-3». 1-24 индуктора; 2 -внутренний токопровод;
3 - глицерино-пленочная изоляция; 4 - проходной изолятор; С\ - 48 конденсаторов; Р -
49 коммутирующих разрядников; 5 - L; С2- разделительная индуктивность и конденсатор
схемы размагничивания; 6 - промежуточный емкостный накопитель; 7 - опорные
изоляторы; 8 - водяная изоляция; 9 - управляемый многоканальный коммутатор; 10 -
формирующая линия; 11 - неуправляемый многоканальный коммутатор; 12 - передающая линия; 13 -
емкостные датчики напряжения; 14 - токовый датчик; 15 - блок нагрузки; 16 - вакуумный
изолятор
310 Глава 16. Импульсные трансформаторы
соединены последовательно и напряжения, индуцируемые первичными обмотками
на этом стержне, суммируются. Корпус ЛИТ набран из отдельных секций,
заполненных глицерином. Внутри каждой секции размещено по два индуктора.
Индуктор состоит из двух сердечников, изготовленных из тонкой электротехнической
стали. Для их размагничивания применялась специальная схема, содержащая
развязывающую индуктивность, конденсатор и разрядник.
В установке «СНОП-3» ЛИТ используется для зарядки промежуточного
емкостного накопителя с волновым сопротивлением 1,3 Ом и электрической длиной
75 не. Напряжение нарастает до максимума 2 MB за 1,3 мкс. Накопитель б
(рис. 10), коммутатор 9 и формирующая линия 10 образуют LC-контур со
временем нарастания напряжения до максимума 300 не. Энергия из накопителя в
формирующую линию передается резонансно: два пробега электромагнитной волны от
коммутатора до конца накопителя и обратно (~300 не) соответствуют четырем ее
пробегам из конца в конец по линии (-300 не). Формирующая линия разряжается
на передающую линию 12 с таким же волновым сопротивлением через
неуправляемый многоштыревой коммутатор 11. В конце передающей линии находится
блок нагрузки 15.
Дальнейшее развитие идеология установок «Модуль» и «СНОП» нашла при
разработке многоцелевой установки «МИГ» [16]. Она предназначена для
генерирования импульсов с амплитудой напряжения до 6 MB, токов до 2,5 МА с
мощностью 2,5 ТВт. Диапазон нагрузок составляет от единиц до сотен Ом, так как
нагрузками являлись системы типа Z-пинчей или электронные пучки. В этой
установке для получения напряжения на нагрузке 6 MB используются прерыватели
тока на основе плазменного прерывателя, а также взрыва проводников.
Ускоритель «Hermes-III» [4], построенный в SNL, является самой мощной в
мире системой на основе ЛИТ. Он имеет ускоряющее напряжение 20 MB, ток
пучка 800 кА, длительность импульса 40 не и предназначен для проведения
испытаний в условиях больших доз радиации. Он способен обеспечить мощность дозы
5-Ю12 Р/с в цилиндрическом объеме с площадью основания 500 см2.
Главным отличием ускорителя является использование вакуумной коаксиальной
линии с магнитной самоизоляцией для суммирования напряжений от 20
индукторных секций ЛИТ. Линия с магнитной изоляцией образована катододержателем и
внутренними цилиндрическими поверхностями секций, охватывающих этот катодо-
держатель. Электромагнитный импульс подается в линию через кольцевые щели во
внутренней поверхности индукторных секций. Последние содержат передающие
линии и магнитные сердечники, обеспечивающие высоковольтную изоляцию за счет
индуктивности. При такой конструкции установки с ускоряющим напряжением
20 MB возникают трудности, во-первых, с обеспечением изоляции накопительных
секций на это напряжение и, во-вторых, с уменьшением токов утечки, возникающих
из-за эмиссии электронов с катододержателя при столь высоких напряжениях.
Первая задача решается применением магнитных сердечников из метгласа,
обеспечивающих индуктивную развязку секций от полного напряжения. Вторая
трудность преодолевается тем, что катододержатель является одновременно элементом
вакуумной линии с магнитной изоляцией, работающей в самосогласованном режиме
и обеспечивающей транспортировку «электронного слоя», образованного
электронами утечки, в диод. Это позволило создать ускоритель с малыми потерями.
§16.4 Линейный импульсный трансформатор 311
Ускоритель «Hermes-III» [4] (рис. 11) содержит десять генераторов Маркса,
двадцать промежуточных накопителей энергии, двадцать многоэлектродных
газовых коммутаторов с лазерным поджигом, восемьдесят формирующих и
передающих водяных линий и двадцать ЛИТ - индуктивно изолированных накопительных
кольцевых секций, которые переключают энергию в систему суммирования
напряжения - магнитоизолированную вакуумную коаксиальную линию,
доставляющую энергию в электронный диод - конвертор излучения. Система накопления
энергии состоит из первичного и промежуточного накопителей. Первичный
накопитель включает десять генераторов Маркса с энергией 156 кДж и выходным
напряжением 2,4 MB каждый. Эти генераторы располагаются по 5 штук в двух баках
с обеих сторон ускорителя. Промежуточный накопитель - 20 цилиндрических
водяных конденсаторов емкостью 19 нФ. При оптимальных условиях каждый
конденсатор заряжается до 2,2 MB за 950 не.
Газовые коммутаторы переключают энергию из промежуточного накопителя в
формирующие линии, когда напряжение достигает амплитудного значения.
Двадцать разрядников, заполненных элегазом, ответственны также за всю
синхронизацию ускорителя. Коммутаторы помещены в трансформаторное масло и по
конструкции подобны коммутаторам, применяемым в установке «PBFA-II». Они также
имеют две секции: управляемую посредством лазерного поджига и
неуправляемую, где напряжение распределяется по десяти зазорам. Среднеквадратичный
разброс срабатывания разрядников при лазерном поджиге не превышает 2 не.
Разрядник обеспечивает надежную работу до 2,5 MB. Для запуска разрядников
используется импульсный KrF лазер (^«248 нм) с длительностью импульса 20 не и
энергией 900 мДж. Оптическая система из 20 волоконных трактов, подводящих
излучение к коммутаторам, позволяет с помощью зеркал регулировать время
задержки импульса в пределах ±5 не.
Система формирования импульсов состоит из восьмидесяти
модулей-формирователей. От каждого водяного накопителя заряжается четыре
модуля-формирователя. В них формируются импульсы, которые складываются в
параллельно-последовательной комбинации, чтобы получить выходной импульс, питающий
электронный диод. Модуль-формирователь (рис. 12) [17] представляет собой коаксиальную
Рис. 16.11. Эскиз общего вида ускорителя «Hermes-III» [4]
312 Глава 16. Импульсные трансформаторы
Рис. 16.12. Модуль-формирователь ускорителя «Hermes-III». 1 - изолятор; 2
-формирующая линия; 3 - выход датчиков напряжения; 4 - водяной разрядник; 5 - технологические
отверстия; 6 - электрод срезающего разрядника; 7 - обостряющий разрядник; 8 -
диафрагма; 9 - выходная передающая линия
водяную линию с волновым сопротивлением 5 Ом. Каждый модуль имеет секцию
формирования импульса, секцию обострения и выходную передающую линию, а
также разрядник формирующей линии, обостряющий и срезающий разрядники,
работающие на самопробое в воде. Срезающий разрядник используется для
уменьшения длительности импульса, а его электрод - также для подавления предым-
пульса. Напряжение на выходе формирующего модуля 1,3 MB, ток - 260 кА.
Индукторные секции [18] выполняют две функции: сложения и передачи
импульсов от четырех модулей-формирователей и обеспечения высоковольтной
изоляции за счет индуктивного падения напряжения, чтобы выходные импульсы таких
секций, не изолированных на полное напряжение от «земли», могли
суммироваться в вакуумной передающей линии без пробоя. Каждая секция представляет собой
полый тороид с наружным диаметром 3 м, внутренним диаметром 0,762 м и
высотой 0,6 м. Она заполнена трансформаторным маслом и весит 9 т. В индукторной
секции (рис. 13) смонтированы под углом 90° друг к другу четыре идентичные
4 W^J
Рис. 16.13. Индукторная секция ускорителя «Hermes-III». 1 - азимутальная передающая
линия; 2 - высоковольтный ввод; 3 - вакуумный изолятор; 4 - сердечники из метгласа; 5 -
радиальный вакуумный вывод; 6 - вакуумная линия; 7 - трансформаторное масло
§16.4 Линейный импульсный трансформатор 313
азимутальные передающие линии. По ним электромагнитный импульс
транспортируется от водяных линий и передается через радиальные щели в вакуумную
коаксиальную линию, расположенную по оси этой секции.
Вакуумная коаксиальная линия с магнитной самоизоляцией (рис. 14) [19],
внутренним электродом которой является катододержатель, разделяется на две
области. Первая - секция суммирования напряжения длиной 12,8 м - обеспечивает
последовательное сложение импульсов от индукторных секций ЛИТ. Вторая -
согласующая секция - служит для транспортировки энергии к диоду и создания
необходимой временной развязки, делающей работу суммирующей секции менее
зависимой от условий импеданса в электронном диоде.
Область суммирования напряжения образована внутренними полостями
двадцати прилегающих друг к другу индукторных секций. Подбор оптимальной геометрии
катододержателя в этой области имеет важное значение как для согласованной
передачи энергии, так и для возникновения утечек вследствие эмиссии электронов с него.
Геометрия катододержателя, показанная на рис. 14, предпочтительна с нескольких
точек зрения. Его радиус должен быть постоянным в пределах одной индукторной
секции. Это обеспечивает постоянный импеданс, который ступенчато нарастает к
концу линии, и, следовательно, лучшее согласование с выходом индукторной секции.
Такая конструкция предпочтительна и механически, учитывая длину
катододержателя A2,8 м) и необходимость его прецизионной установки по оси системы.
Поскольку из-за высокой напряженности поля на катододержателе неизбежно
возникает электронный слой, большое значение имеет самосогласованный режим
работы вакуумной линии. Ее конструкция позволяет уравнять потоки энергии от
каждой из 20 индукторных секций и обеспечить режим самоограничения магни-
тоизолированной линии, т.е. работу при минимальном токе.
Рис. 16.14. Схема суммирования напряжений в магнитно-изолированной линии. 1
-индукторные секции; 2 - выход энергии; 3 - сердечники из метгласа; 4 - линия с магнитной
самоизоляцией; 5 -радиальный вакуумный вывод; 6 -область суммирования напряжений; 7 -
согласующая секция; 8 -диод; 9 -катод; 10 -электронный пучок; 11 - анод
314 Глава 16. Импульсные трансформаторы
Группа Ковальчука [20] в ИСЭ разработала серию импульсных генераторов с
линейным трансформатором типа «LTD». На рис. 15 показаны конструкция и
упрощенная электрическая схема ступени «LTD-100», построенной на базе
конденсаторов с параметрами 100 кВ, 40 нФ, 25 нГн, 270 мОм. Ступень содержит
восемнадцать конденсаторов, разбитых на девять идентичных пар B), конденсаторы
каждой пары заряжаются разнополярно до напряжения ±100 кВ. В контуре пары
имеется последовательный разрядник 1, который подключает конденсаторы пары к
нагрузке 5. Высоковольтная изоляция обеспечивается полиэтиленовыми
изоляторами 3 и заполнением объема ступени трансформаторным маслом. Сердечник
ступени намотан лентой из стали. Он состоит из шести колец с общим сечением
53 см2. Ступень предназначена для работы на нагрузку R = {ЫС)т ~ 0,4 Ом.
На рис. 16 показан вид ступени сбоку. Она имеет форму диска с диаметром
1350 мм и высотой 200 мм, девять пар конденсаторов расположены равномерно по
окружности. В качестве зарядных резисторов используются жидкостные
резисторы (водный раствор CuS04) с сопротивлением -1 кОм, пусковые резисторы с
таким же сопротивлением выполнены из проводящей резины. К ступени
подключены пять кабелей: два кабеля зарядного напряжения, два кабеля тока подмагни-
чивания сердечников и один пусковой кабель. Напуск и сброс сухого воздуха из
разрядников осуществляется через один штуцер.
I 200 мм |
Рис. 16.15. Конструкция и электрическая схема ступени LTD-100
§16.5 Трансформаторы с использованием длинных линий 315
Конденсаторы С+
Напуск/сброс
сухого воздуха
Ввод тока подмагничивания (±)
Конденсаторы С-
Ввод зарядного
напряжения (±)
Зарядные
резисторы
Пусковые
резисторы
Ввод пускового
напряжения
Рис. 16.16. Ступень LTD-100: вид сбоку
Электрические параметры ступени «LTD-100» с 18 конденсаторами Maxwell
31165:
Емкость накопителя 180 нФ
Индуктивность: конденсаторов, разрядников
и подводов к нагрузке
Индуктивность нагрузки
Сопротивление нагрузки
Сопротивление конденсаторов и разрядников
29нГн
ЗнГн
400 мОм
82мОм
При указанных параметрах электрического контура в режиме короткого замыкания
с индуктивностью выходного коаксиала 3 нГн время вывода энергии из
конденсаторов в энергию магнитного поля составляет 125 не при амплитуде тока 380 кА.
Путем простого суммирования ступеней такого трансформатора можно
конструировать импульсные генераторы с очень широким набором параметров.
§ 16.5 Трансформаторы с использованием длинных линий
Кроме рассмотренных выше трансформаторов с сосредоточенными
параметрами, в технике мощных наносекундных импульсов используют также
трансформаторы на длинных линиях (см. главу 4). На рис. 17 изображен генератор
высоковольтных импульсов, предложенный Льюисом [21] и разработанный Павловским и
Склизковым [22]. Генератор состоит из трех основных элементов: формирующей
линии ФЛ, разрядника и трансформирующей линии ТЛ. Формирующая линия
316 Глава 16. Импульсные трансформаторы
300 кВ
10 см
Рис. 16.17. Схема генератора наносекундных импульсов на 300 кВ
выполнена из пяти отрезков кабеля длиной 25 м каждый, соединенных
параллельно, и заряжается до напряжения 70 кВ. При срабатывании разрядника на ФЛ
формировался прямоугольный импульс длительностью 0,25 мкс, со временем
нарастания не более 5 не и амплитудой 35 кВ. Трансформирующая линия также состояла
из пяти отрезков кабеля. Входное сопротивление ТЛ равнялось волновому
сопротивлению ФЛ. На выходе ТЛ все кабели были соединены последовательно.
Электрическая длина ТЛ выбиралась равной длительности импульса. Отрезки кабеля
в ТЛ были выполнены в виде катушек, удаленных друг от друга и от окружающих
массивных металлических предметов на расстояние не менее 10-20 см. Катушки
размещались на бакелитовой трубе диаметром 30 см. Высоковольтные концы для
предотвращения короны тщательно заделывались и вместе с нагрузкой
помещались в масло. Использовался разрядник коаксиальной конструкции, работающий
при давлении в несколько атмосфер. На генераторе при согласовании с нагрузкой
был получен прямоугольный импульс с амплитудой 160 кВ длительностью
0,25 мкс. При нагрузке RH = 2 кОм был получен импульс с амплитудой 300 кВ и
временем нарастания 50 не.
Для получения высоковольтных (амплитудой до 300 кВ) импульсов
длительностью 250 не при длительности фронта 20 не можно использовать
двухступенчатую формирующую линию и трансформатор на отрезках кабелей [23]. Схема
трансформатора приведена на рис. 18. Генератор состоит из четырех основных
узлов: формирующей линии ФЛ, коммутирующего тиратрона ТГИ-1-2500/35,
трансформирующей линии ТЛ и корректирующих элементов LKb L^ СкЬ RK\9 С'к .
Работа схемы осуществляется в следующем порядке. После запуска тиратрона
§16.5 Трансформаторы с использованием длинных линий 317
Я.
О MMr-t
ТГИ1-2500/35
Запуск J\^ ^ /j^\z{z|
\Г
Косц.
Рис. 16.18. Генератор высоковольтных импульсов с амплитудой 300 кВ на трансформаторе
из отрезков кабеля
поджигающим импульсом начинается разряд левого плеча двухступенчатой
формирующей линии, заряженной до напряжения U0. Через время Т\ = IIv, где / -
длина левого плеча; v - скорость волны напряжения, на выходе формирующей линии
выделяется импульс напряжения длительностью /и = 21/V. Амплитуда импульса
при условии согласования формирующей линии с входным сопротивлением
трансформирующей линии равна U0. Сформированный импульс распространяется
по кабелям, соединенным параллельно на входе и последовательно - на выходе.
При выполнении условия согласования на нагрузке RH = NZ0 (Z0 - волновое
сопротивление отдельного кабеля; N - число кабелей) на нагрузке выделяется
напряжение UH = NUo.
Формирующая линия была выполнена из коаксиального кабеля. Каждое плечо
линии содержало двадцать параллельно включенных отрезков кабеля длиной по
20 м. Конструктивно кабели в правом плече представляли собой десять отрезков по
40 м, каждый из которых в электрическом отношении эквивалентен двум
параллельно включенным двадцатиметровым отрезкам, разомкнутым на концах.
Коммутирующий тиратрон для уменьшения собственной индуктивности был помещен в
металлический кожух. При этом частота срабатывания достигала 13 импульсов в
секунду при пропускаемом токе в импульсе до 12 кА.
Трансформатор на отрезках коаксиальных кабелей состоял из семи отрезков
кабеля с волновым сопротивлением Z0 = 50 Ом длиной по 60 м. Каждый отрезок
кабеля наматывался на каркас из пяти вставленных одна в другую винипластовых
труб и образовывал пятислойную катушку. Индуктивность катушки равнялась
L = 600 мкГн.
Из-за большой собственной индуктивности и значительного времени
ионизации (около 50 не) тиратрона ТГИ-1-2500/35 происходило значительное искажение
318 Глава 16. Импульсные трансформаторы
формы импульса. Для компенсации этих искажений в генераторе была применена
схема коррекции LKb L&, СкЬ RK\ и дополнительная корректирующая емкость Ск
(рис. 18). Емкость Ск, корректирующая плоскую часть импульса, была включена
параллельно тиратрону. Величина этой емкости зависит от параметров тиратрона
(времени ионизации, индуктивности) и разрядной цепи и подбирается
экспериментально в пределах от 3 до 5 нФ. Индуктивность ЬкХ из 14 витков была выполнена
на восьми ферритовых кольцах с внутренним диаметром 80 мм, внешним -
120 мм. Индуктивность L& содержала семь витков на двенадцати ферритовых
кольцах с внутренним диаметром 33 мм и внешним диаметром 55 мм. Конденсатор
CKi = 30 пФ представлял собой 16 включенных последовательно конденсаторов по
470 пФ. В качестве Ск\ применялся конденсатор емкостью 3,3 пФ на 37 кВ.
На рис. 19 показана схема трансформатора на отрезках коаксиальных линий,
намотанных на ферромагнитный сердечник [24]. Обмотки состоят из трех отрезков
коаксиального кабеля. Начала и концы оплетки отрезков кабеля соединены
параллельно и образуют первичную обмотку трансформатора. Жилы отрезков кабеля
соединены последовательно и образуют вторичную обмотку. Коэффициент
трансформации п равен числу отрезков кабеля. Для увеличения индуктивности обмотки
кабеля наматываются на ферромагнитный сердечник. В случае коротких
импульсов лучшим материалом для сердечника можно считать феррит.
Паразитные параметры трансформатора определяются с достаточной для
эксперимента точностью через погонные параметры коаксиального кабеля. Высокая
импульсная электрическая прочность коаксиальных кабелей позволяет получать на
выходе такого трансформатора короткие высоковольтные импульсы с амплитудой в
десятки киловольт. Существенное достоинство кабельного трансформатора -
устойчивость к сильным динамическим воздействиям, возникающим при
прохождении через обмотки больших импульсных токов, что объясняется коаксиальностью
обмоток. Это свойство позволяет использовать такой трансформатор также при
формировании больших импульсных токов.
Максимальная амплитуда импульса на выходе кабельного импульсного
трансформатора определяется импульсной электрической прочностью и для
выпускаемых в настоящее время коаксиальных кабелей может достигать величины
U2=3Ui
Рис. 16.19. Схема соединения обмоток кабельного импульсного трансформатора с
коэффициентом трансформации 3. Н, К - начало и конец кабеля; U\ - входное напряжение
§16.5 Трансформаторы с использованием длинных линий 319
приблизительно 100 кВ. Для увеличения амплитуды импульса тока в принципе
можно применять наносекундные импульсные трансформаторы напряжения,
поменяв местами вход и выход.
Известны конструкции понижающего воздушного трансформатора, в котором в
качестве обмоток используются витки коаксиальных кабелей. Аналогичный
принцип используется в трансформаторах, предназначенных для получения импульсов
напряжения, где в качестве обмоток применяются жила и проводящая оболочка
кабеля, что позволяет улучшить частотную характеристику трансформатора [25].
В [26] описан трансформатор для повышения тока со спиральной намоткой
коаксиального кабеля (рис. 20). На каждом витке спирали проводящая оболочка
кабеля срезана на небольшой длине. Срезы располагаются друг над другом, а их края
соединены шинами с нагрузкой. Кабель через коммутатор К подключается к
батарее конденсаторов С. При разряде конденсаторов ток протекает по жиле кабеля,
через концевые участки оболочки, сборные шины и нагрузку. В оболочке витков
наводится эдс, вследствие чего через нагрузку протекает суммарный ток всех
витков. Трансформатор по такой схеме был сделан на кольце феррита. Вторичной
обмоткой является экран, надетый на провод первичной обмотки, причем все витки
экрана разомкнуты, включены параллельно и подключены к нагрузке. С таким
трансформатором был изготовлен генератор импульсов тока, обеспечивающий
коэффициент трансформации 20, фронт импульса 4 не, амплитуду 150 А и
длительность импульса 3-10~8 с.
При получении импульсов тока с фронтом около 10~9 с удобно использовать в
качестве трансформатора систему из длинных линий, соединенных на входе
последовательно, а на выходе параллельно [27]. Вход и выход трансформатора
согласовываются импедансами ZBX = NZ0 и ZBbIX = Z0/N, где Z0 - волновое
сопротивление линий трансформатора, N- число линий.
К 1 2
сх
К нагрузке
Рис. 16.20. Трансформатор импульсов тока со спиральной намоткой коаксиального кабеля:
1,2 -внутренний и внешний проводники кабеля; 3 -сборные шины; 4 -срез оболочки кабеля
320 Глава 16. Импульсные трансформаторы
Напряжение на выходе согласованного трансформатора (ZH = Z0/N)
определяется соотношением:
-1
UBUK=ZU^N
Z + NZ0«*№-
°th(mp/2)
A6.8)
где
ф = 1п
1+015Z+ Z_ri+0,25Z^
Zx \Zxy Zx j
Z - импеданс одной линии с учетом подводящего проводника, Z\ - импеданс
оболочки одной линии, С/о - зарядное напряжение линии.
Формула (8) получена при отсутствии соединения входа трансформатора
непосредственно с землей. Эта связь осуществляется только по оболочкам или внутри
линий. Коэффициент трансформации по току определяется из формулы:
2N2U
/я= „вых. A6.9)
Из (8) и (9) следует, что коэффициент трансформации нельзя увеличивать
беспредельно, увеличивая число линий. Предел определяется из (8) и (9) при N = оо:
/Woo = 2(Z/Z0)cth(q>/2). Оптимальное число линий в трансформаторе N0, выше
которого коэффициент трансформации почти не растет, для 2<ZXIZ< 1000
определяется из простого соотношения: N0 « 4,3(Z0/ZI/2.
Обычно для улучшения частотных характеристик трансформатора и
повышения его коэффициента трансформации (который в идеальном случае равен N)
добиваются существенного увеличения импеданса Zb надевая на оболочки феррито-
вые кольца. Поведение импеданса Z\ в этом случае зависит от начальной
намагниченности, числа витков, сечения кольца, марки феррита и параметров Z и Z0.
Поэтому анализ схемы замещения трансформатора с ферритами затруднителен.
Приближенный анализ трансформатора с ферритами для линейного и резко
нелинейного характера Zx рассмотрен в [27].
Литература к главе 16
1. Елъчанинов А.С., Месяц Г. А. Трансформаторные схемы питания мощных наносекундных
импульсных генераторов // Физика и техника мощных импульсных систем / Под ред.
Е.П. Велихова. М.: Энергоатомиздат, 1987. С. 179-188.
2. Цукерман В.А., Тарасова Л.В., Лобов СИ Новые источники рентгеновских лучей //
УФН. 1971. Т. 103, вып. 2. С.319-337.
3. Mesyats G.A. Pulsed High-Current Electron Technology // Proc. II IEEE Intern. Pulsed Power
Conf. Inv. Pap. Lubbock, 1979. P. 9-16.
4. Ramirez J.J., Prestwich K.R., Burgess E.L. et al. The Hermes-III Program // Proc. VI IEEE
Pulsed Power Conf. Arlington, 1987. P. 294-299.
5. Месяц Г.А., Хмыров В.В., Осипов В.В. Генератор наносекундных прямоугольных
импульсов с амплитудой 500 кВ // ПТЭ. 1969. № 2. С. 102-104.
6. Абрамян Е.А., Алътеркоп Б.А., Кулешов Г.Д. Интенсивные электронные пучки: Физика,
техника, применение. М.: Энергоатомиздат, 1984.
7. Елъчанинов А.С, Загулов Ф.Я., Ковалъчук Б.М. Генератор коротких электронных пучков
с встроенным в линию источником высокого напряжения // Мощные наносекундные
Литература к главе 16 321
импульсные источники ускоренных электронов / Отв. ред. Г.А. Месяц. Новосибирск:
Наука, 1974. С. 119-123.
8. Eltchaninov A.S., Zagulov EYa., Korovin S.D., Mesyats G.A. Electron Beam Accelerator with
High Pulse Recurrence Frequency // Proc. Ill Intern. Conf. on High Power Electron and Ion
Beam Research and Technology. Novosibirsk, 1979. P. 191-197.
9. Елъчанинов А.С, Загулов Ф.Я., Коровин С.Д. и др. Ускорители сильноточных
электронных пучков с высокой частотой следования импульсов // Сильноточные импульсные
электронные пучки в технологии / Отв. ред. Г.А. Месяц. Новосибирск: Наука, 1983.
С. 5-21.
10. Шпак ВТ., Шунайлов С.А., Яландин МЛ., Дядъков А.А. Малогабаритный сильноточный
импульсный источник «РАДАН СЭФ-303А» // ПТЭ. 1993. № 1. С. 149-155.
11. Martin J.C, Smith ID. Improvements in or Relating to High Voltage Pulse Generating
Transformers. Pat. 1114713 USA. 1968.
12. Бугаев СП., Елъчанинов А.С, Загулов Ф.Я. и др. Сильноточный импульсный ускоритель
электронов // ПТЭ. 1970. № 6. С. 15-17.
13. Бугаев СП., Елъчанинов А.С, Загулов Ф.Я. и др. Мощный импульсный генератор
электронных пучков // Мощные наносекундные импульсные источники ускоренных
электронов / Отв. ред. Г.А. Месяц. Новосибирск: Наука, 1974. С. 113-119.
14. Федоров В.М., Щеглов М.А., Семенов ЕЛ. Компактный 1 MB трансформатор // Тр. Все-
союз. совещ. по инж. проб, термоядер, реакторов. Л.: НИИЭФА, 1978. С. 62.
15. Ковшаров Н.Ф., Лучинский А.В., Месяц Г.А. и др. Импульсный генератор «СНОП-3» //
ПТЭ. 1987. № 6. С. 84-89.
16. Лучинский А.В., Ратахин Н.А., Федущак В.Ф., Шепелев АЛ. Многоцелевой импульсный
генератор трансформаторного типа // Изв. вузов. Физика. 1997. № 12. С. 67-75.
17. Corley J.P., Johnson D.L., Weber B.V. et al. Development and Testing of the «Hermes-III»
Pulse Forming Transmission Lines // Proc. VI IEEE Pulsed Power Conf. Arlington, 1987.
P. 486-489.
18. Johnson D.L., Ramirez J.J, Huddle CW. et al. «Hermes-III» Prototype Cavity Tests // Ibid.
P. 482-485.
19. Pate R.C., Patterson J.C, Dowdican M.C. et al. Self-Magnetically Insulated Transmission
Lines (MITL) Systems Design for the 20-Stage «Hermes-III» Accelerator // Ibid. P. 478-481.
20. Ковалъчук Б.М., Визирь В.А., Ким А.А. и др. Быстрый первичный накопитель на основе
линейного импульсного трансформатора // Изв. вузов. Физика. 1997. № 12. С. 25-37.
21. Lewis I.A.D. Some Transmission Line Devices for Use with Millimicrosecond Pulses // Electr.
Eng. 1955. Vol. 27. P. 332.
22. Павловский А.И., Склизков Г.В. Получение прямоугольных импульсов высокого
напряжения // ПТЭ. 1962. № 2. С. 98.
23. Насибов А.С, Ломакин В.Л., Баграмов ВТ. Генератор высоковольтных импульсов малой
длительности // ПТЭ. 1965. № 5. С. 133-136.
24. Насибов А.С. Импульсный трансформатор с обмотками из коаксиального кабеля //
Электричество. 1965. № 2.
25. Гаазе В.Б., Шнеерсон Г.А. Высоковольтный кабельный трансформатор для получения
сильных импульсных токов // ПТЭ. 1965. № 6. С. 105-110.
26. Латушкин СТ., Юдин Л.И. Генератор коротких импульсов тока // ПТЭ. 1967. № 4.
С. 10-114.
27. Ковалъчук Б.М., Кремнев В.В., Месяц Г.А. Трансформатор наносекундных импульсов
большого тока // ПТЭ. 1969. № 3. С. 125-129.
21. Месяц Г.А.
Часть VI ГЕНЕРАТОРЫ С РАЗМЫКАЮЩИМИ
ПЛАЗМЕННЫМИ КОММУТАТОРАМИ
Глава 17
ИМПУЛЬСНЫЕ ГЕНЕРАТОРЫ
С ЭЛЕКТРИЧЕСКИМ ВЗРЫВОМ ПРОВОДНИКА
§ 17.1 Введение
Описанные в предыдущих разделах генераторы мощных наносекундных
импульсов "основывались на емкостных накопителях энергии (ЕНЭ) с последующим
умножением с помощью генераторов Маркса или трансформаторов. В таких
устройствах вывод энергии происходит за время порядка микросекунд и более. Для
получения наносекундного времени необходимо использование промежуточных
накопителей энергии в виде конденсаторов или линий, а также одного или нескольких
обостряющих коммутаторов. Все это делает устройства с ЕНЭ очень громоздкими и
дорогими, особенно если речь идет об установках мегаджоулевого уровня. В
настоящее время конструкции ЕНЭ достигли большого совершенства, особенно при
использовании принципа параллельной работы многих генераторов Маркса.
Однако даже в этих установках плотность энергии не превышает 5 кДж/м3 при
выходном напряжении 3 MB. Плотность энергии снижается примерно обратно
пропорционально выходному напряжению U, при U ~ 107 В она составляет > 0,5 кДж/м3
(«Aurora»). Низкая плотность энергии приводит к значительной индуктивности
разрядной цепи ЕНЭ, что ограничивает возможную выходную мощность значениями
^макс = l-s-З ТВт, а среднюю скорость нарастания мощности значениями около
3 ТВт/мкс. Иными словами, ЕНЭ способны обеспечить на нагрузке время
нарастания мощности /ф - 0,5ч-1 мкс. Однако все большее число физических и технических
применений требует мощностей более 1013 Вт при /ф < 10~7 с.
В ряде случаев, например для создания систем генерации мощного жесткого
рентгеновского и микроволнового излучения, используют индуктивные
накопители энергии с обрывом тока при помощи электрического взрыва проводников
(ЭВП). Этот метод в принципе известен давно для электрического взрыва
металлических фольг [1, 2]. В генерировании мощных наносекундных импульсов его
начали применять только в 70-е годы XX в., когда стало ясно, что для увеличения
скорости роста сопротивления в прерывателе dRIdt нужно использовать не фольгу,
а набор параллельно включенных проводников [3].
§17.1 Введение 323
. о^о TTY\
Рис. 17.1. Схема источника с ЭВП-прерывателем тока
В этом случае генератор работает следующим образом (рис. 1): при
замыкании ключа К ток от накопителя с емкостью С, заряженной до напряжения ?/0,
течет через индуктивность L и взрываемые проводники Я; нагрузка R отделена
разрядником Р; если сечение проводника достаточно мало, то по мере
протекания тока он нагревается, его сопротивление растет и вызывает увеличение
скорости поглощения энергии проводником. При достаточной энергии происходят
плавление и взрыв проводника.
На осциллограмме напряжения (рис. 2) наблюдается скачок, проводник
продолжает нагреваться в жидком состоянии до некоторого момента t\9 в который
начинается собственно взрыв проводника, т.е. его бурное расширение и
диспергирование металла с частичным испарением. При этом сопротивление ЭВП возрастает
на несколько порядков, что приводит к резкому снижению тока и генерированию
импульса напряжения на индуктивности контура. Если электрическая прочность
продуктов ЭВП выше амплитуды генерируемого напряжения, то ток отключается
полностью (момент /2 на рис. 2) и наблюдается пауза тока (ti - Ь), длительность
которой определяется оставшимся на батарее напряжением и скоростью
расширения продуктов ЭВП. Однако если разрядник Р (рис. 1) настроить так, чтобы он
пробивался генерируемым при взрыве напряжением, то ток / индуктивности
переключится на нагрузку и напряжение на ней может в несколько раз превысить
зарядное напряжение конденсаторной батареи. Схема на рис. 1 называется одно-
каскадной, так как в ней используется только один прерыватель. Если в качестве
нагрузки первого каскада использовать второй индуктивный накопитель энергии и
коммутатор с ЭВП, то такая схема будет называться двухкаскадной. Возможна
разработка генераторов с трехкаскадными схемами и более.
Выполненные исследования показали, что ЭВП-прерыватели способны более
чем на порядок уменьшить время нарастания мощности и на порядок поднять ее
Рис. 17.2. Осциллограммы тока (вверху) и напряжения на ЭВП
21*
324 Глава 17. Импульсные генераторы с электрическим взрывом проводника
значение (в основном за счет напряжения), по сравнению с прямым разрядом ЕНЭ
на нагрузку. При этом повышается плотность энергии в источнике за счет
снижения выходного напряжения ЕНЭ и отсутствия формирующих линий.
§ 17.2 Выбор проводников для обрыва тока
Известно, что если через тонкий металлический проводник пропустить
импульс тока большой величины (плотность тока достигает 105— 109 А/см2),
получаемый обычно при разряде емкости (рис. 1), то произойдет электрический взрыв
проводника. При этом из-за инерции жидкого металла он перегревается по всему
объему или в некоторых местах объема и испаряется с интенсивностью взрыва.
При испарении металлическая проводимость проводника быстро падает, что
приводит к отключению тока в разрядной цепи и появлению на индуктивности
контура L импульса напряжения:
^=If> A7Л>
где / - ток в контуре.
Если напряжение UL не приводит к пробою промежутка, в котором расположен
взрывающийся проводник, наступает пауза тока (ПТ). С расширением паров
металла давление в канале падает и, когда оставшееся на емкости напряжение станет
равным пробивному напряжению в парах металла, происходит дуговой разряд.
Если возникающее на индуктивности контура при отключении тока напряжение
выше пробивного, сопротивление проводника шунтируется разрядом еще до
окончания его взрыва. При постоянных параметрах разрядного контура и проводника
увеличение длины проводника приводит к росту длительности ПТ, а уменьшение -
к шунтированию проводника дуговым разрядом. Длину проводника,
обеспечивающую полное отключение тока при длительности ПТ, равной нулю, называют
критической длиной /кр.
При использовании ЭВП для отключения тока необходимо подобрать материал,
форму, размеры проводника, а также параметры разрядного контура таким
образом, чтобы получить на нагрузке импульс с заданными параметрами. Хотя
механизм ЭВП во многом еще не определен и отсутствует математическая модель для
расчета необходимых характеристик, имеющиеся экспериментальные данные
позволяют выбрать материал, сечение и форму проводника, а также оценить его
длину для получения на нагрузке импульса тока с заданной амплитудой.
Прежде всего ограничим круг пригодных металлов по их температуре
кипения Тк и работе выхода электронов. Если Тк металла достаточно высока, то еще до
взрыва по поверхности проводника из-за термоэмиссии развивается шунтирующий
разряд и разрыва цепи не происходит. Экспериментально показано, что в
нормальных условиях взрыв с последующей паузой тока не удается получить на
вольфраме, молибдене, тантале и цирконии [4, 5]. Поэтому металлы, у которых работа
выхода электронов ниже энергии сублимации, непригодны для прерывателей тока.
Чтобы иметь высокую эффективность передачи энергии от первичного
накопителя в индуктивный (в дальнейшем L-накопитель), очевидно, следует брать
материалы с малым удельным сопротивлением %. Для передачи энергии от L-накопителя
к нагрузке необходимо нагреть взрываемый проводник (ВП) до Тк и испарить его.
§17.2 Выбор проводников для обрыва тока 325
Так как энергия, затрачиваемая на нагрев и испарение ВП, снижает эффективность
всей системы, желательно иметь материал с малой удельной теплотой испарения.
Если учесть, что температурные коэффициенты сопротивления материалов с
высокой проводимостью примерно одинаковы, то произведение удельного
сопротивления х на энергию сублимации ес можно принять в качестве оценочного критерия
пригодности материала для отключения [9].
В таблице 1 приведены характеристики металлов, имеющих наиболее низкие
значения произведения % и ес. Из таблицы видно, что наиболее подходящие
характеристики имеют Ag, Au, Al, Zn и Си. Так как золото слишком дорого и его
характеристики хуже, чем у серебра, то остаются четыре металла, которые следовало бы
проверить экспериментально. Заметим, что, используя более сложные методы
сравнения, авторы работ [2, 6] пришли к выводу, что перечисленные выше
металлы, кроме цинка, должны иметь лучшие отключающие характеристики.
Таблица 17.1.
Металл Х*Ш7Омм ес10~9 Дж*м~3 %ес ОмДжм-2
Серебро 0,166 27,6 457
Золото 0,24 19,5 470
Алюминий 0,32 23 736
Цинк 0,61 12,5 762
Медь 0,178 47,5 845
Олово 1,13 10,2 1150
Свинец 2,08 11,2 2330
Платина 1,10 58,5 6440
Примечание: % - удельное сопротивление при 18 °С; ?с - энергия сублимации.
Экспериментальное исследование взрыва Ag-, Си-, А1-проволочек [7] показало,
что лучшие отключающие характеристики имеет серебро, затем следуют медь и
алюминий. Так, при одинаковых экспериментальных условиях у Ag- и
Си-проволочек амплитуда отключаемого тока /маКс оказывается примерно одинаковой, а у
А1-проволочек в -1,3 раза меньше. Кроме того, промежуток с алюминиевой
проволочкой имеет меньшую электрическую прочность, чем промежуток с медной или
серебряной проволочкой. Это приводит к тому, что сопротивление А1-проволочки
при взрьгое шунтируется дуговым разрядом быстрее, поэтому амплитуда импульса
напряжения оказывается меньше, чем при взрьгое медных и серебряных проволочек.
Серебряные проволочки по сравнению с медными, вследствие меньшей
удельной теплоты испарения при одинаковой электрической прочности промежутка с
ВП, обеспечивают получение импульса с более высокой амплитудой и большей
длительностью. Но серебро значительно дороже меди, поэтому для практических
целей целесообразно применять медные проводники.
Перейдем к выбору формы и размеров взрываемых проводников. Если к
моменту начала взрыва в проводниках равного сечения при различной
геометрической форме сечения величины плотности энергии равны, то начальные скорости
движения волны испарения в проводниках будут также равны [8]. В этом случае
можно показать, что форма сечения влияет на скорость отключения тока.
326 Глава 17. Импульсные генераторы с электрическим взрывом проводника
Для оценочных расчетов примем, что скорость движения волны испарения v
постоянна и составляет 200-400 м/с [8]. Если взять три различных проводника в
виде фольги, цилиндрической проволочки и нескольких параллельно включенных
цилиндрических проволочек, диаметр которых d равен толщине фольги А, и
принять сечение всех трех проводников одинаковым, то изменение проводящего
сечения во времени будет выражаться соответственно:
5ф@ = (Д-2!/0(*-2|/0, A7.2)
Sn(t) = n(rn-vtJ9 A7.3)
Sn(t) = nn(rn-vty9 A7.4)
где Ъ - ширина фольги; гц - радиус одной проволочки с сечением, равным
сечению фольги; гП - радиус одной из параллельных проволочек, общее сечение
которых равно сечению фольги, т.е. изменение формы сечения приводит к изменению
скорости уменьшения сечения взрываемого проводника. Действительно, к моменту
начала взрыва удельные сопротивления % проводников будут равными, и
сопротивление проводника определится из соотношения:
R(t) = -*L. A7.5)
S(t) v '
Тогда скорость роста сопротивления проводников в момент начала взрыва будет
равна для фольги:
dR __ %l 2v л
для круглого проводника:
для п круглых проводников:
A7.6)
A S0 A
л s0 Vm
dR=]0 2v^
dt S0 VfeA
Если учесть, что b » А, то из приведенных соотношений получим, что наиболее
быстро сопротивленце возрастает при использовании тонких параллельно
включенных проволочек. Экспериментальная проверка полученных выше выводов
показала, что в равных условиях взрыв параллельных проволочек позволяет
получить импульс напряжения с амплитудой в 3 раза большей и временем нарастания в
5,5 раз меньшим, чем при взрыве фольги [9]. Таким образом, для быстрого
отключения тока целесообразно брать тонкие проволочки и включать их параллельно.
Прерыватель из тонких параллельных проволочек позволил получить меньшее
время отключения и значительно большую мощность (рис. 3), чем один
цилиндрический проводник или фольга с равными сечениями. Следует отметить, что
выбранные длины проводников обеспечивали наибольшее напряжение (мощность), а
поглощаемые прерывателями энергии были примерно равны. В соответствии с
§17.2 Выбор проводников для обрыва тока 327
4ММййммййймйм
Рис. 17.3. Осциллограммы напряжения при взрыве в воздухе медных проводников равного
сечения в контуре с С = 2,6 мкФ, U0 = 31 кВ, L = 2,2 мкГн: а - фольга сечением 0,0147x4 мм
и длиной 580 мм; б - проволочка диаметром 0,28 и длиной 190 мм; в - 12 параллельных
проволочек диаметром 0,08 и длиной 350 мм. Масштаб по напряжению один и тот же.
Калибровочная частота везде 12,5 МГц
этим в дальнейших исследованиях и разработках использовались прерыватели из
тонких параллельных проволочек. Отметим, что при коммутации токов ~106А
технологически более рациональным может оказаться применение фольговых
прерывателей тока.
Исследование характеристик ЭВП в различных средах [10] показало, что с
увеличением плотности среды падают скорость нарастания и конечное сопротивление
прерывателя, а поглощаемая им энергия возрастает. Однако повышение давления
окружающего газа практически не ухудшает коммутационные характеристики из-
за большой разницы между плотностями газа и расширяющихся продуктов взрыва.
Поскольку электрическая прочность газа существенно повышается с увеличением
давления, то появляется возможность уменьшить габариты прерывателя за счет
зигзагообразного расположения проводников. Этот прием был использован в ряде
установок [11]. Описанные эксперименты помогли уменьшить число факторов,
влияющих на ЭВП. Тем не менее их количество оказалось все-таки слишком
большим, чтобы обоснованно делать выбор параметров контура и прерывателя при
изменении требований к импульсу мощности в нагрузке. При многофакторной
зависимости возможны различные подходы к описанию явления ЭВП и процессов,
протекающих при ЭВП в электрических цепях. Друг от друга эти подходы
отличаются относительной ролью теоретических и эмпирических предпосылок, взятых за
основу, стремлением авторов свести многообразие явлений к той или иной
упрощенной схеме, степенью привлечения аналитических или численных методов
расчета, областью применимости и т.п. Остановимся на двух методах, наиболее
эффективно использующихся при расчетах схем с ЭВП, - магнитогидродинамиче-
ском и инженерном, основанном на принципе подобия.
328 Глава 17. Импульсные генераторы с электрическим взрывом проводника
§ 17.3 Магнитогидродинамический метод расчета схем с ЭВП
При магнитогидродинамических (МГД) расчетах в каждый момент времени
определяются, в зависимости от координат, плотность тока, напряженность
электрического и магнитного полей, плотность, температура, давление и массовая скорость
вещества, а также поле излучения в веществе (если оно существенно в данной
задаче). Одновременно расчет дает зависимость от времени токов и напряжений в
каждом элементе электрической схемы. Как правило, основу таких расчетов составляет
численное решение одномерных МГД-уравнений в однотемпературном
приближении с учетом электронной теплопроводности. Перенос излучения в веществе
описывается в приближении спектральной диффузии. Система уравнений в лагранжевых
координатах для случая цилиндрической симметрии приведена в [12].
При подобного типа расчетах определяющую роль играет корректность
описания свойств вещества, уравнений состояния, зависимостей коэффициентов
электро- и теплопроводности от состояния вещества, а также спектральных
коэффициентов поглощения излучения. Описание свойств вещества в широком диапазоне
состояний, включающем область перехода от металла к плазме, представляет
собой самостоятельную и достаточно сложную физическую проблему. При расчетах
ЭВП используются различные методы такого описания. Приведем здесь один из
методов. В [10] для высокотемпературной области (Т> 1 эВ) использовались
уравнения состояния, рассчитанные по модели Томаса-Ферми [13]. Для задания
коэффициентов электро- и теплопроводности применялись интерполяционные
формулы, построенные на основании расчетов по полуклассической теории переноса.
Спектральное поле излучения, по которому проводится осреднение
коэффициентов поглощения, определялось решением уравнений спектральной диффузии
излучения [12]. Коэффициенты поглощения при этом задавались либо таблицами,
полученными на основании детальных квантовомеханических расчетов, либо по
аналитическим формулам [14]. Процедура осреднения проводилась через
определенное количество шагов по времени.
Рассчитанные, исходя из термодинамических соотношений, значения
гидродинамических величин на границе области смеси фаз в зависимости от
относительной плотности вещества 8 (§ 5.3) представлены на рис. 4. Критическая точка
характеризуется значениями 8 = 0,322, ет = 5,28 кДж/г. Внутри области смеси фаз
гидродинамические величины получались интерполяцией по концентрации одной
из фаз между значениями этих величин на границе. Для определения зависимости
электропроводности от состояния вещества был применен расчетно-эксперимен-
тальный метод, при котором электропроводность выбирали так, чтобы расчеты с
достаточной точностью описывали ряд «опорных» экспериментов, проведенных
при значительно отличающихся друг от друга условиях взрыва проводников. На
рис. 5.5 главы 5 приведены полученные таким способом зависимости удельного
сопротивления меди от 8 для нескольких значений удельной тепловой энергии.
Как видно из сравнения рис. 4 и 5.5, для фиксированных значений ет, меньших
критического значения, удельное сопротивление при уменьшении 8 резко
возрастает вблизи значений 8, соответствующих границе области смеси фаз, и имеет
максимум при плотностях, меньших критической плотности. Это обстоятельство
§17.3 Магнитогидродинамический метод расчета схем с ЭВП 329
Рис. 17.4. Давление р9 удельная внутренняя энергия е и удельная тепловая энергия ет на
границе области смеси фаз для меди
играет важную роль и в большой степени определяет рост сопротивления металла
при электровзрыве и коммутационные возможности ЭВП.
Описанная методика расчетов проверялась сравнением с результатами
большого числа экспериментов, в число которых входили как одно-, так и двухкаскадные
взрывы медных и алюминиевых проводников в воздухе, воде, масле и эпоксидном
компаунде [12]. Основные параметры, определяющие условия взрыва
проводников, изменялись в диапазонах
8 кВ < U0 < 1 MB; 0,15 < С0 < 22 мкФ; 0,07 < Lx < 30 мкГн;
1см</<10м; 1<л<30; 0,02<гпр <0,2 мм.
Во всех случаях разница между рассчитанными и экспериментально
определенными значениями амплитуд токов и напряжений не превышала 10%. Достаточно
хорошо расчеты описывали зависимости тока и напряжения от времени, а также от
характеристик проволочек и электрических схем. Некоторые примеры сравнения
расчетных и экспериментальных результатов приведены на рис. 5. Сплошные
линии - ток /(/) и напряжение U(t\ полученные в экспериментах, штриховые - в
результате расчетов. Кроме того, были проведены сравнения экспериментальных и
расчетных результатов для взрыва тонких (диаметром 20 мкм) проволочек в нано-
секундном диапазоне времени. Эксперименты проводились на генераторе
сильноточных импульсов «СНОП-1» с длительностью импульса около 100 не и
амплитудным значением тока около 200 кА. Был рассмотрен электрический взрыв в воде
и вакууме. В этих экспериментах плазма, полученная в результате электрического
взрыва и частичного удержания собственным магнитным полем, в течение
относительно длительного периода времени (около 30 не) имеет плотность 0,01 г/см3 и
температуру 1-50 эВ. Изучение рентгеновского излучения плазмы при различных
условиях эксперимента показало, что МГД-расчеты электровзрыва достаточно
надежны и для случаев мощных наносекундных импульсов тока, когда вещество
взорванного проводника удерживается собственным магнитным полем и нагревается
330 Глава 17. Импульсные генераторы с электрическим взрывом проводника
60
50
40
30
20
10
г 600
500
400
- §300
Ь
200
100
0 012340123
t [мкс] t [мкс]
Рис. 17.5. Взрыв одной проволочки в воздухе при Uo = 140 кВ, Со = 1,5 мкФ, L = 3 мкГн,
г = 0,014 см при различных /
до высоких температур. По описанной методике проводились расчеты импульсов
тока и напряжения, генерируемых в установках типа «ИГУР» [15], выбирались
параметры установок, анализировалась работа схем, подбирались режимы работы.
Таким образом, к настоящему времени методика численных МГД-расчетов
достаточно разработана и экспериментально проверена в широком диапазоне условий
ЭВП. Расчеты используются как для прогнозирования работы электрических схем,
так и для изучения физических явлений, сопровождающих электровзрыв.
§ 17.4 Метод подобия в исследовании генераторов с ЭВП
Описанный выше МГД-метод расчета позволяет получать все характеристики
контура с ЭВП-прерывателем, переключаемого на нагрузку. Вместе с тем эти
расчеты достаточно громоздки, требуют специальной вычислительной техники и
высококвалифицированных физиков-программистов.
Теория подобия, разработанная группой Котова [9, 12], дает возможность при
минимальной информации о механизме явления уменьшить число переменных,
установить вид зависимости искомых величин от критериев подобия и обобщить
полученные зависимости на весь класс подобных явлений. Расчет по критериям
подобия позволяет любому инженеру, знакомому с рассматриваемым явлением,
оперативно и с достаточной для конструирования точностью оптимизировать
схему по выбранному параметру и прогнозировать основные ее характеристики,
такие, как амплитуда и длительность импульсов тока и напряжения, энергия,
переданная в нагрузку, время до взрыва и др.
К факторам, существенно влияющим на поведение LC-контура с ЭВП (без
нагрузки), относятся: емкость батареи С и ее зарядное напряжение U0,
индуктивность разрядного контура L, диаметр d, длина / и число п параллельных
проволочек, а также некоторые характерные значения удельного сопротивления хо>
§17.4 Метод подобия в исследовании генераторов с ЭВП 331
удельной энергии ео и скорости разрушения щ материала проводника. При этом
предполагается, что щ является только функцией ео.
В соответствии с теорией подобия из восьми размерных факторов,
записывающихся с помощью пяти независимых размерностей (размерности длины и
диаметра в данном явлении считаются независимыми) [16], можно составить три
безразмерных комплекса. При этом желательно, чтобы комплексы имели физический
смысл. Запишем эти комплексы в виде:
П,- *>' П2=—Щ-, П3=^, A7.9)
где П1 - затухание контура, характеризующее отношение активного сопротивления
проводников к волновому сопротивлению контура Z = vZC; П2 - удельное
действие контура для проводников выбранного сечения или произведение П1 на
отношение запасенной энергии к 8о; П3 - отношение постоянных времени контура и
взрыва проводников. Если исследовать один металл, то в комплексах (9)
постоянные х, ео и Ц), характеризующие металл, можно опустить, и тогда получим три
размерных параметра:
ч 1 <гл 1 1ч CUo f Дж 1 VlCfMKC^ n_im
^ = -—(Ом^мм); s = —M 7г^ ; v = ~^~\ ' A7Л0)
nd2Z n2d*Z vmm4-Ому d \mmJ
которые и использовались в дальнейшем. Для удобства расчетов начальные
факторы имеют размерности: / и d - мм, С - мкФ, L - мкГн, Е/0 ™ кВ> vLC - мкс.
Проведенные исследования [17] показали, что все характеристики контура LC
с ЭВП моделируются параметрами A0) с погрешностью не более 20% в широкой
области изменения начальных факторов:
U0 = 1-500 кВ, С = 0,1-2000 мкФ, L = 0,4^-50 мкГн,
л =1-80, d= 0,04-1 мм, / = 4-2600 мм.
При этом параметры изменялись в пределах:
X = @,07+2>104 Ом-^мм, б = @,184-20L О6 Дж/(мм4Ом), v= 10-И90 мкс/мм,
что охватывает всю область использования ЭВП-прерывателей.
До начала взрыва характеристики зависят только от X и е [18]. Например,
нормированное значение тока в контуре:
yu=? = A{z-\0-6V»)a, A7.11)
(где /а - амплитуда тока в контуре), а нормированное значение времени до
максимума тока:
тм =-^= = B(lO-6sXl/3f, A7.12)
где tu - время до максимума тока. В A1) для медных проводников А = 0,9 и
а = -0,25, а для алюминиевых проводников А = 0,78 и а = -0,31. В A2) для
медных проводников В = 0,9 и |3 = -0,31, а для алюминиевых проводников В = 0,9 и
р.= -0,3. Аналогичные выражения получены и для энергии, поглощенной
проводником к моменту максимума тока, а также для серебряных проводников.
332 Глава 17. Импульсные генераторы с электрическим взрывом проводника
4 6 8 10 20 40 60 100 200 400
б v • 106 [(Дж-мкс)/(Ом-мм5)]
Рис. 17.6. Зависимость Хк от параметров г и V для (сверху вниз) алюминиевых,
серебряных и медных проводников. Вверху от каждой зависимости лежит область взрыва с паузой
тока, внизу - без паузы
Если характеристика описывает и стадию взрыва, например амплитуду
импульса напряжения ?/а на проводнике, то она зависит от всех трех параметров A0).
Было обнаружено [9], что наибольшие скорости роста сопротивления ЭВП и
мощности достигаются при длине проводника, близкой к критической, /к - длина
проводника, обеспечивающая при прочих равных условиях паузу тока нулевой
длительности. С целью упрощения выражений для исследуемых характеристик
была найдена зависимость параметра Х^ при / = /котеи у (рис. 6), а все
остальные зависимости определялись при критической длине. Например, были получены
зависимости [19] нормированной амплитуды импульса напряжения
(перенапряжение), К = UJUq (рис. 7) при 1ъ от б и и, энергии, поглощаемой проводником,
времени до взрыва, длительности импульса напряжения и др. Анализ этих
зависимостей позволил заключить, что проводники из серебра имеют характеристики, очень
близкие к характеристикам проводника из меди, а проводники из алюминия для
0 20 40 60 80 100 120 140
v [мкс/мм]
Рис. 17.7. Зависимость нормированной амплитуды напряжения на ЭВП от параметров
моделирования: сплошные кривые - медь, штрихпунктирные - серебро, штриховые - алюминий;
цифры у кривых - параметр Ю-6 8
§17.4 Метод подобия в исследовании генераторов с ЭВП 333
получения равной мощности требуют меньшей индуктивности контура, имеют
большие сечения и длину по сравнению с медными, т.е. по технологическим и
конструктивным требованиям они уступают медным проводникам, которые и
использовались в дальнейших исследованиях и разработках.
Анализ полученных зависимостей позволил установить, что максимумы
зависимостей К = /(г, и) (рис. 7) имеют место, когда в проводник вводится энергия
сублимации. Это в случае Х = ХК достигается при v* =90A0eH'4. В области
v > V* энергия, поглощаемая проводником, возрастает по мере уменьшения v, и
отношение длительности импульса напряжения к диаметру проводника,
характеризующее скорость нарастания сопротивления, падает. В области же v < v*
энергия, поглощаемая проводником, продолжает возрастать, a tjd остается
постоянным, tjd =1,2 (*и - мкс, d - мм), т.е. увеличение поглощаемой проводником
энергии сверх энергии его сублимации не приводит к снижению времени отключения и
увеличению мощности при прочих равных условиях.
Для медных проводников выражения для критической длины (рис. 6),
поглощенной проводником энергии Wn и тока /и в момент максимума напряжения при
X > X к, соответственно имеют вид:
Хк =l,35-103A0-66i;H'36; A7.13)
^п=0,5^оОО-6в)-°'5; A7.14)
/н = 0,75?/0A0-«е)-о.з A715)
Таким образом, результаты проведенных исследований позволяют рассчитывать
характеристики LC-контура с ЭВП для некоторых моментов процесса, например
для момента максимума тока, максимума напряжения и др. Кроме того, они
позволяют выбрать тип взрыва с паузой тока, без нее, с ПТ нулевой длительности или
«согласованный» взрыв, когда вся энергия выделяется в ЭВП.
При переключении контура с ЭВП на активную нагрузку (см. рис. 1) к
параметрам A0) добавляются еще два: момент подключения нагрузки и ее
сопротивление. Описывать и анализировать результаты в пятимерном пространстве весьма
затруднительно, и такое описание не обладает наглядностью. Для уменьшения
числа независимых переменных зависимости критической длины проводника и
получаемого перенапряжения (рис. 7) были приняты за базовые, а за независимую
переменную принят безразмерный параметр ср:
Ф = ^, A7.16)
где уи определяется из равенства A1) при Х = ХК. Специальными исследованиями
было установлено [12], что имеется момент подключения нагрузки, при котором
получается минимальное время нарастания тока на нагрузке при сохранении
максимальной мощности. Этот момент подбирался несколькими экспериментами
и, таким образом, исключался как параметр. С соблюдением отмеченного
требования по моменту подключения нагрузки было установлено, что в широкой области
изменения начальных условий нормированные значения критической длины
334 Глава 17. Импульсные генераторы с электрическим взрывом проводника
проводников (Хн/Хк) и амплитуды напряжения на нагрузке (KJK) моделируются
параметрами 8, v, ф. Вид полученных зависимостей представлен на рис. 8.
Описанные зависимости позволяют полностью определять параметры
источника при заданных характеристиках импульса, а также решать обратные задачи.
Методика расчета, включающая и определение длительности импульса, изложена
в [20]. Кроме того, анализ полученных зависимостей позволяет определить
максимальную мощность, развиваемую ЕНЭ с ЭВП-прерывателем тока на активной
нагрузке. Из зависимостей К = f(e9 v) и уравнения A1) можно найти, что
произведение уМ9 определенное при Х = ХК9 на К достигает максимума: умК = $ при
8«0,3106 Дж(мм4Ом) и v = 55 мкс/мм. При этом К = 12-8-14, уи= 0,59*0,65 и
Ф = 1-5-1,6. Произведя расчет контура при указанных параметрах, получим:
VZc'
A7.17)
а значения параметров, обеспечивающие получение Рм, определяются
следующими соотношениями:
d =
у/Тс
55 '
/H=5,2C/0VIC, R = 2SZ, S = 2-l0-\
if
A7.18)
где S ~ nnd2IA - суммарное сечение проводников в прерывателе.
Таким образом, применение ЭВП-прерывателя позволяет на порядок увеличить
максимальную мощность,/^ =Q,613WQ/\ILC, емкостного накопителя энергии,
работающего на активную нагрузку.
По описанным зависимостям был выполнен расчет источников питания шести
ускорителей прямого действия, работающих в настоящее время. Источники
обеспечивают выходное напряжение от 0,3 до 2,5 MB, токи от 4 до 55 кА и
длительности импульса от 50 до 700 не. Некоторые из них описаны в [7, 11, 12].
Азаркевич и другие [21] на основе критериев подобия и экспериментально
исследованной зависимости сопротивления медной проволоки от условий взрыва
составили систему уравнений и разработали по ним программу расчета параметров
контура с ЭВП прерывателем тока. В отличие от МГД-модели расчета, она
существенно проще, позволяет сделать расчет любого контура (например, линейного
1,0
0,8
^ 0,6
ь| п л
0,4
0,2
0
0
1
,4
1
0
,8
1
1
^
,2
1
,6
2
,0
2
,4
1,0
0,8
0,6^
0,4 <<
0,2
0
Рис. 17.8. Нормированные значения критической длины медных проволочек и амплитуды
напряжения при переключении на нагрузку в функции параметра <р: Хн -lJnd2Z (/K-
критическая длина проводников); Кн = UH/U0 (С/н - амплитуда напряжения на нагрузке)
§17.5 Описание импульсных генераторов с ЭВП 335
трансформатора) с ЭВП, выполнить расчет с любой нагрузкой, в т.ч. нелинейной
(вакуумный диод, меняющаяся индуктивность и др.), если эту нагрузку можно
описать каким-то уравнением, и получить осциллограммы тока и напряжения в
заданных точках контура. Расчет же по инженерной методике, который использовался
нами ранее, ограничивался только LC-контуром и позволял получать только
амплитудные значения тока и напряжения, замещая диод постоянным сопротивлением.
§ 17.5 Описание импульсных генераторов с ЭВП
Импульсные генераторы с индуктивными накопителями энергии обычно
работают по следующей схеме. Первичным накопителем служит генератор Маркса
(ГМ), который разряжается на индуктивность. При достижении максимума тока в
индуктивности срабатывает прерыватель, обрывающий ток или резко
уменьшающий его. Это приводит к генерированию эдс в индуктивности. После срабатывания
подключающего коммутатора эта эдс прикладывается к диоду ускорителя, что
вызывает появление взрывной эмиссии электронов и их ускорение. Одним из
основных элементов этих систем является прерыватель. В качестве такового используют
взрывающиеся проволочки, эрозионные плазменные прерыватели и
полупроводниковые ключи.
В одной из первых работ, выполненных в ИСЭ, производился разряд генератора
Маркса на индуктивный накопитель. В качестве прерывателя использовались тонкие
электрически взрывающиеся проводники (ЭВП) (рис. 9) [3]. Если сопротивление
прерывателя растет по линейному закону R = Ы, то на зажимах прерывателя при
нагрузке RH » ^LICX (L - индуктивность цепи, Сх - емкость конденсатора «в
ударе») появится импульс напряжения с длительностью tu = у/Т/Ь и амплитудой
Uu=2U0JbCl
A7.19)
где С/0 - напряжение на выходе генератора Маркса. Следовательно, для получения
большой амплитуды импульса и малой его длительности необходимо
увеличивать скорость роста сопротивления прерывателя тока. Для прерывателей со
взрывающимися проводниками наибольшая скорость роста сопротивления, как было
Рис. 17.9. Схема ускорителя электронов. 1 - многоострийный катод, 2 - анод -
металлическая фольга, 3 - цилиндр Фарадея, 4 - генератор Маркса с емкостью Q = CIN (N- число
ступеней), R - шунт для измерения тока
336 Глава 17. Импульсные генераторы с электрическим взрывом проводника
показано выше, может быть получена при использовании большого числа
параллельно включенных тонких проводников [3]. Если предположить, что проводимость
проводника падает в процессе движения волны испарения, то в начальный момент
'dR} = 16%1и
Л
/=0
nnd3
A7.20)
где х ~ удельное сопротивление; п, l9d- число проводников, их длина и диаметр;
v - скорость движения волны испарения проводника.
В [3] описан ускоритель, в котором в качестве «медленного» накопителя
использовался ГМ с пятью ступенями с суммарным напряжением 350 кВ и емкостью
«в ударе» С\ = 12-103 пФ. В качестве прерывателя тока служили пять медных
проволочек диаметром 50 мкм. Диод ускорителя содержал многоострийный катод
и анод из фольги для вывода электронов. Индуктивным накопителем (L = 6,1 мкГн)
служила собственная индуктивность разрядного контура ГМ. Через 0,6 мкс при
достижении тока 11 кА происходит взрыв проводников, напряжение на
индуктивности L возрастает, срабатывает разрядник Р, и к диоду прикладывается импульс
ускоряющего напряжения. Импульс тока электронов имеет амплитуду 5,2 кА,
максимальную энергию электронов 600 кэВ и длительность около 100 не.
С использованием тонких многопроволочных прерывателей тока созданы два
типа ускорителей электронов и источников рентгеновского излучения: «Пучок» и
«Вира». В ускорителе электронов типа «Пучок» [11] добавочная индуктивность,
вакуумный изолятор, обостряющий и срезающий разрядники размещены в общем
корпусе (рис. 10), заполненном азотом при 10 атм. Прерыватель выполнен в виде
К осциллографу
Рис. 17.10. Схема ускорителя «Пучок» с индуктивным накопителем и микропроволочным
прерывателем тока: Т.Т. - трансформатор тока в цепи прерывателя, Lc - индуктивность
соленоида, ВП - взрывающиеся проводники, ВИ - секционный вакуумный изолятор, К -
катод, А - анод диода, ДН - делитель напряжения, К\-К3 - искровые коммутаторы
§17.5 Описание импульсных генераторов с ЭВП 337
параллельных медных проволочек, натянутых зигзагообразно на изоляционных
опорах. Так как на диод переключается индуктивность, которая является источником
тока, то ускоряющее напряжение определяется сопротивлением диода и
переключенным током и может значительно превышать выходное напряжение ГМ. В
качестве катода используется полый стальной усеченный конус с выходным диаметром
60 мм; анод - медная фольга. Амплитуда тока составляла 45 кА, напряжения -
1,75 MB. Эти результаты получены при U0 = 390 кВ, L- 12,5 мкГн, числе
проволочек 62 диаметром 0,06 мм и длиной 2,5 м. Срез импульса осуществляется
разрядом в промежутке прерывателя тока. В отличие от традиционных схем в
рассматриваемом ускорителе согласование источника питания с нагрузкой легко
достигается изменением волнового сопротивления LC-контура и параметров прерывателя.
В разработанном ускорителе значительно выше отношение полной энергии пучка
к объему установки A,5 кДж/м3) по сравнению с традиционными схемами с
емкостными накопителями, где этот показатель 0,04-0,4 кДж/м3. Параметры некоторых
из наносекундных ускорителей электронов серии «Пучок» приведены в таблице 2.
Таблица 17.2.
Ускоритель
«Пучок-0,6»
«Пучок-0,3»
«Пучок-0,6А»
«Пучок-2»
«Пучок-1В»
?/0,кВ
350
50
170
390
300
С,пФ
12
2500
1700
520
320
Z, мкГн
6,1
4,1
3,6
12,5
14
*у,мв
0,6
0,32
0,65
1,75
1,5
/,кА
5,2
8
42
45
23
тп,нс
100
70
50
100
80
^ф, НС
20
15
15
20
8
В ИЭФ создана серия генераторов «Вира». Один из них обладал следующими
параметрами [22]: напряжение 1,5 MB, ток 30 кА, длительность импульса около
100 не. Генератор Маркса, который разряжался на индуктивность 5,3 мкГн, имел
напряжение 400 кВ и емкость 0,3 мкФ. Прерыватель тока состоял из 30 медных
проводников диаметром 0,08 мм и длиной 1,6 м.
Электрическая схема генератора аналогична показанной на рис. 1, конструкция
формирующего элемента представлена на рис. 11. Первичный накопитель - ГМ -
размещался в баке размером 1,9 х 0,7 х 1,35 м3. Максимальная запасенная энергия
1450 мм
Рис. 17.11. Схема формирующего элемента генератора «Вира-1,5 М». 1 - ввод напряжения
от ГИН к соленоиду, 2 - ЭВП (прерыватель тока), 3 - соленоид, 4 - вакуумный
обостряющий разрядник, 5 - вакуумный проходной изолятор, 6 - катод, 7 - анод (мишень)
22. Месяц Г. А.
338 Глава 17. Импульсные генераторы с электрическим взрывом проводника
составляла 32 кДж. В ГМ использовались трехэлектродные разрядники,
заключенные в полиэтиленовую трубку, работавшие в атмосфере сухого воздуха при
давлении до 3 атм. После срабатывания установки воздух из камеры разрядников
сбрасывался в вакуумный объем. Напряжение от ГМ передается к соленоиду,
замкнутому через ЭВП на землю. ЭВП срабатывает при максимальном токе в контуре,
при этом на индуктивности контура образуется импульс напряжения, который
прикладывается к обостряющему разряднику и после его пробоя - к
сильноточному диоду. При торможении электронного пучка в мишени из материала с большим
атомным номером, которая служит анодом, происходит генерация рентгеновского
излучения. Конструктивно ГМ, формирующая индуктивность и прерыватель тока
аналогичны соответствующим элементам ускорителя «Пучок».
Разработать ускоритель с ЭВП-прерывателем тока можно, используя два
подхода: магнитогидродинамический метод и расчеты с помощью теории подобия.
Характерным примером расчета методом подобия служат установки «Пучок» и
«Вира», рассмотренные выше. Методом математического моделирования
рассчитывались установки типа «ИГУР», разработанные во ВНИИТФ [15]. Установка
«ИГУР-1» имеет следующие параметры: напряжение 3,1 MB, ток 44 кА,
длительность 100-500 не, а «ИГУР-2» соответственно: 3,7 MB, 70 кА, 100-500 не [15]. В
генераторе коротких импульсов тормозного излучения «ИГУР-1» (рис. 12)
первичным накопителем служит ГМ, состоящий из двенадцати ступеней, с параметрами
СУд = 0,29 мкФ, Uq = 0,96 MB и L = 12 мкГн. Генератор заряжается разнополярным
напряжением ±40 кВ. Разрядник Pi предназначен для запуска ГМ, а разрядники Р
и Рср предохраняют ГМ и ускорительную трубку от перенапряжения. Вся
установка выполнена в открытом варианте, высоковольтной изоляцией является воздух.
Ускорительная трубка состоит из стального контейнера и двух фарфоровых
изоляторов с максимальным внутренним диаметром 43 и высотой 350 см, а также
стального штока, который заканчивается катодом. После запуска разрядника Pi в
первой ступени ГМ срабатывает и ток течет через прерыватель из параллельно
включенных медных проводников. При их электрическом взрыве напряжение через
*,у*удау'
Pl^iv ^0 ^0 ^0
r|V
Рис. 17.12. Принципиальная электрическая схема ускорителя «ИГУР-1»: Rq и С
-сопротивления и емкости ГМ, R3 - зарядное сопротивление, Р2 -Рп - разрядники ГМ, Рх -
запускающий разрядник, Рхъ - коммутатор, г^ - ЭВП-прерывагель, L - индуктивность,
Pqq - обостряющий разрядник, РТ - разрядная трубка, Р^ - срезающий разрядник, Р -
шунтирующий разрядник
§17.5 Описание импульсных генераторов с ЭВП 339
разрядник Роб прикладывается к ускорительной трубке. В оптимальном режиме
выходное напряжение составляло 3,2 MB при токе 44 кА и длительности импульса
100-500 не.
Ускоритель «ИГУР-2» [23] выполнен по двухкаскадной схеме. После разряда
емкостного накопителя на индуктивный элемент и взрыва проводников в первом
каскаде разрядник подключает второй каскад, состоящий из индуктивного
элемента и проводников. Трубка с помощью разрядника подключается параллельно
второму ЭВП во время его взрыва. Такая схема позволяет дополнительно обострить
импульс напряжения.
Значительно большие параметры импульсов были достигнуты на установке
«ИГУР-3» [23]. Импульс высокого напряжения формируется с помощью
индуктивного накопителя и прерывателя тока с ЭВП. Первичный накопитель состоит из
двух генераторов Маркса с напряжением 1,4 MB и общей запасаемой энергией
300 кДж. Генератор Маркса размещен в баке высотой 1,2 м и диаметром 7,5 м. На
его оси располагается контейнер высотой 8,5 м и диаметром 2 м. В этом
контейнере находятся накопительная индуктивность, узел взрыва проводников, масляный
обостряющий разрядник и ускорительная трубка с взрывной эмиссией электронов
в качестве нагрузки. Устройство взрыва проводников состоит из 15 труб диаметром
ПО мм. Все узлы ускорителя расположены в трансформаторном масле. На
генераторе было отработано несколько режимов эксплуатации в режиме тормозного
излучения и электронного пучка в наносекундном и микросекундном диапазонах.
Наибольшая мощность дозы тормозного излучения на расстоянии 1 м от окна
диода 1010 Р/с получена при напряжении на нагрузке 6 MB, токе 55 кА, длительности
импульса 25 не. Кроме того, был разработан режим генерирования двух
последовательных импульсов от каждого из генераторов Маркса. В режиме ускорения
электронов был получен электронный пучок с током до 30 кА, длительностью 30 не и
средней энергией электронов 2,5 МэВ.
Следующей установкой из этой серии является «ЭМИР-М» [23]. Она
представляет собой совокупность двух импульсных высоковольтных устройств. Первое -
импульсный ускоритель электронов, включающий в себя генератор Маркса,
индуктивный накопитель, прерыватель тока на электрически взрываемых проводниках,
коммутатор и ускорительную трубку. Второе - импульсный высоковольтный
генератор и полеобразующая система для создания электромагнитного поля. Устройства
скомпонованы таким образом, что в испытательной зоне могут создавать
импульсный поток гамма-квантов или электронов и электромагнитное поле по отдельности
или одновременно. Кроме этого, конструкция генератора Маркса и его компоновка в
два автономных блока позволяет генерировать одной ускорительной трубкой два
последовательных импульса излучения с регулируемым временным интервалом.
На рис. 13 представлен общий вид установки «ЭМИР-М». Генератор Маркса с
двуполярной зарядкой состоит из двадцати четырех автономных модулей, разде-
. ленных на два самостоятельных блока по двенадцать модулей. В блоке модули
объединены по выходу коллектором. Коллекторы соединяются с узлом взрыва
проводников (УВП) каждый своей индуктивностью.
Генератор Маркса содержит двадцать четыре или двенадцать модулей,
работающих параллельно [24]. Размеры контейнера блока модулей 5,8x3,7x3,8 м3.
Общая индуктивность контура и ЭВП 7 мкГн (при двадцати четырех модулях).
22*
340 Глава 17. Импульсные генераторы с электрическим взрывом проводника
Рис. 17.13. Общий вид установки «ЭМИР-М»: / - контейнер генератора Маркса; 2 - каналы
ЭВП; 3 - испытательная зона; 4 - генератор электромагнитного поля; 5 - изолятор диода; б -
коммутатор диода; 7 - контейнер УВП
Модуль генератора Маркса имеет размеры 0,97x0,6x2,94 м3 и состоит из
девятнадцати секций. В секции установлен конденсатор напряжением 100 кВ и
емкостью 0,4 мкФ. Каждый модуль имеет каналы зарядного напряжения, запуска,
измерения тока, заполнения и продувки сжатым сухим воздухом. Секции модуля
коммутируются шаровыми трехэлектродными разрядниками с управлением ре-
зистивными (или емкостными) связями с предыдущей секцией, работающими в
атмосфере сухого воздуха под давлением.
Стартовый разрядник работает по принципу искажения поля и запускается
сбросом потенциала с управляющего электрода. Все разрядники модуля
располагаются в полиэтиленовой трубке с межсекционным расстоянием 250 мм. Искровые
промежутки «видят» друг друга, что обеспечивает взаимное ультрафиолетовое
облучение. Индуктивный накопитель - бескаркасная катушка, выполненная из
стальной трубы диаметром 300 мм и длиной 1500 мм. Число витков катушки
может изменяться.
УВП - устройство, обеспечивающее технологические условия снаряжения узла
набором проводников, взрыва последних и удаления продуктов взрыва. УВП
представляет собой набор из десяти герметичных полиэтиленовых труб (каналов)
диаметром 130 мм и длиной 4 м, в которые помещаются кассеты с ЭВП. На момент
срабатывания каналы заполняются сжатым воздухом с давлением до 3 атм. Набор
ЭВП для эксплуатационных режимов составляет примерно 100 штук медных
проводников диаметром 0,1 мм и длиной 4-5-6,5 м.
УВП размещается в цилиндрическом контейнере, который расположен между
контейнерами генератора Маркса и соединен с ними патрубками диаметром
1400 мм. Контейнер УВП имеет высоту 4,5 м и диаметр 3,2 м. В патрубках проходят
индуктивности, соединяющие коллекторы генераторов Маркса с коллекторами УВП.
Коммутатор ускорительной трубки - обычное двухэлектродное устройство,
работающее на самопробое в трансформаторном масле. Один электрод - плоскость
(фланец ускорительной трубки), другой электрод (потенциальный) имеет,
например, форму кольцевой кромки (диаметр 225 мм).
§17.5 Описание импульсных генераторов с ЭВП 341
Ускорительная трубка (диод) конструктивно аналогична множеству устройств
такого типа. Основной ее элемент - вакуумный изолятор - представляет собой
чередующийся набор изоляционных и градиентных колец. Изоляционные кольца
выполнены из капролона, градиентные кольца - из алюминиевого сплава.
Количество изоляционных колец - девятнадцать при высоте 100 мм или сорок шесть при
высоте 40 мм. Градиентные кольца выполнены фигурными для обеспечения
экранирования вакуумной поверхности изолятора. Внутренний диаметр изолятора 1080
мм. Электродная часть диода представляет собой коаксиал длиной 700 мм с
диаметром внутреннего и наружного электродов 100 и 500 мм соответственно. В
зависимости от режима работы торцевая часть наружного электрода диода
комплектуется танталовой мишенью при генерации тормозного излучения или окном из
титановой фольги при выводе электронного пучка. Установка «ЭМИР-М» работала
также как генератор электромагнитного поля.
В работе [25] показана возможность получения импульсов напряжения до 5 MB
с использованием линейного трансформатора как индуктивного накопителя и ЭВП
в качестве прерывателя тока (установка «МИГ»). Компактность линейного
импульсного трансформатора вместе с компактностью, характерной для устройства
взрыва проводников (УВП) и накопительной индуктивности, широкие
возможности по варьированию напряжения, фронта и длительности импульса придают всей
установке новое качественное содержание и делают ее исключительно удобным
инструментом для физических исследований в небольших лабораториях.
На рис. 14 показано устройство взрыва проводников, подсоединяемое
непосредственно к трансформатору. Его габариты 1,8x4,5 м. В стальном корпусе 7
находится шахта прерывателя 4, поверх которой намотана накопительная
индуктивность 5. Один конец индуктивности соединен непосредственно с высоковольтным
6000 мм
Рис. 17.14. Узел ЭВП с секционированным изолятором и диодом: 1 - вторичный виток
импульсного трансформатора; 2 - проходной изолятор импульсного трансформатора; 3 -
проходной изолятор узла ЭВП; 4 - шахта прерывателя; 5 - накопительная индуктивность; 6 -
«земляной» электрод-крышка прерывателя; 7 - корпус узла ЭВП; 8 - датчик тока /Эвп; 9 -
прерыватель; 10 - электроды масляного разрядника; 11 - секционированный изолятор; 12 -
магнитоизолированная линия; 13 - катод; 14 - анод
342 Глава 17. Импульсные генераторы с электрическим взрывом проводника
Рис. 17.15. Принципиальная электрическая схема импульсного трансформатора, ЭВП-узла и
диода: Суд = 107 нФ - ударная эквивалентная емкость трансформатора; К - ключ; L\ =
= 2,6 мкГн - индуктивность первичных цепей трансформатора; hi = 2,1 мкГн - индуктивность
вторичного витка; Z3 = 3,5 мкГн - накопительная индуктивность; Ln = 1 мкГн - индуктивность
прерывателя; ЭВП - прерыватель на электрически взрывающихся проводниках; Р - разрядник;
LH = 0,5 мкГн - индуктивность нагрузки; RH - сопротивление нагрузки
вторичным витком 1 импульсного трансформатора, а второй конец - с
прерывателем 9 и коммутатором 10, Прерыватель - это каскадная конструкция для
закрепления на ней взрывающихся проводников. Он находится внутри шахты-трубы из
полиэтилена диаметром 250 мм с толщиной стенки 50 мм. Со стороны разрядника 10
подсоединяется секционированный изолятор с нагрузкой - электронным диодом.
На рис. 15 представлена эквивалентная электрическая схема, поясняющая
принцип работы трансформатора на прерыватель и нагрузку. Здесь Суд - ударная емкость
трансформатора; К - эквивалентный коммутатор; Ь\ - индуктивность первичных
цепей трансформатора; L2 - индуктивность вторичной обмотки; L3 - накопительная
индуктивность; Ьп - индуктивность прерывателя; ЭВП - прерыватель (электрически
взрывающиеся проводники); Р - разрядник; LH - индуктивность нагрузки; RH -
сопротивление нагрузки. Импульсный трансформатор вместе с накопительной
индуктивностью и прерывателем образуют IC-контур, в котором после разгона тока
происходит его обрыв. Напряжение, равное произведению индуктивности (Ц +1^ +Z3)
на скорость обрыва тока, приводит к пробою разрядника Р. На нагрузке RH
формируется импульс, длительность которого задают индуктивности (Zj+Z^+Z^+A*) и
собственное сопротивление нагрузки RH. При напряжении 5 MB на диоде ток
составлял 100 кА при длительности импульса около 100 не. В этом эксперименте
прерыватель состоял из 32 медных проволочек диаметром 90 мкм, а межэлектродный
зазор в разряднике Р (масляный промежуток) составлял 5 см.
Литература к главе 17
1. Early КС, Martin F.J. Method of Producing a Fast Current Rise from Energy Storage
Capacitors // Rev. Sci. Instrum. 1965. Vol. 36. P. 1000-1003.
2. Maisonnier Ch.9 Linhardt J.G., Gourlan С Rapid Transfer of Magnetic Energy by Means of
Exploding Foils // Ibid. 1966. Vol. 37. P. 1380-1388.
3. Ковальчук Б.М.У Котов Ю.А., Месяц Г.А. Наносекундный сильноточный ускоритель
электронов с индуктивным накопителем // ЖТФ. 1974. Т. 44, вып. 1. С. 215-217.
4. Соболев КН. Исследование электрического взрыва тонких проволочек // ЖЭТФ. 1947.
Т. 17, вып. И. С. 986-997.
5. Кварцхава И.Ф., Бондаренко В.В., Плютто А.А., Чернов А.А. Осциллографическое
определение энергии электрического взрыва проволочек // ЖЭТФ. 1956. Т. 31, вып. 5.
С. 745-751.
Литература к главе 17 343
6. Janes G.S., Koritz H. High-Power Pulse Steepening by Means of Exploding Wires // Rev. Sci.
Instrum. 1959. Vol. 30, N 11. P. 1032-1037.
7. Месяц Г.А. Генерирование мощных наносекундных импульсов. М.: Сов. радио, 1974.
8. Bennett ED. High Temperature Exploding Wires // Progress in High Temperature Physics and
Chemistry / Ed. by C.A.Rouse. Oxford: Pergamon press, 1967. Vol. 1.
9. Котов Ю.А., Колганов Н.Г., Седой B.C. Формирование высоковольтных импульсов с
помощью взрыва проводников // Мощные наносекундные импульсные источники
ускоренных электронов / Под ред. Г.А. Месяца. Новосибирск: Наука, 1974. С. 83-96.
10. Бакулин Ю.Д., Куропатенко В.Ф., Лучинский А.В. Магнитогидродинамический расчет
взрывающихся проводников // ЖТФ. 1976. Т. 46, вып. 9. С. 1963-1969.
11. Kotov Yu.A.y Kolganov N.G., Sedoi VS. et al. Nanosecond Pulse Generators with Inductive
Storage // Proc. I IEEE Intern. Pulsed Power Conf. Lubbock, 1976. Vol. 1A. P. 1-11.
12. Котов Ю.А., Лучинский А.В. Усиление мощности емкостного накопителя энергии
прерывателем тока на электрически взрываемых проводниках // Физика и техника мощных
импульсных систем / Под ред. Е.П. Велихова. М.: Энергоатомиздат, 1987.
13. Калиткин КН., Кузьмина Л.В. Таблицы термодинамических функций вещества при
высокой концентрации энергии. М., 1978. (Препр. Ин-т прикл. математики АН СССР).
14. Зельдович Я.Б., Райзер ЮЛ. Физика ударных волн и высокотемпературных
гидродинамических явлений. М.: Физматгиз, 1963.
15. Ковалев В.П., Кормилицын АЛ., Лучинский А.В. и др. «ИГУР-1» - электронный
ускоритель с индуктивным накопителем энергии и взрывающимися проводниками // ЖТФ.
1981. Т. 51, вып. 9. С. 1865-1867.
16. Клайн С. Дж. Подобие и приближенные методы / Пер. с англ. под ред. И.Т. Аладьева и
К.Д. Воскресенского. М.: Мир, 1968.
17. Котов Ю.А., Седой B.C. Подобие при электрическом взрыве проводников // Разработка
и применение источников интенсивных электронных пучков: Сб. ст. / Отв. ред. Г.А.
Месяц. Новосибирск: Наука, 1976. С. 56-59.
18. Азаркевич ЕЛ. Применение теории подобия к расчету некоторых характеристик
электрического взрыва проводников // ЖТФ. 1973. Т. 43, вып. 1. С. 141-145.
19. Седой B.C. Некоторые закономерности электрического взрыва проводников // ЖТФ.
1976. Т. 46, вып. 8. С. 1707-1710.
20. Колганов Н.Г., Котов Ю.А. Переключение LC-контура на активную нагрузку с помощью
электрически взрываемых проводников // Разработка и применение источников
интенсивных электронных пучков / Под ред. Г.А. Месяца. Новосибирск: Наука, 1976. С. 69-75.
21. Azarkevich E.I., Goryainov G.M., Zherlitsin A.G. Formation of Relativistic High Current
Electron Beams from Low-Voltage Energy Sources // World Sci. 1990. Vol. 2: Proc. VIII Intern.
Conf. on High-Power Particle Beams: (BEAMS-90) (July 2-5, 1990, Novosibirsk, USSR).
Vol. 2. P. 854-859.
22. Котов Ю.А., Соковнин С.Ю., Филатов А.Л. «ВИРА-1,5 М» - компактный генератор
тормозного излучения // ПТЭ. 1990. № 2. С. 149-153.
23. Дианков B.C., Ковалев В.П., Кормилицын АЛ, Лаврентьев Б.П. Мощные импульсные
генераторы тормозного излучения и электронных пучков на основе индуктивных
накопителей энергии // Изв. вузов. Физика. 1995. № 12. С. 84-92.
24. Ковалъчук Б.М., Кремнев В.В. Генераторы Аркадьева-Маркса для сильноточных
ускорителей // Физика и техника мощных импульсных систем / Под ред. Е.П. Велихова. М.:
Энергоатомиздат, 1987. С. 165-179.
25. Лучинский А.В.9 Ратахин Н.А., Федущак В.Ф., Шепелев АЛ. Многоцелевой импульсный
генератор трансформаторного типа // Изв. вузов. Физика. 1997. № 12. С. 67-75.
Глава 18
ИМПУЛЬСНЫЕ ГЕНЕРАТОРЫ С ПЛАЗМЕННЫМИ
ПРЕРЫВАТЕЛЯМИ ТОКА
§ 18.1 Генераторы с наносекундными плазменными
прерывателями тока
Одним из основных направлений развития импульсной энергетики и
электроники большой мощности являются системы с индуктивным накоплением энергии
и плазменными прерывателями тока (ППТ). Их использование дает возможность
решать несколько задач: увеличивать мощность импульсных генераторов,
уменьшать длительность импульса, устранять предымпульсы, создавать компактные и
дешевые импульсные генераторы и ускорители.
В общих чертах последовательность работы ППТ заключается в следующем.
Вблизи нагрузки импульсного генератора создается плазменная перемычка между
земляным и потенциальным электродами. Ток генератора протекает первоначально
по этой перемычке, при этом происходит частичная (или полная) передача энергии
из емкостного накопителя в индуктивный. При определенных условиях
проводимость плазменной перемычки резко уменьшается, генерируется вихревая эдс и
накопленный в индуктивности энергопоток переключается в нагрузку.
Прототипом ППТ можно считать плазмонаполненные диоды, которые
использовались в работах группы Плютто [1, 2] в СФТИ при исследовании формирования
мощных электронных пучков и для коллективного ускорения ионов. Схема
экспериментов приведена на рис. 1. Из плазменного источника 1 плазма втекает в
ускоряющий промежуток 2 длиной 2 см. Ускоряющее поле прикладывается к
заполненному плазмой (п ~ 1013 см~3) промежутку с задержкой -1-2 мкс и
поддерживается емкостью Сг = 0,4 мкФ. Отличительной особенностью формирования
электронных пучков методом предварительного заполнения ускоряющего
промежутка плазмой является то, что в начальной стадии развития тока промежуток
закорочен плазмой, и падение напряжения на нем мало. При достижении током в
промежутке некоторого критического значения омическое сопротивление
промежутка возрастает, что приводит к срыву электронного тока и резкому увеличению
§ 18.1 Генераторы с наносекундными плазменными прерывателями тока 345
г\
Сг
цт\\
О О-
Pl
Ci
о
л
Рис. 18.1. Принципиальная схема эксперимента: / - искровой источник, 2 - ускоряющий
промежуток, 3 - ускоряющий электрод, Рь Р2- разрядники, L - индуктивность
конденсатора С2 и разрядного контура
разности потенциалов на промежутке до величины, превосходящей начальное
напряжение источника питания. В стадии срыва общего тока в плазме формируется
электронный пучок, значительная часть которого проходит сквозь сетку в аноде и
измеряется цилиндром Фарадея. Величина критического тока возрастала с
повышением концентрации плазмы в промежутке и достигала 2-104 А. Ток пучка при этом
достигал 104 А с длительностью импульса 3-Ю-7 с. Электроны имели широкий
энергетический спектр, а их максимальная энергия достигала Зе?/о, где Щ - напряжение
зарядки батареи. По мнению авторов [1,2], характерной особенностью исследуемых
режимов является сосредоточение разности потенциалов вблизи катода. Такое
распределение потенциала устанавливается в момент достижения критического тока и
сохраняется в стадии срыва общего тока. В результате этого плазма в промежутке
испытывает разрыв на прикатодную и прианодную. Последняя имеет потенциал
анода и является как бы продолжением анода. Толщина оболочки объемного заряда
вблизи катода может быть приближенно определена по закону «трех вторых»:
d =
1,5-10-3?/3/4
/1/2
A8.1)
при U = 30 кВ,у = 2-Ю4 А/см2, d = 3-Ю-2 см и средняя напряженность поля
достигает > 106 В/см.
Следующим шагом в развитии этой технологии была работа группы Менделя
[3, 4] в SNL на установке «Proto-I». Они встраивали плазменный источник во
взрывоэмиссионный диод для устранения предымпульсов, которые возникают при
работе генератора Маркса и основного коммутатора за счет тока смещения через
собственные емкости коммутаторов и обострителей. Такой предымпульс создает в
диоде плазму до прихода основного импульса и приводит к нарушению работы
ускорителя электронов из-за уменьшения импеданса диода. Поскольку ток пре-
дымпульса мал по сравнению с основным импульсом, то плазменная перемычка
вначале работает в режиме короткого замыкания, а на фронте основного импульса
сопротивление резко возрастает.
В диоде ускорителя «Proto-I» [3] катод заземлялся, а анод находился под
импульсным потенциалом ~2 MB. Коммутатор состоял из двух ключей. Каждый
ключ представлял собой несколько плазменных пушек, равномерно
распределенных вдоль окружности. Эти две окружности располагались коаксиально к катоду
346 Глава 18. Импульсные генераторы с плазменными прерывателями тока
вдоль окружности. Эти две окружности располагались коаксиально к катоду
диаметром ~2,5 см. Анодная пластина, изготовленная из меди, алюминия или
углерода, имела толщину 1,2 или 0,6 см. Катод был смонтирован на пластине
коммутатора. Пластина содержала две серии круглых отверстий, через которые плазма
коммутатора текла к анодной пластине.
Коммутатор работал как диод с быстро изменяющимся промежутком
анод-катод. Изменение промежутка было обусловлено тем, что значительный по величине
ток вызывал настолько быстрые потери ионов в слое катодной плазмы, что эта
плазма уничтожалась быстрее, чем текущая плазма могла ее заместить. Этот
критерий баланса потока давал пороговый ток 10 для работы коммутатора в качестве
размыкателя.
Исходя из уравнения Пуассона и энергетических соображений, в [4] показано,
что отношение плотности тока ионов к плотности тока электронов через плоскость
на границе вакуумный зазор - плазма ключа равно
А
Je
(- \**( ~тт \°>5
mt
i+=?i • <i8-2)
.mi)
где ше и /и,- - массы электрона и иона соответственно; U - напряжение на
расширяющемся вакуумном зазоре; с - скорость света в вакууме. Неравенство имеет
место при наличии магнитного поля, действующего на электроны. Следовательно,
если пренебречь давлением плазмы, то скорость расширения зазора
dt nee nee
r~ V>'V .л л0'5
тпр
1+-
eU
A8.3)
2mec2 J
Для экспериментов на диоде «Proto-I» получено [4] п ~ 1012 см-3, je ~ 4 кА/см2,
ell/mec2 - 2, и для ионов углерода С+, имея (mjmlf* ~ Ю~2, получаем (dx/dt)cp ~
3,5-108 см/с, т.е. за 10 не вакуумный зазор расширяется до нескольких сантиметров.
ППТ выполнял только одну функцию - снижал предымпульс в ускорителе
«Proto-I». Из-за быстрого нарастания напряжения через емкость коммутатора на
диод проходил предымпульс с амплитудой до 30 кВ, который создавал плазму на
катоде с концентрацией частиц ~1013 см-3, мешавшую проведению экспериментов
по пинчу. При наличии плазменного коммутатора амплитуда предымпульса
снижалась, а последующие колебания предымпульса устранялись. Из-за малого времени
нарастания напряжения на диоде стало возможным довести зазор анод-катод до
2 мм при напряжении ~2 MB. На ускорителе «Proto-I» с использованием
описанного коммутатора была достигнута скорость роста тока на катоде ~31013 А/с, а
скорость роста напряжения на промежутке анод - катод - до 1015 В/с. Достигнуто
переключение тока ускорителя -75 кА на промежуток анод-катод за 5-Ю-9 с.
Важным шагом в развитии технологии ППТ является работа Стрингфилда и
др. [5] на установке «Python». Плазменный коммутатор проводил ток 1 МА и
существенно укорачивал время нарастания тока в нагрузке (диоде ускорителя) из-
за нелинейного сопротивления плазмы. Таким образом, ППТ здесь играл роль
обострителя фронта импульса.
В работе Меджера и др. [6] в NRL на установке «Gamble-I» (рис. 2) была
показана возможность применения ППТ как в качестве обострителя фронта, так и
в качестве прерывателей тока, для увеличения пиковой мощности и уменьшения
§ 18.1 Генераторы с наносекундными плазменными прерывателями тока 341
Генератор
«Gamble»
I
5 см
~ Зсм к]
Вакуумный
- индуктивный
накопитель
та—и]4-- Диод
Рис. 18.2. Схема ППТ генератора типа «Gamble»
длительности импульса на нагрузке в системах с индуктивным накоплением
энергии (рис. 3). Во всех этих и последующих экспериментах с ППТ в лабораториях
США использовались мощные импульсные генераторы на водяных линиях.
Характерное время замкнутого состояния ППТ составляло ~10~7 с, а длительность фазы
обрыва тока ~10~8 с. Поэтому такие ППТ мы будем называть наносекундными.
Обзор ранних работ с такими системами можно найти в [7, 8].
Для того чтобы понять действие плазменных прерывателей тока, рассмотрим
конструкции плазменных источников. Как правило, используют два типа
источников. Это коаксиальные пушки и многоэлектродные пушки с разрядом по
поверхности диэлектрика (рис. 4) [7]. На эти пушки обычно разряжаются конденсаторы
через газовые разрядники. Ток меняется по затухающей синусоиде с периодом в
несколько микросекунд. На рис. 5 показаны ток в плазменной пушке, а также
200
100
(а)
- hi
^^П 1
/-
/ /
' 1
1
1 h
1
/
¦^j
1
CQ
2
1 1 1
Г 1
г / i
Г ГУ J
и 1 1 \J
\ 2
0 20 40 60 80 100 120 0 20 40 60 80 100 120
t [не] t [не]
Рис. 18.3. Экспериментальные данные, полученные на установке «Gamble» с ППТ. (а)
обострение фронта импульса при короткозамкнутой нагрузке; (б) 1 - напряжение на
согласованной нагрузке без ППТ, 2 - напряжение на нагрузке с использованием индуктивного
накопителя и ППТ
348 Глава 18. Импульсные генераторы с плазменными прерывателями тока
(а)
{б)
1=*
@©0©©0
00©0©0
©00©00
000000
©00000
00000©
000000
0©0000
Медь
Поверхность
диэлектрика
5 см
Рис. 18.4. Источники плазмы в плазменных прерывателях тока, а - коаксиальная плазменная
пушка; б - плазменный источник с разрядом по поверхности диэлектрика, в - схема
распространения плазмы от источника
сигналы с цилиндра Фарадея и электрического зонда на расстоянии / = 10 см от
поверхности пушки [7]. Видно, что пики этих сигналов совпадают по времени.
Нужные параметры плазмы подбираются током в пушке, регулировкой
расстояния /, а также задержкой подачи преобразуемого импульса относительно пика па-
раметроа плазмы. На рисунке этот пик сдвинут относительно появления тока в
пушке на время At = 1,6 мкс, концентрация плазмы составляет 1,5-1013 см~3, а
скорость движения плазменной струи 6-106 см/с.
?
[отн.
игналов
о
3
?
S
Л
а,
Л
С
I I I I
упг— 35 кА/ \
i
к
-/V h V
/ \ /' *
-/ \/ > \
\ V / :
1 У 1
\ 1
i i i i
\
при
Л/«
V =*
1
i i |
ле>6-1013см~3-]
*0\
At =
1,5
6-
Н
А
-J
V У*
* 1,6 МКС
•1013CM-q
106см/с "
I I
0,5 1,0 1,5 2,0 2,5 3,0 3,5 4,0
At [мкс]
Рис. 18.5. Исследование процессов в углеродном плазменном источнике. 1 - ток в
плазменной пушке; 2 - сигнал с цилиндра Фарадея; 3 - сигнал с электрического зонда
§ 18.2 Генераторы с микросекундными ППТ 349
§ 18.2 Генераторы с микросекундными ППТ
Укорочение импульса с 10~7 до Ю-8 с с использованием ППТ не привело к
существенному упрощению конструкции генераторов мощных наносекундных
импульсов, так как не устраняло сложной системы преобразования импульсов от
генератора Маркса (ГМ) до нагрузки, включающей промежуточный коаксиальный
емкостный накопитель, проходные изоляторы, мощные быстродействующие
коммутаторы и т.д. Важно было, используя ППТ, непосредственно преобразовать
микросекундный импульс от ГМ в импульс с длительностью Ю-7 с, многократно
увеличив его мощность. Эта идея была впервые реализована в ИСЭ [9]. Поэтому
рассмотрим действие микросекундных ППТ на примере этих работ.
Первоначально эксперимент проводился на установке «Гамма» [9]. Это
электронный ускоритель для получения мощных микросекундных электронных пучков,
в котором ГМ разряжается на диод с взрывной эмиссией электронов. Схема
экспериментальной установки показана на рис. 6, а. Первичным накопителем был ГМ с
емкостью 0,26 мкФ и индуктивностью 2,5 мкГн. Нагрузкой служил электронный
диод с графитовым катодом диаметром 140 мм и полым цилиндрическим анодом,
через который в промежуток между катодом и анодом инжектировалась плазма. Для
получения плазмы использовались восемь коаксиальных плазменных пушек, на
которые разряжались конденсаторы с емкостью 3 мкФ и напряжением 20 кВ. Период
колебания разрядного тока составлял 20 мкс, а задержка пуска ГМ относительно
плазменных пушек могла регулироваться в пределах 0-^200 мкс. Типичные ток и
напряжение на диоде без плазменного размыкателя приведены на рис. 6, б, а при его
работе на рис. 6, в. Без плазмы мощность в диоде составляла 51010 Вт, а при наличии
плазмы, которая появлялась за 18-К23 мкс до запуска ГМ, она составляла 3-Ю11 Вт.
Таким образом, имело место шестикратное увеличение мощности в нагрузке. В
нагрузку передавалось 60% генерируемой энергии в течение 300 не. Напряжение на
нагрузке увеличивалось почти в два раза. Итак, было доказано, что ППТ можно
использовать в режиме микросекундных фронтов и импульсов. Назовем такие
прерыватели МППТ.
(я)
(б)
(в)
200
100
IS о
200
100
/
-/
/ *
/,
/ 1
**>
и
1 1
1 \"ч
/ s
о
0,5 1,0 1,5
t [мкс]
5
2,0
Рис. 18.6. Ускоритель электронов «Гамма» с МППТ. а - схематическое устройство
ускорителя A - генератор Маркса, 2 - диод, 3 - плазменные пушки); б - осциллограммы тока и
напряжения диода без заполнения плазмой; в - осциллограммы тока и напряжения при
заполнении диода плазмой
350 Глава 18. Импульсные генераторы с плазменными прерывателями тока
Следующим важным принципиальным шагом в развитии МППТ была идея Ко-
вальчука и Месяца [10] использовать в качестве индуктивного накопителя
вакуумную коаксиальную линию с магнитной самоизоляцией (МИВЛ). В этом случае
одновременно решались проблемы накопления энергии и ее передачи к нагрузке.
Кроме того радикально улучшались условия конструирования, так как между
размыкающим коммутатором, т.е. ППТ и нагрузкой (электронный диод, ионный диод,
рентгеновский диод и т.д.) не требовалось проходного изолятора.
Схема такого генератора представлена на рис. 7. При замкнутом МППТ в линии
запасается энергия ЬлР/2 при разряде на нее конденсаторной батареи или генератора
Маркса. При достижении тока / = U0yJC/L , где индуктивность L = Ln + LT9 запас
энергии в линии будет максимальным. Если в этот момент произойдет обрыв тока
прерывателем, то в нагрузке ZH появится импульс.
Был создан генератор мощных наносекундных импульсов «Марина»,
включающий генератор Маркса, вакуумную накопительную линию, МППТ и нагрузку,
между которыми встраивался отрезок линии (рис. 7) [10, 11]. Генератор Маркса
имел следующие параметры: напряжение С/0 до 960 кВ, емкость С = 0,4-Ю-6 Ф,
индуктивность Lr = 0,8-10~6 Гн, вакуумная линия имела длину 4 м, волновое
сопротивление 60 Ом, индуктивность Ьл совместно с индуктивностью проходного
изолятора 1,3-10 Гн. В качестве нагрузки использовались индуктивность (отрезок
замкнутой вакуумной линии) LH = 0,2-10 Гн, вакуумный диод с взрывной
эмиссией для получения пучка электронов или сам прерыватель. Прерыватель содержал
восемь инжекторов плазмы. Инжекция плазмы в прерыватель начиналась за
несколько микросекунд до срабатывания генератора Маркса. Концентрация плазмы
составляла ~1014 см-3. Ток, заряжающий линию, мог превышать 400 кА. Время
роста тока до максимума 1,1 мкс. При коротком замыкании МИВЛ была
достигнута скорость нарастания тока 1,2-1013 А/с при крутизне роста зарядного тока
-3 1011 А/с. При включении в качестве нагрузки диода с взрывной эмиссией
зарядное напряжение составляло U0 = 700 кВ, ток / « 280 кА. При этом амплитуда
электронного тока в диоде за 30 не достигала 135 кА, а энергия электронов
приближалась к 2 МэВ. При промежутке катод-анод d = 10 и 72 мм доза рентгеновского
Рис. 18.7. а- схема импульсного генератора с вакуумной линией и плазменным
прерывателем; б - схема замещения генератора
§18.2 Генераторы с микросекундными ППТ 351
излучения на расстоянии 150 мм за коллектором составляла соответственно 100 и
1500 рентген за импульс. Отпечатки на коллекторе свидетельствуют о
формировании узконаправленного электронного пучка, например, при d = 10 мм за 15
импульсов на графитовом коллекторе образовался кратер диаметром 20 мм и
глубиной 15 мм, а на тыльной стороне танталового коллектора 0,8 мм после одного
импульса наблюдался откол металла площадью 100 мм2. Исследование работы
прерывателя в качестве нагрузки генератора показало, что вначале скорость роста
сопротивления в нем достигает 109 Ом/с, a Rn - 16 Ом. Время пребывания
прерывателя в «открытом» состоянии достигало Ю-6 с. При этом напряжение на
прерывателе за 25 не возрастало до 2,5 MB, что в 3,4 раза превышало U0.
Дальнейшим развитием работы генераторов с МППТ и МИВЛ является
установка «ГИТ-4» [12]. Это четыре многомодульных генератора Маркса с
вакуумными проходными изоляторами, через которые они подсоединяются к общей
МИВЛ (рис. 8, а). Плазменный прерыватель и нагрузка устанавливаются в
дальнем от генератора конце вакуумного накопителя. В качестве источников плазмы
используются коаксиальные плазменные пушки либо поверхностные источники
плазмы (см. рис. 4). Ток разряда в плазменных источниках колебательный либо
апериодический с временем до максимума -1 мкс и амплитудой 10-4-15 кА. Сдвиг
начала тока в пушках и основного тока обеспечивается схемой синхронизации.
Общий энергозапас генераторов Маркса составляет 2,16 МДж, индуктивность
LM - 0,1 мкГн, емкость См = 4,8 мкФ.
Схема замещения генератора приведена на рис. 8, б. Здесь См и Ьи - емкость в
ударе и индуктивность генератора, LB - индуктивность вакуумного изолятора и
МИВЛ до прерывателя, элемент Z замещает собой систему прерыватель-нагрузка.
(а)
(б)
Рис. 18.8. Схематическое изображение установки «ГИТ-4» (а) и схема ее замещения (б). / -
генератор Маркса, 2 - вакуумная коаксиальная линия, 3 - место подсоединения узла с
МППТ и нагрузкой. Каждый из генераторов Маркса содержит 36 секций
352 Глава 18. Импульсные генераторы с плазменными прерывателями тока
Соотношение между параметрами схемы можно записать в виде:
UZ=U-L^; PZ=UZIX; Z = ^; Wz = \uixdt-±Vi2;
at h i 2
\Udt
4=^-
\Udt-LJx
IZ = <L
A8.4)
Ток 1\ в цепи генератора измеряется поясом Роговского, напряжение U на
входе в вакуумный изолятор - активным и емкостным делителями напряжения. Ток в
нагрузке Iz измеряется поясом Роговского и магнитными петлями. По исходным
сигналам рассчитывается напряжение на прерывателе Uz, индуктивность Z,B,
индуктивность нагрузки Lz, параметр Z, мощность Р2 и энергия Wz.
Для проведения лайнерного эксперимента использовался генератор с
радиальными МППТ (рис. 9). Шестьдесят четыре пушки капиллярного типа были введены
во внешний цилиндр МИВЛ. Центральный проводник выполнен в виде цилиндра,
внешний набирался из стержней диаметром 10 мм. Центральный проводник
замыкался на торец коаксиала через индиевую прокладку. Переключенный ток
регистрировался интегрирующим поясом, установленным в торце системы.
При диаметрах внешнего и центрального проводников 560 и 480 мм при
напряжении генератора в 720 кВ разгоняемый ток составил 2,8 МА. Величина
переключенного тока 2,4 МА. Скорость роста тока на участке 100 не между уровнями
0-ь2,1 МА - 2,1-1013 А/с. При изменении напряжения генератора от 480 до 720 кВ
максимальный ток изменяется в пределах 1,8^-2,8 МА. Напряженность магнитного
поля на катоде при максимальном токе 1,85-106 А/м.
Для повышения напряженности магнитного поля на катоде были уменьшены
диаметры проводников прерывателя. В случае работы в режиме холостого хода
центральный проводник оканчивается полусферой (пунктирная линия на рис. 9, а).
Лаинерная нагрузка имитируется установкой по центру сплошного металлического
цилиндра. Переключенный ток регистрируется поясом IL и магнитными петлями,
установленными на торце по диаметру 180 мм.
А
W
и
и
щ
1
e280JMM^
Збо'мм
780 мм
Ь
W
h
и
*ъ«
^«
?
1
<
t
' 2
2
о
i ОО
54 пп
32 пп
А
ЗМА
ЗМВ
ЗТВт
Рис. J8.9. (а) Плазменный прерыватель тока в установке «ГИТ-4». (б) Выходные
параметры «ГИТ-4» при холостом ходе на конце нагрузочной ВКЛ (?/м = 600 кВ, 1Х =2 МА,
Pz = 3,4 ТВт)
§18.2 Генераторы с микросекундными ПП7 353
В режиме короткого замыкания при напряжении генератора 720 кВ
максимальный уровень тока срыва 2,6 МА, амплитуда переключенного тока 2,3 МА
при средней скорости нарастания 2,5-1013 А/с. При изменении напряжения
генератора от 480 до 720 кВ ток срыва изменяется от 1,67 до 2,6 МА. Напряженность
магнитного поля на катоде при максимальных токах -2,6-106 А/м. В режиме
холостого хода регистрируется эквивалентное сопротивление системы
прерыватель-нагрузка на уровне 1 Ом. При напряжении генератора 480 кВ величина тока
срыва 1,74 МА, напряжение на прерывателе 1,4 MB, мощность 2 ТВт. При
напряжении генератора 600 кВ ток срыва 2 МА, напряжение на прерывателе
1,7 MB, выходная мощность 3,4 ТВт.
Эксперименты на «ГИТ-4» были проведены при инжекции плазмы по радиусу
МИВЛ. Проводились также эксперименты с торца Mill И, т.е. вдоль коаксиала.
В этом случае параметры импульсов были лучше. Например, при диаметре
центрального проводника в 160 мм в диапазоне задержек 4,5^-5,5 мкс удалось
получить режимы с сопротивлением во время срыва ~1 Ом при токе в контуре
1,65*1,75 МА, мощности 2 ТВт, напряжении на ключе 1,5 MB. В случае, когда
внутренний коаксиал был конусом, при токе 1 МА зарегистрированы режимы с
эквивалентным сопротивлением 2,3-г-З Ом при напряжении 3 MB и выходной
мощности до 3 ТВт.
На установке «ГИТ-4» выполнена серия исследований двухступенчатой схемы,
т.е. с двумя ППТ. Геометрия вакуумной части установки в экспериментах
представлена на рис. 10. Первая ступень ППТ1 имела диаметр катода 280 мм. Анод
выполнен в виде беличьей клетки с диаметром 350 мм. Шестьдесят четыре пушки
расположены на диаметре 480 мм. Вторая ступень ППТ2 представляла собой
участок коаксиальной линии с соотношением диаметров 210/40 мм. Тридцать две
плазменные пушки расположены на аноде.
При напряжении генератора Маркса 480 кВ ток в ППТ1 достигает 1,7 МА за
время 1,2 мкс. При размыкании ППТ2 генерировался импульс напряжения с
амплитудой 1 MB. Это позволило получить ток в ППТ2 0,6 МА за время 100 не. Для
измерения напряжения, которое возникает после срабатывания ППТ2,
использовался короткозамкнутый отрезок коаксиальной вакуумной линии длиной 3 м, а для
измерения тока - интегрирующие пояса Роговского. В линии пояса располагались
на расстоянии 1 м от ППТ2 - /3> и на расстоянии 3 м в месте короткого
замыкания - /4. Такая методика позволяла измерять падающую волну тока в линии в
течение двойного времени пробега волны между поясами /3 и Ц (< 13 не), определять
задержку между появлением сигналов в точках, находящихся на расстоянии 2 м,
оценивать напряжение на ППТ2 по току в нагрузочной линии при условии, что в
ней распространяется волна самоизоляции с током, равным минимальному. Оценка
напряжения на ППТ2 по падающей волне тока h в линии дает напряжение около
6 MB. Таким образом, имеет место увеличение напряжения в тринадцать раз по
сравнению с генератором Маркса. Длительность импульса на полувысоте после
ППТ2 составляла 20 не.
Таким образом, микросекундные плазменные прерыватели тока позволили
радикально упростить и удешевить импульсные генераторы мегаджоулевого, мегаампер-
ного и мегавольтного диапазонов. Кроме указанных выше работ, экспериментальные
23. Месяц Г. А
354 Глава 18. Импульсные генераторы с плазменными прерывателями тока
м l|l м h
32 пп
Ж
Wh
!
ППТ2
ЕГ
|/
i\l
~Р h
64 пп
ППТ1
_Й
Н_
Рис. 75.70. Генератор «ГИТ-4» с двумя плазменными прерывателями
исследования генераторов с МППТ были проведены также в работах [13-16].
О некоторых из них мы будем говорить ниже при обсуждении мегаджоульных
установок с МППТ. Здесь же в качестве примера рассмотрим еще одну
исследовательскую установку «HAWK» [13]. Она включает масляный генератора Маркса
A мкФ, U0 = 640 кВ, 225 кДж), замкнутый на МИВЛ. Амплитуда тока 10= 720 кА,
время роста тока 1,2 мкс. Анод МППТ представляет двенадцать стержней,
расположенных по цилиндрической поверхности с радиусом 7,5 см. Внутренний
электрод (катод) имел различные конфигурации. В большинстве экспериментов
применялись источники плазмы с пробоем по поверхности диэлектрика. Кроме того,
установка содержала двенадцать коаксиальных пушек [13], представляющих срез
коаксиального кабеля. В ряде экспериментов использовались четыре газовых
клапана, которые срабатывали за 400-J-500 мкс до запуска установки. Разряд в газе
инициировался пробоем от конденсатора. Использовались такие газы, как Н2, Аг,
Не. При этом удавалось получать такие же результаты, как и при использовании
обычных источников плазмы. Плотность плазмы в ППТ составляла ~1015 см-3.
В качестве нагрузки на «HAWK» применялись вакуумный и плазмонаполненные
диоды, а также короткозамкнутая нагрузка. В зависимости от импеданса нагрузки ZH
работу ППТ можно разделить на два режима. Если ZH меньше некоторой
критической величины ZK, то работа прерывателя определяется нагрузкой. В этом случае
напряжение Umn ~ ZH, а ток нагрузки IH ~ const. В случае ZH > ZK имеют место
соотношения С/ппт ~ const, /н ~ 1/ZH. Величины ZK приведены в таблице 1.
Таблица 18.1.
Радиус катода RK9 см Тцпъ кА /н, кА ?/ппт> MB PH, ТВт ZK, Ом Источник
5-
2,5
конус
1,3
635
500
600
500
500
400
465
250
0,9
1,2
1,6
2,0
0,4
0,5
0,7
-
1,5
3
4
7
[13]
[13]
[14]
[16]
§18.3 Экспериментальное исследование ППТ 355
Эти результаты получены при U0 = 640 кВ, 10 = 720 кА; /ппт - полный ток в момент
обрыва, С/ппт и /„ - напряжение на ППТ и ток в нагрузке в момент пиковой
мощности. Нагрузкой служил вакуумный диод.
§ 18.3 Экспериментальное исследование ППТ
18.3.1 Фаза проводимости
Экспериментальные исследования ППТ, проведенные в широком диапазоне
амплитуд токов от десятков килоампер до единиц мегаампер, можно условно
разделить на две части: исследование фазы проводимости и фазы обрыва тока. Фаза
проводимости ППТ определяет прежде всего эффективность передачи энергии из
емкостного накопителя в индуктивный. Основными ее характеристиками являются
импеданс прерывателя, максимальная амплитуда тока, а также значения величины
смещения плазменной перемычки от генератора к нагрузке. Учитывая, что
устройства с МППТ представляют наибольший практический интерес, в этом и
последующих разделах мы будем говорить главным образом о них.
Электрофизические измерения показали, что возрастание тока в ППТ
отличается от расчетного [17]
1 = 17,
ГУ
jj sin[(IC)-1/2/]. A8.5)
Это может быть обусловлено возрастанием индуктивности контура за счет
электродинамического движения плазмы под действием силы jr x Bq9 что приводит к
генерации противо-эдс - I{dLldt\ уменьшающей действующее в цепи напряжение
генератора, и развитием плазменных неустойчивостей, ответственных за возрастание
активного сопротивления. Оба явления приводят к потерям энергии. В первом
случае - на увеличение кинетической энергии плазмы, во втором случае - на нагрев
плазмы. Это осложняет согласование МППТ с нагрузкой из-за возможного
проникновения плазмы в зону нагрузки и появления на ней предымпульсного напряжения.
Сопротивление МППТ в фазе проводимости не превышает сотых долей ома, при
этом напряжение на нем возрастает до 1 кВ к моменту основного разрыва при
отрицательной полярности центрального электрода и до 3-6 кВ при положительной
полярности последнего. Длительность предымпульса напряжения составляла 100-300 не
при времени до обрыва 0,9-1,2 мкс. В экспериментах на генераторе «Дубль» [17]
(ГПУ) при работе на индуктивную нагрузку (Z,H = 0,6 мкГн) импульс переключенного
тока начинался за 400-600 не до начала основного обрьюа тока ППТ (/0 ~ 0,8+0,9 мкс),
при этом его амплитуда достигала нескольких килоампер. Этот эффект наиболее
ярко проявлялся при использовании коаксиальной геометрии ППТ с
межэлектродными зазорами гА - гк> 10 см и временной задержкой до срыва тока < 0,9 мкс.
В этом случае амплитуда предымпульсного тока возрастала до 20 кА.
Эксперименты с МППТ показали, что максимальная амплитуда тока зависит
(при прочих неизменных параметрах) от диаметра внутреннего отрицательного
проводника, количества плазменных пушек, времени задержки между напуском
плазмы и пуском основного генератора, скорости нарастания тока.
Зависимость максимального тока МППТ / от диаметра внутреннего проводника D
имеет наиболее выраженный характер и является определяющей при изменении тока
23*
356 Глава 18. Импульсные генераторы с плазменными прерывателями тока
на порядок. Так, например, эксперименты, выполненные в ИСЭ на генераторах
«Марина» (-250 кА) и «ГИТ-4» (~ 2,5 МА), показали [11, 12], что десятикратное
увеличение / потребовало такого же увеличения D (с 30 до 280 мм) при
использовании одинакового способа инжекции плазмы (с внешнего анодного проводника на
внутренний). Таким образом, можно записать соотношение I/D = 7+$ кА/мм =
= const, указывающее на минимальный диаметр центрального проводника,
который необходим для перевода энергии из первичного накопителя в индуктивный
при дальнейшей реализации высоких параметров обрыва тока.
Амплитуда тока / меняется также в зависимости от параметров
предварительно инжектированной плазмы. На генераторе «ГИТ-4» изучалась
зависимость / от количества плазменных пушек N. Концентрация плазмы МППТ при
этом не измерялась, так что в данном случае можно говорить только об
изменении общего количества плазмы, инжектированной в объем МППТ. Было
получено, что ток пропорционален квадратному корню из количества пушек, т.е.
/ ~ дг°>5. в [7] в экспериментах на генераторе «HAWK» проводились
аналогичные исследования при изменении количества поверхностных искровых
источников плазмы. Здесь было получено, что концентрация плазмы пропорциональна
количеству источников, а амплитуда тока в МППТ зависит от концентрации как
корень четвертой степени, т.е. / - №>25, в отличие от ППТ наносекундного
диапазона, где эта зависимость имеет вид / ~ N.
Зависимость тока / от времени задержки используется для выбора рабочего
режима МППТ. При увеличении времени задержки сверх некоторого минимального
значения ток / начинает увеличиваться, пока не выходит на насыщение либо не
реализуется режим короткого замыкания. Минимальная задержка соответствует
времени, необходимому для пересечения плазмой межэлектродного промежутка МППТ.
Амплитуда тока в МППТ / также зависит от скорости ввода тока в
прерыватель. Скорость ввода тока может быть изменена за счет изменения выходного
напряжения генератора Маркса U0, либо в результате изменения индуктивности L
разрядного контура. Основной результат, который получен в этих экспериментах,
заключается в том, что в работе МППТ критерий критического тока не проявляется
так явно, как для наносекундного аналога [7]. При увеличении скорости ввода тока
dlldt амплитуда предельного тока / возрастает, а длительность фазы проводимости
сокращается, причем этот процесс зависит от геометрии МППТ. Так, в
экспериментах на «ГИТ-4» для коаксиального МППТ в геометрии 160 мм/210 мм (диаметр
катода/диаметр анода) увеличение выходного напряжения генератора Маркса С/0 с
300 до 480 кВ привело к росту / примерно на 11%, а в геометриях 480 мм/580 мм
и 280 мм/350 мм рост U0 с 480 до 720 кВ давал прирост / примерно на 55%.
В экспериментах с МППТ аксиального типа скорость роста тока менялась в 2,4 раза
за счет изменения накопительной индуктивности с 600 до 250 нГн. При этом
увеличение / составило в среднем 27% [12,17].
Смещение плазменной перемычки исследовалось с помощью оптических
методов, магнитными зондами и по регистрации потоков заряженных частиц на
электроды МППТ. Выполненное в работе [18] фотографирование (время экспозиции
80 с) с торца зоны коаксиального МППТ (/ «105 A, t0 « Ю-6 с), показало
уменьшение светимости плазмы задолго E00 не и более) до начала обрыва тока вблизи
отрицательного центрального электрода и в середине межэлектродного промежутка
§18.3 Экспериментальное исследование ППТ 357
при положительной полярности центрального электрода. В течение длительности
фазы проводимости эти зоны с уменьшенной светимостью плазмы имели
тенденцию к расширению. На фотографиях также просматривались радиальные струи,
количество которых соответствовало числу плазменных пушек.
Оптические исследования в режиме временной развертки МППТ коаксиальной
геометрии (отрицательный центральный электрод) на генераторе «Дубль» [17, 20]
проводились в двух режимах работы размыкателя: а) при отсутствии размыкания
тока; б) в рабочем режиме, при наличии размыкания (?/= 1,2 MB). В первом
случае на катоде фиксировалось слабое свечение, момент появления которого был
близок к максимуму тока генератора, а скорость его распространения вдоль катода
к нагрузке (замкнутая коаксиальная индуктивность) возрастала после максимума
тока, при этом свечение на аноде 01сутствовало. Во втором случае катодное
свечение начиналось задолго до обрыва тока, перемещаясь также в сторону нагрузки.
Скорость распространения этого свечения увеличивалась, достигая к моменту
обрыва тока максимального значения ~3-108 см/с. Во время обрыва тока
интенсивность свечения на катоде резко возрастала, и появлялось свечение на анодной
поверхности, смещенное в сторону нагрузки. Аналогичные исследования динамики
свечения катодной плазмы были проведены в работе [19] при амплитудах тока
через ППТ 200 и 700 кА и длительности фазы проводимости 0,8 и 1,2 мкс
соответственно с помощью световодов, размещенных вдоль отрицательного электрода.
Результаты этих экспериментов свидетельствуют о наличии временных задержек
появления излучения с катодной поверхности, значения которых возрастали в
направлении к нагрузке.
Таким образом, описанные выше эксперименты подтверждают то, что уже в
фазе проводимости на катодной поверхности образуется плазма взрывоэмиссион-
ного характера, область генерации которой перемещается с ростом тока через ППТ
в сторону нагрузки. Следует отметить, что роль взрывной эмиссии электронов с
катода, которая в этом случае безусловно появляется, практически не учитывается
в физике процессов ППТ.
В работе [19] были проведены первые исследования динамики проникновения
магнитного поля в плазму при временах ввода тока в ППТ коаксиальной геометрии
до 240 не. Результаты этих исследований совпадали с полученными ранее этими
же авторами при работе с наносекундными ППТ (t0 «10-7 с). При полной длине
/= 12 см в первые 40 не ток протекал в канале шириной 3 см, спустя 120 не ток
проникал на 6 см, и за последние 40 не до обрыва происходило быстрое
проникновение тока на оставшуюся длину ППТ. При этом не было зарегистрировано
протекание радиального тока позади токового канала. В дальнейшем эти исследования
были продолжены на генераторах «POP», «HAWK» [19] и «Дубль» [20],
отличающихся друг от друга только радиальным межэлектродным зазором (гА/гк = 2,8 для
«POP», rA/rK = 1,64 для «HAWK» и rA/rK = 4,44 для «Дубль»). Результаты работы
[19] показали преимущественно радиальный профиль токового канала,
распространяющегося вдоль ППТ в сторону нагрузки с v» A-2L О7 см/с в первые
600 не длительности фазы проводимости и с v «108 см/с в последующие 200 не до
обрыва тока. В общем виде картина токовых линий представлена на рис. 11, из
которого следует, что поток электронов, эмитируемых с катодной поверхности за
358 Глава 18. Импульсные генераторы с плазменными прерывателями тока
Рис. 18. П. Качественная картина распределения токовых линий в МППТ
счет взрывной эмиссии, сначала движется вдоль катодной поверхности и только
затем направляется к аноду. При этом отмечается более быстрое, чем на катоде,
прианодное проникновение тока. В работе [20] был также получен радиальный
профиль токового канала в первые 400 не после начала ввода тока, однако затем
возникал наклон линий тока в сторону нагрузки за счет более быстрого прианодно-
го проникновения тока в плазму. Этот наклон увеличивался со временем и был
максимален к окончанию фазы проводимости. Максимальная скорость
перемещения фронта токового канала наблюдалась в последние 100-50 не фазы
проводимости, достигая значения v « 5 • 108 см/с, в то время как его средняя скорость в прика-
тодной области в течение 850 не не превышала 2107 см/с, резко увеличиваясь в
последние 50 не до обрыва. Было отмечено, что начало более быстрого прианодно-
го проникновения тока соответствовало выходу токового канала за область
предварительно созданной плазмы. В дальнейшем, при нарастании тока генератора, все
большая часть тока вблизи анода замыкалась за первоначальной плазменной
областью, ускоряясь в виде «языка» по направлению к нагрузке вблизи анода.
Полученные данные показывают, что процесс диффузии тока в МППТ
происходит с постоянной скоростью на протяжении примерно 800 не фазы
проводимости. Это свидетельствует о постоянстве среднего значения а/ = const (/ - толщина
плазменного слоя, ст - проводимость плазмы). Последнее свидетельствует о
развитии дополнительных столкновительных процессов в плазме, обеспечивающих
необходимую частоту столкновений электронов, ответственными за которую могут
быть ионно-звуковая, бунемановская и нижнегибридная неустойчивости.
Наклон линий тока в прианодной области в сторону нагрузки связывается с за-
магниченностью электронного потока, эмитируемого с катодной поверхности и
дрейфующего в Ег х Л?0-полях, при этом возникающее холловское напряжение
приводит к дрейфу на анод на фронте токового канала в Ez x Яе-полях.
Исследования по проникновению тока и соответствующего магнитного поля в
плазму проводились также с помощью изучения динамики корпускулярных
потоков (электронов на анод и ионов на катод) из области МППТ. Экспериментальные
результаты [17] по изучению радиальных электронных потоков в коаксиальном
МППТ G = 105 A, t0 = 1,2 мке, центральный электрод отрицательной полярности)
на анод показали, что плотность электронного тока на аноде возрастала до
102 А/см2 в медианной плоскости инжекции плазмы из центрального электрода.
Затем в этом месте наблюдалось уменьшение электронного тока, причем время
§18.3 Экспериментальное исследование ППТ 359
начала спада зависело от параметров плазмы. Снижение ее концентрации
приводило к более раннему спаду электронного тока на коллекторе в плоскости инжек-
ции. При дальнейшем увеличении тока генератора электронные сигналы
появлялись на последующих, расположенных на расстоянии друг от друга в аксиальном
направлении, коллекторах. Скорость распространения токового канала зависела от
концентрации плазмы и находилась в диапазоне D-ЮМ О8) см/с. Амплитуда
плотности электронного тока возрастала по направлению к нагрузке от 10 А/см2 с
генераторной границы ППТ до 300 А/см2 со стороны нагрузки. Полученные данные
подтвердились проведенными в дальнейшем на генераторах «Марина» и «ГИТ-4»
[11, 12, 17] аналогичными измерениями. Это подтверждает механизм
последовательного проникновения тока в плазму ППТ в форме токового канала, а также
замагниченность электронов собственным магнитным полем позади него.
В работе [18] проведены первые исследования ионных потоков в стадии
проводимости микросекундного коаксиального ППТ при положительной полярности
центрального электрода и при наличии внешнего аксиального магнитного поля.
Результаты этих исследований показали, что уже в фазе проводимости в сторону
отрицательного внешнего электрода имеется направленный ионный поток с
амплитудой тока, превышающей ионный ток насыщения плазмы. При этом было
отмечено существование временной задержки в появлении ионных сигналов по
длине МППТ в сторону нагрузки. Такого же типа исследования, но с отрицательной
полярностью центрального электрода, были проведены в работах [19, 20].
Результаты этих исследований в целом совпали с выводами работы [18] и показали также
постепенное появление ионного тока с амплитудой много больше ионного тока
насыщения плазмы по длине ППТ. Характерно, что сигналы ионных датчиков,
расположенных на расстоянии менее 40 см от плоскости инжекции плазмы,
достигали максимума еще в фазе проводимости, а затем монотонно уменьшались [20].
Расчет интегрального ионного тока показал, что уже через 300 не после начала
ввода тока в МППТ его доля в полном токе превышала рассчитанный из
соотношения {mjmi)m предел и в дальнейшем нарастала, достигая 20-30% к концу фазы
проводимости. В ходе проведения этих экспериментов была установлена
корреляция между расположением токового канала и достижением плотности ионного
тока своего максимального значения в этом месте. Кроме этого, быстрое
увеличение полного ионного тока в конце стадии проводимости (рис. 12) соответствовало
возрастанию площади контакта плазмы ППТ с катодным электродом, т.е. с
наступающим в эти же моменты времени быстрым движением токового канала в прика-
тодной области при выходе его на нагрузочную сторону плазменной перемычки.
Полученные результаты измерений ионного тока могут быть связаны с началом
эрозии плазмы позади токового канала в прикатодной области еще в стадии
проводимости. Началом эрозии плазмы еще в стадии проводимости можно объяснить и
уменьшение плотности ионного тока при обрыве тока. Чайлд-ленгмюровское
значение плотности ионного тока в этом случае будет определяться скоростью
нарастания напряжения на прикатодном двойном слое и плотностью плазмы на его
анодной границе. Однако возможны и другие причины, приводящие к увеличению
ионного тока в фазе проводимости МППТ, например возрастание концентрации
плазмы за счет ионизации нейтральной компоненты или процессы вторичной
ионизации ионов С+.
360 Глава 18. Импульсные генераторы с плазменными прерывателями тока
120
80^
40
0
О 0,2 0,4 0,6 0,8 1,0
t [мкс]
Рис. 18.12. Зависимости длины МППТ и ионного тока от времени
Наблюдаемое уменьшение ионного тока в начале МППТ может происходить
вследствие подавления нейтрализационных процессов предполагаемого двойного слоя
за счет уменьшения толщины электронного слоя и роста размера этого слоя.
Необходимо также учитывать, что уменьшение плотности ионного тока позади токового
канала может быть связано и с электродинамическим движением плазмы. В этом случае
за счет «сгребания» плазмы ее плотность будет максимальна в области токового
канала, что объясняет максимальное значение плотности ионного тока в нем.
18.3.2 Фаза обрыва тока
Фаза обрыва тока является определяющей в работе ППТ, и от нее зависит
жизнеспособность концепции индуктивного генератора с плазменным прерывателем в
качестве быстрого размыкателя тока. Основной характеристикой этой фазы
является скорость изменения импеданса МППТ при размыкании.
В первых экспериментах на генераторе «Марина» [10] было показано, что при
токе / « 200 кА скорость роста импеданса МППТ при отрицательном внутреннем
проводнике может достигать 109 Ом/с. В течение 10-15 не импеданс нарастал до
R= 10-5-15 Ом, так что напряжение на МГШТ достигало 2-5-2,5 MB. Установлено,
что значение R существенно зависит от диаметра внутреннего проводника D,
причем с уменьшением D импеданс R увеличивается. Минимальное значение D
определялось, как уже указывалось, необходимостью сохранить ток /.
При неизменном диаметре центрального проводника увеличение U0 приводило к
возрастанию тока / и сокращению длительности фазы проводимости. При этом
момент обрыва тока приходился на участок с большой крутизной нарастания тока в
МППТ /(/), что приводило к увеличению R на 20-5-30%. Восстановление
длительности фазы проводимости за счет увеличения времени задержки срабатывания
генератора, количества ППТ или увеличения диаметра центрального электрода неизменно
приводило к уменьшению R. С ростом / импеданс МППТ R уменьшается, так как
необходимо увеличивать диаметр центрального проводника. Это особенно наглядно
видно при сравнении результатов, полученных на генераторах «Марина» и «ГИТ-4»,
где токи различаются на порядок. Для увеличения тока на «ГИТ-4» потребовалось
60
40
20
о__я
о
о
1
/
/
/
/
" /
о//ч
1
§18.3 Экспериментальное исследование ППТ 361
пропорционально увеличить размер катода. Однако при этом импеданс R
пропорционально уменьшился, так что напряжение на ключе осталось прежним:
С/*IR «2,5 MB. A8.6)
Полученные результаты могут быть объяснены на примере параллельного
включения нескольких одинаковых прерывателей в идентичные разрядные
контуры, что приводит к сохранению выходного напряжения при пропорциональном
увеличении суммарного тока и уменьшении эквивалентного сопротивления.
Изменение полярности внутреннего электрода с отрицательной на
положительную приводит к значительному падению характеристик фазы обрыва тока
МППТ. В [11] значение dRIdt изменилось при переходе от «минус»-режима к
«плюс»-режиму на внутреннем электроде от E-8)-108 до 5107 Ом/с. Наложение
внешнего продольного магнитного поля позволяет существенно улучшить
параметры МППТ в «плюс»-режиме и ухудшает их в «минус»-режиме. Так, именно в
«плюс»-режиме при внешнем магнитном поле Bz = 10 кГс получено для МППТ
напряжение -4 MB [21].
Направление инжекции плазмы не оказывало заметного влияния на изменение
импеданса коаксиального МППТ при размыкании. Результаты эксперимента [11,
12,17], проведенного в «минус»-режиме при инжекции плазмы со стороны анода и
со стороны катода, показали, что в обоих случаях достигаются максимальные
скорости роста импеданса МППТ F-8)-108 Ом/с и предельные значения R свыше
8-10 Ом. Важной особенностью инжекции плазмы со стороны катода является то,
что энергозатраты на создание плазмы в этом случае на порядок ниже, чем при
инжекции плазмы со стороны анода.
В [22] изучалось влияние состава плазмы на характеристики переключения.
В качестве источника плазмы использовался импульсный напуск газа (Н2, D2, He, N2,
Аг, Кг). Эти исследования показали улучшение характеристик переключения с
уменьшением атомной массы ионов плазмы: при использовании водородной или
дейтериевой плазмы R « 20 Ом и U/U0 «4 (С/0 = 0,48 MB), а при использовании
плазмы из Аг или Кг R « 8 Ом, U/U0 « 2. В ходе экспериментов с 11111, работающими
на газах N2, Аг, Кг, регистрировались потоки протонов с энергией выше 600 кэВ на
катодный электрод, что свидетельствует о важности приэлектродных процессов.
По сравнению с наносекундным аналогом импеданс МППТ при тех же
амплитудах тока / оказывается значительно меньше. Уже в первых экспериментах в
ИСЭ было показано, что при разрыве в области МППТ формируется сходящийся
радиально ионный пучок с уменьшающейся в направлении нагрузки плотностью
тока от 140 до 50 А/см2. Микрорасходимость генерируемого мощного ионного
пучка не зависела от аксиальной координаты и составляла 5-7°, а
микрорасходимость в азимутальном направлении увеличивалась по мере удаления от источника
плазмы. Энергетические потери за счет ионного потока составили для
индуктивной нагрузки (L = 0,5 мкГн) D ± 1) кДж и для «разомкнутого катода E,3 ± 1,3) кДж
при полных энергетических потерях в ППТ F,2 ± 1) и A7 ± 4) кДж
соответственно [17]. Измерения электронного потока на стенке внешнего электрода показали
отсутствие существенных потерь в области ППТ при работе с короткозамкнутой
нагрузкой (< 0,65 кДж, рис. 13). При работе на высокоомную нагрузку
электронные потери резко возрастали за счет формирования мощного электронного пучка,
362 Глава 18. Импульсные генераторы с плазменными прерывателями тока
1,2
0,9 я-
о
0,6 3
0,3
0 20 40 60 80 100 ~
/ [см]
Рис. 18.13. Распределение плотности ионного тока и плотности потерь энергии электронов
вдоль МППТ в фазе обрыва тока при работе с разомкнутым катодом G) и на короткозамкну-
тую нагрузку B)
дрейфующего в вакууме и имеющего энергозапас до 12 кДж. Полученные
результаты свидетельствуют, что в МППТ ионные потери в фазе обрыва тока могут
достигать 70% интегральных энергопотерь для индуктивной нагрузки и 30% для
режима с разомкнутым катодом. Это и является ограничением на максимальное
значение сопротивления МППТ R.
С помощью активационных измерений было получено, что в ионном пучке
большую часть энергии переносит протонная фракция. Верхняя граница энергии
генерируемых ионов в целом соответствует напряжению, развиваемому на МППТ
при его разрыве при амплитудах тока до 300 кА. При переходе к амплитудам тока
1 МА и более это соответствие нарушалось. Этот результат, а также то, что вклад
высокоэнергетический части конного потока испытывал резкие (до полутора
порядков) флуктуации при достаточно постоянных характеристиках МППТ,
свидетельствует о возможности формирования двойного слоя не только в прикатодной,
но и в прианодной областях электродов прерывателя.
Мы не будем останавливаться на теоретических представлениях и
моделировании работы МППТ, так как они еще развиты недостаточно обстоятельно.
Напомним только, что информацию на эту тему можно найти в [23-31].
§ 18.4 Мощные наносекундные импульсные генераторы
с МППТ
В § 2 мы уже говорили о некоторых импульсных генераторах с МППТ, которые
использовались в основном для исследования физики плазменных прерывателей
тока. В этом разделе мы рассмотрим наносекундные импульсные генераторы с
МППТ, которые служат для решения таких конкретных задач, как исследование
свойств Z-пинчей, генерация мощных рентгеновских импульсов, технология
облучения материалов и т.д.
В ИСЭ разработаны установки типа «ГИТ». Об одной из них - «ГИТ-4» - мы
говорили выше (см. § 2) [12]. Сейчас рассмотрим установку «ГИТ-12» [32]. Этот
§ 18.4 Мощные наносекундные импульсные генераторы с МППТ 363
электрофизический комплекс представляет собой генератор импульсов тока с
промежуточным индуктивным накопителем и размыкателем тока на основе
МППТ. Комплекс создан для исследования высокотемпературной плазмы,
получаемой при сжатии газовых и многопроволочных лайнеров. Он имеет модульную
компоновку. Модули расположены по кругу диаметром 22 м (рис. 14).
Эксплуатация комплекса с 1992 г. в составе восьми модулей («ГИТ-8», 50%
энергозапаса) в экспериментах с ППТ и нагрузкой типа Z-пинча показала
необходимость ввода в контур каждого модуля демпфирующих резисторов для защиты
накопительных конденсаторов от обратной волны напряжения. Это обеспечило
возможность проведения экспериментов при токе ~4 МА (зарядное напряжение
генераторов Маркса 70 кВ) при приемлемом уровне выхода конденсаторов из строя
в процессе эксплуатации.
В 1996 г. подключено еще четыре модуля («ГИТ-12»), и в настоящий момент
энергозапас комплекса составляет 5 МДж, ток в контуре за -1,7 мкс нарастает до ~6 МА.
Основные параметры промежуточных вариантов установки приведены в таблице 2.
Таблица 18.2. Параметры «ГИТ-12» в зависимости от числа подключенных модулей
Параметры
Время нарастания тока tT, мкс
Зарядное напряжение, кВ
Запасенная энергия, МДж
Ток ППТ при t = tTtMA
Ток ППТ при t = 0,8 tTi MA
Конфигурация
БезД,/
ГИТ-8
1,67
50,0
1,73
4,43
4,20
С демпфирующим резистором Rd
ГИТ-8
1,69
50
1,73
3,04
2,93
70
3,38
4,26
4,10
ГИТ-12
1,74
50
2,59
4,4
4,24
70
5
6,2
5,94
Рис. 18.14. Общий вид комплекса «ГИТ-12»
364 Глава 18. Импульсные генераторы с плазменными прерывателями тока
2 3
О-ЦгЧЬ
-pj i — i b=j \=.
^31
bd=JL^JL
1 \4
Рис. 18.15. Конструкция модуля. / - бак с трансформаторным маслом; 2 - генераторы
Маркса; 3,4 - системы запуска и синхронизации генераторов Маркса; 5 - резистор; 6 -
проходной изолятор; 7 - вакуумная линия
Каждый модуль (рис. 15) состоит из первичного накопителя - набора
генераторов Маркса, проходного вакуумного изолятора 6 и передающей вакуумной
линии 7. Первичный накопитель представляет собой сборку из девяти параллельных
секций 2, собранных по схеме 12-каскадного генератора Маркса и размещенных в
металлическом баке 1. Демпфирующий резистор 5 изготовлен из фольги из
нержавеющей стали, которая образует бифилярную обмотку с комбинированной
изоляцией из электротехнического картона и трансформаторного масла.
Емкость первичного накопителя модуля равна 1,2 мкФ, индуктивность -440 нГн.
Индуктивность проходного изолятора составляет -200 нГн, индуктивность
демпфирующего резистора - 250 нГн, индуктивность четырехметровой передающей
линии - 179 нГн. Активное сопротивление демпфирующего резистора равно 0,42 м.
Передающие линии 1 от двенадцати модулей сходятся на центральном узле
(рис. 16), представляющем собой отрезок вакуумного коаксиала длиной 0,6 м, с
диаметром обечайки 1,6 м. Основной коллектор 2 имеет диаметр 1,5 м. Он
опирается на короткозамкнутую вакуумную линию 5, имеющую волновое
сопротивление 60 Ом и электрическую длину 6,7 не. На верхнем фланце обечайки, отстоящем
на 30 мм от внутреннего высоковольтного электрода, расположен узел с ППТ.
В качестве ППТ исследовались аксиально-симметричные системы с
соотношением диаметров анода и катода Did = 380 мм/320 мм. Анод сплошной либо
прозрачный в виде беличьей клетки, изготовленной из тридцати двух стержней
диаметром 10 мм. Катод сплошной, со сферическим переходом на короткозамкнутую
нагрузку с Did = 70 мм/40 мм.
Для создания начальной проводимости в зону ППТ инжектировалась плазма
за время td = B-10) мке до момента включения генераторов Маркса. В качестве
плазменных инжекторов используются пушки, обладающие высокой
надежностью и большим ресурсом работы. Ток разряда в каждой пушке колебательный
(период 4,8 мке, декремент затухания 1,6), амплитуда тока в первом максимуме
составляет -9 кА.
Мегаджоульный комплекс «ГИТ-12» представляет собой один из
крупнейших в мире импульсных генераторов, в которых реализуется идея прямой накачки
§ 18.4 Мощные наносекундные импульсные генераторы с МППТ 365
Рис. 18.16. Центральный узел. 1 - передающая коаксиальная вакуумная линия, 2 - основной
коллектор, 3 - опорная вакуумная линия
индуктивного накопителя от генераторов Маркса и вывода энергии на нагрузку с
помощью микросекундного ППТ.
В процессе исследований выявлены основные закономерности работы
микросекундных ППТ на уровне тока в несколько мегаампер и определены факторы,
препятствующие повышению их разрывных характеристик. Показано, что на
стадии проводимости токовый канал движется в зоне МППТ в направлении от
генератора к нагрузке. При этом, если концентрация в зоне ключа слишком велика,
происходит вынос части этой плазмы в область нагрузки, что нарушает условия
согласования генератора с лайнером и может способствовать возникновению обратного
пробоя МППТ. Оптимизация узла перехода МППТ-лайнер позволила без
повышения плотности плазмы и амплитуды тока в МППТ поднять амплитуду тока в
лайнере и мощность рентгеновского излучения. Эксперименты с комбинированным
МППТ показали возможность продвижения в область больших токов при
сохранении общего количества инжектированной плазмы за счет надлежащего
распределения ее плотности по зоне МППТ.
Другой электрофизической установкой с МППТ является «DECADE» [15]. Это
многомодульная система, которая работает на рентгеновские взрывоэмиссионные
диоды. Она дает 20 кРад рентгеновского излучения за импульс на расстоянии 13 см
от диодов на площади 1 м2 при длительности импульса 40 не и напряжении 1,8 В.
В рамках этой программы изготовлены модули ДРМ1, а затем ДМ1 и ДМ2.
Установка ДМ2 содержит магнитоуправляемый плазменный прерыватель тока и будет
рассмотрена ниже.
Модуль ДМ1 состоит из масляного генератора Маркса с энергозапасом 570 Дж,
промежуточной накопительной емкости, водяной линии, вакуумной линии с
МППТ и диода. При коротком замыкании МППТ ток растет до 1,8 МА за 300 не.
Генератор Маркса содержит шесть модулей по двенадцать каскадов в каждом (85 В
на одном каскаде). Выходные параметры генератора Маркса: емкость 1,1 мкФ,
напряжение 1 MB. Промежуточная накопительная емкость имеет 400 нФ. Она
разряжается через 6 параллельных управляемых газовых разрядников (SF6), временной
366 Глава 18. Импульсные генераторы с плазменными прерывателями тока
разброс которых < 5 не. Источниками плазмы служат коаксиальные кабельные
пушки, которые дают концентрацию плазмы ~1015 см-3. Радиус внутреннего
электрода (катода) 4,4 см. Анод состоит из двух отрезков, замкнутых через плазму.
Анод со стороны генератора («upstream anode») представляет собой цилиндр
радиусом 9 см. Анод со стороны нагрузки («downstream anode») выполнен в виде
кольца с внутренним диаметром 18,5 см. Для стандартной конфигурации МППТ
максимальное напряжение составляет 1,2 MB при времени проводимости -300 не.
Для «плазменного анода» получено максимальное напряжение 2,3 MB для
наибольшего из исследованных времен проводимости 550 не.
Установка мегаджоульного уровня энергии «АСЕ-4», разработанная компанией
«Maxwell», содержит генератор Маркса, масляную линию, вакуумную линию,
коаксиальный или радиальный (дисковый) МППТ и электронный диод [33].
Прерыватель разделен на два идентичных ППТ, обращенных катодами друг к другу.
Эксперименты показали, что моменты размыкания верхнего и нижнего ППТ
отличаются незначительно. Основные параметры различных режимов работы установки
«АСЕ-4» приведены в таблице 3.
Таблица 18.3.
Тип ППТ
Радиальный
Коаксиальный Rc = 9 см
Коаксиальный Rc = 6 см
U09kB
-
520
360
4МА
8
3,7
2,1
/0, мке
1,3
0,87
1,05
UUm, MB
0,3
1,0
1,2
Здесь t0 - время до обрыва тока в МППТ, Rc - радиус катода МИВЛ, U0 - выходное
напряжение генератора Маркса, Is - ток МППТ.
Установка «АСЕ-4» имеет энергозапас 4 МДж [33]. Генератор Маркса состоит
из двадцати четырех генераторов, размещенных в четырех масляных баках.
В случае радиального МППТ источники плазмы размещались на двух дисках с
внутренним радиусом 40 см и внешним 60 см, расположенных вне МППТ.
Плазма поступала в область МППТ через прозрачный анод. Приведенные в таблице
данные относятся к случаю, когда нагрузкой служил электронный диод с
импедансом 0,25 Ом.
Коаксиальный МППТ имеет отрицательную полярность внутреннего
электрода. Анод при этом состоит из шестнадцати продольных стержней. Вокруг анода
расположены пятнадцать источников плазмы. В качестве нагрузки служила
индуктивность 200 нГн. По данным интерференционных измерений концентрация
электронов в МППТ составляла 1015 см~3.
Кроме обычных МППТ, рассмотренных выше, существуют еще магнитоуправ-
ляемые ППТ, которые могут работать как в наносекундном, так и в
микросекундном режимах. В традиционных плазменных прерывателях тока момент размыкания
изменяется путем подбора режима работы источников плазмы, задержкой между
инжекцией плазмы и началом тока через ППТ и т.д. Технология магнитных ППТ,
по замыслу ее создателей (SNL), должна упростить управление моментом
размыкания благодаря применению внешних магнитных полей [34-37].
§ J8.4 Мощные наносекундные импульсные генераторы с МППТ 367
Последовательность работы элементов таких ППТ следующая:
1. В ППТ создается внешнее магнитное поле от «медленной» катушки.
2. Источник плазмы заполняет плазмой анодно-катодный промежуток.
3. Дополнительный источник плазмы создает плазму в управляющем ППТ.
4. Ток генератора протекает последовательно через управляющий ППТ, катод и
основной ППТ.
5. После размыкания в управляющем ППТ ток перебрасывается в катушку
быстрого магнитного поля; создаваемое ею магнитное поле направлено
противоположно внешнему полю.
6. Изменение конфигурации магнитного поля инициирует размыкание в
основном ППТ.
Таким образом, на первой стадии задача упрощается: размыкание
осуществляется не в основном ППТ, а в управляющем при существенно меньшем напряжении.
Но, во-первых, для управляющего МППТ приходится подбирать начальные
условия. Во-вторых, для эффективной работы магнитных ППТ требуется, чтобы
управляющий прерыватель в нем оставался разомкнутым до завершения всех процессов
в основном ППТ.
В ИАЭ разработан ряд установок с МППТ для работы в импульсно-
периодическом режиме [38]. Они использовались в ускорителях электронов и
генераторах рентгеновских импульсов. Параметры генераторов следующие:
напряжение до 1 MB; ток до 100 кА; средняя мощность до 20 кВт; частота 1-4 Гц;
длительность импульса ~10~7 с; коэффициент полезного действия 20-30%.
В [39] технология МППТ объединена с работой линейного трансформатора.
Основным фактором, который ограничивает эффективность переключения тока из
индуктивных накопителей энергии с помощью микросекундных ППТ, является
недостаточно высокое их сопротивление в открытом состоянии. При токе в
прерывателе ~1 МА сопротивление, как правило, достигает ~2 Ом. Низкое
сопротивление ограничивает скорость вывода энергии из накопителя и приводит к
увеличению времени переключения тока в нагрузку.
Использование в качестве генератора линейного трансформатора позволяет
предложить схему с последовательным включением прерывателей для решения
проблемы увеличения скорости роста тока в индуктивной нагрузке. В этой схеме
каждый плазменный прерыватель включается в первичный контур нескольких ступеней
трансформатора. При его срабатывании на выходе первичного контура возникает
импульс напряжения, амплитуда которого определяется сопротивлением
прерывателя и током в первичном контуре к моменту срабатывания. Суммирование
напряжений нескольких контуров позволяет увеличить выходное напряжение генератора.
Для реализации предлагаемой схемы необходимо изолировать нагрузку от
контура генератора на стадии ввода тока с помощью разрядника. Принципиальная
работоспособность схемы с включением перед нагрузкой неуправляемого
разрядника с пробоем по поверхности изолятора была проверена в экспериментах на
«ГИТ-4» [12]. В результате был разработан разрядник с необходимой
коммутационной характеристикой.
Генератор состоит из трех секций по пять ступеней линейного трансформатора.
Между секциями включены прерыватели тока с шестнадцатью пушечными
инжекторами плазмы. Вакуумная часть первичного контура каждой секции образована
368 Глава 18. Импульсные генераторы с плазменными прерывателями тока
проводниками коаксиала 200/160 мм. Расстояние между концом одного и началом
другого электродов вакуумной коаксиальной линии первичного контура
трансформатора составляет 40 мм. Электроды вакуумного коаксиала 155/130 мм образуют
дополнительную индуктивность токоподвода к нагрузке. Первоначально
первичные контуры секций трансформатора закорочены плазменными прерывателями
тока, включенными в рассечку внешнего электрода вакуумного коаксиала
трансформатора. Катоды прерывателей закреплены на электродах. Для предотвращения
тока в нагрузке до срабатывания прерывателей используется неуправляемый
разрядник с пробоем по поверхности диэлектрика. Разрядник включен в разрыв
центрального электрода нагрузки. Он должен выдерживать напряжение при зарядке
током вакуумной индуктивности трансформатора и пробиваться в момент
срабатывания прерывателей.
Зарядное напряжение составляло 90 кВ. Включение прерывателей и
коммутирующего разрядника происходит в момент времени 0,8 мкс. Достигаемый к этому
моменту ток генератора -760 кА. Остаточный ток в прерывателях ~100 кА, ток
нагрузки -400 кА. Максимум напряжения на МППТ -1,4 MB, напряжение на
нагрузке достигает 2,6 MB, максимальная мощность на нагрузке - 430 ГВт.
Соответствующие значения для трансформатора из пятнадцати ступеней с одним
прерывателем на выходе равны 1,5 MB и 160 ГВт. Таким образом, предлагаемая схема
позволяет увеличить выходное напряжение в 1,7 раза и мощность в 2,7 раза. Еще
большее увеличение напряжения можно получить за счет уменьшения
индуктивности Ls между центральным проводником трансформатора и плазменным
прерывателем. Если Ls уменьшить до 50 или 30 нГн, то напряжение на нагрузке возрастет
до 3 и 3,5 MB соответственно.
Литература к главе 18
1. Суладзе КВ., Цхадая Б.А., Плютто А.А. Особенности формирования интенсивных
пучков электронов в ограниченной плазме // Письма в ЖЭТФ. 1969. Т. 10, вып. 6.
С. 282-285.
2. Мхеидзе ГЛ., Плютто А.А., Короп Е.Д. Ускорение ионов при протекании тока через
плазму // ЖТФ. 1971. Т. 41, вып. 5/6. С. 952-963.
3. Mendel C.W., Goldstein S.A., Miller P.A. The Plasma Erosion Switch // Proc. I IEEE Pulsed
Power Conf. Lubbock, 1976. P.1C2-1-1C2-6.
4. Mendel C.W., Goldstein S.A., Miller P.A. A Fast Opening Switch for Use in REB Diode
Experiments // J. Appl. Phys. 1977. Vol. 48, N 3. P. 1004-1006.
5. Stringfield R., Schneider R., Genuario R.D. et al. Plasma Erosion Switches with Imploding Plasma
Loads on a Multiterawatt Pulsed Power Generator //Ibid. 1981.Vol. 52,N3.R 1278-1284.
6. Meger R.A., Commisso R.J., Cooper stein G, Goldstein S.A. Vacuum Inductive Store/Pulse
Compression Experiments on a High Power Accelerator Using Plasma Opening Switches //
Appl. Phys. Lett. 1983. Vol. 42. P. 943-945.
7. Weber B. V, Commisso R.J., Cooperstein G. et al. Plasma Erosion Opening Switch Research at
NRL // IEEE Trans. Plasma Sci. 1987. Vol. 15, N 6. P. 635-648.
8. Opening Switches / Ed. by A. Guenther, M. Kristiansen, and T. Martin. N.Y.: Plenum press, 1987.
9. Абдуллин Э.Н., Баженов ГЛ., Ким А.А. и др. Плазменный прерыватель тока при
микросекундных временах ввода энергии в индуктивный накопитель // Физика плазмы. 1986.
Т. 12, вып. 10. С. 1260-1264.
10. Ковальчук Б.М., Месяц ГА. Генератор мощных наносекундных импульсов с вакуумной
линией и плазменным прерывателем // Докл. АН СССР. 1985. Т. 284, № 4. С. 857-859.
Литература к главе 18 369
11. Mesyats G.A., Bugaev S.R, Kim A.A. et al. Microsecond Plasma Opening Switches // IEEE
Trans. Plasma Sci. 1987. Vol. 15, N 6. P. 649-653.
12. Kovalchuk B.M., Mesyats G.A. Superpower Pulsed Systems with Plasma Opening Switches //
Proc. VIII Intern. Conf. on High-Power Particle Beam Research and Technology. Novosibirsk,
1990. Vol. LP. 92-103.
13. Commisso R.J., Goodrich P. J., Grossman J.M. et al. Characterization of a Microsecond-
Conductive-Time Plasma Opening Switch // Phys. Fluids. B. 1992. Vol. 4, N 7, pt 2. P. 2368-2376.
14. Goodrich P. J., Hinshelwood D.D. High Power Opening Switch Operation on «HAWK» //
Proc. IX IEEE Intern. Pulsed Power Conf. Albuquerque, 1993. P. 511-515.
15. Sincerny P., Ashby S., Childers К et al. Performance of Decade Module N 1 (DM1) and the
Status of the Decade Machine // Proc. X IEEE Intern. Pulsed Power Conf. Albuquerque, 1995.
P. 405-416.
16. Weber B.V., Boiler J.R., Commisso RJ. et al. Microsecond-Conduction-Time POS
Experiments // Proc. IX Intern. Conf. on High-Power Particle Beams. Wash. (D.C.), 1992.
P. 375-384.
17. Быстрицкий B.M., Месяц Г.А., Ким A.A. и др. Микросекундные плазменные
прерыватели тока // Физика элементар. частиц и атом. ядра. 1992. Т. 23, вып. 1. С. 20-57.
18. Голованов Ю.П.,Долгачев Г.И., Закатов Л.П. и др. // Тез. докл. VII Всесоюз. симпоз. по
сильноточной электронике. Томск, 1988. С. 28-30.
19. Weber В. V., Commisso R.J., Cooperstein G. et al. Plasma Erosion Opening Switch Operation
in the 50 ns - 1 us Conduction Time Range // Proc. VIII Intern. Conf. on High-Power Particle
Beam Research and Technology. Novosibirsk, 1990. P. 406-413.
20. Bystritskii V.M., Krasik Ya.E., Lisitsyn I.V., Sinebrjukhov A.A. Experimental Investigation on
the Conduction Phase of the Microsecond Plasma Opening Switch // Ibid. P. 967-972.
21. Голованов Ю.П., Долгачев Г.И., Закатов Л.П., Скорюпин В.А. Применение плазменных
прерывателей тока в индуктивных накопителях для создания тераваттных генераторов с
большой энергетикой // Физика плазмы. 1988. Т. 14, вып. 7. С. 880-885.
22. Ananjin P.S., Karpov V.B., Krasik Ya.E. et al. Application of Pulsed Gas Vents for Plasma
Opening Switches // Proc. XIVISDEIV. Santa Fe, 1990. P. 417^20.
23. Иваненков Г.В. Двойные слои в сильноточном плазмонаполненном диоде // Физика плазмы.
1982. Т. 8, вып. 6. С. 1184-1191.
24. Ottinger RE, Goldstein S.A., Meger R.A. Theoretical Modeling of the Plasma Erosion
Opening Switch for Inductive Storage Applications // J. Appl. Phys. 1984. Vol. 56, N 3.
P. 774-784.
25. Goyer J.R., Sincerny P.S., Krishman M. A Simple Physical Model for PEOS Operator // Proc.
VII IEEE Pulsed Power Conf. Monterey, 1989. P. 707-709.
26. Кингсеп А.С, Рудаков Л.И., Чукбар КВ. О недиффузионном механизме проникновения
магнитного поля в проводник // Докл. АН СССР. 1982. Т. 262, № 5. С. 1131-1135.
27. Чукбар КВ., Янъков В.В. Эволюция магнитного поля в плазменных размыкателях //
ЖТФ. 1988. Т. 58, вып. 11. С. 2130-2135.
28. Sudan R.N., Similon PL. Preprint Laboratory of Plasma Studies. Ithaca: Cornell Univ., 1988.
(LPS 88-9).
29. Чуватин А.С, Ким А.А., Кокшенев В.А., Логинов СВ. Холловская МГД-модель
микросекундного плазменного прерывателя тока // Изв. вузов. Физика. 1997. № 12. С. 57-66.
30. Mosher D., Grossmann J.M., Ottinger RE, Colombant D.G. A Self-Similar Model for
Conduction in the Plasma Erosion Opening Switch // IEEE Trans. Plasma Sci. 1987. Vol. 15, N 6.
P. 695-703.
31. Mason RJ. Preprint Los Alamos National Lab. Los Alamos, 1990. (LA-UR-89-4283).
32. Бугаев СП., Волков A.M., Ким A.A. и др. «ГИТ-16»: мегаджоульный импульсный
генератор с плазменным ключом для нагрузок типа Z-пинча // Изв. вузов. Физика. 1997.
№ 12. С. 38-46.
33. Thompson J., Coleman P., Gilbert С et al. ACE 4 Inductive Energy Storage Power
Conditioning Performance // Proc. X Intern. Conf. on High-Power Particle Beams. San Diego,
1994. P. 12-16.
24. Месяц Г.А.
370 Глава 18. Импульсные генераторы с плазменными прерывателями тока
34. Mendel С. W., Jr., Savage М.Е., Zagar D.M. et al. Experiments on a Current-Toggled Plasma-
Opening Switch // J. Appl. Phys. 1992. Vol. 71, N 8. P. 3731-3746.
35. Savage M.E., Simpson W.W., Cooper G.W., Usher M.A. Long Conduction Time Plasma
Opening Switch Experiments at Sandia National Laboratories // Proc. IX Intern. Conf. on
High-Power Particle Beams. Wash. (D.C.), 1992. P. 621-626.
36. Savage M.E., HongE.R., Simpson W.W., Usher M.A. Plasma Opening Switch Experiments at
Sandia National Laboratories // Proc. X Intern. Conf. on High-Power Particle Beams. San
Diego, 1994. P. 41-44.
37. Savage M.E, Simpson W.W., Mendel C.W. et al. // International POS Workshop, April, 1997.
Gramat, France, 1997.
38. Бартов Н.У., Беленький Г.С., Долгачев Г.И. и др. Частотные плазменные прерыватели
тока и их применение в технологии мощных ускорителей // Изв. вузов. Физика. 1997.
№ 12. С. 47-55.
39. Бастриков А.Н., Жерлщын А.А., Ким А.А. и др. Увеличение мощности линейного
трансформатора посредством последовательного включения ППТ // Там же. 1999. № 12.
С. 9-14.
Глава 19
ГАЗОРАЗРЯДНЫЕ КОММУТАТОРЫ
С ЭЛЕКТРОННЫМ УПРАВЛЕНИЕМ
§ 19.1 Введение
В этой главе мы рассмотрим газоразрядные приборы высокого давления
(правая ветвь кривой Пашена) с полным управлением. Это означает, что они могут не
только пропускать ток за счет подачи пускового импульса, как искровые
разрядники или тиратроны, но и прекращать его пропускание, если этот импульс
прекращается или посылается дополнительный запирающий импульс. В этом отношении
они имеют свойства, близкие к электронным лампам или управляемым
полупроводниковым приборам.
Особенностью рассмотренных здесь коммутаторов является то, что физические
процессы, которые в них происходят, достаточного хорошо изучены в физике
газового разряда (см. § 6.5). В этом отношении они имеют преимущество перед
коммутаторами с ЭВП и ППТ. Однако эти приборы не позволяют коммутировать
мощности в 1012 Вт и более, как это имеет место при использовании вышеназванных
коммутаторов. В лучшем случае мощность импульса составляет 1010 Вт. Но, с
другой стороны, эти приборы имеют и свое преимущество. Они могут работать в им-
пульсно-периодическом режиме, причем в пакетном режиме частота может
достигать 106Гц.
Центральное место в этой главе, конечно, занимают инжекционные тиратроны
(ИТ). Понять их работу достаточно просто. Действительно, если представить себе
обычный тиратрон, то при быстром обрыве цепи накала катода он перестанет
пропускать ток. Однако этот процесс будет длительным из-за инерционности процесса
остывания катода. В ИТ вместо эмиссии электронов с накаленного катода
используют прямую инжекцию электронов в газ. Впервые такой разряд был обнаружен
группой Месяца в ИСЭ [1-3]. Однако первоначально наибольшее применение
эффект инжекции электронов в газ высокого давления (> 1 атм) в присутствии
электрического поля нашел применение в мощных газовых лазерах.
Одним из основных свойств ИТ [3] является быстрое увеличение
сопротивления плазмы в столбе газового разряда за счет рекомбинации плазмы и прилипания
24*
372 Глава 19. Газоразрядные коммутаторы с электронным управлением
электронов к молекулам газа. Это происходит, когда быстро прекращается инжек-
ция пучка электронов в газ. Этот эффект в ИТ можно использовать в качестве
прерывателя тока в генераторах с индуктивным накоплением энергии. Кроме того, ИТ
может служить просто как ключ для выключения килоамперных токов. ИТ можно
применять и в режиме замыкания тока, как обычный тиратрон. В режиме
замыкания и размыкания тока ИТ может работать в импульсно-периодическом режиме.
Одним из главных недостатков ИТ является радиационный фон, который создается
электронным пучком с энергией электронов > 100 кэВ, так как при меньших
энергиях электроны не могут быть инжектированы в газовый объем ИГ из-за наличия
металлической фольги, разделяющей вакуумный и газовый объемы. Второй
недостаток - это громоздкость прибора из-за присутствия ускорителя электронов. Третий -
недолговечность ИТ из-за прорыва фольги после определенного числа импульсов.
Мы не будем рассматривать управляемые приборы, работающие в дальней
левой ветви кривой Пашена, - таситроны и кроссатроны. Они редко
используются в технике мощных наносекундных импульсов как основные приборы, но
могут играть вспомогательную роль в первых ступенях сжатия импульсов большой
мощности.
§ 19.2 Инжекционный тиратрон. Режим включения
Итак, проблему полного управления можно решить, если использовать
несамостоятельный разряд и в газовый промежуток инжектировать предварительно
ускоренные электроны. Прибор, названный инжекционным тиратроном, состоит
из двух объемов (рис. 1): газового 1-2 и вакуумного 2-3\ разделенных тонкой
металлической фольгой 2. Катод 3 эмитирует электроны, которые ускоряются и
проходят через фольгу 2 в газовый объем. Ускоренные электроны ионизируют
газ, и если к газовому промежутку A-2) приложить напряжение, в цепи будет
протекать ток. Этот ток при определенных условиях можно прерывать, прекратив
подачу электронов [2]. Таким образом, получаем прибор с полным управлением.
Эффект полного управления током разряда был продемонстрирован уже в
первых работах по инжекционной электронике [1, 4]. На рис. 6.14, б показана
осциллограмма тока разряда в азоте, повторяющая форму электронного тока.
Разряд в промежутке носил объемный характер.
'—I— с U
2 4—
t t t
3 1 С
Рис. 19.1. Принципиальное устройство инжекционного тиратрона и схема его включения
(Су - накопительная емкость ускорителя; С, R - емкость и сопротивление импульсного
генератора)
§19.2 Инжекциониый тиратрон. Режим включения 373
Для анализа работы ИТ преобразуем систему уравнений F.48)-F.55) к виду:
^ = ?-рЛ2_лЛ^ A9.1)
at
j = enue, A9.2)
где пе - концентрация электронов в газе, м-3, N - концентрация молекул
электроотрицательного газа, м-3, л - вероятность прилипания одного электрона к
молекуле электроотрицательного газа за 1 с, Р - коэффициент рекомбинации, м3/с, \|/ -
число электронов, образуемых электронами пучка в 1 м3 газа за 1 с, ve -
дрейфовая скорость электронов в газе, м/с, е - заряд электрона, Кл, j - плотность
электронного тока, А/м2. Рассмотрим режим U <&UC (U - напряжение на промежутке,
Uc - статическое пробивное напряжение). Поэтому процессом ударной ионизации
в уравнении A) мы пренебрегаем. Здесь и далее предполагаем, что напряжение на
промежутке в газе изменяется во времени. Для упрощения анализа положим
vj/ = const, Р = const и л = const. Точное решение A) с учетом принятых допущений
в режиме замыкания тока:
^а[1-ехрН/х)]
VC 1 + я2ехр(-//т)
где а = О,5^/y#2/v|/P + 4 - 0,5nN/Jy$, т = [(r\NJ + 4\|/р]~°'5.
Если предположить, что прилипания электронов не происходит, то при
t < 1/2(\|/Р)_1/2 концентрация электронов в плазме составит:
пе@ = у/. A9.4)
Для линейной аппроксимации зависимости скорости дрейфа электронов ve от Е/р
можно записать ve = k0U/pd, где ko/p - подвижность электронов в газе, р -
давление. В этом случае ток разряда на начальной стадии можно записать в виде:
I = ^^-Ut = Wt, A9.5)
pd
где S - сечение столба разряда, равное площади, с которой инжектируется пучок,
X = Se\\fk0/pd. Используя эту формулу, можно рассчитать зависимость тока от
времени для различных импульсных схем. Для импульсного генератора с разрядом
накопительной линии (рис. 2, а) ток на фронте импульса будет изменяться по закону:
1 + Kkt
а для разряда конденсатора (рис. 2, б) - по закону:
7(/) = С/0А*ехрГ-^), A9.7)
где R - суммарное сопротивление нагрузки и волнового сопротивления линии.
Оценим параметры импульсов для той и другой схемы. При разряде линии ток
стремится к амплитудной величине /а = U0/R. Время роста тока до уровня 0,9/а
(фронт импульса):
374 Глава 19. Газоразрядные коммутаторы с электронным управлением
-е-
ит
л„:
ttt
ит
i:C
R»:
ttt
Рис. 19.2. Схемы включения инжекционного тиратрона (ИТ): а - с накопительной линией;
б - с накопительной емкостью
При разряде емкости амплитуда импульса тока:
где е - основание натурального логарифма, а время до максимума:
L =
ч1/2
>J
A9.9)
A9.10)
Важнейшая характеристика любого коммутатора - крутизна роста тока при
коммутации dlldt. Как следует из F) и G), на начальной стадии тока dlldt ~ X.
Параметр X увеличивается с ростом тока пучка инжектируемых электронов /„,
параметров \|/ и ко в столбе разряда. Увеличивая все эти три параметра, можно
добиться большой крутизны роста тока.
В экспериментах с коммутатором импульсного ускорителя «Синус-2» для
получения объемного разряда использовался пучок электронов в 2 кА, который
инжектировался в азот при давлении 10 атм [5]. При напряжении на коммутаторе
700 кВ ток разряда составлял 40 кА. При этом крутизна роста тока
увеличивалась в три раза по сравнению с искровым режимом работы коммутатора. Сечение
ионизации о сильно растет с уменьшением энергии инжектируемых электронов.
Однако воспользоваться этим эффектом для увеличения dlldt трудно, так как
уменьшению энергии электронов препятствует, с одной стороны, наличие
разделительной фольги, которую электроны должны прострелить, а с другой -
необходимость иметь малое число термализованных электронов и хорошую
однородность ионизации газа по длине промежутка, чтобы избежать роста
электрического поля и контракции разряда.
Из формулы C) следует, что поскольку в стационарном состоянии dnjdt = 0,
концентрация электронов определится из формулы:
\1/2
A9.11)
Зависимость концентрации электронов в столбе промежутка от времени в
случае рекомбинационного характера потерь заряженных частиц описывается
выражением F.58), а если электроны убывают при прилипании к атомам и молекулам
§ 19.2 Инжещионный тиратрон. Режим включения 375
электроотрицательного газа - формулой:
ne(t) =
WnJ
[l-exp(-fnn,)b
A9.12)
где г\ - константа прилипания, пп - концентрация электроотрицательной примеси
в основном газе.
Вводя сопротивление газоразрядного промежутка Rn = pd/Sen(t)kQ, легко
получить форму импульса тока на нагрузке:
/ =
и0
Bv+lpd/SekoMf)]
A9.13)
Отсюда следует, что максимальный ток достигается при стационарной
концентрации электронов в разряде, причем увеличение этого тока можно получать путем
снижения Rm которое для рекомбинационного и прилипательного режима имеет
соответственно вид:
K=_pd^L
Яг.М/2
k0(eI„SaPy
_ pdnnr\
*Ч1 ~" — 9
к01пср
A9.14)
A9.15)
где с - усредненное сечение ионизации.
Поскольку при сохранении параметра pd напряжение Щ остается
приблизительно постоянным, увеличение тока через прибор связано с ростом тока пучка,
площади электродов, давления газа, а также с применением газов, имеющих
высокую подвижность ко. Среди таких газов наибольший интерес представляет метан,
у которого пробивные напряжения примерно такие же, как в N2 и С02, а скорость
дрейфа для очень низких Е/р = 1-1,5 В/(м-Па) на порядок выше [6] (рис. 3).
123456789 10
(Е/р) 1,33 [В/(м-Па)]
Рис. 19.3. Скорость дрейфа электронов в азоте (/) и метане B)
376 Глава 19. Газоразрядные коммутаторы с электронным управлением
В работе [7] исследовались электрические характеристики несамостоятельного
разряда, контролируемого электронным пучком. Электронный пучок
формировался пушкой с прямонакальным катодом и через окно диаметром 1,6 см,
загерметизированное титановой фольгой толщиной 20 мкм, вводился в объем разрядной
камеры. Энергия ускоренных электронов 135 кэВ, плотность тока за фольгой
14 мА/см2. Импульс тока пучка имел прямоугольную форму длительностью 8 мкс с
временем нарастания и спада менее 10 не. Один из электродов был секционирован,
т.е. изготовлен в виде концентрических колец с различными диаметрами, поэтому
имелась возможность регистрации амплитуды тока разряда через каждое кольцо и
амплитуды общего тока.
В ходе эксперимента проводилось зондовое измерение распределения
потенциала вдоль зазора. Зонд был выполнен в виде ряда натянутых параллельно катоду
вольфрамовых проволочек и устанавливался на некотором расстоянии от катода.
Съемка разряда с экрана электронно-оптического усилителя яркости изображения
проводилась фотоаппаратом с открытым затвором.
Вольт-амперные характеристики (ВАХ) при инжекции электронов через катод и
анод показаны на рис. 4. В том и другом случае ВАХ имеют изломы в области малых
токов. Рис. 4, б с начальными участками характеристик наглядно иллюстрирует
возможность увеличения амплитуды тока разряда в метане по сравнению с азотом.
Изучение зависимости тока разряда от приложенного напряжения для
различных сечений катода и анода показало, что рост тока анода наблюдается во всех
сечениях. На катоде площадь протекания разрядного тока растет с увеличением
приложенного напряжения, ток протекает вначале в центральной части, а затем на
периферии. Насыщение общего разрядного тока наблюдается тогда, когда наступает
насыщение на всех кольцевых сечениях катода. На центральных участках
насыщение разрядного тока достигается при более низких напряжениях, чем на
периферии. При полях выше 7-8 кВ/см происходил пробой газоразрядного промежутка
через несколько десятков миллисекунд после прохождения пучка электронов.
Типичная осциллограмма тока разряда при инжекции через анод показана на рис. 5, а.
80
70
60
< 50
" 40
30
20
10
0 2 4 6 8 10 12 14 0 1 2 3
U [кВ] U [кВ]
Рис. 19.4. Вольт-амперные характеристики разряда в метане при инжекции пучка через анод
(+) и катод (-) (а) и начальные участки этих же характеристик (б). Для сравнения показаны
ВАХ в азоте (±)
§19.2 Инжекционный тиратрон. Режим включения 377
80
60
2 40
20
0
О 4 8 12 16 20
t [мкс]
Рис. 19.5. Осциллограммы тока разряда в метане (а-в - U0 = 2; 3; 8 кВ соответственно)
При плотности инжекции ju = 15 мА/см2 время нарастания и спада составляет
3-5 мкс, а коэффициент усиления по току, т.е. отношение разрядного тока к току
инжекции пучка, равен 103 при средних полях 500 В/см. При более высоких полях
вначале искажается форма импульса (рис. 5, б), а затем возникают незатухающие
высокочастотные колебания (рис. 5, в). Глубина модуляции достигает 10%, а
период колебаний слабо зависит от параметров внешнего LC-контура и приблизительно
равен Т « dlve, где d - расстояние между электродами, ve - скорость дрейфа
электронов. В том случае, когда наблюдались колебания тока разряда, зонд фиксировал
колебания потенциала плазмы.
В слабых полях до излома ВАХ на катоде возникает светящаяся пленка.
Дальнейшее увеличение поля приводит к резкому росту тока и появлению на катоде
ярко светящихся пятен, которые обусловлены возникновением эмиссионных
центров. При инжекции через катод пятна, как и изломы ВАХ, появляются при более
низких напряжениях, чем при инжекции через анод. Пятна возникают в
центральной части катода и с увеличением напряжения, а следовательно, и тока заполняют
поверхность катода, образуя кольцевую структуру. Колебания тока разряда и
потенциала зонда при полях, больших 500 В/см, возникают за счет немонотонной
зависимости дрейфовой скорости электронов от приведенного поля (см. рис. 3).
Подобная зависимость в полупроводниках типа GaAs приводит к явлению,
известному под названием эффекта Ганна [8]. При этом в прикатодной области возникает
домен высокого поля, движущийся к аноду со скоростью, приблизительно равной
дрейфовой скорости электронов. Формирование, движение и распад домена
сопровождаются колебаниями тока, протекающего через полупроводник. Эффект,
подобный эффекту Ганна, наблюдался в несамостоятельном разряде в смесях аргона
с молекулярными газами [9]. В рассматриваемой работе о наличии доменной
неустойчивости свидетельствуют колебания тока разряда и потенциала зонда. Таким
образом, использование несамостоятельного разряда, контролируемого
электронным пучком, в метане позволяет получать большие разрядные токи при
относительно низких электрических полях. Пробой газоразрядного промежутка
наблюдается при полях выше 7-8 кВ/см.
Рассмотрим использование ИТ в качестве замыкающего ключа на примере
разработок лаборатории NRL импульсно-периодических генераторов при мощности
импульса порядка 1010 Вт, длительности импульса -100 не с частотой повторения до
104 Гц (пакетный режим). Одним из примеров такой установки является генератор
в
( б
1 а
У \ 1 1
"Л^>^_
378 Глава 19. Газоразрядные коммутаторы с электронным управлением
«ЕТА/АТА» (таблица 1) [10]. Инжектор пучка электронов данных ключей генерирует
импульс с коротким фронтом, а ионизация рабочего газа происходит быстро.
Таблица 19.1. Характеристики нагрузки модуля «ЕТА/АТА» (замыкающий ключ, емкостная
система)
Тип нагрузки
Электронный диод
Напряжение нагрузки, С/н
Ток нагрузки, /н
Сопротивление нагрузки, RB
Длительность импульса, tH
Длительность фронта, *ф
Время между импульсами, ти
Число импульсов в пакете, N
200 кВ
20 кА
10 Ом
40 нс
10 нс
< 100 мкс
>5
На рис. 6 показаны две схемы электрических генераторов с использованием ИТ
в качестве замыкающего ключа. Оба генератора основаны на использовании для
зарядки накопительных линий ключа К. Обычно прямая зарядка от генератора
Маркса (рис. 6, а) обеспечивает время зарядки конденсатора С0 за ~1 мкс.
Использование повышающего трансформатора напряжения (рис. 6, б) дает ряд
преимуществ. Например, в качестве ключа К можно использовать полупроводниковый
тиристор. Однако время зарядки увеличивается до нескольких микросекунд, что в
случае, показанном в таблице 1, не играет роли, так как это время может быть и
100 мкс. ИТ должен обеспечивать пиковую мощность, подаваемую в нагрузку за
один импульс Р = 4109 Вт. При частоте повторения импульсов > 10 кГц (при
межимпульсном интервале < 100 мкс) средняя выходная мощность импульса 1-Ю6 Вт.
Передача мощности через ключ приводит к некоторой диссипации энергии в нем.
Количество рассеянной энергии, зависящее от длительности импульса, тока и
(a) R0 К ИТ
и0 0—ww1-^0 о , ) |=Н
=FQ)
±
(б) RQ К ИТ
Щ 0—VVW-T^0! I 0 , > 1^Ь
:*н
Рис. 19.6. Схемы электрических цепей, иллюстрирующие применение ИТ в режиме
замыкания. Энергия для получения выходных импульсов первоначально накапливается в
конденсаторе, а затем передается в промежуточную формирующую линию (а)
непосредственно или (б) через повышающий трансформатор. Выходной импульс формирующей
линии управляется ИТ
§ 19.3 Инжекционный тиратрон. Режим обрыва тока 379
падения напряжения на ключе в фазе проводимости, меньше энергии, подаваемой
в нагрузку. В открытом состоянии проводимость ключа незначительна во всех
рассматриваемых здесь случаях. Кроме того, индуктивность ключа должна быть
ограничена величиной -100 нГн, как это следует из значений параметров, приведенных
в таблице 1.
Другие случаи применения ИТ в технике мощных наносекундных импульсов, а
также изложение инженерных методов расчета генераторов с ИТ в режиме
замыкания можно найти в обзорах [10-13].
§ 19.3 Инжекционный тиратрон. Режим обрыва тока
После быстрого прекращения инжекции концентрация электронов в плазме пе
начнет быстро снижаться, а сопротивление ИТ резко возрастать. В чисто рекомби-
национном режиме, когда роль прилипания электронов к электроотрицательным
газам мала, зависимость ne(t) запишется в виде:
ne=neQ{\ + $ne0t)-K A9.16)
В режиме, когда основную роль в деионизации плазмы играет прилипание:
пе = пе0 exp(-r|>y)> A9.17)
где «п - концентрация электроотрицательной примеси в основном газе, а ие0 -
концентрация плазмы в столбе разряда перед прекращением инжекции электронов.
Найдем теперь характерное время обрыва тока /0. Если считать его равным
времени, в течение которого концентрация электронов в плазме уменьшается в
10 раз, то для рекомбинационного режима:
'о=9(Ч>Р)-°'5, A9.18)
а для режима прилипания:
к=Ц- A9.19)
Прилипание электронов очень сильно влияет на скорость спада концентрации
плазмы и уменьшает время обрыва тока. Однако следует иметь в виду, что при
этом уменьшается и стационарная концентрация электронов, т.е. коэффициент
усиления прибора по току (рис. 7) [13].
Влияние примеси электроотрицательного газа на время обрыва тока наглядно
иллюстрируется зависимостями, рассчитанными на электронно-вычислительной
машине [14] (рис. 8). Здесь показано напряжение на сопротивлении 20 Ом при
подключении к нему источника 200 кВ через инжекционный тиратрон,
наполненный азотом под давлением 10 атм. Электронный пучок с энергией 150 кэВ, током
1 кА, длительностью 100 не инжектируется через площадь 103 см2 в промежуток
2 см. На начальном участке кривой рост тока описывается формулой E), из
которой сщедует, что ток не зависит от |3 и г\ и, следовательно, от примесей кислорода.
После прекращения инжекции время обрыва тока определяется концентрацией
примеси кислорода в азоте.
380 Глава 19. Газоразрядные коммутаторы с электронным управлением
Я
с
2
«
со
ел
^
^
^
ч->
1U
8
6
4
2
] 5
Г 1
у/2
i i
1^
i i
0 50 100 150 200 250 300
j [мА/см2]
Рмс. 19.7. Вольт-амперные характеристики квазистационарного разряда, поддерживаемого
электронным пучком. 1 - чистый азот; 2 - азот + 3% Ог; 3 - воздух
Ковальчук и Месяц [15] предложили использовать ИТ в качестве размыкателя в
генераторах с индуктивным накоплением энергии. При работе размыкателя в ре-
комбинационном режиме его сопротивление возрастает по закону:
Д(т) = ^[ЖуРI/2']> A9-2°)
где Ro^pdP'VekoSy.
Если в цепь с таким размыкателем включить источник напряжения U0 и
индуктивность L (рис. 9), то на индуктивности в процессе обрыва тока появится импульс
напряжения
UL=UQ(l + Ai) ехр[-(т + 0,5Лт2)], A9.21)
гдет = //в, e = LSfe*o(prf)(v/PI/2; A = \vLSk0(pd)-K
1,2
1,0
0,8
If 0,6
0,4
0,2
0
К
у
1
г10 ю-9
3 \2 V
\ \ \
А \ \
10"8 10~7 КГ6 1С
t[c]
г5
Рис. 19.8. Форма напряжения на нагрузке при заполнении инжекционного тиратрона азотом
с примесями кислорода. Содержание Ог, %: 1 - 0,0; 2 - 0,1; 3 - 1
§ 19.3 Инжекционный тиратрон. Режим обрыва тока 381
1 ? L J
t; 1 к \
б 1
/¦^
^^ f
\з
Рмс. 19.9. Схема включения инжекционного тиратрона в импульсный генератор с
индуктивным накоплением энергии. / - источник тока, L - индуктивный накопитель энергии, 2 -
нагрузка, 3 - электронный пучок, 4 - анод из фольги, 5 - накаленный катод, 6 - сетка для
управления пучком электронов, А*- коммутатор для подключения накопителя L к нагрузке
В момент времени
L{A^-\)
ARq
напряжение на индуктивности принимает максимальное значение
C/LM=t/0^exp(b?|. A9.23)
Первоначальный эксперимент по измерению времени обрыва тока проводился
авторами [15] в газоразрядной камере мощного С02-лазера с активным объемом
300 л. Использовалась смесь C02:N2:He = 1:1:3 при атмосферном давлении. При
инжектируемом токе электронов 15 кА (плотность тока пучка уп = 1,5 А/см2) через
2-Ю-6 с прекращалась инжекция электронов за счет снятия напряжения с диода
ускорителя. При этом время обрыва тока 150 кА в газе t« 2 • 10~7 с.
Следует отметить, что наиболее перспективна работа таких прерывателей в
условиях сжатых газов (р = 10 атм и более). В этом случае, во-первых, уменьшается
время размывания, так как t ~ /?"°'5, а во-вторых, возрастает электрическая
прочность размыкателя в процессе отключения тока.
Рассмотрим несколько примеров использования ИТ в импульсной технике.
В [16] ИТ используется для быстрого обрыва тока 5 кА, протекающего в течение
100 мкс. Обрыв тока в ИТ производился в течение ~10 мкс при помощи
цилиндрического ИТ с площадью электронного пучка 1,2 м2 (рис. 10). Использовался
ускоритель с плазменным катодом из сетчатого цилиндра (рис. 11). Плазма в него
инжектировалась при разряде искусственной линии на коаксиальную плазменную
пушку. Как только инжекция плазмы прекращалась (в течение 1 мкс),
прекращалась и эмиссия электронов через сетку в ускоряющий объем. Для ускорения
электронов использовался генератор Маркса с напряжением 300 кВ. Ток ускоренных
электронов составлял 10 А, а после выхода из 1шлиндрического окна, покрытого
фольгой, - 6 А. Этот ускоритель вставлялся в металлический цилиндр, заполненный
382 Глава 19. Газоразрядные коммутаторы с электронным управлением
1 2
960 мм
Откачка
Рис. 19.10. Схематическое изображение ин-
жекционного тиратрона. 1 - опорное кольцо,
2 - фланец, 5, 4 - дисковые изоляторы и их
опора, 5 - крышка, б - кожух, 7 - генератор
Маркса, 8 - схема питания, 9 -
высоковольтный электрод, 10 - анод, 11 - сетка
плазменного эмиттера электронов
Запуск
- генерал
^зфл ^з Маркса Маркса
-?,фЛ+?/зМ..-..-Г?нератора
Рис. 19.11. Схематическое изображение ускорителя электронов для инжекционного
тиратрона. 1 - окно для вытягивания электронов, 2 - корпус источника питания, 3 - сеточный
эмиттер электронов, 4 - формирующая линия, 5 - генератор Маркса, б - секционированный
цилиндр, 7 - полый анод плазменного эмиттера, 8 - изоляторы, 9 - плазменные пушки, 10 -
вспомогательные электроды, И - проходные изоляторы из тефлона
метаном (СНО при атмосферном давлении. Зазор между фольговым электродом и
основным цилиндром был 10 см, а электрическое поле составляло 5 кВ/см. Ток
разряда усиливался почти в 103 раз. Конденсаторная батарея имела емкость 103 мкФ и
могла накапливать энергию до 1 МДж при напряжении 50 кВ. Таким образом, в [16]
была доказана возможность быстрого обрыва при помощи ИТ длительно
протекающего тока > 4 кА. Осциллограммы, демонстрирующие работу инжекционного
тиратрона, приведены на рис. 12.
Второй пример показывает достаточно хорошую эффективность ИТ для систем с
индуктивным накоплением энергии. В работе [17] емкость, заряженная до
напряжения 26 кВ, передавала энергию в индуктивность 1,5 мкГн через ИТ, заполненный
смесью СН4 и C2F6 при давлении 5 атм. Накачка индуктивности происходила за
0,7 мкс. После обрыва тока в ИТ за счет прекращения электронного пучка появлялся
импульс напряжения с амплитудой 280 кВ, током 10 кА и длительностью 60 не.
§ 19.3 Инжекционный тиратрон. Режим обрыва тока 383
(«) «г
S 5
f v
(•) „ Л. г- . 1
О 40 80 120
f [мкс]
Рис. 19.12. Осциллограммы тока электронного пучка (а); тока разряда с напряжением на
промежутке в метане 38 кВ и сопротивлением разрядной цепи 8,3 Ом (б) и тока разряда с
теми же параметрами, когда электронный пучок был отключен через 1 мкс (в)
Витковицкий [10] предложил использовать гибридную схему генерирования
импульсов, в которой оконечная часть (накопительная линия, замыкающий ИТ и
нагрузка), такая же, как на рис. 6. Однако вместо первоначального накопления
энергии в конденсаторе сначала заряжается индуктор L0 током /0 через ключ,
возбуждаемый взрывом (обозначенный символом К на схеме). Заметим, что для
некоторых генераторов тока, например для униполярного генератора, могут
потребоваться дополнительные ступени первичного сжатия импульса.
Энергия в единичном импульсе для единичного модуля с параметрами 20 кА,
200 кВ и 40 не мала: 160 Дж. Для генерирования пакета из десяти импульсов
требуется, чтобы индуктор запасал как минимум -2 кДж. Если учесть, что
эффективность преобразования запасенной энергии в энергию импульса составляет
30%, то система накопления должна иметь запас энергии ~6 кДж для зарядки
одного модуля формирующей линии. Для ускорителя, состоящего из многих
модулей («АТА») [10] это выливается в сотни килоджоулей. При конструировании
системы выключателя нужно знать число модулей, которые питаются с помощью
одного ключа. Большинство проблем, возникающих при конструировании,
можно решить на примере ключа для десятимодульного генератора пакетов
импульсов с числом импульсов в пакете не более пяти. Ниже приведены параметры
цепи, тока и напряжения для ИТ1 в схеме, показанной на рис. 13.
Если конечные параметры импульса на нагрузке такие, как в таблице 1, то
емкость линии, формирующей одиночные импульсы, С = 8 нФ, т.е. при работе десяти
модулей емкость в 80 нФ должна быть заряжена до 200 кВ. Если генерируется
пакет из пяти импульсов, то полная энергия, запасаемая в десяти импульсных
линиях, должна быть 8 кДж. Если интервал между импульсами равен 15 мкс (-70 кГц),
а время зарядки 2 мкс, то энергия, запасаемая в индукторе, составляет 24 кДж с
учетом неэффективности (-70%) цепи. Такое количество энергии предполагает,
rv
(Ф ~ 4
384 Глава 19. Газоразрядные коммутаторы с электронным управлением
Рис. 19.13. Схема, иллюстрирующая использование инжекционных тиратронов в качестве
как размыкающего (ИТ1), так и замыкающего (ИТ2) ключей
что в качестве источника тока (показанного на рис. 13) для зарядки индуктора в
лабораторных экспериментах могут быть использованы удобные низковольтные
конденсаторы. Время, необходимое для импульсной зарядки конденсатора С,
принято равным 2 мкс. Это соответствует требованиям, предъявляемым к компактным
водяным формирующим линиям. Ток, необходимый для зарядки емкости до
заданного напряжения ?/, равен 8 кА. Накопительная индуктивность Lq = 750 мкГн.
Теперь остановимся коротко на трех типах электронных ускорителей для
работы ИТ. Первый тип - это ускоритель со взрывной эмиссией электронов, который
может работать в режиме 0,15-И МэВ, 10_9-г-10~5 с, частотой следования импульсов
от одиночных до 103 Гц и более. Сейчас уже разработаны ускорители (типа
«Синус») со средней энергией до 100 кВт. Первые эксперименты по ИТ проводились с
ускорителями на базе ВЭЭ [2, 3, 15].
Второй тип ускорителей - это ускорители с плазменными катодами, которые
имеют важное преимущество - возможность работать при больших длительностях
тока электронов: от Ю-6 до непрерывного. Так же, как и в первом типе, в них
можно получать пучки электронов в несколько квадратных метров.
Третий тип - это ускорители с накаленным катодом. Описание некоторых из
них дано в монографии [10], среди них описание конструкции ИТ с таким
ускорителем, встроенного в коаксиальную линию. Предполагают, что для реализации
периодической коммутации с теоретически возможной частотой, которая может
достигать 2 МГц, необходимо использовать в качестве источника электронного пучка
термоэмиссионные катоды.
Термоэлектрические трубки, способные создавать плотности тока порядка
1 А/см2, производятся промышленностью. Источник пучка может быть приведен в
действие с помощью сетки, расположенной близко к катоду, на которую подается
импульсное напряжение амплитудой около 100 В. Это дает возможность управлять
ключом на несколько сотен киловатт, работающим со стандартным твердотельным
пусковым генератором. Корпус длиной 15 см, делающий ключ относительно
компактной трубкой, достаточен для напряжения ключа порядка 200 кВ. ИТ такой
компактной конструкции легко встроить в коаксиальную геометрию обычных
линий, формирующих мощные импульсы.
Описание других типов отрывающих ИТ, генераторов, созданных на их основе,
а также подробное исследование физических процессов в них дано в обзорах [10,
11, 13, 17].
Литература к главе 19 385
Литература к главе 19
1. МесяцГ.А., КовалъчукБ.М., Поталицын Ю.Ф. А. с. 356824 СССР. 1970.
2. KoyalchukB.M., Kremnev V.V., Mesyats G.A., Potalitsyn Yu.F. Discharge in High Pressure Gas
Initiated by Fast Electron Beam // Proc. X Intern. Conf. on Phenomena in Ionized Gases.
Oxford, 1971. P. 175.
3. Ковалъчук Б.М., Королев Ю.Д., Кремнев В.В., Месяц Г.А. Инжекционный тиратрон -
ионный прибор с полным управлением // РЭ. 1976. Т. 21, № 7. С. 1513-1516.
4. Ковалъчук Б.М., Кремнев В.В., Месяц Г.А., Поталицын Ю.Ф. Разряд в газе высокого
давления, инициируемый пучком быстрых электронов // Журнал прикл. механики и
техн. физики. 1971. № 6. С. 21-29.
5. Ковалъчук Б.М., Кремнев В.В., Месяц Г.А., Поталицын Ю.Ф. Разряд в газе высокого
давления, инициируемый пучком быстрых электронов // Тр. II Всесоюз. конф. по
ускорителям заряженных частиц. М., 1972. Т. 1.
6. Hunter R.O. Electron Beam Controlled Switching // Proc. I IEEE Pulsed Power Conf.
Lubbock, 1976. P. (IC-8) 1-6.
7. Ефремов A.M., Ковалъчук Б.М. Исследование несамостоятельного разряда,
контролируемого электронным пучком в метане // Изв. вузов. Физика. 1982. № 4. С. 65-68.
8. Левинштейн М.Е., ПожелаЮ.К, ШурМ.С. Эффект Ганна. М.: Сов. радио, 1975.
9. Лопанцева Г.Б., Паль А.Ф., Персианцев ИТ. и др. Неустойчивость несамостоятельного
разряда в смесях аргона с молекулярными газами // Физика плазмы. 1979. Т. 5, вып. 6.
С.1370-1379.
10. Vitkovitsky I. High Power Switching. N.Y.: Van Nostrand Reinhold, 1987.
11. Месяц LA. Инжекционные коммутаторы большой мощности // Инжекционная газовая
электроника / Отв. ред. О.Б. Евдокимов. Новосибирск: Наука, 1982.
12. Opening Switches / Ed. by A. Guenther, M. Kristiansen, and T. Martin. N.Y.: Plenum press,
1987.
13. Ковалъчук Б.М., Кремнев В.В., Поталицын Ю.Ф. Сильноточные наносекундные
коммутаторы /Отв. ред. Г. А. Месяц. Новосибирск: Наука, 1979.
14. Fernsler R.F., Conte D., Vitkovitsky I.M. Repetitive Electron Beam Controlled Switching //
Proc. II IEEE Pulsed Power Conf. Lubbock, 1979. P. 368-371.
15. Ковалъчук Б.М., Месяц Г.А. О возможности быстрого обрыва большого тока в объемном
разряде, возбуждаемом электронным пучком // Письма в ЖТФ. 1976. Т. 2, вып. 14.
С. 644-648.
16. Efremov A.M., Kovaltchuk B.M., Mesyats G.A. A Coaxial Injection Thyratron // Proc. XVIII
IEEE Intern. Pulsed Power Conf. San Diego, 1991. P. 356-358.
17. Schoenbach K.H., Schaefer G. Diffuse Discharge Opening Switches // Opening Switches / Ed.
by A. Guenther, M. Kristiansen, and T. Martin. N.Y.: Plenum press, 1987. P. 49-91.
25. Месяц Г.А.
Часть VII ГЕНЕРАТОРЫ МОЩНЫХ ИМПУЛЬСОВ
С ТВЕРДОТЕЛЬНОЙ КОММУТАЦИЕЙ
Глава 20
ПОЛУПРОВОДНИКОВЫЕ ИМПУЛЬСНЫЕ
ВКЛЮЧАЮЩИЕ КОММУТАТОРЫ
§ 20.1 Тиристоры микросекундного диапазона
Процесс переключения любого мощного полупроводникового прибора
заключается в заполнении хорошо проводящей электронно-дырочной плазмой
области, которая до этого не содержала в значительном количестве свободных
носителей заряда и вследствие этого блокировала приложенное к прибору внешнее
напряжение. Такой областью служит, как правило, область объемного заряда @03)
обратносмещенного/?-и-перехода, а процесс заполнения ее плазмой
осуществляется различными методами в зависимости от требований к параметрам
коммутации. Вообще говоря, существует всего две практически используемых
возможности создания электронно-дырочной плазмы в полупроводнике - это инжекция
носителей через барьеры /?-л-переходов и ионизация, которая, в свою очередь,
осуществляется либо носителями, разгоняемыми электрическим полем, либо
ионизирующим излучением. Энергетически более выгодна инжекция, поскольку
для введения носителей в базовую область прибора через /?-л-переход
достаточно уменьшить его барьер на доли электрон-вольта, в то время как для ионизации
необходима энергия, превышающая ширину запрещенной зоны
полупроводникового материала A,12 эВ для кремния). Однако при инжекции носители вводятся с
краев заполняемой области, в то время как ионизация позволяет создать плазму
непосредственно в объеме, т.е. является принципиально более быстрым
процессом. Поэтому мощные полупроводниковые переключатели микросекундного и
наносекундного диапазонов являются приборами инжекционного типа, а в более
быстродействующих приборах для создания плазмы необходимо применять
различные виды ионизации [1].
Тиристор - это полупроводниковый управляемый коммутатор, созданный на
основе четырехслойнои структуры типа /?-и-/?-и-перехода (рис. 1). Тиристоры с
рабочим напряжением в несколько киловольт с микросекундным временем
коммутации стали разрабатывать еще в 60-е годы XX в. [1]. Кроме напряжения и
времени нарастания тока тиристора, важным параметром является его рабочий ток.
§20.1 Тиристоры микросекундного диапазона 387
(а)
Управляющий
электрод °"
Анод о
ж
-А
(б)
Анод
0
Управляющий
электрод у
Р
п
р
п
Катод
о
Рис. 20.1. Условное обозначение (а) и структура (б) тиристора
В [2] сообщалось о получении фирмой «Вестингаус» тока до 2 кА при напряжении
2 кВ и скорости роста тока dlldt =1010 А/с. Дрисколл [3] сообщил об
усовершенствовании тиристора с целью повышения dlldt до 1011 А/с при плотности тока
103 А/см2.
Схематически сильноточный тиристор показан на рис. 2 [1]. Он представляет
собой полупроводниковую структуру, состоящую из четырех слоев
чередующегося типа проводимости (р+-#-/?-я-структура), образующих три расположенных
друг над другом /?-л-перехода. При приложении к клеммам АВ напряжения
указанной на рис. 2 полярности переходы 1 и 3 смещены в прямом направлении
(эмиттеры), а переход 2 - в запорном (коллектор). Практически все внешнее
напряжение приложено к 003 коллектора; большая часть этой области лежит в
широком слаболегированном JV-слое. Для включения прибора в цепи АС
пропускается импульс тока управления. Протекание тока сопровождается инжекцией
электронов из сильнолегированного «+-слоя через барьер и+-/?-перехода 1 в /?-
слой (р-базу); вследствие довольно большого сопротивления этого слоя в
продольном направлении заметная инжекция происходит лишь в области 80
шириной 0,1-0,2 мм, прилегающей к границе «+-слоя с управляющим электродом.
Инжектируемые электроны, диффундируя через /7-базу, доходят до 003 и
выбрасываются полем в N-бгзу уже в качестве основных носителей, что вызывает
соответствующее понижение барьера /?+-перехода 3 и инжекцию дырок в iV-базу.
А 9"
В6+
Рис. 20.2. Конструкция полупроводниковой структуры тиристора. 1,3- эмиттерные
переходы; 2 - коллекторный переход; 4 - область объемного заряда @03); 5 - область
первоначального включения (ОПВ)
25*
388 Глава 20. Полупроводниковые импульсные включающие коммутаторы
Эти дырки, попадая в р-базу, вызывают инжекцию электронов и т.д. Когда
потери носителей вследствие рекомбинации и ухода через барьеры
^-«-переходов становятся меньше поступления, тиристор переходит во включенное
состояние и включенная область заполняется электронно-дырочной плазмой (80,
рис. 2). Из этой области (называемой областью первоначального включения -
ОПВ) включенное состояние сравнительно медленно (v =* 0,1+0,01 мм/мкс)
распространяется по всей площади прибора. Если внешняя цепь не ограничивает
достаточно сильно скорость нарастания тока, то в области 80 происходит
разрушение прибора вследствие большой плотности тепловыделения. Естественным
путем увеличения коммутируемой тиристором мощности и допустимой скорости
ее коммутации является увеличение площади ОПВ. Исследования показали
[4, 1], что ее ширина 80 не может быть существенно увеличена и единственным
путем для увеличения площади является увеличение длины L границы эмиттер-
ного и+-слоя с управляющим электродом. При этом оказалось, что для
однородного включения вдоль этой границы линейная плотность тока управления
должна быть довольно высокой - более 3 А/см [5].
Поэтому в современных импульсных тиристорах микросекундного диапазона
с L = 5+50 см для того, чтобы обеспечить требуемую линейную плотность этого
тока и в то же время не слишком большую амплитуду запускающего импульса,
применяется так называемое регенеративное управление [1]. Конструкция
тиристора с регенеративным управлением показана на рис. 3. Запускающий импульс
тока, протекающий по цепи АС, вызывает включение вспомогательного
тиристора/в области 2. Анодный ток этого тиристора, ограниченный тангенциальным
сопротивлением />-базы, является током управления для основного тиристора 5.
Таким образом удается обеспечить нужную линейную плотность тока
управления для основного тиристора даже при очень больших L и сравнительно малом
запускающем токе. Импульсный тиристор с двойным регенеративным
управлением, описанный в [6], имеет L = 40 см и линейную плотность тока управления
около 8 А/см, несмотря на то что амплитуда запускающего импульса - всего
1,5 А. Тиристор обеспечивает коммутацию тока 5 кА с dlldt = 1 кА/мкс при рабочем
Рис. 20.3. Тиристор с регенеративным управлением: 1 - вспомогательный тиристор; 2 -
область первоначального включения; 3 - основной тиристор
§ 20.1 Тиристоры микросекундного диапазона 3 89
напряжении С/а = 2 кВ и частоте 250 Гц. Приборы такого типа являются очень
хорошими коммутаторами для работы на импульсах, длительность которых
существенно больше, чем время распространения включенного состояния по
всей площади прибора. Для микросекундного тиристора это время составляет
80-100 мкс.
При работе на более коротких импульсах значительная часть площади
/?-и-р-и-структуры просто не успевает включаться, и эффективность прибора
снижается. Естественным кажется дальнейшее увеличение длины границы L и
уменьшение линейного размера эмиттерных участков, но при этом возрастают
потери рабочей площади, занятой под электрод управления; проблематичной
становится возможность однородного включения вдоль всей границы, и существенно
усложняется технология изготовления.
Радикальным решением вопроса является одновременное и однородное
включение всей рабочей площади прибора, что требует однородного и
одновременного введения в базовые слои избыточных носителей, инициирующих
процесс включения. Концентрация вводимых носителей должна значительно
превышать минимально необходимую для инициации процесса, поскольку при этом
резко уменьшается возможность шнурования тока из-за неоднородности свойств
прибора по площади. Этот принцип инициации включения достаточно просто
реализуется в новом полупроводниковом приборе - реверсивно включаемом ди-
нисторе (РВД) [1]. Прибор (рис. 4) представляет собой силовую интегральную
схему, состоящую из нескольких десятков тысяч чередующихся тиристорных и
транзисторных секций с характерным размером около 100 мкм. Секции имеют
общий высоковольтный /?+-и-переход, являющийся коллектором тиристорных
секций и блокирующий внешнее напряжение. Для включения РВД, находящегося
под напряжением прямого смещения (относительно тиристорных секций), к нему
на короткое время прикладывается импульс напряжения с полярностью,
противоположной блокируемому. При этом низковольтный и+-р-переход пробивается,
и через транзисторные секции протекает импульс тока накопления 1аС9 т.е. идет
инжекция электронно-дырочной плазмы в базовые области транзисторных и
+TL
N
А
1 „ ^ "¦
I—s:
+ 0
Рис. 20.4. Конструкция реверсивно включаемого динистора: 1 - тиристорные секции; 2
транзисторные секции
390 Глава 20. Полупроводниковые импульсные включающие коммутаторы
расположенных рядом тиристорных секций. Форма распределения
концентрации избыточных носителей показана в правой части рис. 4. Суммарное
количество введенного заряда регулируется амплитудой и длительностью импульса
тока накопления. После окончания импульса начинается нарастание тока в
главной цепи; этот ток равномерно распределен по всей площади, так как
плотность инициирующего заряда в любой точке прибора значительно выше
критической.
Типичная осциллограмма процесса включения РВД площадью 4 см2,
рассчитанного на рабочее напряжение 2 кВ, приведена на рис. 5. Видно, что
сравнительно небольшой ток накопления 1ас (около 500 А) длительностью 0,5 мкс
обеспечивает переключение тока 1т 30 кА с dlldt = 8 кА/мкс и длительностью 50 мкс, причем,
как видно из осциллограммы напряжений, всплеск напряжения U на приборе
невелик, а установление стационарного состояния осуществляется очень быстро -
примерно за 3 мкс, что свидетельствует об «одномерности» процесса; у обычного
тиристора этот процесс занял бы 80-100 мкс. Таким образом, коммутационные
потери при включении РВД, во-первых, равномерно распределены по всей
площади и, во-вторых, малы по величине; это обусловливает уникальные
коммутационные характеристики прибора.
Эксперименты показали [1], что предельная рабочая плотность тока в
моноимпульсе длительностью 10 мкс составляет 20 кА/см2 при dlldt =10 кА/(мкссм2).
Поскольку современное состояние технологии позволяет достаточно просто
изготовлять приборы с площадью 30 см2 и более, быстрая коммутация токов в
сотни килоампер одним прибором является вполне реальной задачей. Следует
подчеркнуть также, что малые коммутационные потери обеспечивают хорошие
частотные характеристики РВД; при этом преимущество перед обычным
тиристором будет тем больше, чем выше частота и меньше длительность импульса
тока.
4
§
ь
-10
100
50
0
-50
-100
30
20
10
0
-10
-
-
J\
i
2
i
4
i i i i
6 8
t [мкс]
1
10
i
12
I
14
I I l~ I I I I I I I I I 1
У
6 8
t [мкс]
10 12 14
Рис. 20.5. Осциллограммы тока/ас и Im (вверху) и напряжения U (внизу) при включении РВД
§ 20.2 Импульсные тиристоры наносекундного диапазона 391
Таблица 20.1. Приборы тиристорного типа для импульсной техники
Тип
Импульсный
вариант
тиристора 6RT-500
Тиристор
5STH20H4501
Тиристор
55PY36L4502
Реверсивно-
включаемый
динистор, РВД
Фирма-
изготовитель
Silicon Power
Corporation
(SPCO), США
ABB
Semiconductors AG,
Швейцария
ABB
Semiconductors AG,
Швейцария
ОАО
«Электровыпрямитель»,
Россия
Диаметр
кремниевой
структуры,
мм
125
56
76
76
Импульсный
ток, кА*
220
D50)
80
B50)
140
E0)
250
A00)
dlldu
кА/мкс**
2
18
10
60
Рабочее
напряжение,
кВ
2,5
4,5
4,5
2,5
* В скобках указана длительность импульса тока в мкс.
** В режиме импульсов с большой скважностью.
В таблице 1 на основании каталогов фирм-изготовителей приведены параметры
ряда приборов тиристорного типа, которые были специально разработаны для нужд
импульсной техники.
§ 20.2 Импульсные тиристоры наносекундного диапазона
Для коммутации больших мощностей в наносекундном диапазоне
используются импульсные тиристоры с повышенным быстродействием. Увеличение
быстродействия обеспечивается как конструктивными особенностями прибора, так и
специальным режимом включения. Процесс включения тиристора при запуске по
цепи управления состоит из трех довольно четко различающихся этапов.
Первый - задержка включения - складывается из «физической» задержки,
определяемой процессом диффузионно-дрейфового переноса через /?-базу
носителей, инжектируемых из и+-слоя импульсом запускающего тока, и задержки,
связанной с процессом накопления в базовых слоях неосновных носителей в
количестве, достаточном для инициирования процесса лавинообразного нарастания их
концентрации. Второй этап - быстрое нарастание тока и уменьшение напряжения
на приборе - определяется диффузионно-дрейфовым переносом носителей через
р- и iV-базовые области. Наконец, третий этап - медленное уменьшение
напряжения на приборе при почти постоянном токе через него - определяется накоплением
электронно-дырочной плазмы во включившейся области и медленным
распространением включенного состояния по всей площади прибора.
Сокращение длительности первого этапа осуществляется как в результате
предельно возможного уменьшения толщины /?-базы, что сокращает время
физической задержки, так и с помощью увеличения амплитуды и крутизны
импульса запускающего тока, что сокращает длительность процесса накопления.
392 Глава 20. Полупроводниковые импульсные включающие коммутаторы
В современных быстродействующих тиристорах с толщиной /?-базы 20-25 мкм
длительность первого этапа лежит в пределах 20-50 не.
Длительность второго этапа, разумеется, будет тем меньше, чем меньше
толщина базовых областей, но уменьшение толщины iV-базы приводит к снижению
рабочего напряжения. Поэтому в мощном высоковольтном быстродействующем
тиристоре для ускорения процесса переноса носителей через толстую iV-базу
процесс включения проводится так, чтобы в течение всего второго этапа в JV-базе
сохранялось достаточно большое поле, обеспечивающее быстрый перенос
носителей. Для этого необходимо, чтобы к тиристору перед включением было приложено
предельно возможное напряжение, а плотность тока в процессе включения должна
быть достаточно высокой. При таком характере процесса в современных тиристорах
с рабочим напряжением в 1,7-2 кВ длительность второго этапа составляет 20-50 не,
но остаточное напряжение на приборе в конце этапа довольно высокое - 100-200 В.
Третий этап процесса в быстродействующих тиристорах, как правило, не
успевает завершиться, поскольку его длительность обычно много больше, чем
длительность импульса рабочего тока, и весь процесс коммутации практически
происходит в ОПВ.
При включении тиристорных структур в режиме с высоким быстродействием
при больших блокируемых напряжениях и высокой плотности тока может
происходить спонтанная локализация процесса на втором этапе, обусловленная
зависимостью скорости нарастания тока от напряжения на приборе и плотности тока [7].
Когда напряжение на тиристоре еще достаточно велико, а плотность тока в
некоторой области ранее, чем в соседних, достигает характерного для данного типа
прибора значения 1щ» происходит резкое ускорение переходного процесса нарастания
тока через рассматриваемую область, связанное с переходом от диффузионного к
полевому механизму переноса. Это явление носит сугубо нестационарный
характер; с течением времени распределение тока в структуре выравнивается, причем
длительность процесса выравнивания существенно превышает время фронта
токового импульса. Как показали эксперименты на тиристорах КУ-108, в быстрой фазе
переходного процесса участвует лишь 20% площади ОПВ или около 0,02 площади
силового электрода. Таким образом, в быстродействующих тиристорах имеет
место сильнейшая локализация тока, которая приводит к локальному
тепловыделению и появлению механических напряжений, что ограничивает импульсную
мощность и является первопричиной деградации приборов.
Для подавления этого эффекта необходимо посредством внешнего
управляющего воздействия быстро увеличить плотность тока в структуре до значения,
большего /кр, и исключить начальную медленную фазу переходного процесса; при этом
обеспечивается дальнейшее быстрое нарастание плотности тока практически
однородно по всей площади. При запуске тиристора по цепи управления это можно
осуществить, увеличив амплитуду импульса тока управления при условии, что
длительность фронта этого импульса /ф много меньше времени нарастания
анодного тока. В экспериментах с тиристорами типа КУ-108 [1], при *ф ^10 не, 1У = 20 А
и частоте повторения 50 Гц, коммутируемый ток может быть увеличен до 103 А,
что в 20 раз превышает паспортное значение. При этом наблюдается почти
однородное распределение тока по ОВП.
§ 20.2 Импульсные тиристоры наносекундного диапазона 393
Напряжение, блокируемое современными быстродействующими тиристорами,
сравнительно невелико и составляет 1-2 кВ, его увеличение невозможно без
снижения быстродействия тиристоров. В то же время амплитуда импульса тока в
нагрузке ограничивается волновым сопротивлением, а скорость нарастания тока -
постоянной времени разрядного контура. Поэтому для повышения мощности ти-
ристорных коммутаторов целесообразно наряду с повышением рабочих токов
тиристоров использовать их последовательное соединение для повышения рабочих
напряжений. Например, на основе последовательного соединения приборов типа
КУ-108 был создан быстродействующий коммутатор с блокируемым напряжением
около 10 кВ [8]. Для запуска коммутатора, построенного по схеме с зависимым
управлением пятью ведомыми тиристорами (рис. 6), управляющий импульс,
достаточный для подавления спонтанной локализации, подавался лишь на один
ведущий тиристор Гь включение которого сопровождалось протеканием крутого
импульса тока большой амплитуды в цепях управления остальных тиристоров.
Коммутатор обеспечивал нарастание тока до 103 А в омической нагрузке RH = 10 Ом за
время около 50 не в широком диапазоне блокируемых напряжений от 2 до 9 кВ.
Резкое повышение мощности, коммутируемой приборами тиристорного типа в
наносекундном диапазоне, возможно только с помощью методов, обеспечивающих
однородное и одновременное включение больших площадей /?-л-р-и-структуры.
Создание прибора типа реверсивно включаемого динистора для наносекундного
диапазона, конечно, было бы радикальным решением этой проблемы. Однако при
длительности фронта тока в основной цепи тиристора порядка Ю-7 с длительность
импульса тока накопления должна лежать в диапазоне 10~8 с. Возможность
введения инжекцией за столь короткие времена инициирующего заряда нужной
плотности является проблематичной. Включение тиристора емкостным током при
быстром нарастании анодного напряжения (эффект dUldt), несмотря на однородное
С„ф
>-€>-ЛЛЛ/У t Ч
Рис. 20.6. Коммутатор с зависимым управлением ведомыми тиристорами по управляющему
электроду
394 Глава 20. Полупроводниковые импульсные включающие коммутаторы
распределение этого тока по площади, не может быть однородным, поскольку
вводимый этим током заряд слишком мал, чтобы исключить спонтанную
локализацию. Возможным решением является переключение тиристора коротким
импульсом перенапряжения, при котором носители генерируются за счет ударной
ионизации непосредственно в 003 коллекторного перехода [1]. Для таких приборов
длительность импульса перенапряжения должна быть порядка времени фронта
основного тока; многочисленные эксперименты показали, что за столь короткие
времена пробой по поверхности /?-л-перехода не успевает развиться. Следует
отметить, что для исключения спонтанной локализации тока на втором этапе
процесса включения перенапряжение должно быть настолько большим, чтобы создать ток
1> /кр. Например, тиристор КУ-108 имеет j^ ^ 20 А/см2, площадь около 0,5 см2, и
поэтому ток, создаваемый перенапряжением, должен быть не менее 100 А. Этому
соответствует примерно двукратное превышение напряжения над
квазистатическим значением напряжения переключения.
Рассмотренный выше способ включения тиристоров может быть реализован в
различных схемах. На основе последовательного соединения трех тиристоров
КУ-108 был создан быстродействующий коммутатор [1] с рабочим напряжением
4,5 кВ, коммутируемым током 9 кА и фронтом нарастания тока около 100 не.
Сопротивление нагрузки составляло 0,2 Ом. Здесь импульс перенапряжения
подавался на все три тиристора и обеспечивал начальный ток, больший критического.
Диоды служили для развязки контура управления и силового контура.
Схема формирователя с бегущей волной перенапряжения приведена на рис. 7.
Ее отличие состоит в подключении к катодам тиристоров конденсаторов Сь
С2,..., Слм. Волна перенапряжения образуется с момента включения тиристора
Т\, через который происходит разряд конденсатора С\. Уменьшение напряжения
на С\ приводит к тому, что в течение времени задержки включения тиристора Т2
между анодом и катодом возникает импульсное перенапряжение с амплитудой,
превышающей статическое значение UJN, где N - число тиристоров. С
включением Т2 начинается разряд следующего конденсатора С2. При этом импульсное
перенапряжение, возникающее между катодом и анодом Г3, по значению
превышает амплитуду перенапряжения на предыдущем тиристоре Т2. Так как в
процессе последовательного включения тиристоров во времени амплитуда
перенапряжения увеличивается, то по мере продвижения волны напряжения ее фронт
становится более крутым. Одновременно с волной напряжения образуется волна тока,
амплитуда которой вследствие суммирования разрядных токов формирующих
Рис. 20.7. Коммутатор с бегущей волной перенапряжения
§20.3 Пикосекундный диапазон 395
конденсаторов в процессе включения тиристоров возрастает по величине. К
моменту включения последнего тиристора TN ток в разрядном контуре при
правильно выбранных значениях емкостей конденсаторов Сь ..., CN-\ достигает
значения, близкого к пиковому току в нагрузке. Последнее приводит к тому, что на
время нарастания тока в нагрузке будет оказывать влияние паразитная
индуктивность небольшого по протяжению участка, состоящего из последнего тиристора
и нагрузки.
Переключение тиристора коротким мощным импульсом перенапряжения
позволяет реализовать предельно возможное быстродействие для тиристоров данного
класса, поскольку обеспечивает создание предельных электрических полей в
широкой JV-базе при включении. Согласно экспериментальным данным, предельное
быстродействие составляет примерно 10 не на каждые 100 мкм толщины N-базы.
Для дальнейшего ускорения процесса коммутации больших мощностей
необходимо привлечение других физических принципов.
§ 20.3 Пикосекундный диапазон
При исследовании динамики развития лавинного пробоя /?-л-перехода в
кремнии было обнаружено [1], что если к диоду приложить квазистационарное
смещение в блокирующем направлении (рис. 8), а затем быстро (за единицы
наносекунд) - нарастающий импульс напряжения в том же направлении, то в
течение нескольких наносекунд процесс ударной ионизации протекать не будет,
несмотря на то что приложенное к диоду суммарное напряжение может в 1,5-2 раза
превышать напряжение лавинного пробоя в стационарных условиях. Затем
напряжение на диоде резко падает, а ток нарастает за время на 1,5-2 порядка
меньшее, чем время, за которое электрон с предельно возможной (насыщенной)
скоростью пролетает базовую область диода. Физическая картина этого явления
выглядит следующим образом.
Распределение поля в диоде в статических условиях показано на рис. 9, а,
кривая 1. Кривые 2, 3 показывают распределение поля при нарастании перенапряжения.
80 h 4
г-, 60 h §3
^ 40 Ь Т 2
20 h l
° 0 2 4 6 8 10 12 14 16
t [не]
Рис. 20.8. Пикосекундная коммутация в полупроводниковом диоде: 1 - ток через диод; 2-
напряжение на диоде; 3 - суммарное напряжение на диоде и нагрузке; справа показана
конструкция диода
XI
3
h
i i
2 мм
„+ /n=\014cm-^
^г
Диод?>
i i i
50 мкм
г
i
О
396 Глава 20. Полупроводниковые импульсные включающие коммутаторы
(«)
fcq -Се
vs
бо
°-{И?
Т^]—о
*• iy» v,
Рис. 20.9. Распределение напряженности электрического поля в базе диода: а - до
переключения: 1 - распределение при стационарном смещении; 2 - распределение при напряжении
стационарного пробоя; 3 - распределение, непосредственно предшествующее
переключению; А - перенапряженная область; б - распространение волны ударной ионизации:
заштрихованная область - электронно-дырочная плазма; А - перенапряженная область; vf -
скорость движения фронта волны
Из несложных оценок следует, что если базовая область не слишком загрязнена
глубокими примесями, то число носителей, создаваемых тепловой генерацией и
попадающих в перенапряженную область А за время нарастания импульса
перенапряжения, составляет буквально единицы на квадратный сантиметр. Эти носители
инициируют одиночные каналы пробоя, развивающиеся вдоль линий поля
довольно медленно (с насыщенной скоростью vs =* 107 см/с). Наведенный ток при этом
мал и при реальных значениях сопротивления нагрузки (RH = 50 Ом),
согласованного с высокочастотным трактом, не препятствует росту перенапряжения на диоде.
Поэтому оказывается возможным на несколько наносекунд приложить к диоду
напряжение, в 2-3 раза превышающее напряжение лавинного пробоя в
стационарных условиях, и создать у /?+-и-перехода область А, напряженность поля в
которой существенно выше критической.
При увеличении напряжения область объемного заряда быстро расширяется в
нейтральную область 8о, через которую текут ток проводимости и емкостный
ток. Ток проводимости создает довольно сильное поле, достаточное для ударной
ионизации материала полупроводника основными носителями. Появляющиеся
при этом дырки дрейфуют в сторону перенапряженной области и попадают в нее
§20.4 Тиристоры, управляемые лазером 397
через время задержки, равное времени пролета участка области объемного
заряда Юооз""Д- Оценки показывают, что характерная для этих экспериментов
скорость нарастания напряжения порядка 21012 В/с обеспечивает такую плотность
потока дырок, что вызываемая ими в перенапряженной области ударная
ионизация происходит практически одновременно по всей площади прибора. При
достигаемом в экспериментах перенапряжении характерное время развития лавины
составляет примерно Ю-11 с. Поэтому перенапряженная область быстро
заполняется электронно-дырочной плазмой, и поле в ней падает (рис. 9, б). Это ведет к
увеличению поля в соседней области, где в свою очередь начинается пробой,
инициируемый потоком дырок. Таким образом, возникает волна ионизации,
которая движется навстречу потоку дырок, оставляя за собой
электронно-дырочную плазму. После пробега волны вся базовая область диода оказывается
заполненной электронно-дырочной плазмой высокой плотности, напряжение на диоде
резко падает, а ток в цепи возрастает. Скорость движения волны определяется
скоростью развития пробоя в перенапряженной области и плотностью
встречного потока дырок, т.е. значением и темпом нарастания перенапряжения; эта
скорость может быть на один-два порядка больше насыщенной скорости движения
носителей, и поэтому экспериментально наблюдаемое время коммутации на два
порядка меньше, чем у всех известных переключателей аналогичной мощности.
Как было видно из предыдущих рисунков, прибор коммутирует ток 30 А от
напряжения 3 кВ за время, меньшее 0,1 не. Следует отметить высокую
стабильность процесса коммутации: установка, позволявшая зафиксировать
нестабильность с точностью до 30 пс, не регистрировала нестабильности. Таким образом,
явление задержки пробоя с последующим формированием
ударно-ионизационной волны в диоде позволяет коммутировать в пикосекундном диапазоне
импульсную мощность в сотни киловатт. Частотный предел такого диода
определяется процессом рассасывания плазмы и должен лежать в пределах десятков
мегагерц.
§ 20.4 Тиристоры, управляемые лазером
В работах [9-11] предложено запускать тиристор лучом лазера (рис. 10).
Оказалось, что кремний и неодимовый лазер образуют удачную оптоэлектронную пару
для коммутации большой мощности. Дело в том, что излучение неодимового
лазера с длиной волны 1,06 мкм имеет характерную длину поглощения в кремнии
около 1 мм, а лучшие марки кремния и достаточно чистая технология изготовления
р-и-переходов в нем позволяют создавать тиристоры с толщиной базовой области
~1 мм. Это дает возможность использовать лазерный импульс для генерации
электронно-дырочной плазмы практически одновременно по всей толщине прибора.
Скорость коммутации определяется скоростью генерации плазмы. При
достаточной мощности импульса фронт нарастания тока будет просто повторять фронт
импульса света. При облучении кремния светом абсорбируемые фотоны создают
электронно-дырочные пары. Этот чрезвычайно быстрый процесс может иметь
место внутри обедненной области, причем процесс образования плазмы происходит
без диффузии зарядов из приэлектродных областей.
398 Глава 20. Полупроводниковые импульсные включающие коммутаторы
Рис. 20.10. Сечение полупроводникового включателя, возбуждаемого световым излучением:
1 - путь тока; 2 - катод; 3 - поляризованное инфракрасное излучение лазера типа YAG; 4 -
анод; 5 - плазма электронно-дырочных пар
На практике инфракрасное излучение с длиной волны 1,06 мкм получают с
помощью лазера типа YAG с присадкой неодима. Такое излучение близко
соответствует ширине запрещенной зоны кремния и приводит к эффективному превращению
фотонов в электронно-дырочные пары. Чтобы обеспечить эффективный оптический
контакт с кремнием, поляризованное излучение вводится в него под углом Брюстера.
С помощью этого метода можно мгновенно получить плазму электронов и
дырок, которая обычно существует в базовых областях тиристора, находящегося в
проводящем состоянии. Площадь включения может быть большой, а ограничения
на пролетное время, возникающие при создании плазмы путем инжекции с
катодного и анодного эмиттеров, значительно снижены. Кроме того, значительно
упрощается последовательное соединение устройств, так как инициирующая система
изолирована. Оптическая система для набора последовательно соединенных
устройств, образующих высоковольтный переключатель, показана на рис. 11. Здесь
один луч лазера расщеплен на ряд лучей и каждый из них питает
полупроводниковое устройство. Схема гарантирует одновременность коммутации. Поскольку
Рис. 20.11. Оптическая схема, используемая для включения блока последовательно
соединенных тиристоров. Расщепление луча спроектировано так, чтобы поровну разделить
излучение лазера. 1 - тиристоры, включаемые излучением лазера; 2 - зеркало; 3 - устройство
расщепления луча; 4 - луч лазера
§20.4 Тиристоры, управляемые лазером 399
включение представляет собой быстрый процесс, для обеспечения равномерного
распределения напряжения между устройствами необходимо минимальное число
простых уравнивающих цепей. В [2] были созданы оптотиристоры
микросекундного диапазона с током до 3 кА, обратным напряжением каждого тиристора 1,2 кВ
и скоростью роста тока 0,4-1010 А/с при частоте повторения импульсов до 60 Гц.
В [9-11] проведены эксперименты с полупроводниковыми приборами,
инициируемыми лазером (ЛИПП), с целью определить, возможно ли получение наносе-
кундных времен коммутации, а также максимальной скорости роста тока. Для
освещения поверхности переключателя использовался легированный Nd YAG-лазер
A,06 мкм) с энергией импульса З-г-5 мДж. В качестве накопителей энергии
служили кабельные либо полосковые формирующие линии с волновым сопротивлением
от 50 до 0,04 Ом и зарядным напряжением до 1700 В. Фронт импульса составлял
5-5-10 не при амплитуде тока 15^-25000 А. Важно также отметить, что время
запаздывания ЛИПП оптотиристоров составляет доли наносекунды.
В приборе, использованном для экспериментов в [12], облучалась лазером
площадь 0,1 см2 из общей площади 2,5 см2. Таким образом, даже при
50-процентной эффективности, этот прибор мог коммутировать ток более 100 кА, если
облучать всю рабочую площадь. Такие приборы могут быть сделаны с диаметром
от 5 до 7,5 см, так что прямая экстраполяция показывает, что возможно создание
мегаамперных коммутаторов. Индуктивность диода очень мала @,1 нГн/кВ и
менее), синхронность запуска ряда переключателей может быть очень высокой,
поэтому времена запаздывания и разрядки генератора Маркса могут быть
существенно уменьшены, особенно при использовании компактных жидкостных
накопителей энергии с высокой удельной энергоемкостью.
Дальнейшее усовершенствование работы оптотиристоров описано в [1, 4, 12]
(рис. 12). На верхней плоскости тиристорной структуры имеется несколько тысяч
фотоприемных окон, суммарная площадь которых примерно равна половине
рабочей площади; остальная площадь занята эмиттером с металлическим контактом.
Рис. 20.12. Конструкция силового оптотиристора. Вертикальной штриховкой показаны
столбы электронно-дырочной плазмы, созданные лазерным импульсом, проходящим через
фотоприемные окна
400 Глава 20. Полупроводниковые импульсные включающие коммутаторы
(а)
(б)
Рис. 20.13. Осциллограммы коммутации: а - при большой омической нагрузке (RH = 21 Ом);
б - в режиме короткого замыкания; /- форма импульсов света от лазера
Световой импульс попадает на всю площадь прибора, и столбы плазмы образуются
одновременно во всех фотоприемных окнах.
На рис. 13 представлены типичные осциллограммы тока для двух предельных
случаев: при омической нагрузке значительно большей, чем характерное
сопротивление контура, и в режиме короткого замыкания. В первом случае фронт тока
повторяет фронт лазерного импульса A0 не), а во втором - определяется
индуктивностью системы B0 нГн) и равен 60 не. Коммутатор переключает мощность
около 300 МВт за 60 не на частоте до 100 Гц; необходимая для этого энергия
лазерного импульса (с учетом всех потерь) составляет 10~3 Дж.
Таким образом, этот метод позволяет достаточно просто осуществить
коммутацию мощностей гигаваттного диапазона за десятки наносекунд, причем можно
обеспечить строго синхронную работу большого числа коммутаторов. Однако
надежность, срок службы и частотный предел определяются неодимовым лазером;
именно это в настоящее время ограничивает возможности практического
использования метода.
Литература к главе 20
1. Грехов И.В. Импульсная коммутация больших мощностей полупроводниковыми
приборами // Физика и техника мощных импульсных систем / Под ред. Е.П. Велихова. М.:
Энергоатомиздат, 1987. С. 237-253.
2. Page D.J. Some Advances in High Power, High dildt, Semiconductors Switches // Energy
Storage, Compression, and Switching: Proc. of the I Intern. Conf. on Energy Storage,
Compression and Switching (Nov. 5-7, 1974) / Ed. by W.H. Bostick. N.Y.; L.: Plenum press,
1976. P. 415-421.
3. DriscollJ.C. High Current, Fast Turn-on Pulse Generation using Thyristors // Ibid. P. 433-440.
Литература к главе 20 401
4. Грехов КВ., Левинштейн М.Е., Сергеев ВТ. Исследование распространения
включенного состояния вдоль р-л-р-л-структуры // Физика и техника полупроводников. 1970.
Т. 4, вып. 11. С. 2149-2156.
5. Белов А.Ф., Воронков В.Б., Грехов И.В. и др. // Преобразовательная техника. 1970. № 5.
С. 15.
6. Андреев Д.В.,Думаневич А.Н., Евсеев Ю.А. II Там же. 1983. № 9. С. 5.
7. Брылевский В.И., Kapdo-Сысоев А.Ф., Левинштейн М.Е., Чашников И.Г Механизм
локализации тока в процессе включения субмикросекундных модулярных тиристоров //
Письма в ЖТФ. 1982. Т. 8, вып. 21. С. 1288-1292.
8. Брылевский В.И., Грехов КВ., Кардо-Сысоев А.Ф., Чашников КГ Мощный
высоковольтный быстродействующий коммутатор // ПТЭ. 1982. № 3. С. 96-98.
9. Zucker O.S.F., Long J.R., Smith V.L. et al. Experimental Demonstration of High-Power Fast-
Rise-Time Switching in Silicon Junction Semiconductors // Appl. Phys. Lett. 1976. Vol. 29,
N4. P. 261-263.
10. Pittman PR, Page D.J. Solid State High Power Pulse Switching // Proc. I IEEE Intern. Pulsed
Power Conf. Lubbock, 1976. Vol. IA3. P. 1-12.
11. Zucker O.S., Long J.R., Smith V.L. et al. Nanosecond Switching of High Power* Laser
Activated Silicon Switches // Energy Storage, Compression, and Switching: Proc. of the
I Intern. Conference on Energy Storage, Compression and Switching (Nov. 5-7, 1974) / Ed.
by W.H. Bostick. N.Y.; L.: Plenum press, 1976. P. 538-552.
12. Волле В.М., Воронков В.Б., Грехов КВ. и др. Мощный наносекундный тиристорныи
переключатель, коммутируемый импульсом света // ЖТФ. 1981. Т. 51, вып. 2. С. 373-379.
26. Месяц Г А.
Глава 21
ПОЛУПРОВОДНИКОВЫЕ ВЫКЛЮЧАЮЩИЕ
КОММУТАТОРЫ
§ 21.1 Общие сведения
Для генерирования мощных наносекундных импульсов, как было показано
выше, широко распространены два основных подхода, отличающиеся друг от друга
способом накопления энергии. Первый способ основан на накоплении энергии
электрического поля в быстрых емкостных накопителях, в качестве которых
используются низкоиндуктивные конденсаторы и формирующие линии с последующей
передачей энергии в нагрузку через замыкающие устройства - сильноточные наносекунд-
ные замыкающие коммутаторы. Во втором способе накопление энергии происходит
в магнитном поле индуктивного контура с током, а для ее передачи в нагрузку
применяются прерыватели тока. Последний метод перспективен для развития мощной
импульсной техники, поскольку плотность запасаемой энергии в индуктивных
накопителях примерно на два порядка выше, чем в емкостных. С другой стороны,
проблема быстрого обрыва большого импульсного тока в техническом плане является
существенно более сложной задачей, чем проблема замыкания. В наибольшей
степени эта проблема выражена при формировании мощных импульсов наносекундного
диапазона, где прерыватель должен выдерживать напряжения мегавольтного уровня
и обеспечивать обрыв тока в десятки и сотни килоампер за время порядка единиц и
десятков наносекунд. Этим требованиям удовлетворяют три основных типа
наносекундных прерывателей: плазменные прерыватели тока с наносекундной и
микросекундной накачкой, прерьюатели тока на основе электрического взрыва проволочек, а
также инжекционный тиратрон. Однако такие прерыватели либо принципиально не
способны работать в частотном режиме (взрывающиеся проволочки), либо имеют
низкую частоту повторения импульсов и ограниченный ресурс из-за эрозии
электродов (см. главы 18-20).
Для создания качественно новой мощной импульсной техники, способной
выйти на технологические применения, необходим поиск новых принципов
коммутации энергии. В этом направлении наиболее перспективными являются схемы с
индуктивными накопителями энергии и твердотельными полупроводниковыми
§21.1 Общие сведения 403
прерывателями тока, на основе которых возможна разработка мощных импульсных
устройств с высокими удельными характеристиками и практически
неограниченным сроком службы. Основная проблема здесь состоит в разработке мощного
частотного твердотельного размыкателя тока, способного в наносекундном диапазоне
времени отключать килоамперные токи и выдерживать напряжения порядка 106 В.
Известные физические принципы наносекундного отключения тока в твердом
теле основаны либо на токовой инжекции заряда в базу р+-и-и+-струк1уры с
последующим выводом накопленного заряда обратным током [1], либо на создании
высокой проводимости в собственном полупроводнике под действием
электронного пучка [2] с последующим быстрым отключением источника ионизации.
Очевидные технические сложности второго метода, связанные с необходимостью
применения ускорителей заряженных частиц для управления работой размыкателя
тока, наряду с низкими параметрами отключаемых токов (сотни ампер) и
выдерживаемых напряжений (единицы киловольт) практически исключают его
использование в мощной импульсной технике.
Метод токовой инжекции заряда для резкого обрыва обратного тока в
полупроводниковых диодах был предложен в 50-е годы XX в., когда интенсивно
развивались работы по созданию быстродействующих импульсных диодов. Диоды с
эффектом резкого обрыва тока получили название диодов с накоплением заряда
(ДНЗ) [3]. Принцип работы ДНЗ основан на существовании встроенного
тормозящего поля в базе диффузионного диода, образованного градиентом концентрации
донорных атомов. На стадии накопления заряда прямым током встроенное
электрическое поле, направленное из w-базы в /?-область, препятствует
распространению инжектируемых дырок в глубь базы и удерживает заряд вблизи р-п-
перехода. За счет этого при прохождении обратного тока практически весь
накопленный заряд успевает выйти из базы диода на стадии высокой обратной
проводимости. Малая величина остаточного заряда в базе к моменту образования
объемного заряда у /?-и-перехода приводит к резкому обрыву обратного тока за время
10"9-10~10 с. Работа диода в режиме ДНЗ возможна только при низком уровне
инжекции и при высоком уровне легирования базы донорной примесью. Переход к
сильноточному режиму работы (высокий и сверхвысокий уровень инжекции), а
также снижение уровня легирования и-базы для увеличения обратного напряжения
диода приводит к исчезновению встроенного электрического поля и эффекта
резкого обрыва тока. В связи с этим характерные для ДНЗ со встроенным полем
величины рабочих токов составляют 10-100 мА, обратных напряжений - 10-50 В.
Группой Грехова в ФТИ был предложен и реализован сильноточный режим
работы кремниевой /?+-/?'-и-и+-структуры с плотностью обрываемого тока до
200 А/см2, временем обрыва тока около 2 не и рабочим напряжением 1-2 кВ [4].
Такие диоды получили название дрейфовых диодов с резким восстановлением
(ДДРВ). Принцип работы ДДРВ состоит в следующем. Коротким импульсом
прямого тока в диоде создается резко неоднородное распределение инжектированной
электронно-дырочной плазмы так, чтобы основное количество плазмы (примерно
75%) было сосредоточено в //-слое. Затем через диод пропускается быстронара-
стающий импульс обратного тока, протекающий за счет выноса носителей из
плазмы. В /?'- и л-областях формируются резкие плазменные фронты, движущиеся
навстречу друг другу к /?-и-переходу. Скорость движения фронта определяется
26*
404 Глава 21. Полупроводниковые выключающие коммутаторы
плотностью обратного тока, концентрацией носителей в плазме и величиной
подвижности выносимых из плазмы носителей. Соотношения между этими
величинами должны быть выбраны так, чтобы фронты встретились точно в плоскости р-п-
перехода, после чего протекание тока происходит за счет выноса основных
носителей в противоположные стороны от плоскости р-и-перехода. На ^'-«-переходе
формируется область объемного заряда (ООЗ), напряжение на диоде резко
возрастает и ток в цепи обрывается. При плотности тока, близкой к насыщенной
js~envs {е - заряд электрона, п - концентрация основных носителей в «-базе,
i/y = 107 см/сек-1 - предельная, насыщенная скорость движения электронов),
граница ООЗ движется с насыщенной скоростью, и обрыв тока происходит очень
быстро - за единицы и даже доли наносекунды. Если плотность обратного тока на
участке его нарастания превышает jS9 то электронейтральность в л-базе нарушается,
на ней возрастает напряжение и в цепи, вместо резкого обрыва, начинается
сравнительно медленный спад тока. Для /?-и-перехода с напряжением пробоя,
например, 1,5 кВ концентрация п « 1014 см-3 и js- 1,6*102 А/см2. Это означает, что для
размыкания больших токов суммарная площадь кремниевых диодов должна быть
очень большой и, соответственно, возрастает стоимость и сложность
размыкающих устройств.
Принципиально важным для развития техники мощных наносекундных
импульсов было открытие в ИЭФ так называемого SOS-эффекта (SOS - Semiconductor
Opening Switch) [5]. При помощи этого эффекта оказалось возможным обрывать
токи с плотностью до 104 А/см2 за наносекундные и субнаносекундные времена
при напряжениях до 106 В. В данной главе мы рассмотрим два типа
полупроводниковых прерывателей тока на основе ДДРВ и SOS-диодов. Сравнение механизмов
работы этих диодов дано в работе [6].
21.2 Физика полупроводниковых прерывателей тока
Принцип работы полупроводниковых прерывателей тока заключается в
следующем. В цепь накачки включается полупроводниковый диод. Обычно диод
представляет собой набор последовательно включенных ^-«-переходов, созданных
диффузией доноров и акцепторов в низколегированный кремний и-типа. Схема накачки
спроектирована таким образом, что ток, проходящий через диод, имеет
колебательный характер - сначала в положительной полуволне накачки через диод проходит
прямой ток, а затем в отрицательной полуволне - обратный.
Один из возможных вариантов принципиальной схемы силового модуля
генератора наносекундных импульсов с полупроводниковым прерьюателем тока показан на
рис. 1, а на рис. 2 приведены эпюры тока и напряжения. При / = 0 замыкается ключ
К\9 и конденсатор С\ перезаряжается через индуктивность L\ и сборку ДДРВ.
Проходящий через ДДРВ в проводящем направлении импульс тока создает запас
электронно-дырочной плазмы в базовой области диодов. При прохождении через нуль
прямого тока замыкается ключ К2 и мощный быстронарастающий импульс
обратного тока /", проходящий через диоды, выводит плазму из базовых областей. Когда
запас плазмы истощается, сопротивление диодов резко возрастает, и ток переходит в
нагрузку RH, формируя на ней быстронарастающий импульс напряжения.
21.2 Физика полупроводниковых прерывателей тока 405
г-ГУ^ГЛ
г^^\
Рис. 21.1. Принципиальная схема силового модуля генератора наносекундных импульсов
Рассмотрим более детально физические процессы, определяющие работу
ДДРВ. Величина энергии, запасаемая в индуктивности W = L2(I~J/2 и
передаваемая в нагрузку при обрыве тока в ДДРВ, определяется общим количеством заряда
электронно-дырочной плазмы Q0, который может быть выведен из диода за время
от начала нарастания обратного тока до его обрыва Q0 = $ I(t)dt. Несколько
больший, вследствие различного рода потерь, заряд должен быть предварительно
накоплен в диоде при пропускании через него импульса тока в проводящем
направлении.
Процессы накопления («накачки») плазмы при протекании прямого тока через
мощный кремниевый /?+-л-л+-диод и рассасывания ее при протекании обратного
тока изучены достаточно подробно. Фундаментальным процессом,
ограничивающим предельно-возможную концентрацию плазмы в кремнии, является
/пд'
ит
i S*~t
/
^N.
/+ \
' \
t+
J
*<
\
\ /
<-\F
),^
К - »
/г ;
f
f
—_^ /ч t
t
u.
'
*"^CT f—\ >
\ k I
г
Рис. 21.2. Стилизованные осциллограммы тока через прерыватель и напряжения на
нагрузке: Тпд, ?/гщ - ток и напряжение полупроводникового диода; tK - длительность импульса
406 Глава 21. Полупроводниковые выключающие коммутаторы
Оже-рекомбинация, определяющая при очень высоком уровне инжекции время
жизни неравновесных носителей т = (уоже«2)-1, где п*р - их концентрация, а
Тоже* 1,5-10~30. Оценки показывают, что время жизни, определяемое Оже-реком-
бинацией, падает от ~7- Ю-5 с при п = 1017 см-3 до ~7-10"9 с при п = 1019 см-3, в то
время как время жизни, определяемое линейной рекомбинацией через глубокие
примеси, в мощном кремниевом диоде обычно составляет величину порядка 10~5 с.
Это означает, что даже при равном единице коэффициенте инжекции р+-п- и г?-п-
переходов концентрация плазмы у этих переходов не может быть существенно
больше, чем 1018 см~3 даже при предельно высокой плотности тока. В
действительности же р+-п- и и+-и-гомопереходы в кремнии являются далеко не идеальными
инжекторами дырок и электронов. С ростом плотности тока коэффициент
инжекции их снижается из-за ухода неравновесных носителей через потенциальный
барьер в высоколегированные р+- и л+-слои с очень высокой скоростью
рекомбинации. Поток через барьер примерно пропорционален квадрату концентрации
плазмы, что резко ограничивает возможность накопления плазмы в базовом слое.
Оценки показывают, что при возрастании стационарной плотности тока от
10 А/см2 до 103 А/см2 концентрация плазмы у р+- и л+-инжекторов оказывается
примерно в 4 раза меньшей, чем следует из простой линейной теории, не
учитывающей эти эффекты. В кремнии подвижность электронов \хп« 1350 см2/Вс, а
дырок рр « 450 см2/Вс при Т= 300 К и не очень сильном легировании (N< 1016 см-3);
поэтому при малой плотности тока концентрация плазмы у/?+-инжектора примерно
втрое больше, чем у л+-инжектора. Следовательно, с ростом тока утечка носителей
через барьер начинается раньше у /?+-инжектора, а при очень большой плотности
тока распределение плазмы становится почти симметричным. В процессе
восстановления р+-п-п+-диод& с резкими р+-п-9 ^-«-переходами при квазистационарном
начальном распределении концентрация плазмы спадает до нуля сначала у р+-п-
перехода, и образующаяся область объемного заряда (ООЗ) расширяется в «-базу,
где концентрация плазмы велика. Поэтому даже при большой плотности обратного
тока скорость движения границы и, следовательно, скорость нарастания
напряжения и обрыва тока сравнительно невелики - порядка сотен наносекунд.
В [4] впервые было показано, что для перехода в наносекундный диапазон
процесс восстановления должен осуществляться в другом режиме.
На рис. 3, о-в показана конструкция диода, исследованного в [4], и основные
особенности процесса восстановления. Диод выполнен глубокой A00 -120ц)
диффузией А1 в «-Si с концентрацией доноров Nd » 1014 см~3, после чего сформированы
/?+- и и+-инжекторы короткой диффузией бора и фосфора с предельной
концентрацией. Накачка плазмы производится коротким (~200 не) импульсом прямого тока;
форма распределения концентрации плазмы показана на рис. 3, а пунктиром. Ин-
жекция дырок из /?+-слоя формирует сравнительно тонкий диффузионный
плазменный слой с высокой концентрацией, а за ним образуется концентрационная
волна, фронт которой в условиях биполярного дрейфа перемещается к п+-
инжектору; большая часть (~75%) накопленного заряда сосредоточена в
диффузионном //-слое. Когда через диод проходит быстронарастающий импульс обратного
тока, задний фронт волны движется с большой скоростью от и+-инжектора кр'-п-
переходу (рис. 3, б). В то же время у/?+-/?'-перехода концентрация плазмы спадает
21.2 Физика полупроводниковых прерывателей тока 407
0 100 200
х [мкм]
100 200
х [мкм]
Рис. 21.3. а - конструкция полупроводниковой структуры ДЦРВ с напряжением пробоя
1,8 кВ. Пунктиром показано распределение плазмы в конце импульса прямого тока
(длительность 200 не); б - движение плазменных фронтов при протекании импульса обратного
тока; в - образование ООЗ после «схлопывания» фронтов
Рис. 21.4. Расчетные параметры SOS-процесса при плотности тока накачки 2,0 кА/см2
(длительность 500 не), плотности обратного тока в момент обрыва 7,7 кА/см2 (время нарастания
100 не), а - распределение плазмы в конце импульса прямого тока; б - положение
плазменных фронтов в момент максимума напряжения на структуре при обрыве тока; в -
распределение поля
408 Глава 21. Полупроводниковые выключающие коммутаторы
до нуля из-за выноса дырок влево, и образовавшийся концентрационный фронт
начинает двигаться к //-«-переходу вправо. При определенных соотношениях
между амплитудой и длительностью импульса прямого тока и скоростью нарастания
обратного тока можно осуществить ситуацию, когда фронты «схлопываются» у
//-«-перехода. Начиная с этого момента в диоде уже нет больше плазмы, а
протекание тока осуществляется за счет перемещения основных носителей в
противоположных направлениях от //-«-границы (рис. 3, в), что приводит к образованию
003 у //-«-перехода, резкому возрастанию напряжения на диоде и обрыву тока.
Так как скорость этого процесса определяется скоростью перемещения границы
003 в «-базу, то параметры режима должны быть выбраны так, чтобы в момент
«схлопывания» фронтов плотность обратного тока достигла величины j~=js« eNdvs,
где i/y« 107 см/с; в этом случае граница 003 перемещается со скоростью vs [7] и
обрыв тока происходит за единицы (и даже доли) наносекунд. Это положение
очень существенно для ДДРВ-режима: при j <Kjs время обрыва тока to
увеличивается, а при j >js существенно возрастает напряженность поля в «-базе за задним
фронтом концентрационной волны, что искажает форму импульса напряжения на
нагрузке. Относительно невысокая рабочая плотность тока существенно
ограничивает возможность создания мощных наносекундных генераторов.
Однако, в 1992-1993 гг. в ИЭФ УрО РАН было экспериментально установлено,
что при очень больших плотностях прямого и обратного тока (на один-два порядка
больших, чем оптимальные для ДДРВ-режима) в определенном диапазоне
плотностей токов и длительностей импульсов также наблюдается резкий обрыв тока
[5], причем механизм его явно отличается от ДДРВ [6]. Последующие
эксперименты и расчеты [8-11] позволили создать физическую картину этого явления, которое
авторы назвали SOS-эффектом.
Физико-математическое моделирование SOS-процесса заключалось в
совместном численном решении уравнения Кирхгофа для электрической схемы с SOS-
диодом, уравнений непрерывности для электронов и дырок в диодной структуре и
уравнения Пуассона. В качестве примера на рис. 4 приведены расчетные
параметры SOS-процесса при накачке и восстановлении сборки, состоящей из 196
диодных структур с площадью 0,24 см2, глубиной залегания /^-«-перехода 120 мкм,
толщиной «-базы -150 мкм, и концентрацией доноров в ней 1-Ю14 см-3.
Сопротивление нагрузки составляло 200 Ом. Распределение плазмы в приборе в конце
накачки коротким (-500 не) импульсом прямого тока j+ = 2,0 кА/см2 показано на рис. 4, а;
на рис. 4, б показано положение плазменных фронтов и распределение поля
(рис. 4, в) при обрыве тока с плотностью 7,7 кА/см2. Хорошо видно, что из-за
большой плотности прямого тока концентрация плазмы, вносимой биполярным
дрейфом в центральную часть диода, существенно выше, чем в ДДРВ-процессе.
Быстронарастающий импульс обратного тока формирует крутые плазменные
фронты в //- и «-слоях, движущиеся навстречу друг другу, причем фронт в
//-области движется с существенно большей скоростью. Плотность потока дырок,
выносимых полем из плазмы через левую границу, непрерывно растет с ростом
тока, а плазменный фронт, перемещаясь вправо по диффузионному //-слою,
проходит области с непрерывно уменьшающейся концентрацией легирующей
акцепторной примеси Na. При р> Na объемный заряд некомпенсированных свободных
дырок создает электрическое поле, напряженность которого резко нарастает, а
§ 21.3 Импульсные устройства с приборами на основе ДЦРВ 409
ширина области объемного заряда @03) увеличивается по мере дальнейшего
перемещения границы плазмы. На этом этапе напряжение на диоде быстро
увеличивается, а ток переходит в нагрузку, включенную параллельно диоду. Уменьшение
тока через диод, естественно, уменьшает плотность потока дырок в 003 (за время
порядка времени пролета т ~ 0,2 не), но одновременно уменьшается и
концентрация акцепторов, поскольку граница смещается к ^'-«-переходу. Расчет показывает,
что при спаде тока на 30-40% поле в 003 достигает порога ударной ионизации в
кремнии (> 2-105 В/см), что приводит к появлению электронной компоненты тока в
003, замедляющей движение фронта.
Отметим два обстоятельства, принципиально отличающие механизм обрыва
тока в SOS-прерывателях от механизма обрыва в прерывателях с меньшими
плотностями тока, например ДЦРВ [6]. Во-первых, в SOS-прерывателях область с
низкой проводимостью, в которой локализуется сильное поле, возникает не в базе
диода, как это имеет место в ДЦРВ, а в сильнолегированной /^-области с
концентрацией примеси порядка 1015 см~3 и выше, где плотность тока насыщения
составляет несколько килоампер на квадратный сантиметр. Поэтому SOS-прерыватели
являются принципиально сильноточными устройствами, работающими при
плотностях обратного тока порядка 103— 104 А/см2. Во-вторых, на стадии обрыва тока в
диоде остается заметное количество плазмы, поэтому момент начала обрыва тока
никак не связан с принципом равенства заряда, внесенного в структуру в
положительной полуволне накачки и удаленного из нее в отрицательной, что
принципиально, например, для дрейфовых диодов с резким восстановлением.
§ 21.3 Импульсные устройства с приборами на основе ДЦРВ
Поскольку ДЦРВ является размыкателем тока, это дает возможность создания
двух типов генераторов наносекундных импульсов [1].
В первом из них ДЦРВ замыкает накоротко линию передачи от генератора
обостряемого импульса к нагрузке на время установления в линии требуемой
амплитуды волны, а потом резко «открывает» линию. В этом случае фронт импульса в
нагрузке определяется переходным процессом в ДЦРВ, а длительность -
задающим генератором.
Второй тип - схема с промежуточным накоплением энергии в индуктивном
накопителе, в которой выходной импульс формируется при резком обрыве тока в
цепи, состоящей из последовательно соединенных ДЦРВ и индуктивности либо
формирующей линии (ФЛ). В таком генераторе формируется колоколообразный
или прямоугольный (в случае ФЛ) импульс напряжения.
В схеме рис. 5 на ДДРВ через фильтр подается импульс накачки с
длительностью tH и амплитудой jHS (S - рабочая площадь ДДРВ), затем прикладывается
обостряемый импульс обратной полярности длительностью t0 с фронтом
нарастания /ф. За время /ф обратный ток нарастает до оптимальной плотности jS9
а напряжение на ДДРВ и нагрузке RH остается малым; при этом LC-фильтр не
пропускает импульс в цепь генератора накачки. Протекание тока сопровождается
удалением из базы неосновных носителей, которое к моменту t = t§ заканчивается.
Дальнейшее протекание тока происходит за счет выведения основных носителей и
приводит к резкому возрастанию напряжения на ДДРВ и нагрузке до значения U.
410 Глава 21. Полупроводниковые выключающие коммутаторы
и+> о э-
и-> о ь
Ж ДЦРВ
*н
Рмс. 27.5. Схема ДЦРВ-генератора наносекундных импульсов с нагрузкой
В этой схеме плотность тока j ограничивается в основном волновым
сопротивлением Z0 коаксиального кабеля, поэтому параметры прибора и режим
включения должны удовлетворять соотношению: j = js = eNdvs = UJZ0S, где t/a -
амплитуда напряжения обостряемого импульса. Амплитуда тока накачки jH
выбирается с таким расчетом, чтобы на этапе восстановления весь заряд выносился к
моменту / = /ф, т.е. jH=js^/2tH. Например, для ДДРВ с Nd = 1-Ю14см-3 и
U = 1,6 кВ jH = 1,6-102 А/см2; при работе в тракте с Z0 = 50 Ом рабочая площадь
S = 0,2 см2 и амплитуда тока в импульсе будет 32 А. Для получения фронта
нарастания в единицы наносекунд длительность накачки /н должна быть менее 0,5 мкс.
Если фронт обостряемого импульса /ф = 0,1 мкс, а /н = 0,4 мкс, то jH = 20 А/см2
и необходимая амплитуда тока накачки равна 4 А.
На рис. 6 приведена схема генератора наносекундных импульсов с
промежуточным индуктивным накопителем энергии. Цепь, состоящая из транзисторного
ключа Ки высоковольтного трансформатора Трх и разделительного диода Дн,
заряжает накопительную емкость Сн за время 100 мкс до напряжения 1,5 кВ от
источника питания на 100 В. В момент 7 = 0 формируется импульс накачки
ДЦРВ jH с длительностью 0,5 мкс и амплитудой 3 А (цепь накачки -
дроссель Lp, трансформатор Тр2, транзисторный ключ К2). В некоторый момент tx
Трх Дн
с„
КУ-109 ДЦРВ
0 )
Рис. 21.6. Схема генератора наносекундных импульсов с ДЦРВ и индуктивным накопителем
энергии
§ 21.3 Импульсные устройства с приборами на основе ДДРВ 411
включается тиристор Г и разряжает емкость Сн по цепи Т, Сн, накопитель 1^,
ДДРВ. Энергия, накопленная в Сн, переводится в L^. В другой момент t2,
определяемый равенством накачанного и выведенного заряда в ДДРВ, происходит
обрыв тока в ДДРВ, а накопленная в LH энергия поступает в виде короткого
импульса длительностью tK = L^/Zq в согласованную линию передачи с волновым
сопротивлением Z0 =i?H и затем в нагрузку RH. Амплитуда волны в линии передачи
С/а = /aZ0, где U - ток через 1^ в момент разрыва (в рассматриваемом генераторе при
/а = 30 А и Z0 = 50 Ом U = 1,5 кВ). Стабильность работы генератора чрезвычайно
высокая (при нестабильности источника питания менее 5% нестабильность
импульса менее 100 пс).
На рис. 7 приведена схема двухтактного генератора с индуктивными
накопителями, позволяющая полностью суммировать в нагрузке энергию, запасенную как в
цепи обратного тока, так и в цепи накачки; такая схема удобна для создания
генераторов большой мощности. Схема работает следующим образом. При замыкании
ключа Кх контура CXLX в течение первого полупериода колебаний через ДДРВ
проходит ток накачки 1Х. В момент смены направления тока 1Х замыканием
ключа К2 включается контур обратного тока ЦС2, полностью идентичный CXLX.
Ток 12 этого контура суммируется с 1Х в ДДРВ. В момент максимума суммарного
тока (/ = 772) выведенный заряд равен введенному (с точностью до потерь в
ключах и ДДРВ), ток через ДДРВ обрывается, и суммарный ток контуров AХ +12)
перебрасывается на нагрузку. При этом формируемый в нагрузке импульс
напряжения может значительно (в 10 и более раз) превышать начальное напряжение заряда
емкостей Сх и С2. Время срабатывания ключей Кх и К2 должно быть много
меньше полупериода колебаний контуров. На основе этой схемы был выполнен
генератор, формирующий на нагрузке 10 Ом импульс напряжения амплитудой 4 кВ
и полушириной 5 не, т.е. с мощностью в импульсе ~1,6 МВт. Рабочая частота
определялась вспомогательными элементами, а полный кпд был более 40%.
Рекордные для ДДРВ параметры получены в работе [12], в которой с помощью
последовательно соединенных ДДРВ формируются импульсы с амплитудой 80 кВ,
током 800 А и частотой следования импульсов 1 кГц. В [13] описан генератор с
г-МЛ/vH
Li
$ ДДРВ
h
С2
Рис. 21.7. Двухтактный мощный ДДРВ-генератор наносекундных импульсов (а) и
осциллограммы тока через ДДРВ и напряжения на нагрузке (б)
412 Глава 21. Полупроводниковые выключающие коммутаторы
полупроводниковым прерывателем тока, принцип работы которого основан на
инверсном механизме восстановления диода. Работа диода также основана на
принципе удаления избыточной плазмы из базы на стадии высокой обратной
проводимости. На основе такого диода разработан генератор с напряжением 30 кВ, током
600 А и частотой следования импульсов 1 кГц.
§ 21.4 Разработка SOS-диодов
Итак, импульсные генераторы на основе ДДРВ позволяют получать
напряжения в десятки киловольт и токи до 103 А, Для получения импульсов с более
высокими параметрами используются SOS-диоды [5]. SOS-эффект был обнаружен
группой Рукина в ИЭФ в обычных высоковольтных полупроводниковых диодах,
предназначенных для выпрямления переменного тока, подбором определенного
сочетания плотности тока и времени накачки [5]. Однако, существуют
разнообразные классы выпрямительных диодов, которые отличаются друг от друга своими
частотными свойствами и характером восстановления напряжения при
переключении с прямого направления на обратное. По характеристикам переключения
различают диоды с обычным или «жестким» режимом восстановления и более
современные и совершенные диоды с «мягким» режимом восстановления.
В конструктивно-технологическом плане жесткие и мягкие диоды отличаются
друг от друга исходным профилем легирующих примесей в структуре, глубиной
залегания /?-и-перехода хр, длиной базы и удельным сопротивлением исходного п-
кремния, образующего базу. На рис. 8 приведена типичная диодная р+-р-п-п+-
структура. Обычный (жесткий) диод имеет /^-область, образованную диффузией
алюминия на глубину хр ~ 100 мкм. Для изготовления мягкого диода используется
один из следующих технологических приемов (или их совокупность): уменьшение
величины хр с одновременным увеличением резкости /?-и-перехода созданием
о
1020|
ю191
1018|
10"
ю" I
10151
1014|
ю131
|\ р+\
L р \
1
хр= 80-120
*р =
1
2
Р \
г- '
=160-200
>
Л- /
/ п+
[мкм]
Рис. '21.8. Типичная р+-р-и-л+-структура выпрямительного диода: 1 - эпитаксия (мягкий
диод); 2 - обычная диффузия (жесткий диод типа СДЛ); 3 - глубокая диффузия
(сверхжесткий SOS -диод)
§21.4 Разработка SOS-диодов 413
эпитаксиальной /?+-области с резким градиентом концентрации акцепторов вблизи
/?-л-перехода [14, 15], увеличение длины базы и проводимости исходного кремния
[16, 17]. Перечисленные приемы приводят к тому, что при смене направления тока
с прямого на обратное происходит, с одной стороны, очень быстрое освобождение
р-и-перехода от избыточной плазмы, препятствующее дальнейшему росту
обратного тока, а с другой стороны, большое количество оставшейся в диоде плазмы
затягивает процесс спада обратного тока, обеспечивая мягкий режим
восстановления напряжения.
Для исследования влияния параметров структуры на процесс обрыва тока в
режиме SOS-эффекта были разработаны опытные прерыватели тока,
отличающиеся друг от друга исходным сопротивлением кремния, длиной базы, площадью
структуры и глубиной залегания /?-л-перехода. Прерыватели тока содержали по
двадцать последовательно соединенных диодов, стянутых между собой
диэлектрическими шпильками. Каждый диод представлял собой медный охладитель, на
который напаяно по четыре последовательных структуры.
Положительный эффект по увеличению жесткости прерывателя тока был
достигнут при увеличении глубины залегания /?-и-перехода хр от 100 до 200 мкм.
Экспериментальная зависимость коэффициента перенапряжения на прерывателе
тока в режиме холостого хода от величины хр приведена на рис. 9. При хр более
160 мкм перенапряжение достигает шестикратного значения [18]. По
существующей классификации такие диоды могут быть названы диодами со «сверхжестким»
восстановлением.
На рис. 8 приведена структура SOS-диода для ее сравнения со структурами
мягких и жестких диодов, а на рис. 9 по параметру хр выделены области диодов,
соответствующие разным характеристикам восстановления. В таблице 1
приведены характеристики диода СДЛ-0,4-800 и опытного SOS-диода с близкой площадью
структуры.
Таблица 21.1. Сравнительные характеристики диодов
Параметр
Напряжение
Площадь структуры
Обратный ток
Время обрыва тока
Отводимая мощность
Максимальное перенапряжение
Длина
Масса
СДЛ-0,4-800
100 кВ
0,2 см2
0,4 кА
12-25 не
30 Вт
3
140 мм
-0,1 кг
SOS-диод
100 кВ
0,25 см2
2кА
4-8 не
80 Вт
6
60 мм
-0,05 кг
SOS-диод способен пропускать на стадии накачки и затем обрывать ток
большей величины, поскольку он имеет более короткую базу (при увеличении хр
толщина пластинки кремния не менялась и составляла 310-320 мкм). Меньшие
времена обрыва тока позволяют иметь больший коэффициент перенапряжения при
большей эффективности переключения энергии, а конструкция SOS-диода с
развитой поверхностью охладителей позволяет увеличить рассеиваемую мощность.
414 Глава 21. Полупроводниковые выключающие коммутаторы
80 120 160 200
jcp [мкм]
Рис. 21.9. Зависимость коэффициента перенапряжения кп от глубины диффузии
алюминия jcp: / - мягкий диод; 2 - жесткий диод; 3 - сверхжесткий SOS-диод
При последовательном соединении полупроводниковых приборов очень важным
с практической точки зрения является вопрос обеспечения равномерного
распределения напряжения по структурам, что необходимо для надежной и безаварийной
работы импульсного устройства. Для этой цели используются либо резистивные
делители напряжения, компенсирующие технологический разброс характеристик
структур, возникающий при их изготовлении, либо структуры перед сборкой
предварительно отбираются по вольтфарадным и вольтамперным характеристикам.
Очень важная особенность SOS-эффекта состоит в том, что на стадии обрыва тока
он характеризуется равномерным автоматическим распределением напряжения по
большому числу последовательно соединенных диодов (структур). Это дает
возможность создавать прерыватели тока с напряжением мегавольтного уровня путем
последовательного соединения диодов без использования внешних делителей
напряжения. Так, каждая ветвь прерывателя тока на установке «Сибирь» [19] содержала
1056 последовательно соединенных структур (8 диодов по 132 структуры в каждом)
и работала при напряжении до 1,1 MB. Это свойство SOS-эффекта наряду с высокой
плотностью обрываемого тока и позволило перейти в гигаваттный диапазон
импульсной мощности при генерировании наносекундных импульсов
полупроводниковыми приборами.
Были выполнены исследования процесса распределения напряжения по
последовательным структурам прерывателя тока, работающего в режиме
SOS-эффекта [22]. Исследуемый диод содержал десять последовательно соединенных структур.
Для моделирования технологического разброса параметров величина хр в
структурах была выбрана различной и лежала в диапазоне от 170 до 188 мкм с шагом 2 мкм.
На стадии обрыва тока (рис. 10) в /^-области структуры возникает характерная
область сильного поля (ОСП) с четко выраженными границами, имеющая ширину w и
расширяющаяся со скоростью v = vx-v29 где vx и v2 - скорости движения правой
и левой границ ОСП соответственно. Правая граница этой области совпадает с
положением фронта избыточной плазмы, а левая соответствует точке, где вьшолняется
условие насыщения тока. Пробивное поле в области имеет величину около 200 кВ/см
§214 Разработка SOS-диодов 415
2-Ю16
A ML
^ 1-Ю16
<
о
3 -юо
U__J
-200
О 100 200 300
х [мкм]
Рмс. 21.10. Распределение концентрации избыточной плазмы и электрического поля в
структуре с Хр = 180 мкм на стадии обрыва тока плотностью 4,6 кА/см2 (вертикальной стрелкой
обозначена позиция /?-и-перехода)
и слабо меняется на стадии обрыва тока. При этом напряжение на структуре
определяется главным образом шириной области w. В начале процесса обрыва тока за
счет большей скорости vx движения правой границы поля происходит расширение
области и рост напряжения на структуре. Затем скорости движения границ падают,
причем скорость левой границы v2 начинает превышать скорость правой, что
приводит к сужению ОСП и спаду напряжения на структуре [8].
Было установлено, что в структурах с меньшей величиной хр формирование
ОСП начинается раньше, чем в структурах с большей величиной хр. Наибольшая
разница во времени наблюдается для структур с наиболее отличающимися хр A70
и 188 мкм) и составляет 2,5 не (рис. 11). Для этих же структур наблюдается и
максимальное различие в величине w9 а следовательно, и в напряжении на структурах.
Механизм более раннего срабатывания структур с меньшей величиной хр состоит
в следующем. На стадии прямой накачки, когда происходит накопление заряда в р-
области структуры, концентрация избыточной плазмы в структурах с меньшими
значениями хр оказывается выше, поскольку один и тот же накопленный заряд
распределяется по меньшей толщине /?-слоя. Соответственно в структурах с
меньшей величиной jcp интенсивность процессов рекомбинации оказывается выше, а
количество накопленного заряда, который затем может быть выведен из
структуры обратным током, уменьшается. На стадии обратной накачки при одном и
том же законе изменения плотности тока во времени (последовательное
соединение структур) меньшая величина накопленного заряда в структурах с меньшими
-
. 1
^
А
Г 1 1
W
<—>
Vl
Л
\7
\Р~п 1
1 .
V\
к,._
-Ц»ГГГГ| |
г \
1
416 Глава 21. Полупроводниковые выключающие коммутаторы
5-Ю5
3-105 [оТ
о,
МО5
о
-1105
12
4
490 495 500 505 510
t [не]
Рис. 21.11. Зависимости ширины области сильного поля wG, 2), скорости ее изменения v
C, 4\ разности Aw E) и отклонения 6 (б) от времени на стадии обрыва тока для структур с
л:р = 170 мкм (кривые 7, 3) и 188 мкм (кривые 2, 4)
значениями дгр приводит к тому, что условие насыщения скоростей носителей в р-
области структуры и начало формирования ОСП наступают раньше, чем в
структурах с большей величиной хр.
К моменту начала образования ОСП в структуре с хр = 188 мкм (кривая 2,
рис. 11) ширина ОСП в структуре с jcp = 170 мкм (кривая 7, рис. 11) достигает
11,5 мкм. В этот момент времени неоднородность распределения напряжения по
структурам максимальна, а наибольшее отклонение напряжения 5 от среднего
значения наблюдается для структуры с хр = 170 мкм и достигает 56% при оценке
8 из выражения 8 = |f/ir — С/ч>|-100%/?/ср, где Ucp - среднеарифметическая
величина напряжения, приходящегося на одну структуру (кривая б, рис. 11).
В [8] было показано, что в структурах с большей величиной хр реализуются и
более высокие скорости расширения ОСП благодаря более низкой концентрации
избыточной плазмы в ^-области структуры. Как видно из рис. 11 (кривые 3 и 4\
скорость v расширения ОСП в структуре с хр = 188 мкм всегда превышает
скорость расширения ОСП в структуре с хр = 170 мкм. Данное обстоятельство
приводит к тому, что в процессе обрыва тока снижаются как разница Aw по ширине ОСП
в структурах, так и отклонение напряжения 8 от среднего значения. К моменту
достижения максимального напряжения на структурах (максимальное значение w)
разность по ширине ОСП не превышает 5 мкм (кривая 5, рис. 11), а величина 8
снижается до 4% (кривая б, рис. 11).
(а)
490 495 500 5054
t ГнгЛ
§21.4 Разработка SOS-диодов All
Таким образом, исследование показало, что на стадии обрыва тока и роста
напряжения на последовательно соединенных структурах в режиме SOS-эффекта
существует механизм выравнивания распределения напряжения по структурам,
глубина залегания /?-и-перехода в которых различна. Механизм обусловлен тем,
что в структурах с большей величиной xv образование области сильного поля на
стадии обрыва тока начинается позже, но расширение этой области происходит с
большей скоростью, чем в структурах с меньшей величиной хр.
Исследования влияния профиля легирования структуры на процесс обрыва
тока при SOS-эффекте как при длинных, так и при коротких временах накачки,
явились основой для создания нового класса полупроводниковых приборов - SOS-
диодов, конструктивная отличительная особенность которых состоит в большой
глубине диффузии алюминия в структуру [18]. Для приборов наносекундного
диапазона величина хр составляет 160-180 мкм, а для приборов с короткой накачкой и
субнаносекундным временем обрыва тока достигает 200-220 мкм.
Типичная конструкция SOS-диода приведена на рис. 12. Прерыватель
представляет собой последовательную сборку элементарных диодов, стянутых между
собой диэлектрическими шпильками между двумя выходными пластинами -
электродами. Каждый элементарный диод состоит из охладителя, на который напаяно
по четыре последовательные структуры. На боковую поверхность структур
наносится защитное покрытие, стойкое к трансформаторному маслу. Перед сборкой
диодов контактные поверхности выравниваются и шлифуются. Сборка имеет
компенсатор теплового расширения в виде двух коаксиальных металлических втулок,
между которыми размещена резиновая прокладка. На одном из электродов сборки
расположен винт для регулировки прижимного усилия при стяжке диодов.
Собранные SOS-диоды проходят испытания на специально разработанных стендах.
Эксперимент показал, что обрываемый ток через SOS-диод с площадью 1 см2
составляет 5,5 кА, время обрыва тока по уровню 0,1-0,9 от амплитуды - 4,5 не.
Скорость коммутации - 1200 кА/мкс, что примерно на три порядка превышает
скорость нарастания тока в обычных быстродействующих тиристорах класса ТБ.
Рис. 21.12. Типичная конструкция SOS-диода в виде последовательной сборки структур с
охладителями: / - изоляционный стержень, 2 - катодная пластина, 3 - винт для затяжки
структур, 4 - охладители с напаянными полупроводниковыми структурами, 5 - анодная пластина
27. Месяц Г.А.
418 Глава 21. Полупроводниковые выключающие коммутаторы
В таблице 2 приведены характеристики разработанных SOS-диодов. Самый
мощный прибор при площади структуры 4 см2 имеет рабочее напряжение 200 кВ и
обрывает ток величиной 32 кА, что соответствует разрывной мощности 6 ГВт.
Создан прибор для высокой частоты следования импульсов в постоянном режиме.
Прибор имеет более развитую систему охладителей и при обрываемом токе 1-2 кА и
напряжении 100-120 кВ работает с частотой следования импульсов 2 кГц.
Существуют также приборы, которые используют эффект субнаносекундного обрыва тока и
разработаны для формирования импульсов длительностью несколько наносекунд.
При коротком времени накачки они обрывают ток величиной до 2 кА за 500-800 пс.
Таблица 21.2. Параметры SOS-диодов, разработанных в ИЭФ
Параметр Значение
Рабочее напряжение 60-400 кВ
Количество последовательных структур 80-320
Площадь структуры 0,25-4 см2
Плотность прямого тока 0,4-2 кА/см2
Плотность обрываемого тока 2-10кА/см2
Время прямой накачки 40-600 не
Время обратной накачки 15-15 0 не
Время обрыва тока 0,5-10 не
Рассеиваемая мощность в трансформаторном масле
(постоянный режим) 50-500 Вт
Длина/масса 50-220 мм / 0,05-0,6 кг
Исследования и эксплуатация разработанных SOS-диодов в составе различных
импульсных генераторов показали их чрезвычайно высокую надежность и
способность выдерживать многократные перегрузки по току и напряжению. Стендовые
испытания, проводимые с целью намеренного вывода приборов из строя, показали,
что увеличение плотности тока и скорости его ввода на порядок (с 5 до 50 кА/см2)
приводит к увеличению потерь энергии на стадии накачки и снижению
эффективности работы прерывателя тока. При этом структуры работают как активное
сопротивление, ограничивающее ток накачки, поскольку при таких плотностях тока
процесс модуляции базы сопровождается возникновением больших прямых
напряжений. Попытки вывести SOS-диод из строя высоким рабочим напряжением
(прибор с рабочим напряжением 120 кВ устанавливался в генератор с выходным
напряжением 450 кВ) показали, что при обрыве тока SOS-диод работает как
ограничитель напряжения (амплитуда импульса не превышала 150 кВ), потребляя при
этом энергию из конденсатора накачки. Модельные расчеты для такого режима
работы установили резкое увеличение интенсивности процессов лавинного
размножения носителей в области с электрическим полем и соответствующее
снижение сопротивления структуры на стадии обрыва тока. Очевидно, что такие
перегрузочные способности SOS-диодов обусловлены спецификой плазмонаполненно-
го режима работы полупроводниковой структуры при SOS-эффекте.
При исследованиях также была выявлена другая особенность
SOS-диодов, заключающаяся в улучшении характеристик отключения тока при нагреве
§21.5 Мощные наносекундные импульсные устройства на основе SOS-диодов 419
полупроводниковой структуры. В отличие от традиционных силовых приборов
(диодов и тиристоров), у которых при обратном напряжении структура свободна
от избыточной плазмы и увеличение температуры приводит к пробою структуры
за счет возрастания обратного тока и его локализации на неоднородностях, база
SOS-диода остается заполненной избыточной плазмой в момент обрыва тока и
генерации импульса обратного напряжения. В экспериментах по перегреву SOS-
диода было установлено, что при увеличении температуры структур в процессе
работы вплоть до момента расплавления высокотемпературного припоя
происходит увеличение количества выведенного заряда на стадии обратной накачки в
пределах 10-15%. Возрастание выводимого заряда увеличивает амплитуду тока
перед обрывом и снижает время его обрыва. Этот эффект связан с увеличением
времени жизни неосновных носителей с ростом температуры и
соответствующим снижением потерь заряда за счет рекомбинации.
Рабочие параметры SOS-диода по плотности тока, амплитуде напряжения и
частоте следования импульсов должны быть согласованы с требуемой величиной
эффективности переключения энергии в нагрузку и температурным режимом
работы прибора. Основные потери энергии (~ 80-90%) в SOS-диоде происходят на
стадии отключения тока, в связи с чем при одном и том же режиме накачки
изменение параметров нагрузки приводит к изменению характеристики обрыва тока,
амплитуды «апряжения на прерывателе и количества энергии, выделяемой в нем.
Это обстоятельство затрудняет определение допустимой частоты следования
импульсов. В силу этих причин в таблице приведены рекомендуемые параметры по
плотности тока и длительности импульсов накачки, а вместо частоты следования
импульсов указана допустимая мощность потерь, соответствующая перепаду
температур между охладителем и окружающим трансформаторным маслом в
диапазоне 50-80°С @,25-0,4 Вт/см2). Характерный диапазон частот следования импульсов
в постоянном режиме по условиям теплоотвода составляет 200-2000 Гц. В режиме
пачки импульсов, когда прибор работает в тепловом режиме, близком к
адиабатическому, частота следования импульсов, как правило, уже ограничена частотными
возможностями питающего генератора, поскольку собственная предельная частота
следования импульсов SOS-диода, определяемая длительностью процесса накачки,
превышает 1 МГц.
При установке SOS-диодов в генератор допускается их
параллельно-последовательное соединение для получения требуемых параметров прерывателя тока.
При этом сборка выполняется в виде отдельных параллельных ветвей из
последовательно соединенных приборов.
§ 21.5 Мощные наносекундные импульсные устройства
на основе SOS-диодов
Способ усиления мощности емкостных генераторов с помощью
промежуточного индуктивного накопителя и прерывателя тока известен давно. Способ основан
ца том, что индуктивность разрядного контура, представляющая собой пассивный
элемент емкостного генератора и препятствующая быстрому выводу энергии из
конденсаторов в нагрузку, при использовании прерывателя тока становится
активным элементом и работает как индуктивный накопитель. При этом достигается
27*
420 Глава 21. Полупроводниковые выключающие коммутаторы
усиление мощности импульса, поскольку энергия из такой системы выводится в
нагрузку за существенно меньший промежуток времени.
В первых экспериментах по использованию SOS-эффекта для генерирования
импульсов был реализован режим усиления мощности генератора Маркса
прерывателем тока на основе высоковольтных выпрямительных диодов [5]. Генератор
Маркса имел разрядную емкость 0,13 мкФ и напряжение холостого хода 150 кВ.
Прерыватель тока SOS был собран из шестидесяти четырех диодов СДЛ-0,4-1300
(шестнадцать параллельных ветвей по четыре последовательных диода). Ток
прямой накачки прерывателя тока достигал 25 кА, обратной - 20 кА. Время ввода
обратного тока составляло 300-400 не. При этих условиях при обрыве тока на
нагрузке величиной 100 Ом формировались импульсы напряжения с амплитудой до
400 кВ и длительностью на полувысоте 40-60 не. В другой модификации
прерыватель тока имел двадцать параллельных ветвей из тех же диодов. На нагрузке
150 Ом были получены импульсы с амплитудой 420 кВ при напряжении холостого
хода генератора Маркса 150 кВ. На нагрузке RH = 5,5 Ом амплитуда импульса
составляла 160 кВ при времени нарастания тока 32 не. В этом эксперименте для
полупроводниковых прерывателей тока были достигнуты рекордные значения по
разрывной мощности и скорости ввода тока в нагрузку, которые соответственно
составляли 5 ГВт и 1012 А/с. При минимальной индуктивности разрядного контура
(без добавочной индуктивности) и включении генератора Маркса непосредственно
на ту же нагрузку E,5 Ом) без прерывателя тока время нарастания тока в нагрузке
составляло 180 не при амплитуде тока 25 кА. Таким образом, применение
полупроводникового прерывателя тока на выпрямительных диодах позволило
увеличить скорость ввода тока в нагрузку примерно в 7 раз.
В работах [5, 20] приведено описание разработанных наносекундных
генераторов и ускорителей с полупроводниковым прерывателем тока на основе
промышленных полупроводниковых выпрямительных диодов, работающих в режиме SOS-
эффекта. В качестве питающих устройств использовались емкостные генераторы
на основе схемы Маркса, а также одно- и двухконтурные схемы накачки.
Генераторы имели выходное напряжение от 150 до 450 кВ и отличались друг от друга по
величине запасаемой энергии на 3 порядка.
На рис. 13 приведены электрическая схема и осциллограмма выходного
импульса напряжения малогабаритного генератора, представляющего собой портативный
Генератор
Маркса
0 10 20 30
t [НС]
Рис. 21.13. Схема и осциллограмма выходного импульса малогабаритного генератора.
Накачка - генератор Маркса
SOS
Дн1
-л/vw—t
-04-
SOS
§ 21.5 Мощные наносекундные импульсные устройства на основе SOS-диодов 421
переносной блок массой 10 кг и длиной 600 мм. Генератор Маркса содержит
четыре ступени с индуктивной развязкой, которые в импульсном режиме за 20 мкс
заряжаются до напряжения 18 кВ от тиристорного зарядного устройства. Выходные
параметры генератора: емкость 0,85 нФ, напряжение 70 кВ, запасаемая энергия
2 Дж. Индуктивность 1^ промежуточного накопителя в одноконтурной схеме
накачки прерывателя - 2,5 мкГн. При включении генератора Маркса импульс прямой
накачки SOS длится 150 не, обратной - 80 не. Обрыв тока происходит за время
около 10 не, что приводит к формированию на 180-омной нагрузке импульса
напряжения амплитудой 160 кВ и длительностью на полувысоте 10-12 не.
Обрываемый ток - около 1 кА. Прерыватель тока SOS собран из восьмидесяти восьми
выпрямительных диодов КЦ105Д: четыре параллельных ветви по двадцать два диода
последовательно в каждой. Максимальная плотность тока в структуре при прямой
накачке - 15 кА/см2, перед обрывом тока - 12,5 кА/см2. Генератор выполнен в
безмасляном варианте, элементы выходного узла изолированы от корпуса съемным
экраном из нескольких слоев лавсановой пленки. Частота следования импульсов
устройства - 50 Гц.
Позже был разработан [21] более мощный сильноточный наносекундный
ускоритель электронов с выходным напряжением до 450 кВ (рис. 14). Трехступенчатый
генератор Маркса имеет энергозапас 1,5 кДж при выходном напряжении 150 кВ.
Принципиальное отличие состоит в использовании двухконтурной накачки
прерывателя в режиме усиления обратного тока. Ускоритель размещен в металлическом
корпусе с размерами 1800x1000x800 мм3 и массой 300 кг. Функцию промежуточного
индуктивного накопителя выполняют индуктивность генератора Маркса и
индуктивность корпуса. Отсутствие сосредоточенных индуктивностей приводит к
незначительной величине напряжения на элементах конструкции относительно корпуса во
(а)
1 п п\\+ Накачка(+) SOS
+
Генератор
Маркса (-)
(б)
ё
0,2 Н
0,4
^г 1
и
i i
L. /VN
гч-г
* 1 >
* 1 i
i 1 i
1 I*
* \>
* V
\1
,i.—
i
0,4 0,8
t [мкс]
зо J
1 *S
60
-\
to
/'\-/"~i
i 1 \ J
I 1 V
/ /
/ /
/ 1
1 1
0,7
0,8 0,9
t [мкс]
Рис. 21.14. Схема ускорителя электронов с двухконтурной накачкой прерывателя тока (а) и
осциллограммы напряжения (сплошная линия) и тока (пунктирная линия) через прерыватель (б)
422 Глава 21. Полупроводниковые выключающие коммутаторы
время прямой и обратной накачки SOS, что позволяет эксплуатировать ускоритель
на воздухе без применения масла или сжатого газа. Вначале подключается
конденсатор прямой накачки С+, что приводит к вводу прямого тока в прерыватель.
Спустя время задержки t3 включается генератор Маркса и происходит ввод обратного
тока в прерыватель, величина которого примерно в 4-5 раз превышает величину
прямого тока. Последующий обрыв тока за время t0 приводит к формированию
импульса высокого напряжения на диоде ускорителя и генерации электронного
пучка. Основными параметрами, определяющими выходную мощность импульса и
коэффициент перенапряжения в этой схеме, являются величина емкости С+ и
время задержки t3. Максимальные перенапряжения достигались при С+ = 0,05 мкФ
и времени задержки t3 около 0,75 /+, где t+ - половина периода колебания тока
в контуре прямой накачки. Коэффициент перенапряжения достигал величины
3,3-3,5. Время обрыва тока лежало в диапазоне 30-70 не, обрываемый ток
достигал 45 кА при времени обратной накачки 200-400 не. Максимальная скорость
ввода тока в нагрузку составила 2-Ю12 А/с. Импульс напряжения имел длительность
на полувысоте 25-50 не с фронтом 10-15 не при амплитуде до 450 кВ. В диоде
был получен электронный пучок с максимальной энергией 400 кэВ, током 6 кА,
при длительности импульса на полувысоте 30 не. Прерыватель тока SOS содержал
90 диодов СДЛ-0,4-1600 с обратным напряжением 160 кВ. Конструктивно SOS
состоял из двух параллельных панелей, каждая из которых содержала по
пятнадцать параллельных ветвей из трех последовательно соединенных диодов.
Плотность тока прямой накачки достигала 1,8 кА/см2, обратной - 7,5 кА/см2.
После проведения экспериментальных и теоретических исследований
SOS-эффекта и разработки первых мощных генераторов и ускорителей с использованием
для накачки полупроводникового прерывателя тока генераторов с искровыми
разрядниками стала очевидной возможность построения качественно новых мощных
наносекундных импульсных устройств, отличие которых от традиционных
заключается в полностью твердотельной системе коммутации энергии с использованием
магнитных ключей. Подробнее об этом будет сказано в следующей главе.
Литература к главе 21
1. Тучкевич В.М., Грехов И. В. Новые принципы коммутации больших мощностей
полупроводниковыми приборами. Л.: Наука, 1988.
2. Schoenbach КН., Lakdawala V.K, Stoudt D.C. et al. Electron-Beam-Controlled High-Power
Semiconductor Switches // IEEE Trans. Electron Devices. 1989. Vol. 36, N 9, pt I. P. 1793-1802.
3. Еремин С.А., Мокеев O.K., Носов Ю.Р. Полупроводниковые диоды с накоплением заряда
и их применение / Под ред. Ю.Р. Носова. М.: Сов. радио, 1966.
4. Грехов И.В., Ефанов В.М., Кардо-Сысоев А.Ф., Шендерей СВ. Формирование
высоковольтных наносекундных перепадов напряжения на полупроводниковых диодах с
дрейфовым механизмом восстановления напряжения // Письма в ЖТФ. 1983. Т. 9, вып. 7.
С. 435-439. Грехов И.В. Генерирование мощных наносекундных импульсов с помощью
полупроводниковых размыкателей тока // Известия РАН, серия «Энергетика», 2002, №1.
С. 53-62.
5. Котов Ю.А., Месяц ГА., Рукин С.Н., Филатов А.Л. Твердотельный прерыватель тока
для генерирования мощных наносекундных импульсов // Докл. РАН. 1993. Т. 330, № 3.
С. 315-317.
6. Grekhov I.V., Mesyats G.A. Physical Basis for High-Power Semiconductor Nanosecond
Opening Switches // IEEE Transactions on Plasma Science, 2000, Vol. 28, N 5, P. 1540-1544.
Литература к главе 21 423
7. Landolt-Boernstein Numerical Data and Functional Relationships in Science and Technology.
Vol. 17, subvol. «a». Physics of Group IV Elements and III-V Compounds / Ed. by
O. Madelung. В.: Springer, 1982.
8. Дарзнек С.А., Рукин С.Н., Цыранов С.Н. Влияние профиля легирования структуры на
процесс отключения тока в мощных полупроводниковых прерывателях // ЖТФ. 2000.
Т. 70, вып. 4. С. 59-62.
9. Рукин С.Н. Генераторы мощных наносекундных импульсов с полупроводниковыми
прерывателями тока // ПТЭ. 1999. № 4. С. 5-36.
10. Darznek S.A., Mesyats G.A., Rukin S.N, Tsiranov S.N. Theoretical Model of the SOS Effect //
Proc. XI Intern. Conf. on High Power Particle Beams. Prague, 1996. Vol. 2. P. 1241-1244.
11. Дарзнек С.А., Месяц Г.А., Рукин С.Н. Динамика электронно-дырочной плазмы в
полупроводниковых прерывателях сверхплотных токов // ЖТФ. 1997. Т. 67, вып. 10.
С. 64-70. Рукин С.Н, Цыранов С.Н. Влияние объемного заряда на работу мощного
полупроводникового прерывателя тока // Письма в ЖТФ. 2004. Т. 30, вып. 1. С. 43-50
12. Efanov V.N, Kardo-Sysoev A.F., Larionov M.A. et al. Powerful Semiconductor 80 kV
Nanosecond Pulser // Proc. XI Intern. IEEE Pulsed Power Conf. Baltimore, 1997. Vol. 2.
P. 985-987.
13. Grekhov I.V. Mega- and Gigawatts-Ranges, Repetitive Mode Semiconductor Closing and
Opening Switches // Ibid. Vol. 1. P. 425-429.
14. Duane W.E., Ron D.W. Fast Recovery Epitaxial Diodes // IEEE Industry Application Society.
Annual Meeting. 1988. Part 1. P. 2-7.
15. Потапчук В.А., Мешков О.М. Силовые супербыстродействующие
эпитаксиально-диффузионные диоды // Электротехника. 1996. № 12. С. 14-16.
16. Assalit Н.В., Erikson L.O., Wu S.J. High Power Controlled Soft Recovery Diode Design and
Application // IEEE Industry Application Society. Annual Meeting. 1979. P. 1056-1061.
17. Chu C.K, Johnson J.E., Spisak P.B., Kao Y.C Design Consideration on High Power Soft
Recovery Rectifiers // IEEE Industry Application Society. Annual Meeting. 1980. P. 720-722.
18. Дарзнек С.А., Любутин C.K., Рукин С.Н. и др. SOS-диоды: наносекундные прерыватели
сверхплотных токов // Электротехника. 1999. № 4. С. 20-28.
19. Kotov Yu.A., Mesyats G.A., Rukin S.N. et al. Megavolt Nanosecond 50 kW Average Power All-
Solid-State Driver for Commercial Applications // Proc. X IEEE Intern. Pulsed Power Conf.
Albuquerque, 1995. Vol. 2. P. 1227-1230.
20. Kotov Yu.A., Mesyats G.A., Rukin S.N. et al. A Novel Nanosecond Semiconductor Opening
Switch for Megavolt Repetitive Pulsed Power Technology: Experiment and Applications //
Proc. IX IEEE Pulsed Power Conf. Albuquerque, 1993. Vol. 1. P. 134-139.
21. Mesyats G.A., Rukin S.N, Lyubutin S.K. et al. Semiconductor Opening Switch Research at
IEP // Proc. XIEEE Pulsed Power Conf. Albuquerque, 1995. Vol. 1. P. 298-305?
22. Пономарев А.В., Рукин С.Н, Цыранов С.Н Исследование процесса распределения
напряжения по структурам в мощном полупроводниковом прерывателе тока // Письма в
ЖТФ. 2001. Т. 27, вып. 20. С. 29-34.
Глава 22
ГЕНЕРАТОРЫ МОЩНЫХ ИМПУЛЬСОВ В СХЕМАХ
С МАГНИТНЫМИ ЭЛЕМЕНТАМИ
§ 22.1 Свойства магнитных элементов в импульсных
магнитных полях
Применение в импульсных схемах магнитных бесконтактных активных
элементов является весьма перспективным благодаря их высокой надежности и
относительной простоте конструкции. Методы формирования и преобразования импульсов
с помощью нелинейных магнитных элементов были первоначально предложены и
разработаны для схем микросекундного диапазона [1]. Для формирования импульсов
наносекундной длительности некоторые из этих методов могут использоваться
практически без принципиальных изменений [2].
Тело, помещенное в магнитное поле, приобретает магнитный момент, величина
которого зависит от размеров тела и свойств вещества, из которого оно состоит.
Если магнитный поток внутри тела однороден, то магнитный момент тела Мт:
MT=MV9 B2.1)
где V - объем тела, м3; М - намагниченность (магнитный момент единицы объема
вещества), А/м. Существенной величиной, определяющей магнитное состояние
тела, является магнитная индукция В, которая измеряется в теслах A Тл = 104 Гс)
и для кольцевого сердечника записывается в виде:
Я = |а0(М + #), B2.2)
где Н -напряженность магнитного поля, А/м A А/м =1,25-10~2 Э); \х0 =4я10Г/м-
магнитная проницаемость вакуума. Отличительной чертой ферромагнетиков является
магнитный гистерезис, т.е. зависимость намагниченности и индукции от ранее
действовавших полей. По петле гистерезиса индукции (рис. 1) могут быть определены
остаточная индукция Вг9 индукция насыщения BS9 коэрцитивная сила Нс и
напряженность поля насыщения Hs. Намагниченность насыщения Ms и остаточная
намагниченность Мг связаны и Bs и Вг соотношением B). Однако, как правило,
Hs<zMs и согласно B) Bs »\iQMs.
§ 22.1 Свойства магнитных элементов в импульсных магнитных полях 425
-Я
-Hs
-Яс
в
-в
3-
яс
-5Г
Hs
н
Рис. 22.1. Петля гистерезиса ферромагнитного материала
Для использования ферромагнитных материалов в импульсных схемах
необходимо знать законы, описывающие процессы импульсного перемагничивания
ферромагнетиков, т.е. так называемые динамические характеристики. Важной
характеристикой динамических свойств ферромагнетиков является время
перемагничивания сердечника, под которым понимают время, необходимое для изменения
магнитного состояния от -Вг до +ВГ9 и которое определяется скоростью
изменения намагниченности сердечника. Простейший эксперимент по изучению скорости
перемагничивания состоит в приложении к ферромагнетику двух импульсов
магнитного поля. Один из этих импульсов должен быть достаточно большим, чтобы
получить исходное состояние остаточного насыщения, второй должен допускать
изменение амплитуды. За время действия второго импульса наблюдается
изменение намагниченности, причем предполагается, что время, соответствующее
фронту перемагничивающего импульса, намного меньше времени
перемагничивания тп. При этих условиях, если сердечник переключается из одного стабильного
состояния в другое и если переключающее поле #д >ЯС, то время тп обратно
пропорционально полю:
x?={HM-Hc)SW9 B2.3)
где Sw - коэффициент переключения. В области небольших полей и времен
перемагничивания порядка Ю-6 с зависимость C) объясняется процессами смещения
границ между доменами [3]. Однако указанная модель справедлива лишь до
времен перемагничивания порядка Юг6 с. При дальнейшем увеличении действующего
поля скорость перемагничивания увеличивается и теория смещения границ уже не
объясняет имеющихся экспериментальных фактов. Поэтому Джоржи [4] развил
теорию перемагничивания некогерентным вращением вектора намагниченности.
Согласно этой модели вектор намагниченности вращается одновременно во всем
образце. В качестве уравнения движения вектора намагниченности в модели
некогерентного вращения использовано уравнение Ландау-Лифшица [5] с диссипатив-
ным членом в гильбертовской форме. Если допустить, что тороидальный
сердечник эквивалентен бесконечному цилиндру, расположенному вдоль оси z, и что
магнитное поле Яд приложено вдоль оси z, то согласно уравнению
Ландау-Лифшица:
уа М,НД
dMz
Л
1 + а2
f М2
1 г
М}
B2.4)
426 Глава 22. Генераторы мощных импульсов в схемах с магнитными элементами
где а - коэффициент диссипации, зависящий от физических свойств
ферромагнитного элемента, у = 2,2-105 м/Ас - гиромагнитное отношение для электрона.
Совпадение данных, полученных при расчете времени перемагничивания по уравнению
D), и данных, полученных экспериментально, зависит от соответствующего выбора
величины коэффициента а. В выражение D) входит величина а' = аA + а2)-1,
которая слабо зависит от а, например при изменении а от 0,5 до 1 а' изменяется от
0,4 до 0,5. Таким образом, для решения практических задач важен правильный
выбор лишь приближенной величины а. Как правило, при расчетах в области
средних (ЮМО6 А/м) перемагничивающих полей принимают а = 0,4-ь1, что дает
удовлетворительное совпадение с экспериментальными данными по скорости
перемагничивания в этих полях.
При дальнейшем увеличении амплитуды перемагничивающего поля время
перемагничивания продолжает уменьшаться. Однако вследствие влияния конечных
размеров отдельных кристаллов магнита и возникающих вокруг них
размагничивающих полей [6] невозможно получить время перемагничивания, меньшее 1 не.
В соответствии с этим уменьшается величина коэффициента диссипации в
выражении D). Определение а в области больших (Яд > 106 А/м) перемагничивающих
полей проводилось как по обычной методике испытаний ферромагнитных
элементов, так и измерением параметров электромагнитных волн, возбуждаемых в
испытуемом элементе. Полученное при этом значение коэффициента а колеблется, в
частности, от 0,05 для феррита 2 ВТ до 0,112 для НЦ-1000. При Яд < 106 А/м
целесообразно принимать а = 0,5. Следует указать, что, например, в области
больших полей ферриты с прямоугольной и пологой петлей гистерезиса A1111) теряют
существенные различия в форме петли гистерезиса и в скорости
перемагничивания. Таким образом, оба указанных типа ферритов могут с успехом использоваться
в условиях наносекундного диапазона.
§ 22.2 Схемы генераторов мощных импульсов
Магнитный ключ представляет собой коммутатор, в котором используется
эффект резкого уменьшения индуктивности магнитного дросселя при насыщении его
сердечника. Диапазон выходных параметров генераторов, в которых используются
магнитные ключи, очень широк: выходное напряжение - от единиц кВ до единиц
MB, импульсная мощность - от единиц МВт до единиц ТВт, длительность импульса -
от единиц не до десятков и сотен мкс. Главное преимущество магнитного ключа по
сравнению с газоразрядными коммутаторами состоит в том, что это твердотельный
коммутатор, в связи с чем он характеризуется большим сроком службы,
надежностью и способностью работать с высокой частотой следования импульсов.
Существуют импульсные генераторы с симметричным и асимметричным
режимами питания. В первом типе питание генератора происходит от
синусоидального источника, а во втором от емкости, заряженной от постоянного источника.
Для пояснения принципа работы первого типа генератора рассмотрим схему
(рис. 2, а), состоящую из емкости Сх, нелинейной индуктивности Lu нагрузки RH,
зарядного дросселя L. Формирование импульса в рассматриваемой схеме
основано на использовании нелинейности кривой намагничивания сердечника
дросселя Lx. Пока сердечник не насыщен, напряженность Н магнитного поля в нем не
§22.2 Схемы генераторов мощных импульсов 427
B2.6)
Рис. 22.2. Схема магнитных импульсных генераторов, а - однозвенный симметричный
генератор, б - асимметричный генератор с управляемым тиристором
превышает некоторой величины HS9 зависящей от свойств магнитного материала.
В силу закона Ампера:
Iw = Hl B2.5)
ограничен и ток /, протекающий через обмотку дросселя. Здесь w - число витков
обмотки, / - длина сердечника. Очевидно, что эти параметры всегда могут быть
выбраны так, что при заряде конденсатора от источника шунтирующее действие
дросселя Lx будет незначительно.
Магнитное состояние сердечника при этом определяется законом Фарадея,
согласно которому магнитный поток (индукция) пропорционален интегралу
напряжения на обмотке дросселя:
Ф = -\Шг.
w J
Поскольку ток намагничивания / в ненасыщенном состоянии мал,
напряжением на RH можно пренебречь и считать, что все напряжение конденсатора Сх
приложено к обмотке дросселя Lx. Поэтому одновременно с зарядом Сх магнитный
поток будет нарастать до тех пор, пока не достигнет значения <PS, при котором
сердечник переходит в область насыщения (рис. 1).
В области насыщения напряженность поля уже не ограничена значением HS9 и
характер процесса будет определяться крутизной характеристики намагничивания,
т.е. величиной индуктивности дросселя в насыщенном состоянии. Если эта
индуктивность будет значительно меньше индуктивности зарядного дросселя, то
конденсатор за короткое время разрядится на нагрузку. После разряда конденсатора
начинается его заряд током противоположного направления, при этом сердечник
перемагничивается в обратном направлении. В установившемся режиме сердечник
перемагничивается по симметричной предельной петле гистерезиса, насыщаясь
через каждые полпериода колебаний эдс источника. В нагрузке соответственно
получаются импульсы чередующейся полярности. В этом режиме все напряжения и
токи имеют симметричную форму, и его принято называть симметричным. Таким
образом, дроссель Lx работает как ключ, периодически подключая заряженный
428 Глава 22. Генераторы мощных импульсов в схемах с магнитными элементами
конденсатор к нагрузке. На этом основании дроссели (трансформаторы) звеньев
магнитного генератора будем называть переключающими.
Когда сердечник переключающего дросселя не насыщен, ток через обмотку
должен быть достаточно мал. При насыщении же сердечника желательно, чтобы
индуктивность дросселя была как можно меньше. Выполнение этих требований
достигается за счет использования режима глубокого насыщения сердечника и
применения высококачественных магнитных материалов, обладающих узкой
петлей гистерезиса и насыщающихся при малых значениях напряженности поля.
Для получения в нагрузке однополярного импульса используют магнитные
генераторы, которые питаются от источников постоянного напряжения, заряжаемых
от конденсаторов. Простейшая схема магнитного генератора с управляемым
тиристором в качестве ключа представлена на рис. 2, б. Рассмотрим процессы в
этой схеме (рис. 3).
В исходном состоянии (t < tx) триод заперт, конденсатор Сх разряжен до нуля,
а сердечник Lx насыщен постоянным током /п при помощи обмотки подмагничи-
вания. После отпирания триода управляющим сигналом зарядный дроссель L
оказывается подключенным к источнику питания и в нем начинает нарастать ток. Рост
зарядного тока вызывает нарастание тока 1Х в рабочей обмотке переключающего
дросселя. Как только напряженность магнитного поля, создаваемая током 1Х,
станет равной по абсолютной величине напряженности магнитного поля, создаваемой
током подмагничивания, сердечник дросселя Ьх перейдет в ненасыщенное
состояние и дальнейший рост тока 1Х прекратится. После этого в течение интервала,
равного т, будет происходить заряд Сх от источника питания через открытый
транзистор (замкнутый ключ) и зарядный дроссель L. Приложенное к дросселю Lx
напряжение вызовет нарастание индукции в его сердечнике. Когда сердечник
перейдет в насыщенное состояние, конденсатор через насыщенный дроссель
разрядится на нагрузку.
Vy
О
и*
о
+BS
о
-Bs
/l
о
iH W-7
Рис. 22.3. Осциллограммы при работе генератора
§22.2 Схемы генераторов мощных импульсов 429
После окончания импульса тока через дроссель Lx его сердечник переходит в
ненасыщенное состояние. Триод в это время заперт, и поэтому ток 1Х замыкается
через конденсатор, создавая на нем напряжение обратной полярности.
Отрицательное напряжение, приложенное к дросселю Ll9 вызывает изменение индукции
в его сердечнике в противоположном направлении. Этот процесс восстановления
исходного состояния сердечника будем называть обратным перемагничиванием.
После насыщения дросселя в обратном направлении конденсатор разряжается,
образуя в нагрузке импульс обратного перемагничивания, и в схеме
восстанавливается исходное состояние.
Поскольку схемы магнитных генераторов при питании от источника
постоянного напряжения содержат дополнительный ключ, то возникает вопрос: какие
преимущества дает сочетание полупроводниковых приборов с магнитными звеньями
по сравнению с генераторами импульсов с использованием только одних
включающих приборов. Уже из рассмотренного принципа действия можно сделать
заключение об эффективности и целесообразности магнитных схем. Из приведенных
на рис. 3 осциллограмм видно, что длительность импульса тока, протекающего
через тиристор, во много раз больше длительности импульса в нагрузке. Поэтому
амплитуда тока через транзистор приблизительно во столько же раз меньше
амплитуды тока нагрузки.
На примере однозвенной схемы показано, что длительность разряда
конденсатора через насыщенный переключающий дроссель значительно меньше
длительности заряда этого конденсатора. Поэтому можно сказать, что в звене магнитного
генератора происходит сжатие энергии во времени, которое можно оценить
отношением длительностей заряда и разряда конденсатора. В связи с этим магнитные
генераторы называют схемами сжатия.
Однозвенные схемы на практике применяются сравнительно редко. С ростом
сжатия не только сильно растет объем сердечника переключающего дросселя,
величина которого пропорциональна квадрату величины сжатия, но и резко падает
коэффициент полезного действия генератора. Для приемлемых значений кпд
максимальное сжатие одного звена является величиной порядка 20-ИО.
В то же время на практике, как правило, требуется получение больших
значений сжатия, доходящих до нескольких сотен, а иногда и более. Это можно
осуществить путем каскадного соединения нескольких звеньев сжатия. На рис. 4
показана линия Мелвилла [7]. Примем, что емкости Q = С2 = С3 =... = С„, а
индуктивности Lx >L2 >L3...>Ln. Пусть индуктивность L2 сконструирована таким
=т=С1
Рис. 22.4. Схема трехзвенного генератора
430 Глава 22. Генераторы мощных импульсов в схемах с магнитными элементами
образом, что зарядное напряжение на емкости С2 будет вызывать ее насыщение в
тот момент, когда емкость С2 полностью зарядится. При насыщении величина
индуктивности L2 меньше индуктивности Ll9 поэтому теперь резонансный
период разряда от С2 к С3 меньше, чем от Сх к С2. Число звеньев в таких генераторах
обычно не превышает пяти.
Электрическая схема, которая получила наиболее широкое распространение при
разработке магнитных генераторов мощных импульсов [1], приведена на рис. 5.
Основное ее преимущество состоит в том, что при передаче энергии из первичного
конденсатора Сх в конденсатор С2 ток заряда конденсатора С2 протекает по
обмоткам всех остальных магнитных элементов генератора (в данном случае L3 и Z,4).
При этом магнитные сердечники перемагничиваются этим током в нужном
направлении, что исключает необходимость использовать для них отдельные цепи подмаг-
ничивания. Входная цепь генератора, содержащая первичный накопитель Q и
входной (как правило, повышающий) трансформатор Z,2, чаще всего содержит тири-
сторный ключ в качестве первичного коммутатора энергии.
Схема работает следующим образом. После заряда первичного накопителя Сх
и коммутации его тиристором на входной трансформатор Ь2 энергия из
первичного накопителя передается через трансформатор сначала в конденсатор С2. Ток
заряда конденсатора С2 протекает по следующим элементам: вторичная обмотка
трансформатора Ь2 - конденсатор С2 - нагрузка RH - индуктивности V и V -
обмотки магнитных ключей ЬА и Ьъ - вторичная обмотка трансформатора Ь2.
При этом конденсатор С3 не заряжается, поскольку он зашунтирован обмотками
магнитных элементов, а энергия поступает только в конденсатор С2. После заряда
конденсатора С2 происходит насыщение сердечника входного трансформатора
L2, и конденсатор С2 в согласованном режиме (С2 = С3) разряжается через
вторичную обмотку трансформатора Ь2 на конденсатор С3. Вольт-секундный
интеграл ключа Ьъ выбран таким образом, что в течение времени нарастания
напряжения на С3 происходит перемагничивание его сердечника. В момент времени,
когда напряжение на конденсаторе С3 близко к своему максимальному значению,
ключ Ьъ насыщается и происходит передача энергии в следующее звено - из
конденсатора С3 в конденсатор С4. Далее аналогичным образом срабатывает ключ
LA и энергия из конденсатора С4 переводится в нагрузку через цепи С -V и
С -L\ которые в генераторах микросекундного диапазона являются цепями для
формирования прямоугольного импульса.
Рис. 22.5. Наиболее распространенная схема магнитного импульсного генератора
§ 22.2 Схемы генераторов мощных импульсов 431
Для развязки цепи заряда конденсатора С2 от нагрузки (на схеме ток заряда
конденсатора С2 протекает через нагрузку) используется шунтирование
нагрузки полупроводниковым диодом, дополнительным параллельным магнитным
ключом или вводится разделительный импульсный трансформатор. В наносекундном
диапазоне времени сосредоточенные цепочки формирования
квазипрямоугольного импульса C-L' и C-V заменяются линией с распределенными
параметрами, которая после заряда коммутируется на нагрузку дополнительным
магнитным ключом.
Ниже приведены основные соотношения, описывающие работу магнитного
ключа:
2ABscw = Utn, B2.7)
L„ ***?*¦, B2.8)
W„sAB
V *»
ч
B2.9)
12PV'
Здесь АВ - перепад магнитной индукции в сердечнике за время перемагничива-
ния; sc - активное сечение сердечника; w - число витков обмотки; U -
максимальное напряжение на ключе перед насыщением; tn - время перемагничивания;
Z„ac - индуктивность ключа в насыщенном состоянии; \х0 - магнитная
постоянная; ц - кажущаяся магнитная проницаемость; /с - длина средней силовой линии
сердечника; WyR - удельные потери на перемагничивание сердечника; Яс -
величина коэрцитивной силы магнитного материала; 8 - толщина ленты, из которой
изготовлен сердечник; р - удельное сопротивление магнитного материала сердечника.
Соотношение G), называемое вольт-секундным интегралом магнитного ключа,
записано для чаще всего используемого на практике случая, когда напряжение на
магнитном ключе нарастает линейно. Это соотношение характеризует способность
ключа находиться в разомкнутом состоянии, т.е. определяет величину
максимального напряжения на ключе и время его достижения до перехода в замкнутое
состояние. Соотношение (8) определяет основную характеристику ключа для
замкнутого состояния - его индуктивность в насыщенном состоянии, когда через ключ
передается энергия из накопителя в нагрузку. Соотношение (8) при прочих равных
условиях определяет внутренний импеданс магнитного генератора и
соответственно величину максимальной импульсной мощности, которая может быть получена в
нагрузке. Соотношение (9) описывает величину удельных потерь энергии в
материале сердечника магнитного ключа при его перемагничивании. Первое слагаемое
соответствует потерям на гистерезис, второе - потерям за счет вихревых токов.
Основные требования к материалу сердечника магнитного ключа определяются
спецификой его работы: ключ должен иметь большую индуктивность в
ненасыщенном состоянии (разомкнутое состояние) и минимально возможную
индуктивность в режиме глубокого насыщения (замкнутое состояние). В связи с этим, как
это следует из соотношений G)-(9), материал сердечника должен иметь
небольшую величину коэрцитивной силы, большую индукцию насыщения, минимальную
магнитную проницаемость насыщения, прямоугольную петлю гистерезиса и
малые потери на вихревые токи при коротких временах перемагничивания. В
качестве материала сердечника магнитного ключа в мощных магнитных генераторах
432 Глава 22. Генераторы мощных импульсов в схемах с магнитными элементами
наибольшее распространение получили ферриты, железоникелевые сплавы
(пермаллои) и аморфные сплавы.
Основное преимущество ферритов в отличие от сердечников из
ферромагнитной ленты (пермаллой и аморфный сплав) состоит в высоком удельном
сопротивлении материала, что практически исключает потери энергии за счет вихревых
токов [8]. В связи с этим ферриты применимы при сверхкоротких временах
перемагничивания, составляющих десятки не, и позволяют работать с частотой
повторения импульсов в единицы и десятки кГц. Однако по остальным магнитным
свойствам ферриты существенно уступают металлическим ферромагнитным
сплавам. Они имеют низкую индукцию насыщения (менее 0,5 Тл), низкую температуру
Кюри A00-200 °С) и более высокую величину магнитной проницаемости в
насыщенном состоянии. Кроме этого, максимальный диаметр ферритовых сердечников
ограничен величиной 200-300 мм, что при прочих равных условиях увеличивает
индуктивность магнитного ключа в насыщенном состоянии, снижает
коммутируемую импульсную мощность и рабочее напряжение. В связи с этим ферритовые
ключи получили наибольшее применение в магнитных генераторах с высокой
частотой следования импульсов и умеренными значениями выходного напряжения
E0-200 кВ) и импульсной мощности (десятки и сотни МВт) при длительности
импульса в десятки и сотни не. Максимальная достигнутая импульсная мощность
составляет 7 ГВт [8]. Характеристики ряда ферритовых материалов, производимых
в России, приведены в таблице 1 [2].
Таблица 22Л. Характеристики ряда ферритовых материалов, производимых в России
Марка феррита
1000НН
600НН
100НН
1000НМ
HCi
30
35
50
28
А/м
вг, т
0,08
0,15
0,2
0,11
Bs, Т
0,3
0,35
0,46
0,37
сс(при#>106А/м)
од
0,11
0,08
од
р, Омм
2
100
107
-
Я5,кА/м
7,5
12,5
15,0
1,0
В отличие от ферритов ферромагнитные сплавы имеют высокую индукцию
насыщения A,3-1,55 Тл для пермаллоев и 1,6-1,8 Тл для аморфных сплавов), низкое
значение коэрцитивной силы (единицы А/м), высокую температуру Кюри D00-
700°С), высокий коэффициент прямоугольности петли гистерезиса @,95-0,98) и
малую величину магнитной проницаемости насыщения, которая в высоких полях
приближается к единице. Главный недостаток ферромагнитных сплавов состоит в
малой величине удельного сопротивления: 0,45-0,55 мкОмм для пермаллоев и
1,2-1,4 мкОм-м для аморфных сплавов. С одной стороны, это приводит к
необходимости изготовления сердечников из тонкой ленты (единицы и десятки мкм) с
обеспечением изоляции между витками, что усложняет и удорожает изделие и
снижает коэффициент заполнения сечения сердечника магнитным материалом.
С другой стороны, малая величина удельного сопротивления ограничивает
минимально возможное время перемагничивания, составляющее несколько сотен не.
При времени перемагничивания менее 100 не потери энергии за счет вихревых
токов, даже при использовании аморфных сплавов, возрастают до неприемлемых
на практике величин.
§ 22.3 Генерирование мощных наносекундных импульсов 433
В связи с этим сердечники из ферромагнитных сплавов находят применение
при разработке мощных магнитных генераторов с большой запасаемой энергией
(десятки Дж - сотни кДж), напряжением от сотен кВ до единиц MB и умеренной
частотой следования импульсов A0-1000 Гц). В отличие от ферритовых
сердечников применение ферромагнитных сплавов дает возможность изготавливать
сердечники большого диаметра для снижения индуктивности ключа в насыщенном
состоянии. В сверхмощных одновитковых ключах, встроенных в формирующую
линию, диаметр сердечника может достигать 2 м. В качестве примера одного из
наиболее мощных магнитных ключей можно привести результаты, полученные на
установке «Comet» в работе [9]. Магнитный ключ этой установки коммутирует
энергию 135 кДж при напряжении 2,7 MB. При этом импульсная мощность,
развиваемая в нагрузке 1,9 Ом, составляет 3,7 ТВт при времени нарастания импульса
напряжения 25 не.
В таблице 2 приведены данные наиболее часто используемых современных
магнитных материалов [10].
Таблица 22.2.
Материал лента 25 мм Bs (Т) Вг (Т) Яс (А/м) Гс (°С) р (мкОмм) ДЯ (Т)
METGLAS 2605CO
METGLAS 2605SC
METGLAS 2705M
METGLAS 2714A
3,2% Si-Fe
50%Ni-Fe
80%Ni-Fe
Ni-Zn феррит
Ni-Zn феррит
1,8
1,6
0,7
0,55
1,97
1,6
0,8
0,33
0,51
1,7
1,5
0,7
0,5
1,4
1,5
0,7
0,25
0,12
3,2
2,4
0,8
0,2
50,0
8,0
2,2
80,0
12,0
415
370
365
205
730
480
460
>280
>230
1,23
1,35
1,36
1,30
0,50
0,45
0,55
1012
107
3,5
3,1
1,4
1,05
3,4
3,1
1,5
0,58
0,63
Главное отличие аморфных сплавов от пермаллоев состоит в том, что
аморфные сплавы имеют примерно в 3 раза большее удельное сопротивление и примерно
во столько же раз меньшую коэрцитивную силу. В основном это различие
сказывается только на удельных потерях энергии на перемагничивание. Аморфные сплавы
имеют меньшие удельные потери на гистерезис при времени перемагничивания
более 30 мке за счет узкой петли гистерезиса и при времени перемагничивания
менее 300 не за счет увеличенного сопротивления вихревым токам. В диапазоне
времени перемагничивания от 0,3 до 30 мке удельные потери в пермаллоях и
аморфных сплавах близки друг к другу.
§ 22.3 Генерирование мощных наносекундных импульсов
Один из первых генераторов мощных наносекундных импульсов с
использованием ферромагнитных элементов с быстрым перемагничиванием был описан
в [11]. В нем были получены пикообразные импульсы с длительностью Ю-8 с и
амплитудой до 30 кВ с использованием быстрой нелинейной индуктивной катушки
28. Месяц Г.А
434 Глава 22. Генераторы мощных импульсов в схемах с магнитными элементами
(рис. 6, а). Конденсатор Q, заряженный через сопротивление Rl9 тиратрон Т
разряжает на нелинейную индуктивность L. Индуктивность этой катушки L ~ ц -
магнитной проницаемости ферромагнитного материала. Типичная зависимость ц
от тока намагничивания / приведена на рис. 6, б. При некотором токе /м
магнитная проницаемость ц, а следовательно, и индуктивность, имеют максимум. Такое
поведение индуктивности создает условие для получения короткого импульса.
Если разряд конденсатора через тиратрон будет периодическим, то получаются
два импульса: отрицательный и положительный. При апериодическом разряде
(R2 > 2\/L/C) тиратрон пропустит однополярный импульс тока, поэтому на
катушке индуктивности появится короткий импульс напряжения (рис. 6, в). Для
увеличения крутизны спадающей части импульса катушка индуктивности L может
быть шунтирована искровым разрядником Р с демпфирующим
сопротивлением R2 [11]. Таким образом удается получить пикообразный импульс с
напряжением до 10 кВ и длительностью 5 не.
Дальнейшее развитие этой техники привело к значительному росту мощности.
Выходная импульсная мощность генераторов сейчас достигает нескольких тера-
ватт. Освоение наносекундного диапазона и рост мощности создали базу для
освоения новых областей применения генераторов. Если ранее магнитные
генераторы импульсов применялись в основном в радиолокации, автоматике и
вычислительной технике, то теперь появился ряд новых типов, относящихся главным
образом к технике физического эксперимента и электрофизических установок.
Одна из новых областей применения возникла в связи с совершенствованием
ускорителей электронов, где раньше с успехом применяли генераторы на искровых
разрядниках и тиратронах. Переход в наносекундный диапазон длительностей
формируемых пучков, повышение частоты повторения до килогерц
обеспечиваются за счет применения магнитного генератора [8].
Магнитные генераторы применяют также в качестве импульсных источников
питания мощных модуляторных ламп, установок волнового разряда в плазме, а
также лазеров на парах металлов. Здесь частота следования достигает десятков
килогерц при длительности импульсов -100 не и средней мощности -10 кВт.
Магнитные звенья сжатия получают энергию для формирования импульсов
либо от сети переменного тока, либо от источника импульсов на тиристорах,
транзисторах, тиратронах. Последний чаще называют генератором исходных импульсов.
(*) *i
-At р.
Ri |Дз
%
(б)
V-'
0 L
(в)
П
0
I
Рис. 22.6. Получение наносекундных импульсов при помощи тиратрона и ферромагнитной
катушки, а - схема генератора, б - зависимость магнитной проницаемости» ц от тока, в -
получение наносекундного импульса при разряде конденсатора
§ 22.3 Генерирование мощных наносекундных импульсов 43 5
Если генератор исходных импульсов выполнен на тиристорах, генератор
импульсов в целом называют магнитотиристорным, если на тиратронах - тиратронно-
магнитным, если на искровых разрядниках, то магнитоискровым, а если
используются электронные лампы - то магнитоламповым.
Структурная схема магнитного генератора наносекундных импульсов в
практически неизменном виде повторяется в генераторах различной мощности и
назначения. Ее можно пояснить на примере магнитотиристорного генератора [12]. На
рис. 7 показана упрощенная схема одного из четырех параллельно и синхронно
работающих модулей генератора [12]. Схема состоит из трех основных частей: 1 -
генератора исходных импульсов, 2 - магнитных звеньев сжатия, 3 -
формирующего устройства. Кроме того, генератор может содержать дополнительные узлы:
устройства согласования с нагрузкой, обострения фронта, трансформации импульсов.
Для обеспечения работы генератора необходимы также источники питания с
фильтром, системы запуска, источники питания и элементы развязки цепей подмагни-
чивания, системы охлаждения и др.
Назначение частей структурной схемы и применяемая здесь терминология
следующие. Элементы Др19 Ll9 Tl9 Т29 Сх составляют входную цепь генератора;
Др29 ДХ9 С2 - первое звено. Генератор исходных импульсов 1 называют
генератором с тиристором во входной цепи. Этот генератор обеспечивает периодический
заряд конденсатора Сх, последний по достижении на нем максимума напряжения
или с некоторой дополнительной задержкой разряжается на конденсатор
следующего звена. В магнитных звеньях сжатия происходит последовательная передача
энергии от предыдущего конденсатора к следующему с одновременным сжатием
импульса во времени. Формирующее устройство преобразует энергию,
накопленную в конденсаторе С7, в энергию прямоугольных или квазипрямоугольных
импульсов, поступающих в нагрузку.
\Щ= итх т2
0,38 кВ !
1,5 н |l,5H НУ i*
Выход
Рис. 22.7. а - схема генератора мощных наносекундных импульсов (один из четырех
параллельно включенных модулей): 1 - генератор исходных импульсов, 2 - звенья сжатия с
трансформатором, 3 - формирующее устройство; б - одна из двадцати двух параллельно
включенных цепей формирующего устройства: Лх - кабель РК-75-4-21, 1 м; Л2 - линия с временем
задержки 25 не, волновым сопротивлением 37 Ом; Лз - выходной кабель РК-75-4-21, два
включенных параллельно отрезка; Сб, С7 - К15У-1
28*
436 Глава 22. Генераторы мощных импульсов в схемах с магнитными элементами
В частности, в генераторе, показанном на рис. 7, происходят следующие
преобразования энергии, поступающей от источника. В начальном состоянии (до
включения тиристоров) конденсатор Q заряжен до напряжения 325 В обратного знака,
что соответствует 10% максимальной энергии, запасаемой в полностью
заряженном конденсаторе. Обратное напряжение обусловлено действием цепей подмагни-
чивания, не показанных на рисунке, и шунтирующим действием
трансформатора Tpl. После включения тиристоров в конденсатор Сх передается от сети за один
импульс энергия 0,75 Дж. При этом 10% теряется в зарядном контуре, столько же
энергии добавляет первоначальный обратный заряд Сх. В итоге максимальное
напряжение Сх становится равным 1 кВ. Длительность импульса тока тиристоров
17 мкс. В процессе накопления заряда в Сх и в течение еще 30 мкс дроссель Др2
(если его рассматривать как магнитный замыкатель тока) находится в положении
«разомкнуто», и его сердечник перемагничивается от начального состояния до
насыщения. При техническом насыщении сердечника Др2 происходит передача
энергии из Сх в С2 за 12 мкс. Аналогичным образом происходит
последовательная передача в С3, С4, С5, С6, С7 за 3,5; 1,3; 0,7; 0,35; 0,2 мкс соответственно.
Амплитуды напряжений на конденсаторах Q -^С4 практически одинаковы, далее
напряжение поднимается трансформатором Tpl A : 8) с 0,9 до 6 кВ.
Линия передачи Лх служит лишь для соединения блоков. Конденсатор С7
служит емкостным накопителем энергии и вместе с Др8 и Л2 - устройством
формирования квазипрямоугольного импульса в нагрузочной линии Лъ. Режим
насыщения сердечника дросселя Др8 выбирается таким, чтобы ток разряда С7 на Л2 и
Лъ имел так называемую квадратно-синусоидальную форму (форму первого
периода квадрата синуса) и длительность 100 не. В линии Лъ этот импульс разряда
складывается с таким же, отраженным от разомкнутого конца линии Я2. При
правильном выборе длины Л2 в нагрузке формируется импульс с плоской вершиной.
Выходной импульс имеет длительность 100 не и энергию 0,5 Дж, что составляет
0,65 от энергии, принятой от источника. При частоте 5 кГц суммарная средняя
выходная мощность четырех модулей составляет 10 кВт. Потери энергии имеют
место в звеньях и в трансформаторе. Для стабилизации температурного режима
генератор помещен в циркулирующее трансформаторное масло, а тиристоры отдают
тепло радиаторам, охлаждаемым водой. Описание других типов магнитных
генераторов можно найти в обзоре [8].
Принципиальным прорывом на пути увеличения импульсной мощности было
использование в магнитных ключах катушек из метгласа (лента из аморфного
магнитного материала). В качестве примера рассмотрим работу установки «Comet»,
разработанной в SNL [9]. Это генератор с двумя ступенями магнитного сжатия.
В качестве первичного накопителя использовался генератор Маркса с
энергозапасом 370 кДж и зарядным напряжением 95 кВ. Этот генератор через газовый
разрядник заряжал коаксиальную водяную линию, которая через первый магнитный
ключ заряжала вторую накопительную линию. Затем эта накопительная линия
через второй магнитный ключ разряжается на передающую линию, которая замкнута
на нагрузку 1,9 Ом (раствор медного купороса). В окончательном варианте на
нагрузку передавалось 42% энергии, причем через магнитные ключи проходило 80%
энергии, а остальные потери возникали в генераторе Маркса и в искровом газовом
разряднике. В конечном итоге на нагрузке был получен импульс с мощностью
3,7 ТВт, напряжением 2,7 MB и длительностью импульса на полувысоте 35 не.
§ 22.3 Генерирование мощных наносекундных импульсов 43 7
При конструировании магнитных компрессоров использовалась лента из мет-
гласа (METGLAS 2605 SC) шириной 10 см с изоляцией из майлара. Вес первого
магнитного компрессора составлял 2337 кг, второго - 720 кг. Для подмагничивания
компрессоров использовалось магнитное поле 2,3 Тл, противоположное основному
полю, которое получалось путем пропускания через обмотку тока до 10 кА при
длительности 500 мкс.
В первоначальном варианте установки «Comet» наблюдались предымпульсы на
нагрузке до 300 кВ за 800 не до прихода основного импульса. Эти предымпульсы
были обусловлены большой собственной емкостью газового коммутатора (~1 нФ),
так как он располагался в окружении водяной изоляции первой коаксиальной
накопительной линии. После замены разрядника на многоэлектродный,
использования трансформаторного масла в качестве внешней изоляции, а также
диэлектрических барьеров из полиуретана емкость газового коммутатора уменьшилась до
40 пФ, а предымпульсы практически исчезли.
Необходимо иметь в виду, что основной целью создания установки «Comet»
была разработка модуля ускорителя «PBFA-II». Он имел тридцать шесть модулей с
общей мощностью 100 ТВт. Модуль ускорителя имел три ступени сжатия с
использованием искровых разрядников.
Магнитные элементы можно эффективно использовать в схемах обострения и
среза импульсов. В наносекундном диапазоне необходимо учитывать процессы
диссипации при перемагничивании магнитного элемента.
Рассмотрим преобразование волны Ux(t) = U0f(ct), где с - коэффициент
пропорциональности, с монотонно нарастающим фронтом и плоской вершиной при
прохождении ее из бесконечно длинной линии Л\ с волновым сопротивлением Z0
в такую же линию Л2 при их соединении через нелинейную индуктивность
(рис. 8) [13], включенную последовательно с линией.
Тогда между волной Ux{t\ падающей на нелинейную индуктивность, и волной
U2(t), прошедшей через нее, будет иметь место зависимость:
Ux(t) = U2(t)+\^. B2.10)
2 at
Потокосцепление \|/ определяется параметрами нелинейной индуктивности:
\|/ = LI + ц0 wsM(t), B2.11)
где L - индуктивность дросселя при /-»оо, так называемая «собственная»
индуктивность дросселя; w и s - число витков и сечение сердечника дросселя,
намагниченность сердечника M(t) связана с напряженностью магнитного поля
Н = pi уравнением B2.4).
Щ0 Ui(t)
—I~V^q ?fk-—q )-*:—
]Лг уЛ2
Рис. 22.8. Схема преобразования волны в длинной линии при последовательном включении
нелинейной индуктивности
438 Глава 22. Генераторы мощных импульсов в схемах с магнитными элементами
0,8
0,4
(б)
т0 = 0,7
/0\
4-0,3
\=zLJ
20
40
Рис. 22.9. Зависимости амплитуды преломленной волны от нормированного времени: (а) при
т0 = 0,5 и различных значениях Ь\ (б) при ? = 10 и различных значениях т0
Из построенных поA0)иA1) графиков (рис. 9) преломленной волны видно,
что момент появления волны в линии Л2 зависит от параметра Ъ - ix0MsswXp/2ZQ
и может регулироваться величиной начальной намагниченности m0=Mu/Ms.
Здесь X = а'уЦо- При этом можно создать такие условия, когда фронт
преломленной волны не будет зависеть от фронта падающей волны. Для этого необходимо,
чтобы время f0jl, за которое ток и напряжение преломленной волны достигнут
величины 0,1 от их амплитудного значения, было не меньше длительности фронта
падающей волны. Для того чтобы это условие выполнялось, параметры
нелинейной индуктивности должны быть связаны с длительностью фронта падающей
волны выражением для времени перемагничивания нелинейного дросселя, которое
без учета диссипативных свойств феррита может быть получено непосредственно
из F) с учетом того, что Ф = \i0Mssw:
t^>
2U0
B2.12)
Таким образом, длительность фронта, прошедшего в линию Л2 при выполнении
условия A2), не зависит от *ф1 и определяется величиной параметра Ь. Если Ь > 18,
то длительность фронта преломленной волны определится из соотношения [2]:
'ф2 -
1,11, | 7,04Z0
Z0 a'ypla
B2.13)
где /а - амплитуда импульса тока, L - собственная индуктивность магнитного
элемента при его полном намагничивании.
Наряду с последовательным возможно также включение нелинейного дросселя
параллельно длинной линии (рис. 10). Такая схема может служить для
дифференцирования импульса [14], а также позволяет регулировать его длительность.
Следовательно, наиболее важной характеристикой такой схемы является время, в
течение которого импеданс дросселя будет бесконечно большим по сравнению с
волновым сопротивлением линии р1? т.е. время, в течение которого выполняется
условие U2 (t) » Ux @ = UQf(ct).
§ 22.3 Генерирование мощных наносекундных импульсов 439
Ui(f)
Рис. 22.10. Преобразование волны при включении нелинейной индуктивности параллельно
длинной линии
Нелинейная индуктивность наиболее эффективна в схемах, в которых
предварительный импульс с относительно пологим фронтом формируется с помощью
какого-либо дополнительного, как правило, газоразрядного коммутирующего
устройства. Наиболее широкое распространение получила схема последовательного
включения нелинейной индуктивности и однородной линии, впервые описанная в
работе [15]. В ней импульс от первичного генератора импульсов поступает в
линию Л\9 а затем через ферритовый элемент проходит в линию Л2- При напряжении
20 кВ и длительности первичного фронта 20 не путем подбора размеров феррито-
вого кольца и подмагничивания можно получить вторичный фронт порядка 1 не.
Описание других схем получения мощных наносекундных импульсов с помощью
нелинейных индуктивностей дано в работах [16-20].
В технике мощных наносекундных импульсов дроссели с насыщающимися
сердечниками используются не только для коррекции формы импульса, но и в
ряде случаев, где требуется резкое изменение импеданса схемы через
определенный промежуток времени после приложения напряжения к ней. Типичным
примером такого использования нелинейной индуктивности являются разрядники, в
которых перенапряжение промежутка создается с помощью так называемой
«развязки на ферритах». Впервые такой прибор был предложен Кернсом [16].
Позднее были разработаны несколько разрядников [17, 18], в основу которых
положена эта схема.
При работе со схемами наносекундного диапазона нередко возникает
необходимость пропустить через какое-либо устройство импульсы только одной
полярности. Такая задача может быть решена с помощью нелинейной
индуктивности [19], включенной последовательно с однородной линией. В том случае, если
направление начальной намагниченности противоположно по знаку направлению
магнитного поля, создаваемого током падающего на дроссель импульса, и если
длительность падающего импульса *и <\iQMssw(l-m0)/2U09 то вентиль на
нелинейной индуктивности не пропустит импульс данной полярности, и наоборот, если
направление начальной намагниченности совпадает с направлением магнитного
поля, создаваемого падающим импульсом, то такой импульс пройдет через
нелинейную индуктивность. Для оптимальной работы ферритового вентиля
необходимо иметь величину /и0, как можно более близкую к минус единице. В этом случае
ферритовый вентиль обеспечит минимальное искажение фронта импульса,
прошедшего через него.
440 Глава 22. Генераторы мощных импульсов в схемах с магнитными элементами
§ 22.4 Магнитные генераторы с использованием SOS-диодов
После проведения экспериментальных и теоретических исследований SOS-
эффекта и разработки первых мощных генераторов и ускорителей с
использованием для накачки полупроводникового прерывателя тока генераторов с искровыми
разрядниками стала очевидной возможность построения качественно новых
мощных наносекундных импульсных устройств, отличие которых от традиционных
заключается в полностью твердотельной системе коммутации энергии при
использовании магнитных ключей. Схемная идеология такого подхода в виде блок-схемы
представлена на рис. 11. Тиристорное зарядное устройство (ТЗУ) осуществляет
дозированный отбор энергии из питающей сети. Из ТЗУ энергия поступает в
магнитный компрессор МК при напряжении 1-2 кВ за время 10-100 мкс. МК
осуществляет сжатие энергии во времени до величины порядка 300-600 не и повышает
напряжение до сотен кВ. SOS выступает как оконечный усилитель мощности,
переводя энергию в диапазон времени 10-100 не, повышая при этом напряжение в
2-3 раза.
ТЗУ содержит первичный емкостный накопитель энергии, тиристорный
коммутатор, цепи зарядки и рекуперации энергии и работает в моноимпульсном режиме,
когда из сети берется единичная порция энергии, величина которой необходима
для формирования одного импульса на выходе всей системы. Критерий выбора
длительности импульса при переводе энергии из ТЗУ в МК содержит в себе
противоречие. С одной стороны, для упрощения МК, в частности для уменьшения
объема сердечников и количества ступеней сжатия энергии, необходимо уменьшать
длительность импульсов, формируемых в ТЗУ. С другой стороны, уменьшение
времени вывода энергии из ТЗУ до нескольких мкс требует применения большого
числа параллельно работающих быстродействующих тиристоров, что усложняет
систему первичной коммутации энергии и снижает ее надежность. В связи с этим
близкое к оптимальному время вывода энергии из ТЗУ лежит в диапазоне от 10 до
100 мкс при энергии импульса от единиц до сотен Дж.
Параметры импульсов на выходе МК определяются условиями работы
полупроводникового прерывателя и параметрами импульса, которые нужно получить в
нагрузке. Амплитуда импульса на выходе МК иш = UH/KV, где Ки -
коэффициент перенапряжения при отключении тока прерывателем, а С/н - требуемая
амплитуда импульса на нагрузке. Время вывода энергии из МК определяет длительность
процесса прямой накачки прерывателя тока: *ш = /+.
ТЗУ
1
10-
-2кВ
-100 мкс
»
МК
100
300
-400 кВ
-600 не
—>
200-
10
SOS
-1000 кВ
-100 не
—>
Нагрузка
Рис. 22.11. Блок-схема построения генераторов с полностью твердотельной системой
коммутации энергии. ТЗУ - тиристорное зарядное устройство, МК - магнитный компрессор,
SOS - полупроводниковые диоды для обрыва тока
§ 22.4 Магнитные генераторы с использованием SOS-диодов 441
Введение в схему звена магнитной компрессии энергии продиктовано
необходимостью согласования параметров импульса с выхода ТЗУ с параметрами
импульса накачки прерывателя тока. Для получения на выходе устройства в целом
наносекундных импульсов с амплитудой около 1 MB магнитный компрессор
должен формировать импульсы длительностью в несколько сотен не с напряжением в
сотни кВ. Таким образом, при входном импульсе амплитудой 1-2 кВ
длительностью 10-100 мке МК должен обеспечить сжатие энергии во времени примерно в
100 раз и повышение напряжения в 100-400 раз.
На рис. 12 приведена предложенная Рукиным [21] схема магнитного
компрессора, в котором реализуется сжатие энергии во времени с одновременным
повышением выходного напряжения. Основное схемное отличие компрессора от
традиционных состоит в том, что емкостный накопитель каждой ячейки сжатия энергии
имеет среднюю точку или выполнен в виде двух последовательно соединенных
конденсаторов одинаковой емкости. При этом выход каждой предыдущей ячейки
сжатия энергии подключен к средней точке конденсатора следующей ячейки, а
нижние конденсаторы каждой ячейки зашунтированы магнитными ключами. По
мере сжатия энергии в компрессоре происходит повышение напряжения в каждой
ячейке в 2 раза. Выходное напряжение МК без учета активных потерь энергии в
2п раз выше входного, где п - число конденсаторных ячеек.
Такой МК не требует дополнительных цепей для перемагничивания
сердечников магнитных ключей, поскольку в схеме этот процесс происходит автоматически
из-за разного направления протекания зарядного и разрядного токов по каждому
ключу (зарядные токи на рис. 13 показаны пунктирными стрелками, разрядные -
сплошными). Еще одна отличительная особенность схемы состоит в том, что в
каждой конденсаторной ячейке происходит двойное сжатие энергии за счет
перезарядки нижних конденсаторов. Поэтому двух ячеек при коэффициенте сжатия
Кс ~ 3-4 каждым магнитным ключом уже достаточно для сжатия энергии во
времени на два порядка.
, , ?/=2 U=4 U=S
ТЗУ МК
Рис. 22.12. Схема магнитного компрессора с удвоением напряжения в каждой ячейке сжатия
энергии
442 Глава 22. Генераторы мощных импульсов в схемах с магнитными элементами
Рис. 22.13. Схема согласования МК и SOS
Другой важный вопрос, возникающий при передаче энергии от МК к
полупроводниковому прерывателю, заключается в схемной реализации двухконтурной
накачки прерывателя в режиме усиления обратного тока. Такое решение было
независимо предложено в работах [22, 23]. Схема согласования приведена на рис. 13.
Между выходом магнитного компрессора и прерывателем вводятся конденсатор
обратной накачки Сн и магнитный ключ обратной накачки МК~ (либо
импульсный трансформатор). После насыщения ключа прямой накачки МК+, который
является выходным коммутатором магнитного компрессора, энергия из последней
ячейки компрессора переводится в конденсатор Сн. При этом ток /+ заряда
конденсатора Сн одновременно является током прямой накачки прерывателя тока SOS
(рис. 14). Нарастающим напряжением на Сн перемагничивается ключ МК~.
После его включения в прерыватель вводится обратный ток /", превышающий /+ в
несколько раз, и энергия из Сн переводится в индуктивность контура обратной
накачки (индуктивность обмотки насыщенного ключа МК~ или добавочная
индуктивность). После обрыва тока прерывателем энергия передается в нагрузку в
виде короткого наносекундного импульса.
^sosl
Рис. 22.14. Эпюры токов и напряжений в схеме согласования МК и SOS
§ 22.4 Магнитные генераторы с использованием SOS-диодов 443
+ 0-ГГГ^Щ
50мкФ
+
540 В
~ 0-
Рис. 22.15. Схема малогабаритного генератора с импульсным трансформатором в цепи
накачки прерывателя тока
Вышеизложенная схемная концепция была проверена путем разработки и
испытаний ряда установок с полностью твердотельной системой коммутации. В
работе [24] описан настольный малогабаритный генератор для применения в
исследованиях стримерного коронного разряда в воздухе. Схема генератора приведена
на рис. 15. Генератор имеет выходное напряжение 200 кВ, ток 1 кА, длительность
импульса 40-50 не, частоту следования импульсов в постоянном режиме 30-50 Гц.
В режиме пачки импульсов длительностью 1 мин частота следования импульсов
составляет 300 Гц. Размеры корпуса - 650 х 600x320 мм3, масса около 80 кг.
В работе [25] приведено описание установки «Сибирь», которая была
разработана для оценки возможности создания генераторов мегавольтного уровня
напряжения со средней мощностью в десятки кВт (рис. 16). Ее выходные параметры:
импульсное напряжение 1 MB, ток 8 кА, длительность импульса 60-100 не и
частота следования импульсов 150 Гц. Потребляемая мощность 107 кВт, мощность,
Рис. 22.16. Схема генератора «Сибирь»
444 Глава 22. Генераторы мощных импульсов в схемах с магнитными элементами
подводимая к прерывателю тока, 75 кВт, расчетная величина выходной мощности
~50 кВт. Схема установки приведена на рис. 16. Генератор состоит из трех
модулей: тиристорного зарядного устройства ТЗУ, промежуточного магнитного
компрессора ПМК и высоковольтного модуля ВВМ, размещенного в баке с
трансформаторным маслом. Габариты ВВМ: 3,7 х 1,4 х 1,2 м3, масса около 7 т.
Один из главных выводов по результатам экспериментов на установке
«Сибирь» состоял в том, что SOS-эффект на стадии обрыва тока характеризуется
автоматическим равномерным распределением напряжения по последовательно
соединенным диодам (структурам). Это дает возможность создавать прерыватели тока с
напряжением мегавольтного уровня путем последовательного соединения диодов
без использования внешних делителей напряжения.
На основе SOS-диодов разработана серия малогабаритных частотных
генераторов наносекундного диапазона, предназначенных для проведения экспериментов в
различных областях электрофизики. В то же время эти установки представляют
собой испытательное оборудование и для самих SOS-диодов, позволяя получать
данные по характеристикам и надежности работы последних в различных
эксплуатационных режимах.
Основой схемного решения генераторов служит рассмотренный выше подход,
при котором энергия, необходимая для формирования импульса, предварительно
накапливается в тиристорном зарядном устройстве ТЗУ и затем сжимается во
времени с помощью магнитного компрессора МК. Прерыватель тока на основе SOS-
диодов выполняет функцию оконечного усилителя мощности, формируя на выходе
генератора наносекундный импульс. По конструктивному исполнению элементы
генератора внутри корпуса разделены на два основных блока. В воздушной части
располагаются низковольтные элементы ТЗУ с первичным накопителем, а также
цепи контроля, сигнализации, диагностики и управления. Высоковольтные
элементы магнитного компрессора и SOS-диоды помещаются в бак с трансформаторным
маслом, который также расположен внутри корпуса. Лицевая панель корпуса имеет
вырез для проходного изолятора, через который выводится высокое напряжение.
В системе охлаждения элементов ТЗУ используются либо вентиляторы, либо
проточная вода. Элементы МК и SOS-диоды отводят тепло в масло. Для отвода тепла
от бака используется проточная вода.
Отсутствие в генераторах газоразрядных коммутаторов снимает
принципиальное ограничение по частоте следования импульсов. В продолжительном режиме
работы частота ограничена тепловыми нагрузками на элементы генератора, в
первую очередь на сердечники магнитных ключей, а при кратковременном включении
генератора в режиме пачки импульсов - частотными возможностями ТЗУ, т.е.
временем восстановления тиристоров и временем заряда первичного накопителя.
Режим пачки импульсов, когда генератор работает в течение времени от десятков
секунд до нескольких минут с частотой и выходной мощностью, в несколько раз
превышающих номинальную, важен как для некоторых технологических
применений, так и для отработки и моделирования новых технологий в лабораторных
условиях. Поэтому при разработке генераторов, с целью более полного
использования частотных возможностей, ТЗУ проектировалось, исходя из требования
минимального времени накопления энергии, а выбор элементов генератора основывался
также и на результатах расчета их адиабатического разогрева в режиме пачки
§ 22.4 Магнитные генераторы с использованием SOS-диодов 445
импульсов. Разработанные генераторы позволяют в 5-10 раз увеличивать
номинальную частоту следования импульсов и выходную мощность в режиме пачки
длительностью от 30 до 60 с.
В ИЭФ были разработаны и построены два мегавольтных SOS-генератора
С-5Н [26]. Схема генератора (рис. 17) включает в себя входное тиристорное
зарядное устройство и ступень предварительной компрессии энергии, которые
расположены в воздушной части корпуса. Элементы высоковольтного формирователя
импульса расположены в баке с трансформаторным маслом. После предварительной
компрессии энергия через трансформатор ИТ2 поступает в промежуточный
накопитель С3 на уровень напряжения 134 кВ за время 18 мкс. После инверсии
напряжения на нижнем конденсаторе напряжение в точке 3 возрастает до 250 кВ за
3 мкс. После насыщения сердечника ключа МК+ энергия передается в
конденсатор накачки С4 через трансформатор ИТЗ. При этом происходит накачка
полупроводникового прерывателя SOS током прямого направления, а конденсатор
заряжается до 400 кВ за время около 0,5 мкс. Насыщение сердечника ключа
трансформатора ИТЗ инициирует процесс обратной накачки прерывателя тока, при котором
энергия из конденсатора накачки при его разряде переводится в промежуточный
индуктивный накопитель IT. Ток обратной накачки в зависимости от величины
индуктивности накопителя 17 нарастает до 3-6 кА за время около 100 не. В этот
момент времени происходит обрыв тока прерывателем за время около 10 не и
индуктивный накопитель подключается к внешней нагрузке, формируя на ней
выходной наносекундный импульс амплитудой до 1 MB и длительностью около 50 не.
В таблице 3 иллюстрируется процесс сжатия энергии в элементах генератора.
Таблица 22.3.
Номер точки Напряжение Время
1 11 кВ 130 мкс
2 134 кВ 18 мкс
3 252 кВ 3 мкс
4 405 кВ 0,47 мкс
5 0,5-1 MB* 40-60 не*
* в зависимости от параметров нагрузки.
Рис. 22.17. Электрическая схема генератора «С-5Н»
446 Глава 22. Генераторы мощных импульсов в схемах с магнитными элементами
Рис. 22.18. Осциллограммы обратного тока (а) и напряжения (б) полупроводникового
прерывателя тока генератора С-5Н (развертка по горизонтали - 20 нс/дел)
На рис. 18 приведены осциллограммы импульсов, демонстрирующие
возможности полупроводникового прерывателя тока. Максимальный обратный ток через
прерыватель был получен в режиме короткого замыкания накопителя L".
Амплитуда тока перед обрывом - 7 кА, время обрыва тока - 8 не. Максимальное
напряжение на прерывателе, полученное при величине 17 = 6 мкГн и внешнем
сопротивлении нагрузки RH - 1,1 кОм, составило 1,1 MB с длительностью импульса на
полувысоте около 50 не.
Ситуация в этой области кардинально изменилась после обнаружения явления
субнаносекундного обрыва тока в мощных SOS-диодах [27]. Экспериментальные и
теоретические исследования этого явления показали, что SOS-диод, являясь по
своей сути плазмонаполненным диодом, обладает присущим и другим плазменным
прерывателям тока свойством, которое состоит в улучшении характеристики
отключения тока при увеличении скорости ввода тока в прерыватель. Уменьшение
времени ввода прямого тока с 300-600 не до 35-50 не и обратного тока с 80-100 не
до 10-15 не привело jc уменьшению времени обрыва тока с 5-10 не до 500-700 пс.
Литература к главе 22
1. Магнитные генераторы импульсов / Л.А. Меерович, И.М. Вагин, Э.Ф. Зайцев, В.М. Кан-
дыкин; Под. ред. Л.А. Мееровича. М.: Сов. радио, 1968.
2. Месяц ГА. Генерирование мощных наносекундных импульсов. М: Сов. радио, 1974.
3. Павлов В.К, Сирота Н.Н. Развитие во времени процесса импульсного перемагничивания
феррита с прямоугольной петлей гистерезиса // ФТТ. 1964. Т. 6, № 5. С. 1267-1270.
4. Gyorgy KM. Rotational Model of Flux Reversal in Square Loop Ferrites // J. Appl. Phys.
1957. Vol. 28, N9. P. 1011-1015.
5. Ландау Л.Д., Лифшиц Е.М. Электродинамика сплошных сред. М.: Физматгиз, 1959.
6. Steinbeifi ?., Vogler G. Uber eine AbscMtzung der minimalen Schaltzeit der Rechterckferrite
//Ann. Phys. 1968. Bd. 20, N 7/8. S. 370-385.
7. Melville W.S. The Use of Saturable Reactors as Discharge Devices for Pulse Generators //
Proc. IEE. 1951. Vol. 98, N 53.
8. Мешков A.H. Магнитные генераторы мощных наносекундных импульсов // ПТЭ. 1990.
№ 1.С. 24-36.
9. Neau E.L., Woolston T.L., Perm К. J. «Comet-II», a Two-Stage, Magnetically Switched Pulsed-
Power Module // Proc. XVI Power Modulator Symp. 1984. P. 292-294.
; ,
м
F)
! 1,1 mb
^*-S -m :
Литература к главе 22 447
10. Fish G., Avery К. Magnetic Materials Group. Working Group Report // Proc. of Intern.
Magnetic Pulse Compression Workshop. California, 1990. Vol. 2. P. 158-170.
11. Месяц Г.А. Получение импульсов высокого напряжения с крутым фронтом //
Высоковольтное испытательное оборудование и измерения / Под ред. А.А. Воробьева.
М.; Л.: Госэнергоиздат, 1960. С. 379-393.
12. Мешков А.Н., Шишко В.И., Еремин* СЛ. Наносекундный импульсный генератор
большой мощности // ПТЭ. 1984. № 2. С. 103-105.
13. Месяц Г.А., Бакшт Р.Б. Деформация сильных волн в линии при прохождении через
неоднородность с ферритом // ЖТФ. 1965. Т. 25, вып. 5. С. 889-895.
14. Бакшт Р.Б., Месяц Г.А. Схема с ферритом для получения высоковольтных наносе-
кундных импульсов // ПТЭ. 1964. № 3. С. 108-110.
15. Ильин ОТ., Шендерович A.M. Укорочение фронтов высоковольтных импульсов при
помощи нелинейной индуктивности // ПТЭ. 1965. № 1. С. 112-117.
16. Kerns О.A. Saturable core trippered gap. Pat. 1035843 USA. 1950.
17. Wilhelm R.9 Zwicker H. Uber eine einfache Kurzschlu|3 - Funkenstrecke fur stopstroma-
nordnungen // Ztschr. angew. Phys. 1965. Bd. 19, N 5. S. 428-431.
18. Kunze R.C., Mark E, Wilder H. Ferrit Decoupled Crowbar Spark Gap // Proc. IV Symp. on
Eng. Problem in Thermonuclear Research / Inst, fur Plasmaphysik. Mtinchen, 1966.
19. Месяц Г.А. Ферритовый вентиль для мощных коротких видеоимпульсов // ЖТФ. 1965.
Т. 35, вып. 3. С. 1685-1689.
20. Насибов А.С.у Ломакин В.П., Баграмов Б.Г. Генератор высоковольтных импульсов малой
длительности // ПТЭ. 1965. № 5. С. 133-136.
21. Рукин С.Н. Устройство магнитного сжатия импульса. Пат. 2089042 РФ // Бюл. изобрет.
1997. № 24.
22. Kotov Yu.A.9 Mesyats G.A., Rukin S.N. et al. A Novel Nanosecond Semiconductor Opening
Switch for Megavolt Repetitive Pulsed Power Technology: Experiment and Applications //
Proc. IX IEEE Intern. Pulsed Power Conf. Albuquerque, 1993. Vol. 1. P. 134-139.
23. Грехов КВ., Ефимов В.М., Кардо-Сысоев А.Ф., Короткое СВ. Полупроводниковый
генератор наносекундных импульсов. Пат. 2009611 РФ // Бюл. изобрет. 1994. № 5*.
24. Rukin S.N. у Lyubutin S.K., Kostirev V.V., Telnov V.A. Repetitive 200 kV Nanosecond All-Solid-
State Pulser with a SOS // Proc. X Intern. IEEE Pulsed Power Conf. Albuquerque, 1995.
Vol. 2. P. 1211-1214.
25. Kotov Yu.A., Mesyats G.A., Rukin S.N. et al. Megavolt Nanosecond 50 kW Average Power All-
Solid-State Driver for Commercial Applications // Ibid. Vol. 2. P. 1227-1230.
26. Mesyats G.A., Ponomarev A.V., Rukin S.N. et al. 1 MV, 500 Hz All-Solid-State Nanosecond
Driver for Striamer Corona Discharge Technologies // Proc. XIII Intern. IEEE Conf. on High
Power Particle Beams. Nagaona, 2000. P. 192-195.
27. Любутин C.K.f Месяц ГА., Рукин C.H., Словиковский Б.Г. Субнаносекундный обрыв тока в
мощных полупроводниковых SOS-диодах // Докл. РАН. 1998. Т. 360, № 4. С. 477-479.
Глава 23
ДЛИННЫЕ ЛИНИИ
С НЕЛИНЕЙНЫМИ ПАРАМЕТРАМИ
§ 23.1 Введение
При изучении распространения электромагнитных волн в линиях, как известно,
используют телеграфные уравнения (см. главу 2). Они получаются путем
упрощения уравнений Максвелла. В общем виде они не содержат в себе никаких
предположений относительно пространства, в котором распространяется волна, и
линейны относительно входящих в них физических величин - полей, индукций и тока
проводимости. Для отыскания решений системы уравнений Максвелла
необходимо конкретизировать свойства пространства, в котором распространяется волна. Из
всего многообразия свойств обычно указываются его геометрия и связь индукций
и тока проводимости с полями, характеризующая среду, заполняющую это
пространство. Если пространство безграничное, то указывается, какие источники
возбуждают волну. В ограниченном пространстве, не содержащем источников,
указывается, какие волны приходят («падают») извне на его границу и свойства
граничащего пространства. В том и другом случае необходимо знать состояние среды и
поля в ней до воздействия волны.
Электрические и магнитные свойства пространства зависят, как известно, от
термодинамического состояния заполняющей его среды. Например, значительное
изменение температуры вызывает изменение связи индукций и тока проводимости
с полями. Поэтому в общем случае система уравнений, описывающая
распространение волн и состоящая из уравнений Максвелла, уравнений связи,
характеризующих среду, и уравнений термодинамики, является системой, содержащей
нелинейные уравнения. В данной главе мы ограничимся случаем, когда электромагнитные
волны не меняют термодинамического состояния среды, не вызывают ее
электрических пробоев или частичной ионизации. При этом распространение волн
описывается системой уравнений Максвелла.
Как известно, среду, заполняющую пространство, можно характеризовать такими
параметрами, как проницаемость и проводимость. Они являются коэффициентами
пропорциональности в линейных уравнениях связи индукций и тока проводимости с
§23.1 Введение 449
полями. Функциональный вид уравнений связи имеет место при не слишком
быстрых изменениях полей. При быстрых изменениях полей ток проводимости и
индукции изменяются с запаздыванием. Это запаздывание можно охарактеризовать
промежутком времени, в течение которого среда приходит к равновесию после
скачкообразного изменения полей.
Обычно рассматривались волны в таких средах, параметры которых можно
считать постоянными. В результате была создана теория электромагнетизма, в
основе которой лежат линейные уравнения. Очевидно, если любая из четырех
величин является функцией напряженности хотя бы одного поля волны, то система
уравнений Максвелла становится нелинейной. Многие интересные явления могут
быть рассмотрены только в рамках теории, основанной на нелинейных
уравнениях. К числу таких явлений относятся ударные электромагнитные волны.
Термин «ударные волны» впервые был использован в газодинамике в конце
XIX в. при изучении нелинейного течения газов. Из акустики известно, что квадрат
скорости распространения звуковой волны равен производной по плотности среды
от давления и является локальным свойством среды. Связь между давлением и
плотностью (калорическое уравнение состояния) является нелинейной. Например,
для воздуха при умеренных температурах давление пропорционально плотности в
степени 1,4. Следовательно, скорость звуковой волны в воздухе зависит от его
плотности. В акустике, как правило, рассматриваются слабые возмущения,
амплитуда волны давления весьма незначительна, поэтому нелинейность уравнения
состояния не учитывается. Уравнения газодинамики, нелинейные в общем случае,
для малых возмущений линеаризуются. Сильные возмущения приводят к
нелинейным течениям газа. Смысл производной по плотности от давления при
нелинейном течении газа сохраняется, но это локальное свойство среды зависит от
точки на профиле распространяющейся волны. В акустическом приближении форма
звуковой волны при распространении остается неизменной. Однако для сильной
волны, например волны сжатия, скорость распространения вершины профиля
волны больше, чем основания. Следовательно, происходит деформация профиля
волны, так же, как при набеге морской волны на берег: фронт (передняя сторона)
профиля становится круче, спад положе.
Интерес к аналогичным явлениям в электродинамике возник в связи с широким
применением на практике таких материалов, как ферриты и сегнетоэлектрики.
Связь между индукциями и полями в этих средах является нелинейной уже при
сравнительно небольших изменениях полей. В ряде случаев ток проводимости
зависит от напряженности электрического поля по нелинейному закону. Эти
обстоятельства потребовали более общих предположений относительно среды, в которой
распространяется электромагнитная волна: проницаемость и проводимость среды
зависят от полей волны. В профиле электромагнитных волн, распространяющихся
в линиях передачи с заполнителем из нелинейной среды, появляются разрывы, т.е.
возникают ударные электромагнитные волны [1], аналогичные газо- и
гидродинамическим ударным волнам. Этот факт с точки зрения математики означает, что
если даже в некоторой области изменения независимых переменных решения
уравнений Максвелла для нелинейной среды представляют собой гладкие
функции, то они не могут быть продолжены непрерывно в другие области, где сами
уравнения остаются регулярными. Очевидно, что в этих условиях принцип
29. Месяц Г.А.
450 Глава 23. Длинные линии с нелинейными параметрами
простой суперпозиции волн также не имеет места. Эти два обстоятельства
составляют специфику и затруднения анализа в нелинейной электродинамике.
Катаев [1] рассмотрел прохождение плоской электромагнитной волны через
среду с нелинейными проницаемостями. Он получил простые волны и доказал
теоретически и экспериментально существование ударных электромагнитных волн (УЭВ) в
линиях, содержащих ферриты и сегнетоэлектрики. При экспериментальных
исследованиях стояла задача найти более совершенное, технически приемлемое средство
получения крутых перепадов и коротких импульсов тока. Первые же опыты
показали перспективность использования ударных электромагнитных волн для этих целей:
были получены фронты с длительностью 10-9 с и менее при токах в импульсе
десятки и сотни ампер. Физика этого технического новшества [2] представляла
значительный интерес и базировалась на ряде новых электродинамических эффектов. Талонов
и Фрейдман [3] установили связь величин скачков полей и индукций на разрыве или
граничные условия на разрьюе. Позднее появились исследования простых и ударных
электромагнитных волн в некоторых частных видах линий передачи [4].
Можно выделить два механизма возникновения ударных волн. Первый
обусловлен набегом вершины волны за счет ее большей скорости, чем основание, из-за
нелинейных магнитной или диэлектрической проницаемостей среды или погонных
параметров L и С линии. Второй связан с диссипацией энергии фронта волны за
счет потерь энергии из-за магнитной вязкости или нелинейной проводимости среды.
§ 23.2 Образование ударных электромагнитных волн
путем набегания
Вначале рассмотрим образование УЭВ при относительно малой скорости
изменения поля. В случае неограниченной нелинейной непроводящей среды
распространение плоских однородных линейно поляризованных электромагнитных волн
Е = Ex(z, t), H = Hy(z, t) описывается уравнениями Максвелла, которые в
данном случае сводятся к двум дифференциальным уравнениям в частных
производных первого порядка [3]:
дЛ = Л™, D = eE,
dz с dt
^ = -if, В = В(Н). B3.1)
dz с dt
Здесь взят случай пространства, заполненного ферритом, где связь между
векторами электрического поля D и Е берется линейной, а связь между векторами
магнитного поля В и Н - нелинейной. Для достаточно медленных
квазистатических процессов значение индукции В в любой точке пространства однозначно
определяется напряженностью поля Н в этой точке в тот же момент времени.
В случае ограниченного пространства, например линии передачи, поперечные
размеры которой малы, уравнения могут быть записаны в виде двух уравнений
первого порядка (телеграфные уравнения) [3, 5]:
dz~ dt' dz~ dt' K ]
§ 23.2 Образование ударных электромагнитных волн путем набегания 451
где U(z91) - напряжение между проводами в сечении z (двухпроводная линия);
I{z91) - ток в одном из проводов в том же сечении; Q - заряд на единицу длины
линии; Ф - поток индукции на единицу длины линии. Для достаточно медленных
процессов поток Ф считается только функцией тока:
Ф = Ф(/). B3.3)
Заряд Q линейно связан с напряжением:
Q = CU9 B3.4)
где С - емкость на единицу длины линии.
Уравнения B) пригодны для случая неоднородных и искусственных линий,
если величины, входящие в эти уравнения, заменить их средними значениями, при
условии, что временные и пространственные масштабы I(z91) и U(z91) намного
больше соответствующих масштабов отдельного звена линии.
Нелинейные уравнения B)-D) в общем случае не решены. Однако известны их
частные решения для случая так называемых простых волн, когда одна из искомых
величин является однозначной функцией другой величины. Полагая U = U(J)9
можно найти:
"-*№
L^dl, B3.5)
тогда уравнения B) будут иметь решения, записанные в виде [6]:
z = ±v(I)t + F(I), B3.6)
/ = F,
( + < '
z ±
V
B3.7)
где F и Fx - произвольные функции, определяемые из граничных и начальных
условий, L(I) = с1Ф/с11 - индуктивность на единицу длины линии, v - скорость
волны в линии.
Решение F) имеет вид бегущей волны (простая волна). У простой волны
каждая точка ее фронта движется со скоростью, зависящей от значения тока в этой
точке. Если индуктивность L(I) линии является монотонно убывающей функцией
абсолютной величины тока, то с большей скоростью будут распространяться те
точки фронта, где ток больше. Следовательно, в случае передачи импульса
крутизна его фронта вдоль линии возрастает, а срез импульса становится более пологим
(рис. 1). Решение G) допускает, что в некоторые моменты времени отдельные
точки на фронте волны «обгонят» точки с меньшим значением тока. Решение G) при
этом становится неоднозначным (при f = /3 на рис. 1). В действительности это
t\<t2<h
Z
Рис. 23.1. Деформация импульса при его распространении вдоль лиции
29*
452 Глава 23. Длинные линии с нелинейными параметрами
Рис. 23.2. Зависимость В(Н) и [i(H) для феррита
невозможно и неоднозначность решения G) означает, что решение стало
разрывным, причем в данном случае разрыв образуется на фронте волны.
После образования разрыва волна перестает быть простой - возникает ударная
электромагнитная волна. Место и время разрыва определяются из решений F)
и G). Момент разрыва t* и координаты точки разрыва определяются уравнениями:
f-i -••
[дР)
= 0,
B3.8)
где z(I, t) имеет вид F).
Если Щ) - немонотонная функция, т.е. если магнитная проницаемость
феррита |я(#) - немонотонная (однозначная или неоднозначная) функция, то скорость
распространения различных точек импульса зависит от состояния феррита в
предыдущие моменты времени. Иными словами, характер формирования импульса
при его прохождении по линии будет в значительной степени зависеть от выбора
начальной рабочей точки на кривой намагничивания (рис. 2) [6]. На рисунке петля
гистерезиса смещена вправо, так как начало отсчета координат смещено на
величину постоянного поля подмагничивания. Если амплитуда импульса настолько
значительна, что поле Н принимает значение больше величины Яь то ударные
волны могут возникать как на фронте, так и на срезе исходного импульса.
Действительно, крутизна фронта импульса согласно F) и G) возрастает для тех
его участков, где для феррита d\i/dH < 0, а крутизна среза импульса будет расти,
когда d\x/dH > 0. Следовательно, на фронте импульса с большей скоростью будут
распространяться точки, в которых ток больше, а на срезе импульса, наоборот,
быстрее будут распространяться точки с меньшим током. Таким образом, если с
помощью постоянного подмагничивания феррита подобрать такой его режим, при
котором зависимость магнитной проницаемости от напряженности будет иметь
максимум, то получим волну с крутым фронтом и срезом (рис. 3).
h
\г\л а
Рис. 23.3. Деформация импульса при распространении вдоль линии
§ 23.3 Диссипативный механизм образования ударных электромагнитных волн 453
Однако надо иметь в виду, что рассматриваемое явление имеет место до тех
пор, пока сохраняется квазистатическая зависимость В(Н)9 что характерно для
микросекундного диапазона изменения длительностей фронта и среза импульса,
т.е. до тех пор, пока скорость изменения магнитного поля Н на фронте (срезе)
волны не превышает величины 107-108 Э/с [6].
§ 23.3 Диссипативный механизм образования ударных
электромагнитных волн
В случае большой скорости нарастания (более 108-109 Э/с) магнитного поля
при формировании фронта нарушается квазистатическая зависимость В(Н) и
возникает необходимость учитывать динамический процесс при перемагничивании
феррита. Большую роль начинает играть магнитная вязкость феррита, приводящая
к потерям энергии на фронте волны [1,5]. Поэтому при быстрых изменениях
магнитного поля можно говорить о диссипативном механизме образования ударных
электромагнитных волн.
Диссипация энергии на фронте волны в определенной степени имеет место и
при формировании ударной волны за счет механизма набега в те моменты, когда
крутизна фронта заметно возрастает. Однако явление диссипации энергии при этом
не будет основным. При больших скоростях изменения магнитного поля явление
диссипации уже играет существенную роль. В этом случае учитывается процесс
быстрого перемагничивания феррита. В случае линий передачи с тороидальными
или цилиндрическими ферритовыми сердечниками процесс перемагничивания
феррита при больших скоростях изменения поля описывается моделью
неоднородной прецессии [7]. В этом случае зависимость между намагниченностью и
магнитным полем описывается формулой B2.4). Необходимо отметить значение
начальной намагниченности феррита при формировании фронта ударной волны. Изменяя
величину и знак поля подмагничивания, можно влиять на процесс образования
ударной волны, в частности изменять длительность ее фронта.
Физическую картину образования волн наиболее просто пояснить графически.
При падении волны с пологим фронтом (рис. 4, а) на линию с ферритом в связи с
потерями энергии на перемагничивание феррита происходит диссипация энергии
на фронте волны. В результате в самом начале распространения волны по линии в
основании ее фронта возникает крутой участок - ударный фронт. Если (рис. 4, 6)
длительность фронта, на котором происходит перемагничивание, мала по
сравнению с длительностью исходного фронта импульса, то этот участок можно
рассматривать как «разрыв», перед которым ток равен нулю, а за ним феррит уже
полностью насыщен. Участок профиля исходной волны, расположенный перед ударным
фронтом, потерян, причем одна часть его энергии уходит на перемагничивание, а
другая отражается от области разрыва. При дальнейшем распространении волны
амплитуда ударного фронта возрастает (рис. 4, в), пока на некотором расстоянии от
начала линии с ферритом она не становится максимальной. На этом процесс
развития «разрыва» заканчивается, и форма фронта волны при дальнейшем
распространении ее по нелинейной линии остается неизменной. Такая волна называется
стационарной ударной волной.
454 Глава 23. Длинные линии с нелинейными параметрами
(а)
(б)
(«)
h \*щ
*фгМо | j z = 0
|z = / z
i f4^'
Ц) | J
i
Vq I
1 z
4 i
] z
Рис. 23.4. Формирование импульса с крутым фронтом: 1/0 и /0 - скорость и ток падающей
волны; vy - скорость ударной волны; t^ - длительность фронта исходного импульса; / -
длина ударной линии
После образования стационарной ударной волны для перемагничивания
феррита, лежащего перед ее фронтом, расходуется энергия плоской части волны. Ток
ударной волны есть разность величин падающей и отраженной волн. Когда фронт
преобразованной таким образом волны переходит из линии с ферритом в
линейную линию, отражение от фронта прекращается, поскольку перемагничивания
феррита на фронте нет. При определенных условиях падающая волна с крутым
фронтом полностью (не считая ликвидированного переднего участка) проходит в
линейную линию, а отраженная поглощается генератором исходного импульса.
Теория ударных электромагнитных волн подробно освещена в работе [1]. Далее
мы остановимся лишь на некоторых выводах из этой теории, необходимых для
практических расчетов.
Для описания процессов в линиях передачи с нелинейными параметрами
авторы работы [8] воспользовались телеграфными уравнениями для однородной линии
в сочетании с уравнением B2.4) для учета диссипативных свойств феррита. Ими
была найдена величина длительности фронта стационарной ударной волны в
линии передачи с ферритом:
_/(Atto)(l + a*)
2ау#д '
где т0 = MJMS (Мн - начальная намагниченность феррита). О величинах Яд, у
и а сказано в § 22.1. График функции /(щ) приведен на рис. 5. При анализе
распространения стационарной волны вдоль линии можно ввести понятия
эффективной магнитной проницаемости феррита для ударного фронта:
Tl(l + /w0)Ms
Ply
и сопротивления линии ударной стационарной волне:
?у — — А^Цу»
'ф2 -"
B3.9)
B3.10)
B3.11)
§ 23.3 Диссипативный механизм образования ударных электромагнитных волн 455
-1,0 -0,6 -0,2 0 0,2 0,6 1,0
то
Рис. 23.5. График функции f(mQ)
где Z0 =(Zo/C0I/2 (Lq и С0 - погонные индуктивность и емкость линии); ц -
коэффициент заполнения, зависящий от геометрии поперечного сечения линии и
феррита; р - коэффициент, зависящий от конфигурации линии передачи.
Полученное для линии с распределенными параметрами выражение A0)
справедливо для линии с сосредоточенными параметрами лишь в том случае, если
можно пренебречь дисперсией, связанной с дискретностью параметров линии,
B3.12)
В реальных нелинейных линиях с сосредоточенными параметрами
длительность фронта стационарной ударной волны совпадает с постоянной времени
ячейки для ударной волны [9]:
*Ф2 * уЦу VA)Q
B3.13)
В [7] найдено расстояние /0, при котором амплитуда разрыва достигает
максимального значения, т.е. то расстояние, которое должна пройти волна по
нелинейной линии до момента образования стационарной ударной волны.
Для линии с сосредоточенными параметрами оптимальным является
следующее количество ячеек в линии:
Pi
V tn
Т r\Ms(l-mo)
Любой генератор мощных наносекундных импульсов на линиях с ферритом
представляет собой волновую систему, одна часть которой выполнена в виде
однородных отрезков линий с ферритом, другая - в виде линейных линий передачи. При
этом необходимо согласование элементов системы для обеспечения максимальной
передачи мощности в нагрузку и получения импульсов заданной формы. В том
случае, если линия имеет согласованную нагрузку, условием формирования импульсов
правильной формы и полной передачи мощности в нагрузку является равенство
выходного сопротивления линии с ферритом ZR при полном насыщении феррита и
456 Глава 23. Длинные линии с нелинейными параметрами
неизменном направлении вектора намагниченности сопротивлению нагрузки [10]:
B3.15)
Если исходный импульс поступает в линию с ферритом через линейную линию с
волновым сопротивлением Z01, то для полной передачи мощности необходимо
согласование сопротивления Z01 и сопротивления нелинейной линии ударной волне:
>/iv
^- = Z01. B3.16)
Очевидно, что длина линии с ферритом должна быть такова, чтобы после
прохождения по ней фронт исходного импульса ликвидировался полностью, а
длительность вершины не менялась. При этом для передачи видеоимпульса без искажений
(за исключением переднего фронта) необходимо выполнение следующего условия
для длительности вершины исходного импульса [10]:
>висх=-, B3.17)
где / - длина линии с ферритом, v0 - скорость волны в линии с насыщенным
ферритом.
Образование УЭВ может происходить также за счет нелинейной проводимости
линии. Действительно, если проводимость уменьшается с ростом напряжения, то
энергия на фронте волны в ее начальной части будет поглощаться больше, чем при
приближении к вершине. Поэтому происходит «выедание» части фронта.
Типичным примером такой линии является линия с магнетронным эффектом.
Рассмотрим вакуумную коаксиальную линию, в которой внутренний проводник
(катод) нагрет и имеет место термоэлектронная эмиссия с его поверхности. Пусть
по такой линии (рис. 6) распространяется электромагнитная волна. Электрическое
поле волны ускоряет электроны в радиальном направлении. Магнитное поле тока,
протекающего по внутреннему проводнику, «закручивает» траекторию движения
электронов вокруг магнитных силовых линий. При некотором соотношении между
током и напряжением электроны перестают попадать на внешний проводник и
U \1
031™°%
Рис. 23.6. Электровакуумный коаксиал с магнетронным эффектом
§ 23.4 Конструкции линий с ударными электромагнитными волнами 457
магнитным полем возвращаются обратно на внутренний проводник.
Следовательно, пока электрическое и магнитное поля волны малы по величине (начало
фронта), электроны попадают с одного проводника на другой, т.е. между проводниками
существует большая проводимость и течет ток утечки. С ростом этих полей волны
(конец фронта) электроны начнут «закручиваться», и наконец они будут
возвращаться на внутренний электрод линии. Этот эффект, предсказанный в [1], был
назван «магнетронным». Мы его уже рассматривали при описании работы
вакуумных линий с магнитной самоизоляцией, работающих в режиме взрывной
электронной эмиссии (см. главу 10).
§ 23.4 Конструкции линий с ударными электромагнитными
волнами
Максимальная крутизна нарастания импульсов тока или напряжения при
формировании их методом ударных волн ограничена дисперсионными свойствами
феррита и дисперсией линии передачи, в которую включается феррит.
Дисперсионные свойства коаксиальной линии передачи с ферритом делают ее основным
элементом при формировании предельно коротких мощных импульсов.
На рис. 7 приведено устройство коаксиальной линии, примененной в одном из
генераторов [11]. На центральный проводник коаксиала 1 вплотную надеты ферри-
товые кольца 2. Поверх колец намотана изоляция 3 из фторопластовой ленты, на
которую надевается внешний проводник коаксиала 4. При высоком потенциале
центрального проводника во избежание ионизации воздушных зазоров вся конструкция
помещается в трубку с маслом. В конструкции коаксиалов с ферритом нашли
применение две марки ферритов, выпускаемых промьшшенностью: магний-марганцевые
ферриты типа ВТ, применяемые в вычислительной технике, и никель-цинковые
ферриты типа НН. Магний-марганцевые ферриты типа НМ обладают повышенной
проводимостью при постоянном токе, вследствие чего их применение ограничено.
Методика расчета коаксиальных линий предложена в [12]. По заданным
длительности фронта *ф2 и амплитуде тока / целесообразно определить размеры фер-
ритового кольца согласно (9):
dx+d2 =
2,52105/>ф2а
-— [м],
A + а2)/(|*э)
B3.18)
Рис. 23.7. Коаксиальная линия с ферритом
458 Глава 23. Длинные линии с нелинейными параметрами
где dx и d2 - внешний и внутренний диаметры ферритового кольца; величина
f(m0) определяется по графику рис. 5 для данного т0. Следует отметить, что при
отсутствии подмагничивания величина т0 =Mr/Ms. По размерам кольца можно
найти диаметр внешнего провода:
d3=d2+2h [м], B3.19)
где h - толщина слоя изоляции между ферритом и внешним проводником линии,
которая определяется электрической прочностью диэлектрика,
А-^-М, B3.20)
где Епр - электрическая прочность диэлектрика, В/м. Длина формирующей линии
определяется по формуле A6) с учетом того, что для коаксиальной линии
коэффициент заполнения линии ц, характеризующий поток рассеяния, приближенно равен:
Л* ^4» B3.21)
аз -«1
а коэффициент р, связывающий ток и напряженность магнитного поля,
/>=4-' Bз-22)
яаср
где
dcp =i(^l-^2)-
Длина формирующей линии с учетом B2) равна:
где
/ = _ ^—9 B3.23)
Tn]Ms(l-m0)dcp 7АА '
Х^иД, С0=- —2«о«2-
2я dx ' 62ln(rf3/rf2) + eibi(rf2^i)'
6j и 82 - относительные диэлектрические проницаемости изоляционного слоя и
феррита соответственно. Расчеты показывают, что длительность фронта импульса
тока с амплитудой 100 А при RH = 50 Ом уменьшается с 50 до 1,5 не с помощью
линии длиной 3 м, заполненной ферритовыми кольцами из материала ЮООНМ
размером 0,2x0,1x0,08 см.
Искусственная длинная линия с ферритом может быть представлена цепочкой
звеньев (рис. 8). Основным ограничением применения искусственных длинных
линий является наличие пространственной дисперсии, вызванной дискретностью
ячеек линий, вследствие чего с помощью искусственной линии невозможно
получить длительность фронта, меньшую постоянной времени ячейки линии.
Однако с помощью искусственной формирующей линии можно существенно
уменьшить габариты генератора импульсов в том случае, если длительность
фронта исходного импульса такова, что требуется коаксиал слишком большой длины.
В этом случае целесообразно предварительно заострить фронт импульса с
помощью искусственной длинной линии. Кроме того, в искусственной линии намного
проще осуществить регулировку начальной намагниченности /и0, что особенно
§ 23.4 Конструкции линий с ударными электромагнитными волнами 459
Рис. 23.8. Искусственная линия с ферритом: 1 - катушка индуктивности на тороидальном
ферритовом сердечнике; 2 - конденсатор ячейки; 3 - основание линии
важно при конструировании генератора с двумя формирующими линиями для
осуществления плавной регулировки длительности импульса [11]. При
конструировании искусственных длинных линий особое внимание следует уделять уровню
колебаний на вершине волны, вызванному дискретностью линии. Для подавления
этих колебаний приходится шунтировать индуктивности последних ячеек линии
сопротивлениями, величина которых:
До = B-3Jл. B3.24)
Кроме того, источником осцилляции на плоской части волны служат колебания,
развивающиеся в ячейках искусственной линии в том случае, когда длительность
фронта, формируемого линией, становится близка к постоянной времени ячейки Т.
Практически длительность формируемого фронта ограничивается значением
'ф2 = A>5-2,5)Г. т.е. цу = 2-5. Для выбора параметров элементов однородной
искусственной длинной линии по известным величинам тока и сопротивления
нагрузки определяются ток падающей волны в линии с ферритом I = 1н и ее
волновое сопротивление Z0 = RH. Постоянная времени ячейки без учета феррита
находится по заданной длительности фронта на выходе линии *ф2:
Г = /ф2Цу1/2. B3.25)
Величины Т и Zn определяют емкость конденсатора и индуктивность катушки
звена при насыщении феррита:
C0=-J-, А)=ГСЛ. B3.26)
При расчете искусственной формирующей линии необходимо учитывать, что для
образования ударной волны магнитное поле в сердечнике катушки Яд = pi должно
превосходить поле насыщения феррита. С учетом того, что для тороидального
сердечника р = w/ra/cp, где w - число витков, это условие можно записать в виде:
Iw >H. B3.27)
ndt
ср
Число витков в катушке и диаметр сердечника можно найти из выражения A0) с
учетом условия B7). В выражении A0) величина коэффициента заполнения зависит
от количества витков, марки провода, плотности намотки. Приближенно
коэффициент заполнения можно определить как отношение площади сечения феррита и
площади витка, г|« 0,1 - 0,3. Преобразуем A0) к виду, более удобному для расчетов:
w r\Ms
B3.28)
460 Глава 23. Длинные линии с нелинейными параметрами
Выбрав диапазон изменения т0 из соотношений B7) и B8), можно найти диаметр
кольца и количество витков. Они же вместе с сечением сердечника и витка задают
величину Lq B6). Величину Lq можно регулировать изменением числа
сердечников или параллельным включением катушек.
Количество ячеек линии, необходимое для формирования стационарного
ударного фронта при заданной длительности входного фронта 7ф1, определится
выражением:
Т 7^cpMs(l-7W0)Tl
B3.29)
Расчеты показывают, что для укорочения фронта импульса с 50 до 3 не для
импульса с амплитудой 4 кВ при RH = 40 Ом необходима 64-звенная искусственная
линия с постоянной звена 1,7 не, собранная на ферритах 4ВТ при w = 5.
Механизм образования ударных электромагнитных волн возможен не только в
линиях с ферритовым заполнением, но и в случае линий с сегнетоэлектриками и
полупроводниками. В случае формирующих линий с ферритом можно получать
перепады напряжения с крутым фронтом и значительной амплитудой на низкоом-
ной нагрузке. Получение крутых перепадов напряжения на высокоомной нагрузке
оказывается возможным с помощью ударных электромагнитных волн,
образующихся в линиях с сегнетоэлектриками.
Здесь в качестве формирующей линии используется искусственная линия
задержки, состоящая из звеньев, содержащих катушку постоянной индуктивности L и
нелинейную емкость C(U)9 в виде конденсаторов с сегнетоэлектриками (рис. 9).
Зависимость величины емкости этих конденсаторов от напряжения связана с тем, что
диэлектрическая проницаемость сегнетоэлектрика является функцией
напряженности электрического поля е = f(E) (такие конденсаторы называют варикондами).
При передаче волны вдоль такой линии скорость ее распространения
возрастает с увеличением амплитуды волны, так как величина диэлектрической
проницаемости падает с ростом напряженности поля Е. Поэтому так же, как и в линии с
ферритом, при распространении импульса вдоль линии с сегнетоэлектриком
крутизна фронта импульса возрастает и при определенных условиях может
возникнуть ударная волна. Крутизна фронта формируемого импульса ограничивается как
за счет конечного времени релаксационных процессов в сегнетоэлектрике
(конечное время переключения), так и за счет дисперсионных свойств многозвенной
линии передачи, т.е. за счет конечного значения постоянной времени т0.
Время релаксации для некоторых сегнетоэлектриков оказывается порядка
наносекунды при напряженности поля Е около сотни киловольт на сантиметр. Это
обстоятельство затрудняет применение линий с сегнетоэлектриками для формирования
ш ПГГ\ ш ПГГ\ *-ПГ>Г\
Рис. 23.9. Искусственная линия задержки на конденсаторах с сегнетоэлектриком
§ 23.5 Генерирование мощных наносекундных импульсов с использованием УЭВ 461
Рис. 23.10. Искусственная линия задержки на полупроводниках
наносекундных импульсов. При работе с весьма высоким напряжением обычно
пробой в линии наступает раньше, чем удается сформировать фронт импульса
длительностью порядка наносекунды. Помещение же линии в контейнер с
трансформаторным маслом усложняет конструкцию системы. В обычных условиях удается
получать перепады напряжения с фронтом длительностью в несколько наносекунд.
Допустимая частота следования импульсов в такой линии достигает десятков
килогерц [6].
Более перспективным является применение формирующих линий с
полупроводниками. Такая линия выполняется в виде искусственной линии задержки,
состоящей из звеньев с постоянной индуктивностью L и нелинейной емкостью C(U)
в виде полупроводниковых диодов (рис. 10) [13].
Известно, что в переходных слоях полупроводников статическая
дифференциальная емкость изменяется с изменением величины приложенного внешнего
напряжения [14]. Поэтому в каждом звене линии включен полупроводниковый диод с
выраженной нелинейной емкостью (такие диоды иногда называют варикапами).
Например, согласно [14] емкость переходного слоя в полупроводнике С~?/~1/2.
Существующие в настоящее время полупроводниковые диоды с заметной
нелинейной емкостью позволяют получать в линии ударные электромагнитные волны с
длительностью фронта около наносекунды. В случае применения
полупроводниковых материалов с соответствующими примесями возможно получение диодов,
позволяющих формировать в линии ударные волны с фронтом длительностью
10~10с. Линии с полупроводниками позволяют передавать импульсы с частотой
следования до 10 МГц (а в линиях с ферритом примерно до 100 кГц).
Если сопоставить метод формирования крутых перепадов тока и напряжения с
помощью ударных электромагнитных волн с другими известными методами (в
схемах с вакуумными лампами, тиратронами и в простейших цепях с
нелинейными параметрами), то можно отметить, что с помощью ударных волн получаются
перепады с крутизной большей, чем при других методах. Исключение составляют
газовые искровые разрядники в сжатом газе и при высоких перенапряжениях на
промежутках (см. главу 6).
§ 23.5 Генерирование мощных наносекундных импульсов
с использованием УЭВ
Как следует из сказанного выше, свойства линий образовывать ударные
электромагнитные волны могут быть использованы для обострения фронта импульса
тока и напряжения. Кроме того, линия с УЭВ может быть использована как
элемент более сложной конструкции импульсного генератора. В частности, ряд таких
генераторов был разработан Мешковым [15].
462 Глава 23. Длинные линии с нелинейными параметрами
При формировании импульсов длительностью в единицы наносекунд нашли
применение три схемы (рис. 11), в каждой из которых между накопительным
конденсатором и нагрузкой установлены дроссель насыщения, та или иная
комбинация отрезка линейной линии передачи Л и отрезка Лф линии передачи с
ферритом. В схеме рис. 11, а [15] после насыщения дросселя происходит заряд линии Л
до максимального напряжения, линия Лф в это время практически не проводит
ток, по ней течет в сторону нагрузки небольшой ток ударной волны
намагничивания. По мере движения ударной волны фронт ее обостряется до ~ 1 не и к моменту,
когда он достигнет правого конца Лф, обе линии Л и Лф оказываются
заряженными. На втором этапе происходит разряд практически однородного отрезка линии,
состоящего из Л и Лф, на нагрузку Д. Намагниченность феррита Лф при этом не
меняется, он остается в насыщенном состоянии, т.е. разряд происходит как в
обычной линейной линии, и на нагрузке формируется прямоугольный импульс.
Во второй схеме (рис. 11, б) [15] процессы протекают аналогично, но Лф
включена между дросселем и линейным отрезком, что повышает кпд. Ранее
предполагалось, что время заряда формирующей линии, соединенной коммутатором с
нагрузкой (здесь коммутатор - Лф), должно быть на порядок больше времени разряда, инаг
че возникнут волновые процессы при заряде и будет искажаться форма импульса.
В [15] установлено принципиальное положение, что времена заряда и разряда могут
быть соизмеримы без ущерба для формы выходного импульса. Именно такой режим
и характерен для магнитных генераторов наносекундных импульсов. Для его
реализации достаточно обеспечить особую, например квадратно-синусоидальную форму
тока разряда конденсатора, что достигается правильным выбором амплитуды
напряженности магнитного поля Нт в сердечнике дросселя.
Третья схема (рис. И, в) предложена в [16]. Здесь линия с ферритом входит в
состав двойной формирующей линии с ферритом (Л и Лф на рис. 11, в), причем Лф
короткозамкнута на одном конце, а нагрузка R включена в разрыв оболочек линий.
В отличие от предыдущей схемы ток заряда линий частично протекает через
нагрузку, на нагрузке образуется небольшой предымпульс. После насыщения
феррита линии Лф вся двойная формирующая линия с ферритом разряжается на
нагрузку и формируется прямоугольный импульс. По сравнению с предыдущей схемой
здесь происходит полнее передача напряжения от конденсатора в нагрузку (-0,85),
больше коэффициент сжатия {к « 8), меньше длительность фронта за счет роста
тока на короткозамкнутом конце [11], но относительно низок кпд (« 0,55).
t„\ Ф- л л*
Рис. 23.11. Схемы с линией ударной волны для формирования прямоугольного импульса
Литература к главе 23 463
\Д>1- Др2- Д>3_
'1 ^sy^^-jyY^-ryrs i д[
$ C2_Lj C3J_ С4_]_ | *
°-'T T
1:3 iJ
л
Лф
Рис. 23.12. Схема наносекундного импульсного генератора на основе УЭВ. 1 - генератор
исходных импульсов: тиратрон - ТГИ1-2500/50; 2 - звенья сжатия: С4=9 нФ; Др1-ДрЗ - три
ферритовых дросселя; 3 - формирующее устройство: Л- полосковая линия с Zq = 4,5 Ом; Лф -
девять коаксиальных линий с ферритом параллельно
Рис. 23.13. Схема одного из двух параллельно включенных модулей генератора со сжатием
прямоугольных импульсов: 1 - генератор исходных импульсов: тиратрон - ТГИ1-1000/25,
Л\9 Лг - двойная формирующая линия; 2 - устройство сжатия прямоугольных импульсов:
Лъ'Лф\ - первое звено сжатия, Лз - четыре линии с Z0 = 24 Ом параллельно; время задержки
т=50 не; Л4 , Лф2 - второе звено, Л4 - четыре линии с Z0 = 12 Ом, т=25 не; Сь Др1 и Сг,
Др2 - обострители фронта; (А, Б - точки подключения гальванической связи модулей)
На рис. 12 и 13 показаны две схемы генераторов мощных наносекундных
импульсов с использованием нелинейных линий с ферритовыми элементами [17, 15].
В том и другом генераторах исходный импульс формируется тиратронным
генератором. Обзоры работ по генерированию мощных наносекундных импульсов с
использованием нелинейных Линий с УЭВ даны в [9, 15].
Литература к главе 23
1. Катаев И.Г. Ударные электромагнитные волны. М.: Сов. радио, 1963.
2. Катаев КГ. А. с. 118859 СССР. 1958.
3. Гапонов А.В., Фрейдман Г. И. Об ударных электромагнитных волнах в ферритах //
ЖЭТФ. 1959. Т. 36, вып. 3. С. 957.
4. Greenberg О. Ж, Treve Y.M. Shock Wave and Solitary Wave Structure in a Plasma // Phys.
Fluids. 1960. Vol. 3, N 5. P. 769-785.
5. Гапонов А.В., Фрейдман Г.И. К теории ударных электромагнитных волн в нелинейных
средах // Изв. вузов. Радиофизика. 1960. Т. 3, № 1. С. 79.
6. Моругин Л.А., Глебович Г.В. Наносекундная импульсная техника. М.: Сов. радио, 1964.
7. Островский Л.А. Образование и развитие ударных электромагнитных волн в линиях
передачи с ненасыщенным ферритом // ЖТФ. 1963. Т. 33, вып. 9. С. 1080.
464 Глава 23. Длинные линии с нелинейными параметрами
8. Белянцев A.M., Гапонов А.В., Фрейдман Г.И. О структуре фронта ударных
электромагнитных волн в линиях передачи с нелинейными параметрами // ЖТФ. 1965. Т. 35,
вып. 4. С. 667.
9. Месяц ГА. Генерирование мощных наносекундных импульсов. М.: Сов. радио, 1974.
10. Катаев И.Г, Мешков А.Н., Рожков П.И. О передаче импульсов через тракт, содержащий
линию с ферритом // Изв. вузов. Радиоэлектроника. 1968. Т. 11, № 6. С. 570-577.
11. Мешков А.Н. Генератор высоковольтных наносекундных импульсов // ПТЭ. 1965. № 5.
С.136-139.
12. Белянцев A.M., Богатырев Ю.К. Расчет нелинейных формирующих линий // Изв. вузов.
Радиотехника. 1965. Т. 8. С. 15-21.
13. Белянцев A.M., Островский Л.А. Распространение импульсов в линиях передачи с
полупроводниковыми диодами // Изв. вузов. Радиофизика. 1962. Т. 5, № 1. С. 183.
14. Берман Л. С. Нелинейная полупроводниковая емкость. М.: Физматгиз, 1963.
15. Мешков А.Н. Магнитные генераторы мощных наносекундных импульсов // ПТЭ. 1990.
№ 1.С. 24-36.
16. Долбилов Г.В., Красных А.К, Разувакин В.Н. Использование звеньев сжатия и
нелинейных схем формирования в модуляторе линейного индукционного ускорителя // ПТЭ.
1984. №4. С. 26-31.
17. Долбилов Г.В., Казана В.И., Саранцев В.П., Сидоров А.И. Модулятор линейного
индукционного ускорителя электронно-ионных колец ЛУЭК-20 // ПТЭ. 1987. № 5. С. 38-41.
Часть VIII ЭЛЕКТРОННЫЕ И ИОННЫЕ ДИОДЫ
И УСКОРИТЕЛИ НА ИХ ОСНОВЕ
Глава 24
ЭЛЕКТРОННЫЕ ПУЧКИ БОЛЬШОГО СЕЧЕНИЯ
§ 24.1 Введение
В этой главе будут рассмотрены принципы получения пучков большого
сечения (ПБС) при помощи диодов со взрывной эмиссией электронов (ВЭЭ).
Случайный характер появления первичных эктонов на катоде приводит в
конечном счете к неоднородности электронного пучка. После приложения к
диоду достаточно высокого электрического поля первичные эктоны могут
появляться в течение нескольких наносекунд за счет усиления электрического поля
на остриях и их взрыва током автоэлектронной эмиссии. Можно было бы
ожидать, что за это время катодная плазма от первичных эктонов, расширяясь,
сомкнётся, образуя однородную плазменную поверхность. Это могло бы
обеспечить формирование достаточно однородного пучка электронов. Однако
эксперимент показывает, что появление электронного пучка в результате ВЭЭ
резко снижает напряженность электрического поля вокруг зоны, где эта эмиссия
возникла. Это объясняется экранирующим действием объемного заряда
микропучка электронов, вытекающего из зоны эктона. Поэтому вблизи зоны
первичных эктонов появления новых не происходит, покрытие поверхности катода
плазмой затруднено (центры эмиссии расположены далеко друг от друга) и
проблема получения однородного пучка требует специальных исследований.
Оказалось также, что пучки из отдельных близко расположенных катодных
факелов (КФ) взаимодействуют, что приводит к дополнительной неоднородности
пучка электронов на аноде.
Рассмотрим крупномасштабную структуру электронных пучков в
сильноточных диодах для получения ПБС. При этом под диодами будем понимать такие, у
которых расстояние между электродами намного меньше геометрических размеров
самих электродов (катода и анода). Кроме того, исследуем свойства таких диодов,
обратив особое внимание на роль катодов. Основные результаты, изложенные в
этой главе, были получены группой Месяца в ИСЭ [1-7]. Напомним, что в главе 5
мы уже подробно рассмотрели явление взрывной эмиссии электронов.
30. Месяц Г.А.
466 Глава 24. Электронные пучки большого сечения
§ 24.2 Структура пучков большого сечения
24.2.1 Эффект экранировки
Пусть имеется плоский диод с центром взрьюной эмиссии, из плазменного
факела которого по закону «3/2» эмитируется электронный ток. Пренебрегая магнитным
полем, можно показать, что разность сил на аноде и катоде, создаваемых
электрическим полем, равна импульсу пучка электронов на аноде за единицу времени [7]:
-^{JEidS- \Elds) = ^I(f -1)Ю, B4.1)
где ?а, Ек - напряженности электрического поля на аноде и катоде соответственно;
интегрирование проводится по поверхности электродов S; I - ток пучка
электронов; у = A - v$/c2ym; v0 - скорость электронов; т9 е - масса и заряд электрона; с -
скорость света. Предполагается, что электроны пучка падают на анод по нормали.
Пусть ширина пучка намного меньше зазора диода d. Тогда с достаточной
степенью точности Ea = U/d9 где U - напряжение, приложенное к диоду. Для оценки
радиуса экранировки пучком поверхности катода гэ считается, что пучок полностью
снимает напряженность электрического поля с площадки радиусом гэ. При этом левая
часть равенства A) равна U2r2/%d29 и значит:
ц8те^:-'Т- <24-2)
Отсюда следует, что при отсутствии релятивизма
гэ «5102^/-3/4/1/2rf, B4.3)
при ультрарелятивизме
гэ «15,5-102С/-1/2/1/2^/, B4.4)
где величины С/, /, d измерены соответственно в вольтах, амперах и сантиметрах.
Для оценки экранировки в многоострийном катоде рассчитывалось влияние
объемного заряда на электрическое поле соседних острий. Пусть на вершине
острия высотой / имеется плазменный шар радиусом г = vt9 из которого по закону
«3/2» испускается электронный ток. Самосогласованное численное решение задачи
с учетом объемного заряда показало, что при радиусах плазменного шара г = 0,01/
и 0,28/ на расстоянии 1/2 от вершины электрическое поле снижается
соответственно на 21 и 65%.
Проявление эффекта экранировки наблюдалось в [1] в плоском диоде с много-
острийным катодом и в цилиндрическом диоде с магнитной изоляцией. В первом
случае использовались два диода с медными остриями высотой 0,5 см. В первом
было две тысячи острий, и на каждое приходилась поверхность плоского катода
площадью 0,16 см2; во втором - сорок острий, и на каждое приходилась площадь
1,25 см2. Длительность импульса напряжения 250 кВ составляла 4 мкс. В первом
случае уменьшение расстояния между катодом и анодом от 10 до 4 см приводило к
pociy числа взорвавшихся острий от 1 до 4%, во втором - от 25 до 60%. Ток с одного
острия составлял для первого диода 30 А, а для второго 90 А.
Рассмотрим влияние внешнего продольного магнитного поля на область
экранировки. Такие магнитные поля используются на диодах для транспортировки
§24.2 Структура пучков большого сечения 467
электронных пучков вдоль силовых линий магнитного поля. Очевидно, что при
достаточно сильном магнитном поле электроны движутся вдоль его силовых
линий по спирали. Ларморовский радиус гл вращения электронов вокруг силовой
линии определяется величиной их поперечного импульса р± и напряженностью
магнитного поля Н:
еН
B4.5)
Если ларморовский радиус намного меньше радиуса катодного факела (гл «: гф), то
дальнейшее увеличение Н не приводит к существенному изменению формы и тока
пучка из факела и, следовательно, не изменит радиуса экранировки. Приближенно
можно считать, что при изменении Н от нуля до такого значения, при котором
гл = гф> происходит основное изменение числа эмиссионных центров на катоде.
Тогда простые расчеты позволяют вычислить максимальную напряженность
магнитного поля, выше которой изменение числа эктонов незначительно для плоского диода:
/ ч1/2
\er*d,
¦"макс ~~ И
B4.6)
и для коаксиального:
-"макс
2тс2Е
\1/2
+ Е2
егм
B4.7)
В работе [1] #макс=10 кЭ; по формуле G) при условиях, указанных в [1],
Ямакс =15 кЭ. Можно считать, что эксперимент подтверждает влияние магнитного
поля на эффект экранировки.
На рис. 1 показана зависимость числа эмиссионных центров ВЭЭ, возникающих
на графитовом катоде диаметром 1,2 см [2]. Увеличение магнитного поля при
неизменном электрическом поле приводит к росту числа эктонов в диоде и более
равномерному их распределению по поверхности катода. Необходимо также отметить, что
2,5 5
#z [кЭ]
Рис. 24.1. Зависимость числа катодных факелов, возникающих на графитовом катоде
диаметром 1,2 см (*и = 7 не), от величины продольного магнитного поля Hz при электрических
полях, В/см: 1 - 3,4-Ю5, 2 - 4-Ю5, 3 - 5-Ю5
30*
468 Глава 24. Электронные пучки большого сечения
при наложении продольного магнитного поля уменьшается относительный разброс
числа одновременно функционирующих эктонов. Это, в свою очередь, вызывает
снижение разброса электронного тока в диоде и рост амплитуды этого тока [2].
24.2.2 Эффект подхвата
Наряду с эффектом экранировки, который уменьшает вероятность появления
новых эктонов, существует противоположный эффект. Он приводит к образованию
новых центров ВЭЭ в местах, близких к первичному. Такие центры возникают в
результате взаимодействия плазмы первичного эктона с поверхностью катода [3].
Этот эффект также влияет на структуру пучка электронов. Известно [3], что
вероятность появления новых эктонов на поверхности катода, покрытой плазмой,
зависит от расстояния х до первичного эктона. Существуют три характерные области
расстояний х, отличающихся условиями возникновения новых эктонов. Назовем
их соответственно зонами А9 В9 С. В зоне А, для которой х < 100 мкм, вероятность
появления новых центров высока и достигает значений 0,5-0,8. Она возрастает по
мере увеличения производной dlldt в первичном эктоне и уменьшения значения х.
Концентрация плазмы в КФ при этом составляет около 51015 см-3. В зоне В при
0,1 мм < х < 2 мм вероятность образования новых эктонов сильно снижается. В
зоне С при х > 2 мм вероятность их возникновения вновь возрастает. Однако это
происходит только в том случае, если потенциал плазмы КФ увеличивается до
нескольких сотен вольт. При этом концентрация плазмы в зоне С составляет
<1013см~3. Эффект инициирования новых эктонов под плазмой первичного КФ
получил название эффекта подхвата.
В зонах А и В эффект подхвата обусловлен зарядкой диэлектрических пленок
и включений ионным током плазмы. Плотность тока ионов на катод:
*=\Я№> B4.8)
где qf - заряд иона; п - плотность плазмы КФ; vt - скорость ионов в плазме. По
мере протекания этого тока диэлектрическая пленка на катоде заряжается и
напряженность электрического поля в ней достигает:
E*J?, B4.9)
где 8 - диэлектрическая проницаемость пленки.
Там, где есть микровыступ на катоде, это приводит к пробою пленки. После
пробоя пленки начнется разряд по ее поверхности за счет тангенциальной
составляющей электрического поля. Этот ток обусловливает взрыв микровыступа и
появление нового эктона.
Известно, что концентрация плазмы катодного факела w-1/jc2. Поэтому в
зоне А вероятность образования эктона больше, чем в зоне В из-за большой
концентрации плазмы. В зоне С новый эктон возникает, по-видимому, из-за появления
потенциала в периферийной области КФ. Повышение потенциала на плазме
увеличивает скорость движения ионов, что приводит к росту плотности тока ионов и
электрического поля на диэлектрической пленке. О роли диэлектрика на катоде в
инициировании новых эктонов при помощи плазмы мы уже говорили в главе 5.
§24.2 Структура пучков большого сечения 469
24.2.3 Эффект «мазков»
В работе [4] исследовалась структура электронных потоков, эмитируемых из
КФ в начальной стадии вакуумного разряда. Авторы отмечают, что наблюдаются
два типа эрозионных оледов на поверхности анода: один представляет собой
круги, другой имеет вид четко очерченных полос, которые мы назвали «мазками».
Рядом с областями повышенной эрозии наблюдается менее интенсивная эрозия с
размытыми границами. Наибольшая эрозия отмечается в области пересечения
мазков. В [4] отмечается также, что области эрозии не зависят от кристаллической
структуры поверхности анода. Аналогичная картина эрозии наблюдается на
электродах из разных материалов.
Авторы [4] предположили, что мазки являются следствием близкого
расположения факелов на катоде и проверили экспериментально это предположение. Катод был
сделан из двух острых игл, расстояние а между которыми варьировалось. Время
запаздывания взрыва вершин этих острий имело разброс 10~9 с, что достигалось
идентичностью КФ на вершинах острий. Для зазора d между последними и
поверхностью анода, равного 0,35 мм, при а - 0,5-0,8 мм на аноде наблюдались два
отдельных пятна эрозии напротив вершин острий (рис. 2). При а < 0,8 мм появляется
мазок, расположенный в середине между проекциями острий на анод и вытянутый
перпендикулярно линии, соединяющей вершины острий. Авторами [4] было
рассмотрено развитие эрозии на аноде во времени. Установлено, что вначале эрозия
появляется в центральной части мазка, причем наиболее сильная - на границе мазка.
Рис. 24.2. Эрозия на аноде в случае катода, состоящего из двух игл на расстоянии а друг от
друга. / - два независимых пятна а = 0,8 мм; 2-4 - взаимодействие пучков при а = 0,5 мм и
росте длительности импульса тока от 8 не B) до 16 не D)
470 Глава 24. Электронные пучки большого сечения
На фотоснимках эрозии [4] (рис. 2) видно, что при уменьшении расстояния
между иглами появляется мазок. Максимальная эрозия имеет место на боковых границах
мазка, в его центральной части, напротив вершин острий, а также на границе всей
области эрозии. При сближении острий и росте длительности импульса на аноде
видно, по существу, одно пятно. Авторы [4] делают вьюод, что мазок возникает в том
случае, когда электронные потоки, выходящие из разных факелов, перекрываются,
что происходит и при возникновении мазков в плоско-параллельном диоде.
Следовательно, мазок на аноде свидетельствует о наличии на катоде двух близко
расположенных зон возникновения эктонов и соответственно катодных факелов.
В работе [5] была поставлена задача детально объяснить появление мазков.
Прежде всего ясно, что увеличенная эрозия соответствует большей плотности
электронного потока на аноде. Значит, для объяснения мазков необходимо найти
плотность тока на аноде при наличии на катоде двух близко расположенных
факелов. Считается, что мазок определяется движением потока электронов в
электрическом поле при соответствующей геометрии электродов. Именно наличие
соседнего факела с потоком электронов и является причиной сжатия электронного
потока с этой стороны. Электроны на периферии потока с одного из факелов залетают в
сторону соседнего факела на меньшее расстояние, чем в обратную сторону. Это
обстоятельство объясняет увеличение плотности тока на аноде с одного из факелов
со стороны соседнего факела. Поскольку область мазка является областью
перекрывания электронных потоков из разных факелов, плотность тока в этой области
должна резко увеличиваться.
Для объяснения эффекта мазка в [5] проведено моделирование следующей
задачи. В плоском диоде на катоде имеются два параллельных плазменных
полуцилиндра, из которых по закону «3/2» эмитируется ток. Модельная задача выбрана
двухмерной. Задача решалась методом трубок тока с учетом объемного заряда
пучка электронов. Собственно магнитное поле пучка не учитывалось. Так как
численные задачи решались для нерелятивистских напряжений и без учета собственного
магнитного поля, то линейные размеры диодов и напряжение на диоде не влияют
на решение, если интересоваться только формой траекторий и относительным
распределением тока на аноде. Поэтому на рис. 3 указано лишь соотношение
линейных размеров, а абсолютные значения линейных размеров могут быть любыми;
аналогично на рисунках, иллюстрирующих плотности токов, приведено лишь
относительное распределение плотности тока на аноде, а абсолютное ее значение
зависит от напряжения на диоде и линейного размера диода.
-25 -15 -5 0 5 15 25 х
v )р&
V у ffifci:
н
A \
-20 /
11
(б)
L
1_. .
j
- 30
i20
1 г-1—
и-, j 1 , p-i
-40 -20 0 20 40 х
Рис. 24.3. Моделирование взаимодействия пучков электронов на аноде от двух плазменных
факелов на катоде, а - процессы на катоде; б - моделирование эффекта «мазка» на аноде
§ 24.3 Катоды диодов для пучков большого сечения 471
По трубкам тока в области между полуцилиндрами (рис. 3) видно, что при
некотором угле ф вылета электроны с полуцилиндра попадают на анод на
максимальном расстоянии в сторону соседнего полуцилиндра. На границе залета
электронов с одного полуцилиндра в сторону другого траектории электронов
уплотняются, а следовательно, плотность тока на аноде увеличивается. На рис. 3 показана
также плотность тока на аноде, видна область мазка с резким увеличением
плотности тока на границах. Расчет показал, что на границе пучка плотность тока
увеличена, что также объясняется максимальным разлетом электронов, т.е. на границе
пучка имеет место уплотнение траекторий электронов, аналогичное уплотнению
на границе мазка. Влияние собственного и внешнего магнитных полей на
структуру мазков очевидно. При увеличении магнитного поля мазок сужается, затем
исчезает, т.е. электронные потоки из соседних факелов не перекрываются. По мере
роста Н кольца сужаются, сам эффект кольца уменьшается, т.е. при сужении пучка
плотность тока в центре пучка нарастает быстрее по сравнению с областью кольца.
При достаточно сильном внешнем магнитном поле КФ будут просто
проецироваться на анод.
§ 24.3 Катоды диодов для пучков большого сечения
24.3.1 Многострийные катоды
Для получения большого числа зон эктонов на единицу поверхности
используются катоды, в которых специально устраивают большое число острий. Иногда
используют также металл или другой проводник, на поверхностях которых
естественным образом при высоком электрическом поле может образовываться много
зон эктонов. Для получения однородных пучков электронов важно, чтобы плазма
как можно однороднее покрывала поверхность катода. Если считать, что новые
эктоны возникают на расстоянии друг от друга не меньшем, чем радиус
экранировки гэ, то минимальное время заполнения плазмой катода будет порядка
t« r3/vK. Очевидно, что чем больше длительность импульса, тем однороднее будет
заполнение плазмой катода, а следовательно, и пучок электронов. Вторым важным
условием получения однородных пучков является крутизна роста напряженности
поля на диоде dEldt. Чем больше dE/dt9 тем больше за время фронта импульса
появится эктонов и тем однороднее будет пучок электронов [8].
При использовании многоострийных катодов возникает проблема стабильности
и долговечности катода. Оба этих качества обеспечиваются выбором материала
катода, геометрии эмиттера, токовой нагрузки на каждый эмиттер, а также
приложенным напряжением и расстоянием между катодом и анодом. Одной из причин
отказа таких катодов в работе обычно является затупление эмиттеров из-за уноса
металла с катода. При выборе геометрии эмиттеров необходимо учитывать два
требования. Первое заключается в необходимости обеспечения такой
напряженности электрического поля, при которой время запаздывания взрыва острия много
меньше длительности фронта. Второе сводится к обеспечению необходимого
ресурса работы. Эти требования противоречивы, так как увеличение электрического
поля достигается уменьшением радиуса эмиттера, а чем меньше этот радиус, тем
больше унос массы.
472 Глава 24. Электронные пучки большого сечения
Очевидно, что для создания надежных долговременных взрывоэмиссионных
катодов наиболее перспективны эмиттеры с постоянным поперечным сечением по
высоте (фольговые и проволочные). Наибольшее распространение получили
эмиттеры из фольги [9, 10], при использовании которых в наносекундном диапазоне
длительностей импульсов достигнут ресурс работы 107 включений тока. Однако
такие эмиттеры обладают рядом недостатков. Один из них - неконтролируемость
числа и местоположения эктонов на рабочей кромке фольги, что приводит к
значительной неоднородности электронного пучка [11]. Между тем локализация тока в
ограниченном числе эктонных зон вызывает убыстрение электрического пробоя
ускоряющего промежутка. Этот недостаток пытаются устранить, применяя очень
тонкие металлические фольги G-20 мкм) для повышения напряженности
электрического поля на катоде. Однако при создании катодов большой площади и с
переходом в микросекундный диапазон длительностей импульсов появление
лидирующих эктонов оказывает неблагоприятное влияние на формирование пучка.
Кроме того, катоды из тонкой металлической фольги механически неустойчивы.
Заведомо заданное и контролируемое число зон эктонов на катоде большой
площади может быть создано путем применения цилиндрических эмиттеров из
тонких проволок. Существенное преимущество таких катодов состоит в том, что
появляется возможность поддержания равномерного отбора тока со всех эмиттеров
путем включения в цепь каждого из них балластного резистора [12].
Использование цилиндрических эмиттеров из тонких проволок позволяет создавать простые
по конструкции и удобные в эксплуатации долговечные взрывоэмиссионные
катоды большой площади.
Поскольку пробивная напряженность электрического поля па катоде,
эрозионные характеристики и параметры возникающих новых микроострий
определяются материалом эмиттеров, то следует использовать материалы,
предпочтительные с точки зрения создания долговечных катодов. Для выявления такой
группы Проскуровский и Янкелевич [9] испытывали в одинаковых условиях
эмиттеры из различных материалов с идентичными геометрическими
параметрами [9]. Цилиндрическими катодами служили W, Au, Ag и Cu-проволочки
диаметром 50 мкм, выступавшие на 1,5 см из катододержателя. Материалами
фольговых эмиттеров, имеющих форму зуба, были Ti, Ni, Nb, Al, Cu, Pb, графит,
латунь. Толщина латунных и графитовых фольг составляла 80 мкм, фольг из
остальных материалов - 50 мкм. Высота зуба - 0,5-0,7 см, а радиус и угол при его
вершине 20-25 мкм и 20° соответственно. Эксперименты проводились в
техническом вакууме 1,33-10 Па при следующих параметрах импульсов, подаваемых на
диод (расстояние катод - плоский анод 0,6 см): амплитуда 30 кВ, длительность
50 не, частота следования 25 Гц. Результаты испытаний цилиндрических катодов
представлены на рис. 4.
Из приведенных данных следует, что наибольшую эрозионную стойкость
имеют медные эмиттеры. В то же время оловянные и графитовые катоды, обладающие
существенно меньшей эрозионной стойкостью, обеспечивают наибольшее число
стабильных включений тока. Исследования в растровом электронном микроскопе
показали, что микрорельеф поверхности вершин эмиттеров сформирован в
результате образования микрократеров и микровыступов. На таких материалах, как Ti,
Ni, Nb, Al, Cu и латунь, неоднородности поверхности выглядят более мелкими и
§ 24.3 Катоды диодов для пучков большого сечения 473
О 2 4 6 8 10
ЛМО5 [имп.]
Рис. 24.4. Зависимость укорочения цилиндрического эмиттера АН от числа прошедших
через промежуток импульсов тока N: 1 -W, 2 - Аи, 3 - Ag, 4 - Си
более сглаженными по сравнению с неоднородностями на оловянных и
графитовых эмиттерах. Таким образом, результаты исследований показывают, что для
создания долговечных взрывоэмиссионных катодов большой площади, работающих в
техническом вакууме, предпочтительнее медные эмиттеры.
Особо следует остановиться на графитовых катодах. Наилучшие результаты с
точки зрения однородности пучка получены в опытах с плоскими графитовыми
катодами. Это обусловлено тем, что графит имеет малые времена запаздывания
взрыва острий t3 при относительно низкой макронапряженности электрического
поля на его поверхности, а также малые значения критического тока [3]. В работе [2]
показано, что лучшими свойствами обладают углеграфитовые материалы,
причем чем меньше их плотность, тем ниже время 'з и тем однороднее пучок
электронов (рис. 5). Например, в электронных пушках эксимерного лазера «Aurora»
(LANL) [13] материалом катода служила графитовая ткань типа войлока и
велюра. Этот материал используется потому, что для получения микровзрывов на
катоде необходимо низкое напряжение. Это позволяет иметь однородное
распределение плазмы очень быстро уже на фронте импульса. Отдельные графитовые нити,
из которых состоит углеграфитовая ткань, имеют диаметр примерно 20 мкм. На
боковых поверхностях она имеет узелки размером около 1 мкм. Эти нити и
узелки способствуют взрывной эмиссии при низких напряжениях [14].
Широко распространены многоострийные катоды, изготовленные методом
холодной штамповки из фольги [15]. Материал катода - медная фольга толщиной
20-30 мкм. Эмиттеры вырубаются из фольги в виде равнобедренных
треугольников с углом при вершине 9 = 20° и высотой 5 мм. Расстояние между двумя
соседними эмиттерами около 5 мм. Одновременно с вырубкой фольгу сгибают так, что
острие устанавливается перпендикулярно плоскости подложки и составляет с ним
одно целое. Подложку крепят к опорной пластине катода, имеющей площадь,
близкую к апертуре пучка, и окантованной трубой из нержавеющей стали для
предотвращения паразитной эмиссии. В работе [15] такой катод имеет на площади
35x910 см 1100 острий, каждое из которых выполнено из фольги толщиной 20 мкм
в виде зуба с углом при вершине 20° и радиусом закругления 10-60 мкм.
474 Глава 24. Электронные пучки большого сечения
18
14
— 10
6
2
0 2,4 4,0 5,6 7,2
ЕЛО~5 [В/см]
Рис. 24.5. Зависимость времени запаздывания пробоя /3 от макронапряженности
электрического поля Е: 1 - мелкозернистый графит плотностью 2,2 г/см3; 2, 3 - углеграфит
плотностью 0,8 и 0,2 г/см3 соответственно
Установлено, что давление и способ получения вакуума в камере влияют на
стабильность токоотбора с катода. При использовании эмиттера из вольфрама и
молибдена уменьшение давления от 1,33-10 до 1,33-Ю-4 Па и переход к
безмасляной откачке камеры приводят к тому, что через 103 включений тока КФ
начинают возникать нестабильности. В то же время при давлении Ю-1 Па и откачке
диффузионным насосом ток оставался стабильным примерно до 106 включений.
Аналогичный эффект наблюдался при эксплуатации золотых, медных и
серебряных эмиттеров. При этом если вакуум в камере создавался сорбционным насосом
и составлял Ю-4 Па, импульсы тока оставались стабильными только в течение
104 включений. С переходом к масляной откачке и давлению Ю-1 Па катоды
работают стабильно и после 106 включений тока.
Приведенные результаты позволяют утверждать, что на возбуждение центров
эмиссии влияют поверхностные загрязнения и адсорбированный газ. При наличии
последних уменьшается время запаздывания возникновения КФ. Поэтому
технический вакуум предпочтительнее для работы катода в режиме ВЭЭ.
24.3.2 Жидкометаллические катоды
При использовании твердого катода эмиссионными центрами служат
естественные микрошероховатости или специально созданные микроострия. При
наличии жидкой фазы последние могут формироваться в результате возмущения
поверхности жидкого металла в сильном электрическом поле [16]. Ранее удалось
показать, что при работе с жидким катодом вакуумному пробою предшествует
появление гидродинамических капиллярных волн, подавление которых приводит к
увеличению электрической прочности вакуумного промежутка.
Использование жидкого металла для получения стабильной взрывной эмиссии
предложено в [17]. Очевидно, что если ВЭЭ в начальной стадии вакуумного
пробоя определяется взрывом микроострий, то ее стабильность должна существенно
зависеть от условий их самовосстановления от пробоя к пробою. На жидком
металле, по-видимому, воспроизводимость результатов должна быть значительно
§24.4 Металлодиэлектрические катоды 475
надежнее в связи с идентичностью начальных и граничных условий возбуждения
этих выступов. Кроме того, на жидкой поверхности возможно контролировать
создание микронеоднородностеи рядом искусственных способов. В частности, такие
искусственные микронеоднородности на жидком катоде могут быть созданы при
возбуждении его поверхности пьезокристаллом.
Если жидкий металл расположить над вибрирующей пластинкой пьезокварца
или титаната бария, то на его поверхности образуются стоячие волны, которые
могут служить в качестве упорядоченных и контролируемых микронеровностей.
Для квадратной пластинки со стороной квадрата а связь между числом узловых
колебаний п и частотой fn выражается формулой [18]:
/,.^|g^, B4..0)
где h - высота стоячей волны; р - плотность пластинки; а - коэффициент Пуассона.
При использовании пьезокристалла круглой формы радиусом г аналогичное
соотношение имеет вид:
A.*w|p>, B4Л1)
Частота возбуждающих колебаний в [17] составляла от 2 до 12 МГц.
Соответственно, согласно формулам A0) и A1), плотность возбуждаемых микронеровностей
в зависимости от частоты варьировалась от 190 до 6103 м-2. Расчетные размеры
микровыступов составляли соответственно по радиусу кривизны вершины от
37,2 до 1,34 мкм. Высота микровыступа зависела от мощности, подводимой от
генератора, и могла достигать 10 мкм. С ростом амплитуды возбуждающих
колебаний напряжение пробоя уменьшается. При этом происходит также значительное
уменьшение разброса по пробивным напряжениям. Одновременно отмечается
значительное увеличение стабильности ВЭЭ. Без возбуждения поверхности разброс в
значениях электронного тока составляет 10-15%; при введении искусственного
возбуждения с помощью пьезокварца достигается стабильность не хуже 5 %.
Существенно, что при искусственном возбуждении поверхности катода
величина переносимого электронного заряда возрастает, что может быть объяснено
развитием активной поверхности и увеличением числа одновременно
взрывающихся эмиссионных центров. Электронный ток составлял 2103 А, а напряжение
300 кВ. Электронный компонент отделяется от плазменного тонкой фольгой,
прозрачной для электронов, ускоряемых анодным напряжением. Новый тип жидкоме-
таллического катода для больших частот импульсов описан в [19], обстоятельное
экспериментальное исследование процесса ВЭЭ на поверхности таких катодов
провел Батраков [20].
§ 24.4 Металлодиэлектрические катоды
24.4.1 Взрывная эмиссия электронов из тройной точки
Стремление получить однородные ПБС за счет более однородного заполнения
плазмой катодной поверхности привели к созданию металлодиэлектрических
катодов (МДК). В них существенно легче возбудить ВЭЭ, а поскольку скорость
476 Глава 24. Электронные пучки большого сечения
движения плазмы по поверхности диэлектрика можно сделать выше, чем
скорость КФ в вакууме, то заполнение плазмой катодной поверхности будет
происходить быстрее. Кроме того, металлодиэлектрические катоды легче сделать
управляемыми, что придает им новые полезные свойства [21, 22].
Работа металлодиэлектрических катодов основана на возбуждении ВЭЭ в
тройной точке (ТТ) металл-диэлектрик-вакуум. Принцип работы МДК объясним
на примере металлической иглы, упирающейся в поверхность диэлектрической
пластины, противоположная сторона которой металлизирована (рис. 6) [23]. Здесь
игла 1 является катодом, пластина 3 - анодом, напыленным на диэлектрик 2,
электрод 4 - триггерный. Пусть катод 1 заземлен, а на анод 3 подано достаточно малое
импульсное напряжение, которое еще не вызывает появления ВЭЭ из катода. Если
теперь на электрод 4 подать импульс напряжения, то с электрода 1 начинается
разряд по поверхности диэлектрика в вакууме. Ток этого разряда будет замыкаться
на микроострие катода 7, упирающегося в поверхность диэлектрика. Этот ток и
приводит к микровзрыву острия и появлению ВЭЭ с металлического эмиттера 1 на
плоский анод 3. Ток разряда по поверхности диэлектрика обусловлен ростом
динамической емкости, образованной промежутком между плазмой, которая
движется по поверхности диэлектрика, и слоем металла, нанесенного на
противоположную сторону диэлектрика.
Это весьма простой и эффективный способ возбуждения ВЭЭ в диоде. Такой
диод управляем, т.е. ВЭЭ возбуждается только при подаче триггерного импульса.
Этот метод используется для разработки различных типов катодов, например, с
равномерным распределением эмиссионных центров. В этом случае на
диэлектрическую поверхность натягивают металлическую сетку [21]. В местах контакта ее с
диэлектриком возникают разряды по поверхности последнего, которые приводят к
образованию центров ВЭЭ. Для большей эффективности таких катодов лучше
брать диэлектрик с большим 8.
10
8
а
" 4
2
0 12 3 4
Щ [кВ]
Рис. 24.6. Схематическое изображение, иллюстрирующее возбуждение эмиссионного центра:
катод G); диэлектрик B); анод C); триггерный электрод D); зависимость тока разряда от
напряжения для диэлектрика ВаТЮз, толщиной 2 мм; электрод 1 является катодом по
отношению к электроду 4 (пустые кружки); электрод 1 является анодом (заполненные кружки)
§24.4 Металлодиэлектрические катоды All
Исследовался разряд в вакууме по поверхности диэлектрика из титаната бария
(ВаТЮ3) при s = 1500 [23]. В вакуумной камере устанавливался диск 1 (рис. 7) из
титаната бария толщиной 2 мм. На одну из сторон диска вжигался слой серебра 2,
а к другой была прижата игла 3 из вольфрама. Отбор электронов из плазмы
проводился экстрактором 4. Между электродами 2 и 3 прикладывались импульсы
напряжения с амплитудой 0,4-4 кВ и фронтом -1 не фиксированной длительности
B,4, 8, 20, 50 не). Ток разряда /р, напряжение на диэлектрике 1/р регистрировались
скоростным осциллографом, а свечение разряда в окрестности иглы 3 -
электронно-оптической установкой с усилителем света. Спектр разряда регистрировался
спектрографом с каналом регистрации, содержащим фотоумножитель и усилитель
сигнала. На экстрактор 4 подавалось напряжение с амплитудой до 30 кВ, фронтом
1 не и длительностью до 500 не.
При длительности импульса в несколько наносекунд разряд по поверхности
диэлектрика возникает при превышении некоторого порогового напряжения.
В этот момент в спектре свечения регистрируются линии нейтрального и
однократно ионизованного бария (Ва I и Ва II). При дальнейшем повышении
напряжения в спектре появляются линии Ti I, ОI, ОII, а также линии вольфрама W I, W П.
Ток разряда обусловлен изменением динамической емкости, образованной
промежутком между плазмой, движущейся со скоростью vA по диэлектрику, и слоем
серебра 2, нанесенного на диэлектрик (рис. 8). Если толщина диэлектрика 5 » ь>д/и
(tK - длительность импульса триггерного напряжения с амплитудой ?/р), то [23]:
"д = Л?/р,
где А - коэффициент, зависящий от полярности острия относительно электрода, а
также сорта и толщины диэлектрика. Для ВаТЮз при 6 = 2 мм при положительной
полярности острия А = 5-Ю2 см/(с-В), а при отрицательной А = 2-Ю3 см/(с-В).
Амплитуда импульса разрядного тока определяется из соотношения:
/р=4Ле0е?/р2, B4.12)
где е0, 8 - соответственно диэлектрическая постоянная вакуума и диэлектрическая
проницаемость диэлектрика. На рис. 6 показана зависимость 1Р от Up при
положительной и отрицательной полярности острия. В этом эксперименте [8, 9]
использовался ВаТЮз толщиной 2 мм. Разрядный ток в несколько ампер можно
получить при триггерном напряжении всего 1-2 кВ. Такого тока достаточно, чтобы
К осциллографу 1
Дк
г—WW *
Ut
_п_
Р -LT
о—WW
Рис. 24.7. Принципиальная схема: диэлектрик G); электрод B); игла E); экстрактор D).
Яф = 56 Ом, RK = RQ = 75 Ом
478 Глава 24. Электронные пучки большого сечения
2 нс
4 нс
8 не 20 не
Рис. 24.8. Осциллограмма напряжения разряда (а), осциллограмма тока разряда (б),
фотографии разрядных фигур (в) и осциллограмма тока эмиссии из плазмы разряда (г)
микроострие радиусом ~1 мкм, контактирующее с диэлектриком, взорвалось за
время ~10~~9 с. Таким образом, это очень эффективный метод возбуждения ВЭЭ на
поверхности диэлектрика.
24.4.2 Конструкции металлодиэлектрических катодов
В работах Месяца и его сотрудников [21-23] описан катод, в котором большое
число эмитирующих центров создается за счет разряда в вакууме по поверхности
диэлектрика, а также между металлической сеткой и диэлектриком. На рис. 9, а
сетка расположена на диэлектрической подложке 7, изготовленной из титаната
бария, противоположная сторона 2 которой металлизирована. Рассмотрим
электрическую схему замещения источника (рис. 9, б). В ней можно выделить емкость
элементов поверхности диэлектрика относительно нижней обкладки С\\ Сг -
емкость этих элементов друг относительно друга, а С3 - то же относительно сетки.
Из-за большой величины е диэлектрика Сг и Сз <с С\. Вследствие этого при
приложении импульсного напряжения между подложкой и сеткой практически все
напряжение приложено к емкостям С2 и С3. Поэтому происходит разряд по
поверхности диэлектрика там, где он касается сетки, а там, где не касается, возможен
(б)
f\ Сз I Сз I Сз I Сз|
Q 1111
1^ Ci~T" СГТ~ CfT" СГГ
Рис. 24.9. Схемы включения управляемого источника электронов (а) и замещения разрядной
цепи катода (б): 1 - керамическая пластина, 2 - ускоряющий электрод, 3 - металлическая сетка
§24.4 Металлодиэлектрические катоды 479
пробой промежутка сетка-диэлектрик. В последнем случае в результате большой
тангенциальной составляющей напряженности поля на диэлектрике после пробоя
разряд все равно начнет развиваться по поверхности диэлектрика. Из-за большого
поверхностного сопротивления диэлектрика отдельные разряды могут
происходить независимо и в течение короткого времени покрыть плазмой значительную
часть поверхности катода.
В отличие от неуправляемых источников электронов управляемые позволяют
получать значительно большие токи при том же напряжении за счет предварительной
подачи управляющего импульса на сетку. Эти токи в десятки раз превосходят ток
Чайлда-Ленгмюра. Существенное увеличение тока в управляемом источнике
обусловлено уменьшением промежутка анод-катод за счет распространения плазмы в
глубь промежутка, а также компенсацией объемного заряда электронов ионами.
Используя управляемый катод с разрядом по диэлектрику из ВаТЮ3, авторы
[21, 22] получили ток электронов 2103 А при напряжении 50 кВ. В ускорителе
электронов с энергией 500 кэВ при диаметре катода 4 см и расстоянии анод-катод
1 см амплитуда электронного тока в диоде составляла около 104 А при
длительности импульса 25 не. Позже эти катоды получили название сегнетоэлектрических
[24, 25]. В них используется не титанат бария, как в [21, 22], а соединения PbZr03,
ЬагОз, PbTi03. В зависимости от состава эта керамика имеет диэлектрическую
проницаемость г = A-5I03. Конструкция катода аналогична приведенному на
рис. 9, только вместо сетки из натянутых проводников используются полоски из
серебра, нанесенного на поверхность. Авторы [24, 25] объясняют работу этих
катодов особыми свойствами керамики. Однако нет сомнения, что они
функционируют так же, как обычные металлодиэлектрические катоды, за счет появления эк-
тонов в тройных точках и плазмы на диэлектрике.
Авторы [26] использовали металлический катод, инкрустированный
пластмассой с s = 3-10. За счет высокой напряженности поля на острых краях
металлической лунки с этих мест эмитируются электроны, которые, попадая на поверхность
диэлектрика, приводят к поверхностному разряду и быстрому заполнению
поверхности катода плазмой. Как будет показано ниже, плотная плазма, образуемая при
взрывном разрушении диэлектрика и металла, так же как и при взрыве
металлического острия, приводит к усилению эмиссии электронов с катода. От такого катода
при напряжениях 500 кВ удалось получить одиночные импульсы электронного
тока длительностью 50 не и амплитудой до 105 А.
Идея использования большого числа тонких медных проволок, армированных
диэлектриком, реализована в [9]. Проволоку предварительно наматывали с
заданным шагом на пластины из фольгированного гетинакса, с которого удаляли часть
металлизации, равную удвоенной высоте эмиттера. После намотки проволоки
припаивали к фольге гетинакса, а на полосе без металлизации приклеивали клеем.
При разрезании пластины перпендикулярно линии намотки получаются два
эмитирующих элемента, которые устанавливают на катодную пластину. Катод
площадью 200 см2 Dx50 см), содержащий 600 эмиттеров, выполненных из отрезков
медных проволочек диаметром 50 мкм, работал в частотном режиме до 50 Гц при
17=400 кВ, /и «30 не с общим током 6,5 А. Такие катоды обеспечивают ресурс
работы до 107 включений и дают хорошую однородность электронного пучка.
480 Глава 24. Электронные пучки большого сечения
Стремление реализовать диод с регулируемой плотностью тока при постоянном
зазоре стимулировало попытки создания плазменных катодов, в которых
образование плазмы не зависит от ускоряющего напряжения. Для катодов большой
площади можно применять разряд по поверхности диэлектрика, реализуемый с помощью
схемы поджига с емкостной связью. Впервые такой катод описан в [21].
Плазменный эмиттер этого типа для управления разрядом в газовых лазерах использован в
[27, 28]. Управляемый катод с пробоем на поверхности диэлектрика в вакууме
(рис. 10) состоит из множества круглых элементов, вытравленных на поверхности
фольгированного гетинакса. Большое число металлических островков, отделенных
кольцевыми изолирующими зазорами от металла пластины, имеют емкостную
связь через диэлектрик с металлическим слоем, нанесенным на другой стороне
диэлектрика. При подаче импульса на катод напряжение распределяется между
конденсаторами С\ и С2. Рост напряжения Uc вызывает пробой на поверхности
диэлектрика, после чего разряжается Q. Нетрудно видеть, что при этом
происходит параллельный пробой всех зазоров, поскольку пробой одного зазора не влияет
на пробой остальных. В [26] испытывались панели с плотностью шестнадцать
элементов на 1 см2. Изменяя время задержки между поджигом катода и подачей
ускоряющего напряжения, можно существенно изменить плотность тока в диоде.
Однако недостаточная стабильность работы таких катодов препятствует их
широкому применению.
Одна из серьезных проблем использования металлодиэлектрических катодов -
металлизация поверхности диэлектрика за счет жидкого металла, плазмы и пара,
испускаемых эктоном. Это затрудняет функционирование катода. Кроме того,
происходит разрушение диэлектрика при длительной работе. Для уменьшения
влияния этих эффектов в [31] предложено использовать в качестве катода
вращающийся керамический цилиндр, к которому плотно прижаты два электрода (рис. 11).
При подаче импульса напряжения на диод из-за емкостных связей между
электродами 2 и 4, а также электродом 4 и стенками диода возникает разность
потенциалов на поверхности диэлектрика и происходит разряд по диэлектрику по многим
каналам. Этот разряд создает на катодной кромке большое число центров ВЭЭ,
эмитирующих электроны. Такие катоды имеют большой срок службы (до 108
включений и более) при частоте импульсов 102-103 Гц и средней мощности 10-20 кВт.
С2
© c4tCi
SSSSSSSS4SS
®®©@®@®®(
®®©@©®®®®
®®®®®®®®®@
Рис. 24.10. Управляемый плазменный катод с пробоем на поверхности диэлектрика: 1 -
фольга из металла; 2 - изолирующий зазор; 3 - металлический «островок»; 4 - диэлектрик
§24.4 Металлодиэлектрические катоды 481
Вид А
Рис. 24.11. Металлодиэлектрический катод с вращающимся керамическим цилиндром: 1 -
катододержатель; 2 - основной электрод; 3 - керамический цилиндр; 4 - вспомогательный
электрод; 5 - изолятор
Миллер [30] описал работу диэлектрических волоконных катодов, которые
иногда называют вельветовыми. Конструкция их такова: много диэлектрических
волокон вставляются перпендикулярно в плоский катод (рис. 12, а). При приложении
электрического поля между катодом и анодом начинается разряд по поверхности
волокна (рис. 12, б). Плазма разряда, касаясь катода, вызывает взрывную эмиссию
электронов (см. § 5.2). Если диэлектрические волокна расположить на достаточно
близком расстоянии друг от друга, то можно получить на катоде сплошное
плазменное образование и однородный электронный пучок из-за горизонтального
расширения плазмы поверхностного разряда (рис. 12, в).
Котов с сотрудниками в ИЭФ [31] разработали катод, состоящий из металлоди-
электрической керамики: катод содержит диэлектрические нанопорошки (А1203)
размером ~20 нм и нанопорошки из стали размером 10-К30 нм. Керамика
получалась путем магнитного прессования этих порошков. В местах касания частиц
диэлектрика и металла всегда имеются полости, вследствие чего образуется очень
много тройных точек. При приложении электрического поля ТТ инициируют
разряд по поверхности диэлектрика и покрывают плазмой всю поверхность катода.
Поэтому генерируется электронный пучок с высокой однородностью плотности
(а)
Анод
(б)
Анод
ю
L
Диэлектрическое
волокно
Плазма
Катод
Катод
Анод
-Плазма
J.—«J
Hill
Катод
Рис. 24.12. Схема работы волокно-диэлектрического (вельветового) катода: а -
расположение диэлектрического волокна до начала эмиссии, б - эмиссия с одиночного волокна, в -
эмиссия с катода, содержащего много волокон
31. Месяц Г. А.
482 Глава 24. Электронные пучки большого сечения
тока. При этом большую роль играет перераспределение потенциала на
поверхности диэлектрика в результате перекрытия диэлектрических нанопорошков. Этот
эффект напоминает работу последовательных разрядников, описанных в § 11.6.
§ 24.5 Физические процессы в диодах для пучков
большого сечения
24.5.1 Наносекундные пучки
Пусть многоострийный катод состоит из большого числа тонких острий,
расположенных рядами, причем расстояние между рядами равно а9 а расстояние
между остриями в одном ряду - Ъ (рис. 13). Если размеры острий таковы, что при
приложении импульса напряжения время взрыва каждого много меньше длительности
фронта импульса, то можно считать, что острия взрываются одновременно. Если
а » Ъ9 то время движения плазмы между соседними остриями в ряду, равное bl2v
(и- скорость движения катодной плазмы) будет намного меньше времени
движения между рядами, и многоострийный катод можно рассматривать как катод с
эмитирующими нитями, находящимися на расстоянии а друг от друга. При условии,
что площадь катода S » d29 а длительность импульса f„ <к d/v, ток электронов в
диоде можно представить соотношением [22]:
/ = 9,33 -\0-6N(l/d)U3/2f(a/d)9 B4.13)
где N - число рядов; / - длина ряда; d - расстояние катод-анод; U - напряжение.
Функция f(ald) имеет вид:
aid
f(a/d)= J[A + д:2I/2 + 1/дг arcshд:]dbc. B4.14)
о
U [кВ]
Рис. 24.13. Обобщенная вольт-амперная характеристика диода с многоострииным катодом
при взрывной эмиссии электронов и схематическое устройство этого катода. Кривая
рассчитана по формуле A5). Токи получены при различных величинах I,dnS; они взяты из работ
разных авторов
§ 24.5 Физические процессы в диодах для пучков большого сечения 483
При aid <к 1 функция f(ald)«\IA{ald) и, принимая во внимание, что площадь
катода S = alN9 получаем обычное выражение для вольт-амперной характеристики
диода с плоскими электродами:
где е и т - заряд и масса электрона. Если принять, что длительность импульса /и
сравнима с величиной d/v9 то получим:
Т fie' U3/2S ,„, i~
'ЧтЫ^Г- B4Л6)
Формулы A5) и A6) справедливы при eU <к тс2. На рис. 13 приведена
теоретическая зависимость I(U) A5), соответствующая закону «степени 3/2», а
экспериментальные точки заимствованы из работы [32] (диаметр катода 2 см, а = 0,8 мм,
Ъ = 0,3 мм, число игл 1500, длина зазора 1 см). В этих экспериментах соблюдалось
соотношение *и <& d/v. Хорошее соответствие расчетной зависимости и
результатов эксперимента указывает на то, что многоострийный катод [33] работал не в
автоэмиссионном режиме, как предполагали авторы, а во взрывном. На рис. 13
также показаны экспериментальные точки, взятые из работы [22].
Отсутствие зависимости тока от размеров эмиссионных центров и их
взаимного расположения в формуле A5) позволяет предположить, что если соблюдаются
условия:
-«1, Vs»rf, B4.17)
d
то закон «степени 3/2» соблюдается так же, как для диода с плоским катодом.
Релятивистский фактор у = A - vile2)'112, где v0 - скорость электронов. При Р = v0/c «: 1
Y = l+-^r. B4.18)
Тогда из A6) и A8) получим при
тс*
d_
v
B4.19)
/ = —72(у-1K/2-Д- для у«3 B4.20)
е 9nd2
1 = — ^ ДДя у»19 B4.21)
е 2nd2
где v - скорость катодной плазмы в процессе ВЭЭ. Эти два выражения для
предельной плотности тока электронов в плоском диоде можно записать единым
образом, воспользовавшись интерполяцией [33]:
тсъ (у2/3-Г>3/2?
1&тс_ пг ц_о_
е 2nd2
Остановимся на других отклонениях вольт-амперных характеристик диодов от
закона «степени 3/2». Если предварительно за время /3 до прихода импульса
ускоряющего напряжения в диоде образуется плазма в результате взрыва острий, то
уже к моменту прихода импульса вместо величины d в знаменателе необходимо
31*
484 Глава 24. Электронные пучки большого сечения
записать {d - vt). Это, а также компенсация электронного объемного заряда ионами
плазмы, приведет к росту тока в диоде по сравнению с тем случаем, когда плазма
КФ образуется самим ускоряющим импульсом [22].
В работе [29] показана возможность увеличения тока электронов с острийного
катода за счет предымпульса в 8 раз. Этот эффект наблюдался в [21] в диоде с
управляемым катодом. Предымпульсы при импульсном заряде накопителей в
генераторах электронных пучков могут возникать вследствие протекания тока
смещения через собственную емкость коммутатора за время задержки его срабатывания.
Предымпульсы приводят к росту тока не только из-за изменения геометрии
промежутка. Если плазма за время действия предымпульса успевает образоваться во
всем объеме диода из-за испарения стенок и анода, то ток, кроме того, будет
возрастать из-за компенсации ионами поля объемного заряда электронов [34]. Рост
тока в диоде при действии предымпульсов наблюдался в [35, 36], причем в ряде
работ отмечается полезность этого эффекта для увеличения электронного тока.
Например, в [35] удалось увеличить ток в 10 раз и довести его до 106 А.
Отклонение от закона «степени 3/2» при многоострийном катоде возможно также из-за
несоблюдения условий A7).
Мы не учитывали, что в диоде может образоваться анодная плазма. В этом
случае скорость сближения электродов равна суммарной скорости катодной и анодной
плазм. Наглядно это иллюстрируется в работе [37]. Измерения проводились для
диода с графитовыми электродами диаметром 5 см. По зависимости первеанса
электронного потока авторы могли судить о скорости сокращения вакуумной части
промежутка (рис. 14). Через 30 не после прихода импульса напряжения на
промежуток вся поверхность графитового катода покрывается плазмой. После этого
изменения первеанса хорошо описываются расширением катодной плазмы в сторону
анода со скоростью 1,8-106 см/с. Однако примерно через 70 не первеанс начинает
расти быстрее, чем это следовало бы из предположения о неизменной скорости
20 40 60 80 100
t [не]
Рис. 24.14. Зависимость первеанса от времени: точки - эксперимент, сплошная линия -
расчет при у= 1,8-106 см/с
§ 24.5 Физические процессы в диодах для пучков большого сечения 485
катодной плазмы. Необходимо допустить, что с этого момента появляется анодная
плазма, примерно с такой же скоростью движущаяся навстречу катодной. То, что
это действительно так, показано в главе 5 настоящей монографии. Этот вывод
подтверждается и экспериментами [38].
Как мы уже упоминали, одно из главных применений ПБС - накачка газовых
лазеров. Например, для накачки KrF-эксимерного лазера [13] требуется плотность
тока порядка десятков А/см2. Тогда при апертуре пучка примерно 1 м2 полный ток
может приближаться к 106 А. При таких токах собственное магнитное поле пучка
будет влиять на траектории электронов, вызывая сильное пинчевание пучка. Чтобы
предотвратить этот эффект, необходимо приложить к диоду внешнее продольное
магнитное поле, которое должно быть больше собственного поля.
Внешнее магнитное поле повышает эффективность выделения энергии в
лазерной среде. Подбирая магнитное поле, можно вывести электронный пучок только в
активную зону лазера, что увеличивает его кпд. Однако наличие внешнего
магнитного поля имеет и ряд недостатков. Во-первых, необходима дополнительная энергия
для питания магнитов. Во-вторых, магнитное поле мешает перекрытию плазмы от
отдельных эктонов и созданию сплошного плазменного слоя на катоде. Плотность
электронного пучка получается неоднородной, что ухудшает качество накачки
газового лазера. И, в-третьих, продольное магнитное поле увеличивает скорость
катодной плазмы, что может уменьшить время накачки лазера. К вопросу о роли
собственного и внешнего магнитных полей мы еще вернемся в следующей главе.
24.5.2 Пучки большого сечения микросекундной и большей длительности
Первоначально после появления диодов с использованием ВЭЭ предполагалось,
что такие пучки электронов не могут иметь длительность более 10~7 с. Предельная
длительность импульса электронного тока в таком ускорителе ограничивается
временем, в течение которого происходит перемыкание промежутка катод-анод
плазмой, образованной на электродах. Если анодную плазму можно устранить, уменьшая
плотность тока или используя фольговый или сеточный анод, то катодная плазма
принципиально не устранима. В [6] впервые показана возможность получения
микросекундных пучков электронов при использовании длинного промежутка катод-
анод, равного 10-20 см при площади многоострийного катода 200 см2. Это
позволило уменьшить плотность тока на аноде и влияние анодной плазмы, а также влияние
катодной плазмы из-за увеличения времени ее пробега. В этой работе получены
пучки электронов с энергией более 1 МэВ, током до 5 кА и длительностью до 4 мкс.
Схема такого ускорителя электронов приведена на рис. 15 [6]. На установке У-2 в
ИЯФ [39] получен электронный пучок с энергией электронов около 1 МэВ, током
примерно 105 А и длительностью 5 мкс при средней плотности тока более 200 А/см2.
Для получения более длинных импульсов и перехода к квазистационарному
режиму необходимо было решить три задачи:
1. Установить условия, при которых плазменный катод с ВЭЭ работает в
режиме насыщения и движение эмиссионной границы прекращается.
2. Разработать методы, позволяющие ограничить рост тока, а следовательно, и
генерирование плазмы, поскольку основным отличием диода с ВЭЭ от диода со
стационарной плазмой является отсутствие специальной цепи для генерирования плазмы.
3. Выяснить механизм пробоя, чтобы затруднить его формирование.
486 Глава 24. Электронные пучки большого сечения
t К осц.
Рис. 24.15. Экспериментальная установка для получения микросекундных электронных
пучков: 1 - генератор Маркса; 2 - разрядник; 3 - вакуумная камера; 4 - катод; 5 - экстрактор
из алюминиевой фольги толщиной 70 мкм; б - коллектор; 7 - шунт для измерения тока; 8 -
делитель напряжения; 9 - окно; 10 - фотоаппарат
Целенаправленные исследования [40] эмиссионной способности плазмы КФ в
различных фазах ее продвижения к аноду позволили установить, что в начальный
период фронт плазмы движется со скоростью большей, чем средняя скорость
направленного разлета частиц плазмы от катода (и « 2-106 см/с). По-видимому, это
связано с наличием виртуального катода перед фронтом КФ в начальной фазе.
В дальнейшем, по мере расширения плазмы, проводимость вакуумной части
диода растет, а эмиссионная способность плазмы падает из-за уменьшения ее
концентрации на границе эмиссии. При этом происходит «распыление» виртуального
катода перед фронтом КФ, прекращается экранировка плазмы полем объемного
заряда и уменьшается скорость катодной плазмы. Плазменный эмиттер переходит
из режима неограниченной эмиссионной способности к режиму насыщения, т.е. от
условия je> jb к условию je=jb, где je и jb - плотность теплового тока
электронов плазмы на границе эмиссии и плотность тока, ограниченная
пространственным зарядом пучка электронов.
Скорость движения границы падает до значения, меньшего скорости разлета
частиц плазмы v. Продолжающееся расширение последней в режиме насыщения
происходит в результате нарастания ее концентрации на эмиссионной границе из-
за притока от поверхности катода и отсутствия потерь на рекомбинацию.
Напомним, что протекание тока связано с непрерывным испарением и ионизацией
материала катода. В то же время в распространяющейся плазме доминирует бесстолк-
новительный режим, и вследствие этого рекомбинация частиц мала.
Переход границы эмиссии в режим насыщения проявляется в виде уменьшения
скорости роста тока на начальном участке тока ВЭЭ. Поскольку граница эмиссии
движется со скоростью, меньшей и9 а внутренние слои плазмы от вторичных
эктонов, движущиеся с большей скоростью, могут ее догонять, становится понятен
механизм возникновения колебаний концентрации плазмы на границе эмиссии [3].
Если на поверхности катода возникают сгустки плазмы, например за счет новых
эктонов, то при выходе их на границу эмиссии условие насыщения нарушается и
граница может вновь ускориться, что неизбежно приведет к возрастанию тока.
§ 24.5 Физические процессы в диодах для пучков большого сечения 487
Зондовые исследования потенциала плазмы КФ показали, что если по мере
повышения тока плазма позади сгустка не способна пропустить этот ток, то
сгусток заряжается положительно и в этом месте образуется двойной электрический
слой. Диод превращается в триод с сеткой - плазменным сгустком. Падение
напряжения на двойном слое, сравнимое с приложенным, приводит к
впрыскиванию электронов в вакуумную область с большой начальной скоростью, что
обусловливает увеличение проводимости вакуумной области диода и резкое
нарастание тока. На осциллограммах электронного тока эта фаза проявляется резкими
всплесками. Всплески меньшей амплитуды могут возникать также без зарядки
плазменного сгустка, если он достаточно протяженный или его концентрация
слабо отличается от концентрации на границе эмиссии. В этом случае всплеск
тока образуется только за счет ускоренного смещения границы.
Сгусток плазмы неизбежно распадается под действием поля, приложенного
между ним и катодной плазмой. Спад тока в диоде после всплеска обусловлен
рассасыванием этого заряженного сгустка и ликвидацией двойного электрического
слоя. Эту ситуацию можно моделировать [3] подачей на диод двух
последовательных импульсов напряжения с паузой между ними. В течение первого импульса
тока происходит образование катодной плазмы. Измерения потенциала плазмы с
помощью плавающего зонда показали, что в этом случае при подаче на катод
второго импульса вся плазма, образованная при первом импульсе, положительно
заряжается. Это происходит потому, что в период паузы плотная плазма
«отрывается» от катода и между ней и катодом образуется область плазмы пониженной
концентрации. В пользу такой модели свидетельствуют обнаруженная возможность
намеренно вызвать всплески тока в диоде с ВЭЭ кратковременным искусственным
увеличением поступления металла в КФ [3], а также временная корреляция между
приходом импульса поджига на катод в период протекания тока и возникновением
всплесков на электронном токе.
В диодах со взрывной эмиссией плазма образуется в результате протекания
тока через зону ВЭЭ на катоде, поэтому любой всплеск тока вызывает всплеск
величины уноса металла с катода. Таким образом, случайный всплеск тока
обусловливает серию связанных с ним бросков тока за счет положительной обратной
связи (ПОС) в системе ток-генерирование плазмы-ток. Если добиться
ослабления этой ПОС, ограничивая рост тока любым способом, то возможен переход к
квазистационарному режиму, когда ток ВЭЭ постоянен и за счет этого
поддерживается стабильным генерирование плазмы, что в свою очередь поддерживает
неизменным ток в диоде. Ограничить влияние ПОС можно включением в цепь
каждого эмиттера сопротивлений. Падение напряжения на них изменяет потенциал
эмиттера по отношению к общей катодной плазме, уменьшает катодное падение
в данном эмиссионном центре и тем самым ограничивает ток через плазму от
лидирующего эктона [41].
Эксперименты показали два исхода квазистационарного режима:
самопроизвольный обрыв тока и повторный его рост, приводящий через 10-30 мкс к пробою.
При изучении самопроизвольных обрывов тока обнаружено, что такие параметры,
как пороговый ток, характерное время до обрыва тока и их зависимость от
материала катода при взрывной эмиссии идентичны для соответствующих материалов
аналогичным параметрам для электрической дуги в вакууме [42]. Это говорит о
488 Глава 24. Электронные пучки большого сечения
единой природе катодных процессов как в период формирования вакуумного
пробоя - ВЭЭ, так и в конечной его стадии - переходе к низковольтному дуговому
разряду в вакууме.
§ 24.6 Схемы и конструкции ускорителей с пучками
большого сечения
В литературе описано большое количество ускорителей для получения пучков
большого сечения. Они отличаются типами диодов, источниками питания,
применением, величиной тока и напряжения и т.д. В рамках этого раздела их описать
невозможно, поэтому ограничимся только рассмотрением некоторых
принципиальных вопросов.
Рассматривая схемы электронных источников, применяемых в технике
мощных газовых лазеров, можно выделить два типа конструкций: диодную и триод-
ную. Диодный источник наиболее целесообразно использовать, когда необходимы
высокая плотность тока и низкий импеданс. В этом случае источником энергии
служит низкоомная формирующая линия или генератор Маркса (ГМ).
Применение триодной схемы оправдано, когда эквивалентное сопротивление диода
достаточно высоко A02 Ом), а плотность тока мала (порядка 10~3 А/см2). Достоинства
этой схемы - облегчение равномерного поджига всей поверхности катода и
возможность регулировки импеданса источника. К недостаткам следует отнести
сложность цепей синхронизации и снижение электрической прочности
ускоряющего промежутка.
Для уменьшения роли магнитного поля пучка электронов предложена
концепция сегментированной электронной пушки [13], в которой большой катод делится
на несколько отдельных, вследствие чего уменьшается собственное магнитное
поле. В зависимости от величины объема накачка лазера может осуществляться с
одной, двух, четырех и шести сторон, а также коаксиально. Схема диода
ускорителя с односторонней накачкой импульсного СОг-лазера с энергией в импульсе до
7,5 кДж описана в [43]. Конструкция лазерной системы, в которой применяются
два диода с использованием ВЭЭ, показана на рис. 16 [44]. Пучки создаются с
помощью двустороннего лезвийного катода, укрепленного на алюминиевой пластине
размером 25x200 см. Танталовые полосы толщиной 7,6 мкм выступают на 2,7 см
над поверхностью катодной пластины. Катод расположен в прямоугольной
вакуумной камере и подвешен с помощью катододержателя к вакуумному изолятору.
Электроны сквозь окно размером 35x200 см попадают в лазерные кюветы, где
возникает объемный разряд между электродом и защитной сеткой окна. Источником
импульсного напряжения служит четырехступенчатый ГМ с выходным
напряжением 320 кВ, фронтом импульса 50 не и ударной емкостью 1,25 мкФ. Напряжение
от генератора к диоду подводится с помощью высоковольтного кабеля.
Описание KrF-лазера с накачкой с четырех сторон дано в работе [45]. Накачка
производилась от четырех ускорителей, причем каждый имел диод с двумя
катодами. Следовательно, фактически можно говорить о восьмисторонней накачке.
Напряжение на диоде подавалось от водяных линий, заряжаемых от ГМ с
напряжением 1 MB и накопленной энергией 40 кДж. Напряжение на диоде было 550 кВ, а
суммарная энергия электронного пучка всех диодов составляла 28 кДж.
§ 24.6 Схемы и конструкции ускорителей с пучками большого сечения 489
Рис. 24.16. Конструкция газового лазера с двухпучковым электронным источником: / -
вакуумный изолятор; 2 - катододержатель; 3 - эмиттер из фольги; 4 - выходное окно; 5 -
электрод кюветы; б - ввод напряжения; 7 - лазерная кювета
Накачка эксимерного ХеС1-лазера в форме цилиндра объемом 600 л
осуществлялась с шести сторон от двенадцати отдельных ускорителей, причем на каждой
стороне было по два этажа ускорителей (рис. 17). Ускорители питались
непосредственно от генераторов Маркса, отличительная особенность которых состояла в
том, что они работали в условиях вакуумной изоляции. Таким образом, в лазере
отсутствовали промежуточные накопительные линии. Генераторы Маркса имели
напряжение 600 кВ, а суммарный ток электронов составлял 700 кА. Этот лазер из-
за применения малоиндуктивных вакуумных ГМ оказался наиболее компактным и
надежным в работе из всех известных ранее.
Шести- и восьмисторонняя накачка фактически приближается к коаксиальной
системе накачки. Целесообразность использования для возбуждения эксимерных
лазеров коаксиального диодного источника показана в [46]. При этом достигается
интенсивная и однородная накачка газовых лазеров и улучшаются оптические
характеристики светового пучка. Такой источник представляет собой
цилиндрический коаксиальный диод с межэлектродным зазором 2,5 см, питаемый от
малоиндуктивного ГМ, который состоит из пяти каскадов и позволяет получать импульс
амплитудой 250 кВ и длительностью 0,8 мкс. В качестве катодов использованы
ленты из титановой фольги, угольных волокон или графитового войлока,
устанавливаемые с внутренней стороны алюминиевого цилиндра длиной 55 см и
внутренним диаметром 8,9 см. Катоды из титановой фольги толщиной 25 мкм имели
высоту 6 мм и длину 50 см. Анод в виде полого цилиндра длиной 100 см сваривали из
титановой фольги толщиной 25 мкм.
Коаксиальный диод оказался весьма эффективен для накачки лазеров,
требующих большой плотности тока пучка. В [47] для этих целей использован диод с
490 Глава 24. Электронные пучки большого сечения
Е=\ МэВ, / = 200 кА, j« 130-260 А/см2, *и = 20 не. В этих условиях
коаксиальный диод имеет преимущество перед плоским: в сильных электрических полях,
необходимых для получения большого тока, пучок существенно неоднороден из-за
дискретности эмиссионных центров на поверхности катода; при радиальной ин-
жекции эта неоднородность компенсируется.
При создании диодов с большой средней мощностью, работающих с частотой
повторения импульсов 50-100 Гц, следует решить ряд задач: увеличить ресурс
работы катода, уменьшить потери пучка в фольге и опорной решетке, обеспечить
вакуум в диоде в рабочем диапазоне. Кроме того, необходимо иметь полную
информацию о характерном времени деионизации, т.е. восстановлении
изоляционных свойств ускоряющего промежутка. Испытания лезвийных катодов из
танталовой фольги толщиной 7,6 мкм показали [48], что катод длиной 25 см, с которого
отбирали ток 12 А длительностью 10 мке при напряжении 255 кВ, в состоянии
работать с частотой до 1000 Гц. При этом высота лезвия уменьшалась на 1 мм после
приложения 2107 импульсов.
Потери электронного пучка на опорной структуре минимальны при
нормальном падении электронов, поскольку в этом случае они определяются
проницаемостью фольги и оптической прозрачностью подложки. Такую ситуацию удается
реализовать при использовании фокусирующих электродов в диоде. При этом
существенно уменьшается расходимость электронного потока и достигается его
однородность. Такой источник применяли для получения пучка размером 15><200 см
при плотности тока 0,5 А/см2, длительности импульса 3 мке, энергии электронов
250 кэВ [15]. Катод источника в виде лезвия из танталовой фольги укреплен на
цилиндре из нержавеющей стали диаметром 8 см. Фокусирующие электроды
выполнены в виде цилиндров и укреплены на отдельном изоляторе. Даже при
использовании одного эмитирующего лезвия фокусирующие электроды позволяют
получить неоднородность пучка не более ±10%.
Рис. 24.17. Схема шестисторонней накачки лазера: 1 - импульсный генератор; 2 - диоды
ускорителя электронов; 3 - окно для ввода пучка; 4 - лазерная камера, накачиваемая
пучками электронов
§ 24.6 Схемы и конструкции ускорителей с пучками большого сечения 491
Серьезным ограничением при повышении частоты следования импульсов
является нагревание фольги электронным пучком. Этот процесс существенно зависит
от длительности подъема и спада ускоряющего напряжения, поскольку
максимальный вклад в нагрев дают электроны низкой энергии. Для борьбы с этим эффектом
применяют параллельную цепь пикового напряжения, во время нарастания
напряжения дающую импульс удвоенной амплитуды [27], что приводит к укорочению
фронта импульса.
Под действием бомбардировки электронным пучком фольги, опорной
структуры и фокусирующих электродов выделяется значительное количество десорбируе-
мого газа, причем возможны электронно-стимулированная и тепловая десорбция.
В этих условиях доминирует первый вид десорбции и газовыделение может
достигать трех молекул на электрон. Поскольку рабочее давление частотного диода
находится в диапазоне 6,5-10-6,5 10~3 Па, время образования одного монослоя газа
составляет 10~3 с. Серьезной трудностью частотного режима является
необходимость постоянной высокой скорости откачки для удаления газа из ускоряющего
промежутка. Как показано в [27], под действием бомбардировки электронным
пучком средней мощностью 8 кВт с поперечным сечением 375 см2 и плотностью тока
50 мА/см2 с фольги и подложки выделяется 41020 молекул в 1 с. При этом
давление в объеме составляет 6,5 10~2 Па при скорости откачки 1400 л/с.
Для питания диодов, работающих в частотном режиме, часто используют
генераторы высоковольтных импульсов с повышающими трансформаторами. Эти
устройства с формирующим элементом в первичной цепи разработаны для отдельных
диапазонов импеданса, длительностей импульсов и выходных напряжений,
поскольку используются в радиолокации для модуляции импульсов мощных
клистронов. Существенное ограничение такой схемы состоит в высокой индуктивности
рассеяния высоковольтного импульсного трансформатора. Ускоритель с
генератором высоковольтных импульсов, импульсный трансформатор Тесла которого
совмещен с промежуточным накопителем энергии в виде коаксиальной
формирующей линии, соединенной со вторичной обмоткой, описан в [49]. При ускоряющем
напряжении 400 кВ, токе 8 кА и длительности импульса 25 не средняя мощность
пучка составляет 5,5 кВт. Частота повторения импульсов 100 Гц, размер пучка на
выходе 10x100 см.
Источник электронов триодного типа, описанный в [27], формирует радиально
расходящийся на угол 360° пучок и имеет следующие параметры: ускоряющее
напряжение 300-500 кВ, плотность тока 20-200 мА/см2, длительность импульса
1-5 мке, площадь пучка 12 м2 (длина 2,8, диаметр 1,35 м). О разработке
аналогичного электронного источника с площадью выходного окна 9,3 м3,
предназначенного для лазерного С02-усилителя, который использован в программе по инерциаль-
ному термоядерному синтезу, сообщалось в [50]. Здесь кольцевой объем газа
ионизируется радиально расходящимися пучками электронов с энергией 500 кэВ,
плотностью тока 50-100 мА/см2 и длительностью импульса 5 мкс. Катодная
система состоит из 48 лезвий танталовой фольги длиной 0,76 м, собранных в 12 рядов
по четыре лезвия. Против каждого лезвия находится закрытое фольгой окно
размером 0,76x0,25 м. При экспериментальном исследовании макета обнаружены два
эффекта: существенная вторичная эмиссия с сетки, вызывающая потерю
управления током, и возникновение неконтролируемых пробоев между сеткой и катодом.
492 Глава 24. Электронные пучки большого сечения
Характерное время формирования этих пробоев около 3 мкс. Авторам работы [50]
удалось улучшить ситуацию, применив силиконовое масло для подавления
вторичной эмиссии сетки и специальную методику тренировки электродов источника
для увеличения электрической прочности ускоряющего промежутка.
Дополнительную информацию об ускорителях для получения мощных
импульсных пучков большого сечения можно получить из монографий [15, 51]. Кроме того,
мы еще вернемся к этой проблеме в главе 29 при рассмотрении накачки мощных
газовых лазеров.
Литература к главе 24
1. Беломытцев С.Я, Коровин С Д., Месяц Г.А. Эффект экранировки в сильноточных
диодах // Письма в ЖТФ. 1980. Т. 6, вып. 18. С 1089-1092.
2. Коваль Б.А., Месяц ГА., Озур ГЕ. и др. Взрывоэмиссионные наносекундные источники
низкоэнергетичных электронов для поверхностной обработки материалов //
Сильноточные импульсные электронные пучки в технологии. Сб. ст. / Отв. ред. Г.А. Месяц.
Новосибирск: Наука, 1983. С. 26-39.
3. Mesyats G.A. Explosive Electron Emission. Ekaterinburg: URO-press, 1998.
4. Баженов ГЛ., Месяц ГА., Проскуровский Д.И. Исследование структуры электронных
потоков, эмиттируемых из катодных факелов // Изв. вузов. Физика. 1970. № 8. С. 87-90.
5. Беломытцев С.Я., Ильин В.П., Литвинов Е.А., Месяц Г.А. К эффекту «мазков» при
взрывной эмиссии электронов // Разработка и применение источников интенсивных
электронных пучков: Сб. ст. / Отв. ред. Г.А. Месяц. Новосибирск: Наука, 1976. С. 93-95.
6. Бугаев СП., Кассиров ГС, Ковальчук Б.М., Месяц ГА. Получение интенсивных
микросекундных релятивистских электронных пучков // Письма в ЖЭТФ. 1973. Т. 18, вып. 2.
С. 82-85.
7. Беломытцев С.Я., Месяц ГА. Структура электронных пучков в сильноточных диодах //
РЭ. 1987. Т. 32, вып. 8. С. 1569-1583.
8. Hinshelwood D.D. Explosive Emission Cathode Plasmas in Intense Relativistic Electron
Beam Diodes / Massachusetts Institute of Technology. Cambridge (Mass.), 1984.
9. Проскуровский Д.И., Янкелевич Е.Б. Взрывоэмиссионный катод большой площади //
Сильноточные импульсные электронные пучки в технологии / Отв. ред. Г.А. Месяц.
Новосибирск: Наука, 1983. С. 21-26.
10. Белкин КВ., Александрович Э.Г Двухэлектродная трубка для генерации наносекундных
импульсов рентгеновского излучения // ПТЭ. 1972. № 2. С. 196-197.
11. Bradley L.P, Parker R.K., Martin Т.Н. Characteristics of Relativistic Field Emission High
Current Diodes // Proc. VISDEIV. Poznan, 1972. P.159-164.
12. Link W.T., Olander W.C Boron Carbide Cathode for Cold Emission Type Cathode of the Field
Emission Type. Pat. 3484643 USA. 1969.
13. Rosocha L.A., Riepe K.B. Electron-Beam Sources for Pumping Large Aperture KrF Lasers //
Fusion Technol. 1987. Vol. 11, N 3. P. 577-611.
14. Erickson G.R, Mace P.N. Use of Carbon Felt as a Cold Cathode for a Pulsed Line X-Ray
Sourse Operated at High Repetition Rates // Rev. Sci. Instrum. 1983. Vol. 54. P. 586.
15. Бугаев СП., Крейндель Ю.Е., Щанин ИМ. Электронные пучки большого сечения. М.:
Энергоатомиздат, 1984.
16. Frenkel J. On Tonks's Theory of Liquid Surface Rupture by a Uniform Electric Field // Phys.
Zw. Sowjet. 1935.Vol. 8, N 6. P.675-679.
17. Барташюс Ю.Н, Праневичус Л.И, Фурсей Г.Н Исследование взрывной электронной
эмиссии жидкого галлиевого катода // ЖТФ. 1971. Т. 41, вып. 9. С. 1943.
18. Пигулевский Е.Д. Структура поля пьезоизлучения в ультразвуковом микроскопе // Изв.
Ленингр. электротехн. ин-та. 1958. Вып. 34. С. 213.
Литература к главе 24 493
19. Baskin L.M., BatrakovA. V, Popov S.A., Proskurovsky D.I. Electrodynamic Phenomena on the
Explosive-Emission Liquid Metal Cathode // Proc. XVIISDEIV. Moscow, 1994. P. 2-5.
20. Batrakov A. V. Plasma Properties of Arc Cathode Spot at Liquid-Metal Cathode // Proc. XX
ISDEIV. Tours, 2002. P. 123-130.
21. Бугаев СП., Ковалъчук Б.М., Месяц Г.А. Плазменный импульсный источник заряженных
частиц. А. с. 248091 СССР. Заявл. 5.11.67; Опубл. 5.11.73 // Открытия, изобрет., пром.
образцы, товар, знаки. 1973. № 45. С. 231.
22. Месяц Г.А. Генерирование мощных наносекундных импульсов. М.: Сов. радио, 1974.
23. Бугаев СП., Месяц Г.А. Эмиссия электронов из плазмы незавершенного разряда по
диэлектрику в вакууме // Докл. АН СССР. 1971. Т. 196, № 2. С. 324-326.
24. Gundel H. Electron Emission by Nanosecond Switching in PLZT // Integrated Ferroelectr.
1992. Vol. 2. P. 202.
25. Schachter L., hers J.D., Nation J.A., Kerslick G.S. Analysis of a Diode with a Ferroelectric
Cathode // J. Appl. Phys. 1993. Vol. 73 A2). P. 8097-8110.
26. Andrews M, Вгша J., Fleishman K, Rostoker N. Effect of a Magnetic Guide Field on the
Propagation of Intense Relativistic Electron Beams // Laboratory of Plasma Studies. Ithaca:
Cornell Univ., 1969. P. 18.
27. Loda G.K. Recent Advances in Cold Cathode Technology as Applied to High Power Lasers //
Proc. II Intern. Topical Conf. on High Power Electron and Ion Beam Research and
Technology. Cornell, 1977. Vol. 2. P. 897-890.
28. Ramirez J.J., CookD.L. A Study of Low Current Density Microsecond Electron Beam Diodes //
J. Appl. Phys. 1980. V. 51, N 9. P. 4602^611.
29. Mesyats G.A. Vacuum Discharge Effects in the Diodes of High-Current Electron Accelerators //
IEEE Trans. Plasma Sci. 1991. Vol. 19, N 5. P. 683-689.
30. Miller R.B. Mechanism of Explosive Electron Emission for Dielectric Fiber (Velvet) Cathodes //
J. Appl. Phys. 1998. Vol. 84. P. 739.
31. Котов Ю.А., Литвинов E.A., Соковнин СЮ. и др. Металлодиэлектрические катоды для
ускорителей электронов // Докл. РАН. 2000. Т. 370, № 3. С. 332-335.
32. Гарбер РИ.,Дранова Ж.И., Мансуров Н.А., Михайловский КМ. Сильноточный
импульсный автоэмиссионный катод // ПТЭ. 1969. № 1. С. 196-198.
33. Физика сильноточных релятивистских электронных пучков / А.А. Рухадзе, Л.С, Богдан-
кевич, СЕ. Росинский, В.Г. Рухлин. М.: Атомиздат, 1980.
34. Месяц Г.А., Проскуровский Д.И. Взрывная эмиссия электронов из металлических ост-
рий // Письма в ЖЭТФ. 1971. Т. 13, вып. 1. С. 7-10.
35. Levine L.S., Vitkovitsky I.M. Pulsed Power Technology for Controlled Thermonuclear Fusion //
IEEE Trans. Nucl. Sci. 1971. Vol. 18, N 4, pt 2. P. 105-112.
36. Smith I., Champney P, Hatch L. et al. High Current Pulsed Electron Beam Generator // Ibid.
N 3. P. 491-493.
37. Parker R.K., Anderson R.E., Duncan С V. Plasma-Induced Field Emission and the Characteristics
of High Current Relativistic Electron Flow // J. Appl. Phys. 1974. Vol. 45, N 6. P. 2463-2478.
38. Mesyats G.A. The Role of Fast Processes in Vacuum Breakdown // Proc. X ICPIG. Oxford,
1971. Pt II. P. 333-363.
39. Воропаев СТ., Князев Б.А., Койдан B.C. и др. Получение мощного микросекундного
РЭП с высокой плотностью тока // Письма в ЖТФ. 1987. Т. 13, вып. 7. С. 431—435.
40. Баженов Г.П., Месяц Г.А., Чесноков СМ. О замедлении скорости движения эмиссионной
границы катодного факела в диоде, работающем в режиме взрывной эмиссии // РЭ.
1975. Т. 20, № 11. С. 2413-2415.
41. Бурцев В.А., Васильевский М.А., Гусев О.А. Исследование диода со взрывоэмиссионным
катодом при больших длительностях импульсов // ЖТФ. 1978. Т. 48, вып. 7. С. 1494-1503.
42. Баженов ГЛ., Чесноков СМ. О минимальном токе взрывной эмиссии электронов // Изв.
вузов. Физика. 1976. № 11. С. 133-134.
43. Ковалъчук Б.М., Лавринович В.А., Манылов В.И. и др. Импульсный ускоритель
электронов для возбуждения больших газовых объемов // ПТЭ. 1976. № 6. С. 125-127.
494 Глава 24. Электронные пучки большого сечения
44. Mesyats G.A., Bychkov Yu.L, Kovalchuk B.M. High-Power XeCl Excimer Lasers // Intense
Laser Beams. Los Angeles: SPIE press, 1992. P. 70-80. (Proc. SPIE. Vol. 1628).
45. Edwards СВ., O'Neill K, Shaw M.J. 60-ns e-Beam Excitation of Rare-Gas Halide Lasers //
Appl. Phys. Lett. 1980. Vol. 36, N 8. P. 617-620.
46. Eden J.G., Epp D. Compact Coaxial Diode Electron Beam System: Carbon Cathodes and
Anode Fabrication Techniques // Rev. Sci. Instrum. 1980. Vol. 51, N 6. P. 781-785.
47. Ramirez J, Prestwich K., Clark R. et al. e-Beam for Laser Excitation // Proc. II Intern. Topical
Conf. on High Power Electron and Ion Beam Research and Technology. Cornell, 1977. Vol. 2.
P. 891-902.
48. Loda G.K., Meskan D.A. Repetitively pulsed electron beam generator // Ibid. Vol. 1. P. 252-273.
49. Mesyats G.A. High-Power Particle Beams for Gas Lasers // Pulse Power for Lasers III.
Los Angeles: SPIE press, 1991. P. 2-14. (Proc. SPIE. Vol. 1411).
50. Scarlett W.R., Andrews K.R., Jansen H. A Large-Area Cold-Cathode Grid-Controlled Electron
Gun for ANTARES // Proc. II IEEE Intern. Pulsed Power Conf. Lubbock, 1979. P. 261-265.
51. Крейнделъ Ю.Е. Плазменные источники электронов. М: Атомиздат, 1977.
Глава 25
ТРУБЧАТЫЕ ЭЛЕКТРОННЫЕ ПУЧКИ
§ 25.1 Принцип работы диодов
Одной из проблем источников электронов с ВЭЭ является поиск методов
торможения разлета катодной плазмы. Исследования в этой области пошли по двум
основным направлениям. Первое связано с торможением плазмы электрическим
полем, о чем мы говорили в предыдущей главе, второе - магнитным. В первом
случае необходимо перевести плазму в режим насыщения эмиссии электронов, т.е.
уменьшить ее концентрацию. С этой целью снижают ток через зону эктона и,
следовательно, среднюю плотность тока до 0,1-10 А/см2. Для получения килоампер-
ных токов в таких диодах формируют электронные пучки большого сечения.
Наложение магнитного поля поперек разрядного промежутка, как показали
первые эксперименты Бакшт и Месяца [1], тоже приводит к уменьшению скорости
расширения катодной плазмы. Это позволяет устранить или существенно
уменьшить ток на анод и тем самым ослабить анодные процессы, а также убрать
анодную фольгу - наиболее слабый элемент диода. Первые бесфольговые
коаксиальные диоды с магнитной изоляцией (КДМИ) на основе катодов с ВЭЭ были
предложены Фридманом и Ури [2]. Трубчатые электронные пучки, формируемые в
таких диодах, применяются для генерации СВЧ-излучения. Подробно работа КДМИ
описана в монографии Бугаева с соавторами [3]. Фактически релятивистская
сверхвысокочастотная (СВЧ) электроника стала основным потребителем
исследований КДМИ. Подробнее об этом мы будем говорить ниже в главе 30.
Известно множество конструкций коаксиальных диодов с магнитной
изоляцией. По взаимному расположению катода и анода КДМИ можно разделить на
два типа: прямые и обращенные (рис. 1). В прямых КДМИ (рис. 1, а, б)
внутренним электродом служит катод, в обращенных (е) - анод. При этом из плазмы,
образующейся на катоде в процессе ВЭЭ, формируется трубчатый электронный
пучок, который по силовым линиям магнитного поля выводится из диода в
вакуумную трубу дрейфа. Если на внутренний электрод диода (см. рис. 1, б) подавать
положительный импульс напряжения, то такой диод становится обращенным.
496 Глава 25. Трубчатые электронные пучки
Он используется для генерации СВЧ-излучения в обращенных магнетронах [4] и
для получения ионных пучков [5-7]. Из таких диодов электронный пучок не
выводится. Ниже под КДМИ мы будем подразумевать прямые диоды.
Другим основанием для классификации КДМИ является конфигурация
силовых линий магнитного поля. Различают диоды с однородным (рис. 1, б, в) и
неоднородным (я, г, д) магнитным полем. Для КДМИ первого типа индукции
магнитного поля в диоде Вк и в области транспортировки пучка В0 одинаковы, т.е.
ВК=В0. Средний радиус тонкого замагниченного пучка электронов примерно
равен радиусу катода {гь >гк). В КДМИ второго типа магнитное поле на катоде
меньше, чем в трубе дрейфа. Оно нарастает от катода перпендикулярно силовым
линиям магнитного поля. Степень неоднородности магнитного поля
характеризуется пробочным отношением (отношением параллельных оси диода компонент
магнитного поля в трубе дрейфа и на катоде) к = В0/ВК. Радиус тонкого трубчатого
пучка для таких диодов в соответствии с законом сохранения магнитного потока и
при однородном поперечном сечении магнитного поля равен
гь*гк
^Ч =гЛ
-1/2
B5.1)
В обращенных КДМИ (рис. 1, е) также используются как однородное, так и
неоднородное магнитные поля.
По геометрии электродов различают [3] конические (рис. 1, а),
цилиндрические (б) и плоские (в) диоды. В конических перемещением катода вдоль оси легко
регулировать межэлектродный зазор и радиус пучка. В плоском диоде можно
изменить соотношение поперечной и продольной составляющих напряженности
электрического поля на катоде. Однако в области прямоугольного перехода анод-труба
дрейфа электрическое поле неоднородно, что может приводить к дополнительному
увеличению поперечной составляющей скорости электронов пучка. Неоднородность
электрического поля можно уменьшить, используя конический анод (рис. 1, г).
Рис. 25.1. Конфигурация КДМИ. Диоды: а - конический, б - цилиндрический, в - плоский,
г - с коническим анодом, д - с многоострийным катодом, е - обращенного типа; 1 - катод,
2 - анод, 3 - соленоид, 4 - труба дрейфа, 5 - силовые линии магнитного поля
§25.1 Принцип работы диодов 497
В КДМИ применяются в основном графитовые, реже - металлические катоды.
Наиболее детально исследованы торцовые (со сплошной торцовой поверхностью)
(рис. 1, б), трубчатые (иногда их называют кольцевыми, или кромочными) (в) и
многоострийные (д) катоды. Для усиления электрического поля поверхность
торцового катода, обращенную к аноду, делают шероховатой или уменьшают толщину
стенки трубчатого катода. Недостатком торцового катода является эмиссионный
ток с торца при высокой напряженности электрического поля, паразитный в СВЧ-
устройствах. Использование многоострийного катода также ограничено
возбуждением ВЭЭ на электродах, между которыми располагаются острия (рис. 1, д).
Поэтому наибольшее применение в релятивистской СВЧ-электронике нашли
трубчатые катоды.
Индукция магнитного поля в КДМИ выбирается такой, чтобы при заданном
напряжении на диоде электроны, эмитируемые катодом, не пересекали
межэлектродный промежуток d = |ra -гк| (рис. 1, б), где га и гк - радиусы анода и катода
соответственно. Индукция магнитного поля, при которой происходит отсечка
электронного тока на аноде, называется критической В^. Для релятивистских
электронов при условии сохранения полного магнитного потока в межэлектродном
зазоре [8, 9]:
-11/2
_тс2
2eU (eU
тс2 \тс2
B5.2)
Здесь ^эф - эффективный межэлектродный зазор, в плоском диоде равный
расстоянию между катодом и анодом. В диоде цилиндрической геометрии [9]
d^=d(l-d/ra).
Экспериментально измеренное Вщ> [10, 11] для цилиндрического диода в
пределах 5% совпадает с вычисленным по формуле B). Однако как в прямых [10, 12],
так и в обращенных [6, 7] диодах зарегистрирован незначительный (менее 10%
тока выведенного электронного пучка) электронный ток поперек магнитного поля
В>Вкр. Протекание этого закритического тока коррелирует с возбуждением в
диоде СВЧ-колебаний широкого частотного диапазона [10,11] и связывается с
развитием диокотронной неустойчивости электронного слоя вокруг катода. Анодный
ток при В>Вкр может приводить к образованию анодной плазмы, что часто
бывает нежелательным.
Ток проводимости, протекающий по внутреннему электроду (катоду) в
коаксиальном цилиндрическом диоде с внешним магнитным полем В, создает
азимутальное магнитное поле 2?е. При этом траектории электронов в диоде определяются
суммарным воздействием обоих магнитных полей [8, 10, 11]. Изоляция
межэлектродного промежутка, создаваемая только полем 2?е, получила название магнитной
самоизоляции. Она широко используется в сильноточных ускорителях для передачи
энергии от накопителей к диодам по коаксиальным вакуумным линиям.
Критический ток, при котором достигается режим самоизоляции:
4р - 7
zo
1 + 2тс>
eU
где Z0 - волновое сопротивление линии, U- приложенное напряжение.
B5.3)
32. Месяц Г.А.
498 Глава 25. Трубчатые электронные пучки
§ 25.2 Устройство электронных пушек для КДМИ
Использование КДМИ для формирования сильноточных релятивистских
электронных пучков (РЭП) накладывает свои особенности на конструкцию
электронных пушек. Основными элементами электронных пушек для КДМИ (рис. 2)
являются вакуумный изолятор, катодно-анодный узел, магнитная система. Давление
остаточного газа в ускорительных трубках обычно < Ю-2 Па.
Вакуумные изоляторы выполняются как сплошными (рис. 2, в), так и
секционированными (рис. 2, а, б, г). Они размещаются в металлическом корпусе (а, б),
либо сами служат корпусом электронной пушки (в, г). Напряжение распределяется
по изолятору с помощью емкостных, индуктивных и резисторных делителей. При
первом типе деления напряжения емкостями служат секции изолятора -
чередующиеся диэлектрические и металлические кольца. Для индуктивного деления
напряжения на поверхность сплошного изолятора наматывается спираль с
определенным шагом. При микросекундных длительностях импульса используются рези-
стивные делители напряжения. Для секционированных изоляторов это обычно
цепочки резисторов, закрепленные последовательно на металлических
градиентных кольцах. В сплошных изоляторах резистивное распределение напряжения
может осуществляться проводящей жидкостью (электролитом). В этом случае [13]
изолятор (рис. 2, в) состоит из двух коаксиальных цилиндров, между которыми
залит раствор медного купороса. Общее требование к делителям напряжения -
малый по сравнению с током пучка потребляемый ток. Средняя по длине
секционированного изолятора напряженность электрического поля при длительности
импульса *и >1мкс выбирается в пределах 10-20 кВ/см [14]. При наносекунд-
ных длительностях импульса напряжения она в несколько раз выше и обычно
<80кВ/см[15].
Рис. 25.2. Схемы электронных пушек КДМИ: 1 - вакуумный изолятор, 2 - катододержатель,
3 - отражатель, 4 - анод, 5 - катод, 6 - соленоид, 7 - силовые линии магнитного поля, 8 -
коллектор.
§25.2 Устройство электронных пушек для КДМИ 499
Наряду с обеспечением электрической прочности вакуумных изоляторов
важную роль в работе электронных пушек играют обратный ток и ток утечки с като-
додержателя. Эти паразитные токи уносят часть энергии и снижают
эффективность ускорителей, которая определяется как отношение энергии выведенного
электронного пучка к энергии высоковольтного накопителя. Кроме того, они
влияют на работу диода и электрическую прочность изолятора.
Обратный ток в КДМИ обусловлен наличием компоненты ускоряющего
электрического поля с обратной стороны катода или катодной плазмы. В первых КДМИ
катод обычно закреплялся на катододержателе меньшего диаметра (см. рис. 1, я, б).
При высокой напряженности электрического поля эктоны возникали с обратной
стороны катода и электронный пучок по силовым линиям спадающего магнитного поля
ускорялся в сторону вакуумного изолятора. Обратный ток при такой конфигурации
электродов может превышать ток прямого пучка электронов, инжектированного в
трубу дрейфа. Попадание электронов на изолятор инициирует пробой по его
поверхности [3,13], а на анод - образование анодной плазмы и пробой диода.
При одинаковых диаметрах катода и катододержателя обратный ток
формируется с задней стороны катодной плазмы, расширяющейся поперек однородного
магнитного поля (рис. 1, в) на сантиметровые расстояния при микросекундных
длительностях импульсов напряжения. В этом случае обратный ток меньше
прямого и возрастает по мере расширения катодной плазмы. В неоднородном магнитном
поле (рис. 1, г) он возникает одновременно с прямым пучком сразу же на переднем
фронте импульса напряжения при возбуждении ВЭЭ на кромке катода.
Подавление обратного тока требует реализации таких условий, при которых
силовые линии магнитного поля, выходящие на поверхность анодного узла и
изолятор, не пересекают эмитирующую поверхность катода [16]. С этой целью
обычно между катодом и катододержателем располагают отражатель электронов
конической (рис. 2, а), плоской (б) или сферической формы. При этом силовые линии
магнитного поля, соответствующие радиусу катода с учетом поперечного
расширения катодной плазмы, должны проходить ниже вершины катододержателя (а, б).
Другие методы подавления обратного тока связаны с подбором конфигурации
магнитного поля. Так, обратный ток в однородном коаксиале, составлявший
25-35% от тока пучка, устранялся использованием магнитного поля пробочной
конфигурации за катодом [17]. Если вся ускорительная трубка помещалась в
магнитное поле (рис. 2, в), то устранялся и ток утечки с катододержателя [13]. В
электронной пушке [18], где соленоид располагался внутри изолятора (г), потери
электронного тока практически отсутствовали. Эффективность ускорителя с
традиционной пушкой (а) при напряжении на диоде 700 кВ была 20%, а с пушкой (г) при
этом же напряжении - 75-80%. Такие эффективные электронные пушки
используются только для получения трубчатых пучков малого диаметра. В пушках,
выполненных по схеме рис. 2, а, катододержатели имеют большую площадь,
особенно при мегавольтных напряжениях. Это снижает среднюю напряженность
электрического поля, при которой возникает ВЭЭ и идет утечка с катододержателя.
Так, в исследованиях, проведенных на ускорителе «Гамма», время задержки
взрывной эмиссии составляло 0,2-0,4 мкс при Е = 80-120 кВ/см и единицы
микросекунд при Е = 60 кВ/см [19]. Токи утечки составляли 30-60 кА, что существенно
снижало эффективность ускорителя.
32*
500 Глава 25. Трубчатые электронные пучки
Преимущество пушки, приведенной на рис. 2, б, - в малой длине катододержа-
теля. Для уменьшения тока утечки вводится дополнительный соленоид,
намотанный на вакуумную камеру.
§ 25.3 Катодная плазма в магнитном поле
25.3.1 Образование катодной плазмы и ее свойства
Как было показано в главе 5, наложение магнитного поля не изменяет время
задержки появления ВЭЭ. Однако это поле существенно влияет на процесс
образования плазмы в КДМИ. Фотографирование свечения плазмы через фланец
трубы дрейфа показало, что число эмиссионных центров ВЭЭ увеличивается с
ростом магнитного поля, что улучшает однородность эмиссионного плазменного
слоя. Это следует также из фотографии свечения плазмы на поверхности катода
из графита (рис. 3). Эти процессы исследовались подробно в [20]. В КДМИ на
графитовый трубчатый катод с толщиной стенки 0,5 мм подавался импульс
напряжения амплитудой U = 200 кВ и длительностью *и = 5 не. Магнитное поле в
диоде изменялось в пределах В = 0-10 кГс. Радиус катодного факела (КФ) был
мал: г = vtH = 0,1 мм, и геометрический фактор не вызывал существенного
уменьшения электрического разряда на катоде. Ведущую роль в экранировке играл
заряд электронного тока. Исследования показали, что число эмиссионных
центров в основном росло в области малых магнитных полей, где ларморовский
радиус электронов гл » vtn. При этом линейную плотность факелов по периметру
можно аппроксимировать зависимостью N ~Ва, где а « 0,5, а расстояние
между факелами ~ АВ~°'59 где А~\ смкГс0,5. В достаточно сильном магнитном
поле, когда ларморовский радиус гл~ vtH9 рост числа эктонов замедлялся.
(а) (б)
(в) (г)
Рис. 25.3. Влияние магнитного поля на плотность катодных факелов в коаксиальном диоде с
цилиндрическим катодом. Я, кГс: а-0; б-\; в-3; г-10
§25.3 Катодная плазма в магнитном поле 501
Влияние материала и толщины трубчатого катода (напряженность
электрического поля) на ток пучка и его нестабильность вследствие конечного числа КФ при
длительностях импульса напряжения ги = 30 не исследовалось для катодов из
графита, меди и нержавеющей стали толщиной 0,1; 0,5; 2 мм при напряжении на
диоде U = 500 кВ и магнитном поле В = 5 кГс [21]. С увеличением напряженности
электрического поля на катоде при уменьшении толщины катода и с переходом от
нержавеющей стали к графиту ток пучка возрастал, а его нестабильность
уменьшалась. Влияние материала катода на характеристики пучка при малых /и может
быть более существенно, чем напряженности электрического поля. Так, при
частоте повторения импульсов 50 Гц нестабильности тока пучка и напряжения на диоде
близки (< 1%) для трубчатого катода из графита толщиной hK = 0,5 мм и для
медного катода с hK = 0,1 мм. Это объясняется зависимостью времени запаздывания
появления эктона /3 и соответственно их линейной плотности от материала катода.
Так, при В = 0 измерены /3 для графитовых, оловянных, медных, алюминиевых
и молибденовых катодов и показано, что t3 минимально для графитового
катода. Причем при напряженности электрического поля на катоде Е « 800 кВ/см,
/3 « 2-3 не для графита и ~20 не для алюминия. При длительности фронта
импульса /ф > 100 не определяющую роль в формировании плазмы играет скорость роста
напряженности электрического поля на катоде.
В формировании плазменной эмиссионной поверхности важна динамика
образования эмиссионных центров ВЭЭ во времени, которая исследовалась для двух
принципиально отличных экспериментальных условий [22]. В одном случае
напряженность электрического поля в диоде была недостаточна для возбуждения
взрывной эмиссии на катоде и плазма первичного эктона создавалась поджигом от
специального источника напряжения. В другом - ВЭЭ возбуждалась внешним
электрическим полем. В первом эксперименте [22] (рис. 4, а) катодом служил
медный диск диметром 12 и толщиной 0,5 мм. Межэлектродный зазор d = 5 мм. Для
изучения динамики образования первичных эктонов использовались зонды из
тонкой медной проволоки, устанавливаемые на некотором расстоянии от места под-
жига. На диод подавался прямоугольный импульс напряжения длительностью до
1,3 мке и амплитудой до 30 кВ. Одновременно на поджигающий электрод поступал
импульс длительностью 5 не и таким образом фиксировалось место образования
первичного эктона. Выяснилось, что новые эктоны возникают практически только
Рис. 25.4. Схема коаксиального диода (а) и время запаздывания появления сигнала с зондов,
расположенных на расстоянии х от места поджига (б)
502 Глава 25. Трубчатые электронные пучки
во время высоковольтной стадии вакуумного разряда и последовательно
размножаются в направлении силы Ампера. С помощью зондов определялись время за-
паздывания /3 появления взрывной эмиссии с зонда (рис. 4, б) и потенциал плазмы
в данных точках катода. Из зондовых измерений и фотографий плазмы следует, что
скорость движения границы образования первичного эктона составляет A-2I06 см/с
и не зависит от магнитного поля В = 2-10 кГс.
Полученные результаты позволили авторам [22] предложить механизм
образования новых эктонов в магнитном поле. Плазма, вытекающая из первоначального
эмиссионного центра, дрейфует по азимуту вдоль катода со скоростью 2106 см/с.
Из-за неравномерности поступления материала катода в плазму [22] в ней
возникают разрывы и потенциал периферийной области плазмы может достигать единиц
киловольт. При повышении потенциала плазмы над данным участком катода на
нем возникает ВЭЭ и образуется новый эктон. Последующие эктоны образуются
эстафетно от предыдущих.
Эксперименты [3] проводились в КДМИ с неоднородным магнитным полем,
имеющим пробочное отношение к = 6,7. Использовался тонкостенный (hK = 0,1 мм)
трубчатый катод из нержавеющей стали. На диод с межэлектродным зазором
d= 8 см подавался импульс напряжения длительностью /и = 1 мкс, t§ = 0,3 мкс и
амплитудой ?/= 1,6 MB. Динамика размножения зон появления эктонов
исследовалась на анализаторе, установленном в трубе дрейфа в области однородного
магнитного поля. Основным элементом анализатора был графитовый конус с
радиальными разрезами различной ширины. Длина щелей вдоль магнитного поля бьша
больше шага ларморовской спирали. Конус служил коллектором для основной
части тока электронного пучка Д. Для регистрации тока за щелью 1К использовались
специальные графитовые коллекторы. Эффективная ширина щели /Эф
определялась как разность между поперечным размером щели и диаметром ларморовской
окружности.
Осциллограммы коллекторного тока IK(t) не повторяли по форме импульс тока
пучка h{t\ на них наблюдались всплески разной интенсивности с периодом
порядка 100 не (рис. 5). Это свидетельствует о том, что в пучке существуют
азимутальные уплотнения тока (струи), причем они сохраняются на протяжении всего
импульса. Число струй увеличивается практически только в первые 200-300 не,
т.е. на переднем фронте импульса напряжения. Число струй растет примерно
линейно с увеличением магнитного поля в диапазоне Вк = 1,2-4,2 кГс. По
«автографу» пучка при /и «/ф « 0,3 мкс найдено, что число струй в пучке при Вк= 1,8 кГс
равно 20-25. При этом расстояние между катодными факелами составляло 1,5-2 см.
200 400 600 800 1000
t [не]
200 400 600 800 1000
t [не]
Рис. 25.5. Осциллограммы полного тока пучка (а) и тока за щелью шириной 4 мм (б)
§ 25.3 Катодная плазма в магнитном поле 503
Характеристики плазмы, образующейся на катоде при ВЭЭ в магнитном поле,
исследовались в [22-27]. Массовый состав плазмы определялся по ее
спектральному свечению в диапазоне 200-700 нм как интегрально за время разряда [27],
так и с временным разрешением [25, 26]. Концентрация плазмы измерялась с
помощью лазерной интерферометрии [27, 24], шлирен-фотографии [25],
голографии [26] и по штарковскому уширению линий водорода [10, 27].
Минимальная концентрация плазмы в используемых методиках составляла 1015-1016 см-3,
пространственное разрешение >0,1 мм. Температура плазмы вычислялась [25]
по относительной интенсивности свечения спектральных линий в
предположении локального термодинамического равновесия. Эксперименты проводились
при нано- (< 100 не) и микросекундных (<5 мкс) длительностях импульса
напряжения амплитудой U = 0,2-2 MB. При сравнении результатов, полученных в
различных экспериментальных условиях, параметром может служить линейная
плотность тока 1Л = 1/Bпгк) (ток на единицу длины периметра катода).
В [27] спектральные исследования свечения плазмы проводились на графитовых,
алюминиевых и медных катодах. Полученные спектрограммы указывали на
присутствие в плазме как материала катода (А11, А1II, А1III, Си I, Си II), так и десорбируе-
мого газа и продуктов крекинга углеводородов (Н, СI, СII и др.), причем
интенсивность свечения последних значительно превышала интенсивность линий металла и
была практически одинакова для всех катодов (С, А1, Си). При фотометрировании в
аксиальном направлении отчетливо виден пик на кромке катода. В радиальном
направлении интенсивность линий металла (Cul, Cull) более резко спадает внутрь
промежутка, чем линий С2, Нр, С П. Последнее может быть обусловлено различием в
механизмах разлета плазмы поперек и вдоль магнитного поля.
Для графитового катода наиболее интенсивны линии На и С II 657,8 нм.
Причем интенсивность линии На (концентрация излучающих атомов) существенно
различалась от импульса к импульсу при постоянной плотности электронов. Для
воспроизводимости результатов в диод напускали водород, который
адсорбировался на поверхности графитового катода в течение нескольких минут, а затем диод
откачивался до рабочего вакуума. Эти экспериментальные результаты также
указывают на важную роль ионизации десорбируемого с катода газа в формировании
прикатодной плазмы.
В спектре прикатодной плазмы при исследованиях с временным
разрешением [26] во время высоковольтной стадии вакуумного разряда наиболее ярки
водородные линии На и Нр. После окончания импульса высокого напряжения
длительностью /и = 70 не плазма излучала еще более 100 не. В этот период
регистрировались многие линии нейтралов и молекулярные полосы, особенно углеродные.
Исследования показали, что плотность плазмы увеличивается в течение
импульса и практически линейно растет с током. Так, изменение линейной плотности
тока от 4 до 0,5 кА/см (*и = 40 не) при изменении индукции магнитного поля от
нуля до 14 кГс привело к уменьшению плотности плазмы вблизи (порядка 1 мм)
катода на порядок (от 1,8-1017 до 1,4-1016 см-3) [10]. Плотность плазмы у катода в
КДМИ при /л » 0,3 кА/см достигает п «1016 см-3 через 3 мкс от начала импульса
напряжения [24]. При линейной плотности тока 0,1 кА/см плотность плазмы
п < 1015 см-3 в течение всего импульса Ги » 3 мкс [27]. При относительно большой
линейной плотности тока 5-10 кА/см и /и = 50-70 не плотность плазмы вблизи
504 Глава 25. Трубчатые электронные пучки
катода равна @,5-4LО16 см~3 [25, 26] и спадает на порядок на расстоянии > 2 мм
от катода. При микросекундных длительностях импульса напряжения плазма
плотностью 2-1015-Н016 см-3 представляет собой трубку с толщиной стенки 2-3 мм,
вытянутую вдоль неоднородного магнитного поля [24]. Такая геометрия катодной
плазмы также указывает на различный характер ее расширения поперек и вдоль
магнитного поля. Сравнение спектроскопических данных для алюминиевого
катода в диоде без магнитного поля [28] и в КДМИ [27] показало наличие одних и тех
же линий алюминия. Это позволило предположить, что температура катодной
плазмы в КДМИ не превышает 5 эВ [27].
Проведенные различными авторами исследования позволяют сделать следующие
основные выводы: плазма на катоде состоит как из материала катода, поступающего
при ВЭЭ, так и из десорбированного газа и продуктов крекинга масла,
используемого при получении вакуума в диоде, причем заметную часть плазмы может составлять
водород. Плотность плазмы вблизи катода в широком диапазоне условий
эксперимента GЛ = 0,1-10 кА/см) составляет 1015-1016 см-3 и быстро спадает внутрь
разрядного промежутка. Плазма с высокой плотностью п = 1018-1020 см-3, необходимой для
самоподцержания экгонов, сосредоточена вблизи катода на расстоянии менее 0,1 мм.
Давление магнитного поля (В ~ 104 Гс) существенно превосходит давление катодной
плазмы (B2/Sn » nT) уже на расстоянии 0,1 мм от катода.
25.3.2 Движение катодной плазмы
После возникновения ВЭЭ катодная плазма оказывается в магнитном поле и
начинает двигаться как поперек этого поля, так и вдоль него. Рассмотрим вначале
поперечное, или радиальное, движение. Заметим, что детально исследовались
плазменные процессы в цилиндрическом КДМИ с однородным магнитным полем
(рис. 1, б). Поэтому удобно рассмотреть физические явления в КДМИ на примере
простой геометрии.
Наиболее распространена методика измерения радиальной составляющей
скорости движения катодной плазмы поперек магнитного поля v± по расширению
электронного пучка, регистрируемого системой коллекторов (токовых датчиков),
установленных в конце трубы дрейфа [27]. При этом предполагается, что
электроны пучка идут строго по силовым линиям магнитного поля и переносят
изображение плазмы. В большинстве случаев это приближение выполняется, за
исключением начальной стадии формирования пучка при мегавольтных напряжениях на
диоде [19]. Назовем эту методику измерения v± коллекторной. Используются разные
модификации метода, в том числе с регистрацией электронов пучка по
рентгеновскому излучению [12]. Значение v± оценивается также по фотографиям свечения
плазмы, получаемым в разные моменты импульса электронно-оптическими
преобразователями. Фотоэлектрическая методика [29] позволяет измерять скорости
разлета слоев плазмы с разной интенсивностью свечения (плотностью).
Минимальный световой поток, регистрируемый ФЭУ, составлял F0 « МО лм, а
максимальный-F«4404F0 лм[29].
Азимутальная составляющая скорости катодной плазмы щ обычно
определяется по фотографиям свечения плазмы либо по «автографам» пучка на
чувствительной полимерной пленке, полученным при разных длительностях импульса
напряжения на диоде [23]. В последнем случае предполагается, что скорбеть
§25.3 Катодная плазма в магнитном поле 505
азимутального вращения пучка мала. Она легко оценивается, а также измеряется
по нескольким автографам пучка, полученным вдоль его распространения, для
профилированного каким-либо способом катода.
Для характеристики пробоя КДМИ поперек однородного магнитного поля
использовалось время коммутации tK9 определяемое по длительности импульса
диодного напряжения на уровне 10% от амплитудного значения [27]. В экспериментах
осуществляется постоянный контроль за тем, чтобы пробой развивался именно
поперек магнитного поля. Другие каналы развития разряда устранялись, в частности,
увеличением расстояния от катода до коллектора. Все исследования проводились
при В > Вщ>. Давление остаточного газа в пределах A-9)-10-3 Па не оказывает
влияния на величину /к± [29]. Время коммутации уменьшается на 10% при р « 2 • 10~2 Па
и практически вдвое при р « 0,2 Па.
Для выяснения роли катодной плазмы в пробое поперек магнитного поля
измерялись tK и время запаздывания появления катодной плазмы [27] в различных точках
по радиусу вплоть до анода с помощью коллекторной методики. Для трубчатых
графитовых и алюминиевых катодов (рис. 6) пробой поперек магнитного поля
развивается при подходе катодной плазмы к аноду [29]. До коммутации диода
регистрировался ток на анод порядка 10% от тока пучка. Время задержки тока на анод
уменьшалось с уменьшением межэлектродного зазора d и составляло для тока 150 А - tjl
при d = 0,65 см. В этих условиях скорость катодной плазмы vl9 усредненная по
большей части зазора, и скорость коммутации диода d/tK совпадают в пределах
погрешности измерений. Таким образом, анодная плазма, которая может
образовываться при попадании электронов на анод, не оказывает существенного влияния на
пробой диода. Аналогичные результаты получены для КДМИ с торцовыми
графитовыми и медными катодами [27]. Различие их значений не превышает 20%.
Рис. 25.6. Зависимости времени запаздывания появления катодной плазмы от расстояния
по радиусу для трубчатых катодов из графита для d = 2,6 G), 1,45 B) и алюминия для
d- 2,6 см C). В = 18 кГс; ty± - время коммутации. Движение плазмы внутрь графитового
цилиндрического катода D)
506 Глава 25. Трубчатые электронные пучки
Дополнительным подтверждением определяющей роли катодной плазмы в
пробое диода являются эксперименты [3], в которых изменение геометрии катода при
прочих равных условиях привело к изменению величины d/tK. Так, при d = 6 мм,
U= 300 кВ, В > 10 кГс для торцового катода dltK = 5105 см/с, а для острийного
d/tK < 2-Ю5 см/с. Для острийного катода (d = 3 мм, В = 12 кГс) d/tK зависит от его
материала, что следует из таблицы 1.
Таблица 25.1.
Материал
d/tK, 105 см/с
А1
2,3
W
2,6
Мо
2,7
Си
3,6
С
6,6
Как показали спектральные измерения, катодная плазма имеет в
цилиндрическом КДМИ ионизированный десорбированный газ. Поэтому представляют
интерес исследования пробоя диода с катодом, нагретым до температуры, достаточной
для удаления основной части адсорбированного на поверхности катода газа и
пленки масла [27]. Катод из танталовой фольги прогревался 20-30 мин при
температуре 1400 °С. Импульс напряжения подавался на диод без снятия накала катода.
Массовый состав катодной плазмы на нагретом катоде не контролировался, но
известно [3], что при такой температуре поверхность тантала практически чиста.
Нагрев катода до 1400 °С при d = 6 мм, В = 6 кГс не привел к изменению /к.
Полученные данные позволяют полагать, что пробой диода обусловлен собственно
катодной плазмой, а не движением фронта ионизации газа, десорбированного с
катода в сторону анода.
Рассмотрим влияние магнитного поля, напряжения, зазора, тока, радиуса
катода на время и скорость пробоя диода поперек магнитного поля, обусловленные, как
показано выше, разлетом катодной плазмы. В относительно слабых магнитных
полях (В < 5 кГс) скорость пробоя диода d/tK растет с уменьшением зазора. В
сильных полях d/tK несколько выше для больших зазоров (d = 1,45-2,6 см), чем для
малых (d = 0,37-0,65 см). Чтобы найти влияние напряжения на диоде на скорость
пробоя, определяли величину d/t3 (t3 < tK - время запаздывания начала нарастания
тока на анод) в диоде с межэлектродным зазором d = 3,35 см в магнитном поле
В «A-4J?кр, Вщ> = 1 кГс. При изменении напряжения на диоде примерно в 2 раза
(от 280 до 580 кВ) в магнитном поле В = 4 кГс величина d/t3 возросла примерно в
2,5 раза и достигла почти 2106 см/с. При меньших полях различие в значениях d/t3
увеличивалось. Сравнение результатов, полученных в [29] для одинаковой
геометрии диода (гк = 3,0; d - 2,6 см; 5 = 21 кГс), показало, что повышение напряжения
практически на порядок (от 0,19 до 1,5 MB) привело к увеличению d/tK примерно
в 4 раза (от 8-Ю5 до 3,5-106 см/с). В описанных экспериментах с увеличением
напряжения возрастал ток пучка. В трубе дрейфа специальной геометрии были
измерены /к при постоянном токе пучка 1Ь - 0,9 кА (d = 0,5 см и В = 24 кГс) [30].
Увеличение напряжения в пределах U= 50-300 кВ привело к росту d/tK от 5-Ю5 до
1-Ю6 см/с. Приведенные данные свидетельствуют о том, что скорость пробоя диода
поперек магнитного поля возрастает с повышением напряжения и соответственно
напряженности электрического поля на катоде.
С помощью той же трубы дрейфа исследовались зависимости tK(Ib) и tK(rK) [30].
Первая получена при постоянных напряжении (U = 240 кВ) и магнитном поле
§25.3 Катодная плазма в магнитном поле 507
(В = 24 кГс), гк = 2,0 см, d = 0,5 см. Увеличение тока пучка от 0,6 до 3,5 кА привело
к незначительному (около 15%) увеличению времени коммутации диода.
Экспериментальная проверка влияния гк на /к проводилась при постоянных значениях
В = 24 кГс, d « 1 см и линейной плотности тока пучка Ib/2nrK « 0,09 кА/см. С
увеличением гк от 2 до 4,5 см время коммутации диода возрастает с 1,4 до 1,8 мкс.
Динамика движения катодной плазмы поперек магнитного поля в
цилиндрическом КДМИ зависит от материала и геометрии катода, магнитного поля,
концентрации плазмы и направления ее распространения (в сторону анода или к оси
диода) [27]. Плазма существенно неоднородна, на осциллограммах коллекторного тока
и сигнала с ФЭУ наблюдаются сильные выбросы.
Как показали коллекторные измерения на графитовом катоде, динамика
движения плазмы по радиусу различна, когда магнитные поля меньше или больше
оптимального Вот, при котором средняя по межэлектродному зазору v± минимальна.
При В < Вот скорость плазмы по радиусу, первоначально равная 2106 см/с,
уменьшается, а затем несколько возрастает. При В > Вот она увеличивается с удалением от
катода. В случае В « Вот скорость плазмы в промежутке примерно постоянна. Для
металлических катодов (А1, Си) при В > Вот она возрастает с удалением от катода по
радиусу 6 > 0,3 см. По-видимому, в этом случае, а также для графитового катода при
В > Вот область падения скорости плазмы находится ближе к катоду. Отметим, что
при давлениях остаточного газа более 0,1 Па скорость распространения фронта
плазмы от катода к аноду не зависит от магнитного поля (В = 6-27 кГс) и постоянна
по радиусу.
В диоде с трубчатым катодом движение плазмы в сторону оси диода
принципиально отличается от ее движения в сторону анода [29]. Если во втором случае
существует оптимальное магнитное поле, при котором v± минимальна, то в
первом - скорость плазмы постоянно уменьшается с увеличением магнитного поля в
диапазоне В = 3-27 кГс. При больших магнитных полях В > В0ПТ скорость
плазмы в сторону оси диода v±<d/tn. Так, для алюминиевого трубчатого катода
(гк = 3,0 см, d= 2,6 см) при В = 27 кГс значение d/tK «8-105 см/с в среднем по
расстоянию 8 = 0,9 см. С заменой трубчатого катода на торцовый (со сплошной
торцовой поверхностью) vL <9104 см/с в сторону оси диода уменьшается
примерно в 4 раза. При этом v± вдоль торца катода на порядок меньше скорости
пробоя диода d/tK. Последнее указывает на то, что контакт плазмы с проводящей
поверхностью вдоль магнитного поля приводит к ее существенному торможению
поперек магнитного поля.
Скорость движения катодной плазмы вдоль магнитного поля щ измерялась с
помощью фотоэлектрической методики [3], СВЧ-интерферометрии [31] и
емкостными делителями напряжения [3]. При использовании СВЧ-интерферометра
восьмимиллиметрового диапазона [31] можно было регистрировать концентрацию
плазмы п > 1011 см~3, что позволяло проследить движение периферийных слоев с
низкой концентрацией. Емкостными делителями напряжения, установленными
вдоль трубы дрейфа, обычно измеряют разность потенциалов между электронным
пучком и трубой дрейфа AUb9 которая меньше приложенного к диоду напряжения.
При подходе катодной плазмы к емкостному делителю амплитуда сигнала на нем
возрастает до значения, соответствующего напряжению на диоде. По перегибу на
осциллограмме сигнала с емкостного датчика определяют время подхода к нему
508 Глава 25. Трубчатые электронные пучки
плазмы, переносящей потенциал катода. Скорость распространения коллекторной
плазмы вдоль магнитного поля измерялась также с помощью фотоэлектрической
методики [3] и СВЧ-интерферометрии [31]. Несмотря на относительно небольшое
количество используемых методик, в экспериментах удалось выделить роли
катодной и коллекторной плазмы в пробое диода, а также проследить динамику разлета
катодной плазмы поперек и вдоль магнитного поля.
Длительность импульса тока пучка, формируемого в КДМИ, может
ограничиваться также пробоем вдоль магнитного поля. Изучению механизма вакуумного
пробоя промежутка катод-коллектор и динамики движения катодной плазмы вдоль
однородного магнитного поля посвящены работы [3, 31]. Наиболее полно
исследован продольный вакуумный пробой в диодах с трубчатыми катодами (С, А1)
внешним радиусом гк = 3,0 см (d = 2,6 см). На диод подавался импульс напряжения
амплитудой U= 200 кВ и длительностью t„ « 3,5 мкс, ток пучка составлял 1Ь «1,5 кА.
Расстояние изменялось с помощью подвижного коллектора. Магнитное поле
варьировалось в пределах В = 3-27 кГс, давление остаточного газа 10~3-10-1 Па. Для
исследования распространения катодной плазмы, а также образования и разлета
коллекторной плазмы использовались система из пяти емкостных делителей
напряжения, установленных последовательно в трубе дрейфа, и фотоэлектрическая
методика. С помощью этих методик были измерены времена запаздывания tz
появления катодной плазмы на различных расстояниях от катода, а также времена
коммутации промежутка катод-коллектор (рис. 7).
Все измерения выполнены с графитовыми катодами и коллектором в
магнитном поле 5=18 кГс. Из полученных результатов (рис. 7) следует, что t3 фронта
катодной плазмы, измеренные двумя методами, согласуются между собой и с
временами коммутации для различных расстояний катод-коллектор (/к//ц«
« A-1,6)-107 см/с). Увеличение давления остаточного газа от Ю-3 до Ю-1 Па
привело к некоторому (на 20-30%) увеличению ?ц (/к = 20 см). При этом возросло также
z [см]
Рис. 25.7. Зависимость времени запаздывания появления катодной плазмы t2, измеренного
ФЭУ A-4) и емкостными делителями напряжения E), от расстояния до графитового катода,
а также времени коммутации вдоль магнитного поля F) от расстояния катод-коллектор.
5=18 кГс,р = 3 40-3 Па. F: 1 - 100F0,2 - 3F0, 3 - 1,5F0, 4-F0
§25.3 Катодная плазма в магнитном поле 509
и t3. Измерения по фотоэлектрической методике показали, что время запаздывания
появления плазмы на коллекторах из графита и нержавеющей стали равно
соответственно 1,2 и 0,25 мкс, а скорость распространения вдоль магнитного поля
составляет около 5105 см/с в обоих случаях. Плотность мощности пучка на коллекторе
была порядка 10 МВт/см2. Скорость коллекторной плазмы, измеренная [31] СВЧ-
интерферометром при близких условиях эксперимента, составила F-7)-105 см/с.
При мегавольтных напряжениях на диоде и плотности мощности пучка на
коллекторе примерно 1 ГВт/см2 существенного влияния коллекторной плазмы на пробой
вдоль магнитного поля не обнаружено [3]. Таким образом, пробой промежутка
катод-коллектор в однородном магнитном поле определяется распространением
плазмы, образующейся на катоде в процессе взрывной эмиссии электронов.
Использование фотоэлектрической методики позволило проследить'динамику
разлета катодной плазмы с различной яркостью свечения. Из полученных данных
(рис. 7) [3] следует, что скорость периферийных слоев плазмы щ возрастает с
удалением от катода, т.е. плазма движется ускоренно. Так, на участке z = 0-1,8 см
среднее значение щ= 7-Ю6 см/с и 3-Ю6 см/с, а на участке z = 7,5-17,5 см имеем
щ «A,7-2,5I07 см/с. На больших расстояниях от катода щ «1,6-107 см/с.
Близкие значения скорости фронта плазмы щ «A-2)-107 см/с получены с помощью
СВЧ-интерферометрии [31]. Скорость внутренних слоев плазмы практически
постоянна и равна примерно 2,6-106 см/с.
Из сравнения значений щ9 полученных емкостными делителями напряжения
при одинаковой геометрии КДМИ, но разных токах пучка A,5; 4 и 10-20 кА),
следует, что скорость фронта катодной плазмы возрастает с увеличением тока и
достигает 1>ц «108 см/с при 1Ь «10 кА. При дальнейшем повышении тока v^ не
увеличивается, однако при этом сокращается область ускоренного движения плазмы
вблизи катода. Результаты измерений времени запаздывания появления катодной
плазмы от расстояния до катода при 1Ь > 10 кА приведены на рис. 8. Таким
образом, в движении катодной плазмы вдоль магнитного поля можно выделить две
составляющие: гидродинамический разлет с постоянной скоростью B-2,6)-106 см/с и
ускоренное движение.
1,00
8
t^0,75
0,50
20 40 60
z [см]
Рис. 25.8. Зависимость времени запаздывания появления катодной плазмы от расстояния до
катода. 1Ъ = 10 кА, U= 0,9 MB (/) и 20 кА, 1,3 MB B)
510 Глава 25. Трубчатые электронные пучки
§ 25.4 Формирование пучков электронов
Рассмотрим основные характеристики трубчатых электронных пучков (ток,
потенциал, структуру), формируемых в цилиндрических (ra = R) КДМИ (рис. 1, б) с
однородным магнитным полем. Как показали исследования [32, 33], ток пучка 1Ь
зависит от магнитного поля. С его увеличением при В<ВЩ) ток возрастает,
достигает максимума при В » Дф, уменьшается при В > Вщ> и практически перестает
зависеть от магнитного поля при В > B-3J?^. При В <Вщ> ток пучка меньше
максимального вследствие попадания электронов на анод. При 2?« Дф толщина
трубчатого пучка максимальна и его внешний радиус близок к радиусу трубы дрейфа.
Основной вклад в ток пучка дают электроны, эмитируемые с цилиндрической
поверхности плазменного катода поперек магнитного поля. При В » В^ внешний
радиус пучка равен внешнему радиусу катодной плазмы и основной вклад в ток
пучка вносят электроны, эмитируемые с торцовой поверхности плазмы вдоль
магнитного поля.
При решении задачи формирования РЭП в КДМИ использовались две модели.
В первой [8, 34, 35] предполагалось, что ток пучка определяется пропускной
способностью трубы дрейфа, а во второй [36, 37] - областью формирования пучка,
т.е. диодом. Ниже рассмотрим вторую модель, так как она лучше согласуется с
экспериментом.
Задача была решена для цилиндрического КДМИ с трубчатым катодом
толщиной hK и бесконечно сильного ведущего магнитного поля (ларморовский радиус
электрона мал по сравнению со всеми характерными размерами задачи и мало
искажение поля). Приближение бесконечно сильного магнитного поля заведомо
выполняется, если [37]:
? = ^/М«1, ^«^ГТ, B5.4)
R еВ\ В В
где T = eER/mc2 +1; $ = vlc (v - скорость электронов в канале дрейфа), R = га.
Электронный поток в диоде в указанных условиях описывается уравнением
Пуассона:
Ду = -?--Й* у-и-а* B5.5)
V^i*
тс2
где \|/ - потенциалу* - плотность тока пучка, зависящая только от радиуса.
Граничные условия у = Г = 1 + eU/mc2 - на аноде и у = 1 - на катоде. Кроме того,
предполагается бесконечной эмиссионная способность катода. Умножая D) на dy/dz9
интегрируя по внутреннему пространству диода (исключая объем, занятый
катодом) и используя при этом уравнение E) в области дрейфа и граничные условия,
получаем:
Yi(Y4+l)-2r = -b^^jW2fl+-2'
rdr. B5.6)
Здесь yb =l + eyb/mc2 - значение релятивистского фактора на внешней границе
электронного пучка в пространстве дрейфа, а интегрирование в правой части
проводится по толщине пучка при z = +oo. Отметим, что F) есть следствие законов
сохранения энергии и z-компоненты импульса в системе.
§25.4 Формирование пучков электронов 511
Для достаточно тонкого пучка ГА^/[гк1п(га/гк)]<с1 можно пренебречь правой
частью в F), и получим
y*=V0,25 + 2r-0,5. B5.7)
Используя E), находим ток тонкого трубчатого пучка в области дрейфа:
_ тс3 (T-Y») У^-1 п- ЙЛ
е г* 21n(ra/rK)
Подставляя в (8) выражение G) для у^,, получаем ток пучка, формируемого в
КДМИ с тонким трубчатым катодом. Изложенная выше теория была развита
Федосовым [36]; ток объемного заряда согласно формуле (8) назовем федосовским.
Сравним полученные для КДМИ результаты с характеристиками пучка с
предельным током транспортировки. Потенциал нерелятивистского пучка
(кинетическая энергия электронов), формируемого в КДМИ, \\rb « 2C//3. Ток пучка при этом
равен inp Для релятивистского пучка уь « >/2Г, а для предельного тока уь =
Для ультрарелятивистского пучка, ток в КДМИ стремится к предельному.
В КДМИ наряду с трубчатыми катодами используются и торцовые. Плазма
образуется в основном на цилиндрической поверхности такого катода, а его торцовая
поверхность не эмитирует, и электрическое поле на ней не равно нулю. При этом в
диоде формируется трубчатый электронный пучок.
Для КДМИ с тонким трубчатым катодом предложена методика расчета [38]
параметров РЭП при произвольном внешнем магнитном поле на основе бриллю-
эновской модели пучка [35]. В отличие от [35], где использовано предположение
о реализации предельного тока канала транспортировки, в [38] задача
формирования РЭП решена с учетом законов сохранения потоков импульса и момента
импульса полей (электрического и магнитного) и электронов пучка.
Экспериментальные данные [38] согласуются с результатами таких расчетов лучше, чем по
модели [35].
Для численного расчета пучков, формируемых в КДМИ с однородным
магнитным полем, используют методы либо крупных частиц [39], либо трубок тока [40].
Общим является вывод, что предельный ток транспортировки в пучке не
достигается. Рассмотрим подробнее результаты численных расчетов для одинакового
напряжения на диодах 17= 360 кВ [3]. Расчеты производились для трубчатых катодов
толщиной Ак = 2 мм с радиусом скругления 1 мм и торцовых катодов с
прямоугольной или скругленной кромкой радиусом 2 мм. Обычно внешние радиусы
катода и катододержателя были равны, а длина коаксиальной полости катод-анод
составляла C-10)-rf. Для сравнения был выполнен расчет КДМИ, у которого
радиус катода гк = 3,0 см был больше радиуса катододержателя - 1,2 см, с длиной
катода 3,0 см при межэлектродном зазоре d = 2,6 см. Различий в указанных двух
случаях при прочих одинаковых условиях не обнаружено.
Эмитирующими областями считались внешняя цилиндрическая поверхность
катода и прилегающее к ней кольцо шириной 2 мм. Были выполнены еще два
расчета, о которых будет упоминаться особо, с шириной эмитирующего кольца на
торцовом катоде 1,0 см и с полностью эмитирующей поверхностью последнего.
Длина эмитирующей области на цилиндрической поверхности, прилегающей к
кромке катода, после предварительных расчетов была выбрана равной 1-2 мм.
512 Глава 25. Трубчатые электронные пучки
Эмитирующие области на цилиндрической и торцовой поверхностях разбивались
каждая на 10-20 трубок тока. Эмиссия с указанных областей считалась
неограниченной. Рассчитывались цилиндрические (рис. 1, б) диоды с торцовыми и
трубчатыми катодами с га = 5,6 см и гк = 4,7 см (В = 18 кГс); гк = 30 см (В = 6 и 18 кГс);
га= 3,0 см и гк = 2,4 см (В = 18 кГс), а также плоский (рис. 1, в) диод с га = 5,6 см,
гк = 2,4 см, R = 3,0 см, /ка = 0 и 6,0 см (В =18 кГс) (/^ - расстояние между катодом и
трубой дрейфа) с торцовым катодом. Следует отметить, что все расчеты
проводились при В » 2?кр, условие замагниченности пучка D) выполнялось. Точность
вычисленного алгоритма была предварительно проверена на цилиндрическом КДМИ
с тонким трубчатым катодом (га = 5,6 см, гк = 3,0 см, hK -> 0, В->оо и hK = 2 мм,
5=18 кГс, а также га = 3,0 см, hK = 2 мм, 5=18 кГс). Различие между
теоретическим и расчетным значениями токов не превышало 2,5%. Вклад в ток пучка
вносили в основном электроны, эмитируемые с торца катода. Магнитное поле
заворачивало все электроны с цилиндрической поверхности на нее же или на скругленную
кромку у катода. Для катодов с прямоугольной кромкой вклад в ток пучка давали
первые две трубки тока, прилегающие к торцу катода. Реальный катод скруглен
вследствие образования на нем эмитирующей плазмы. Отметим, что токи пучка в
пределах точности расчета не зависели от формы кромки катода.
В цилиндрическом КДМИ с торцовым катодом с прямоугольной кромкой при
увеличении магнитного поля возрастают плотность тока пучка и его трубчатость
(рис. 9), так как основной ток переносится на внешней стенке пучка.
Незначительное его уширение на внутренней стенке меньше, чем на внешней. При
использовании катода со скругленной кромкой пучок на внешней стенке практически не
уширен и распределение je(r) более пологое. Плотность тока на внутренней стенке
пучка несколько увеличена независимо от типа катода.
Для цилиндрического КДМИ с торцовым катодом отношение тока тонкого
(около 2 мм) электронного пучка к предельному току трубы дрейфа слабо зависит
от геометрии диода и равно 0,55-0,7. Увеличение ширины эмитирующего кольца
на торцовой поверхности до 1,0 см и магнитного поля от 6 до 18 кГс не привело к
заметному изменению тока пучка (га = 5,6 см, гк = 3,0 см). Для плоского КДМИ
2,8 2,88 2,96 3,04 2,8 2,88 2,96
г [см] г [см]
Рис. 25.9. Распределение плотности тока электронного пучка по радиусу цилиндрического
КДМИ с торцовым катодом с прямоугольной кромкой для В = 6 (а) и 18 (б) кГс; га =5,6 см;
гк = 3 см; ?/= 360 кВ (расчет)
§25.4 Формирование пучков электронов 513
отношение 1ь11щ> «0,17 при /„ = 6,0 см и 1ЬНЩ «0,4 при 1^ = 0. В последнем
случае использование катода с полностью эмитирующей торцовой поверхностью
привело к увеличению тока пучка на 25%, что качественно согласуется с
рассмотренными выше теоретическими представлениями. Расчеты при га = 5,6 см,
гк=3,0 см и гй = 3,0 см, гк = 2,4 см показали, что при одинаковых условиях ток
тонкого пучка в диоде с торцовым катодом меньше, а потенциал больше, чем в
диоде с трубчатым катодом, на 7-10%. По результатам расчета вычислялись
интегралы по поверхности торцового катода и по толщине пучка в дрейфовом
пространстве [3]. Полученное таким образом значение уь сравнивалось с
вычисленным непосредственно и различие составило 0,2%.
Численные расчеты позволяют определить протяженность области
формирования пучка. В цилиндрическом КДМИ с трубчатым и торцовым катодами
характерным ее размером является радиус анода. С уменьшением d/ra относительная
длина зоны ускорения z/ra уменьшается. В плоском КДМИ A^ = 6,0 см)
электроны достигают максимальной энергии на входе в трубу дрейфа. Использование
такого КДМИ приводит к увеличению энергии электронов пучка в дрейфовом
пространстве до значений, почти соответствующих приложенному напряжению,
а также к уменьшению отношения поперечной составляющей скорости
электронов к продольной.
Далее будут рассмотрены эксперименты, в которых измеренные ток 1Ь и
потенциал уь тонких трубчатых пучков, формируемых в КДМИ с сильным ведущим
магнитным полем, сравниваются с результатами аналитических и численных
расчетов, указанных выше.
Первоначально рассмотрим результаты измерений потенциала пучка, который
может быть существенно разным в зависимости от того, достигается в пучке
предельный ток или нет. Потенциал тонкого трубчатого пучка уь = U-AUb, где
AUb - разность потенциалов между пучком и трубой дрейфа. Величина AUb
определялась емкостным делителем напряжения либо по энергии отрицательных
ионов, ускоренных в промежутке между пучком и трубой дрейфа [41]. В
экспериментах [3] использовался цилиндрический КДМИ с тонким трубчатым
катодом (га = 5,6 см, гк = 3,0 см, hK = 1 мм, U= 500-650 кВ, В = 6-27 кГс). Измерения
проводились непосредственно за фронтом (/ф « 75 не) в максимуме импульса
напряжения (тока). При этом катодная плазма проходит поперек и вдоль
магнитного поля малые расстояния и в диоде формируется тонкий трубчатый пучок.
Расстояние между катодом и делителем, равное 16,5 см, было больше области
формирования пучка «1,5га (рис. 10). Влияния магнитного поля в диапазоне
В = 6-27 кГс на измеряемые характеристики (щ, h) не обнаружено. Отношение
vj/^/17 «0,5 отличалось от теоретического значения G) не более чем на 10% при
погрешности измерений « 30%. Отметим, что в случае предельного тока
отношение \\гь/и « 0,25. Отношение тока пучка к предельному равнялось примерно 0,7.
Вычисленный по формуле (8) ток пучка по найденным U и \\?ь отличается от
измеренного 1Ь не более чем на 25%.
Сравнение измеренного тока тонкого пучка 1Ь с рассчитанным Др по
формулам G) и (8) для цилиндрического КДМИ с тонким трубчатым катодом (Ак = 1 мм,
5 = 21 кГс) приведено в таблице 2.
33. Месяц Г.А.
514 Глава 25. Трубчатые электронные пучки
Рис. 25.10. Экспериментальная установка для исследования динамики разлета катодной
плазмы на ускорителе «ГАММА». 1 - срезающий разрядник; 2, 8 - емкостные делители
напряжения; 3 - вакуумный изолятор; 4 - вакуумная камера; 5 - катододержатель; б -
отражатель; 7 - катод; 9 - труба дрейфа; 10 - кольцевой коллектор; 11 - шунт; 12 - конический
коллектор; 13 - соленоид с катушками коррекции; 14 - пояса Роговского
Таблица 25.2.
*у,мв
1,5
1,57
2,36
2,70
Га, СМ
8,6
5,6
5,6
8,6
гк,см
3,0
3,0
3,0
3,0
h
11,6
20,5
24,0
13,6
hP, кА
11,6
20,7
34,9
24,4
hllbp
1,00
0,98
0,69
0,56
Видно, что при напряжении на диоде U < 1,6 MB измеренный ток пучка h
практически равен расчетному Ibp, а при U > 2 MB имеем Ib < Ibp. Это обусловлено
экранирующим действием электронного потока, эмитируемого с вершины
отражателя при напряженности электрического поля на нем Е > 100 кВ/см и
движущегося между катодом и анодом.
Экспериментально исследовалось формирование трубчатых пучков в КДМИ с
торцовым катодом [3]. Полученные фотографии плазмы в диоде, коллекторные
измерения распределения плотности тока пучка по радиусу je(r) и «автографы»
пучка позволяют сделать вывод, что плазма образуется на кромке катода. На
торце в условиях эксперимента ([/=370-470 кВ) имеются отдельные центры ВЭЭ,
число которых уменьшается с увеличением расстояния от внешней кромки
катода. Так, на оси диода ток на коллектор отсутствовал в течение всей длительности
импульса напряжения *и « 3 мкс. Предварительные эксперименты показали, что
при использовании графитового катода возрастают ток и азимутальная
однородность пучка. Последняя увеличивается также с ростом магнитного поля. Все это
связано с условиями образования плазмы на катоде. Отметим, что во всех
описываемых экспериментах использовались только катоды из графита. Результаты
измерений для цилиндрического и плоского катодов КДМИ и численных
расчетов совпадают в пределах погрешности. Были проведены сравнительные
измерения тока пучка электронов при одинаковых условиях для трубчатого и торцового
катодов в цилиндрическом КДМИ [3, 42]. Для устранения эмиссии электронов с
§ 25.5 КДМИ с неоднородным магнитным полем 515
торца катода напряжение на диоде было низким U = 100-120 кВ. В
экспериментах (га = 3,0 см, гк = 2,2 см, Ак = 1 мм) измерения проводились за фронтом
импульса напряжения (t$ » 50 не) в магнитном поле 5=18 кГс. Ток с торцовой
поверхности торцового катода отсутствовал. При этом для диода с торцовым
катодом ток был меньше, чем с трубчатым, на 25%. В диоде (га = 2,35 см,
гк = 0,64 см, Ак = 1 мм, U = 2 MB) ток пучка с трубчатого катода больше, чем с
торцового, на 7%. Предельный ток здесь вычислялся для бесконечно тонкого
трубчатого пучка.
Согласно проведенным теоретическим и экспериментальным исследованиям,
ток пучка в КДМИ с однородным магнитным полем определяется зоной
ускорения электронов в диоде. Полученные для цилиндрического КДМИ с тонким
трубчатым катодом аналитические выражения для тока и потенциала пучка
широко применяются в релятивистской электронике. Для нахождения
характеристик пучков, формируемых в КДМИ с более сложной геометрией диода, катода и
магнитного поля, используются численные расчеты либо прямые измерения.
§ 25.5 КДМИ с неоднородным магнитным полем
Исследования КДМИ с однородным магнитным полем показали, что простым
увеличением магнитного поля затормозить разлет катодной плазмы не удается.
Скорости плазмы поперек и вдоль магнитного поля возрастают с увеличением
напряжения на диоде и при U ~ 1 MB достигают величины порядка 106 и 108 см/с
соответственно. Столь большие скорости затрудняют получение в таких КДМИ
мощных РЭП с длительностью импульса тока *и > 1 мкс. Здесь увеличение энергии
пучка связано с ростом размеров области формирования РЭП.
Увеличение длительности импульса /и достигается при использовании в КДМИ
неоднородного магнитного поля, нарастающего от катода к аноду [43]. При этом
подавляется центробежная неустойчивость катодной плазмы [3]. Использование
нарастающего по радиусу магнитного поля для подавления желобковых неус-
тойчивостей плазмы, к которым относится и центробежная, известно давно [44].
В катодной плазме обращенного КДМИ центробежная неустойчивость не
развивается в силу геометрии электродов.
С точки зрения торможения разлета катодной плазмы, формирования
однородных трубчатых электронных пучков с микросекундной длительностью импульса
тока и последующего применения РЭП в СВЧ-устройствах с преобразованием
продольного движения в излучение наиболее приемлем КДМИ с неоднородным
магнитным полем пробочной геометрии (рис. 1, г). Исследования подобных диодов
были начаты в работе [45]. В таких КДМИ магнитное поле нарастает как поперек,
так и вдоль силовых линий, что приводит к уменьшению v± и 1>ц. Сравнительные
измерения щ в однородном и неоднородном магнитных полях при пробочном
отношении k = 1,1-4 и U = 0,2-1,5 MB показали, что в последнем щ спадает в
2-10 раз [3, 31] одновременно с v±. Уменьшение щ обусловлено торможением
ионной компоненты в магнитном поле пробочной конфигурации и снижением
эффективности ускорения ионов объемным зарядом электронов.
Рассмотрим плазменные процессы, приводящие к ограничению длительности
импульса тока пучка в КДМИ с неоднородным магнитным полем [3]. Эксперименты
33*
516 Глава 25. Трубчатые электронные пучки
выполнены на ускорителе «Гамма» при напряжении на диоде U = 0,8-2,5 MB и
/и = 1-15 мкс и на ускорителе РЭМ при U= 120-150 кВ и Ги < 40 мкс по подобным
(рис. 10) схемам. Во всех экспериментах использовались графитовые трубчатые
катоды. Скорость v± определялась по расширению электронного пучка, а щ - по
пробою промежутка катод-коллектор (с учетом скорости движения коллекторной
плазмы вдоль магнитного поля около 5-Ю5 см/с) [17], а также по емкостному
делителю напряжения, установленному в начале трубы дрейфа.
Первоначально проследим динамику разлета катодной плазмы при
сравнительно низком напряжении на диоде - примерно 100 кВ [3]. По результатам
измерений пробоя промежутка катод-коллектор строятся зависимости скорости
движения плазмы вдоль силовых линий магнитного поля щ от расстояния до
катода (рис. 11, а). Стрелками указано место перехода неоднородного магнитного
поля в однородное. Видно, что скорость плазмы на выходе из пробки зависит от
пробочного отношения, уменьшаясь с ростом &. В однородном магнитном поле
плазма движется с ускорением и достигает Уц«Ы07 см/с. Средняя скорость
прохождения плазмой участка неоднородного поля уменьшается с ростом к и
равна 2,1 106, 1,6-106 и 1,1-106 см/с для к = 2,34; 3,47 и 11 соответственно. В
неоднородном поле плазма расширяется с почти постоянной скоростью, а после
входа в однороднее поле - ускоренно (рис. 12, б), что указывает на развитие
неустойчивости. Расширение катодной плазмы в однородном поле до стенки трубы
дрейфа приводит к пробою диода. Отметим, что в этих экспериментах
расстояние между катодом и трубой дрейфа 1^ = 14 см оставалось постоянным, т.е.
напряженность электрического поля на катоде была одинакова.
С увеличением напряжения на диоде (примерно 1 MB) изменяются некоторые
закономерности пробоя и динамики разлета катодной плазмы [19]. При
пробочном отношении к = 1,5-6 она не выходила из области неоднородного магнитного
поля и щ <4-106 см/с. Пробой диода происходил именно в этой области. При
к < 1,1 плазма проходила область пробки и в однородном магнитном поле быстро
набирала предельную скорость около 1108 см/с. Зависимости скорости разлета
катодной плазмы vL от расстояния 8 до катода поперек силовых линий
неоднородного магнитного поля (рис. 12) [19] измерялись для двух геометрий диода при
одинаковом напряжении 17= 1 MB. Вблизи катода скорость плазмы v± « 2-Ю6 см/с.
С увеличением 8 она уменьшается в зависимости от напряженности
электрического поля на катоде (величина зазора 1^) до v± «@,5-lI06 см/с и некоторое
время остается постоянной. Одновременно с зазором 1^ изменялось и пробочное
отношение к, но, как оказалось [3] (рис. 11, б), v± слабо зависит от него. На
больших расстояниях от катода 8 > 5 см vL начинает расти и тем сильнее, чем
больше магнитное поле. Такой вид зависимости v± от магнитного поля
характерен для центробежной неустойчивости. При близких значениях /и и t (см.
рис. И, б; 12, б) повышение напряжения на диоде на порядок (от 0,1 до 1 MB)
приводит к увеличению vL в неоднородном магнитном поле также на порядок
(от 105 до 106 см/с). Зависимости времени коммутации tK от напряжения для
двух геометрий диода (рис. 13) также свидетельствуют об увеличении v± с
повышением напряжения на диоде. Необходимо отметить, что tK при этом
практически не зависело от магнитного поля В = 14-31,5 кГс при к= 1,5-2,6.
§25.5 КДМИ с неоднородным магнитным полем 517
30 40
z [см]
10 15
t [мкс]
Рис. 25. 77. а - скорость движения катодной плазмы вдоль магнитного поля г^ц в
зависимости от расстояния до графитового катода в КДМИ с пробочным отношением 11 G), 3,74 B)
и 2,34 E); б - скорость расширения катодной плазмы поперек магнитного поля в КДМИ с
пробочным отношением 2,4 G) и 3,6 B)
?°,8
0,4
(в)
г
\
V х 8
, о, -, ,• *,
1
2^
1
1
Я
5
о
а
2,0
1,6
1,2
Л Я
A J
\ \/~2
\\^ о
Х^_ X"
х —,
(б)
о
к х
1
3 4 5
5 [см]
0,5 1,0 1,5 2,0 2,5
5 [см]
Рис. 25.12. Зависимости скорости разлета катодной плазмы поперек неоднородного
магнитного поля 1>р1 от расстояния до катода при В - 14 G) и 28 B) кГс для двух геометрий диода:
а-гк = 6,3 см Д = 6; б - гк = 8,5 см, & = 2,6
Для исследованных в [19] трех геометрий диода измерены энергия
электронного пучка Wb и эффективность передачи энергии Wr9 запасенной в генераторе
Маркса, в пучок (таблица 3). Видно, что эффективность передачи энергии из
генератора в пучок уменьшается с ростом напряжения. При этом существует
оптимальный межэлектродный зазор, при котором отношение WbIWr максимально.
Это связано с тем, что при больших 1Ш в общем токе ускорителя повышается
доля тока утечки с катододержателя, а при малых 1Ш падает длительность
импульса из-за пробоя диода.
Таблица 25.3
гк,см
6,3
6,3
8,5
8,5
6,3
6,3
Аса, СМ
35
35
15
15
2,5
2,5
k
6
6
2,6
2,6 .
1,5
1,5
и, мв
1
1,7
1
2
0,85
1,8
;и, мкс
15
8
6
4
3
1
й^,кДж
28
46
37
140
29
55
wb/wn%
19
12
26
20
20
8
518 Глава 25. Трубчатые электронные пучки
6
5
? 4
S Z
" 3
2
1
0,8 1,0 1,2 1,4 1,6 1,8 2,0
U [MB]
Рис. 25.75. Зависимости времени коммутации t^ диода поперек продольного магнитного
поля от напряжения на диоде при J50 = 21 кГс для двух геометрий: а-гк = 8,5 см, k = 2,6;
б-гк = 6,3 см, ?= 1,5
Проведенные исследования позволяют рассмотреть следующую
феноменологическую модель плазменных процессов в КДМИ с неоднородным магнитным
полем. При низких напряженностях на диоде (около 100 кВ) и к < 2 катодная
плазма распространяется вдоль магнитного поля со скоростью i/ц < A-2I06 см/с,
уменьшающейся с ростом к. При этом плазма расширяется поперек
неоднородного магнитного поля с практически постоянной скоростью v± < 1105 см/с,
слабо зависящей от к. Поскольку v± <зс щ9 то распространяющаяся в диоде плазма
имеет форму клина, как и в КДМИ с однородным магнитным полем. При
вхождении катодной плазмы в область однородного магнитного поля резко
возрастают v± (развивается центробежная неустойчивость) и щ9 (плазма ускоряется
объемным зарядом электронов). При этом пробой может происходить как
поперек, так и вдоль магнитного поля в зависимости от соотношения величин vl9 щ
и расстояний от плазмы до трубы дрейфа и до коллектора. С повышением
напряжения на диоде (примерно 1 MB) продольная скорость плазмы v± < 4-106 см/с
существенно не изменяется, а поперечная щ возрастает на порядок. При этом
vL < щ и пробой диода осуществляется в области неоднородного магнитного
поля. Увеличение напряженности электрического поля в диоде приводит к
развитию центробежной неустойчивости катодной плазмы в неоднородном магнитном
поле. Это связано с недостаточной величиной градиента магнитного поля для
подавления неустойчивости.
Пространственно-временная структура трубчатого РЭП, формируемого в КДМИ,
определяется динамикой образования и разлета катодной плазмы в вакуум. Ниже
будут рассматриваться КДМИ с трубчатым катодом. Первоначально на катоде
образуется конечное число центров ВЭЭ, из которых и эмитируют электроны.
Электронный пучок при этом состоит из отдельных токовых струй, число которых
равно числу эктонов. Увеличение магнитного поля, скорости роста напряженности
электрического поля на катоде, использование катодов из материалов с малым
временем запаздывания взрывной эмиссии способствуют росту числа этих
центров и соответственно токовых струй в пучке. Дрейф плазмы по азимуту приводит
§25.5 КДМИ с неоднородным магнитным полем 519
к образованию плазменного кольца на катоде и формированию замкнутого
трубчатого пучка. Неоднородность его тока в азимутальном направлении при этом
остается, и она тем меньше, чем больше магнитное поле [22].
Радиальное распределение плотности тока трубчатого пучка зависит от
геометрии плазмокатода, форма которого определяется соотношением между v± и щ.
В однородном и неоднородном магнитном поле v± <зс щ при напряжениях на
диоде U~ 100 кВ. При этом плазмокатод приобретает форму конуса с вершиной,
движущейся вдоль потока электронов. Первоначально максимум плотности тока пучка
соответствует силовой линии магнитного поля, проходящей через кромку катода.
Разлет плазмы сопровождается утолщением пучка и смещением максимума
плотности тока в сторону увеличения радиуса. Для КДМИ с однородным магнитным
полем (рис. 14) [29] увеличение внешнего радиуса пучка, обусловленное
расширением плазмы вблизи катода, происходит быстрее, чем смещение области с
максимальной плотностью тока, которой соответствует вершина конусообразного
плазменного катода. В КДМИ с неоднородным магнитным полем при мегавольтных
напряжениях на диоде скорость плазмы поперек магнитного поля возрастает, так
что vL < щ. При этом плотность тока je(r) [19] распределяется более полого.
Изменение структуры РЭП в течение импульса вследствие расширения
катодной плазмы является недостатком КДМИ. Известны несколько способов
стабилизации параметров РЭП [3], прежде всего использование неоднородного
магнитного поля пробочной конфигурации. Неоднородное магнитное поле, кроме
торможения разлета катодной плазмы, приводит к уменьшению скорости
расширения границ трубчатого пучка в пространстве дрейфа в yjBQ/BK раз по
сравнению со скоростью v±.
Стабилизации положения в пучке области с максимальной плотностью тока
можно добиться с помощью вспомогательного соленоида, включенного навстречу
основному [46]. Магнитное поле на катоде BK(t) изменяется во времени по закону,
позволяющему компенсировать перемещение области с максимальной плотностью
тока пучка по радиусу.
2,4 3,0 3,6 4,2 4,8
г [см]
Рис. 25.14. Распределение плотности тока пучка с трубчатого алюминиевого катода по его
радиусу в КДМИ с однородным магнитным полем через 1 G) и 2,25 B) мкс от начала
импульса, d = 2,6 см, 5=18 кГс
520 Глава 25. Трубчатые электронные пучки
Для ограничения внешнего радиуса пучка перед электродинамической
структурой обычно устанавливают коллимирующие диафрагмы. Так как максимум
плотности тока находится внутри пучка (рис. 14), а на периферии плотность тока je
низка, то обрезается малая часть тока пучка. Однако при этом на поверхности
диафрагмы за время < 1 мкс образуется плазма, которая может влиять на процесс
генерации СВЧ-излучения. С помощью емкостных делителей напряжения,
установленных за диафрагмой, определено [47], что от нее вдоль магнитного поля
располагается область компенсации объемного заряда электронного пучка. Скорость
движения фронта, имеющего нулевой потенциал, возрастает с увеличением
разности потенциалов между пучком и трубой дрейфа и может достигнуть > ЫО8 см/с.
Наблюдаемое явление можно объяснить следующим образом. Между диафрагмой
и пучком вдоль оси системы имеется разность потенциалов, численно равная
разности потенциалов между пучком и трубой дрейфа. Ионы диафрагменной плазмы
ускоряются этой разностью потенциалов вдоль магнитного поля и компенсируют
объемный заряд электронного пучка. При перекомпенсации электроны
диафрагменной плазмы с тепловой скоростью примерно 1-Ю8 см/с могут заполнить
область, занятую быстрыми ионами.
К рассмотрению ускорителей с использованием КДМИ мы перейдем при
обсуждении работы мощных релятивистских СВЧ-генераторов в главе 30.
Литература к главе 25
1. Бакшт Р.Б., Месяц ГА. Влияние поперечного магнитного поля на ток электронного пучка
в начальной стадии вакуумного разряда // Изв. вузов. Физика. 1970. № 7. С. 144-146.
2. Friedman M, Ury M. Production and Focusing of High Power Relativistic Annular Electron
Beam // Rev. Sci. Instrum. 1970. Vol. 41, N 9. P. 1334-1335.
3. Релятивистские многоволновые СВЧ генераторы / СП. Бугаев, В.И. Канавец, В.И. Ко-
шелев, В.А. Черепенин. Новосибирск: Наука, 1991.
4. Close R.9 Palevsky А.9 Bekefl G. Radiation Measurement from an Inverted Relativistic
Magnetron // J. Appl. Phys. 1983. Vol. 54, N 7. P. 4147-4151.
5. Dreike P., Eichenberger C, Humphries S., Sudan R. Production of Intense Proton Fluxes in a
Magnetically Insulated Diode // Ibid. 1976. Vol. 48, N 1. P. 85-87.
6. Luckhardt S.C, Fleischmann H.H. Microsecond-Pulse Insulation and Intense Ion Beam
Generation in a Magnetically Insulated Vacuum Diode // Appl. Phys. Lett. 1977. Vol. 30, N 4.
P. 182-185.
7. Бакшаев Ю.Л., Блинов П.И., Долгачев ГЛ., Скорюпин В.А. Ускорение ионов в диоде с
магнитной изоляцией // Физика плазмы. 1979. Т. 5, вып. 1. С. 129-131.
8. Воронин B.C., Лебедев А.Н. Теория коаксиального высоковольтного диода с магнитной
изоляцией // ЖТФ. 1973. Т. 43, вып. 12. С. 2591-2598.
9. LovelaceR., OttE. Theory of Magnetic Insulation//Phys. Fluids. 1974. Vol. 17,N6.P. 1263-1268.
10. Bekefl G., Orzechovski T.J., Bergeron K.D. Electron and Plasma Flow in a Relativistic Diode
Subjected to a Crossed Magnetic Field // Electron Research and Technology: Proc. Intern.
Top. Electron Conf. Beam Res. and Technol. Albuquerque, 1975. Vol. 1. P. 303-345.
11. Orzechovski T.J., Bekefl G. Current Flow in a High-Voltage Diode Subjected to a Crossed
Magnetic Field // Phys. Fluids. 1976. Vol. 19, N 1. P. 43-51.
12. Горев В.В., Долгачев Г.И., Закатов Л.П. и др. Динамика нарушения магнитной изоляции
электронного диода // Физика плазмы. 1985. Т. 11, вып. 7. С. 782-786.
13. Бурцев В.А., Василевский М.А., Гусев О.А. и др. Ускоритель сильноточных электронных
пучков микросекундной длительности // ПТЭ. 1979. № 5. С. 32-35.
Литература к главе 25 521
14. Martin Т.Н., Clark R.S. Pulsed Microsecond High-Energy Electron Beam Accelerator // Rev.
Sci. Instrum. 1976. Vol. 47, N 4. P. 46-463.
15. Месяц Г.А. Генерирование мощных наносекундных импульсов. М.: Сов. радио, 1974.
16. Ковалев Н.Ф., Нечаев В.Е., Петелин ММ, Фукс М.И. К вопросу о паразитных токах в
сильноточных диодах с магнитной изоляцией // Письма в ЖТФ. 1977. Т. 3, вып. 9.
С. 413-416.
17. Бугаев СП., Ким А. А., Климов А.И, Кошелев В.И. О механизме вакуумного пробоя и
разлета катодной плазмы вдоль магнитного поля в бесфольговых диодах // ЖТФ. 1980.
Т. 5, вып. 11. С. 2463-2465.
18. Воронин B.C., Захаров СМ., Казанский Л.Н., Пикуз С.А. Моноэнергетический
сильноточный электронный пучок со стабилизированным током микросекундной
длительности // Письма в ЖТФ. 1981. Т. 7, вып. 20. С. 1224-1227.
19. Бастриков А.Н., Бугаев СИ, Киселев ИИ. и др. Формирование трубчатых
микросекундных электронных пучков при мегавольтных напряжениях на диоде // ЖТФ. 1988.
Т. 58, вып. 3. С. 483-488.
20. Беломытцев С.Я., Коровин С.Д., Месяц Г.А. Эффект экранировки в сильноточных
диодах // Письма в ЖТФ. 1980. Т. 6, вып. 18. С. 1089-1092.
21. Елъчанинов А.С, Загулов Ф.Я., Коровин С.Д., Месяц Г.А. О стабильности работы
вакуумных диодов ускорителей сильноточных релятивистских электронных пучков // ЖТФ.
1981. Т. 51, вып. 5. С. 1005-1007.
22. Месяц Г.А., Проскуровский Д.И. Импульсный электрический разряд в вакууме.
Новосибирск: Наука, 1984.
23. Кошелев В.И. О разлете катодной плазмы в поперечном магнитном поле // Физика
плазмы. 1979. Т. 5, вып. 3. С. 698-701.
24. Горбачев СИ., Захаров СМ., Пикуз С.А., Романова В.М. С02-лазерная
интерферометрия взрывоэмиссионной плазмы в сильноточном микросекундном диоде // ЖГФ. 1984.
Т. 54, вып. 2. С 399-401.
25. Stinnett R.W., Palmer M., Spielman R., Bengtson R. Small Gap Magnetic Experiments
in Magnetically Insulated Transmission Lines // Proc. X ISDEIV. Columbia (SC), 1982.
P. 281-285.
26. Stinnett R.W., Allen G.R, Davis H.P. et al. Cathode Plasma Formation in Magnetically
Insulated Transmission Lines // Proc. XI ISDEIV. В., 1984. Vol. 2. P. 397-400.
27. Бакшт Р.Б., Бугаев СП., Кошелев В.И., Месяц Г.А. О свойствах катодной плазмы в диоде
с магнитной изоляцией // Письма в ЖТФ. 1977. Т. 3, вып. 13. С 593-597.
28. Бакшт Р.Б, Кудинов А.П., Литвинов Е.А. Исследование некоторых характеристик
плазмы катодного факела // ЖТФ. 1973. Т. 43, вып. 1. С. 146-151.
29. Бугаев СП., Ким А.А., Климов А.И., Кошелев В.И. О механизме распространения
катодной плазмы поперек магнитного поля в бесфольговых диодах // Физика плазмы.
1981. Т. 7, вып. 3. С. 529-539.
30. Бугаев СП., Ким А.А., Кошелев В.И., Хряпов П.А. Экспериментальное исследование
характера движения катодной плазмы поперек магнитного поля в диодах с магнитной
изоляцией // Там же. 1983. Т. 9, вып. 6. С 1287-1291.
31. Никонов А.Г., Ройфе И.М., Савельев Ю.М., Энгелько В.И. О работе диода с магнитной
изоляцией при большой длительности импульса // ЖТФ. 1983. Т. 7, вып. 4. С. 683-690.
32. Глейзер И.З., Диденко А.Н., Жерлицын А.Г. и др. Получение трубчатого
релятивистского электронного пучка в коаксиальной пушке с магнитной изоляцией // Письма в ЖТФ.
1975. Т. 1, вып. 10. С. 463-468.
33. Воронин B.C., Крастелев Е.Г., Лебедев А.Н., Яблоков Б.Н. О предельном токе
релятивистского электронного пучка в вакууме // Физика плазмы. 1978. Т. 4, вып. 3. С. 604-610.
34. Месяц Г.А. Эктоны. В 3-х ч. Ч. 3. Эктоны в электрофизических устройствах.
Екатеринбург: УИФ «Наука», 1994.
35. Нечаев В.Е., Фукс М.И. Формирование трубчатого электронного пучка релятивистских
электронов в системах с магнитной изоляцией: (Приближенный расчет) // ЖТФ. 1977.
Т. 47, вып. 11. С 2347-2353.
522 Глава 25. Трубчатые электронные пучки
36. Федосов А.И Электронные потоки в бесфольговых диодах и линиях с магнитной
самоизоляцией. Дис.... канд. физ.-мат. наук. Томск, 1982.
37. Федосов А.И, Литвинов Е.А., Беломытцев С.Я., Бугаев СП. К расчету характеристик
электронного пучка, формируемого в диоде с магнитной изоляцией // Изв. вузов.
Физика. 1977. № 10. С. 134-135.
38. Фукс М.И. Формирование сильноточного релятивистского электронного пучка в
коаксиальном диоде с магнитной изоляцией // ЖТФ. 1982. Т. 52, вып. 4. С. 675-679.
39. Jones М.Е., Thode L.E. Intense Annular Relativistic Electron Beam Generation in Foilless
Diodes // J. Appl. Phys. 1980. Vol. 50, N 10. С 5212-5214.
40. Горшкова M.A., Ильин В.П., Нечаев В.Е. и др. Структура сильноточного релятивистского
электронного пучка, формируемого коаксиальной пушкой с магнитной изоляцией //
ЖТФ. 1980. Т. 50, вып. 1. С. 109-114.
41. Болотов В.Е, Зайцев НИ, Кораблев ГС и др. Исследование возможности диагностики
сильноточных релятивистских пучков методом ионного тока // Письма в ЖТФ. 1980.
Т. 6, вып. 16. С. 1013-1016.
42. Straw D.C, Clark М.С. Electron Beams Generated in Foilless Diodes // IEEE Trans. Plasma
Sci. 1979. Vol. 26, N 3. P. 4202-4204.
43. Долгачев Г.И, Закатов Л.П. О возможности увеличения длительности магнитной
изоляции // Письма в ЖТФ. 1983. Т. 9, вып. 16. С. 964-967.
44. Арцимович Л.А. Управляемые термоядерные реакции. 2-е изд., перераб. М.: Физматгиз,
1963.
45. Ройфе ИМ., Стеколъников Б.А., Энгелько В.И. Получение и исследование
сильноточного электронного пучка микросекундной длительности // ЖТФ. 1976. Т. 46, вып. 12.
С. 2563-2576.
46. Александров А.Ф., Воронков СН, Галузо СЮ. и др. Стабилизация диаметра трубчатого
РЭП микросекундной длительности с помощью импульсной магнитной компрессии //
Физика плазмы. 1988. Т. 14, вып. 11. С. 1388-1392.
47. Зайцев НИ, Кораблев ГС, Шемякин Б.П. Элементы динамики катодной и
коллекторной плазмы в диоде с магнитной изоляцией // Там же. 1981. Т. 7, вып. 3. С. 560-563.
Глава 26
ПЛОТНЫЕ ЭЛЕКТРОННЫЕ ПУЧКИ
И ИХ ФОКУСИРОВКА
§ 26.1 Особенности работы диодов
В этой главе анализируются диоды, предназначенные для получения и
фокусировки плотных сильноточных релятивистских электронных пучков (РЭП) с
длительностью импульса *и ^ W с. Обзоры исследований в этой области даны в [1-3].
Под плотными сильноточными РЭП мы понимаем такие пучки, ток которых
ограничивается их собственным магнитным полем. Это поле может быть использовано
для фокусировки самого пучка. На функционирование таких диодов большое
влияние оказывают слои катодной и анодной плазмы, причем в отличие от
конструкций, описанных в предыдущей главе, анодная плазма присутствует практически
всегда из-за большого потока энергии на анод.
Одной из особенностей таких пучков является большое электрическое поле
между электродами. Это приводит к тому, что создаются благоприятные условия
для появления на катоде большого числа эмиссионных центров и эктонов и
образования однородного слоя катодной плазмы. Для получения прямоугольных им-
. пульсов необходимо иметь фронт импульса t$ « /и, т.е. t$ < 10~8 с. Скорость
роста электрического поля в диоде обычно dEldt» Ult^d « 1014 В/с при напряжении
U~ 106 и длине промежутка между катодом и анодом d «1см. При столь
больших dEldt нет необходимости в использовании многоострийных катодов. Для
получения большого числа эктонов обычно хватает микронеоднородностей
поверхности самого катода. В качестве материала катода в таких диодах обычно
используют графит.
Если необходимо получать однородный сильноточный РЭП, то используют
сильное внешнее ведущее магнитное поле. В этом случае ток пучка целиком
ограничен полем пространственного заряда, а траектории электронов ортогональны
эквипотенциальным поверхностям в зазоре. Оценим, при каких условиях
необходимо учитывать собственное магнитное поле пучка.
Пусть имеется плоский диод с осесимметричным электронным пучком.
Сравним характерные силы (электрическую Fe и магнитную Fm)9 действующие на
электроны в диоде. Для оценки Fm полагаем, что радиус пучка R равен радиусу
524 Глава 26. Плотные электронные пучки и их фокусировка
области эмиссии, а плотность тока эмиссии определяется законом «степени 3/2»
для плоского диода. Тогда для границы пучка, где Fm имеет максимальное
значение, получим:
еи_ш _4еЧ/2Я. ^^4еШ_ .....
е d ' т~9 тсЧ* ' Fe~9 тсЧ' (ЬЛ)
где U - напряжение, измеряемое в мегавольтах. При большом радиусе пучка по
сравнению с зазором диода отношение Fm/Fe значительно даже при
нерелятивистских напряжениях на диоде и, следовательно, влияние собственного магнитного
поля на структуру пучка становится существенным. Для релятивистских
напряжений на диоде воспользуемся выражением для плотности тока в неограниченном по
ширине плоском диоде в ультрарелятивистском случае. Тогда получим:
F R
t-T <26-2)
т.е. в релятивистском случае, чтобы обоснованно не учитывать влияние
собственного магнитного поля пучка на движение электронов, необходимо иметь радиус
пучка намного меньше зазора диода. Из A) следует, что при eUlmc2 > dIR
происходит ограничение тока диода собственным магнитным полем пучка. В этом
случае траектории электронов приобретают вид пересекающихся орбит, радиально
сходящихся к оси диода.
Кратко остановимся на роли анодной плазмы. Как было показано в главе 5, она
образуется вследствие бомбардировки пучком электронов поверхностного слоя
материала анода. В [3] определялся удельный вклад энергии, необходимой для
получения слоя анодной плазмы в диоде, состоящем из плоских графитовых катода и
анода. Для этого экспериментально изучалась зависимость первеанса электронного
пучка от времени. По отклонению первеанса от теоретической зависимости,
соответствующей закону «степени 3/2», определялся момент образования анодной
плазмы. Появление анодной плазмы также фиксируется по началу свечения анода,
которое наблюдается эопограммой [3]. Удельный вклад энергии электронного
пучка в поверхностный слой графитового анода до этого момента составил примерно
0,4 кДж/г. Это на порядок ниже, чем необходимо для испарения слоя графита.
Следовательно, анодная плазма образовывалась из газов, поглощенных в графите.
В работе [4] с помощью различных прямых методик определялся удельный
энерговклад для образования анодной плазмы у поверхности алюминия. Установлено,
что для десорбции и ионизации газов из поверхностного слоя материала анода
требуется энергия электронного пучка, равная 1-3 кДж/г. Анодная плазма состояла
в основном из ионов Н+, Щ и некоторого количества С+, С+2, 0+, а также ионов
алюминия, появившихся в более поздние моменты E5-65 не), когда диод уже
закорачивался плотной плазмой.
§ 26.2 Диоды с плоскими электродами
Рассмотрим вначале диоды без внешнего магнитного поля. Если диод
образован круглыми плоскими анодом и катодом с радиусом R и расстоянием между
ними d, то при условии неограниченной эмиссии катода и длительности импульса
*и «: d/(vK+va), где vK и va - скорости катодной и анодной плазмы, ток / опреде-
§ 26.2 Диоды с плоскими электродами 525
ляется по закону «степени 3/2», который можно записать так:
9 е \тс2) \а)
где тсъ1е- 17 кА.
Закон «степени 3/2» предполагает, что движение электронов в ускоряющем
зазоре происходит по траекториям, ортогональным эквипотенциальным
поверхностям. Однако при eU/mc2 > dIR сила Лоренца, действующая на электроны,
оказывается сравнимой с электрической силой и собственное магнитное поле тока диода
начинает заметно искривлять траектории электронов на краю диода. В результате
зависимость тока от напряжения отклоняется от закона «степени 3/2». Оценку
критического тока диода 1^, при котором это происходит, можно получить,
приравнивая значение ларморовского радиуса электрона с энергией eU к ширине зазора d:
/Кр=8,5л/уГ1Т^, B6.4)
где у - релятивистский фактор, 1щ> выражен в килоамперах.
Имеется несколько моделей, в которых делается попытка дать объяснение
этому эффекту при токе I> I^.B парапотенциальной модели предполагается [2], что
электроны движутся вдоль конических потенциальных поверхностей с общей
вершиной в центре анода. Уравновешенность электрических и магнитных сил,
действующих на электрон, обусловливает парапотенциальность движения. При
этом ток электронов можно определить из формулы
I = S95^yfo(y + y[f^l), кА. B6.5)
Для этой модели обязательно предположение о приосевом токе электронов в
диоде. Другие подходы к определению тока релятивистских электронов в диоде с
сильным собственным магнитным полем развиты в [5-8]. В [6] на основе
положений одножидкостной гидродинамики создана ламинарная теория диода, в
которой нет необходимости делать какие-либо предположения о форме
эквипотенциальных поверхностей и о существовании приосевого тока. Согласно этой
теории, ток электронов
/ = 8,5—у1/21п(у + л/у2~Т), кА, B6.6)
а диаметр их пучка на аноде уменьшается в у раз по сравнению с катодным. В [6]
для расчета тока выбрана геометрия диода, в которой ускорительный зазор
увеличивается к краю катода. В таком диоде исключено пересечение траекторий
электронов, что делает более обоснованным применение уравнений одножидкостной
гидродинамики для описания потока электронов. При у » 1 результаты [6] ближе
к парапотенциальной модели, чем к ламинарной.
В работе [1] проведено сравнение парапотенциальной и ламинарной теорий с
экспериментальными результатами. На рис. 1 представлено отношение тока Ilq от
напряжения между электродами для данных, полученных на различных
ускорителях. Величина q = Rid называется аспектным отношением. В качестве тока /
брался амплитудный ток пучка. Напряжение ускорителей варьировалось в пределах
U= 0,1-1,4 MB, радиусы катодов 15-16 см, аспектное отношение q = 1,25-22,4.
526 Глава 26. Плотные электронные пучки и их фокусировка
О 0,2 0,4 0,6 0,8 1,0 1,2 1,4 1,6
U [MB]
Рис. 26.1. Сравнение измеренных и теоретических значений тока диода. Измеренные
значения тока / и напряжения U относятся к моменту максимума тока (dl/dt = 0); точки -
эксперимент: 1 - «SNARK»; 2, 3 - «PIML»; 4, 9, 10 - «OWL-II»; 5, 6 - «PULSERAD-738»; 7, 8 -
«GAMBLE-I»; линии - расчет Inap/q Aпщ> - парапотенциальный ток, q - аспектное
отношение). 1^/q (/кр - критический ток); штриховая линия - ток по «ламинарной теории» - /л.т.
В [9] исследованы вольт-амперные характеристики диодов с большим аспект-
ным отношением на ускорителе «OWL-II». Для уменьшения влияния движения
плазмы на ток диода в рассматриваемой работе применялись относительно
большие зазоры d - от 0,73 до 1,46 см. Использование катодов с углублением в
центральной части радиусом Rt (рис. 2) способствует снижению влияния катодной
плазмы на работу диода.
Вольт-амперная характеристика таких диодов имеет четыре
последовательные фазы (рис. 3): 1) фаза ограниченной эмиссии /, когда ток в диоде близок к
нулю до тех пор, пока на катоде не образуется плазма; 2) фаза без линчевания
пучка II, когда ток диода приблизительно описывается законом «степени 3/2»;
3) фаза линчевания электронного пучка III, когда ток диода описывается
приблизительно выражением E) для парапотенциального тока 1тр; 4) фаза «закоротки»
диода IV, когда напряжение на диоде падает при растущем токе диода.
1 1 I
II 1
|--#4
г"Ч
dp]
[ Г
А 1
я]
' * 1
1
do "
—н—
л.
Рис. 26.2. Геометрия диода: а - плоский катод; б - конический катод; R - внешний радиус;
Rt - радиус полости в катоде; d0, dt - зазоры
§ 26.2 Диоды с плоскими электродами 527
и
^р
1чл
\-чгар
IV
п_
'-
^
W/7
/ с/
Рис. 26.3. Изменение режима работы диода во времени Тчл - ток Чайлда-Ленгмюра, П -
переходная область. Штриховая линия - изменения тока и напряжения в одном импульсе
Результаты исследований [9] показали, что для фазы пинчевания ток диода
одинаков в случае как плоского (рис. 2, а\ так и конического (рис. 2, б) катодов.
Если движением плазмы в ускоряющем промежутке можно пренебречь, то работа
диода с линчеванием электронного пучка удовлетворительно описывается парапо-
тенциальной теорией.
Анодная плазма служит источником ускоренных ионов, ток которых тоже
ограничен пространственным зарядом. Пространственный заряд ионов нейтрализует
пространственный заряд электронов, а магнитное поле суммарного электронного и
ионного тока приводит к сильному пинчеванию электронного тока. При попадании
электронов в анодную плазму на них перестает действовать электрическая сила, и
электроны отражаются за счет магнитной силы из анодной плазмы обратно в
сторону катода. Расчет показывает, что в конце концов достигается стационарное
состояние, в котором электронный поток оказывается сфокусированным, а ионный
остается ламинарным [10].
Отношение ионного тока к электронному обратно пропорционально
отношению средних времен, за которое ионы и электроны проходят через
межэлектродный промежуток. Поскольку характерная длина траектории электрона,
пересекающего промежуток, примерно равна радиусу диода R, а для ионов равна
зазору d, то при достаточно большом аспектом отношении ионный ток может стать
больше электронного. Примером таких диодов, в которых ионный ток превышает
электронный, являются так называемые пинчрефлексные диоды, применяющиеся
для получения интенсивных ионных потоков [11].
Рассмотрим теперь работу диодов с внешним продольным магнитным полем.
Теория такого диода с плоскими круглыми электродами, помещенного во внешнее
продольное магнитное поле, дана в [2]. В случае сильного магнитного поля
реализуется релятивистское обобщение закона «степени 3/2» для тока вследствие замаг-
ниченности электронов. Их ток в диоде в отсутствие ионов с анода и внешнего
магнитного поля Н29 удовлетворяющего условию
528 Глава 26. Плотные электронные пучки и их фокусировка
имеет вид:
Ау) =
7 = 8,5
2^2
9
(у-1>
,3/2
/(У).
для y-l<cl,
для у»1.
B6.7)
B6.8)
Для электронного диода функция /(у) представлена на рис. 4 кривой 7. Для
случая, когда анод диода является источником ионов с «бесконечной» эмиссионной
способностью - кривой 2
В [12] экспериментально исследовались вольт-амперные характеристики и
распределение плотности тока сильноточного диода, помещенного в сильное внешнее
продольное магнитное поле. Использовался графитовый катод с плавно
нарастающим по радиусу зазором d = d(f) (рис. 5, штриховая кривая). Напряженность
продольного магнитного поля в диоде была равна Н2 = 42 кГс, напряжение на диоде
в начале импульса U » 0,9 MB, ток диода / « 30 кА. Максимальное отношение
HJHZ« 0,07 (#п - собственное поле пучка). Распределения плотности тока по
радиусу представлены на рис. 5. Сплошной кривой показано распределение в
приближении плоского диода, т.е. для плотности тока электронов je~l/d2(r).
Видно, что экспериментальное распределение плотности тока отличается от этой
зависимости и наблюдается некоторый краевой эффект.
На рис. 6 показаны вольт-амперная характеристика диода в сравнении с
теоретическими кривыми для чисто электронного диода (сплошная кривая) и диода с
ионами (штриховая). Для сравнения экспериментов с теорией зависимость тока
пучка от напряжения представлялась в виде:
A,ai =
mcJ
где cti - геометрический фактор, который определялся из условия совпадения /nai
с теоретическим значением, вычисленным по формуле G) при ?7=1 MB (/ = 10 не).
^
7
6
5
4
3
2
1
о
-
/
/
/!с^Л 1 1
12 3 4 1
У
/2
'1
i
5 6 '
2,4
2,0-
% 1>б
I1'2
•> 0,8
0,4
1—
1
/
г 1 -
L -4 + -
\
i i i i I -«
2,4
2,0
1,6
1,2 Л
*«
0,8
0,4
н П
1 0 0,4 0,8 1,2 1,6 2,0
г [см]
Рис. 26.4. График функции /у)
Рис. 26.5. Распределение плотности тока
электронов по радиусу пучка
§ 26.3 Диоды с ножевыми катодами 529
О 0,25 0,50 0,75 1,00
U [MB]
Рис. 26.6. Вольт-амперная характеристика релятивистского диода в сильном продольном
магнитном поле. Н2 = 42 кГс (В2 = 4,2 Тл), масштаб времени приближенный: 1 - гк = 1 см,
d = 0,5 см; 2 - гк = 2 см, d = 1,0 см
Отметим, что штриховая кривая на рис. 6 построена в предположении, что плазма
на аноде обладала «бесконечной» эмиссией ионов. Видно, что в начале импульса
напряжения трк близок к теоретическому значению для чисто электронного диода,
а со временем все более приближается к линии, описывающей диод с ионами. Для
диода с плотностью тока j > 6 кА/см2 (гк = 1 см, d = 0,5 см) переход на ветвь с
ионами наступает через t > 40 не после начала импульса напряжения, что
соответствует U » 0,45 MB, а для диода су» 1,5 кА/см2 (гк = 2,0 см, d = 1,0 см) лишь при
/>50нси С/*0,2MB.
§ 26.3 Диоды с ножевыми катодами
Для получения электронных пучков с большой яркостью используют диоды с
ножевым катодом. Яркость пучка определяется из соотношения ?///02, где 0 -
угловой разброс электронов, j - плотность тока. Рассмотрим вначале работу таких
диодов с внешним магнитным полем.
На рис. 7 показана схема установки по генерации сильноточного тонкого
дискового РЭП в магнитном поле в диоде ускорителя «Урал», созданного в ИАЭ,
([/= 250 кВ, / =100 кА, t = 80 не) [13]. Для генерации РЭП использовался ножевой
катод, представляющий собой дисковое кольцо из нержавеющей стали с
внутренним диаметром DK = 14,0-14,4 см, внешним 18,4 см и тремя толщинами А0 = 0,5;
1,0; 2,0 мм. Цилиндрическим анодом служила полоска фольги из нержавеющей
стали толщиной 0,2 мм, укрепленная на тонкостенном стакане из нержавеющей
стали и закрывавшая в нем круговую щель, через которую внутрь анодного стакана
могло проходить рентгеновское излучение, генерируемое электронным пучком на
аноде. Внутри анодного стакана, симметрично по обе стороны от круговой щели,
размещались катушки, создающие магнитное поле остроугольной геометрии. На
рис. 8 представлена зависимость импеданса диода Z от времени и магнитного
поля. Видно, что Z слабо зависит от поля Нгк.
34. Месяц Г.А.
530 Глава 26. Плотные электронные пучки и их фокусировка
Рис. 26.7. Схема экспериментов по генерации тонкого сильноточного дискового РЭП в
магнитном поле остроугольной геометрии на ускорителе «УРАЛ»: 1 - силовые линии
магнитного поля, 2 - металлический стакан, 3 - камера-обскура, 4 - катушки магнитного поля, 5 -
кольцевая цепь, закрытая анодной фольгой, 6 - катодный диск (нож), 7 - токовый шунт, 8 -
делитель напряжения
Ширина пучка h„ на аноде определялась по рентгеновским снимкам,
полученным с помощью камеры-обскуры. С ростом магнитного поля ширина пучка hn
существенно уменьшается, а при Н^ = 13 кГс на снимках были видны отчетливые
следы филаментации пучка, которая хорошо также обнаруживалась по следам
эрозии на аноде. На рис. 9 представлена ширина пучка в зависимости от Н^ для
разных А0. При больших Нп ширина пучка асимптотически стремится к значению,
близкому к А0. Формирование электронного пучка в диоде с ножевым катодом,
помещенным во внешнее продольное магнитное поле, происходит на поверхности
образующейся катодной плазмы в результате сложного движения электронов:
дрейфа вдоль боковой поверхности ножа в скрещенных электрическом и
магнитном полях и ускорения в сторону анода за счет продольной компоненты
электрического поля 2?ц.
Импеданс кольцевого ножевого диода при h$ <к d можно оценить следующим
образом. Известно, что электрическое поле вблизи боковой поверхности ножа, в
пределах циклоиды дрейфа, имеет ненулевую тангенциальную составляющую 2Гц на
расстоянии порядка d от кромки ножа, и следовательно, формирование
электронного пучка будет происходить с боковой поверхности ножа, равной SK * 2 • 2iiRKd, при
§ 26.3 Диоды с ножевыми катодами 531
среднем расстоянии от этой области до анода d »l,5rf. Используя известное
выражение для импеданса плоского диода, вытекающее из закона «степени 3/2»:
Z = 430d2/(UV2SK), где U - напряжение на диоде, MB; Z - импеданс диода, Ом, и
подставляя в него значения SK и d, получаем соотношение для оценки импеданса
кольцевого ножевого диода:
Z = ——
у/и Лк'
B6.10)
Строгая теория диода с ножевым катодом, помещенного в сильное внешнее
продольное магнитное поле, развитая в [14], приводит к следующему выражению
для импеданса кольцевого диода:
z=30[x<Y„-|(l±lf.
B6.11)
Асимптотические значения коэффициента % следующие: х(у) = 1 при у» 1 и
Х(у) = 0,36 при у -> 1. Для произвольного у значение %(у) определяется из
интерполяционного соотношения: %(у) = 1-0,64/у. Отметим, что формулы (9) и A1) для
0,1 < U < 3 MB дают значения, различающиеся не более чем на 25%.
При наличии анодной плазмы приведенные формулы должны быть исправлены
введением коэффициента а, учитывающего возрастание тока диода вследствие
компенсации объемного заряда электронов ионами, отбираемыми из анодной
плазмы, т. е. Z* = Z/a. Величина а зависит от напряжения U на диоде [15], его
геометрии, а также от плотности анодной плазмы и наличия магнитного поля. Для
плоского диода при «бесконечной» эмиссионной способности анодной плазмы и
для eU/mc2 < 0,2 величина a «: 1,86, а с ростом у она монотонно растет и при
у = 5 a = 2,05. Значение а в каждом конкретном случае должно рассчитываться.
15
N
5
0
~f
1
i
20
1 1
40 60
t [не]
i
80
¦о—о
1
100
9
8
7
6
J»4
3
2
1
0
— 1
\
Л0 = 2 мм\/^^^ ¦
" Л0 = 0,5мм* ^^---j 1
iiii
3 6 9 12 1
Нл [кЭ]
Рис. 26.8. Зависимость импеданса диода Z
от времени для разных Н^ в опытах с
ножевым катодом на ускорителе «УРАЛ» при
do = 5 мм, h0 = 0,5 мм. Н^ = 3 кГс
(кривая 7), Ягк= 13 кГс (кривая 2)
Рис. 26.9. Зависимость ширины пучка hn от
магнитного поля Н^ в опытах с ножевым
катодом на ускорителе «УРАЛ» при d0-
= 5 мм. 1,2 - зависимости (Ад - Hq) ~ УН%.
для двух значений И0
34*
532 Глава 26. Плотные электронные пучки и их фокусировка
Математическое моделирование диода с кольцевым ножевым катодом,
помещенного в продольное магнитное поле Hz = 30 кГс и имевшего RK = 1,27 см, А0 = 1,4 мм,
d0 = 2,5 мм при U= 600 кВ, показьюает, что учет ионов анодной плазмы приводит к
возрастанию тока диода с 39,8 до 59,2 кА (а = 1,5) [16].
При сравнении экспериментальных данных с результатами расчета импеданса
диода необходимо иметь в виду, что образование плазмы на кромке катодного ножа
в опытах на ускорителе «Урал» происходит за 100-120 не до подачи импульса
основного напряжения. Спустя 5-10 не после появления тока этот ток выходит на
плато с амплитудой 20-30 кА при напряжении 150-200 кВ, которое длится
10-15 не. Этот режим соответствует электронному току диода при отсутствии
анодной плазмы. Далее ток диода при слабо падающем напряжении за 30 не
достигает максимума, равного около 60 кА при d0 = 5 мм или 90 кА при d0 = 3 мм.
Возрастание тока более чем в 2 раза и наличие максимума можно объяснить
появлением в диоде ионного потока благодаря образованию анодной плазмы под действием
бомбардировки анода ускоренными электронами, уменьшением эффективного
зазора и монотонным падением напряжения на диоде.
Примером диода с ножевым катодом без внешнего магнитного поля является
диод ускорителя «МС» [17] (С/ = 350 кВ, / = 170 кА, tK = 60 не). Катод был
выполнен в виде пластины длиной 27 или 10 см и толщиной 0,3 см. Материал катода -
нержавеющая сталь или графит. Анодом служила пластина из нержавеющей стали
толщиной 0,8-1 мм и алюминиевая фольга толщиной 10 мкм. Межэлектродный
зазор do между кромкой катодного ножа и анодом изменялся от 0,5 до 7,5 мм.
Импеданс сильноточного диода с плоским ножом длиной / с учетом торцовой
части ножа, обращенной к аноду, в отсутствие внешнего магнитного поля
удовлетворительно описывается соотношением, полученным из формулы A1):
-1
B6.12)
где Zj =2я30[х(у)]~ -— — - импеданс диода с ножевым катодом длиной /
при h0 « d; /(у) = -^г[х(У)Г (У + 1I/2 - коэффициент; пш - ширина плазменного
катода (А = /^ + 2vKt).
Расчет импеданса диода ускорителя «МС» с / = 10 см, d = 3,5 мм, h0 = 3,0 мм
для максимума тока Gтах =120 кА, U = 330 кВ) по формуле A2) при скоростях
катодной и анодной плазмы vK = 1-106 см/с в предположении, что плотная анодная
плазма образуется спустя 15 не после начала тока, при а = 1,9 дает расчетное
значение Zp = 3,0 Ом, что согласуется с экспериментальным значением Z3 = 2,75 Ом.
В работе [1] приведены рентгеновские снимки свечения анода в диоде с ножевым
катодом с / = 10 см и d = 0,35 см. Измерения показывают, что угловой разброс
растет со временем. Вначале он не превышает 10-20°, а после 40 не начинает расти и
к 60-70 не достигает порядка 60°. Анализ рентгеновских снимков показывает, что
в начальный период работы диода, вплоть до 30 не, излучение однородно вдоль
катодного ножа. Однако после 40 не наблюдалась неоднородность свечения,
причем неоднородные области имели размер около 1-3 мм и были слегка вытянуты
поперек катодного ножа.
Z = Z,
1, Яу)Кя
§ 26.3 Диоды с ножевыми катодами 533
Значительным достижением стало использование диода с катодом из 18 ножей
(лезвий) при симметричном подводе энергии для получения РЭП мощностью
1,5 ТВт при напряжении около 1,0 MB, токе 1,8 МА и эффективной длительности
импульса мощности 17 не [18]. Для получения РЭП с указанными параметрами
был использован ускоритель «SPEED» [19] с выходным сопротивлением
генератора 0,4 Ом, к которому с помощью конволюционной системы, состоящей из
18 параллельных линий с магнитной изоляцией, подсоединялся диод с катодом из
18 ножей, имевший форму усеченного конуса. Геометрия диода определялась
задачей создания мощного источника рентгеновского излучения для однородного
облучения образца общей площадью 500 см2.
На рис. 10 показан боковой разрез выходной части установки, на котором видна
одна из вакуумных транспортирующих линий и одна секция диода с ножевым
катодом, расположенным под углом 45° к оси ускорителя. Длина каждого катодного
ножа, изготовленного из нержавеющей стали толщиной 0,25 мм, была равна
10,8 см. Анод представлял собой алюминизированную майларовую пленку
толщиной 13 мкм, наклеиваемую на анодный корпус с отверстиями. За пленкой
располагались полоски из танталовой фольги толщиной 51 мкм для увеличения
выхода рентгеновского излучения. Средний зазор между кромкой катодного ножа и
анодом, обеспечивающий оптимальное согласование импеданса диода с выходным
волновым сопротивлением генератора, был равен 4,5 мм. На рис. 11 приведены
типичные осциллограммы напряжения на диоде и тока диода. Следует отметить
очень низкую суммарную индуктивность системы подвода энергии от
симметричной ускорительной трубки до катодных ножей, составляющую B,15±0,2) нГн, что
обеспечило получение очень короткого импульса мощности РЭП в диоде с
эффективной длительностью 17 не.
Рис. 26.10. Боковая проекция диода, имеющего форму усеченного конуса, с катодом из
18 ножей (ускоритель «SPEED»): 1 - симметричная система подвода энергии, 2 - катодное
кольцо, 3 - сегментированный пояс Роговского, 4 - линия с магнитной изоляцией, 5 - к
делителю напряжения, 6 - токовый шунт, 7 - держатель катодного ножа, 8 - катодный нож, 9 -
набор термолюминесцентных датчиков, 10 - анод из танталовой фольги
534 Глава 26. Плотные электронные пучки и их фокусировка
1,80
1,44
<
-1,08
0,36
0 11 22 33 44 55
t [не]
Рис. 26.11. Типичные осциллограммы в опытах с катодом из 18 ножей (ускоритель «SPEED»):
пунктирная кривая - напряжение на диоде; сплошная - напряжение, скорректированное на
индуктивность диода 2,2 нГн; штриховая - ток диода, протекающий через катодное кольцо
На рис. 12 представлена зависимость импеданса от времени. Наблюдаются три
фазы в развитии импеданса: / - образование катодной плазмы и работа диода в
режиме протекания тока в соответствии с законом «степени 3/2»; II - плато в
импедансе диода, характерное для протекания тока в режиме пинчевания
электронного пучка; ///-постепенное разрушение режима ускорения из-за наступления зако-
ротки диодного зазора плотной плазмой. Предельный измеренный импеданс диода
в момент максимума мощности при начальном зазоре, изменявшемся вдоль ножа
от 3 до 6 мм, равнялся 0,60 Ом и продолжал оставаться достаточно высоким в
течение всего импульса. Отметим, что импульс рентгеновского излучения по форме
был близок к импульсу мощности РЭП. Из покадровой съемки рентгеновского
2,0
1,6
I1'2
N
0,8
0,4
0 6 12 18 24 30
t [не]
Рис. 26.12. Зависимость импеданса диода Z и мощности РЭП от времени для зазора
d = 4,5 мм с отношением 4nin/4nax = 3/6 (ускоритель «SPEED»). Экспериментальные кривые
относятся к одному импульсу
/
/
/••А.
It/"
! 1
J f
„С 1,7 MA
\
,r-0,94MB\
/^V-0,81 MB\
1 1 l\ l^V
§26.4 Фокусировка электронных пучков 535
свечения анода с помощью камеры-обскуры и электронно-оптического
преобразователя (ЭОП) следует, что в начальной части импульса наблюдается довольно
однородное свечение вдоль катодных ножей, а на более поздней стадии видна ярко
выраженная картина пинчевания электронного пучка с перемещением его следа
вдоль ножей в сторону оси диода.
Для генерации мощных импульсов рентгеновского излучения широко
применяются вакуумные диоды с кольцевой геометрией с симметричной запиткой [20,
21]. Преимущество таких сильноточных диодов - в существенном уменьшении в
них доли ионной составляющей тока. Такой диод состоит из внутреннего и
внешнего цилиндрических анодов, соединенных плоским анодом, и цилиндрического
катода. Симметричный подвод энергии к диоду возможен на базе ускорителей,
имеющих симметричную ускорительную трубку, как, например, в ускорителе
«SPEED», или с помощью вакуумного конволюционного перехода от одиночного
коаксиального выхода к симметричному выходу, как это осуществлено, например,
в ускорителе «BLACK JACK» [21]. Поскольку обратные токи текут как внутри
катода, так и снаружи, электронный пучок не испытывает пинчевания к оси диода,
а образует кольцевой пучок. Ток ионов в таком диоде не превышает нескольких
процентов от полного тока диода.
В [20] приводятся результаты генерации РЭП на ускорителе «HYDROMITE»
A7= 2 MB, t = 40 не, Z = 4,8 Ом) с использованием двойного коаксиального диода.
С помощью конволюционного перехода выходная мощность генератора делится на
два потока, что необходимо для работы диода. Оказалось, что коэффициент
деления тока зависел от импеданса диода: для режимов с низким импедансом от 30 до
40% полного тока протекало через внутренний коаксиал, в то время как для
режимов с более высоким импедансом токи были примерно равны. Потери тока при
конволюции составляли примерно 1/3 независимо от импеданса диода.
Рентгеновские снимки свечения торцового анода указывают на достаточную
однородность кольцевого электронного пучка, средний диаметр которого равен
среднему диаметру катодного кольца, а также на наличие радиального пинчевания
в пределах кольцевого пучка, при котором внутренние электроны движутся
наружу, а внешний - внутрь. Импеданс диода существенно зависел от зазора между
торцом катода и плоским анодом.
Наиболее мощный диод с кольцевым катодом и симметричной запиткой был
применен на установке «BLACK JACK» [21]. Диаметр кольцевого катода был
равен 25 см. В диоде при зазоре d0 = 1,3 см и напряжении около 2,1 MB получен
ток примерно 2,1 МА. Энергия, переданная в электронный пучок, составила
250-300 кДж при запасе ее в генераторе Маркса 1,5 МДж.
§ 26.4 Фокусировка электронных пучков
Из соотношения C) следует, что импеданс диода Za~Um(R/d)~2.
Следовательно, чем меньше аспектное отношение q = R/d9 тем больше импеданс. Поэтому
диоды с малым аспектным отношением q называют иногда высокоимпедансными.
Первые опыты по фокусировке РЭП в таких сильноточных диодах описаны в
работах [22, 23]. В этих экспериментах применялись диоды, имевшие
диэлектрические стержневые или трубчатые катоды диаметром 2-6 мм и более, длиной
536 Глава 26. Плотные электронные пучки и их фокусировка
20-40 см, что было необходимо для подавления предымпульса, и зазором между
кончиком катода и плоским металлическим анодом 0,5-5,0 см. Напряжение,
прикладываемое к диоду, варьировалось от 1,0 до 3,5 MB. В опытах на установке
«FX-75» [22] при напряжении на диоде 3,5 MB получен сфокусированный до
диаметра примерно 2 мм электронный пучок с током 40 кА и длительностью 30 не.
Плотность тока на диоде в этих опытах достигала нескольких мегаампер на 1 см2.
Импеданс таких диодов составлял десятки ом, а ток диода был меньше или равен
альвеновскому току /А=17|5у, кА, где у = (l-t$/c2)-1/2, $ = v0/c9 с - скорость
света, щ - скорость электрона.
Экспериментально установлено, что в начале импульса напряжения
электронный пучок, эмитируемый с катода малого диаметра, расходился и формировался на
аноде в пятно диаметром примерно 10 мм с относительно малой плотностью тока.
Щелевая развертка свечения плазмы в зазоре между катодом и анодом показала [23],
что пинчевание РЭП в диоде происходило незадолго до перекрытия промежутка
видимой плазмой, в результате чего пучок фокусировался в маленькое пятно на
аноде диаметром около 1-2 мм с плотностью тока, превышающей 1 МА/см2.
Согласно голографическим интерферограммам [24], в момент пинчевания
электронного пучка на оси диода между плотными слоями катодной и анодной плазм
имеется плазма плотностью около 1017 см-3, обеспечивающая нейтрализацию
объемного заряда фокусируемого электронного пучка.
Численные расчеты сильноточных диодов с током 1<1щ> показывают [25], что
углы падения электронов на поверхность анода малы (нормальное падение -
рис. 13, я). С повышением тока диода углы падения на анод увеличиваются
благодаря возрастающему действию собственного магнитного тока, равного /кр,
характер электронных траекторий становится принципиально другим, а именно:
ламинарное течение электронов в ускоряющем зазоре заменяется течением с
пересекающимися орбитами (рис. 13, б). Когда ток в диоде I > 1щ>, ларморовский радиус
(а)
II
^
Рис. 26.13. Расчетные стационарные траектории электронов в диоде с плоскими круглыми
электродами, а - ламинарный электронный поток (I < 7^), напряжение на диоде U= 200 кВ,
2расЧ = 11,9 Ом; б - фокусировка электронов с помощью токонесущей плазмы на оси (I > 7^),
напряжение на диоде U = 250 кВ, ток проволочки - 70 кА, ток диода 50 кА; штриховая
линия - граница анодной плазмы
(б)
Л = 2,54 см
1
Г
0,31 см
<—1 *¦
§26.4 Фокусировка электронных пучков 537
электронов с энергией, соответствующей напряжению на диоде, становится
равным или меньше зазора между катодом и анодом и электроны с внешней границы
пучка начинают дрейфовать к оси диода. Следствием этого является пинчевание
электронного пучка, приводящее к его самофокусировке на аноде.
Самофокусировка сильноточных РЭП в диодах с круглыми плоскими
электродами и большим аспектным отношением Rid использовалась в [9, 26]. Замечено,
что положение фокального пятна при самофокусировке пучка не всегда совпадало
с осью диода и фокусировка часто происходила в конце импульса тока, когда
значительная часть энергии уже была израсходована. Кроме того, численные расчеты
пинчевания электронного пучка за счет ?х#-дрейфа показали [25], что на оси
диода будет происходить накопление значительного электронного заряда, которое
заметно сместит эквипотенциали вблизи оси в межэлектродном зазоре в сторону
анода: это приведет к фокусированному выходу электронов на анод, препятствуя
их движению к оси диода и ухудшая тем самым степень самофокусировки. В связи
с этим в [27, 28] исследовалась самофокусировка РЭП с помощью предварительно
создаваемого плазменного канала вдоль оси диода. Эта идея схематически
объясняется с помощью рис. 14, где изображены цилиндрический диод с большой
площадью катода, импеданс которого равен ~1 Ом, и резистивная токонесущая плазма
в осевой области диода, получаемая с помощью взрыва тонкой проволочки,
натянутой между катодом и анодом [27]. В [24] были получены лазерные голограммы
диодного промежутка ускорителя «Nereus» (U = 300 кВ, / = 80 кА) после взрыва
вольфрамовой проволочки диаметром 12,7 мкм, длиной 3,2 см, натянутой между
углублением в катоде и анодом при зазоре анод-катод, равном 0,381 см. Например,
из голограммы, полученной через 25 не после появления импульса тока в диоде,
видно, что поверхности катода и анода, а также проволочки покрыты плотной
плазмой. Несмотря на то, что плотность электронов плазмы вдоль проволочки
была не менее 1019 см-3, диод не закорачивался в течение 35-40 не после появления
импульса тока пучка. Измерения распределения плотности тока, проведенные с
помощью цилиндра Фарадея и рентгеновских снимков, снятых камерой-обскурой в
Рис. 26.14. Схема самофокусировки электронного пучка в диоде с помощью токонесущей
плазмы: 1 - катод, 2 - анод, 3 - резистивная плазма, 4 - пинч, 5 - ток пучка, 6 - ток
проводимости плазмы
538 Глава 26. Плотные электронные пучки и их фокусировка
опытах на ускорителе «SLIM» [27], показали, что ток ускоренных электронов
составил 80 кА при напряжении 250 кВ, а ток проводимости плазмы, образовавшейся
после взрыва проволочки, 150 кА, максимальная плотность тока электронного
пучка на аноде 5106 А/см2.
Другой способ получения плазмы на оси диода, позволяющий контролировать
размеры, плотность и степень ионизации плазмы, состоял в ее создании с
помощью лазерного луча, который пропускался через отверстие в катоде [28]. Наличие
лазерной плазмы увеличило плотность тока РЭП в фокусе в 5-6 раз и позволило
достичь на ускорителе «Nereus» плотности более 2 МА/см2 при высокой
воспроизводимости результатов фокусировки.
На рис. 13, б приведен пример расчета траекторий электронов в диоде с
катодом диаметром 5,0 см при наличии резистивной плазмы на оси диода. Для
расчетов были взяты параметры, определявшиеся экспериментально: напряжение на
диоде 250 кВ, ток проводимости осевой плазмы 70 кА, ток электронного пучка
50 кА. Обнаружено, что основная взрывная эмиссия электронов происходит из
внешних областей катода и большая часть электронов, эмитируемых из этой
области, проникает в плазму, образовавшуюся после взрыва проволочки, и фокусируется
на аноде. Магнитное поле тока проводимости плазмы подавляет эмиссию из при-
осевой области катода, что объясняет достаточно высокое значение импеданса
такого диода. Экспериментальные результаты указывают на существенное
улучшение фокусировки электронного пучка с током I, значительно превышающим 1^,
при наличии плазмы, образующейся после взрыва проволочки вдоль оси диода, а
численные расчеты это подтверждают. Эта плазма выполняет две важные функции.
Во-первых, ток проводимости плазмы создает достаточно большое азимутальное
магнитное поле, обеспечивающее ТГхЯ-дрейфовое движение электронов в сторону
проволочной плазмы, и, во-вторых, наличие плазмы обеспечивает вблизи оси
нейтрализацию объемного заряда электронов, так что магнитное поле внутри плазмы
способствует дальнейшей фокусировке электронного пучка. Численные расчеты
показали также, что возможно стабильное распространение электронного пучка с
1> /А внутри плазмы после взрыва проволочки при наличии в ней продольного
электрического поля Е2 [29].
Заметным достижением в развитии работ по фокусировке сильноточных РЭП
в диодах явилось применение полых катодов с коническим торцом, обращенным
к плоскому аноду, и с большим аспектным отношением [30]. С помощью такого
катода уже в начале импульса тока образуется тонкий пучок, который схлопыва-
ется к оси со скоростью от 1 до 5 мм/нс в зависимости от материала анода. В
результате образуется стабильный пинч диаметром на аноде не менее 3 мм.
Основное преимущество таких катодов состоит в том, что фронт мощности
сфокусированного РЭП на аноде более крутой. Тогда как для диодов с инжекцией плазмы
или токовым каналом вдоль оси диода скорость роста мощности РЭП в
фокальном пятне определялась временем нарастания мощности в диоде, составлявшем
около 20-30 не, в диоде с полым катодом с коническим торцом оно снизилось до
1 не, так что практически до пинчевания пучка мощность РЭП в фокальном
пятне была близка к нулю. Такой тип диода позволяет получить стабильный пинч в
центре, анода. При оптимальном выборе размеров катода более 2/3 диодного тока
мОжет быть сфокусировано в фокальное пятно на аноде площадью 0,1 см2.
§26.4 Фокусировка электронных пучков 539
Эксперименты с применением полых катодов с коническим торцом
проводились на ускорителе «Gamble-I» (U= 750 кВ, / = 500 кА, t = 70 не) при полной
энергии в электронном пучке от 8 до 9 кДж, а также на более мощном ускорителе
«Gamble-II» A MB, 670 кА, 50 не) при полной энергии в РЭП около 35 кДж.
Использовался полый катод с коническим торцом внешним диаметром 84 мм и
внутренним 39 мм, с углом заточки на конус 6° и зазором между катодом и анодом
3,7 мм (рис. 15), что позволяло получить импеданс диода 3 Ом. Диод с полым
катодом с коническим торцом обеспечивал стабильную фокусировку пучка на оси
диода с диаметром пятна, не превышающим 3 мм. Плотность тока в фокальном
пятне достигала 1,6 МА/см2, а плотность мощности РЭП - 1012 Вт/см2. Скорость
нарастания мощности составляла 10й Вт менее чем за 3 не, тока - более 200 кА,
амплитуда напряжения - около 700 кВ.
На рис. 15 показан процесс схлопывания полого электронного пучка в пинч
малого диаметра. Видно, что вначале образуется тонкий трубчатый электронный
пучок толщиной менее 3 мм, радиус которого несколько превышает внутренний
радиус полого конического катода. Полый пучок схлопывается к центру анода,
постоянно ускоряясь. Начальная скорость схлопывания для анода из алюминия
составила 0,8 мм/нс. Средняя скорость схлопывания пучка при движении между
радиусами от 10 до 15 мм равна 1,7 мм/нс, а для радиуса меньше 10 мм - 3,6 мм/нс,
так что спустя примерно 40 не после начала импульса оболочка схлопывалась в
плотный пинч в центре анода. В течение последующих 50 не плотный пинч
продолжал существовать, совершая хаотическую миграцию в пределах 1 мм вокруг
оси диода. Эти перемещения могут быть частично ответственны за средний
диаметр пинча, определенный с помощью интегральных рентгеновских снимков,
полученных камерой-обскурой. Поэтому мгновенный средний диаметр фокального
пятна на аноде (ширина пятна на полувысоте интенсивности) был меньше 3 мм, а
средняя плотность тока заметно превышала 1 МА/см2. Покадровая съемка
свечения сцинтиллятора, расположенного за анодом, с помощью ЭОПа указывает на
круговую симметрию схлопывающегося полого электронного пучка.
Эксперименты, проделанные с помощью латунного анода, покрытого очень
тонким слоем алюминия (около 1 мкм), показали, что скорость схлопывания
электронного пучка зависит от материала поверхностного слоя анода. Согласно
расчетам, энергия электронов, выделявшаяся в аноде схлопывающимся электронным
Рис. 26.15. Геометрия диода и щелевая развертка свечения сцинтиллятора за анодом (анод из
титана, насыщенного водородом) в опытах по фокусировке РЭП на ускорителе «GAMBLE-I»:
1 - катод, 2 - анод, 3 - сцинтиллятор толщиной 0,5 мм, 4 - нейтральный фильтр (D = 0,5)
540 Глава 26. Плотные электронные пучки и их фокусировка
пучком, недостаточна для испарения материала металлического анода.
Предполагается, что на движение электронов в диоде влияет поток ионов низкой плотности,
испускаемый анодной поверхностью, и что скорость схлопывания зависит от
скорости образования и движения этих ионов. Обнаружено, что скорость схлопывания
электронного пучка росла монотонно с ростом атомного номера материала
поверхностного слоя анода от ЫО9 см2/с для углерода до 3,5-109 см2/с для тантала и
золота. Авторы [30] предполагают, что ионный поток, выходящий из анода, появляется
за счет ионизации газов, десорбируемых из материала анода вследствие нагрева
его электронным пучком. Газ за время примерно 1 не ионизируется как
первичными электронами пучка, так и отраженными от анода. С увеличением атомного
номера материала анода его поверхностный слой нагревается быстрее, поскольку
удельные потери энергии электрона в веществе возрастают, что приводит к более
быстрой десорбции газа. Эксперименты на более мощном ускорителе «Gamble-II»
показали, что поверхностная скорость схлопывания пучка d(nR2)ldt росла
монотонно с током кольцевого электронного пучка, что соответствует представлениям о
природе схлопывания.
Таким образом, за схлопывание полого сильноточного электронного пучка и
образование плотного пинча, по мнению автора [30], ответственны поверхностный
нагрев анода, десорбция газа и образование потока ионов, направленного в
сторону катода. Как показано в [31], наличие расширяющегося ионного слоя,
отходящего от поверхности анода, является необходимым и достаточным условием для
образования пинча путем схлопывания полого цилиндрического электронного пучка.
Согласно [31], динамика формирования плотного пинча на оси диода с полым
катодом с коническим торцом, как и для сплошного круглого катода, выглядит
следующим образом. В начале процесса, до появления анодной плазмы, в диоде
наблюдается лишь ламинарный поток электронов, формируемый из катодной плазмы
и хорошо описываемый «ламинарной теорией» сильноточного диода [31]. Эта
модель, как известно, предсказывает слабое поджатие электронного пучка и
находится в соответствии с экспериментальными наблюдениями ранней фазы медленного
схлопывания полого пучка. В более поздней стадии под действием электронной
бомбардировки возникает анодная плазма. Электроны, входящие в ионный слой ее
границы под скользящим утлом, будут отражены обратно в объем диода за счет
действия магнитного поля и снижения действия электрического поля. Отраженные
электроны будут двигаться радиально в сторону оси диода, пока не достигнут
области анода, где плазма отсутствует. Здесь возросший электронный поток
бомбардирует анод, образуя достаточно плотный ионный слой, обеспечивающий
дальнейшее радиальное движение электронного потока. Формирование этого слоя
происходит за достаточно малый промежуток времени (около 1 не), что и объясняет
быстрое схлопывание электронного пучка, наблюдаемое в эксперименте.
Поскольку магнитное поле не оказывает влияния на образовавшиеся ионы, практически
эти ионы движутся в направлениях, параллельных оси диода, и ток ионов может
составлять заметную долю от полного тока диода. Отношение ионного тока к
электронному If/Ie для условий стационарного течения электронов и ионов в диоде с
большим Rid с сильным линчеванием электронного пучка равно [1]:
кЛ*Л
2 d
2(у-1)—
от,
B6.13)
Литература к главе 26 541
где mi — масса иона. Так, если ускоряемыми ионами являются протоны с энергией
eU=2 МэВ и Rid = 20, то Ще = 0,65. В работе [32] сделан вывод, что для начала
фокусировки электронов на ось диода необходимо превышение не только тока
диода над критическим током (/ > 1щ), но и некоторого критического уровня
энерговклада в материал анода C00-450 Дж/г для меди и латуни и 450-650 Дж/г для
графита). Сравнивая вольт-амперные характеристики диодов на ускорителях
«Camel» и «OWL-II», авторы делают вьюод, что наибольшее время существования
режима фокусировки достигается более ранним и одновременным выполнением
этих двух условий.
В заключение упомянем острую фокусировку сильноточного РЭП в диоде
мощного ускорителя «PROTO-I» (С/ = 3 MB, / = 800 кА, / = 24 не), полученную в
результате тщательной оптимизации формы и размеров катода с коническим
торцом [33]. Вывод этой работы состоит в том, что для получения высокой плотности
тока (>10 МА/см2) и высокоэффективной фокусировки необходимо использовать
минимально допустимые диаметр катода и длину зазора катод-анод за счет
снижения уровня предымпульсного напряжения. Средняя плотность мощности
электронного пучка в фокальном пятне достигала 1013 Вт/см2.
Литература к главе 26
1. Тарумов Э.З. Получение и фокусировка сильноточных релятивистских электронных
пучков в диодах // Генерация и фокусировка сильноточных релятивистских электронных
пучков / Л.И. Рудаков, М.В. Бабыкин, А.В. Гордеев, и др.; Под ред. Л.И. Рудакова. М.:
Энергоатомиздат, 1990. С. 122-181.
2. Гордеев А.В. Теория сильноточных диодов // Там же. С. 182-192.
3. Месяц ГА. Эктоны. В 3 ч. Ч. 3. Эктоны в электрофизических устройствах.
Екатеринбург: УИФ «Наука», 1994.
4. Goldstein S.A., Swain D.W., Hadley G.R., Mix L.R Anode plasma and focusing in REB
diodes // Proc. I Intern. Topical Conf. High Power Electron Beam Research and Technology.
Albuquerque, 1975. Vol. 1. P. 262-283.
5. Goldstein S.A., Davidson R.G, Siambis J.G., Lee R. Focused-Flow Model of Relativistic
Diodes // Phys. Rev. Lett. 1974. Vol. 33, N 25. P. 1471-1474.
6. Брейзман Б.Р, Рютов Д.Д. К теории фокусировки релятивистского электронного пучка
в диоде // Докл. АН СССР. 1975. Т. 225, № 6. С. 1308-1311.
7. Физика сильноточных релятивистских электронных пучков / А.А. Рухадзе, Л.С. Богдан-
кевич, СЕ. Росинский, В.Г. Рухлин. М: Атомиздат, 1980.
8. Davidson R.C. Theory of Nonneutral Plasmas. L.: Benjamin, 1974.
9. Di Capua M, Creedon J.9 Huff R. Experimental Investigation of High-Current Relativistic
Electron Flow in Diodes // J. Appl. Phys. 1976. Vol. 47, N 5. P. 1887-1896.
10. Poukey J.W. Z < 1 Q Pinched Electron Diodes // Proc. I Intern. Topical Conf. High Power
Electron and Ion Beam Research and Technology. Albuquerque, 1975. Vol. 1. P. 247-254.
11. Cooper stein G., Goldstein S.A., Mosher D. et al. Generation and focusing of intense light ion
beams from pinched-electron beam diodes // Proc. Ill Intern. Topical Conf. High Power
Electron and Ion Beam Research and Technology. Novosibirsk, 1979. Vol. 2. P. 567-575.
12. Аржанников A.B., Койдан B.C. Микроструктура электронного пучка и вольт-амперная
характеристика релятивистского диода в сильном магнитном поле. Новосибирск, 1980.
(Препр. ИЯФ СО АН СССР № 80-73).
13. Бабыкин В.М., Рудаков Л.И., Скорюпин В.А. и др. Инерционный термоядерный синтез на
основе сильноточных генераторов РЭП // Физика плазмы. 1982. Т. 8, вып. 5. С. 901-914.
14. Гордеев А.В. О токе релятивистского ножевого диода в сильном продольном магнитном
поле // Письма в ЖТФ. 1987. Т. 13, вып. 7. С. 410-417.
542 Глава 26. Плотные электронные пучки и их фокусировка
15. Игнатенко В.П. Ионная компенсация пространственного заряда релятивистских
потоков электронов // ЖТФ. 1962. Т. 32, вып. 12. С. 1428-1432.
16. Barker R.J, Goldstein SA.y Lee R.E. Computer Simulation of Intense Electron Beam Generation
in a Hollow Cathode Diode // NRL' Memorandum Rep. 1980, Sept. 5, N 4279.
17. Гордеев A.B., Заживший B.B., Королев В.Д. и др. Магнитная самоизоляция вакуумных
линий // Проблемы физики и техники наносекундных разрядов. Наносекундные
генераторы и пробой в распределенных системах: Сб. докл. М., 1982. С. 91-111.
18. Sanford T.W.L., Lee J.R., Halbleib J. A. et al. Electron Flow and Impendence of an 18-Blade
Frustum Diode // J. Appl. Phys. 1986. Vol. 59, N 11. P. 3868-3880.
19. Seamen JE, Van Devender J.P., Johnson D.L. et al. SPEED, a 2,5 TW, Low Impedance
Pulsed Power Research Facility // Proc. IV Pulsed Power Conf. Albuquerque, 1983. P. 68-70.
20. McClenahan C.R., Backstrom R.C., Quintenz JP et al. Efficient Low-Impedance High Power
Electron Beam Diode // Proc. V Intern. Topical Conf. High Power Electron and Ion Beam
Research and Technology. San Francisco, 1983. P. 147-150.
21. Ware K, Loter N., Montgomery M. et al. Bremsstrahlung Source Development on Black
Jack 5' // Proc. V IEEE Pulsed Power Conf. Arlington, 1985. P. 118-121.
22. Morrow D.L., Phillips J.D., Stringfield R.M. et al. Concentration and Guidance of Intense
Relativistic Electron Beams //Appl. Phys. Lett. 1971. Vol. 19, N 10. P. 441^43.
23. Bradley L.P., Kuswa G.W. Neutron Production and Collective Ion Acceleration in a High-
Current Diode // Phys Rev. Lett. 1972. Vol. 29. P. 1441-1445.
24. Mix L.P, Kelly JG, Kuswa G W. et al. Holographic Measurements of the Plasmas in a High-
Current Field Emission Diode // J. Vacuum Sci. and Technol. 1973. Vol. 10, N 6. P. 951-953.
25. Poukey J. W., Freeman JR., Yonas G. Simulation of Relativistic Electron Beam Diodes // Ibid.
P. 954-958.
26. Jonas G. Electron Beam Induced Pellet Fusion // IV Nat. School Plasma Phys. Novosibirsk,
1974. (SandiaRep.; SAND-74-5367).
27. Jonas G.9 Prestwich K.R., Poukey J. W., Freeman JR. Electron Beam Focusing Using Current-
Carrying Plasmas in High v/y Diodes // Phys. Rev. Lett. 1973. Vol. 30, N 5. P 164-167.
28. Jonas G, Poukey J.W., Prestwich K.R. et al. Electron Beam Focusing and Application to
Pulsed Fusion // Nucl. Fusion. 1974. Vol. 14, N 5. P. 731-740.
29. Poukey J. Ж, ToepferA.J. Theory of Superpinched Relativistic Electron Beams // Phys. Fluids.
1974. Vol. 7, N8. P. 1582-1591.
30. BlaugrungA.E, Cooperstein G, Goldstein S.A. Processes governing pinch formation in diodes //
Proc. I Intern. Topical Conf. Power Electron and Ion Beam Research and Technology.
Albuquerque, 1975. Vol. 1. P. 233-246.
31. Goldstein S.A., Davidson R.C., Lee R., Siambis JG. Theory of Electron and Ion Flow in
Relativistic Diodes // Ibid. P. 218-232.
32. Spense P, Triebes K, Genuario R., Pellinen D. REB Focusing in High Aspect Ratio Diodes //
Ibid. P. 346-363.
33. Jonas G Developments in Sandia Laboratories Particle Beam Fusion Programme // Plasma
Phys. and Control. Nucl. Fusion Res., Vienna, IAEA, 1978: Proc. VII Intern. Conf. Innsbruck,
1978. Vol.3. P. 125-133.
Глава 27
МОЩНЫЕ ИМПУЛЬСНЫЕ ПУЧКИ ИОНОВ
§ 27.1 Общие сведения
Физика и техника мощных импульсных источников ионов как самостоятельное
научное направление возникло в 70-х годах XX в. в результате развития импульсной
техники больших мощностей и соответственно ускорителей прямого действия,
работающих в нано- и микросекундном диапазоне длительностей. Большие достижения
этого направления были также обусловлены перспективами использования мощных
ионных пучков (МИП) для решения крупных физических задач: проблемы инерци-
ального термоядерного синтеза, получения мощных нейтронных вспышек,
исследования поведения твердых сред в экстремальных условиях при взаимодействии с
ними плотных МИП и т.д. Основные идеи получения МИП в основном аналогичны
тем, которые используются в обычных ионных источниках [1].
Для получения мощных пучков ионов используются два основных принципа.
Во-первых, это нагрев анода до образования плазмы током электронов с катода,
который обычно получается за счет взрывной эмиссии электронов [2], с
последующим извлечением ионов из этой плазмы. Во-вторых, это образование плазмы
на поверхности анода, например за счет разряда по поверхности диэлектрика в
вакууме, как это было предложено в [3].
За истекший период уровень мощности МИП сильно возрос, а диапазон
ускоряемых ионов охватывает значительную часть Периодической системы элементов,
хотя основной объем экспериментов выполнен преимущественно на пучках
протонов и легких ионов. Если в первых экспериментах по генерации МИП мощность
ионного пучка составляла 6109 Вт [4], то на уникальном термоядерном ускорителе
«PBFA-II» достигнута импульсная мощность ионного пучка порядка 1013 Вт при
максимальных токе 2 МА и напряжении 5 MB [5]. Естественно, что столь
впечатляющий прогресс является результатом большой экспериментальной и
теоретической работы многих ведущих лабораторий мира, нацеленных на развитие и
модификацию всех узлов мощных импульсных ускорителей ионов, в том числе -
первичных и промежуточных накопителей энергии, собственно ионных диодов,
источников анодной плазмы, коммутаторов, систем транспортировки МИП и т.д.
544 Глава 27. Мощные импульсные пучки ионов
Известно, что если в диоде существует только электронный ток, а энергия
электронов на катоде равна нулю, то в нерелятивистском случае плотность тока je
в диоде с плоскими электродами описывается формулой Чайлда-Ленгмюра B6.3).
Запишем эту формулу в другой форме:
лЯ г73/2
Л 9/о~*Г* B7Л)
где 10 = тес3/е = 17 кА, U = ell/mec2 - относительная величина напряжения между
катодом и анодом, U - напряжение между катодом и анодом, с - скорость света,
те и е - заряд и масса электрона, d - расстояние между катодом и анодом. Если в
диоде протекает только ионный ток, то его плотность j) описывается выражением:
J г = Je
Г V/2
B7.2)
где z - заряд иона, те и mt - соответственно массы электрона и иона. При
протекании в диоде биполярного потока, т.е. встречных потоков электронов и ионов, эти
токи увеличиваются в 1,86 раза по сравнению с током Чайлда-Ленгмюра.
Важной характеристикой ионного диода является эффективность
преобразования энергии, поступающей в диод, в энергию пучка ионов, т.е. его коэффициент
полезного действия, который можно записать, как:
Ло=-^-. B7.3)
]i Je
Оценки показывают, что при U = 10 величина г\0 = 0,07, а при U = 100, г|0 = 0,14.
Существенно увеличить г|0 можно только при подавлении электронной
компоненты. При наличии стороннего источника ионов в ускоряющем зазоре диода этого
можно добиться уменьшением напряженности поля на поверхности катода, т.е.
подавлением режима взрывной электронной эмиссии. Такой подход интересен для
получения пучков электронов и ионов большой длительности. Соответствующие
диоды с малой напряженностью поля, как правило, имеют большие анод-катодные
зазоры, и длительность генерируемого ими пучка не ограничена временным
интервалом перекрытия зазора анодной и катодной плазмой. В обычных вакуумных
диодах импульсных сильноточных ускорителей, работающих в нано- и
микросекундном диапазонах длительности импульсов с использованием явления взрывной
эмиссии, электронную компоненту подавляют несколькими методами, сущность
которых сводится к увеличению среднего времени пребывания электронов в
пространстве между анодом и катодом (А-К-зазор). Действительно, пусть плазма
нейтрализована, т.е. Qe = Qt - равенство электронного и ионного пространственных
зарядов. Выражая Qe и Qt через IJve и /,/iz,, где 1е и /,- - полный электронный
и ионный ток, ve и Vj - средняя скорость пересечения А-К-зазора электронами и
ионами соответственно, отношение Ij/Ie можно записать в виде:
^-«^. B7.4)
Здесь te и /, - средние времена пребывания электронов и ионов в А-К-зазоре.
В зависимости от конкретной геометрии диодов и параметров ускорителей для
увеличения te используют: 1) многократное прохождение электронов через про-
§27.2 Диоды с отражением электронов и пинч-диоды 545
зрачный для них анод; 2) внешнее или собственное магнитное поле, параллельное
поверхностям анода и катода, отсекающее поток электронов от анода. Системы,
использующие первый способ, называют рефлексными или отражательными
системами, второй способ - магнито-изолированными и пинч-диодами.
§ 27.2 Диоды с отражением электронов и пинч-диоды
В отражательных системах (рис. 1) при выполнении определенных условий
многократные осцилляции электронов через анод из-за потерь энергии, рассеяния
по углу приводят к «размыванию» их энергии, как следствие - к эффективной
нейтрализации всего А-К-зазора и резкому возрастанию электронно-ионных потоков,
именуемому «коллапсом» импеданса диода. Как правило, это наблюдается на низ-
коимпедансных ускорителях при обеспечении критического числа осцилляции
электронов через анод и эффективного образования анодной плазмы в качестве
источника ионов [б]. Для диодных систем такого типа возможна работа и в
слаботочном режиме (высокоомный генератор, неэффективная нейтрализация А-К-
зазора) без коллапса импеданса [7]. К числу общих характеристик систем с осцил-
ляциями электронов можно отнести следующие:
1. Источником ионов в отражательных системах, как правило, является плазма,
образующаяся на поверхности анода как в результате разогрева последнего
осциллирующими электронами, так и за счет электрического разряда по поверхности
диэлектрика.
2. На отражательную систему накладывается достаточно сильное продольное
магнитное поле (от одного до десяти килогаусс), подавляющее потери
осциллирующих электронов на анододержатель, индукцию которого можно оценить из
выражения [8]:
Это определяет геометрию генерируемого отражательной системой ионного
пучка, так как последний выводится вдоль магнитного поля, вследствие чего
фокусировка МИЛ в непосредственной близости от отражательной системы становится
(*)
Г . |зд-т7~^ л
I тг I И Н"Н I гг I
*l u_i_j К2
(б)
И i И
+Фа
Рис. 27.1. Схемы отражательных систем: а - симметричный двойной диод; б - тетрод; в -
асимметричный триод с неразрушаемым анодом; 1 - пленка; 2 - анод; 3 - катод; 4 -
металлическая сетка
35. Месяц Г.А.
546 Глава 27. Мощные импульсные пучки ионов
практически невозможной. Имеется ряд предположений по компрессии МИЛ с
помощью полого магнитного зеркала, короткой магнитной пробки с последующей
перезарядкой и баллистической фокусировкой [9, 10].
3. Как правило, однократный режим работы в связи с разрушением тонкого
анода. Этого недостатка лишены отдельные модификации отражательных систем,
использующих массивные неразрушаемые аноды [10], однако эффективность
указанных отражательных систем невелика (< 20%).
4. Эффективность генерации МИЛ в «классических» отражательных системах
не превышает 50-60%. Она может быть оценена из выражения [10]:
^--0,5
1 +
тпр
^Ч BИ + 1)-1
B7.6)
где п - число осцилляции электронов через анод.
5. Отражательные системы генерируют МИЛ с большим энергетическим
разбросом. При этом вследствие коллективных эффектов (особенно в отражательных
системах с движущимся виртуальным катодом в случае реализации схемы
газодинамического ускорения) в спектре присутствуют ионы с энергией, превышающей
рабочее напряжение в 2-5 раз и более, доля которых может составлять до
нескольких процентов интегрального числа ионов [10].
6. Углы половинной расходимости МИЛ, генерируемых в отражательных
системах, существенно зависят от индукции ведущего магнитного поля, сорта ионов и
лежат в диапазоне единиц градусов D-6°).
Линч-диодами называются диоды с большим аспектным отношением RK/d, где
RK - радиус катода. В них используется пинчевание потока электронов, т.е. сильное
схождение электронов к оси диода из-за того, что в геометрии сходящегося потока
электронов время пересечения зазора между катодом и анодом te увеличивается
почти в RJd раз по сравнению с плоским потоком электронов. В этом случае
отношение It/Ie можно оценить как [10]:
h _t„ RK ZteU)
Ie tt led
I 2/w,-
B7.7)
Отсюда следует, что в радиально сходящемся потоке электронов величина It/Ie
может быть порядка единицы, а ионный ток составлять половину полного тока.
Значения полного тока пинч-диода могут быть определены по формуле для пара-
потенциального тока [12]:
/n=8,5Y^jln[y+(y2-1)], B7.8)
где у - релятивистский фактор. Как следует из формулы (8), уже для умеренных
значений у полный ток пинч-диода оказывается меньше, чем ток Чайлда-
Ленгмюра, и не подчиняется закону Чайлда-Ленгмюра. Это обусловлено
самоограничением тока из-за наличия собственных магнитных полей установившихся
потоков электронов и ионов.
§27.2 Диоды с отражением электронов и пинч-диоды 547
Типичная конструкция низкоимпедансного диода, предназначенного для
генерации МИЛ, представлена на рис. 2. Для нее характерны применение полого
кольцевого катода, обычно перекрытого тонкой пленкой, а также заполнение закатодно-
го пространства нейтральным газом низкого давления (единицы паскалей) [13].
Как пленка, так и нейтральный газ обеспечивают токовую нейтрализацию ионного
пучка, стартующего с поверхности анода, в области закатодного дрейфа, что
позволяет осуществить контролируемую баллистическую фокусировку МИЛ с
результирующими плотностями у,->105 А/см2. В первом приближении отношение
Ij/Ig в пинч-диодах можно определить по формуле:
( V/2
^s^ = 0f5^P4 Bf7I/2, B7.9)
Ie t, d^mj
что при достаточно больших Rid и U может составлять десятки процентов.
Сравнение экспериментальных результатов с оценками до формуле (9)
показывает, что при использовании дополнительного тонкого анода, прозрачного для
электронов, выход ионов значительно выше оценки. Это обусловлено
уменьшением потерь электронного пучка на больших радиусах, имеющих место для
сплошного непрозрачного анода, результирующим увеличением плотности
пространственного заряда в пинче, а также значительным возрастанием времени
нахождения электрона в А-К-зазоре благодаря многократным осцилляциям
вокруг тонкого анода. Механизм осцилляции в данном случае связан с
собственным азимутальным магнитным полем диода, в отличие от осцилляции в
отражательных системах. Из имеющейся статистики по генерации МИЛ в такого типа
пинч-отражательных диодах на низкоимпедансных генераторах следует, что
эффективность ее растет в целом с увеличением мощности генератора. К
примеру, при генерации МИП в пинч-рефлексном диоде на генераторе «Gamble-II»
(W= 1,5 ТВт, Z0 = 1 Ом, /и = 50 не) она составила 60%, на генераторе «Python»
(W= 10 ТВт, Z0 = 0,5 Ом, f„ = 100 не) - 70, на генераторе «PBFA-I» (W= 15 ТВт,
18 модулей, Z0 = 0,27 Ом, /и = 40 не) - 80% [13]. В последнем случае
использовался пинч-рефлексный диод типа бочонка с дополнительным анодом в виде
диэлектрической пленки, прозрачной для осциллирующего потока электронов,
сходящегося к экваториальной плоскости.
В связи с тем, что пинч-диоды работают без стороннего магнитного поля в так
называемом режиме самоизоляции, существенное влияние на характеристики
генерируемых ими МИП могут оказывать такие факторы (особенно на тераваттном
уровне мощности), как собственное магнитное поле МИП, форма и поведение
анодной плазмы, движущейся к катоду. Именно неустойчивости ее поверхности
(плазменные выбросы) спустя 40-50 не приводят к значительному возрастанию
углов расходимости МИП [14].
К определенной модификации пинч-диодов может быть отнесен и «AMPFION»
(Automagnetic Plasma Filled Ion Diode), исследованный как в классическом
варианте с анодом в форме сферического сектора, так и в форме бочонка при установке
на ускорителе «PBFA-I» [10]. В отличие от обычных пинч-диодов, «AMPFION»
обладает следующими характеристиками: 1) предварительное заполнение плазмой
А-К-зазора; 2) создание дополнительного собственного радиального магнитного
35*
548 Глава 27. Мощные импульсные пучки ионов
А К
Экваториальный
пинч
Рис. 27.2. Низкоимпедансный ионный диод
типа «бочонок» с пинчеванием
электронного тока
Рис. 27.3. Схема диода «AMPFION»: 1 -
электронный диод; 2 - спиральный катод;
3 - плазменные пушки; 4 - изолятор
поля, обеспечивающего постоянство полного поля по всей площади катода, что
достигается применением дополнительного спирального катода, включенного
последовательно в цепь полного тока (рис. 3). Этим достигается одинаковая скорость
эрозии плазмы при превышении критического тока и начале высоковольтной
стадии диода. «AMPFION» работает в режиме растущего импеданса, и, как показали
эксперименты, эмитирующая поверхность эрозирующей плазмы выполняет
определенную селекцию по z/ти, ускоряемых ионов, связанную с наличием в ней
потенциального барьера.
Пинч-диоды прошли стадии экспериментальных разработок и исследований
практически на многих тераваттных ускорителях. Для их работы характерны:
1. Значительно большие, чем в отражательных системах, максимальные
плотности ионных токов, достигающие в приосевой части 10-15 кА/см2 на супертера-
ваттных уровнях.
2. Наличие значительной сходимости генерируемого МИП (за счет больших
собственных магнитных полей в самом А-К-зазоре).
Таблица 27.1. Характеристики пинч-диодов
Генераторы
Энергия ионов,
МэВ
Ток МИП, МА Сорт ионов
Длительность
импульса, не
Black Jack-I
Gamble-II
Python
Proto-I
Proto-II
PBFA-I
Reiden-IV
Black Jack-V
1,3
1,7
1,8
0,8
1,4
1,9
6,3
3
0,3
0,6
1
0,8
1,4
2
0,16
2
H+
H+
H+
H+
H+
H+
H+
H+
50
60
70
40
50
40
50
50
Указанные свойства позволяют использовать этот тип диодов для получения
плотной фокусировки выведенного МИП на коротком расстоянии от анода с
§27.3 Магнито-изолированные диоды 549
последующей транспортировкой пучка в газовом либо плазменном токонесущем
канале [16]. В таблице 1 приведены данные по источникам МИЛ с
характеристиками генерируемых в них ионных пучков.
§ 27.3 Магнито-изолированные диоды
Широкое распространение получили магнито-изолированные диоды (МИД)
со сторонним магнитным полем. Генерация МИЛ в МИД была проведена в
самом широком диапазоне мощностей - начиная от первых экспериментов на
уровне единиц гигаватт [16] до экспериментов на «PBFA-II» на уровне десятков
тераватт [17]. Именно на МИД проведено наибольшее число экспериментальных
и теоретических исследований. Разработаны разнообразные типы МИД для
конкретных прикладных целей. Суть работы МИД сводится к отсечке электронного
потока в А-К-зазоре от анода с помощью дополнительного стороннего
магнитного поля [16].
При работе на малых уровнях мощности A09-1010 Вт) влиянием собственного
магнитного поля тока в А-К-зазоре можно пренебречь и индукция критического
стороннего магнитного поля, необходимого для достижения электронной отсечки,
может быть легко вычислена в одночастичном приближении из соотношения [18]:
^Kp=^-g(f/2+2f7I/2, B7.10)
где Т|2 - коэффициент Ламе в используемой криволинейной системе координат для
конкретной геометрии диода, соответствующей направлению магнитного поля; / -
величина, зависящая от геометрии и длины обхода контура интегрирования на
аноде, g - геометрический фактор. В частности, для коаксиального
цилиндрического диода с аксиальным магнитным полем / = RA, t|2 = 1, g = R\ln(R\ -Rfc), с
азимутальным магнитным полем / = 2я, r\2 = RA, g = In (RA/RK).
Все многообразие МИД может быть разделено на несколько типов по виду
формирующихся в них замагниченных электронных потоков, которые могут быть
замкнутыми либо незамкнутыми в направлении дрейфа Б х В, а также ларморов-
скими либо бриллюэновскими (ламинарными вдоль эквипотенциален
электрического поля). Теоретический анализ условий существования стационарного замаг-
ниченного электронного потока и зависимости от вида последнего и различных
допущений об идеальности его границы (v± = 0) приводит к существенно
различным выводам о характеристиках такого диода и генерируемого им МИЛ.
Так, при рассмотрении бриллюэновского электронного потока, при
допущении его абсолютно «холодной» границы (vL - 0), авторы [19] пришли к выводу о
расходимости электронных и ионных токов для каждого выбранного значения U
при определенном значении Вd. Этому соответствовало заполнение электронным
потоком всего А-К-зазора (т.е. фактически нарушение магнитной изоляции) и
расходимость плотности электронов вблизи анода, что, в свою очередь, приводило
к теоретической расходимости ионного тока, не согласующейся с экспериментом.
Рассмотрение замагниченного ларморовского электронного потока в А-К-зазоре,
выполненное в [20], показало отсутствие расходимости токов и значительное
превышение их над чайльд-ленгмюровским пределом лишь вблизи критического
550 Глава 27. Мощные импульсные пучки ионов
значения индукции магнитного поля в зависимости от геометрии диода.
Эксперименты на уровнях мощности до 1 ТВт подтвердили предсказание модели Берд-
жерона; однако вследствие движения электродной плазмы в течение
высоковольтного импульса и соответствующего изменения эффективного межэлектродного
зазора значение В, соответствующее максимуму превышения тока над чайльд-ленг-
мюровским пределом, оказалось сдвинутым в область больших В/Вщ, > 1,3-И ,5.
В то же время при переходе к супертераваттным уровням мощностей при
работе с МИД роль катода, как правило, играет не металлическая поверхность, а
электронное облако, совершающее замкнутый дрейф и испытывающее вследствие
сильного диамагнетизма и сохранения полных магнитных потоков в А-К-зазоре -
«подъем» к аноду. Основываясь на этих допущениях, в модели [21] получено
аналогичное следствие - «коллапс» импеданса, наблюдаемый для значений В/Вщ>9
далеких от единицы, и конечного напряжения на диоде, обусловленного, в отличие от
[19], уменьшением до нуля эффективного значения А-К-зазора вследствие
«подъема» электронного слоя. В зависимости от выбранной толщины этого слоя для
принятого однородного распределения плотности электронов в нем значение
предельного напряжения определяется соотношением:
3,5B0d <U*< 494B0d, B7.11)
где d - промежуток между катодом и анодом, см; В0 - индукция стороннего
магнитного поля, Тл. Анализ экспериментальной зависимости для МИД этого типа на
тераваттных и супертераваттных ускорителях [22] демонстрирует указанный
коллапс импеданса и хорошо согласуется с предсказаниями модели. В качестве
иллюстрации на рис. 4 приведена схема сферического фокусирующего МИД,
установленного на ускорителе «PBFA-II», включая ионно-пучковую диагностику. Этот
диод является к настоящему времени рекордным по достигнутым параметрам
среди фокусирующих МИД с внешним меридиональным магнитным полем и нулевым
Рис. 27.4. Схема магнито-изолированного диода на ускорителе «PBFA-II»: 1 - плазменный
размыкатель тока; 2 - верхний катод; 3 - газовая ячейка; 4 - анод; 5 - импульсные катушки
для создания магнитного поля; б - нижний катод; 7 - анодная плазма
§27.3 Магнито-изолированные диоды 551
магнитным потоком, проходимым ионным пучком. В нем выполнен ряд
модификаций, позволяющих оптимизировать фокусирующие свойства: поверхность анода
асферического типа, корректирующее влияние собственного магнитного поля МИЛ
в А-К-зазоре; введение дополнительных анодных магнитных катушек,
компенсирующих остаточный магнитный поток на пути к фокусу и контрагирующий таким
образом расчетное положение и форму сепаратрисы в зависимости от типа
ускоряемых ионов (Н+ либо Li+, испытывающий обдирку в проходной пленке);
обеспечение высокой степени нейтрализации на основном участке дрейфа в газе низкого
давления к фокусу в закатодной области.
При формировании МИЛ, выводимого из диода подобного типа, А-К-зазор и
сами электроды выполняются плоскими, магнитное поле имеет радиальную
геометрию [23]. На больших уровнях тока влияние собственного поля последнего
может быть учтено коррекцией плоской поверхности анода. В МИД рассмотренного
типа дрейф электронов имеет замкнутый характер в азимутальном направлении.
Еще одним примером МИД с азимутальным дрейфом может служить диод с
инклюзией магнитного поля, которое создается при пропускании тока по
поверхности катода, выполненного в форме витка, охватывающего анод [24] (рис. 5).
В этом случае непрерывность Е х В дрейфа электронного потока может быть
обеспечена при постоянстве отношения Е/В во всех точках А-К-зазора. При
экстраполяции указанного типа МИД на большие длины витка (до 1 м и более) возникает
необходимость корректирования Е вследствие значительной индуктивности
катода-витка [14].
К числу МИД с незамкнутым дрейфом могут быть отнесены не только диоды
со сторонним магнитным полом, но и работающие в режиме самоизоляции, без
формирования на аноде плотного фокуса сходящегося электронного пучка, т.е.
пинча. Примером первого типа является диод с токонесущим катодом типа
«беличье колесо» и азимутальным магнитным полем, созданным при пропускании по
нему тока [10].
Примером второго типа является плоский либо фокусирующий МИД с
азимутальным собственным полем, созданным токами, протекающими по
охватывающему анод катодному витку в радиальном направлении [25], либо плоский диод с
самоизоляцией полоскового типа [8] (рис. 6). Само разнообразие МИД и
значительное число выполняемых на них экспериментов свидетельствуют о
преимуществах последних по сравнению с отражательными системами и пинч-диодами, к
которым могут быть отнесены: большой ресурс работы; контролируемость параметров
Рис. 27.5. Схема диода с одновитковым катодом и инклюзией магнитного поля: 1 -
диэлектрик; 2 - анод; 3 - лавинные диоды; 4 - катод; 5 - магнитный экран
552 Глава 27. Мощные импульсные пучки ионов
Рис. 27.6. Плоский полосковый диод с самоизоляцией: 1 - диэлектрик; 2 - область срыва
электронного потока; 3 - катод; 4 - полосковый анод
МИЛ; большой диапазон мощностей МИД и разнообразие их геометрий,
расширяющие применение МИД в качестве источников ионов. В качестве иллюстрации
этого в таблице 2 приведены характеристики некоторых МИД, созданных в
последнее десятилетие для различных исследовательских и прикладных целей.
Таблица 27.2. Характеристики магнито-изолированных диодов
Генератор
ЕТЮО
ВЕРА
ВОДА-Ю
Proto-II
Proto-I
Germes-III
PBFA-I
PBFA-II
Энергия
ионов, МэВ
0,9
0,7
1
1,7
2
4
5
6
Ток МИЛ,
МА
0,015
0,03
0,1
2,4
0,4
0,02
7,2
8
Энергия
МИП,кДж
0,5
1
100
100
150
12
180
240
Сорт
ионов
Н+
Н+
Н+
Н+
Н+
Н+
Н+
Li+
Эффективность
генерации, % ч
20
80
80
80
90
13
80
90
§ 27.4 Источники ионов в диодах
Во всех рассмотренных выше диодах, за исключением плазмонаполненных,
источником ионов является плазма, генерируемая тем либо иным методом на
поверхности анода. В случае плазмонаполненных диодов плазма создается либо
непосредственно в А-К-зазоре диода (например, ионизация остаточного газа), либо
инжектируется в него от сторонних источников.
Рассмотрим вкратце основные методы получения такой плазмы и
характеристики МИЛ, вытягиваемых из нее, а также проблемы оптимизации этих
характеристик (однородности состава пучка, пространственной однородности, низкой
температуры), связанных с параметрами самой плазмы. В отражательных системах,
где осциллирующие электроны многократно пересекают тонкий анод,
формирование плазмы на его поверхности происходит преимущественно вследствие джоулева
разогрева (в случае проводящих анодов) либо поверхностного пробоя (в случае
диэлектрических анодов) [13]. Генерируемая при этом плазма, как правило, много-
§27.4 Источники ионов в диодах 553
компонентна, и ее состав в основном определяется адгезированными молекулами
на поверхности анода, которые испытывают электронно-стимулированную
десорбцию и лавинную ионизацию в электрическом поле при наличии потоков
основных и вторичных электронов. Хронологически самыми первыми источниками
плазмы в МИД, до сих пор не утратившими своей роли, являются пассивные
источники, исследованные фактически на всех достигнутых уровнях мощности
МИД. Они представляют собой мозаично-диэлектрическое покрытие анодной
поверхности в виде отдельных элементов [26, 27], канавок, заполненных
диэлектриком, системы отверстий, игл в диэлектрике и т.д. [28,29].
Несмотря на отсутствие полной ясности о всех процессах и их взаимосвязи
при образовании плазмы на такой поверхности, суть их сводится к
возникновению поверхностных пробоев в местах неоднородностей электрического поля в
результате накопления заряда электронного тока утечки, выбивания вторичных
электронов и стимулированной десорбции газов с поверхности анода с
последующим их пробоем в электрическом поле. Время процесса формирования
анодной плазмы и начало генерации МИЛ в целом занимают 5-10 не (в случае
малости электронных потерь на анод наработка плазмы может иметь место в течение
более длительных отрезков времени). Наиболее широкое применение для
получения протонных пучков получили: полиэтилен (СН2), полистирол (СН),
эпоксидный компаунд (CgHnO). Анализ состава МИЛ, генерируемых с указанными
типами покрытий, с помощью масс-спектрометрии показал, что они генерируют
многокомпонентные пучки, содержание которых в значительной степени
определяется адгезированными газами. Здесь необходимо учитывать тот факт, что при
используемом рабочем вакууме РлКИммрт. ст. поверхность анода покрыта
многослойной пленкой из молекул остаточных газов и паров масла вакуумной
системы. Применение специальных методов очистки (тлеющий разряд в
различных газах), как правило, малоэффективно, если они не выполняются в течение
самого высоковольтного импульса и непосредственно перед ним. При
использовании пассивного литийсодержащего источника при комнатной температуре
LiN03, LiF, Lil были получены примерно такие же результаты, разве что выход
Li+ был несколько выше при одновременном применении тлеющего разряда в Аг
и при нагреве анода до 200 °С [30].
Таким образом, эти источники не могут обеспечить однокомпонентный состав
МИП. Вторым их основным недостатком является временная задержка
образования самой плазмы и соответственно начала генерации ионного пучка. Тем не
менее, несомненный интерес представляют криогенные пассивные аноды с
покрытием из Н2, N2, Аг и т.д., наносимым непосредственно перед срабатыванием
ускорителя. Достигнутые к настоящему времени интегральные амплитуды тока в сотни
ампер при близком к 100-процентному однокомпонентному составу являются
весьма многообещающими [31]. Большое количество исследований в этом
направлении было выполнено в [32].
Принципиально новым классом пассивных источников мощных ионных пучков
являются жидкометаллические источники, использующие ионную полевую
эмиссию из микроострий (микровсплесков), формирующихся вследствие развития
неустойчивости жидкой поверхности анода в сильном электрическом поле [33].
Об этом мы уже говорили выше при рассмотрении жидкометаллических катодов
554 Глава 27. Мощные импульсные пучки ионов
сильноточных ускорителей электронов (§ 24.3). Времена образования на аноде
таких микровсплесков уменьшаются с ростом поля Е0 (т~Eq3). Характерное
расстояние между всплесками X также уменьшается с ростом поля Е0 (Х~Е$2,5)
(рис. 7). К примеру, для диода на «PBFA-I» время формирования микровсплесков
жидкого лития составит 3 не, средняя суммарная плотность с единицы
поверхности около 5 кА/см2. Благодаря локальному возрастанию is-поля на острие
микровсплеска, его амплитуда достигает 108 В/см, что достаточно для возникновения
ионно-полевой эмиссии со средней амплитудой тока до единиц килоампер с
единицы поверхности. Этот метод применим при работе на уровнях напряженности в
А-К-зазорах порядка 107 В/см, т.е. только на сверхвысоковольтных генераторах.
В проверочном эксперименте, выполненном на более низком уровне напряжения,
было подтверждено формирование микроострий на площади жидкости 600 см2 с
плотностью, согласующейся с линейным анализом [34].
Первые эксперименты с литийсодержащими анодами (поверхностное
нанесение слоя лития, либо насыщение литием пористого поверхностного слоя)
подтвердили возможность достижения очень высокой степени однокомпонентности МИП
с содержанием лития до 90% и более [35]. Была также показана возможность
создания вертикального расположения жидкости на поверхности анода,
удерживаемой силами молекулярного сцепления с пористой подложкой.
Рассмотренные пассивные источники предназначены для получения пучков
положительно заряженных ионов. Естественно, что генерируемая пассивным
источником плазма содержит и некоторое количество отрицательных ионов, концентрация
которых зависит в первую очередь от ее температуры, степени равновесности,
плотности. Возможность получения в диодах импульсных пучков отрицательных ионов с
уровнем мощности тех же порядков, что и в случае положительных МИП (при
условии достаточно большого содержания отрицательных ионов в приэлектродной
плазме - 2-5%), впервые была показана в работе [36]. Основная идея заключается в
наложении на А-К-зазор МИД очень сильного магнитного поля (В > 5-ЧОДф),
прижимающего электронный поток к катоду, так что основной вклад в
пространственный заряд вносится потоком отрицательных ионов (Ек = 0) [37].
Переходя к краткому описанию активных источников плазмы, обеспечивающих
появление плазмы в А-К-зазоре раньше прихода высоковольтного импульса от
генератора, отметим, что ранее уже упоминались работы по плазмонаполненным диодам,
в частности «AMPFION», плазмонаполненньш диод с магнитной самоизоляцией, а
также диоды с металл одиэлектрическими катодами [3]. К настоящему времени
Ео ВакУ>™ \Ео
^^чусч. .АЛЛА-
Жидкий металл
Рис. 27.7. Схема развития неустойчивости поверхности жидкого металла в сильных
электрических полях
§27.4 Источники ионов в диодах 555
в практике наиболее широкое применение нашли два типа источников плазмы -
плазменные пушки (коаксиальные, спиральные) [36], либо поверхностные
многоискровые [3]. К их недостаткам можно отнести большую расходимость и
неоднородность плазмы (у первых), большое содержание нейтральных атомов, малую
плотность плазмы (у вторых).
Еще одна разновидность источников плазмы в виде кольцевого искрового
зазора, размещенного в составном катоде отражательной системы, испытана в
экспериментах [38]. Эта конструкция с практически неразрушаемым анодом выгодно
отличается от традиционных отражательных систем большим ресурсом работы.
Анализ состава МИП показывает наличие в нем широкого спектра масс, включая
тяжелые материалы искрового электрода. Сказанное может быть отнесено и к
источнику плазмы активного типа, выполненному в виде взрывающейся фольги,
расположенной на аноде [10]. Взрыв фольги и последующая генерация плазмы могут
быть осуществлены как от стороннего источника питания, так и ответвлением
основного тока генератора через фольгу. Полученные уровни плотностей ионных
токов B00 А/см2 - Н+, 500 А/см3 для более тяжелых газовых ионов) достаточно
велики. Возможности этих источников плазмы в плане получения тяжелых ионов в
значительной степени зависят от предварительного обезгаживания электродов,
работы с безмасляной откачкой на высоком вакууме (Ю-6), что в значительной
степени снижает их перспективность. В связи с этим большой интерес могут
представлять источники плазмы, формируемые из газового прианодного слоя,
образованного при импульсном напуске с последующей ионизацией с помощью
вихревых полей. Схема такого источника плазмы представлена на рис. 8. Разработки
источника плазмы этого типа на уровне мощности 1010 Вт обеспечили получение
протонных и азотных пучков в МИД с плотностью тока 100 А/см2, хорошей
повторяемостью и большим ресурсом работы. Как показали эти исследования,
необходимо осуществлять дополнительную ультрафиолетовую подсветку газового слоя
для приготовления плазмы с высокой степенью ионизации.
Мощная ультрафиолетовая подсветка A0-100 МВт/см2) может быть
использована и в качестве самостоятельного метода генерации плазмы на твердой
поверхности. Эксперименты с ультрафиолетовой подсветкой [39,40] на пассивных анодах
с покрытием из LiF и Na соответственно показали в первом случае многократное
возрастание ионного тока и уменьшение времени «запаздывания» включения анода
с 25 до 10 не, а во втором - обеспечили получение МИП, содержащего 90% Na+.
Альтернативой ультрафиолетовой подсветки поверхности анода являются
лазерные источники плазмы. Подобный метод использован в нейтронном источнике,
выполненном в виде коаксиального МИД с титановым анодом, насыщенным
дейтерием большой концентрации (до 0,5 атома дейтерия на атом решетки [41]).
Образующееся под действием лазерного импульса плазменное облако с плотностью до
1015 см-3 содержит как ионы дейтерия, так и ионы материала поглотителя. Средний
выход нейтронов составляет 10 нейтрон/имп. В [42] был разработан лазерный
источник чистой литиевой плазмы, использующий 20 не импульс рубинового
лазера (К = 670,8 нм) либо лазера на красителях. Эксперименты с этими лазерами
показали, что для генерации плазмы с плотностью 1016 см~3 требуется 40 МВт/см2 и
1 МВт/см2 для рубинового и лазера на красителях соответственно. В последнем
556 Глава 27. Мощные импульсные пучки ионов
Рис. 27.8. Конструкция активного источника плазмы с импульсным напуском газа: 1 -
газовый клапан; 2 - быстрые катушки магнитного поля; 3 - медленные катушки магнитного
поля; 4 - предыонизатор; 5 - плазменный анод; 6 - катод
случае значительно меньший уровень требуемой мощности свидетельствует о
резонансном характере ионизации литиевого облака, образовавшегося в начальной
стадии облучения литиевой мишени лазерным пучком. Необходимо отметить, что
для обеспечения постоянного импеданса диода, хорошего согласования его с
генератором, особенно на тераваттных уровнях мощности, хорошей повторяемости
динамических параметров МИД предпочтительна плотная плазма (> 1016 см-3) с
высокой степенью ионизации, занимающая узкую область вблизи анода.
Предварительное создание такой плазмы может быть осуществлено несколькими
методами. К примеру, при использовании двухимпульсного режима работы ускорителя, в
котором первый высоковольтный импульс обратной полярности (-) обеспечивает
формирование взрывоэмиссионной плазмы на аноде, а второй импульс (+) является
рабочим [43]. Анализ состава МИЛ показывает наличие многих фракций, включая
большое количество ионов адсорбированных газов. Варьирование паузы между
импульсами, амплитуды первого импульса позволяет в определенных пределах
контролировать параметры МИЛ. Метод требует применения безмасляной откачки
и соответствующей подготовки поверхности анода.
Двухступенчатый метод генерации плотного слоя литиевой плазмы A015 см-3,
1 мм), включающий на первом этапе прогрев анода с образованием тонкого слоя
литиевого пара с последующей его лазерной ионизацией, использующей
резонансное поглощение, разработан в [43]. Активный анод представляет из себя сэндвич,
содержащий керамическую подложку, нагревательный элемент - металлическую
пленку и поверхностный слой, содержащий литий (LiAg). Образование тонкого
слоя пара Li также осуществляется в два этапа через фазу расплава LiAg с
помощью медленного (больше 1 мс) и быстрого (больше 1 мкс) импульсов. Процесс
ионизации протекает с очень большим сечением через возбужденный резонансный
Литература к главе 27 557
уровень на длине волны 670,8 нм. Тестовые маломасштабные эксперименты
подтвердили формирование почти полностью ионизованной плазмы с плотностью
1016 см-3. Эти данные положены в основу активного источника Li-плазмы для
ускорителя «РВЕА-П», где требуется около 60 МВт мощности излучения на этой длине
волны для получения расчетной плотности плазмы с концентрацией 1017 см-3.
Литература к главе 27
1. Габович М.Д. Физика и техника плазменных источников ионов. М.: Атомиздат, 1972.
2. Mesyats G.A. The Role of Fast Processes in Vacuum Breakdown // Proc. X ICPIG. Oxford,
1971. Pt 2. P. 333-363.
3. Бугаев СП., Ковалъчук KM., Месяц Г. А. Плазменный импульсный источник заряженных
частиц. А. с. 248091 СССР. Заявл. 5.11.67; Опубл. 5.11.73 // Открытия, изобрет., пром.
образцы, товар, знаки. 1973. № 45. С. 231.
4. Humphries S., Lee J.J., Sudan R.N. Generation of Intense Pulsed Ion Beams // Appl. Phys.
Lett. 1974. Vol. 25, N 1. P. 20-22.
5. Stinnett R.W., Lockner T.R., Johnson D. et al. // Book of Abstr. Intern. Workshop on Physics
and Technique of High Power Opening Switches. Novosibirsk, 1989. P. 35.
6. Prono D.S., Creedon J.M., Smith /., Bergstrom N. Multiple reflections of electrons and the
possibility of intense positive-ion flow in high v/y diodes // J. Appl. Phys. 1975. Vol. 46, N 8.
P. 3310-3319.
7. Быстрицкий В.М., Красик Я.Е., Подкатов В.И. Исследование генерации сильноточных
ионных пучков в триоде // ЖТФ. 1979. Т. 49, вып. 11. С. 2417-2419.
8. Быстрицкий В.М., Диденко А.Н., Красик Я.Е., Матвиенко В.М. Генерация мощного
ленточного ионного пучка в диоде с самоизоляцией // Физика плазмы. 1985. Т. 11,
вып. 9. С. 1057-1061.
9. Mosher D. Magnetic Compression of Charge-Neutralized Ion Beams // Phys. Fluids. 1977.
Vol. 20, N7. P. 1148-1154.
10. Быстрицкий В.М., Диденко А.Н. Мощные ионные пучки. М.: Энергоатомиздат, 1984.
11. Kapetanakos C.A., Golden J., Black W.M. Dependence of the Ion Current on Voltage in a
Reflex Triode // Phys. Rev. Lett. 1976. Vol. 37, N 18. P. 1236-1240.
12. Goldstein S.A., Davidson R.C., Siambis J.G., Lee R. Focused-Flow Model of Relativistic
Diodes // Ibid. 1974. Vol. 33, N 25. P. 1471-1474.
13. Cooperstein G., Goldstein S.A., Mosher D. et al. Generation and Focusing of Intense Light Ion
Beams from Pinched-Electron Beam Diodes // Proc. Ill Intern. Topical Conf. High Power
Electron and Ion Beam Research and Technology. Novosibirsk, 1979. Vol. 2. P. 567-575.
14. Быстрицкий В.М., Месяц Г.А., Красик Я.Е. Мощные импульсные источники ионов //
Физика элементар. частиц и атом. ядра. 1992. Т. 22, вып. 5. С. 1171-1198.
15. Ottinger РЕ, Mosher D., Goldstein S.A. Propagation of Intense Ion Beams in Straight and
Tapered z-Discharge Plasma Channels // Phys.Fluids. 1980. Vol. 23, N 5. P. 909-920.
16. Humphries S.,Jr., Sudan R. N, Wiley L. Extraction and Focusing of Intense Ion Beams from a
Magnetically Insulated Diode // J. Appl. Phys. 1976. Vol. 47, N 6. P. 2382-2390.
17. Leeper R.J., Stygar W.A., Maenchen J. et al. Intense Ion Beam Diagnostics for Particle Beam
Fusion Experiments on PFBAII // Rev. Sci. Instrum. 1988. Vol. 59, N 8. P. 1860-1865.
18. Creedon J.M. Relativistic Brillouin Flow in the high v/y diode // J. Appl. Phys. 1975. Vol. 46,
N 7. P. 2946-2955.
19. Antonsen Th.M.9 OttE. Theory of intense ion beam acceleration // Phys. Fluids. 1976. Vol. 19,
N1. P. 52-59.
20. Bergeron K.D. One- and Two-Species Equilibria for Magnetic Insulation in Coaxial Geometry //
Ibid. 1977. Vol. 20, N 4. P. 688-697.
21. Desjarlais M.P. Impedance Characteristics of Applied-B Ion Diodes // Phys. Rev. Lett. 1987.
Vol. 59, N20. P. 2295-2298.
22. Miller PA. Impedance Scalling of Applied-B Ion Diodes // J. Appl. Phys. 1985. Vol. 57, N 5.
P. 1473-1477.
558 Глава 27. Мощные импульсные пучки ионов
23. Быстрщкий В.М., Волков СН, Красик Я.Е. и др. Эксперименты по транспортировке
«горячего» мощного ионного пучка в продольном однородном магнитном поле // Физика
плазмы. 1987. Т. 13, вып. 6. С. 722-728.
24. Sudan R.N., Humphries S.,Jr., Lee J J. et al II Proc. of II Intern. Top. Conf. on High Power
Electr. and Ion Beam Research and Technology. Ithaca, 1977. Vol. 1/2. P. 99-111.
25. Zeer C.L., Shtolz GE. II Proc. of IV Intern. Top Conf. on High Power Electr. and Ion Beam
Research and Technology. Paris, 1981.
26. Месяц Г.А. Генерирование мощных наносекундных импульсов. М.: Сов.радио, 1974.
27. Maenchen J., Wiley L., Humphries S., Jr. et al. Magnetic Focusing of Intense Ion Beams //
Phys. Fluids. 1979. Vol. 22, N 3. P. 555-565.
28. Johnson D.L., Burns E. JT, Quintenz J.P. et al. Anode Plasma Behavior in a Magnetically
Insulated Ion Diode // J. Appl. Phys. 1981. Vol. 52, N 1. P. 168-174.
29. Pal R., Hammer D. Anode Plasma Density Measurements in a Magnetically Insulated Diode //
Phys. Rev. Lett. 1983. Vol. 50, N 10. P. 732-735.
30. Bieg K.W., Burns EJ.T., Olsen J.N., Dorrell L.R. Ion Sourse Studies for Particle Beam
Accelerators // J. Vacuum Sci. and Technol. A. 1985. Vol. 3, N 3. P. 1234-1237.
31. Kasuya K, Horioka W, Takahashi T. et al. Pulsed Criogenic Ion Source for Pure Beam
Extraction // IEEE Trans. Plasma Sci. 1985. Vol. 13, N 5. P. 327-330.
32. Yoneda H, Horioka W, Ohbayashi K, Kasuya K. Anode-Temperature Dependence of Ion
Beam Turn-on Time in Magnetically Insulated Pulsed Ion Diodes // Appl. Phys. Lett. 1986.
Vol. 48, N 18. P. 1196-1198.
33. Pregenzer A.L. Electrohydrodynamically Driven Large-Area Liquid-Metal Ion Sources //
J. Appl. Phys. 1985. Vol. 58, N 12. P. 4509-4511.
34. Pregenzer A.L., Woodworth JR. Measurements of Temporal and Spatial Characteristics
Electrodynamic Instabilities // Ibid. 1989. Vol. 65, N 5. P. 1823-1828.
35. McKay PR, Gerber R.A., Pregenzer A.L. An Investigation of Lithium Ion Sources on an
Applied-B Extraction Diode on a PI-110A Accelerator // IEEE Trans. Plasma Sci. 1987.
Vol. 15, N4. P. 339-345.
36. Mendel С W, Jr., Zagar DM, Mills G.S. et al. Carbon Plasma Gun // Rev. Sci. Instrum. 1980.
.Vol. 51, N 12. P. 1641-1644.
37. Агафонов A.B., Коломенский А.А., Лебедев A.H и др. Генерация интенсивных потоков
отрицательных ионов // ЖЭТФ. 1983. Т. 84, вып. 6. С. 2040.
38. Быстрщкий В.М., Веригин А.А., Волков С.Н и др. Исследование генерации мощных
ионных пучков в отражательном триоде со сторонним источником плазмы на аноде //
Физика плазмы. 1986. Т. 12, вып. 9. С. 1113-1119.
39. Woodworth JR., Maenchen J.E., McKay PF. Surface Discharges as Intense Photon Sources in
the Extreme Ultraviolet // Proc. V IEEE Pulsed Power Conf. Arlington, 1985. P. 563-566.
40. Kitamura A., Mitsuhashi K, Yano S. Anode plasma formation with the help of external
radiation sources // Proc. VI Intern. Conf. on High-Power Particles Beams. Kobe, 1986.
P. 204-207.
41. Быковский Ю.А., Козырев ЮЛ., Козловский КИ. и др. Исследование ионного диода с
лазерно-плазменным анодом // Физика плазмы. 1981. Т. 7, вып. 5. С. 1024-1031.
42. Horioka К, Татига Н, Ishitoya К et al. Photoionization of Alkaline Metals Appplied for
Pulsed Ion Beam Researches // Proc. of Intern. Conf. on HPIB (BEAM'S-86). Kobe, 1986.
P. 235-238.
43. Burns EJ.T, Woodworth JR., Bieg KW et al. A Lithium-Fluoride Flashover Ion Source
Cleaned with a Glow Discharge and Irradiated with Vacuum-Ultraviolet Radiation // J. Appl.
Phys. 1988. Vol. 63, N 1. P. 11-27.
44. Логачев Е.И., Ремнев Г.Е., Усов ЮЛ. Ускорение ионов из взрывоэмиссионной плазмы //
Письма в ЖТФ. 1980. Т. 6, вып. 22. С. 1404-1406.
Часть IX МОЩНЫЕ ИМПУЛЬСНЫЕ ИСТОЧНИКИ
ЭЛЕКТРОМАГНИТНОГО ИЗЛУЧЕНИЯ
Глава 28
МОЩНЫЕ ИМПУЛЬСЫ
РЕНТГЕНОВСКОГО ИЗЛУЧЕНИЯ
§ 28.1 К истории проблемы
Первые опыты по получению и применению мощных импульсов
рентгеновского излучения были проведены в начале XX в., когда в качестве генератора
импульсов высокого напряжении использовали грозовые разряды, которые принимались
антенной, представлявшей собой натянутый на изоляторах трос. Полученные от
разряда молнии импульсы высокого напряжения в 12-15 MB подавались на
вакуумную разрядную трубку. Таким образом были получены мощные рентгеновские
импульсы, позволявшие просвечивать свинец толщиной 20 см. Однако
систематические работы по созданию приборов и устройств для получения мощных
импульсов рентгеновского излучения были начаты в конце 30-х - начале 40-х годов Ште-
енбеком [1], а также Кингдоном и Танисом [2]. Для получения источников
электронов авторы [2] использовали искру вспомогательного разряда между ртутным
катодом и поджигающим электродом. Рентгеновские трубки наполняли парами
ртути низкого давления.
Важным шагом в развитии импульсной рентгенотехники явилось создание
высоковакуумных отпаянных и разборных трубок. Первые вакуумные трубки с
холодным катодом для генерирования рентгеновских импульсов были разработаны в
[3, 4]. Трубка, описанная в [4], была трехэлектродной отпаянной, имела плоский
вольфрамовый анод и фокусирующую катодную головку с щелью, в которой
помещали холодный катод. Края этой щели выполняли роль поджигающего
электрода. Трубка, разработанная в [3], была разборной двухэлектродной, находилась под
непрерывной откачкой и имела конический заостренный анод и полый конический
катод с острыми кромками. После усовершенствования в этой трубке появился
поджигающий электрод. В дальнейшем авторы Цукерман и Манакова [5]
усовершенствовали трубки указанного типа в целях получения более стабильных и
интенсивных рентгеновских импульсов, В частности, для стабилизации возбуждения
поджигающей искры и увеличения количества образующейся в ней плазмы в
промежуток между поджигающим электродом и катодом вводили диэлектрик. Много
560 Глава 28. Мощные импульсы рентгеновского излучения
исследований было проведено также для изучения влияния формы анода и катода
на параметры рентгеновских импульсов. При использовании таких трубок
длительность импульсов составляла 1-10 мкс [6].
В дальнейшем в импульсной рентгенотехнике стали использовать двухэлектрод-
ные вакуумные рентгеновские трубки. На основе исследований Дайка с
сотрудниками [7] были разработаны отпаянные многоострийные импульсные трубки с
автоэлектронной эмиссией (АЭЭ). Для получения микросекундных рентгеновских
импульсов авторы [5] использовали двухэлектродные вакуумные трубки и впервые
создали рентгеновские аппараты с рекордно высоким по тем временам
напряжением - до 1,5 MB. Они предполагали, что в таких трубках также имеет место
автоэлектронная эмиссия. Однако исследования, проведенные к настоящему времени,
позволяют сделать вывод, что в данном случае имел место новый вид эмиссии,
получивший название взрывной электронной эмиссии (ВЭЭ) [8] (см. главу 5).
Развитие представлений об этом виде эмиссии связано с двумя смежными
направлениями исследования: с одной стороны, с изучением закономерностей АЭЭ
при предельной плотности тока и перехода АЭЭ в вакуумную дугу, а с другой - с
выяснением последовательности развития вакуумного пробоя между
макроскопическими электродами. После обстоятельного исследования ВЭЭ стало возможным
рассчитать динамические вольт-амперные характеристики рентгеновских трубок и
параметры рентгеновских импульсов, а также закономерности уноса массы
металла с катода и анода. Это позволяет конструировать трубки с большим сроком
службы и с учетом заданных параметров импульсов.
Важным этапом в развитии импульсной рентгенотехники явилось создание
генераторов мощных рентгеновских импульсов наносекундной длительности [9, 10].
В таких генераторах работают двухэлектродные трубки с взрывной эмиссией, а для
питания применяют мощные наносекундные импульсные генераторы. Используя
такие импульсы дли питания рентгеновских трубок, можно существенно уменьшить
габариты устройств из-за значительного увеличения электрической прочности
изоляции. Успех развития этой техники был в значительной мере обусловлен также
достижениями в генерировании высоковольтных наносекундных импульсов [И].
Сейчас в рентгеновских аппаратах для получения мощных импульсов наиболее
широко применяют трубки с ВЭЭ. Если в первые годы своего существования
импульсные аппараты использовали главным образом для исследования быстропро-
текающих процессов, то сегодня их широко применяют в дефектоскопии сварных
соединений промышленных металлоконструкций в нестационарных условиях, в
медицинской диагностике, в структурном анализе вещества, в локации и других
областях науки и техники. Непрерывно совершенствуется элементная база
выпускаемых промышленностью приборов (разрядники высокого давления, импульсные
конденсаторы, первичные коммутаторы).
Продолжаются исследования, задача которых - существенное сокращение
длительности импульса и увеличение мощности излучения. Уже сейчас появились
лабораторные образцы импульсных рентгеновских генераторов субнаносекундного
диапазона (см. главу 31). Важное событие в развитии импульсной рентгеновской
техники - создание сверхмощных наносекундных устройств с энергией
ускоренных электронов 10М07 эВ и током до 106 А. Обзор работ в этой области дан в [12].
Выдающаяся заслуга в разработке таких устройств принадлежит Мартину [10],
§28.2 О физике рентгеновского излучения 561
который является пионером в области создания сверхмощных рентгеновских
генераторов. Такие аппараты находят применение как для просвечивания, так и для
исследования воздействия сверхмощного излучения на различные объекты,
поэтому все это способствовало развитию техники сильноточных пучков.
В этой главе мы рассмотрим только два типа мощных наносекундных
импульсных рентгеновских генераторов. Один - это малогабаритные системы с
мощностью в импульсе 107-ь109 Вт, с напряжением до 100-^500 кВ и длительностью
импульсов 10~9^10-8 с. Другой - сверхмощные рентгеновские устройства с
мощностью в импульсе до 10и-н1013 Вт, напряжением до 107 В и длительностью импульса
10~8-И0~7 с. Первые используются в научных исследованиях, в дефектоскопии, в
медицине, в процессах стерилизации микроорганизмов и т.д., а вторые - для рент-
генографирования мощных взрывных процессов и для исследования воздействия
сверхмощного излучения на различные объекты.
§ 28.2 О физике рентгеновского излучения
Рентгеновское излучение представляет собой электромагнитные колебания в
диапазоне от 102 до 10~5 нм. Рентгеновское излучение возбуждается методом
бомбардировки твердотельной мишени пучком электронов высокой энергии. В
известных современных устройствах для получения мощных рентгеновских импульсов
максимальная энергия электронов достигает 30 МэВ. Проникая внутрь мишени,
электроны рассеиваются, т.е. отклоняются от первоначального направления
движения и теряют свою энергию. При энергии электронов W < 10 МэВ потери
энергии электронами складываются из ионизационных и радиационных потерь.
Ионизационные потери обусловлены неупругими столкновениями электронов,
бомбардирующих мишень, с ее атомами. Энергия электронов при этом расходуется на
возбуждение и ионизацию атомов, а также на возбуждение коллективных
плазменных колебаний свободных электронов вещества мишени.
В каждом отдельном столкновении с атомом электрон затрачивает на
ионизацию энергию порядка 10 эВ. Однако возможны акты, в которых потери достигают
единиц и десятков килоэлектронвольт. Происходит это тогда, когда обладающий
достаточной энергией электрон пучка вызывает ионизацию атома мишени в одной
из внутренних оболочек. Заполнение образовавшейся вакансии при переходе
электрона из внешних оболочек сопровождается испусканием фотона рентгеновского
излучения. Энергия фотона е = Д?, где АЕ - соответствующее этому переходу
изменение энергии атома. Рентгеновское излучение, испускаемое атомом при
замещении электронов, удаленных из внутренних оболочек, электронами из
внешних оболочек, называется характеристическим.
Радиационные потери возникают в результате торможения электронов в куло-
новском поле атомных ядер. Торможение - процесс движения с отрицательным
ускорением, а согласно классической электродинамике ускоренно движущиеся
заряженные частицы излучают в окружающее пространство электромагнитные
волны. Следовательно, электроны, бомбардирующие мишень, должны терять часть
своей энергии в виде электромагнитного излучения. Так возникает тормозное
рентгеновское излучение, имеющее непрерывный спектр. Он содержит фотоны
различной энергии от 0 до емакс =W0, где W0 - начальная кинетическая энергия
36. Месяц Г.А.
562 Глава 28. Мощные импульсы рентгеновского излучения
электрона. Фотон с энергией емакс характеризуется длиной волны А,мин =hc/WQ,
или ^мин = hcleU. В этом соотношении U - ускоряющая электроны разность
потенциалов; е - заряд электрона; h - постоянная Планка. После подстановки
численных значений h, с и е в формулы для А,мин имеем:
Щ U
где W0 выражено в кэВ; U- в кВ; Хмш - в нм.
Средние радиационные потери на единицу длины пути определяются из
соотношения:
' dW\
«* /рад
где п - число атомов в 1 см3; Wn =W + mc2; mc2 =0,511 МэВ - энергия покоя
электрона; m - масса электрона; Фрад- сечение радиационных потерь, см2 [13],
которое существенно зависит от степени экранирования кулоновского поля ядер
атомными электронами. Для релятивистской энергии при m0c2 < Wu < l31mc2Z-y3,
когда экранированием можно пренебречь, имеем:
Opw=5,8.10-28Z(Z + l)|41n2f-^V^|. B8.3)
При Wn >\Ъ1тс22~Х1Ъ (случай полного экранирования):
2
Фрад= 5,8- Ю-28 Z(Z + Q
41nA83Z/3) +
B8.4)
где Z - порядковый номер в таблице Менделеева, ? = 1,2+1,4 - поправка,
учитывающая тормозное излучение в поле атомных электронов; в предыдущей формуле
она равна единице.
При малой энергии электронов радиационные потери существенно меньше
ионизационных; при некотором значении энергии W = W^ потери на тормозное
излучение и ионизацию становятся равными; а при W> W^ преобладают
радиационные потери. Значение критической энергии W^ МэВ, определяется
приближенным соотношением:
1600wc2 m 800
Z
^кр * =— или W^ *— B8.5)
Например, для вольфрама с порядковым номером Z = 74, который широко
применяют в качестве материала мишеней импульсных рентгеновских трубок,
^кр« 11 МэВ.
С ростом энергии электронов ионизационные потери сначала убывают, затем
медленно увеличиваются. Для вольфрамовой мишени минимум потерь
соответствует энергии W&\ МэВ; для алюминия - W«l9S МэВ. Радиационные потери
практически не зависят от энергии электронов в области W < тс2 и монотонно
увеличиваются с ростом W в области большой энергии.
Итак, при бомбардировке мишени пучком ускоренных электронов
одновременно возбуждается рентгеновское излучение двух видов - тормозное, имеющее
непрерывный спектр, и характеристическое - с линейчатым спектром. Природа их
возникновения принципиально различна: тормозное излучение испускают сами
§28.2 О физике рентгеновского излучения 563
бомбардирующие электроны, характеристическое - ионизованные во внутренних
оболочках атомы мишени при возвращении в нормальное состояние.
При большой энергии электронов мощность тормозного излучения
существенно больше, чем характеристического. Поэтому об импульсном аппарате можно
говорить как об источнике мощных импульсов тормозного излучения. Однако
подбором условий эксперимента (ускорение электронов до сравнительно небольшой
энергии; использование легкоатомных мишеней, фильтрация излучения) можно
добиться получения импульсов характеристического излучения более мощных,
чем импульсы сопутствующего тормозного излучения. Импульсное
характеристическое излучение используют в технике, в частности при проведении рентгеност-
руктурных исследований.
Для получения тормозного излучения применяют массивные и тонкие мишени.
Массивной считают мишень, в которой кинетическая энергия электронов
поглощается полностью или практически полностью (в отличие от тонкой мишени, при
прохождении через которую электрон теряет ничтожно малую часть своей энергии,
в тонкой мишени процессы нерадиационного торможения и многократного
рассеяния практически не происходят). Мишени промышленных рентгеновских трубок, в
том числе и импульсных, относят к разряду массивных. На рис. 1 показана
зависимость спектральной интенсивности от длины для массивной мишени. С
увеличением ускоряющего напряжения интенсивность излучения с данной длиной волны в
спектре возрастает. Одновременно изменяется и спектральный состав излучения -
спектр смещается в сторону коротких волн.
Те же спектральные кривые, но пересчитанные на шкалу энергии, достаточно
точно аппроксимируются выражением [14]:
7g = const (емакс - б), B8.6)
?
ас
70
60
50
40
30
20
10
о
0,02 0,04 0,06 0,08 0,1
X [нм]
Рис. 28.1. Зависимость спектральной интенсивности от длины волны при различных
напряжениях, ускоряющих электроны
36*
564 Глава 28. Мощные импульсы рентгеновского излучения
справедливым для всего спектра за исключением узкой области, непосредственно
примыкающей к его границе емакс. Этот вывод находится в хорошем согласии с
теорией непрерывного спектра, развитой Крамерсом [14]. Применяя классические
представления и принцип соответствия, рассчитывают энергетическое
распределение потока тормозного излучения, возбужденного в массивной мишени.
Полученное выражение в несколько измененной для удобства использования форме имеет
вид:
Ръ=к0Щгмакс-г)9 B8.7)
где Рв - спектральная плотность потока излучения; k0 - коэффициент
пропорциональности; / - ток электронов на мишень; Z - порядковый номер материала
мишени. Из этого выражения видно, что при увеличении порядкового номера (так
же как и при увеличении тока) при прочих неизменных условиях пропорционально
возрастает Ре. Спектральный же состав излучения при этом не изменяется.
С помощью G) можно найти мощность тормозного излучения:
емакс
Р= J Peds = bIZU2, B8.8)
о
где b = k0e2/2. Таким образом, мощность тормозного излучения прямо
пропорциональна току, порядковому номеру материала мишени и квадрату ускоряющего
напряжения.
Спектр тормозного излучения описывается выражением F) лишь при
сравнительно небольшой энергии электронов, примерно до 100 кэВ, хотя в
приближенных расчетах формулу F) часто используют для области существенно большей
энергии.
В импульсных рентгеновских аппаратах ток и напряжение на трубке
изменяются во времени в течение импульса, поэтому спектральная интенсивность излучения
также является функцией времени. Из формулы
/,(/) = const[eMaKC(f)-e]/(f) B8.9)
хорошо видно, что при изменении напряжения происходит синхронное изменение
энергетического диапазона спектра, поскольку его мгновенная граница смещается
в соответствии с равенством:
«WO) = «*/(/). B8.10)
Среднее за период изменения напряжения значение спектральной интенсивности
7(e) = ijr.@*, B8.11)
1 0
можно найти, если известны функции eMaKC(f) и /(f), входящие в выражение для
7e(f). Поскольку для каждого конкретного аппарата вид этих функций различен,
рассмотрим качественно некоторые общие особенности спектра импульсного
излучения /(e). Для этого сравним состав излучения, генерируемого при
постоянном напряжении U и периодическом импульсном напряжении произвольной
формы с "амплитудой I/a = U. Токи в обоих случаях первоначально считаем
постоянными и равными по значению. Вследствие равенства Ua=U граничная энергия
§28.2 О физике рентгеновского излучения 565
фотонов емакс в спектре при импульсном и постоянном напряжении будет одна и
та же. Однако в целом излучение, генерируемое при постоянном напряжении,
будет более коротковолновым, чем при импульсном. Это различие объясняется тем,
что в последнем случае в течение большего или меньшего промежутка времени
излучение возникает при мгновенных значениях напряжения, меньших
амплитудного. В реальных условиях эта разница в составе излучения является особенно
резкой. Дело в том, что ток, проходящий через импульсную трубку, не является
постоянным. Большой мгновенный ток проходит через трубку, когда напряжение
на ней, достигнув максимума, уменьшается. При максимальном же напряжении
ток сравнительно невелик. Таким образом, некоторый промежуток времени - когда
напряжение имеет пониженное значение, а ток является большим - трубка
генерирует очень интенсивное длинноволновое излучение. Этими обстоятельствами
объясняется тот факт, что в сопоставимых условиях тормозное излучение импульсных
установок является менее коротковолновым по сравнению с излучением
аппаратов, работающих на постоянном напряжении.
Эффективность преобразования мощности, выделяемой пучком электронов
на мишени, в мощность тормозного излучения характеризуется радиационным
кпд r\ = b0ZW0. По экспериментальным данным b0 = @,8±0,2)-10-6 кэВ-1 при
W<200 кэВ. При дальнейшем увеличении энергии линейная зависимость г| от
W0 не сохраняется и кпд возрастает медленнее. В области низкой энергии
электронов радиационный кпд имеет очень малые значения - от долей до единиц
процентов. В массивной мишени практически вся кинетическая энергия
электронов после промежуточных процессов преобразуется в теплоту. С ростом Wo
увеличивается доля энергии, теряемой на излучение; кпд возрастает. При очень
высокой энергии кпд достигает десятков процентов. Например, для свинцовой
мишени при W0 = 40 МэВ кпд равен 60%, а при W0 = 100 МэВ - 75%.
Рассмотрим угловое распределение интенсивности тормозного излучения.
Характер распределения зависит от энергии электронов, толщины и рода
материала мишени. В тонкой мишени электроны пучка при торможении практически
не отклоняются от первоначального направления движения. Этот случай легче
поддается теоретическому анализу, чем торможение электронов в массивной
мишени, где их траектории резко отличаются от прямолинейных вследствие
рассеяния. Для медленных электронов, когда ($ = 1>/с«:1 (v - скорость электрона,
с - скорость света), и тонкой мишени угловое распределение интенсивности в
рамках классической теории определяется множителем sin2 d. Максимум
интенсивности соответствует направлению, составляющему угол д макс = 90° с
направлением пучка электронов. Для углов 0 и 180° /= 0. По мере увеличения энергии
электронов угол S маКс уменьшается. Например, при W0 = 35 кэВ (|3 « 0,35)
измеренное значение угла $ маКс близко к 55°, что находится в хорошем согласии с
расчетами Зоммерфельда; при W0 = 250 кэВ ф « 0,75) эксперимент дает
&макс w 16°. В области очень высокой энергии практически все излучение
электронов сосредоточено в пределах достаточно малого телесного угла. Для
крайнего релятивистского случая (W0 » тс2) кинетическая угловая расходимость пучка
излучения имеет значение порядка mc2/W0. Если мишень недостаточно тонкая
(<i>0,01z0), то вследствие многократного рассеяния электронов угол раствора
оказывается больше указанного значения.
566 Глава 28. Мощные импульсы рентгеновского излучения
10 0 10
$ [град]
Рис. 28.2. Результаты измерения углового распределения интенсивности тормозного
излучения при Wo = 10 МэВ для тонких мишеней из алюминия и вольфрама
На рис. 2 приведены результаты измерения углового распределения
интенсивности тормозного излучения [14]. Толщина мишеней составляла 0,85 (А1) и
0,13 мм (W). Из результатов видна резкая направленность тормозного излучения
при этой энергии. Уже для углов в несколько градусов интенсивность пучка
излучения оказывается значительно меньше экстремального значения. Для
алюминиевой мишени при 9- = 10° она в 4, а для вольфрамовой - в 2,5 раза меньше, чем на
оси конуса. Локализация излучения в пространстве при более высокой энергии
электронов характеризуется следующими экспериментальными данными,
полученными на бетатроне: 7(9) /7@) = 0,5 и 0,2 при W0 =100 МэВ для углов 1° и 8°
соответственно.
В массивных тяжелых мишенях, которые обычно применяют в рентгеновских
трубках, электроны испытывают значительное рассеяние. Поэтому излучение,
возбужденное в такой мишени при W0 = 25-J-150 кэВ, имеет пространственное
распределение, достаточно близкое к сферически симметричному. Так как торможение
электронов, сопровождающееся генерированием излучения, происходит в
некотором приповерхностном слое мишени, при выходе из этого слоя излучение
частично ослабляется материалом мишени (отмеченный выше эффект самопоглощения).
Степень ослабления излучения, идущего в разных направлениях, неодинакова.
Наиболее сильно ослабляется излучение, выходящее из мишени под малыми
углами к ее поверхности. В результате реальная диаграмма пространственного
распределения интенсивности тормозного излучения принимает вид, показанный на рис. 3.
Для оценочного расчета пространственного распределения интенсивности в
плоскости, проходящей через ось пучка электронов и нормально к поверхности
плоской мишени, в рассматриваемом случае можно воспользоваться выражением
jg-a Щ+Щфсозср ^ B8Л2)
/?=0 щ +Шф cos ф/ cosy
где /у - интенсивность пучка излучения, вышедшего под углом \|/ к нормали;
7^=0 - интенсивность пучка, соответствующая углу \|/ = 0 (в этом направлении
§28.2 О физике рентгеновского излучения 567
20о10°0° Ю°20о
100 80 60 40 0 40 60 80 100 [%]
Рис. 28.3. Диаграмма пространственного распределения интенсивности тормозного
излучения для массивной мишени при W0 = 70 кэВ
интенсивность максимальна); <р - угол между нормалью и пучком электронов;
^эф - линейный эффективный коэффициент ослабления тормозного излучения в
мишени; цэ - линейный коэффициент в экспоненциальном законе ослабления
пучка электронов (закон Ленарда). Для электронов с кинетической энергией W0 (кэВ)
цэ (см-1) можно вычислить по формуле:
цэ=4,5.105р^0-1'65, B8.13)
где р - плотность материала мишени.
С ростом энергии электронов сильнее проявляется направленность
возбужденного в массивной мишени излучения. Примерно при W0 = 0,5 МэВ максимум его
интенсивности совпадает с направлением движения электронов. Практически все
излучение при этом направлено внутрь мишени. Поэтому в высоковольтных
рентгеновских трубках (в том числе и импульсных) используют массивные мишени
небольшой толщины d0 и излучение, идущее вперед, «на просвет» мишени (рис. 4).
Такие мишени называют прострельными. С ростом энергии электронов острота
направленности излучения прострельных мишеней увеличивается.
Интенсивность тормозного излучения зависит от толщины прострельной
мишени. При некотором значении dQ интенсивность максимальна. Из измерений
Щ Электроны
У77Л
Рис. 28.4. Качественная картина углового распределения интенсивности тормозного
излучения при различной энергии электронов для прострельной мишени
568 Глава 28. Мощные импульсы рентгеновского излучения
тормозного излучения, выполненных на циклическом резонансном ускорителе
электронов - микротроне, видно, что при W0 = 5-ИО МэВ оптимальная толщина
вольфрамовой мишени d0 «1 мм. Это значение соответствует приблизительно
0,3 радиационной длины.
Исследуя спектральный состав излучения при различном ускоряющем
напряжении, можно отметить, что при некотором значении U на фоне непрерывного
спектра появляется ряд острых пиков (рис. 5). Длины волн ХКа и Хк ,
соответствующие этим пикам, не зависят от напряжения и определяются только порядковым
номером материала мишени Z. Таким образом, излучение с указанными длинами
волн свойственно материалу мишени и характеризует его. Это излучение и
называется характеристическим. На рис. 5 показана лишь часть характеристического
спектра, называемая ^-серией. Полный спектр тяжелых мишеней содержит
большое число линий, которые группируются в несколько серий, обозначаемых К, L,
М,... и т.д. Длины волн каждой серии существенно различны. Излучение,
имеющее наименьшие длины волн, составляет АГ-серию; излучение Z-серии является
более длинноволновым и т. д.
Излучение каждой серии возникает тогда, когда напряжение, ускоряющее
электроны, достигает определенного значения, называемого потенциалом
возбуждения. Например, потенциал возбуждения АГ-серии меди UKQu « 9 кВ, а
вольфрама UKy я 70 кВ. При U> Uк у данного элемента оказываются возбужденными
все возможные серии характеристического излучения. Представить механизм
возбуждения характеристического излучения и объяснить отмеченные
закономерности в его спектрах можно на основе диаграммы уровней энергии атома
(рис. 6). На диаграмме слева указаны соответствующие каждому уровню
значения главного л, орбитального / и внутреннего j квантовых чисел. Электроны,
образующие ЛГ-оболочку атома, для которой значение главного квантового числа
п = 1, занимают один уровень энергии. В I-оболочке (и = 2) имеются три уровня:
Ll9 L\\ и Lm; в М-оболочке (п = 3) - пять уровней: М\-Му и т.д.
При достаточной энергии бомбардирующих электронов из любой оболочки
атомов мишени, включая Х-оболочку, можно выбить электроны. В результате в
Рис. 28.5. Зависимость спектральной интенсивности рентгеновского излучения от длины
волны при различных значениях ускоряющего напряжения
§28.2 О физике рентгеновского излучения 5 69
4
3
2
5/2
3/2
3/2
1/2
1/2
1 3/2
1 1/2
О 1/2
1 О 1/2
,
к А
Ml
1 1 1
|М
_J
! 1 П
L
!!!!
мм
и
и
1 1
III
III
1 1
L
A
1 1
1 < >
| 1 1
1 1 1 1 1
1 Mil
1 | M M
1 1 j j 11
II 1 1 1 1 1 1 1
1M ! 1MIII
MINIMI
III ИМИ
MINIMI
M 1 II II II
' tttHt
1 {
1 ' край^г
l L - серия
и
A
III
1 III
I Ml 1
lllllll
MINN
мим 1
If
INIMIII
IIIIMIM '
ININIII
IIIIMIM
1ШШШ
1 III II 1 1
l III II l
i iii и ; j
| |||| || |
ii mil iii i
i и i и и iii i
iiii и hi
ll
II
| f
f
iiiiiiiiiiiiiiinii
iiiiiiiiiiiiiiiiiii
liLillllllitWr"
P
ill
л
М- серия
край Mi
край Lm
i К - серия
Oi-v
Mv-v
Mi-ui
Ni
MIV-v
Mm
Mi
M
и
к
Рис. 28.6. Диаграмма уровней энергии атома
атомах будут происходить переходы электронов с одной оболочки на другую. При
этом испускаются фотоны, составляющие различные серии характеристического
излучения. Переходы электронов с более высоких уровней на i^-уровень приводят
к испусканию фотонов АГ-серии. Соответственно фотоны L-серии испускаются
при заполнении свободных мест на уровнях Li-Lm и т.д.
Вероятность различных переходов неодинакова. Для некоторых переходов она
равна нулю. Чем больше вероятность перехода, тем выше яркость (интенсивность)
соответствующей линии. Фотоны наиболее ярких линий, образующие так
называемое электрическое дипольное излучение, возникают при переходах между
уровнями, для которых изменение квантовых чисел составляет
An *0; А/ = ±1; Д/ = 0±1.
B8.14)
Соотношения A4) называют правилами отбора электрических дипольных
линий. Такими линиями являются, например, Кщ и Ка2 -линии, фотоны этих линий
возникают в результате переходов на АГ-уровень электронов с Lm и Ln-уровней.
Переходы, сопровождающиеся испусканием фотонов более слабых линий,
подчиняются другим, но аналогичным правилам отбора. На рис. 6 показаны все
возможные переходы.
Одноименные серии различных элементов имеют однотипную, сходную
структуру, что обусловлено одинаковым строением уровней внутренних оболочек
570 Глава 28. Мощные импульсы рентгеновского излучения
разных атомов. Энергия фотонов характеристических линий, возникающих при
переходе электрона между уровнями с главными квантовыми числами п2 и пи
следующим образом зависит от порядкового номера элемента (закон Мозли):
e = hcR(Z-SJ
Hi2 Ч)
B8.15)
где R = 109737 см-1 - постоянная Ридберга; S - экранирующая постоянная. Для К-
серии щ = 1; п2 = 2, 3, 4,...; 5=1; для L-серии щ = 2; п2 = 3,4, 5,...; 5» 7,4 и т.д.
Интенсивность характеристических линий зависит от порядкового номера
материала мишени, ускоряющего напряжения и тока. При теоретическом расчете числа
возбужденных в массивной мишени характеристических фотонов q-й серии на один
бомбардирующий электрон и телесный угол 4я стерадиан получено выражение:
>\
г0 (щ ln\|/0 -vj/0 +1), B8.16)
Iq ~Kq
где Kq - коэффициент, различный для разных серий спектра; coq - выход
флюоресценции, т.е. отношение числа атомов, испустивших фотоны g-й серии, к
общему числу атомов, имеющих вследствие ионизации вакансии на q-м уровне;
Соотношение ускоряющего напряжения к потенциалу возбуждения Uq; r0 -
поправочный коэффициент, учитывающий уменьшение числа возможных ионизации
бомбардирующих электронов в мишени вследствие обратного рассеяния.
При учете ослабления излучения в мишени получаем иную по сравнению с A6)
аналитическую зависимость интенсивности спектральной линии от напряжения.
С ростом U интенсивность сначала увеличивается, а затем, достигнув максимума,
медленно уменьшается. Появление максимума на кривых объясняется следующим
образом. При увеличении напряжения электроны глубже проникают в мишень,
ионизируют большее число атомов и, как следствие этого, интенсивность
излучения возрастает. Однако при достаточно больших U возбуждение излучения
происходит в основном на значительной глубине, и при выходе из мишени оно
испытывает сильное ослабление.
§ 28.3 Характеристики рентгеновских импульсов
Для расчета параметров импульсов излучения, генерируемых рентгеновским
аппаратом, необходимо знать вольт-амперную характеристику (ВАХ) импульсной
трубки. В трубках со взрывной эмиссией на характер ВАХ влияет катодная плазма.
Для расчета ВАХ рентгеновских трубок с ВЭЭ предложено [15] использовать идею
Флинна [16] об ограничении тока объемным зарядом в системе: фронт
движущейся плазмы-анод. При этом предполагалось, что проводимость плазмы много
больше проводимости трубки. Получить точное решение системы дифференциальных
уравнений в частных производных, описывающих прохождение электронов в
режиме ограничения тока объемным зарядом при произвольной геометрии
электронов и плазменных сгустков, трудно. Поэтому будем использовать приближенные
методы для случая нерелятивистских электронов. Согласно [15],
электростатическую емкость диода с произвольной системой электродов приравнивают к емкости
плоского цилиндрического или сферического конденсатора, для которых известна
§28.3 Характеристики рентгеновских импульсов 571
запись закона «степени 3/2». При этом находят размеры эквивалентной системы с
простой геометрией, затем используют для вычисления тока.
Основное предположение в этом методе состоит в том, что форма
эквипотенциальных поверхностей одинакова при отсутствии пространственного заряда
и при его наличии, а различаются только потенциалы этих поверхностей. Метод
широко использовался при расчете ВАХ электронных ламп. С помощью этого
метода найдено, что для сферического плазменного катода, образованного взрывом
кончика острия, на плоской поверхности ток / можно определить по формуле:
/ = 37 ЛО^и312 -^—; B8.17)
d-vt
она справедлива при vt«: d, где v - скорость катодной плазмы, d - длина
промежутка катод-анод.
Для диодов других типов их вольт-амперную характеристику можно выразить в
общей форме
п-
I = AU3/2F\— , B8.18)
где А - постоянный коэффициент, зависящий от геометрических факторов диода,
F- функция отношения vt/d. При использовании плоского катода с большим
числом центров эмиссии при vt<^d ВАХ не зависит от vt/d:
/ = 2,33-10-6^/-3/2-^-. B8.19)
На рис. 7 приведены формулы для определения ВАХ различных диодов с
плоскими анодами, а также схемы диодов с различной геометрией [17]. Для
рентгеновских трубок наносекундного диапазона условие vt<s:d выполняется практически
всегда, поэтому его соблюдение предполагается во всех случаях.
Основной практической схемой получения рентгеновских импульсов является
разряд конденсатора с емкостью С через рентгеновскую трубку. При этом в
зависимости от емкости могут быть два характерных случая разряда: 1) время разряда
конденсатора меньше времени dlv движения катодной плазмы через промежуток;
2) наоборот, это время больше, чем dlv. Второй случай в рентгеновских аппаратах,
как правило, не используют, так как из-за оставшейся в конденсаторе энергии
после замыкания промежутка d происходит сильная эрозия электродов. Поэтому
будут рассмотрены случаи, когда vt <к d.
При условии vt<zd практически для всех рассмотренных диодов ВАХ можно
записать в виде A8). Если не учитывать индуктивность разрядного контура, то при
разряде конденсатора на диод с ВАХ типа A8), система уравнений для расчета
параметров импульсов примет вид [17]:
/ = -С^, I = AU3/2f(^\ B8.20)
dt {d
Функции F(vt/d) и величины А приведены на рис. 7. Систему B0) можно
привести к уравнению:
— = -BxmF(x\ B8.21)
dx
572 Глава 28. Мощные импульсы рентгеновского излучения
где
U vt AdU}j2
U0 d Си
где U0 - начальное напряжение на трубке.
Решая уравнения B0), можно найти зависимость тока и напряжения от времени
рентгеновской трубки. Для наиболее простого случая острийного катода и
плоского анода, когда F(x) = т, ток и напряжение в импульсной рентгеновской трубке
описываются формулами:
64Ят 16
У = -^^У; *=D7W B8'22)
где у = Id ICvUq. Время, соответствующее максимуму тока, и сам ток, согласно
формулам B2), составят
2л/о7
/м=-
м v^w"'
/M=0,52t/05/4
(АСУ)"*
,/1/2
B8.23)
Тип диода
F(ytld)
Условие
////////////
rK=vt
тэ
3,7-Ю-5
7,32-Ю-6
vt/d
(vtldJ
A -vt/dJ
Катод - сфера
vt<zd
vt>d!2
<*-&k&> 3,7-,,H"
//////////////////у. . 2 33 • 10-6—-
d2
vtld
1 -vt/d
1
(\-vtldJ
Катод - много сфер
vt<Kd9 a*d
a<scd, л/s » d
V///////////V
rK=vt
1,47-10-5
1
Катод - цилиндр
vtld vt<Kd
-±<?EEB-
4—>
9,23 10-5
R
Катод - тор
vtld vt<&d
rK=vt
Рис. 28.7. Вид функций F(vtld) для вакуумных диодов различной конфигурации
§28.3 Характеристики рентгеновских импульсов 573
Время, соответствующее максимуму мощности потока рентгеновского
излучения, которое согласно (8) равно Р ~ Я/2, и значение самого потока можно
определить из соотношений:
tu=l\ Cd\ , ри~и™\\^-. B8.24)
м pAvU м V d
Длительность рентгеновского импульса на его полувысоте
_ 0,887^
'и" Щщ> • B8'25)
Если условие /и «: d/v, которое предполагается при выводе этих формул, записать
в виде /и < 0,3d/v, то для справедливости полученных выше соотношений
необходимо иметь 2?>12.
Если ВАХ рентгеновской трубки не зависит от времени, то при разряде
конденсатора для диода с плоскими анодом и катодом, получим:
U Тл ^7' 1 7л ^Г» F 7л ^7> B8.26)
A + тJ A + 0 A + 0
где х = t /0; 0 = 2С /A-JU^; А = 2,33 • 10-6 5 Id2, S - площадь катода. Длительность
импульса излучения, измеренная на его полувысоте,
Cd2
*и«9,56404-^—, B8.27)
если напряжение выражено в вольтах и емкость в фарадах. Иногда в генераторах
наносекундных рентгеновских импульсов в качестве накопителей используют
линии. Если такая линия разряжается на диод, ВАХ которого зависит от времени, то
уравнение для расчета тока в диоде можно записать в виде:
F(E) = :' , B8.28)
где Z0 - волновое сопротивление линии. Поток рентгеновского излучения
определяют из соотношения Р «I(U0 -IZ0J, а его максимум Рм « U^Zq1.
Энергия в импульсе тормозного рентгеновского излучения 7ГИ = \q Pdt. Можно
показать, что в случае разряда линии временные характеристики рентгеновских
импульсов пропорциональны d/v, а энергия WK ~ (t/^/Z0)rf. Этот вывод можно
проверить экспериментально.
На рис. 8 показаны зависимости длительности рентгеновского импульса (на
уровне 0,1 от его амплитуды) от длины вакуумного промежутка в диоде d [17], а
также энергии излучения в импульсе от d9 подтверждающие теоретические
выводы, согласно которым при разряде линии W^ ~ d, /и ~ d.
Из B3) следует, что амплитуда импульса тока в диоде при разряде на него
конденсатора 1Ы ~ d~m. Этот вывод подтвержден экспериментально [17] (рис. 9) при
разрядке конденсатора (С = 30 пФ, U0 =180 кВ) на диод с острийным катодом и
плоским анодом. Для случая сверхмощных рентгеновских диодов с
релятивистскими электронными пучками расчет ВАХ необходимо производить на основе
данных, приведенных в главе 26 этой монографии.
574 Глава 28. Мощные импульсы рентгеновского излучения
200
160
?l20
80
40
0 12 3 4 5 6
d [мм]
Рис. 28.8. Зависимость длительности рентгеновского импульса и энергии в импульсе
излучения WH от длины промежутка d
1,2
1,0
0,8
А 0,6
0,4
0,2
0 0,4 0,8 1,2
d~m [мм-1/2]
Рис. 28.9. Зависимость амплитуды импульса тока электронов в рентгеновской трубке от d~m
§ 28.4 Генераторы мощных рентгеновских импульсов
28.4.1 Рентгеновские трубки
В современной импульсной рентгеновской аппаратуре применяют, как
правило, отпаянные двухэлектродные трубки с холодным катодом. Функцию мишени в
импульсных диодах выполняет анод. Для генерирования излучения используют
также трубки с выпуском пучка электронов в атмосферу. Тормозная мишень в
этом случае находится снаружи. В отечественных импульсных рентгеновских
аппаратах, выпускаемых промышленностью, используют рентгеновские трубки с
взрывоэмиссионными катодами (ВЭК) [12]. Рассмотрим подробнее конструкцию
таких трубок.
Импульсные трубки имеют коаксиальную или плоскую систему электродов.
Приборы коаксиального типа изготавливают с анодом конической формы, который
§ 28.4 Генераторы мощных рентгеновских импульсов 575
для получения интенсивного тормозного излучения делают из вольфрама. Обычно
используют вольфрамовый пруток диаметром 3-8 мм. Угол заточки конуса
составляет 10°-30°, радиус закругления вершины - 0,5-1 мм. В трубках плоской
конструкции применяют прострельные аноды в виде тонких пластин из вольфрама,
тантала и других тяжелоатомных металлов. Промышленные импульсные трубки с
ВЭК выполняют с вольфрамовыми или танталовыми лезвийными катодами. Такие
катоды представляют собой одну или несколько шайб, одну или несколько соосно
расположенных трубочек с острыми кромками, ленту, свернутую в спираль, и т. д.
Эмиссия электронов возникает при взрыве кромки лезвия под действием тока
автоэлектронной эмиссии большой плотности. Изоляционную часть вакуумной
оболочки импульсных трубок изготавливают из стекла с высокими диэлектрическими
свойствами или керамики. В серийных отечественных трубках ее выполняют из
стекол молибденовой группы. Давление остаточных газов в отпаянных трубках
составляет 10~М О Па.
Одним из основных параметров рентгеновских трубок является размер
источника излучения - фокусного пятна. Действительным фокусным пятном трубки
называют участок поверхности анода (мишени), на котором тормозятся электроны.
Чем больше его площадь, тем меньше при прочих равных условиях нагрев анода.
Проекцию действительного фокусного пятна в направлении оси рабочего пучка
излучения на плоскость, ортогональную этой оси, называют эффективным
фокусным пятном, или просто фокусным пятном. От его размера зависит геометрическая
нерезкость границ теневого изображения, формируемого в пучке излучения при
его прохождении через исследуемый объект. Для получения резко очерченного
изображения необходимо использовать трубку с острым (т.е. малых размеров)
эффективным фокусным пятном. Острое фокусное пятно относительно просто может
быть обеспечено при использовании в трубке конического анода [9]. На рис. 10
приведена схема импульсной рентгеновской трубки с ВЭК коаксиальной
конструкции на напряжение 320 кВ типа ИМА5-320Д, предназначенной для просвечивания
материалов. Трубку используют в аппаратах МИРА-ЗД. Лезвийный катод 3 в виде
шайбы изготовлен из вольфрамовой фольги толщиной 20 мкм. Внутренняя кромка
Рис. 28.10. Схема импульсной рентгеновской трубки ИМА5-320Д. 1 - окно; 2 - анод; 3 -
катод. Остальные пояснения в тексте
576 Глава 28. Мощные импульсы рентгеновского излучения
шайбы служит эмитирующей поверхностью катода. Анод 2 выполнен из
вольфрамового прутка диаметром 4 мм, заточенного на конус. Угол при вершине конуса
14°, радиус закругления вершины 0,6 мм. Расстояние между катодом и анодом
2,7 мм. Анод припаян к стальному стержню-выводу 7, соединенному с малым
фланцем 9. Большой фланец 4 электрически соединен с катодом. К этому фланцу
приварено выходное окно 7, изготовленное из ковара толщиной 0,2 мм и имеющее
форму полусферического купола. Благодаря такой форме окна трубка пригодна для
проведения панорамного просвечивания полых объектов. Стальной экран 6, на
котором непосредственно укреплен катод, жестко соединен с большим фланцем с
помощью кольца 5. Основное значение экрана - препятствовать осаждению на
стеклянный изолятор 8 паров вольфрама, образующихся при разряде в трубке.
Трубка откачивается через штенгель 10 - тонкостенную медную трубочку. Рабочая
среда трубки - трансформаторное масло.
В трубке ИМА6 на напряжение 100 кВ [18], предназначенной для
направленного просвечивания объектов и имеющей аналогичную конструкцию, используют
плоское выходное окно, выполненное из пластины бериллия толщиной 1 мм.
Бериллий характеризуется малым коэффициентом ослабления для длинноволнового
излучения, поэтому такое окно слабо фильтрует излучение трубки. Например,
длинноволновая составляющая излучения с энергией фотонов W = 5 кэВ
ослабляется приблизительно в 2 раза. Стеклянное окно такой же толщины практически
полностью поглощает излучение с W < A0-12) кэВ. Благодаря относительно
небольшому рабочему напряжению и наличию в трубке бериллиевого окна, с ее
помощью можно получить высококонтрастные снимки изделий из алюминия,
пластмассы и других легкоатомных материалов. Трубку применяют в аппаратуре для
медицинской диагностики. Для трубок с коническим анодом [12] характерно малое
расстояние между анодом и катодом, который выполнен и виде шайбы из никеля.
Оно составляет 1,5-3 мм. Трубки устойчиво работают при напряжении 100-200 кВ
и характеризуются малым размером эффективного фокусного пятна - 0,4 мм.
Фирма CGR (Франция) выпускает импульсные трубки на напряжение 200^2000 кВ
с коническим анодом и лезвийным катодом, выполненным из нескольких тонких
пластинок, эмитирующая кромка которых имеет радиус закругления 5 мкм.
Пластинки укреплены внутри охватывающего анод цилиндрического экрана
нормально к его поверхности.
Импульсное рентгеновское излучение используют для исследования
структуры кристаллических тел. Для рентгеноструктурных экспериментов в
большинстве случаев требуется монохроматическое излучение. Обычно используют
практически однородное характеристическое ^-излучение рентгеновской трубки или
его Ка-линию, которую выделяют, например, с помощью
селективно-поглощающего фильтра. В основе рентгеноструктурного анализа лежит явление
когерентного рассеяния излучения исследуемым объектом. Поскольку оно испытывает
длинноволновое излучение, то характеристическое излучение импульсной
рентгеновской трубки для структурного анализа должно быть длинноволновым. Его
можно получить, если анод трубки изготовить из материала с относительно
небольшим порядковым номером, например из меди или молибдена. На рис. 11
схематически изображена конструкция импульсной острофокусной трубки с
§ 28.4 Генераторы мощных рентгеновских импульсов 511
Рис. 28.11. Конструкция острофокусной импульсной трубки для кристаллографических
исследований. 1 - выходное окно; 2 - катод; 3 - анод
коническим медным анодом [19] для кристаллографических и других
исследований, связанных с применением характеристического излучения меди. Ее катод 2
выполнен в виде шайбы с заостренной кромкой. Принципиальная особенность
трубки - наличие тонкого A25 мкм) бериллиевого выходного окна 7,
расположенного на небольшом расстоянии от вершины анода 3. Окно пропускает
характеристическое излучение Х-серии меди (FT« 8 кэВ) с ничтожным ослаблением.
Благодаря небольшому зазору между окном и анодом трубки исследуемый объект может
быть расположен близко к ее действительному фокусному пятну. Сокращение
расстояния между объектом и фокусным пятном увеличивает интенсивность
падающего на объект излучения. Для анализа структуры кристаллов по методу Лауэ
применяют трубку с вольфрамовым анодом.
Импульсные трубки плоской конструкции характеризуются, как правило,
большим размером фокусного пятна. Однако они могут быть и острофокусными.
Примером может служить малогабаритная острофокусная трубка с лезвийным
катодом ИМА2-150Д (рис. 12) для просвечивания материалов [12]. Трубку
используют в аппарате МИРА-2Д. Катод 3 выполнен из вольфрамовой трубки диаметром
2 мм с толщиной стенки 0,2 мм и установлен на грибовидном электроде 4,
предназначенном для защиты стеклянной изоляционной части 6 вакуумной оболочки от
Рис. 28.12. Схема импульсной трубки плоской конструкции ИМА2-150Д. / - выходное окно;
2 - анод; 3 - катод. Остальные пояснения в тексте
37. Месяц Г.А.
578 Глава 28. Мощные импульсы рентгеновского излучения
конденсации на ней паров металла и крепления штенгеля 7. К металлическому
корпусу 5 припаяно выходное окно 1 из ковара толщиной 0,2 мм. Прострельный
вольфрамовый анод 2 толщиной 0,02 мм приварен непосредственно к выходному
окну. Расстояние между катодом и анодом 4,5 мм.
Существенной особенностью трубок с прострельным анодом, обычно
заземленным, является возможность размещения исследуемого объекта вплотную у
выходного окна, т.е. на расстоянии от фокусного пятна в десятые доли миллиметра.
В таблице 1 приведены параметры описанных и некоторых других типов
импульсных трубок. Трубки (кроме ИМА2-150Д) имеют конический анод. Во всех
перечисленных приборах используют лезвийные катоды.
Таблица 28.1.
Параметр ИМА2-150Д ИМА-320Д ИМА-6 ИМА-7
Амплитуда напряжения, кВ 150-200 320 100 600
Диаметр эффективного фокусного
пятна, мм 2,3-3,0 2,3-3,0 2,1-2,8 5-6
Частота следования импульсов, с-1,
не более 50 15
Длина, мм 40 120 60 230
Диаметр, мм 30 62 38 73
Масса, г 60 200 70 900
В некоторых импульсных рентгеновских аппаратах применяют трехэлектрод-
ные трубки с холодным катодом. Третий, управляющий, или поджигающий,
электрод расположен на небольшом расстоянии от катода. При подаче на этот электрод
управляющего импульса напряжения относительно небольшой амплитуды между
ним и катодом возникает вспомогательный разряд, инициирующий разряд в
высоковольтной анодной цепи. При введении третьего электрода можно понизить
анодное напряжение трубки и управлять моментом возникновения рентгеновской
вспышки и синхронизировать ее появление с соответствующей фазой
исследуемого процесса. Повышается стабильность параметров вспышки (интенсивность,
спектральный состав, длительность) в периодическом режиме работы. Сдвигая
моменты подачи импульсов на управляющий электрод и анод относительно друг
друга, можно регулировать ток в трубке [12].
Вместе с тем трехэлектродные трубки имеют недостатки. Процесс извлечения
электронов из плазмы вспомогательного разряда к аноду в этих приборах
характеризуется малой эффективностью. Недостаточен ресурс их системы поджига. Схема
питания трехэлектродных трубок существенно сложнее, чем двухэлектродных.
Конструкция трубки с управляющим электродом [9] показана на рис. 13.
Конический анод 3 выполнен из вольфрамового прутка диаметром 2 мм. Вольфрамовый
катод 1 имеет форму шайбы с заостренной внутренней кромкой. Цилиндрический
управляющий электрод 2 отделяется от катода либо вакуумным промежутком
толщиной 30-40 мкм, либо тонкой C0-70 мкм) диэлектрической прокладкой. В
последнем случае для управления трубкой требуется небольшое напряжение -
порядка 3-5 кВ. Максимальное анодное напряжение трубки 250 кВ.
§ 28.4 Генераторы мощных рентгеновских импульсов 5 79
85 мм
Рис. 28.13. Конструкция импульсной трехэлектродной управляемой трубки. 1 - катод; 2 -
управляющий электрод; 3 - анод
При замене прострельного анода в импульсной трубке окном из вакуумноплот-
ной фольги пучок электронов можно вывести наружу. Выпускные окна
изготавливают из бериллия, алюминия, титана, нержавеющей стали и других материалов.
Для получения рентгеновских вспышек выведенный пучок электронов
направляется на внешнюю тормозную мишень. В некоторых устройствах для уменьшения
тепловой нагрузки на окно из трубки выводится достаточно широкий пучок,
который затем фокусируется магнитными линзами до требуемого свечения на
поверхности мишени. В таблице 2 приведены значения пробега электронов разной
энергии в соответствующих материалах.
Таблица 28.2. Пробег электронов для ряда материалов при различных энергиях электронов
We, МэВ
Л-К), г/см2
Be
А1
Ti
0,5 0,521 0,571 0,652
0,10 1,73 1,86 2,10
0,15 3,42 3,64 4,09
0,20 5,45 5,77 6,46
0,30 10,1 10,8 12,0
0,40 15,7 16,4 18,2
0,50 21,5 22,4 24,8
0,60 27,7 28,7 31,7
0,80 40,5 41,7 45,9
1,00 53,7 55,1 60,4
37*
580 Глава 28. Мощные импульсы рентгеновского излучения
Конструкция трубок с выпуском пучка электронов аналогична конструкции
трубок с прострельным анодом. Однако иногда применяют специальные меры для
расширения выводимого пучка. Примером может служить трубка, используемая в
установке ЭЛИНА-5 [12]. Ее катодом служат три коаксиальных цилиндра,
свернутых из танталовой фольги толщиной 50 мкм, анодом - сетка из параллельных
молибденовых проволок, расположенных на расстоянии 10 мм от эмитирующих
кромок катодных цилиндров. Полученный за счет взрывной эмиссии пучок
электронов, проходя через сетчатый анод и попадая в свободное от электрического поля
пространство между анодом и выпускным окном, дефокусируется. Это
способствует уменьшению нагрева окна, выполненного из танталовой фольги.
В лабораторных импульсных установках применяют разборные трубки,
работающие при непрерывной откачке. Такие приборы наряду с очевидными
недостатками, связанными с необходимостью использования непрерывной откачки, имеют
и важные преимущества перед отпаянными трубками: возможность использовать в
трубке очень тонкие окна из разных материалов, в том числе и не допускающих
значительный нагрев. Можно осуществить замену вышедших из строя электродов
и других элементов конструкции, использовать аноды из разных материалов для
получения характеристического излучения нужной длины волны и т.д.
28.4.2 Компактные импульсные рентгеновские аппараты
Как показано в предыдущих главах, взрывная эмиссия электронов (ВЭЭ) и эк-
тонные эффекты используются в достаточно мощных и громоздких ускорителях для
получения импульсных пучков электронов. Долгое время казалось, что ВЭЭ
используется только в больших экзотических устройствах, для которых нужны
специальные помещения с радиационной защитой. Однако развитие сильноточной
импульсной электроники с использованием ВЭЭ позволило создать очень компактные
ускорители с энергией электронов до 500 кэВ, конкурентоспособные с обычными
электронно-лучевыми приборами. Компактность таких устройств достигается двумя
путями. Во-первых, уменьшением длительности импульсов до Ю-10-Ю-8 с, а во-
вторых, снижением ускоряющего напряжения и увеличением тока, чтобы иметь
необходимую мощность импульсов - обычно в пределах 107-109 Вт. Рассмотрим
вначале аппараты, применяемые в промышленности.
Наиболее часто в качестве источника импульсного напряжения используют
генератор с трансформатором Тесла (см. § 16.2). В первых разработках
трансформатор, разрядник и рентгеновская трубка во всех аппаратах были объединены общим
токопроводящим корпусом, заполненным трансформаторным маслом (рис. 14).
Корпус совместно с одним из электродов разрядника образует конструктивный
конденсатор, используемый в качестве формирующего конденсатора. Коаксиальное
расположение рентгеновской трубки, разрядника и трансформатора обеспечивает
минимальную паразитную индуктивность схемы. Размеры и масса такого
аппарата, как правило, достаточно малы. Так, при выходном напряжении порядка 200 кВ
его масса не превышает 3-4 кг.
Самый маленький из серии аппарат МИРА-1Д с рабочим напряжением 100 кВ
предназначен для просвечивания тонкостенных стальных изделий, а также изделий
из "пластмасс и легких металлов. Его применяют главным образом в электронной
§28.4 Генераторы мощных рентгеновских импульсов 581
Рис. 28.14. Схематический чертеж высоковольтного блока импульсного рентгеновского
аппарата для дефектоскопии: 1 - корпус; 2 - трансформатор; 3 - разрядник-обостритель; 4 -
рентгеновская трубка; 5 - катушка индуктивности
промышленности и авиаприборостроении. Аппараты МИРА-2Д и МИРА-ЗД
используют в основном для контроля качества сварки магистральных газо- и
нефтепроводов. В отличие от МИРА-1Д первичные накопительные конденсаторы в них
расположены в общем кожухе вместе с высоковольтным блоком. Из-за этого стало
возможным удлинить высоковольтный кабель, соединяющий пульт управления с
рентгеновским блоком, до 20-30 м и тем самым обеспечить радиационную
безопасность обслуживающего персонала практически без применения специальных
мер защиты. Оба аппарата обладают равномерной диаграммой направленности
излучения в пределах утла раствора порядка 150°, что позволяет использовать их
для панорамного просвечивания кольцевых швов трубопроводов.
Аппараты МИРА-4Д и МИРА-5Д имеют вид трех функциональных блоков.
В третий блок вынесены накопительные конденсаторы первичной цепи,
соединенные по схеме Маркса, для повышения зарядного напряжения, которое в
данном случае составляет 40-50 кВ. Поскольку реальный коэффициент передачи в
этом типе высоковольтных трансформаторов Тесла, как правило, не превышает
15-20, то такое зарядное напряжение обеспечивает амплитуду импульса на
разряднике 500 кВ.
Технические характеристики дефектоскопов серии МИРА даны в таблице 3.
Выбор той или иной модели определяется толщиной и материалом
контролируемого изделия, а также требованиями, предъявляемыми к качеству рентгеновских
снимков.
В аппарате «Инспектор», выпускаемом в США, в качестве генератора
импульсного напряжения используют спиральный трансформатор. Полная масса аппарата
не превышает 6,5 кг. Экспозиционная доза излучения в импульсе у него составляет
около 810-7 Кл/кг C мР) на расстоянии 0,5 м при максимальном напряжении на
рентгеновской трубке порядка 150 кВ. Фокусное пятно трубки не превышает 1,5 мм.
Для решения многих физических проблем необходимы короткие
рентгеновские импульсы: высокоскоростная люминесценция, рентгеновская локация,
тестирование дефектов излучения и структурный анализ и т.д. Например, в физике
актуальна проблема измерения временных характеристик детекторов
ионизирующих излучений. Для этого разработаны и серийно выпускаются два аппарата -
КВАНТ и ИРА-3 [12], выполненные по единой принципиальной схеме (рис. 15).
582 Глава 28. Мощные импульсы рентгеновского излучения
Таблица 28.3.
Параметр
Максимальная толщина стали,
доступная для рентгенографи-
рования, мм
Амплитуда напряжения на
рентгеновской трубке, кВ
Экспозиционная доза излучения в
импульсе на расстоянии 0,5 м от
анода, мР (Кл/кг)
Частота следования импульсов, Гц
Диаметр фокусного пятна, мм
Угол раствора конуса рабочего
пучка излучения, град
Ресурс аппарата, имп.
Потребляемая мощность, Вт
Масса рентгеновского блока, кг
Длительность рентгеновского
импульса на полувысоте, не
МИРА-
1Д
10
100
0,2
E-1(Н)
20-25
2
.30
5106
300
2
10
МИРА-
2Д
20
150
0,8
B-10-7)
10-15
3
150
5106
400
4
15
МИРА-
зд
40
200
2
E-10-7)
4-5
3
150
106
600
10
20
МИРА-
4Д
60
350
4
A(H)
2-3
4
150
0,5-105
800
25
20
МИРА-
5Д
100
500
8
B-1(Н)
1,5-2
4
150
0,5-105
1000
40
20
Основное ее отличие от описанных ранее схем - способ импульсного заряда
накопительного конденсатора. Через выпрямитель Д\ и ограничивающий резистор R\
конденсатор С\ заряжается от сети переменного тока B20 В, 50 Гц) до
напряжения, при котором срабатывает динистор Д2. При этом конденсатор Сх разряжается
через первичную обмотку импульсного трансформатора Тр\. На концах вторичной
обмотки трансформатора возникает разность потенциалов, вследствие чего
накопительный конденсатор С2 через выпрямитель Дг заряжается до определенного
напряжения. Постоянную времени цепочки C\-~R\ выбирают так, чтобы за один
полупериод напряжения сети динистор срабатывал 5-6 раз. Постепенно, в течение
нескольких секунд, накопительный конденсатор заряжается до амплитудного
значения выходного напряжения импульсного трансформатора. Трехэлектродный
управляемый разрядник Р\ запускает высоковольтный генератор, образованный
резонансным трансформатором Тесла Тр2, разрядником Р2 и рентгеновской
трубкой РТ. Применение импульсной схемы питания накопительного конденсатора
позволило существенно уменьшить габаритные размеры и массу зарядного
трансформатора, который в данном случае работает на повышенной частоте.
Достоинство схемы - возможность ее питания от сухих батарей. Благодаря срабатыванию
Запуск
Д\ Дг тРх Яъ
-220 В dpCx
Rx
CHWW
Рис. 28.15. Принципиальная электрическая схема аппаратов КВАНТ, ИРА-3
§28.4 Генераторы мощных рентгеновских импульсов 583
динистора практически на одном и том же выходном напряжении обеспечивается
стабилизация напряжения на конденсаторе С2. Конструктивно аппараты КВАНТ и
ИРА-3 выполнены в виде портативного рентгеновского блока, соединенного с
выносным пультом управления кабелем длиной 5 м. В обоих аппаратах использованы
рентгеновская трубка типа ИМА1-150П с большим фокусным пятном и разрядни-
ки-обострители с напряжением срабатывания 100 кВ (КВАНТ) и 150 кВ (ИРА-3).
Кроме градуировки детекторов, аппараты КВАНТ и ИРА-3 можно использовать
для просвечивания пластмассовых изделий и элементов электронной техники.
Бели исследование в области физики, например быстропротекающих процессов,
можно считать уже традиционным направлением импульсной рентгенотехники, то в
медицине ее только начинают использовать. Благодаря разработке новых и
совершенствованию конструкций существующих моделей импульсных аппаратов,
серийно выпускаемых промышленностью, стало возможно использовать их не только в
классической медицинской диагностике, но и для решения некоторых
специфических задач (например, для определения местоположения инородных предметов в
теле человека, переломов и т.д. непосредственно в полевых, палатных условиях).
В [9] описан диагностический импульсный рентгеновский аппарат «ДИНА-1».
С помощью этого прибора были получены рентгенограммы органов грудной
клетки и конечностей, по качеству не уступающие снимкам, выполненным на аппарате
непрерывного действия. В этом аппарате использован тот же высоковольтный
блок, что и в аппарате КВАНТ, только с острофокусной трубкой типа ИМА-6,
работающей на принципе ВЭЭ. Диаметр ее фокусного пятна не превышает 2 мм, что
обеспечивает вполне приемлемую четкость рентгеновских снимков практически
всех органов. Аппарат смонтирован в переносном чемодане, который в рабочем
положении является основанием штатива. Высоковольтный блок с помощью
штатива можно устанавливать в любом положении к больному.
Для исследования быстропротекающих процессов в рентгеновском излучении
используют устройства со специальными требованиями к техническим параметрам
импульсных установок: обеспечение большой дозы излучения в импульсе;
необходимость точной синхронизации момента рентгеновской вспышки с началом
исследуемого быстропротекающего процесса; комплекс мероприятий по обеспечению
помехозащищенности цепей управления от электромагнитного излучения,
возникающего одновременно с рентгеновским импульсом.
Рассмотрим конструктивные особенности и важнейшие характеристики
приборов, серийно выпускаемых промышленностью. Установка РИНА-ЗБ/6 содержит
шесть рентгеновских блоков, каждый из которых включает трубку,
высоковольтный генератор, первичный конденсатор и коммутатор. Блок выполнен по типовой
схеме, описанной выше, с использованием трансформатора Тесла, что
обеспечивает небольшие габариты и массу излучателя при сравнительно высокой дозе
излучения в импульсе.
Импульсная установка типа МИРА-5Б/1 имеет рабочее напряжение на
рентгеновской трубке 600 кВ. Здесь также использован трансформатор Тесла.
Накопительные трансформаторы первичной цепи, в отличие от схемы РИНА-ЗБ/6,
вынесены в отдельный кожух и соединены по схеме Маркса. Это позволило
вдвое увеличить напряжение на входе генератора импульсных напряжений без
изменения зарядного напряжения. Установка состоит из одного универсального
584 Глава 28. Мощные импульсы рентгеновского излучения
канала, включающего в себя высоковольтный блок, генератор Маркса, блок
синхронизации и пульт управления [12].
Фирма «Скэндитроникс» выпускает три модели рентгеновских приборов. Их
технические характеристики приведены по данным рекламных проспектов в
таблице 4. В этих аппаратах для изменения напряжения регулируют давление газа в
разрядниках генератора, в качестве изолирующей среды используют сухой воздух.
Пост управления унифицирован для всей серии. Особенность аппаратов серии
«Скэндифлеш» заключается в том, что трубка непрерывно откачивается
небольшим ионным насосом и имеет сменные электродные узлы. Благодаря небольшой
длительности рентгеновской вспышки можно получать резкие снимки даже при
гиперзвуковых скоростях.
Таблица 28.4.
Параметр
«Скэндифлеш «Скэндифлеш «Скэндифлеш
300» 600» 1200»
Амплитуда напряжения на
рентгеновской трубке, кВ
Ток в импульсе, А
Размеры высоковольтного блока:
диаметр, мм
длина, мм
масса, кг
Экспозиционная доза излучения в
импульсе на расстоянии 0,5 м от
фокусного пятна трубки, мР (Кл/кг)
Длительность импульса излучения
на полувысоте, не
100-300
10000
700
600
150
35
(91(H)
20
250-600
10000
800
885
300
75
B-10-5)
15
500-1200
10000
800
1205
450
180
E-10-5)
10
В новейших разработках мощных компактных импульсных рентгеновских
генераторов проведено радикальное усовершенствование системы питания на основе
трансформатора Тесла. Он изготовлен с разомкнутым ферромагнитным
сердечником, что позволило иметь максимум зарядного напряжения на первой полуволне
напряжения. Описание конструкции устройств «Радан» дано в § 16.4, а общий
вид-на рис. 16.5.
В [20] разработаны рентгеновские аппараты с использованием импульсных
генераторов с обрывом тока на основе SOS-диодов и магнитных ключей (см.
главу 22). При весе генератора 15 кг он имеет импульс напряжения на трубке 120 кВ,
длительность импульса 15-5-25 не и частоту следования импульсов в пакетном
режиме 103 Гц. До этого прибора частота следования импульсов в рентгеновских
аппаратах не превышала 100 Гц. Такие приборы являются чрезвычайно
перспективными для медицинской диагностики.
§ 28.5 Генераторы сверхмощных рентгеновских импульсов
Генераторы сверхмощных наносекундных рентгеновских импульсов
(напряжение - в мегавольтах, ток электронов - сотни и более килоампер, длительность
импульса - десятки наносекунд) начали создавать в 60-е годы XX в. в целях
§28.5 Генераторы сверхмощных рентгеновских импульсов 585
рентгенографии. Вскоре после этого аналогичные генераторы были сделаны во
многих лабораториях также для исследования воздействия мощных импульсов
рентгеновского излучения на различные объекты. Большое влияние на развитие
этой техники оказали работы Цукермана и его сотрудников в России [5, 9],
впервые получивших рентгеновские импульсы в диапазоне 1,5 МэВ с использованием
двухэлектродных трубок, и работы Мартина в Великобритании [10].
Конструкции этих генераторов в принципе одинаковы как для рентгенографии, так и для
облучения. Различия имеются только в конструкции диода, так как рентгенография
требует получения пучка электронов сравнительно малого диаметра. Пока нет
других типов лабораторных источников рентгеновского излучения, которые имели бы
сравнимую мощность. Важные достоинства этих генераторов - малая
длительность импульсов, высокая доза излучения и сравнительно низкая стоимость.
Почти все существующие генераторы построены по единой схеме.
Коаксиальная накопительная линия, заполненная жидким диэлектриком (чаще всего
трансформаторным маслом или водой), заряжается от источника высокого напряжения
(генератора Маркса), трансформатора Тесла, линейного трансформатора, а в
первых источниках - электростатического генератора Ван-де-Граафа, который заряжал
коаксиальную линию со сжатым SF6 [21]. Затем срабатывает коммутатор и линия
разряжается на ускорительную трубку. Основные элементы трубки - диод и
изолятор. Благодаря взрывной эмиссии в диоде создается мощный поток электронов.
Импульс, формируемый в генераторе с жидкостной накопительной линией,
поступает на разборную рентгеновскую трубку, в диоде которой создается пучок
электронов и формируется поток рентгеновского излучения. Часто между диодом
и накопительной линией устанавливают вакуумную передающую линию, в
которую встраивают обостритель, представляющий собой двухэлектродный
вакуумный разрядник с диэлектриком, вставленным между электродами [22].
Обостритель необходим для устранения предымпульсов, кроме того, он способствует
укорочению фронта импульсов. В области между жидкой изоляцией и вакуумом
встраивается вакуумный изолятор в форме полого цилиндра, ось которого
совпадает с осью накопительной линии. Изолятор обычно состоит из одинаковых
диэлектрических колец (акрила, эпоксидной смолы, полиэтилена), разделенных
металлическими кольцами (так называемыми градиентами), которые необходимы
для равномерного распределения электрического поля по поверхности изолятора.
Внутренняя поверхность каждого диэлектрического кольца наклонена к оси на 45°,
образуя усеченный конус. При таком наклоне напряженность электрического поля,
при которой наступает перекрытие, максимальна (рис. 5.16). Это объясняется тем,
что инициирование импульсного разряда по поверхности диэлектрика в вакууме
происходит за счет эмиссии электронов в контакте катод-диэлектрик. При
попадании электронов на поверхность диэлектрика происходит его перекрытие за счет
размножения этих электронов. Выбрав оптимальный угол наклона поверхности
диэлектрика к оси, можно уменьшить попадание электронов на поверхность
диэлектрика или вообще избежать его. Опыт эксплуатации установок «Hermes-I» и
«Hermes-II» показал, что в диапазоне напряженности 1-12 MB пробивная
напряженность электрического поля Е, кВ/см, определяется выражением [23]:
?«2-103rf/6r1/3,
B8.29)
586 Глава 28. Мощные импульсы рентгеновского излучения
где d - длина изолятора без учета толщины градиентных колец, см; t - время
воздействия напряжения, не. Эту зависимость установил Мартин [10] для изолятора
диаметром 60 см при напряжении до 5 MB. Для того чтобы изолятор выдержал
много импульсов, значение Е должно быть на 20 % ниже значений, получаемых из
этого выражения.
Котов с сотрудниками [24] предложили использовать вакуумный изолятор с
металлическими экранами. Влияние их на работу изолятора можно понять из
рис. 16. Тонкий металлический цилиндрический экран установлен на
положительном электроде. Торец экрана находится в непосредственной близости от
места, где отрицательный электрод примыкает к изолятору. Экран одновременно
выполняет несколько функций. Он собирает электроны, образующиеся в
тройных точках катода, а также электроны, попавшие в зазор между торцом экрана и
отрицательным электродом, что необходимо для исключения взаимодействия
первичных электронов с поверхностью диэлектрика. Кроме того, экран защищает
поверхность диэлектрика от электромагнитного излучения, заряженных частиц и
макрочастиц, летящих из пространства вакуумного диода. Применение экранов
позволило почти в 2 раза увеличить среднее пробивное напряжение и
значительно повысить надежность изолятора.
С помощью вакуумной передающей линии можно физически отделить
рентгеновский источник от импульсного генератора, избежать запыления изолятора
испаряющимися материалами катода и анода и осуществить транспортировку пучка.
Напряженность электрического поля на внутреннем проводнике коаксиальной
линии обычно достаточно велика, чтобы вызвать взрывную эмиссию электронов из
внутреннего проводника, являющегося обычно катодом. В обычных условиях
электроны ВЭЭ, попадая на анод, разогревают его, и происходит испарение
материала анода, что приводит к ускорению развития вакуумного разряда. При
приложении к вакуумному промежутку магнитного поля достаточно большой
напряженности электроны из катодной плазмы не попадают на анод, а возвращаются на
катод. При этом время развития разряда увеличивается и определяется, по существу,
только временем перемыкания катодной плазмой межэлектродного промежутка.
Конструкция диода зависит от назначения установки - для облучения или
рентгенографии. Однако в любом случае, очевидно, необходимо стремиться к
максимальному преобразованию энергии пучка электронов в энергию рентгеновского
излучения. Для этого используют тяжелоатомные мишени определенной толщины.
Рис. 28.16. Влияние экрана на работу изолятора: а - схема изолятора без экрана; б - с
экраном, защищающим поверхность диэлектрика от первичных электронов е~ и от
электромагнитного излучения hco
§28.5 Генераторы сверхмощных рентгеновских импульсов 587
При использовании генератора для облучения больших поверхностей
необходимо устранять эффект сжатия пучка собственным магнитным полем (пинч-
эффект) (см. главу 26) и направлять пучок электронов нормально к мишени. Для
этого использован катод в виде тора радиусом R; расстояние между катодом и
анодом d выбрано таким, чтобы ток, ограниченный объемным зарядом, был больше
критического тока пинч-эффекта. Пучок электронов, эмитируемый таким катодом,
имеет на мишени концентрическое распределение, состоящее из двух областей
максимальной интенсивности. Одна область имеет форму кольца, диаметр
которого приблизительно соответствует диаметру тора, а вторая - форму пятна в центре.
Центральная область пиковой интенсивности обычно сильнее поражает мишень.
Для рентгенографических приложений необходимо иметь на мишени фокусное
пятно малого диаметра. Пучок сжимается за счет пинч-эффекта и использования
катода с малым диаметром, а также из-за использования специальных
фокусирующих электродов, не эмиттирующих электроны и создающих электрическое
поле необходимой конфигурации. При пинч-эффекте появляется большая доля
электронов, падающих на мишень не по нормали, а под значительным углом к ней.
Из-за этого снижается интенсивность рентгеновского излучения в направлении от
пучка электронов. Для осесимметричного пучка приближенное отношение
поперечной составляющей скорости электронов к продольной выражается соотношением
^М— > B8-3°)
где / - ток пучка, кА. Например, для пучка установки «PULSERAD 1480» при
напряжении 9 MB и токе 200 кА отношение поперечной составляющей скорости к
продольной равно 0,8-1, что соответствует среднему углу падения электронов к
нормали 38°. Поэтому возможная интенсивность рентгеновского излучения в
направлении вперед уменьшается почти в 10 раз.
На пинчевание пучка и воспроизводимость параметров импульса излучения
значительно влияют форма катода и наличие предымпульсов. Конусообразная
конечная часть катода позволяет поджимать электроны, вылетающие позже с
поверхности конуса, магнитным полем пучка начальных электронов, испускаемых
вершиной. Предымпульсы, приходящие в диод в процессе импульсной зарядки
накопительной линии, приводят к взрыву катодных микроострий и образованию
плазмы до прихода основного импульса. Это снижает импеданс диода и уменьшает
эффективность передачи энергии в диод. Для устранения этого эффекта
устанавливают разрядники-обострители как в жидкостной, так и в вакуумной линиях, а
вершине конического катода придают округлую форму. Чем меньше амплитуда
предымпульсного напряжения, тем меньше можно устанавливать расстояние
катод-анод и тем лучше сфокусировать пучок электронов на мишени.
Вопрос о выборе материала и толщины пристрельной тормозной мишени
подробно рассмотрен в [12]. Напомним, что толщина мишени всегда меньше длины
пробега электронов, поэтому для торможения прошедших через мишень
электронов за вольфрамом устанавливают толстую металлическую пластину с малым Z
(обычно железо или алюминий). Одна из проблем, возникающих при
использовании мишени, - ее разрушение, приводящее к переборке диода. Механизм
поражения состоит в отколе и дроблении металла. Для устранения этого эффекта мишень
588 Глава 28. Мощные импульсы рентгеновского излучения
обычно делают не из сплошной пластины с большим Z, а из набора фольг.
Например, в установке «Aurora» использован пакет танталовых фольг толщиной 50 мкм.
При этом за счет увеличения затухания акустических волн и пластичности мишень
становится механически более устойчивой к воздействию пучка электронов.
Кроме простейших типов генераторов сверхмощных импульсов на основе
генераторов Маркса и жидкостных коаксиальных линий разработаны также
системы с индуктивным накоплением энергии и обрывом тока проволочными и
плазменными прерывателями, а также системы с использованием линейных
трансформаторов и трансформаторов Тесла. Об этом мы говорили выше в главах 16-18
и еще упомянем ниже.
В первых импульсных рентгеновских трубках амплитуда импульсов
напряжения не превышала 500 кВ. В [5] разработан импульсный источник рентгеновских
вспышек при напряжении на трубке до 1,5 MB и длительности вспышек 0,2 мкс.
Для питания рентгеновской трубки использовали генератор Маркса с накопляемой
энергией около 1 кДж. Установка предназначалась для фотографирования в
рентгеновском излучении быстродвижущихся объектов. Важное достоинство
источника - малый размер эффективного фокусного пятна, диаметр которого не превышал
3 мм. Получение такого пятна стало возможным благодаря применению
конического анода. Прибор, собранный по аналогичной схеме, был использован для
исследования механизма поражения мишени мощным импульсом пучка электронов.
В импульсном генераторе Маркса накапливалась энергия более 30 кДж, амплитуда
импульса напряжения составляла 3 MB, ток в трубке 20 кА.
Из-за большого периода колебаний в разрядном контуре генератора Маркса
длительность рентгеновской вспышки в таких генераторах составляет сотни
наносекунд. Для получения более коротких импульсов необходимо, чтобы
источник высокого напряжения сначала заряжал промежуточный накопитель, который
затем через особый коммутатор разряжался бы на нагрузку. В качестве
промежуточного накопителя можно использовать или малоиндуктивный конденсатор,
заполненный изолирующей жидкостью, или линию. Например, в рентгеновском
генераторе, разработанном Денхольмом [21], подобной линией служили
коаксиальные металлические цилиндры, заполненные высокопрочным газом, линия
заряжалась от электростатического генератора Ван-де-Граафа. Пробой искрового
промежутка между внутренним цилиндром и электродом, соединенным с
катодом рентгеновской трубки, позволил получить импульсы напряжения
амплитудой 2,3 MB и длительностью 20 не.
В генераторе, разработанном в [25], для зарядки линии использовали
трансформатор Тесла. В стальном баке диаметром 1,8 м и длиной 5 м были
расположены импульсная рентгеновская трубка, накопительная линия и трансформатор.
Конденсаторная батарея через тригатрон разряжалась на первичную обмотку
трансформатора. Во вторичной обмотке возбуждались колебания. В момент
достижения на линии максимума напряжения срабатывал коммутатор и линия
разряжалась на трубку. Бак заполняли смесью азота с шестифтористой серой при
давлении 14105 Па. В качестве анода коммутатора использовали танталовую
пластину толщиной 1 мм, а катодом был металлический штырь. Конденсаторная
батарея в первичной цепи при напряжении 28 кВ накапливала 15 кДж.
Напряжение на трубке при длительности импульса менее 50 не составляло 7 MB, а ток
электронов через рентгеновскую трубку - до 20 кА.
§28.5 Генераторы сверхмощных рентгеновских импульсов 589
Были также разработаны мощные источники рентгеновского излучения с
импульсным зарядом накопительных линий от генератора Маркса энергией
0,1-5 МДж. Одна из установок этой серии - установка «Hermes-II», генерирующая
пучок электронов энергией 12 МэВ, током 170 кА и длительностью импульса
менее 100 не [23]. Основными частями установки являются импульсный генератор
Маркса, двойная формирующая линия (ДФЛ), коммутатор и ускорительная трубка
(рис. 17). Все высоковольтные элементы установки помещены в стальной бак
диаметром 6,7 м и длиной 26 м, заполненный трансформаторным маслом объемом
680 м3. Генератор Маркса собран из 186 конденсаторных ступеней, в каждой из
которых имеется по два соединенных параллельно конденсатора емкостью 0,5 мкФ
на напряжение 100 кВ. Энергия, накапливаемая в генераторе, составляет около
1 МДж, а выходное напряжение - около 18 MB. Емкость генератора Маркса
составляла 5,4 нФ; емкость накопительной линии, которую он заряжает, 5,6 нФ.
Индуктивность разрядного контура 80 мкГн, суммарное сопротивление на ступень
1,5 кОм. Разрядники генератора Маркса имеют третий поджигающий электрод и
помещены в индивидуальные нейлоновые корпуса в атмосфере сжатого азота.
Генератор Маркса заряжает ДФЛ за 1,5 мкс до максимального напряжения 16,3 MB.
ДФЛ образуется тремя коаксиальными цилиндрами. Внешний имеет диаметр 4,9 м
и образует бак, который является продолжением бака генератора импульсных
напряжений. Внешняя линия имеет импеданс 11 Ом, а внутренняя - 22 Ом. В
качестве коммутатора в установке использован неуправляемый разрядник в масле.
Изолятор ускорительной трубки набран из эпоксидных колец, разделенных
градиентными кольцами из алюминия. При разработке установки большая проблема
возникла в связи с появлением предымпульсов, которые образуются на диоде за
счет емкостных связей в процессе зарядки ДФЛ еще до срабатывания масляного
коммутатора, а также из-за наличия заземляющей индуктивности. Эти предым-
пульсы определяют взрывные процессы на катоде, приводящие к образованию эк-
тонов и плазмы, что вызывает снижение импеданса диода и как следствие -
уменьшение энергии ускоренных электронов. Для устранения влияния
предымпульсов на работу диода необходимо, во-первых, уменьшить их амплитуду,
во-вторых, устранить острые выступы на поверхности катода. В установке «Hermes-II»
уменьшения амплитуды предымпульсного напряжения достигают регулировкой
времени срабатывания разрядников генератора импульсных напряжений, выбирая
оптимальное положение поджигающих электродов в разрядниках.
Рис. 28.17. Схема установки «Hermes-II»: 1 - бак; 2 - средний цилиндр; 3 - генератор
Маркса; 4 - центральный цилиндр; 5 - источник электронов; б - заземляющая катушка
индуктивности ДФЛ; 7 - масляный разрядник; 8 - заземляющий резистор
590 Глава 28. Мощные импульсы рентгеновского излучения
Вторая проблема при разработке установки заключалась в повреждениях
мишени за счет послеимпульсов, обусловленных энергией, оставшейся в генераторе
Маркса и ДФЛ. Эффективный способ устранения послеимпульсов - замыкание
центрального электрода ДФЛ через масляный разрядник на сопротивление, равное
волновому сопротивлению внешней линии ДФЛ.
Ускоритель «Hermes-III», построенный, как и «Hermes-I» и «Hermes-II», в SNL,
имеет ускоряющее напряжение 20 MB, ток электронного пучка 800 кА,
длительность импульса 40 не и предназначен для получения мощных рентгеновских
импульсов для проведения испытаний в условиях больших доз радиации. Он
способен обеспечивать мощность дозы 5-Ю12 Р/с в цилиндрическом объеме с площадью
основания 500 см2 и высотой 15 см [26].
Как мы уже говорили, главным отличием этой установки является
использование коаксиальной линии с магнитной самоизоляцией для суммирования
напряжений от 20 индукторных секций при помощи линейного трансформатора.
Достаточно подробное описание этой установки было дано нами в § 16.4 главы 16,
посвященной устройству и использованию мощных импульсных трансформаторов в
технике мощных наносекундных импульсов.
Установка «Aurora» [22] длительное время была самой мощной для получения
импульсного рентгеновского излучения. Схема установки традиционная. Генератор
Маркса заряжает жидкостную накопительную линию, которая затем разряжается
через жидкостный разрядник на рентгеновскую трубку. В «Aurora» энергия к
трубке подводится вакуумной коаксиальной линией. Проектные характеристики
установки: напряжение 15 MB, ток 1,6 МА, длительность импульса 125 не.
Следовательно, мощность пучка электронов составляет 24 ТВт, а энергия в импульсе -
3 МДж. Установка имеет длину 41 м, высоту 18,3 см и ширину 15,2 м. Для
снижения волнового сопротивления использовано параллельное соединение четырех
ДФЛ по 20 Ом каждая. Все линии заряжаются от одного ГМ до суммарной энергии
5 МДж (рис. 18). Четыре накопительные линии установки «Aurora» соединены с
четырьмя ускорителями трубками. Каждая трубка имеет изолятор, коаксиальную
передающую линию и диод.
Рис. 28.18. Схема расположения элементов установки «Aurora»: 1 - линия Блюмляйна; 2 -
изолятор; 3 - линия с магнитной изоляцией; 4 - катод; 5 - мишень
§ 28.6 Мощные импульсные генераторы длинноволнового рентгеновского излучения 591
Вакуумная коаксиальная линия оканчивается диодом. Внутренний цилиндр
линии диаметром 53 см переходит в катод, имеющий форму эллиптического тороида
с малым диаметром 5,1 см, а внешний цилиндр - в анод в виде металлической
пластины. Расстояние между анодом и катодом 45 см. Катод, как и внутренний
цилиндр линии, выполнен из алюминия, а анод - из набора танталовых фольг
толщиной 50 мкм. Анодную танталовую пластину общей толщины 2,5 мм с помощью
индуктивного накопителя энергии и прерывателя тока электрически крепят на
алюминиевой пластине для торможения проходящих через мишень электронов и
противостояния атмосферному давлению.
В главе 17 мы дали описание ряда установок с индуктивным накоплением
энергии и обрывом тока при помощи большого числа параллельно соединенных
проводников. Ряд таких установок «ВИРА», «ИГУР-1», «ИГУР-2» и «ИГУР-3»
используются для получения мощных рентгеновских импульсов.
Наиболее мощной из этих установок является «ИГУР-3» [27]. В этой установке
импульс высокого напряжения формируется с помощью индуктивного накопителя
энергии и прерывателя тока с электрически взрываемыми проводниками.
Первичным генератором является генератор Маркса с напряжением 1,4 MB и запасаемой
энергией 300 кДж. Наибольшая мощность дозы тормозного облучения на
расстоянии 1 м от окна диода составляет 1010 Р/с при напряжении на рентгеновской трубке
6 MB, токе 55 кА и длительности импульса 25 не. Такие системы отличаются
простотой эксплуатации и дешевизной.
Для получения мощных рентгеновских импульсов в [28] были использованы
устройства с плазменными прерывателями тока (см. главу 18). В качестве
первичного накопителя использовался генератор Маркса с энергозапасом 16 кДж и
напряжением 1 MB, который через плазменный прерыватель тока разряжался на
рентгеновскую трубку. Напряжение на трубке в результате функционирования
плазменного прерывателя достигало 3 MB при длительности импульса 100 не.
Средняя мощность дозы рентгеновского излучения на расстоянии 0,5 м составляла
~1 кГр/с. Средняя мощность электронного пучка в рентгеновской трубке достигала
20 кВт при частоте следования импульсов до 4 Гц.
Для получения мощных рентгеновских импульсов используются также
линейные импульсные ускорители электронов. В частности, группой Павловского [29] во
ВНИИЭФ были разработаны импульсные ускорители с энергией электронов до
30 МэВ при токе до 103 А. Эти электроны направлялись на соответствующую
мишень, вследствие чего генерировались мощные рентгеновские импульсы.
§ 28.6 Мощные импульсные генераторы длинноволнового
рентгеновского излучения
Источники длинноволнового рентгеновского излучения большой мощности
применяют для исследования поведения физических и биологических объектов
под его воздействием. Под длинноволновым рентгеновским излучением понимают
излучение с длиной волны 5-10-2 нм < А, < 10 нм. Чтобы генерировать
длинноволновое тормозное излучение, рентгеновская трубка должна работать при малом
ускоряющем напряжении. Однако при этом радиационный кпд оказывается
чрезвычайно низким - практически вся мощность пучка электронов расходуется на
592 Глава 28. Мощные импульсы рентгеновского излучения
нагрев мишени. В связи со сказанным выше, поиск новых более эффективных
источников такого излучения становится актуальным. Таким источником может быть
плотная высокотемпературная плазма.
Излучение плотной плазмы состоит из нескольких компонент. Во-первых, это
излучение с непрерывным спектром, которое появляется в результате
торможения электронов в поле ядер и в результате рекомбинационного захвата
электронов на незаполненные атомные уровни. Во-вторых, это излучение с линейчатым
спектром, возникающее при межуровневых переходах в не полностью
ободранных ионах. Суммарная мощность тормозного и рекомбинационного излучения -
мощность Рс, излучаемая в непрерывном спектре, Вт/м3 [30]:
Рс =l,540-26r;/4^U2+^?zL), B8.31)
где Те - температура электронов, эВ; п2 - концентрация ионов с зарядом
кратности z, см-3; пе - концентрация электронов, см~3; z - кратность среднего
эффективного заряда плазмы; Uz_x - потенциал ионизации иона с зарядом кратности z-1.
Согласно C1) мощность излучения сплошного спектра слабо зависит от
температуры и очень сильно зависит от среднего заряда ионов плазмы. Следовательно, для
легких элементов (Не, Be, С), вследствие того, что максимально достижимый заряд
ионов z у них очень мал, мощность Рс сравнительно невелика. Для тяжелых
металлов Рс значительно возрастает. Величина z в свою очередь, является сложной
функцией удельной энергии плазмы и ее параметров (давления и температуры).
Для многокомпонентной плазмы z, как правило, вычисляют на ЭВМ. Из этих
вычислений видно, что плазма начинает интенсивно излучать при температуре
порядка 100-200 эВ; в дальнейшем рост абсолютного выхода излучения со
сплошным спектром замедляется. То же относится и к соотношению между излученной
энергией Pct и удельной энергией W09 запасенной в плазме, т.е. кпд плазменного
излучателя r|c =Pct/W0.
Зависимость г|с от времени можно построить, воспользовавшись табличными
значениями W0 = f(n, T) [31] с учетом того, что характерное время существования
плотной горячей плазмы /«10~9 с. Из построенной таким образом зависимости
видно, что г|с имеет максимум в диапазоне температуры 100-500 эВ, и для
получения длинноволнового излучения создание плазмы с температурой порядка
десяти килоэлектронвольт, по-видимому, нецелесообразно. Зависимость спектральной
интенсивности излучения плазмы от энергии фотона (рис. 19) имеет резко
выраженную коротковолновую границу, связанную с рекомбинационным континуумом,
и при увеличении температуры сдвигается в сторону коротких длин волн [32].
Излучение с линейчатым спектром существенно в коротковолновой части
спектра, особенно для оптически тонких плазменных источников. Максимум
линейчатого излучения приходится на резонансные линии ионов, присутствующих в
плазме, и согласно [30] его мощность, Вт/м3:
Ря=3,5Л0-19Те-пгпесхр\-^
B8.32)
где 2Г| - энергия возбуждения резонансного уровня иона с зарядом г.
§ 28.6 Мощные импульсные генераторы длинноволнового рентгеновского излучения 593
102 103 104
8 [эВ]
105
10°
10"^
ю-41-
(б) 1
- \ \ \
г=ю2эв] ю3^ joy
1 1 \ 1. i
ю1
102 103 104
8 [ЭВ]
105
Рис. 25.7Р. Зависимость спектральной интенсивности для меди (а) и вольфрама (б) при
различных температурах плазмы от энергии фотона
Как ясно из предыдущего, любой метод создания плотной горячей плазмы
можно использовать и для получения длинноволнового рентгеновского
излучения. В этом смысле все методы, пригодные для инерционного управляемого
термоядерного синтеза, хороши и для получения мощного импульса рентгеновского
излучения (лазерный луч, ионные и электронные релятивистские пучки, магни-
тогидродинамическая кумуляция). Однако существуют некоторые препятствия,
которые ограничивают использование тех или иных методов инерционного
нагрева для генерации рентгеновского излучения. Например, для некоторых
технологических применений необходимо исключить появление излучения с энергией
W> 20*30 кэВ (к > 0,05 нм); из-за большого коэффициента ослабления
длинноволнового излучения геометрия источника должна допускать установку
облучаемых объектов в непосредственной близости от него и т. д.
Перспективным для генерации импульсного длинноволнового рентгеновского
излучения является метод получения горячей плотной плазмы с помощью магни-
тогидродинамического сжатия тонких цилиндрических оболочек. Преимущества
указанного метода приобретают особое значение в связи с развитием техники
генерирования мощных наносекундных импульсов и возможностью получения
больших значений dlldt. Рассмотрим данный метод несколько подробнее.
Идея получения интенсивной вспышки рентгеновского излучения с помощью
магнитогидродинамического (МГД) сжатия оболочек была предложена в [33].
Как видно из рис. 20 геометрия такой схемы получения плотной плазмы весьма
напоминает z-пинч. Нагрузка, помещенная в вакуум, представляет собой
цилиндр из металлической фольги размещенных по окружности тонких проволочек
или цилиндрическую оболочку из слабоионизованной плазмы. Для создания
аксиального тока через цилиндрическую нагрузку используют емкостный
накопитель, обеспечивающий большие (до 1013 А/с) значения dlldt. Протекающий ток
быстро ионизует и нагревает оболочку до температуры порядка нескольких
электрон-вольт. В результате действия лоренцевых сил, возникающих при
взаимодействии тока с собственным магнитным полем, оболочка начинает сжиматься к
центру, причем скорость радиального движения достигает 107 см/с. В процессе
ускорения электрическая энергия накопителя преобразуется в кинетическую
38. Месяц Г.А.
594 Глава 28. Мощные импульсы рентгеновского излучения
/ 1
/ 1
/ 1
/ 1
1 —-— 1 -
\
1
II
\
ч
Рис. 28.20. Принцип получения горячей плазмы с помощью МГД-сжатия оболочки (а) и
качественная зависимость энергии плазмы от времени (б)
B8.33)
энергию схлопывающейся плазмы. При схлопывании кинетическая энергия
превращается в тепловую, создавая при этом плотную горячую плазму, излучающую
большую часть энергии в виде короткого импульса рентгеновского излучения.
При схлопывании оболочки бблыпая часть энергии накопителя первоначально
превращается в энергию магнитного поля. Действительно, при увеличении
температуры сопротивление плазмы падает, препятствуя джоулеву нагреву плазменной
оболочки; в то же время в процессе движения плазменной оболочки значительно
увеличивается ее индуктивное сопротивление. Для тока, текущего аксиально,
скорость изменения индуктивности оболочки описывается следующим выражением:
dL _ [i0hv(t)
~dt~ 2nr(t) '
где Цо =4я-10, Гн/м; h - высота оболочки; v(t) - скорость сжатия; r(t) -
радиус. Для оболочки с характерными размерами h «10 см, г=1сми1;=5106 см/с
отношение dLldt имеет порядок нескольких ом, что значительно выше активного
сопротивления плазменного столба таких же размеров. Таким образом, создаются
условия, при которых в течение большей части импульса тока сравнительно
холодная плазма разгоняется до высокой скорости, а нагрев плазмы происходит в
момент схлопывания в течение очень короткого промежутка времени (рис. 20).
Время нагрева оболочки определяется отношением толщины оболочки к скорости.
Чтобы получить высокую температуру, необходимо иметь большую скорость
оболочки при данной ее толщине. Требуемую скорость можно получить при
использовании источников электрической энергии большой мощности с хорошим
согласованием сопротивления нагрузки и внутреннего сопротивления генератора.
Согласование нагрузки и генератора для систем с МГД-сжатием оболочек - достаточно
сложная задача; для ее решения необходимо знать уравнение состояния вещества и
его связь с электро- и теплопроводностью для материала сжимающейся оболочки.
Авторы [34] описали экспериментальную установку «SHIVA», генерирующую
мощный импульс длинноволнового рентгеновского излучения с помощью МГД-
сжатия оболочки. На цилиндр диаметром 10-7 см и высотой 1-2 см из алюмини-
§ 28.6 Мощные импульсные генераторы длинноволнового рентгеновского излучения 595
зированного пластика с покрытием толщиной 5 мкм разряжается батарея с общим
энергозапасом 400-700 кДж. Максимальная амплитуда тока при этом 7-12 МА при
фронте 1-1,5 мкс; скорость сжатия оболочки 15-20 см/мкс.
Рентгеновское излучение плотной плазмы регистрировали
полупроводниковыми датчиками, расположенными за фильтрами различной толщины, и
спектрографом. Полный выход рентгеновского излучения составляет 50-100 кДж (около 15%
запасенной энергии). Спектральный состав этого излучения соответствует
излучению черного тела при температуре 30-50 эВ. Излучение с энергией фотонов более
1 кэВ состояло в основном из рекомбинационного континуума и линейчатого
излучения А1 XII. Выход излучения с энергией фотонов более 1 кэВ достигал 4 кДж
для лайнера толщиной 5 мкс; длительность импульса излучения на полувысоте
составляла 90 не. Температура электронов в наиболее горячей части плазмы по
оценкам авторов [34] лежит в пределах 300-400 эВ.
Очень горячая и плотная плазма была получена с помощью электрического
взрыва устройства, состоящего из нескольких параллельно расположенных
проволочек, являющихся нагрузкой сильноточного импульсного генератора [35, 36].
Работы проводили на установках «OWL-II», «PYTHON», «SHIVA», «Black Jack».
Общая энергия, запасаемая в накопителе этих генераторов, значительно меньше
энергии установки «SHIVA». Устройство представляло собой шесть проволочек
радиусом 10 мкс и длиной 3-5 см, расположенных симметрично по кругу
диаметром порядка 4-2 см. Скорость нарастания тока в нагрузке была E^10I012 А/с,
максимальная амплитуда порядка 1 МА. В результате схлопывания такого
устройства со скоростью (l-i-3)-107 см/с в центре крута образуется цилиндрический столб
плотной - до 1020 см-3 - плазмы с характерным размером d = 0,5ч-1,5 мм. Размер
плазменного столба определяли с помощью камеры-обскуры. Температуру
электронов в плазме оценивали по относительной интенсивности линий высокоиони-
зованных ионов, она оказалась равной 500-550 эВ для алюминиевой проволочки и
1,5-2 кэВ для железной и титановой проволочек [36]. Длительность импульса
рентгеновского излучения на полувысоте составляла 40 не. К сожалению, авторы
[36] не приводят результатов непосредственных измерений общей энергии потока
рентгеновского излучения, однако ее можно оценить, пользуясь формулами C2) и
C3) и экспериментально измеренными значениями Те и d. Оцененная таким
образом энергия излучения составляла 150-200 Дж для фотонов энергией выше 1 кэВ.
Витковицкий и его группа [37] получили на генераторе «Gamble»
рентгеновский импульс энергией 20 Дж для фотонов с г > 3 кэВ при общей длительности
импульса излучения 50 не. На генераторе была установлена вольфрамовая
проволочка длиной 3,5 см и диаметром 10-50 мкм. На сильноточном генераторе
«СНОП» E00 кВ; 2,3 Ом; 80 не) [38] был получен импульс длительностью 60 не с
энергией 20-30 Дж (е > 1 кэВ). На генераторе устанавливали медную проволочку
длиной 2-4 см, диаметром 20 мкм. В этом случае увеличение выхода
рентгеновского излучения было достигнуто благодаря установке специально подобранного
разрядника, с помощью которого исключалась возможность протекания тока по
проводнику во время заряда формирующей линии генератора [38].
В последнее время проведен ряд новых экспериментов с током до 107 А на
установках «Proto», «Ангара» «ГИТ-12», «Saturn», «PBFA-II» и др. Получено
длинноволновое «мягкое» рентгеновское излучение до 105-ь107 Дж в импульсе.
38*
596 Глава 28. Мощные импульсы рентгеновского излучения
Литература к главе 28
1. Steenbeck М. Uber ein Verfahren zur Erzeugung intensiver R6ntgenlichtblitze // Wiss. Verr6ff.
Siemens-Werken. 1938. Bd. 17. S. 363-380.
2. Kingdon K.H., Tanis HE, Jr. Experiments with a Condenser Discharge X-Ray Tube // Phys.
Rev. 1938. Vol. 53, N 2. P. 128-134.
3. Miihlenpfordt J. Verfahren zur Erzeugung kurzzeitiger R6ntgenblitze. Pat. 748185 DR. 1939.
4. Slack CM, Ehrke L.F. Field Emission X-Ray Tube // J. Appl. Phys. 1941. Vol. 12, N 2.
P. 165-168.
5. Цукерман В.А., Манакова М.А. Источники коротких рентгеновских вспышек для
исследования быстропротекающих процессов // ЖТФ. 1957. Т. 27, вып. 2. С. 391-403.
6. Fiinfer Е. Der Hochvakuumdurchschlag und seine Anwendung beim Rdntgenblitzrohr // Ztschr.
angew. Phys. 1953. Bd. 5, H. 11. S.426-440.
7. Martin KKf Trolan J.K, Dyke W.P. Stable, High Density Field Emission Cold Cathode // J. Appl.
Phys. 1960. Vol. 31, N 5. P. 782-789.
8. Месяц Г.А., Проскуровский Д.И. Взрывная эмиссия электронов // Письма в ЖЭТФ. 1971.
Т. 13, вып. 1.С. 7-10.
9. Цукерман В.А., Тарасова Л.В., Лобов СИ. Новые источники рентгеновских лучей //
УФН. 1971. Т. 103, вып. 2. С. 319-337.
10. J.C. Martin on Pulsed Power / Ed. by Т.Н. Martin, A.H. Guenther, and M. Kristiansen. N.Y.:
Plenum press, 1996. (Adv. in Pulsed Power Technol.; Vol. 3).
11. Воробьев Г.А., Месяц Г.А. Техника формирования высоковольтных наносекундных
импульсов. М.: Госатомиздат, 1963.
12. Месяц Г. А., Иванов С А., Комяк НИ, Пеликс Е.А. Мощные наносекундные импульсы
рентгеновского излучения. М.: Энергоатомиздат, 1983.
13. Гайтлер В. Квантовая теория излучения. М.: Изд-во иностр. лит., 1956.
14. Блохин М.А. Физика рентгеновских лучей. 2-е изд., перераб. М.: Гостехиздат, 1957.
15. Литвинов Е.А., Месяц Г.А. О вольт-амперной характеристике диода с острийным
катодом в режиме ВЭЭ // Изв. вузов. Физика. 1972. № 8. С. 158-160.
16. Flynn P.T.G. The Discharge Mechanism in the High-Vacuum Cold-Cathode Pulsed X-ray
Tube // Proc. Phys. Soc. London B. 1956. Vol. 69. P. 748-762.
17. Месяц Г.А. Наносекундные рентгеновские импульсы //ЖТФ. 1974. Т. 44, вып. 7. С. 221-1227.
18. Белкин Н.В.у Александрович Г.В. Двухэлектродная трубка для генерации наносекундных
импульсов рентгеновского излучения // ПТЭ. 1972. № 2. С. 196-197.
19. JametF.y Thomer G. Flash radiography. Amsterdam: Elsevier, 1976.
20. Filatov A.L.y Korzhenevskii S.R., Kotov Yu.A. et al. Compact Repetitive Generators for
Medical X Ray Diagnostics // Proc. XI Intern. Conf. on High Power Particle Beams. Prague,
1996. P. 909-912.
21. DenholmA.S. High Voltage Technology // IEEE Trans. Nucl. Sci. 1965. Vol. 12, N 3. P. 780-786.
22. Bernstein B.9 Smith I. «Aurora», an Electron Accelerator//Ibid. 1973. Vol. 20, N3. P. 294-300.
23. Martin Т.Н. Design and Performance of the Sandia Laboratories «Hermes-II» Flash X-ray
Generator // Ibid. 1969. Vol. 16, N 3, pt 1. P. 59-63.
24. Котов Ю.А., Родионов H.E., Сергиенко В.П. и др. Вакуумный изолятор с
экранированием поверхности диэлектрика // ПТЭ. 1986. № 2. С. 138-141.
25. Абрамян Е.А. Генератор коротких импульсов жесткого рентгеновского излучения
высокой интенсивности // Докл. АН СССР. 1970. Т. 192, № 1. С. 76-77.
26. Ramirez J.J., Prestwich K.R., Burgess EL. et al. The Hermes-III Program // Proc. VI IEEE
Pulsed Power Conf. Arlington, 1987. P. 294-299.
27. Дианков B.C., Ковалев В.П., Кормилицын А.И.Ь Лаврентьев Б.П. Мощные импульсные
генераторы тормозного излучения и электронных пучков на основе индуктивных
накопителей энергии // Изв. вузов. Физика. 1995. № 12. С. 84-92.
Литература к главе 28 597
28. Баринов Н. У., Беленький ГС.,Долгачев Г.К и др. Частотные плазменные прерыватели тока
и их применение в технологии мощных ускорителей // Там же. 1997. № 12. С. 47-55.
29. Павловский А.И., Герасимов A.M., ЗенковД.И. и др. Безжелезный индукционный
линейный ускоритель // Атом, энергия. 1970. Т. 28, № 5. С. 432-434.
30. Грим Г. Спектроскопия плазмы. М.: Атомиздат, 1975.
31. Калиткин Н.Н., Кузьмина Л.В. Таблицы термодинамических функций вещества при
высокой концентрации энергии. М., 1978. (Препр. / Ин-т прикладной математики АН
СССР).
32. Mosher D. Coronal Equilibrium of High-Atomic-Number Plasmas // Phys. Rev. A. 1974.
Vol. 10, N6. P. 2330-2335.
33. Turchi P.J., Baker W.L. Generation of High-Energy Plasmas by Electromagnetic Implosion //
J. Appl. Phys. 1973. Vol. 44. P. 4936.
34. Baker W.L., Clark M.C., Degnan J.H. et al. Electromagnetic-Implosion Generation of Pulsed
High-Energy-Density Plasma // Ibid. 1978. Vol. 49, N 9. P. 4694-4706.
35. Stallings C, Nielsen K., Schneider R. Multiple-Wire Array Load for High-Power Pulsed
Generators //Appl. Phys. Lett. 1976. Vol. 29, N 7. P. 404-406.
36. Burkhalter P., Davis J, Rauch J. et al. X-Ray Line Spectra from Exploded-Wire Arrays // J. Appl.
Phys. 1979. Vol. 50, N 2. P. 705-711.
37. Mosher D.9 Stephanakis S.J., Wtkovitsky I.M. et al. X Radiation from High-Energy-Density
Exploded-Wire Discharges //Appl. Phys. Lett. 1973. Vol. 23, N 8. P. 429-430.
38. Бакшт Р.Б., Дацко KM., Коростелев А.Ф. и др. Мягкое рентгеновское излучение при
наносекундном взрыве тонких проводников // Письма в ЖТФ. 1980. Т. 6, вып. 18.
С. 1109-1112.
Глава 29
МОЩНЫЕ ИМПУЛЬСНЫЕ ГАЗОВЫЕ ЛАЗЕРЫ
§ 29.1 Принципы работы импульсных газовых лазеров
29.1 Л Общие сведения о газовых лазерах
Использование методов мощной наносекундной импульсной техники и
электроники позволило совершить настоящую революцию в технике газовых лазеров.
Она состоит в том, что при использовании мощных наносекундных импульсов
электрической энергии, а также мощных систем создания инициирующих
электронов (ультрафиолетовое излучение, рентген, электронные пучки и т.д.) удается
создать в больших объемах A-Ю4 л) различных газов и при их высоких давлениях
(порядка атмосфер и более) низкотемпературную плазму, в которой благодаря
различным физическим процессам происходит инверсия населенностей в атомах или
молекулах газа, причем разряд этот является объемным, а не контрагированным. За
счет высоких давлений газа и больших его объемов удается получать большую
энергию и мощность в лазерных импульсах. Для простоты обозначения все
мощные импульсные газовые лазеры будем называть МИГ-лазерами.
До появления МИГ-лазеров в первых газовых лазерах использовался тлеющий
разряд. Так как давление газа в тлеющем разряде измеряется долями и единицами
мм рт. ст., то для получения больших мощностей требовалось создавать
громоздкие лазерные установки. В литературе о газовых лазерах сложилось мнение, что
появление МИГ-лазеров является простым следствием развития самих лазерных
систем. Выдающиеся же достижения физики газового разряда как бы оставались в
тени. Автор этой монографии глубоко убежден, что появление МИГ-лазеров
является прямым следствием достижений физики газового разряда. Среди них в
первую очередь следует отметить открытие многоэлектронного инициирования в
наносекундных разрядах и разряда с прямой инжекцией электронного пучка,
приведшие к объемным разрядам высокого давления. Эти проблемы были подробно
рассмотрены нами в главе 6.
В основе действия лазера лежит понятие о вынужденном испускании,
которое было сформулировано Эйнштейном при описании статистических свойств
§ 29.1 Принципы работы импульсных газовых лазеров 599
излучения черного тела в условиях теплового равновесия. В качестве простого
примера рассмотрим случай двухуровневого атома. Пусть |1> - невырожденное
основное состояние, а |2) — возбужденное состояние нашего гипотетического
атома. Рассмотрим три процесса: поглощение, спонтанное испускание и вынужденное
испускание, в которых принимают участие как оба указанных состояния, так и
фотоны с энергией Av, равной по величине энергетическому промежутку Дг
между этими двумя состояниями. Эти три процесса представлены на рис. 1, а и
описываются соответственно уравнениями:
|l> + Av -> |2>, B9.1)
|2> -> |l> + ftv,
|2> + /?v -> |l> + 2Av.
B9.2)
B9.3)
В образце, в котором частицы находятся как в основном, так и в возбужденном
состояниях, имеет место любой из указанных процессов (поглощение, спонтанное
и вынужденное испускание). Наиболее общим является случай, когда
населенности основного и возбужденного состояний находятся в тепловом равновесии,
которое можно записать в виде соотношения Больцмана:
N2 = Nx exp
(-#)•
B9.4)
где Nx и N2 - населенности (в единице объема) соответственно основного и
возбужденного состояний, к - постоянная Больцмана и Г - температура. Поскольку
сечения поглощения и вынужденного испускания одинаковы, отношение
вероятности усиления излучения к вероятности его поглощения будет определяться
относительными населенностями возбужденного и основного состояний. Это
используется при расчете коэффициентов усиления (или поглощения) а (на единицу
длины) по формуле:
a = aBH(JV2-^), B9.5)
где ави - сечение вынужденного перехода (или резонансного поглощения). Таким
образом, чтобы получить усиление (а > 0), нужно найти способ, который
позволил бы перевести бблыпую часть атомов в возбужденное состояние (N2 >Ni).
Если ограничиться положительными температурами, то такая ситуация приводит к
нарушению требований статистической механики, определяемых соотношением D).
Накачка
Поглощение
Спонтанное
испускание
12)
Лазерная
генерация
Вынужденное
испускание
И)
Накачка
Релаксация
Рис. 29.1. Упрощенная схема лазерных уровней: а - двухуровневый атом, б - трехуровневый
атом
600 Глава 29. Мощные импульсные газовые лазеры
Это нарушение можно устранить, если вспомнить, что соотношение D)
предполагает наличие в образце теплового равновесия, которое в действительности не
обязательно должно иметь место. Следовательно, необходимо найти такие схемы,
которые позволили бы получить инверсию населенностей.
В случае двухуровневых систем наиболее часто инверсию населенностей
создают, когда в лазерной среде первоначально отсутствуют частицы, участвующие в
процессе генерации лазерного излучения. Частицы в возбужденном состоянии
селективно образуются с помощью, например, электрического разряда. Если при
этом нижний уровень |l) не очищается быстро и селективно, то полученная
инверсия населенностей существует в течение лишь ограниченного времени. В
типичном случае мы получаем «самоограниченный лазер», в котором вследствие
вынужденного испускания инверсия населенностей и усиление уменьшаются.
В большинстве лазеров частицы, участвующие в процессе генерации лазерного
излучения, имеют три и более уровня. Такая ситуация представлена на рис. 1, б.
В этом случае инверсию населенностей можно получить значительно более легким
способом. Для этого нам нужно только найти такие столкновительные процессы,
при которых сечение возбуждения |0)->|2) больше, чем сечение процесса
|6)-»|l). Далее, образованию инверсии населенностей могло бы способствовать
условие, что скорости радиационных и столкновительных переходов с уровня |l)
на уровень |0> намного больше, чем скорости переходов с уровня |2). В
последнем случае радиационные и столкновительные процессы не приводят к
ограничению времени лазерного действия и мы можем получить непрерывный лазер.
С точки зрения термодинамики механизм лазерного возбуждения можно
рассматривать как перенос энергии между двумя системами с различными температурами:
лазерные частицы вначале имеют низкую температуру, а накачивающие частицы -
высокую. Ясно, что при этом нас не интересуют равновесные свойства систем, но
необходимо иметь сведения о скоростях процессов возбуждения, излучения и
релаксации.
Для МИГ-лазера необходимо создать объемную плазму с как можно большим
числом атомов или молекул, обеспечивающих инверсную населенность. Такую
плазму называют активной средой. Для того чтобы эта среда испускала лазерное
излучение, необходим так называемый открытый резонатор, предложенный
Прохоровым [1]. В этом случае в системе возникает обратная связь: излучение
многократно проходит через один и тот же объем плазмы, отражаясь от зеркал
резонатора, и усиливается благодаря вынужденному испусканию. В простейшем виде
открытый резонатор состоит из двух параллельных зеркал, которые находятся на
некотором расстоянии друг от друга /, много большем длины волны излучения Х9
т.е. /» А,. Диаметр зеркал также много больше длины волны излучения. Одно
зеркало - отражающее, второе - полупрозрачное - обеспечивает вывод лазерного
излучения.
29.1.2 Типы газовых лазеров
Первый газовый лазер (гелий-неоновый) был предложен Джаваном [2] на
основе тщательного изучения возможных механизмов возбуждения и дезактивации,
которые могли бы привести к образованию инверсии населенностей в газовых
смесях, возбуждаемых электрическим разрядом. Этот лазер относится к классу лазе-
§ 29.1 Принципы работы импульсных газовых лазеров 601
ров с прямой передачей энергии. Основной принцип создания инверсии основан на
процессе возбуждения атомов гелия при столкновении с электронами газового
разряда. Этот процесс переводит небольшую часть атомов гелия из основного
состояния на метастабильные уровни 2lS и 235. Атомы гелия, находящиеся в этих
возбужденных состояниях, могут сталкиваться с атомами неона, передавая им
запасенную энергию, в результате чего селективно заселяются две группы уровней
возбужденного неона: 2p55s вблизи 20,6 эВ и 2p5As вблизи 19,8 эВ.
Поскольку реакции обмена энергией не приводят к заселению более низких уровней
неона, между уровнями 2p55s и 2р54р (в интервале 20,2-20,4 эВ), между
2p55sn 2р53р (в интервале 18,5-19 эВ), а также между уровнями 2p54sn
2р53р образуется локальная инверсия населенностей, необходимая для
лазерной генерации.
Характерным примером другого типа лазеров, которые используют процесс
передачи энергии, является СОг-лазер. Молекула СОг имеет три нормальных
колебания - симметричное валентное Vi, деформационное V2 и несимметричное
валентное v3. Деформационное колебание вырождено. Соответственно, заполнение
колебательных уровней молекулы С02, в том числе не только нормальных частот vb v2,
v3, но и их обертонов и составных колебаний, определяет тот набор колебательных
квантовых чисел Vl9 V2, V3, который описывает колебательное состояние
молекулы. Уровни обозначаются комбинацией квантовых чисел: Vu V{, V3. Индекс /
вводится из-за вырождения деформационного колебания v2. Нам важны нижние
колебательные уровни основного электронного состояния, показанные на рис. 2
вместе с условным представлением видов колебаний молекулы С02. Совпадение
частот колебаний Vi и 2v2 в силу резонанса Ферми смешивает эти уровни, и они в
кинетических процессах часто выступают как одно состояние. Следовательно,
можно ожидать, что передача энергии при столкновении молекул N2 (К= 1) и С02
должно приводить к образованию инверсии населенностей между селективно
заселяемым уровнем 00° 1 и более низко расположенными незаселяемыми уровнями.
3
Ь 2
ГО
о
»—*
W
1
С02 N2
Рис. 29.2. Схема нижних колебательных уровней молекул СОг и N2 в основном электронном
состоянии
сьо-о* ?ЯЗ ^>очГ
Г К-1
С\(\0(\
V=h
602 Глава 29. Мощные импульсные газовые лазеры
Лазерную генерацию, использующую этот принцип, впервые продемонстрировал
Пател [3]. В тлеющем электрическом разряде с приведенной напряженностью
электрического поля в плазме разряда Е/р = 5 В/(см-Торр) при энергии электронов
2-3 эВ (резонансное возбуждение колебаний молекулы N2 в диапазоне V = 1-8) и
при плотности электронов @,5-5)-1010 см-3 от 40 до 80% молекул азота
возбуждены. Сечение возбуждения азота составляет 3-10~16 см2. Скорость столкновительной
передачи энергии возбуждения от азота к С02 составляет A-2)-104 (с~1Торр-1). Эта
передача энергии идет эффективно между гармониками 00°« молекул СОг и N2
вплоть до колебания V = 4-5 молекулы N2. Таким образом, в СОг-лазере
происходит заселение верхнего лазерного уровня.
Что же касается опустошения нижнего лазерного уровня, то оказалось, что
первый возбужденный уровень деформационной моды v2 01*0 эффективно релак-
сирует при столкновениях с атомами Не. Гелий опустошает уровень 01*0 С02 со
скоростью 4-Ю3 (с^-Торр-1). При этом уровень 00°1 моды v3 гелием практически не
затрагивается.
Позже для возбуждения молекул С02 были предложены многочисленные
альтернативные схемы, включая накачку разрядом, инициируемым или
контролируемым электронным пучком, рентгеновским пучком, ультрафиолетовым излучением
и т.д. Благодаря высокому кпд (-10%), возможности работать как в импульсном
режиме, так и в режиме непрерывного излучения с большой средней мощностью
A05-И06 Вт), этот лазер изучен очень обстоятельно. Обратим внимание, что С02-
лазер является типичным примером молекулярного лазера, который работает на
колебательном переходе молекулы, так как активной средой в нем являются
молекулярные газы. Этот лазер работает в режиме генерации инфракрасного излучения
с длиной волны 10,6 мкм.
Другим классом молекулярных лазеров являются лазеры с прямым
возбуждением верхнего лазерного уровня электронным ударом или другими способами. Для
этого нужно найти такие частицы и процессы возбуждения, в которых селективно
заселяются верхние лазерные уровни.
Возбуждение электронных состояний двухатомных молекул в процессе
прямого электронного удара позволяет создать газовые лазеры с широким набором длин
волн генерации. В таком лазере, впервые разработанном Матиасом и Паркером [4],
рабочей молекулой является молекулярный азот. Эти авторы наблюдали генерацию
на переходе B3Ug -» Л3Е? в ближней инфракрасной области спектра. В том же
году Хирд [5] получил лазерную генерацию на ультрафиолетовом переходе
С3ПМ -> B3IIg. Затем были разработаны лазеры с длинами волн генерации в
диапазоне 3-4 мкм на переходах alUg -> a'lI,u и wlAu -> alTlg [б]. Среди лазеров
такого типа наиболее известен лазер N2 (С-В). Верхний лазерный уровень N2
(С3ПМ) заселяется в процессе возбуждения при столкновениях электронов с
молекулами N2, находящимися в основном состоянии Х1Щ, причем сечение этого
процесса больше, чем сечение возбуждения колебательных состояний нижнего
лазерного уровня N2 (B3Hg). Лазерная генерация осуществляется главным образом
на переходе 0-0 системы С-В на длине волны 337,1 нм. Этот лазер находит
большое применение в лабораторных исследованиях, главным образом для накачки
мощных импульсных лазеров на красителях. В целом же К2-лазер характеризуется
низкой энергией импульса (несколько миллиджоулей при длительности импульса в
§ 29.1 Принципы работы импульсных газовых лазеров 603
несколько наносекунд) и небольшим кпд (около 0,1%), что обусловлено
накоплением частиц в процессе генерации на нижнем лазерном уровне, т.е. быстрым
уменьшением инверсии населенностей (эффектом узкого горла).
К типу лазеров с прямым возбуждением относятся также лазеры на различных
переходах молекулы СО [7]. Генерация инфракрасного излучения на
колебательных переходах основного состояния СО впервые наблюдалась в [8]. Инфракрасный
СО-лазер, работающий в области длин волн 4,87-6,7 мкм, - один из наиболее
эффективных; его кпд составляет более 20%. Достаточно сложная кинетика этого
лазера определяется процессами возбуждения электронами верхних колебательных
уровней, приводящими к генерации на ряде линий по мере того, как молекулы кас-
кадно переходят на нижние колебательные уровни.
С точки зрения получения мощных потоков когерентного излучения в
ультрафиолетовой и видимой областях большой интерес представляют эксимерные
лазеры. Термин «эксимер» является сокращением выражения «excited dimer» и
означает молекулу, которая существует только в электронно-возбужденном состоянии.
Такое состояние является сравнительно долгоживущим и служит верхним
лазерным уровнем. В основном состоянии эксимерная молекула быстро (за время
10~12-10~13) распадается, что означает опустошение нижнего лазерного уровня и
возникновение инверсной населенности. При этом генерация происходит на
переходах между возбужденными связанными и основным отталкивательным или
слабо связанным состоянием молекулы.
В эксимерных лазерах используются двухатомные возбужденные соединения
атомов инертных газов друг с другом, а также с атомами галогенов или кислорода.
Для хорошо известной эксимерной лазерной системы на молекулах KrF,
генерирующей на длине волны 248 нм, достигнут кпд » 10%. Эту систему можно
выполнить в большем масштабе и получить высокую выходную энергию. Другие
лазерные системы, построенные на XeF C51 и 485 нм), ХеС1 C08 нм), HgCl
E58 нм) и HgBr E02 нм), имеют несколько меньший кпд, но приводят к генерации
на больших длинах волн.
Первые сообщения об эксимерных лазерах на галогенидах благородных газов
появились в 1975 г. [12-14]. При возбуждении пучком электронов, разрядом,
контролируемым пучком электронов и быстрым разрядом была получена генерация на
молекулах ХеВг* (X = 282 нм), ХеСГ (X = 308 нм), XeF* (X ~ 350 нм) и KrF* (X ~ 248 нм).
Эксимерные лазеры в настоящее время являются наиболее мощными источниками
когерентного излучения в ультрафиолетовой области спектра, генерация получена на
большом количестве длин волн от вакуумного ультрафиолета до видимой области
спектра [9-11]. Лазеры на эксимерных молекулах обладают очень важным
достоинством: они эффективно работают при различных способах накачки, а системы
накачки являются универсальными для получения генерации на различных молекулах при
замене рабочей смеси. Большой набор длин волн генерации и высокие энергии
излучения дают возможность широкого применения эксимерных лазеров в различных
областях науки и техники. Еще одно важное преимущество эксимерных лазеров -
широкая полоса усиления, что позволяет осуществлять главную перестройку
частоты в достаточно широких пределах.
Для получения генерации на эксимерных молекулах обычно используются
тройные смеси, состоящие из буферного газа (аргона, неона, гелия), рабочего газа
604 Глава 29. Мощные импульсные газовые лазеры
(ксенона, криптона, аргона) и галогеноносителя (НС1, ССЦ, F2, NF3, НВг и т.д.).
Свойства лазерного излучения определяются специфическим расположением
потенциальных кривых эксимерных молекул, кинетическими процессами,
происходящими в плазме при возбуждении рабочей смеси, усилением и поглощением на
лазерной длине волны.
Кроме рассмотренных нами лазеров с передачей энергии, лазеров с прямым
возбуждением и эксимерных лазеров существуют и другие газовые лазеры, такие
как фотодиссоциативные и химические. Ниже мы рассмотрим только три газовых
лазера: на молекулах С02, эксимерах и N2.
§ 29.2 Методы накачки мощных импульсных газовых лазеров
29.2.1 Общие сведения
Первые газовые лазеры большой мощности конструировались в виде длинных
стеклянных труб с продольным тлеющим разрядом и продольной прокачкой газа
[2,4, 5,16]. Типичная конструкция такого С02-лазера работающего в непрерывном
режиме, показана на рис. 3. Продольный разряд наиболее прост в реализации.
Необходимо только включить последовательно с разрядом достаточно большое
сопротивление с тем, чтобы ограничить ток разряда и скомпенсировать влияние
падающего участка вольт-амперной характеристики разрядного промежутка.
Продольная прокачка служит для удаления продуктов диссоциации газовой смеси в
разряде. Охлаждение рабочего газа в таких системах происходит за счет диффузии
на охлаждаемую снаружи стенку разрядной трубки.
При продольной конфигурации разряда и прокачке максимальная мощность на
единицу длины E0-100 Вт/м) не зависит от диаметра газоразрядной трубки.
Действительно, при значительном превышении над порогом самовозбуждения лазера
излучаемая мощность определяется произведением скорости накачки Л на объем
активной среды V:
P = AVhv, B9.6)
В цилиндрической геометрии V = kD21/A, где / - длина разряда, D - диаметр
трубки. Скорость накачки Л = dN@0°l)/dt определяется произведением плотности
Газ
t
^
+ -
- +
Газ
I
t
Вода
t
Вода
\
Газ
Рис. 29.3. Схема конструкции С02-лазера с продольными разрядом и прокачкой.
Охлаждающая вода проходит черед катод
§ 29.2 Методы накачки мощных импульсных газовых лазеров 605
молекул в основном состоянии N0 на плотность электронов Ne9 сечение
возбуждения электронным ударом а и среднюю скорость и:
A = NQNeau. B9J)
Но произведение Necu имеет смысл плотности тока разряда j, следовательно,
Л = N0j. Произведение jnD2l4 дает значение полного тока разряда /, и мы
получаем:
P = IN0lhv. B9.8)
Так как плотность N0 пропорциональна полному давлению газовой смеси р9 то
Рос//?/. B9.9)
Как мы знаем, произведение тока на давление является важной
характеристикой плазменных процессов в длинных трубках. В стационарной плазме тлеющего
разряда условия определяются произведением pD (закон Пашена). Постоянство
pD обеспечивает постоянство плазменных условий. Если для какого-то диаметра
фиксировано оптимальное давление, то оптимум сохраняется при сохранении
значения произведения pD. Следовательно, р = const ID, а так как / = ул?>2/4, то
произведение 1р ос const • jD.
С другой стороны, для С02-лазера очень важен тепловой режим.
Тепловыделение в единичном объеме пропорционально плотности тока у. Теплоотвод в
цилиндрической геометрии из центральной части разрядного канала на периферию
пропорционален 1/Z). Сохранение постоянным некоторого оптимального теплового
режима требует постоянства произведения jD. Следовательно, произведение 1р
является константой и мы приходим к выводу, что в оптимальных условиях
выходная мощность С02-лазера с продольной прокачкой и разрядом пропорциональна
длине лазера:
Рос/, B9.10)
Наибольшая мощность, которая достигалась в такой продольной конфигурации,
составляла 1 кВт при длине разрядной трубки 20 м [16]. Таким образом, такие
лазеры с продольным разрядом были очень громоздки из-за низкого давления газа
(единицы Торр) и малой напряженности электрического поля (не более десятка
В/см). Частичное решение этой проблемы было найдено Леонардом [7] при
переходе от продольного к поперечному разряду.
Дальнейшее усовершенствование работы импульсных газовых лазеров было
достигнуто при переходе в наносекундный диапазон длительностей импульсов.
В работе [17] для накачки К2-лазера использовался импульс длительностью 4 не,
а ток разряда составлял 500 кА при скорости роста тока dlldt»1014 А/с
благодаря использованию низкоомной двойной полосковой линии. При давлении газа
30 Торр плотность плазмы составляла 1015 см~3.
Однако настоящий прорыв в создании МИГ-лазеров произошел после того, как
для их накачки стали использовать методы импульсной электроники большой
мощности. Это позволило создавать лазеры с высоким давлением газа - порядка
атмосферы и более. При этом на многие порядки увеличились мощность и энергия
излучения в лазерном импульсе. Существуют три основных метода накачки
газовых лазеров высокого давления. Первый - это создание объемного лавинного
разряда при его многоэлектронном инициировании и приложении к электродам
606 Глава 29. Мощные импульсные газовые лазеры
разрядной камеры импульсов напряжения длительностью 10~9-И0~8 с, когда
удается достигать большого превышения импульсной напряженности Е над
статическим пробивным напряжением Ес. Такие лазеры будем называть
электроразрядными. В этом методе используются результаты исследования наносекундного разряда
в газах, о котором мы говорили выше (см. главу 6).
Второй метод основан на прямой накачке газового объема мощным
импульсным пучком электронов. В этом случае электронный пучок инжектируется в
лазерную камеру поперек или вдоль прохождения лазерного луча, ионизирует газ в
камере и создает в ней плазму, которая и является активной средой лазера. Заметим,
что электрическое поле к электродам камеры в этом случае не прикладывается и
вся энергия на создание плазмы берется от электронного пучка. Этот метод
принципиально отличается от первого, в котором электроны играют только
инициирующую роль, а плазма создается за счет ионизационных процессов в газе.
Наконец, третий метод основан на использовании электрического поля,
величина которого меньше статического пробивного ЕС9 но при этом в камеру
инжектируются, как правило, электроны, а иногда и другие корпускулярные частицы.
Разряд в газе в таком методе называют разрядом, контролируемым электронным
пучком. Он является несамостоятельным (см. главу 6). Легко понять, что если
Е>ЕС9 B9.11)
то этот метод будет эквивалентен первому, так как инжектируемые электроны
будут играть роль инициирующих.
29.2.2 Электроразрядные лазеры
Первыми лазерами, работающими в электроразрядном режиме при
атмосферном давлении газа были импульсные С02-лазеры. Впервые о создании
электроразрядного лазера атмосферного давления было сообщено в [18]. Их создание стало
важным этапом в развитии квантовой электроники. Эти системы конструктивно
просты, надежны в эксплуатации, обладают высокими энергетическими
характеристиками. В первых работах по созданию С02-лазеров атмосферного давления
возбуждение среды чаще всего осуществлялось в поперечной системе электродов
между сплошным анодом и рядом острий, ток через которые ограничивался
сопротивлением 1 кОм (рис. 4) при длительности разряда 1 мкс [18]. Несмотря на
значительную неоднородность возбуждения рабочей среды и низкий кпд, эта
система благодаря ее простоте оказалась наиболее часто используемой. Однако в
дальнейшем основное внимание исследователей было сосредоточено на лазерах,
однородное возбуждение активной среды в которых достигалось благодаря
предварительной ионизации рабочей среды. Эти устройства вместе с упомянутыми
образовали новый класс лазеров - электроразрядные, или ТЕА-лазеры.
Для возбуждения рабочей среды в электроразрядных лазерах применяются
различные электродные структуры (рис. 5). В конструкциях, схематически
показанных на рис. 5, б-d, начальная концентрация электронов в основном промежутке
обеспечивается ионизацией неконтролируемых легкоионизуемых частиц примеси
ультрафиолетовым излучением и поступлением электронов из плазмы
вспомогательных разрядов. Последний процесс ведет к перераспределению напряженности
электрического поля в промежутке, и поэтому отпадает необходимость в
специальном профилировании электродов.
§ 29.2 Методы накачки мощных импульсных газовых лазеров 607
Балластные
резисторы
Высокое
напряжение
Штыревые катоды
Лавинные
разряды
Оптическое
окно
Рис. 29.4. Схематическое представление лазера со штыревыми электродами, накачка в
котором осуществляется разрядом между штыревым катодом и анодом. Каждый штырь
нагружен балластным сопротивлением
В том случае, когда начальная концентрация электронов создается
предварительной ионизацией рабочей среды ультрафиолетовым излучением
вспомогательного разряда, возбуждаемого вблизи основного промежутка, электроды основного
разряда, как правило, специальным образом профилируются (рис. 5, е, ж).
Профиль электродов может быть выполнен в соответствии с рекомендациями Рогов-
ского, Брюса, Харрисона, Феличи или Чанга [11]. Благодаря простоте профиля
(а)
Ш/Ш)'
(г)
(////}////^А
К
О т ¦ ^-
Пучок частиц
(ж)
гин
|гин|
I
(б)
тшл
(д)
гин
(з)
гин
W/}WA A
fwttwwwflr
к гин
гин|
Г
гин|
I
(в)
3
У///У/Ш
ТТТ
гин
(«)
У////>/////ЛК
г^З
гин
W/////////*?
(«)
V////)//////) А
.к
гин
Рис. 29.5. Схематическое изображение устройств для возбуждения импульсного объемного
разряда высокого давления
608 Глава 29. Мощные импульсные газовые лазеры
электроды Чанга получили наибольшее распространение. Основная цель
профилирования - однородное электрическое поле в электродных системах конечной
ширины. Однако следует заметить, что в таких промежутках с однородно-спадающей
напряженностью поля удельные энерговклады оказываются неоднородными,
повышающимися по мере приближения от края к центру. Поэтому нашли
применение и более простые электроды, например полуцилиндрические, а также
электроды с плоской центральной частью и закруглениями по краям. В последней
электродной конфигурации распределение энергии в промежутке оказывается наиболее
однородным.
Вспомогательный разряд, создающий начальную концентрацию в основном
межэлектродном промежутке и обеспечивающий условия возбуждения в нем
объемного разряда, играет чрезвычайно важную роль в энергетике лазера. В
настоящее время в качестве вспомогательного апробированы разряды многих типов:
1) разряд через диэлектрик, или барьерный разряд, возбуждаемый под одним
из основных сетчатых электродов (рис. 5, и) или непосредственно на основном
электроде (рис. 5, б);
2) коронный разряд в межэлектродных конфигурациях острие-плоскость (рис. 5,
в, е) или проволочка-плоскость (рис. 5, ж);
3) искровой разряд;
4) искровой или скользящий разряд по поверхности диэлектрика (рис. 5, з);
5) диффузно-канальный разряд (рис. 5, е);
6) вспомогательный разряд в основном промежутке (рис. 5, д). Кроме того,
известны методы создания начальной концентрации электронов в рабочем объеме с
помощью потоков ускоренных электронов низкой плотности, нейтронов и 3#-час-
тиц, рентгеновского излучения, а также низкоэнергетичных электронов,
заполняющих рабочий объем.
Исследования [19] показали, что образование фотоэлектронов в рабочем
объеме лазера происходит в основном в результате прямой фотоионизации излучением
с длинами волн Л,«115 — 120 нми Х>160 нм. Поскольку такое излучение не
может ионизовать молекулы С02, N2 и Не, предполагается, что фотоионизации
подвергаются неконтролируемые примеси органических соединений, всегда
присутствующие в кювете.
Иногда для увеличения начальной концентрации электронов в рабочую среду
специально вводятся добавки вещества с низким потенциалом ионизации: цезий,
ксилолы, NN-диметиланилин, TpH-N-пропиламин и т.д. Использование таких
веществ дает следующие преимущества: более простым становится получение
высоких «о, повышается однородность разряда, увеличиваются вводимая в газ энергия
и кпд лазера. Недостатком является загрязнение внутренней поверхности кюветы и
элементов установленных в ней конструкций.
Рассмотрим несколько подробнее некоторые методы предыонизации,
показанные на рис. 5. Диффузно-канальный разряд (рис. 5, в-е) используется, как правило,
в импульсно-периодических лазерах с малым межэлектродным расстоянием [20],
т.е. в тех условиях, когда желателен высокий уровень предварительной ионизации
из-за кратковременности развития искры, значительного влияния неоднородностеи
на электродах и влияния разложения смеси на устойчивость объемного разряда.
Известно [11], что использование разрядов с разрядным каналом (л - 1017 см-3)
§ 29.2 Методы накачки мощных импульсных газовых лазеров 609
обеспечивает наиболее высокий уровень предварительной ионизации, а коронный
разряд вносит наименьший вклад в диссоциацию С02 [21]. Диффузно-канальный
разряд соединяет в себе достоинства обоих. Он возбуждается между сплошным и
секционированным электродами и состоит из множества диффузных нитей, часть
из которых на заключительной стадии разряда переходит в канал.
Секционированный электрод выполнен из ряда полосок тонкой металлической
фольги, которые располагаются на более толстом диэлектрическом основании.
Последовательность процессов при таких условиях следующая [20]. Вначале на
тонком металлическом электроде появляются взрывоэмиссионные центры,
наблюдаемые в виде светящихся точек. Из некоторых центров по направлению к
противоположному электроду распространяются диффузно светящиеся нити; другие центры
функционируют достаточно долго A0-80 не) без заметного распространения в
объем. В одной секции длиной 5 мм при U = 10-20 кВ наблюдаются 4-8 нитей,
имеющих диффузный характер. Спустя 10-40 не (в зависимости от U) в самой
яркой из нитей распространяется более высокопроводящий канал, в котором
выделяется 20-40% энергии, расходуемой на предыонизацию одной секции.
Концентрация электронов в наиболее ярко светящейся области у катода, измеренная теневым
методом Теплера, составляла 3,6-1016 см-3, т.е. оказывалась существенно ниже, чем
в типичном горячем канале.
29.2.3 Накачка МИГ-лазеров электронным пучком
Впервые этот способ был предложен для накачки лазера на жидком ксеноне
группой Басова [22], а затем получил широкое распространение при возбуждении
активных сред лазеров высокого давления. Обычно используются пучки
электронов с энергией 0,1-1 МэВ, плотностью тока до 102 А/см2 и длительностью
Ю^-Ю с. При энергиях пучка -1 МэВ удается равномерно возбуждать газы под
давлением в десятки атмосфер и обеспечивать энерговклады до 1 Дж/см3, что
позволяет достигать порога генерации на различных молекулах [9].
В настоящее время получили распространение три схемы накачки электронным
пучком (рис. 6). Импульс высокого напряжения подается на вакуумный диод, катод
которого работает в режиме взрывной эмиссии электронов. Описание работы
таких диодов дано нами выше. Анодом служит тонкая металлическая фольга или
лавсановая пленка, через которую электроны инжектируются в лазерную камеру с
рабочей смесью. Обычно, чтобы использовать более высокие рабочие давления,
фольга со стороны вакуума помещается на опорную решетку. На рис. 6, а показана
схема поперечной накачки при инжекции электронного пучка с одной стороны
(*)
ipdjJjLLsi:
1
\
к\\\\\\\\\\\\ч^^
(б)
l_I\V
1
ГТиТГ
1
Г
Рис. 29.6. Лазеры, возбуждаемые электронным пучком: а - лазер с поперечной накачкой, б -
лазер с коаксиальной лазерной камерой и коаксиальным катодом
39. Месяц Г.А.
610 Глава 29. Мощные импульсные газовые лазеры
лазерной камеры. Лазерные камеры такого типа позволяют иметь рабочее давление
в сотни атмосфер и наиболее просты в эксплуатации. К недостаткам данной схемы
накачки можно отнести неравномерное возбуждение по глубине лазерной камеры и
большие потери тока пучка - до 50-70% на опорной решетке. Равномерное
возбуждение достигается в лазерах с многосторонней накачкой. В этом случае пучок
электронов инжектируется в лазерную кювету с двух или более сторон. В общем
виде это может быть коаксиальная накачка (рис. 6, б).
На начальных этапах развития лазерной техники использовалась накачка
продольным электронным пучком [9, 23]. Для удобства работы с резонатором
электронный пучок поворачивают магнитным полем, а для уменьшения
расфокусировки пучка и потерь электронов на стенках лазерной камеры применяют
фокусировку электронного пучка магнитным полем. Данную схему накачки используют при
энергиях электронов >1 МэВ или при малых давлениях рабочей смеси. Основной
недостаток продольной схемы накачки - большие затраты энергии на создание
импульсного магнитного поля, которые обычно превышают затраты энергии на
получение электронного пучка.
Рассмотрим качественно картину взаимодействия электронного пучка с
плотным холодным газом. Для простоты предположим, что газ атомарный, а давление
его достаточно велико, чтобы считать, что основным механизмом передачи
энергии пучка являются процессы парных столкновений электронов с атомами. При
таких условиях высокоэнергетичные электроны пучка, попадая в газ, испытывают
многочисленные упругие столкновения с ядрами атомов и относительно редкие
неупругие столкновения с атомными электронами, приводящие к возбуждению и
ионизации атомов газа. Образующиеся в результате ионизационных столкновений
электроны, энергия которых выше энергии возбуждения нижнего электронного
уровня, также могут ионизовать и возбуждать газ. Поэтому в процессе инжекции
пучка в газе развивается каскад ионизационных столкновений и лавинообразно
нарастает количество низкоэнергетичных электронов, ионов и возбужденных
атомов - образуется плазма. Плазма электронного пучка обладает по сравнению с
плазмой электрического разряда рядом характерных свойств. Так, плотность
заряженных частиц в плазме электронного пучка намного выше равновесной,
определяемой соотношением Саха, а температура электронов ниже своего равновесного
значения. Поэтому плазму электронного пучка называют еще переохлажденной
плазмой. В такой плазме интенсивно протекают рекомбинационные процессы, что
делает ее перспективной лазерной средой.
Характеристики плазмы электронного пучка так же, как и характеристики
плазмы разряда, могут быть определены путем самосогласованного решения
уравнений кинетики для концентрации частиц и излучения совместно с уравнением
Больцмана для функции распределения электронов плазмы [24].
При прохождении через слой толщиной dz электрон теряет энергию в
результате столкновений. Теория таких потерь разработана Бором, Бете и Блохом. Для
нерелятивистских скоростей электронов средняя потеря энергии на 1 см пути
(в МэВ/см) определяется выражением:
§ 29.2 Методы накачки мощных импульсных газовых лазеров 611
где Т - кинетическая энергия электрона, МэВ; р - плотность вещества, г/см3;
/ - так называемый средний ионизационный потенциал; p = i>/c, v и с -
соответственно скорость электрона и скорость света.
Отношение атомного номера к атомному весу вещества ZIA убывает от 0,5
для Z = 2 до 0,4 для Z = 92, т.е. при переходе от одного вещества к другому оно
меняется слабо. Следовательно, потери энергии пропорциональны плотности
вещества р. В связи в этим потери удобно выражать величиной (-rf77dz)/p,
которая слабо зависит от вещества, а толщину слоя - в единицах zp (в г/см2).
Таблицы полных потерь для ряда веществ в широком диапазоне начальных энергий
приведены в [25].
При оценках однородности и глубины ионизации газа следует различать
истинную длину траектории электрона, которая характеризуется средним пробегом
R, и глубину проникновения электронов пучка, которую можно связать с
экстраполированным пробегом Дз. Экстраполированный пробег электронов тесно связан
с распределением поглощенной энергии D(z) и, следовательно, со скоростью
генерации активных частиц плазмы *F(z) по глубине z. Значение R3 равно глубине
проникновения, которая определяется точкой пересечения прямой линии,
экстраполирующей линейный участок спада зависимости D(z)9 с осью z. Значение R3
может быть определено как расчетным путем, так и экспериментально. В [26]
приводятся эмпирические формулы, описывающие R3.
Электроны пучка, попадая в газ, теряют свою энергию в результате
столкновений до тех пор, пока их средняя кинетическая энергия не станет сравнимой с
температурой газа. Такие термализованные электроны (ТЭ) играют основную роль в
формировании объемного заряда в газовом промежутке, облучаемом электронным
пучком. Объемный заряд ТЭ может создавать электрические поля высокой
напряженности [27], причем напряженность поля зависит от распределения ТЭ по
глубине промежутка.
Как показывают расчеты, распределение поглощенной энергии (РПЭ) в газовой
камере, а следовательно, Ч? и q существенно зависят от многих параметров:
спектра электронов пучка ускорителя, материала и толщины входной фольги,
материала задней стенки камеры (анода), сорта газа и его давления и т.п. Одним из важных
конструктивных элементов установок для возбуждения и ионизации газа
электронным пучком является фольга, разделяющая вакуумный диод ускорителя и
газовую камеру. Такая фольга должна удовлетворить жестким взаимоисключающим
требованиям. С одной стороны, она должна быть вакуумно-плотной и достаточно
прочной, для того чтобы выдерживать давление до десятка атмосфер. Этим
требованиям удовлетворяют толстые металлические фольги. С другой стороны, толщина
фольги должна быть небольшой, для того чтобы потери энергии в ней были малы.
К тому же, чтобы выдержать длительные тепловые нагрузки, фольга должна быть
выполнена из тугоплавкого металла.
Обычно в реальных установках используются фольги из алюминия или титана
толщиной 20-50 мкм. Такие фольги для электронов с энергией 100-300 кэВ,
экстраполированный пробег которых в алюминии составляет 70-400 мкм, являются
«толстыми», и влияние их на распределение поглощенной энергии может быть
значительным.
39*
612 Глава 29. Мощные импульсные газовые лазеры
На распределение поглощенной энергии оказывают влияние и процессы
отражения электронов от анода, причем с увеличением атомного номера материала
увеличиваются число отраженных электронов и их средняя энергия. Следовательно,
РПЭ в газовом промежутке вблизи анода можно изменить, меняя материал анода.
Экспериментально установлено, что эффективность ввода энергии
электронного пучка в газ существенно увеличивается, если рабочий объем поместить в
продольное к направлению пучка магнитное поле напряженностью Н = 1-М- кГс [28].
Этот эффект обусловлен как улучшением условий формирования и
транспортировки пучка в диоде, так и трансформацией радиального распределения
поглощенной энергии в газе. Показано, что магнитное поле приводит к уменьшению утечки
энергии из объема камеры и почти к двукратному увеличению суммарного
энерговклада [24].
На рис. 7 приведены результаты расчетов РПЭ, выполненные методом Монте-
Карло с учетом магнитного поля [24] для выходного усилителя лазерного
излучения LAM установки «Aurora» с рабочим объемом 100x100x200 см [28]. Газовая
смесь Ar-Kr-F2 возбуждалась двумя электронными пучками, инжектируемыми
навстречу друг другу через боковые стенки камеры. Из рисунка видно, что магнитное
поле увеличивает полную энергию, запасенную в газовой кювете, и улучшает
однородность накачки в поперечном сечении камеры.
Скорость ионизации газа электронным пучком с плотностью тока./
определяется распределением поглощенной энергии:
4>(z) = /iM. B9.13)
е е,
Здесь е, - энергия образования электрон-ионной пары. Если электрон с
энергией Т0 образует ионизационный каскад, который полностью поглощается в газе,
Рис. 29.7. Распределение поглощенной энергии в поперечном сечении усилителя LAM.
Г0= 675 кэВ; толщина титановой G, 3-5) и лавсановой B) фолы 50 мкм; 1 - давление
аргона 1200 мм рт. ст.; 2-5 - давление криптона 600 мм рт. ст.; Н= 3 кГс (i-3), 1 D) и 0 E)
§ 29.2 Методы накачки мощных импульсных газовых лазеров 613
испытав в среднем Nt ионизационных столкновений, то:
в.-5-
N,
B9.14)
т.е. s, есть энергия, при потере которой ионизационный каскад в газе в среднем
образует один электрон. Необходимо иметь в виду, что часть энергии каскада идет
на возбуждение электронных и колебательных уровней и растрачивается в упругих
столкновениях, поэтому е, > /.
Энергии образования электрон-ионной пары измерялись экспериментально.
Результаты этих измерений для чистых газов таковы:
Газ
е„ эВ
Не
42,3
Ne
36,6
Аг
26,4
Кг
24,2
Хе
22
н2
36,3
Воздух
34
N2
35
о2
30,9
С02
32,9
Как показали эксперименты, е, практически не зависит от спектрального
состава электронов пучка, но сильно зависит от чистоты газа, что связано с
процессами пеннинговой ионизации. Более подробную информацию о физических
процессах, происходящих при взаимодействии пучка электронов с газом можно найти
в [24].
29.2.4 Электроионизационные лазеры
Это мощные газовые лазеры, накачка которых происходит электрическим
разрядом, контролируемым или управляемым пучком электронов. Такой разряд,
впервые осуществленный группой Месяца [29], был описан в главе 6. Первый
импульсный лазер высокого давления, в котором использовался этот тип разряда, был
создан группой Басова [30] в ФИАН. Позже этот разряд был успешно применен в
[12] при получении генерации на молекулах KrF.
Типичная схема лазера, возбуждаемого разрядом, контролируемым пучком
электронов, показана на рис. 8. Пучок электронов инжектируется в разрядный
промежуток, к аноду лазерной камеры подсоединен емкостный накопитель,
который может быть включен постоянно или через коммутатор для обеспечения
импульсной подачи напряжения. Электронный пучок ионизирует рабочую смесь, и в
Рис. 29.8. Схема лазера с комбинированной накачкой. 1 - корпус; 2 - изолятор; 3 - контакт
анодный; 4 - анод; 5 - зеркала; 6 - фольга; 7 - сетка
614 Глава 29. Мощные импульсные газовые лазеры
промежутке по всему объему создается проводимость, при этом накопитель
разряжается через промежуток, передавая энергию объемному разряду, который по
своему характеру подобен тлеющему. Можно выделить два характерных режима
накачки лазеров: возбуждение несамостоятельным разрядом и возбуждение разрядом
с газовым усилением.
Несамостоятельный разряд в смесях инертных газов с галогенами остается
устойчивым при низких полях, однако с некоторого поля начинается контрагирова-
ние. Отметим, что контрагирование в смесях инертных газов с галогенами
существенно отличается от контрагирования в азоте тем, что проводимость
образовавшихся каналов не очень высокая и они длительное время могут существовать
одновременно с объемной стадией разряда. Энергии, вводимые в газ от разряда,
при несамостоятельном разряде из-за прилипания электронов оказываются
соизмеримыми с энергией, вкладываемой пучком электронов.
§ 29.3 Конструкция и работа С02-лазеров
Мощные импульсные С02-лазеры бывают, как правило, с накачкой,
самостоятельным разрядом или разрядом, контролируемым пучком электронов. Рассмотрим
вначале первый тип. Типичная конструкция такого лазера приведена на рис. 4. Это
лазер, как и все МИГ-лазеры, с поперечной накачкой. В нем инициирующие
электроны для импульсного объемного разряда создаются за счет автоэлектронной и
взрывной эмиссий с кончиков штырей из-за высокого электрического поля на них.
Другие системы инициирования начальных электронов показаны на рис. 5.
Рассмотрим работу импульсно-периодических С02-лазеров. Особенности этих
лазеров обусловлены необходимостью избежать воздействия предыдущего
импульса накачки на возбуждаемую газовую среду. Если устранить такое влияние не
удается, то предельная мощность излучения может снижаться вплоть до
прекращения генерации. Во избежание этого рабочую среду в активной зоне лазера
необходимо менять за время между импульсами либо обеспечивать ее охлаждение и
выравнивание давления за счет диффузионных процессов.
На рис. 9 показаны схема и конструкция импульсно-периодического С(Э2-
лазера. Его исследование показало способность работать с частотой до 20 кГц и
удельной средней мощностью 34 Вт/см3 [31], генерировать импульсы излучения
энергией -20 Дж при частоте 100 Гц [32], надежно излучать со средней
мощностью -10 кВт и более. Достаточно полный анализ энергетики этих лазеров дан в
[10, 11, 33]. Лазер работает в режиме несамостоятельного электрического разряда,
т.е. приложенное к лазерной кювете напряжение ниже пашеновского (статического
пробивного).
Более перспективным представляется создание С02-лазеров, возбуждаемых
самостоятельным электрическим разрядом. Такие системы появились позже в
связи с тем, что были разработаны методы возбуждения самостоятельных разрядов в
больших объемах. Рассмотрим наиболее интересные из созданных мощных
импульсных лазеров.
С02-лазер с плазменными электродами собран по схеме, приведенной на
рис. 5, з [34]. Рабочий объем лазера заключен между плазменными электродами
§29.3 Конструкция и работа С02-лазеров 615
Рис. 29.9. Схематическое изображение системы возбуждения (а) и конструкции (б) им-
пульсно-периодического С02-лазера. / - корпус; 2 - генератор импульсов; 3 - электроды; 4 -
системы предыонизации; 5 - вентилятор; 6 - теплообменник
длиной 80 см и имеет поперечные размеры 15x15 см. Источником импульсного
питания служит шестикаскадный генератор Маркса с емкостью в «ступени»
1 мкФ, заряжаемой до 40 кВ. Резонатор лазера образован плоскопараллельной
пластиной из КРС-5 и металлическим зеркалом с радиусом кривизны 5 м. Удельный
энерговклад в таком лазере достигал 200 Дж/(латм), а приведенная удельная
энергия излучения составила 30 Дж/(латм) при кпд 15%. Особенностью данного
устройства является использование плазменных электродов, образованных
скользящим разрядом по поверхности диэлектрика, который является наиболее
эффективным источником предварительной ионизации рабочей среды.
Дальнейшее увеличение объема активной среды было достигнуто при
использовании для создания предварительной ионизации вспомогательного разряда,
развивающегося непосредственно в рабочей зоне. Принципиальная схема устройства
(рис. 5, в) включает в себя разрядную камеру и высоковольтные источники
основного и вспомогательного разрядов. Внутри камеры размещены инициирующий
электрод, катод (К) и анод (А) основного промежутка. Длина анода 2,3 м, полная ширина
65 см, межэлектродное расстояние 35 см. Система электродов размещена в
диэлектрической трубе диаметром 1 м и длиной 3 м. Источником питания
вспомогательного разряда служил 24-каскадный генератор Маркса с емкостью 0,59 нФ, амплитудой
1 MB и энергозапасом 300 Дж. Для формирования основного разряда
использовались два 5-каскадных генератора Маркса с общим энергозапасом 40 кДж и
амплитудой импульсов напряжения до 300 кВ. Полная энергия излучения, которая могла
быть извлечена из всего объема, составляла 8,4 кДж при кпд 21%. С02-лазеры с
транспортировкой начальных электронов в основной разрядный промежуток из
вспомогательного разряда [35] имеют; пожалуй, лучшие возможности по
наращиванию объема активной среды. Идея транспортировки базируется на том, что в
типичных для С02-лазеров смесях газов коэффициент поглощения ультрафиолетового
(УФ) излучения значительно превышает коэффициент прилипания электронов.
Поэтому оказывается более выгодным транспортировать электроны на большие
616 Глава 29. Мощные импульсные газовые лазеры
расстояния от источника (d я 0,7 м) за счет дрейфа в электрическом поле, чем
получать их на тех же расстояниях посредством фотоионизации. Более того, при таком
подходе оказалось возможным отказаться от специального профилирования
электродов, поскольку в данном случае искажение электрического поля осуществляется в
основном зарядом, вносимым в межэлектродный промежуток, и реализуется
динамическое профилирование поля. Заполнение основного промежутка электронами
осуществлялось как в нарастающем, так и в квазистационарном электрическом поле
при межэлектродных расстояниях 30 и 60 см соответственно. Проверялась
масштабируемость удельных характеристик С02-лазеров при увеличении межэлектродного
расстояния для d = 15, 20 и 40 см в смеси газов C02:N2:He =1:1:8 атмосферного
давления. В этом случае электроды имели форму, соответствующую профилю Чанга.
В них были вырезаны прямоугольные окна для подсветки размером 0,25 х 1 м,
которые задавали конечное сечение разряда. Электроды обтягивались латунной сеткой.
Источником накачки служил генератор Фитча с энергией 15 кДж, запасаемой при
напряжении 300 кВ. Длительность фронта импульса напряжения в режиме холостого
хода составляла 5 мкс, а длительность горения многоканального скользящего
разряда по поверхности диэлектрика, обеспечивающего создание начальной
концентрации электронов, достигала 3,5 мкс. Резонатор длиной 2,6 м состоял из медного
зеркала с радиусом кривизны 40 м и плоскопараллельной германиевой пластины с
коэффициентом отражения 36%.
Измерения показали, что при d = 40 см удельная энергия излучения составляет
18 Дж/л при поглощаемой энергии 150 Дж/л, что соответствует кпд 15%. Это
значение хорошо согласуется с данными, полученными для d = 15 и 20 см.
Как правило, электроразрядные С02-лазеры работают при давлении смеси
порядка 1 атм. Но в ряде случаев это давление может быть 10 атм и более.
Электроразрядные лазеры высокого давления представляют интерес как системы,
способные генерировать импульсы излучения малой длительности и обеспечивать
плавную перестройку частоты излучения. В первой работе в этом направлении [36]
описан С02-лазер с межэлектродным расстоянием 2,5 см, у которого в качестве
катода использовались 120 вольфрамовых острий, а латунный анод был
сплошным. Разряд через каждое острие имел форму конуса с основанием диаметром
1 см. На систему электродов от генератора Маркса с емкостью 10 пФ подавался
высоковольтный импульс напряжения амплитудой до 550 кВ и длительностью
фронта 5 не. Длительность разряда регулировалась срезающим разрядником в
пределах 0,1-0,5 не. В такой конструкции в смеси газов C02:N2:He = 8:7:85 давлением
4 атм удалось получить максимальную мощность генерации, равную 25 МВт.
Рабочий диапазон давлений составлял 1-5 атм. В дальнейшем в электроразрядных
лазерах с использованием предварительной ионизации рабочей среды при
возбуждении разряда диапазон рабочих давлений удалось существенно расширить и
реализовать плавную перестройку частоты [20, 37, 38]. Значительный диапазон
плавной перестройки частоты D6 см-1) при энергии излучения в импульсе до 70 мДж
получен в экспериментах [38]. Плазменный катод и низкоиндуктивная схема
питания обеспечивали однородное горение разряда в объеме 0,8x1,0x23 см,
заполненном газовой смесью C02:N2 = 1:1 давлением до 8 атм при энерговкладах
0,2Дж/(см3атм). Накопительный конденсатор емкостью 2,5 нФ заряжался до
140 кВ. Резонатор был образован дифракционной решеткой 150 штр./мм и глухим
§29.3 Конструкция и работа С02-лазеров 617
зеркалом (R = 5,5 м). Для увеличения спектральной селективности резонатора
световой пучок расширялся в 2,5 раза равносторонней призмой из NaCl, которая
также обеспечивала вывод 10% излучения. Для селекции поперечных мод вводилась
диафрагма диаметром 6 мм; контроль за перестройкой частоты осуществлялся
интерферометром Фабри-Перо с воздушной базой 9,8 мм, а привязка по частоте
производилась монохроматором ИКС-21.
При давлении 8 атм рабочей смеси газов C02:N2 = 1:1 получена плавная
перестройка частоты на Р- и Л-ветви переходов 00°1—10°0 и 00°1-02°0 в частотных
интервалах 938-951, 970-980, 1041-1054, 1073-1083 см соответственно.
Максимальная энергия в импульсе на Р- и Л-ветви достигала 70 мДж.
Существенные успехи в увеличении пиковой мощности СОг-лазеров были
достигнуты, когда для их накачки был предложен несамостоятельный разряд,
управляемый электронным пучком, и показана возможность объемного протекания тока
в газовых средах давлением до 15 атм [29]. Эти работы, развитые далее [11,24,27],
составили фундаментальную основу энергетики мощных газовых лазеров.
Лазеры, в которых накачка рабочей среды производится несамостоятельным
разрядом, управляемым излучением внешнего ионизатора, получили название
электроионизационных лазеров. Такие лазеры были впервые реализованы в ФИАН
[30], а затем в LANL [39]. Их создание стало крупной вехой в развитии квантовой
электроники.
Принципиальная схема возбуждения несамостоятельного объемного разряда,
управляемого электронным пучком, приведена на рис. 10. Рабочая среда заполняет
газовую кювету 7, в которой располагаются сетчатый катод 5 и сплошной
профилированный анод 5, образующие активную зону лазера 5-8, К газовой кювете
примыкает вакуумный диод 2, в котором между чашеобразным катодом 10 и
фольгой 6 или специальным экстрактором, выполняющим и роль прозрачного анода,
формируется электронный пучок. Межэлектродный промежуток 5-8 находится в
постоянном электрическом поле, оптимальном с точки зрения передачи энергии на
верхний лазерный уровень. После срабатывания разрядника Р емкость С\
разряжается на вакуумный диод со взрывной эмиссией, благодаря чему создается
электронный пучок большого сечения. Электронный пучок, попадая в межэлектродный
Рис. 29.10. Схематическое изображение конструкции и цепи питания
электроионизационного импульсного С02-лазера
618 Глава 29. Мощные импульсные газовые лазеры
промежуток через тонкую металлическую фольгу 6, производит ионизацию
рабочей среды и создает плазму с концентрацией носителей л. В плазме, находящейся
в электрическом поле, протекает ток плотностью
¦ и,
Р)
j = evn = ec\
\
который вводит в газ энергию, обеспечивающую накачку лазера:
'и
>=\jEA.
w-
B9.15)
B9.16)
Здесь п - концентрация электронов; с - константа, характеризующая сорт газа; Е -
напряженность электрического поля;/? - давление газа.
Конструкции электроионизационных С02-лазеров описаны в многочисленных
работах. Рассмотрим их некоторые разновидности. На рис. 11 показана
конструкция основных узлов С02-лазера с активным объемом 270 л C0x30x300 см) [40].
Ионизация газового объема осуществляется пучком ускоренных электронов.
Газовая кювета 1 объемом 4500 л выполнена из стали, а ее внутренняя поверхность
футерована стеклопластиком 3 для предотвращения коронирования. Анод 2
газовой кюветы с рабочей площадью 30x300 см, выполненный из дюралюминия,
имеет форму, предотвращающую коронирование. Кювета заполнялась смесью газов
C02:N2:He =1:1:3 давлением 1 атм.
Электронный ускоритель обеспечивал пучок электронов с площадью сечения
30x300 см, плотностью тока 0,4 А/см2 и неоднородностью не выше ±15%. Средняя
энергия электронов в пучке длительностью 1-3 мкс составляла 200 кэВ. В
вакуумном диоде 4 использовался многоострийный холодный катод 5, работающий в
режиме взрывной эмиссии. Вывод пучка из вакуумного диода осуществлялся через
окно, перекрытое полимерной пленкой 7 толщиной 150 мкм, лежащей на
металлической решетке 6. Ток разряда в газовой кювете лазера замыкался на стальной
сетке 8, защищающей пленку от тепловых воздействий разряда. Общая прозрачность
окна и сетки для электронов с энергией 200 кэВ составляла не менее 50%.
2620 мм
1/ 1/ И 2J AJ \L\JL
Рис. 29.11. Конструкция электроионизационного С02-лазера «ЛАД-2»
§29.3 Конструкция и работа С02-лазеров 619
Энергия для возбуждения активного объема газовой кюветы запасалась в
конденсаторной батарее емкостью 15 мкФ и напряжением 200 кВ. Высоковольтные
импульсы амплитудой до 500 кВ поступали на вакуумный диод от генератора
импульсов напряжения, собранного по схеме Маркса с емкостью в ударе 0,67 мкФ.
В лазере использовался резонатор с выходным зеркалом 9 (рис. 11) диаметром
240 мм, изготовленным из плоскопараллельной пластины КРС-6 с коэффициентом
отражения от одной грани 17%. Глухим зеркалом служила кварцевая подложка с
золотым покрытием, имеющая радиус кривизны 12 м и диаметр 300 мм. Энергия
излучения, извлекаемая в импульсе длительностью на полувысоте 1,5 мкс,
составляла 5 кДж при кпд 26%. Применение неустойчивого резонатора и снятие
излучения со всего объема позволило при тех же условиях получить в данном лазере
энергию излучения 7500 Дж [11].
Такая конструкция достаточно традиционна и нашла применение для создания
импульсных С02-лазеров различного объема и давления. Интересной
разновидностью данной конструкции является двухпучковый, а следовательно двухкюветный
СОг-лазер с энергией излучения в импульсе 2,5 кДж [41]. В этом случае катод
выполнялся в виде алюминиевой пластины размером 25 х 200 см, на обеих сторонах
которой крепились эмитирующие танталовые лезвия толщиной 7,6 мкм и высотой
2,7 см. Катод располагался в центре прямоугольной вакуумной камеры. Два
противоположно направленных пучка электронов через окна размером 35x200 см
вводились в две газовые кюветы, возбуждая между сетчатым и сплошным
электродами несамостоятельный объемный разряд, производящий накачку активной среды.
Источником импульсного напряжения служил четырехступенчатый генератор
Маркса с выходным напряжением 320 кВ, длительностью фронта импульса 50 не и
емкостью в ударе 1,25 мкФ. Напряжение на электроды вакуумного диода
подводилось с помощью высоковольтного кабеля с волновым сопротивлением р = 50 Ом.
Конструкция СОг-лазера коаксиального типа показана на рис. 12. Основной
рабочий объем 7, в котором находится смесь газов C02-N2-He давлением 1 атм,
отделен титановой фольгой с армирующими сетками 2 от вспомогательного объема 3,
заполненного Не при давлении 0,01 мм рт. ст. Основной и вспомогательный
объемы имеют цилиндрическое сечение. Сетчатый электрод 2 является общим и
выполняет роль анода вспомогательного разряда и катода основного разряда. Анод
основного разряда 4 помещен на оси резонатора и имеет треугольное сечение.
Объем активной среды составляет 1,7 л. При подаче импульса высокого
напряжения на внешний цилиндрический катод и сетчатый анод во вспомогательном
объеме формируется поток высокоэнергетичных электронов, которые, проникая через
фольгу в рабочий объем, обеспечивают ионизацию и поддержание
несамостоятельного разряда в основном промежутке. В данном лазере получены импульсы
излучения энергией до 20 Дж при кпд -6%.
Важным этапом в развитии лазерной техники стало создание
крупномасштабных генераторно-усилительных систем для исследований по применению С02-
лазеров для инициирования управляемой термоядерной реакции. За короткое
время были разработаны такие системы, как «HELIOS», «ANTARES» [43], способные
излучать в наносекундном импульсе энергию 0,1-40 кДж. Работа этих систем
основана на применении устройств, конструкции которых аналогичны описанным.
620 Глава 29. Мощные импульсные газовые лазеры
?
Не 0,01 ммрт.ст.
C02-N2-He 1атм
FfU-m-x-
Пучок электронов
isssssssy>s\ssssssssssssss^
Рис. 29.12. Схематическое изображение конструкции электроионизационного СОг-лазера с
коаксиальной активной областью
Уменьшение габаритов электроионизационных С02-лазеров представляет
интерес с точки зрения создания компактных высокочувствительных
газоанализаторов, лидаров, спектрометров сверхвысокого разрешения и других приборов, в
которых используются спектральные свойства лазера.
В компактном импульсно-периодическом электроионизационном С02-лазере
«МИГ-4» [11] (рис. 13) объемный разряд, производящий накачку газовой среды,
возбуждался между сплошным латунным анодом и сетчатым катодом и занимал
объем 3x3,5x72 см. Энергия, расходуемая на возбуждение разряда, запасалась в
малоиндуктивной конденсаторной батарее 3 емкостью 0,19 мкФ, которая
заряжалась от источника постоянного напряжения до 50 кВ. Инициирование объемного
разряда в рабочей зоне лазера производилось электронным пучком, имеющим
следующие параметры: амплитуда тока 7,2 кА, площадь сечения 72x3 см,
длительность 4,2 не, средняя энергия электронов 155 кэВ, частота следования импульсов
1-50 Гц. Формирование электронного пучка осуществлялось в вакуумном диоде 2
между сетчатым анодом и секционированным катодом, выполненным из медной
фольги толщиной 50 мкм, закрепленной на диэлектрике. Расстояния между
острыми эмитирующими секциями и между катодом и сеткой составляли 1 см. Выводное
окно для электронного пучка закрывалось тонкой металлической фольгой из
сплава алюминия и бериллия.
Импульс напряжения амплитудой до 300 кВ подавался на катод вакуумного
диода по цилиндрической линии с волновым сопротивлением 15 Ом. Коммутация
тока осуществлялась разрядником, работающим в режиме самопробоя с
автоподсветкой по поверхности диэлектрика. Зарядка линии импульсами микросекундной
длительности производилась через импульсный трансформатор с коэффициентом
умножения, равным 12. В первичной цепи импульсного трансформатора в качестве
ключа служил тиратрон.
Поток газа через активную среду, создаваемый диаметральным вентилятором с
внутренним направляющим аппаратом 7, имел скорость 5-15 м/с. Диаметр
рабочего колеса вентилятора составлял 20 см. Теплообменник представляет собой набор
медных дисков 5 толщиной 1 мм, закрепленных на медных трубках 49 заполненных
§29.3 Конструкция и работа С02-лазеров 621
Рис. 29.13. Блок-схема С02-лазера «МИГ-4». 1 - накопительная линия с распределенными
параметрами; 2 - вакуумный диод; 3 - конденсаторы накопителя; 49 5 - теплообменник; б -
рабочее колесо диаметрального вентилятора; 7 - внутренний направляющий аппарат
проточной водой. Расстояние между дисками 5 составляло 1 см. Такой
холодильник мог утилизировать тепловую мощность 20 кВт.
Данный лазер генерировал импульсы излучения энергией 30 Дж с кпд до 25% и
частотой следования импульсов до 50 Гц. В квазистабильной среде мощность
излучения при частоте 50 Гц составляла ~1 кВт в начальный момент и 400-500 Вт на
квазистационарной стадии вплоть до прорыва фольги. По мере работы С02-лазера
в импульсно-периодическим режиме меняется химический состав активной среды,
что приводит к снижению энергии в лазерном импульсе. Объясняется это тем, что
после включения лазера происходит разложение СОг, накопление СО и
электроотрицательных молекул 02, NO, NO2, N20, что приводит к уменьшению
длительности разрядного тока вследствие увеличения скорости прилипания электронов и к
снижению энергии излучения. Осциллограммы тока разряда указывают на
неизменность амплитуды и уменьшение длительности импульса тока разряда при росте
числа включений лазера. По мере накопления указанных продуктов увеличиваются
скорости восстановительных реакций. Наконец, при продолжающемся росте
концентрации СО скорость образования окислов азота становится меньше скорости их
разрушения, что ведет к возрастанию энерговкладов и энергии излучения. Процесс
стабилизируется при выходе концентраций СО и 02 на квазиравновесный уровень.
В электроионизационных С02-лазерах с высоким давлением газа (до 10 атм и
более) возможна плавная перестройка частоты излучения [44]. При давлении
смеси в С02-лазере 10 атм колебательно-вращательные линии в спектре коэффициента
усиления оказываются перекрытыми и имеется возможность плавной перестройки
частоты излучения при использовании селективного резонатора. Подробнее об
этом сказано в [11].
622 Глава 29. Мощные импульсные газовые лазеры
§ 29.4 Конструкция и работа эксимерных лазеров
Для накачки эксимерных лазеров электронным пучком применяются
ускорители электронов, формирующие пучки с энергией электронов 0,1-2 МэВ,
плотностью тока пучка 10-103 А/см2 при длительности от 2 мкс до 5 не. При
комбинированной накачке плотность тока пучка удается уменьшить в несколько раз. На рис. 14
приведена конструкция лазера, в котором для двухсторонней накачки применяется
электронный пучок, а на рис. 15 показан лазер, в котором можно осуществлять
возбуждение как одним электронным пучком, так и одновременно пучком и
разрядом [9, 11]. Комбинированная накачка реализуется при зарядке емкостных
накопителей С постоянным или импульсным напряжением.
Принцип работы данных установок следующий. В качестве источника питания
используется импульсный генератор Маркса, который заряжает коаксиальные линии,
нагруженные на вакуумный диод. Катодом служат острия или графитовые
пластинки, работающие в режиме взрьюной эмиссии электронов, или специально
создаваемая плазма. Анодом является тонкая металлическая фольга или лавсановая пленка,
через которую электроны инжектируются в лазерную камеру, заполненную рабочей
смесью. Поскольку в лазерах на галогенидах благородных газов рабочие давления
составляют 1-5 атм, со стороны вакуума фольга помещается на опорную решетку.
Как мы говорили в § 2, при односторонней накачке лазеров распределение
плотности плазмы в объеме получается неоднородным. Чтобы избежать этого, делают
многостороннюю накачку. В частности, в [46] электронный пучок инжектируется
Рис. 29.14. Схема лазера с накачкой от двух ускорителей с фокусировкой пучка магнитным
полем. 1 - генераторы Маркса; 2 - водяные линии; 3 - вакуумные диоды; 4 - лазерная
камера; 5 - фольга; 6 - магниты
Рис. 29.15. Схема ускорителя электронов и газовой камеры. 1 - вакуумный диод; 2 - фольга;
3 и 4 - электроды; 5 - газовая камера; Л - линия на глицерине с волновым сопротивлением
Z0 = 10 Ом, заряжаемая от генератора Маркса с емкостью Со
§ 29.4 Конструкция и работа эксимерных лазеров 623
одновременно от четырех ускорителей с планарными диодами. В таких
конструкциях при сохранении однородной накачки газовой смеси удается увеличить
полный ток, инжектируемый в лазерную камеру.
Наиболее широко для исследовательских целей применяются установки,
подобные показанной на рис. 15 [46]. Для получения больших плотностей тока к
вакуумному диоду 1 подключается коаксиальная линия Л с жидким диэлектриком,
которая заряжается от генератора Маркса. На установке при длительности
импульса тока на полувысоте -50 не плотность тока за фольгой достигала 250 кА/см2, а
общий ток - 11 кА. Газовая камера 5 выполнялась из диэлектрика либо из металла;
во втором случае рабочее давление превышало 10 атм. Отметим, что в подобных
лазерах рабочее давление могло достигать -100 атм, а лазерные камеры такого
типа наиболее просты по конструкции, однако при инжекции электронного пучка с
одной стороны удельный энерговклад по поперечному сечению лазерной камеры
неоднороден. Это приводит к неравномерному распределению плотности мощности
лазерного излучения по сечению выходного луча и уменьшает общий кпд лазера.
В работе [47] описаны эксимерные лазеры с энергией излучения 103-И04 Дж.
Серьезное внимание уделяется разработке лазеров на молекулах KrF (k = 249 нм)
как наиболее эффективных из эксимерных лазеров. Максимальная энергия
излучения (-10 кДж) при длительности импульса -500 не получена в Лос-Аламосе на
установке «Aurora» [47]. На молекулах KrF удается генерировать излучение с
удельной энергией до 40 Дж/л и получать кпд до 12% [48]. При создании широко-
апертурных установок с энергией излучения > 10 кДж обычно ориентируются на
удельную энергию излучения -10 мДж/см3 при кпд 10%, тогда активный объем
лазера должен составлять > 103 л.
На рис. 16 показана конструкция мощного лазера с накачкой электронным
пучком длительностью -100 не, используемого в качестве третьего каскада
усиления в лазерной системе [49]. Электронный пучок формируется восемью
катодами, напряжение на которые подается от четырех полосковых водяных линий,
заряжаемых от генератора импульсных напряжений. При активном объеме 66 л
Рис. 29.16. Поперечное сечение лазерной камеры усилителя с активным объемом 66 л
@ 29x100 см): 1 - вакуумный диод; 2 - изолятор; 3 - водяная изоляция; 4 - передающая
линия; 5 - катод; 6 - перегородка для замыкания обратного тока
624 Глава 29. Мощные импульсные газовые лазеры
было получено излучение с энергией -1 и 0,6 кДж и длительностью импульса 100
и 10 не соответственно. Ранее подобная лазерная система на молекулах RrF
генерировала излучение с энергией ~200 Дж [46]. Такие системы имеют достаточно
высокий общий кпд (-2% для лазера, описанного в [49]), но из-за технических
сложностей, связанных с прокачкой активной среды, они способны формировать
только однократные импульсы излучения.
Лазер, конструкция которого показана на рис. 14, может быть состыкован с
контуром прокачки. Отметим, что на подобных лазерах в настоящее время
получены наибольшие энергии излучения [47,28, 50]. Основные отличия от лазера, схема
которого приведена на рис. 16, заключаются в том, что пучок электронов
инжектируется в лазерную камеру с двух сторон, а однородность энерговклада в активную
среду обеспечивается наложением магнитного поля, направленного параллельно
электронному пучку. Из-за больших затрат на формирование магнитного поля
общий кпд таких лазеров снижается. Схемы формирования электронного пучка в
обоих лазерах подобны. Конструкция лазера, показанная на рис. 14, в настоящее
время принята за основу при создании систем с энергией излучения > 100 кДж
[51]. На рис. 17 показана схема расположения главных усилителей в мощной
лазерной системе для УТС, на одном модуле которой планируется получать энергию
излучения 240 кДж [28]. Таким образом, реально создание системы на основе эк-
симерного KrF-лазера с энергией излучения ~1 МДж.
Ускоритель для эксимерного лазера на молекуле ХеС1 (к = 308 нм) с накачкой
рабочего объема пучками электронов с шести сторон описан в [52]. Всего
использовалось 12 ускорителей с прямым разрядом генераторов Маркса на диод с
графитовым взрывоэмиссионным катодом. Каждый ускоритель генерировал пучок
электронов A мкс) с энергией 600 кэВ, током 60 кА, сечением пучка 25x100 см2.
Ускорители размещались на двух уровнях и накачивали коаксиальный объем 600 л.
Генераторы Маркса находились непосредственно в вакуумном объеме. Это
позволило создать компактный лазер без использования коаксиальных накопительных
линий, Генераторы Маркса работали с высокой точностью включения (~10 не).
Общий ток электронов составлял 700 кА. Энергия в импульсе излучения
составляла 2 кДж [53]. Схема расположения элементов этого лазера приведена на рис. 24.17.
Рис. 29.17. Схема расположения главных усилителей в мощной лазерной системе для УТС.
1 - здание для усилителя; 2 - усилители на 240 кДж каждый; 3 - магниты; 4 - предусилите-
ли; 5 - лазерный пучок
§ 29.4 Конструкция и работа эксимерных лазеров 625
Широко разрабатываются также электроразрядные эксимерные лазеры.
Системы инициирования объемного разряда в таких лазерах аналогичны показанным на
рис. 5. Наиболее перспективным для накачки эксимерных лазеров является
поперечный разряд, при котором в объемной стадии реализуются мощности накачки
~1-ь10 МВт/см3 при давлении рабочей смеси R:R':X = 1000:10:1, составляющем
несколько атмосфер.
При разряде емкостного накопителя на разрядный промежуток, заполненный
смесью инертных газов с галогенами, в случае формирования объемного разряда
на осциллограмме напряжения можно выделить три характерных участка:
1. Предпробойная стадия, длительность которой составляет обычно 50-100 не.
В этой стадии напряжение на промежутке увеличивается и перед пробоем в
несколько раз превышает статическое пробивное. За счет предварительной
ионизации на этой стадии начинает формироваться объемный разряд.
2. Стадия быстрого спада напряжения, ее длительность ~10 не. Во время этой
стадии ток через промежуток увеличивается на несколько порядков, а напряжение
уменьшается до значения, в несколько раз меньше статического пробивного. В
течение этой стадии заканчивается формирование объемного разряда.
3. Квазистационарная стадия, длительность которой зависит от очень многих
параметров и может превышать 1 мкс. При разряде в инертных газах из-за влияния
процессов ступенчатой ионизации напряжение в квазистационарной стадии
существенно ниже статического пробивного, тогда как в азоте это напряжение
приблизительно равно статическому пробивному.
Накачка активной среды осуществляется в стадии быстрого спада напряжения
и в квазистационарной стадии.
Объемный разряд при повышенных давлениях формируется только при
многоэлектронном инициировании [11]. Условия формирования однородного разряда
при повышенных давлениях можно сформулировать следующим образом. Во-
первых, необходимо, чтобы начальная концентрация электронов, создаваемых
внешним ионизатором пе09 была пе0 >(>с)~3, где гс - критический радиус головки
электронной лавины, при достижении которой начинает формироваться стример.
Во-вторых, из-за того, что предыонизатор обычно действует ограниченное время и
начальные электроны из-за дрейфа уходят из слоя около катода толщиной х,
необходимо, чтобы выполнялось условие х < гс. Тогда удается избежать формирования
стримера из-за недостаточного перекрытия лавин в обедненном электронами слое
у катода. Таким образом, применение предыонизации позволяет создавать
начальные электроны в газовом объеме и (или) на катоде, из которых развиваются
электронные лавины, а при перекрытии отдельных лавин (скорость развития лавин
зависит от приложенного электрического поля) формируется однородный разряд
при повышенных давлениях.
Длительность объемной стадии разряда при повышенных давлениях
определяется многими факторами (удельный энерговклад, состав и давление смеси,
профиль, материал и состояние поверхности электродов и т.д.), однако причиной
контракции разряда, как правило, является катодная неустойчивость [11, 27].
Для получения генерации в импульсных газовых лазерах высокого давления на
галогенидах благородных газов необходимо за короткое время (обычно < 0,1 мкс)
ввести в активную среду энергию ~0,1 Дж/(см3атм), обеспечивая объемный
40. Месяц Г.А.
626 Глава 29. Мощные импульсные газовые лазеры
характер разряда. Следовательно, в лазерах, работающих при повышенных
давлениях, необходимо применять как генератор накачки, так и систему предыонизации.
Выбор схемы определяется требованиями к импульсу накачки, который надо
обеспечить при возбуждении конкретной активной среды. В качестве емкостных
накопителей могут быть использованы как отдельные конденсаторы, так и линии с
распределенными параметрами, например линия с водяной изоляцией.
Очень важное значение имеет согласование генератора накачки с разрядным
промежутком. Под согласованием понимается не только равенство волнового
сопротивления генератора накачки сопротивлению разрядного промежутка, но и
обеспечение минимальных индуктивностей подводов к разрядному промежутку,
чтобы эти индуктивности позволяли передавать энергию от генератора к нагрузке без
существенных потерь.
В эксимерных электроразрядных лазерах используется большое количество
различных систем предыонизации, наиболее распространенные описаны в [11] и
показаны на рис. 6. Начальные электроны в разрядном промежутке создаются за
счет излучения искровых промежутков, излучения объемного разряда,
рентгеновского излучения, электронного пучка, плазменных электродов, лазерного
коротковолнового излучения и т.п. Конструктивное исполнение систем предыонизации
также отличается большим разнообразием, например искровые промежутки
(дополнительные электроды) для предыонизации располагаются как сбоку от
основных электродов, так и за одним или обоими сетчатыми электродами.
На рис. 18 представлены схема и конструкция компактного эксимерного лазера
с поперечным разрядом и прокачкой рабочей среды турбовентилятором [11].
Накопительная емкость 7 заряжается от генератора импульсов, формирующего
импульсы длительностью 10 мкс и амплитудой, регулируемой в диапазоне 10-35 кВ.
После срабатывания коммутатора 3 заряжается обостряющая емкость 2. В качестве
коммутирующего элемента выбран тиратрон. Использование тиратрона в режиме,
далеко не паспортном, а именно при напряжениях, достигающих 30 кВ, и токах
4-8 кА при длительностях импульса тока 50-100 не ведет к резкому увеличении
стартовых и послеимпульсных потерь мощности в тиратроне, а это сокращает его
срок службы. С целью уменьшения стартовых и послеимпульсных потерь и
увеличения срока службы в анодную цепь тиратрона включен нелинейный
насыщающийся дроссель 4 на ферритовом сердечнике. Для уменьшения индуктивности
контура перезарядки все его элементы экранированы. Существенной
особенностью работы генератора является импульсная зарядка накопительной емкости.
Длительность зарядного импульса 10 мкс. При быстрой импульсной зарядке
электрическая прочность тиратрона увеличивается, что позволяет увеличить давление
водорода в тиратроне и соответственно уменьшить в нем время развития разряда.
Лазерный промежуток образован сетчатым анодом 6 и металлическим катодом 7.
Длина активной области 20 см, межэлектродный промежуток 2,3 см. Электроды
лазерного промежутка размещены на диэлектрической плите 8. В газовой камере 9
с объемом 14 л находится турбовентилятор 70, создающий поток газовой смеси в
замкнутом объеме. За сетчатым электродом расположен ряд электродов подсветки
77, выполненных в виде острий, на которые подается часть напряжения с
обостряющей емкости. УФ-излучение диффузных каналов разряда между анодом и
§ 29.5 Лазер на самоограниченных переходах молекулы азота 627
Рис. 29.18. Схема эксимерного лазера с поперечным разрядом и прокачкой рабочей смеси.
1 - накопительный конденсатор; 2 - обостряющий конденсатор; 3 - тиратрон; 4 -
нелинейный насыщающийся дроссель; 5 - экран; б - сетчатый анод; 7 - катод; 8 - плита из
фторопласта; 9 - корпус газовой камеры; 10 - турбовентилятор; И - электроды подсветки; 12 -
разделительный конденсатор
электродами подсветки осуществляет фотоионизацию рабочей смеси в разрядном
промежутке. Данный генератор накачки работает при С/0 = 25 кВ с частотой
повторения до 500 Гц, однако система прокачки обеспечивает необходимую замену газа
в разрядном промежутке и соответственно линейный рост средней мощности
излучения только до частоты 150 Гц.
Описание физических процессов и конструкции различных типов эксимерных
лазеров можно найти в работах [9-15,24,47-56].
§ 29.5 Лазер на самоограниченных переходах молекулы азота
Широкий диапазон оптического спектра, ограниченный с инфракрасной
стороны излучением С02-лазера и с ультрафиолетовой стороны излучением эксимерных
лазеров, заполняет множество импульсных газовых лазеров разного типа. Хотя по
своим энергетическим характеристикам эти лазеры, как правило, уступают и экси-
мерным, и С02-лазерам, тем не менее они довольно широко используются в
научных исследованиях и в практических приложениях. Это обусловлено тем, что в
указанной области оптического спектра, особенно в видимом диапазоне, имеются
наиболее совершенные приемники оптического излучения. Кроме того, лазерное
излучение этой части спектра используется для визуализации различных явлений и
является наиболее приемлемым для ряда областей человеческой деятельности,
например для биологии, медицины, голографии, атмосферной оптики и т.д.
Естественно, что в этом разделе невозможно охватить все импульсные газовые
лазеры данного диапазона. Поэтому мы напомним только о некоторых из них. Во-
40*
628 Глава 29. Мощные импульсные газовые лазеры
первых, это инфракрасный ксеноновый лазер как один из наиболее эффективных и
мощных лазеров на атомных переходах инертных газов. Во-вторых, лазер
видимого диапазона на ионах кадмия, возбуждаемый электронным пучком малой
длительности. Основное же внимание уделим импульсным лазерам на
самоограниченных переходах (ЛСП). Они являются наиболее мощными и эффективными
среди импульсных газовых лазеров видимого и прилегающих к нему участков
спектра. Работают ЛСП по трехуровневой схеме, включающей в себя основное
состояние в качестве резервуара. Лазерный переход осуществляется с первых
резонансных на метастабильные уровни. Первым резонансным уровнем называется
самое нижнее возбужденное состояние, с которого разрешен оптический переход в
основное состояние. Спектральная линия, соответствующая этому переходу,
называется резонансной. Метастабильный уровень - это уровень, с которого запрещен
оптический переход в основное состояние. Необычность такой схемы заключается
в том, что время жизни нижнего лазерного уровня (метастабильного) значительно
больше времени жизни верхнего (резонансного). Поэтому создание инверсной
населенности носит только кратковременный нестационарный характер. Кроме того,
вынужденное излучение и лазерная генерация приводят к опустошению верхнего и
заселению нижнего лазерных уровней. Лазерная генерация ограничивает самое
себя во времени - самоограничивается. Название лазеров и отражает этот эффект -
эффект самоограничения лазерной генерации. Очевидно, что лазеры данного типа
являются по своей природе импульсными.
В настоящее время реализованы лазеры на самоограниченных переходах
молекул, атомов инертных газов, атомов и ионов металлов. Среди молекулярных
лазеров видное место занимает лазер на молекулярном азоте, работающий в ближних
инфракрасной (ИК) и УФ-области спектра.
Первым мощным лазером в УФ-области спектра был лазер на 2+-системе
молекулы азота [5]. Для него была впервые применена ставшая затем очень
распространенной накачка поперечным разрядом [7] и бегущей волной возбуждения [17].
После появления лазеров на галогенидах благородных газов сузилась область
применения азотного УФ-лазера, который имеет меньшие энергию излучения и кпд.
Однако благодаря высокой мощности излучения, малой длительности импульса,
высокой частоте повторения и большому ресурсу рабочей смеси он продолжает
использоваться для диагностики, доводки резисторов, в микроэлектронике. Кроме
УФ-генерации, в азоте можно получать генерацию в ближней ИК-области спектра
[4] и одновременно в УФ- и ИК-области [57], а для накачки использовать как
самостоятельный разряд, так и электронный пучок [11].
Генерация в УФ-области спектра (к = 337,1; 358 нм и др.) была получена на
полосе С3ПМ -B3TIg, а в ИК-области (к = 1,04 мкм и др.) на полосе B3Ug -A3I,+.
Уровень B3Tlg является нижним для генерации в УФ-области спектра и верхним
для генерации в ИК-области спектра. Времена жизни уровней азота С3ПМ ~ 40 не,
B3Tlg -10 мке и i43EJ - 1 мс. Генерация в азоте возникает за счет различных
скоростей возбуждения верхнего и нижнего лазерных уровней при определенных
условиях накачки, а прекращается при выравнивании заселенностей рабочих
уровней, т.е. азотный лазер и на полосе С3ПМ -2?3ng, и на полосе B3Tlg -A3I,+
относится к лазерам на самоограниченных переходах. УФ- и ИК-генерация в азоте
легко достигаются при накачке импульсным высоковольтным разрядом в стадии
§ 29.5 Лазер на самоограниченных переходах молекулы азота 629
быстрого спада напряжения, когда на лазерном промежутке поддерживаются
высокие значения Е/р и соответственно в плазме реализуется высокая электронная
температура. В [11] была рассмотрена кинетическая модель азотного УФ-лазера и
некоторые его характеристики, здесь мы приведем наиболее характерные данные,
определяющие работу электроразрядного азотного лазера в различных условиях, а
также лазера на смеси Ar-N2 при накачке пучком электронов.
На рис. 19 представлены характерные осциллограммы импульсов напряжения
на разрядном промежутке, тока разряда и импульса генерации при накачке от
LC-генератора. Поскольку энергия верхнего лазерного уровня достаточна велика
(-11,7 эВ), то для эффективной накачки разрядом в плазме должно присутствовать
достаточное количество электронов с энергией > 11,7 эВ. При повышенных
давлениях и работе на правой ветви кривой Пашена столь высокая температура электронов
может поддерживаться в разряде короткое время (единицы наносекунд) при
начальном напряжении на разрядном промежутке, превышающем статическое пробивное в
несколько раз. Превышение напряжения над статическим пробивным достигается за
счет подачи на промежуток импульсного напряжения с крутым фронтом. На рис. 19
участок 1-2 соответствует времени запаздывания пробоя разрядного промежутка, в
течение этого времени необходимо поднять напряжение на промежутке. Время
запаздывания пробоя рабочего газа обычно не превышает 100 нс. Основная накачка
верхнего лазерного уровня азота осуществляется на участке 2-5, пока в плазме
разряда поддерживаются высокие значения Е/р и соответственно высокая электронная
температура. Длительность стадии быстрого спада напряжения (участок 2-3)
зависит от давления азота и параметра Е/р и составляет ~5 не [56], что и определяет
характерную длительность импульса генерации в азоте. Квазистационарная стадия
разряда (участок 3-4) не пригодна для получения генерации в азоте из-за низкой
электронной температуры в разряде. Запаздывание импульса излучения
относительно тока в азоте обычно составляет единицы наносекунд, т.е. генерация начинается
(а)
\1
\2\3
\4
(б)
(в)
. ед.] U [отн. ед.
1—1
Р [отн. ед.]
1,0
0,5
0
1,0
0,5
0
1,0
0,5
0
^^^\
10
1
10
1
10
1
20
i
20
i
20
i
30
1
30
1
30
t [не
i
40
/
40
/
40
:]
1
50
г
50
V
50
—г\
60
\
60Х
i
60
Рис. 29.19. Характерные осциллограммы импульсов напряжения на разрядном
промежутке (а), тока (б) и импульса генерации на X = 337,1 нм (в)
630 Глава 29. Мощные импульсные газовые лазеры
на фронте импульса тока. Длительность переднего фронта импульса тока
определяется индуктивностью разрядного контура и обычно превышает время быстрого
спада напряжения на промежутке (участок 2-3).
При использовании систем накачки на полосковых линиях в оптимальных
условиях для достижения максимальных кпд длительность импульса накачки
необходимо делать не более времени спада напряжения на промежутке. Тогда
длительность переднего фронта импульса тока оказывается меньше, чем длительность
стадии быстрого спада напряжения. Добавки к азоту различных газов оказывают
влияние на характеристики генерации за счет следующих факторов:
1. Увеличиваются время запаздывания пробоя лазерного промежутка
(длительность участка 1-2) и соответственно пробивное напряжение, разрядный ток и
плотность мощности накачки. Этот эффект наиболее сильно проявляется при
малых давлениях азота [11]. В качестве добавок можно применять гелий, неон [11,
58] и электроотрицательные газы SF6, NF3, F2. Влияние последних на пробивное
напряжение наиболее существенно.
2. Увеличивается величина параметра Е/р во время накачки, соответственно
увеличивается электронная температура как в стадии быстрого спада напряжения,
так и в квазистационарной стадии разряда, а также замедляется спад напряжения
на промежутке (увеличивается длительность участка 2-3) [11]. Изменение
концентрации электронов в разряде определяется соотношением:
— = (a-T})vn-$n2, B9.17)
dt
где а, т|, Р - коэффициенты ионизации, прилипания и рекомбинации
соответственно; V- дрейфовая скорость электронов; t - время. Добавка
электроотрицательного газа за счет высокого коэффициента прилипания приводит к уменьшению
скорости роста концентрации электронов, а уменьшение концентрации электронов
увеличивает значение параметра Е1р9 что может привести к росту температуры
электронов.
Повышение энергии и длительности импульса излучения азотного лазера
получено при добавках SF6, NF3 и F2 [11] как при сохранении пробивного напряжения,
так и при его увеличении, в последнем случае играют роль оба фактора. Отметим,
что при длительности импульса накачки, соответствующей длительности стадии
быстрого спада напряжения (участок 2-3), добавки электроотрицательных газов
(SF6, NF3 и F2) могут не давать увеличения энергии излучения, так как и без этих
добавок энергия электронов достаточна для накачки верхнего лазерного уровня.
3. Добавки взаимодействуют с нижним лазерным уровнем, обеспечивая его
очистку, и при сохранении скорости накачки верхнего лазерного уровня увеличивают
длительность импульса генерации. Отметим, что этот эффект удается пока
использовать только при накачке смесей Ar-N2 с другими газами электронным пучком.
4. Добавки различных газов к азоту могут приводить к уменьшению энергии
генерации за счет тушения верхнего лазерного уровня и (или) контракции разряда.
Так, при добавках ксенона и криптона наблюдается быстрое уменьшение энергии
генерации.
5. Аккумулируется энергия и передается затем на верхний лазерный уровень
азота. Наиболее подходящим для этих целей является аргон. Однако при накачке
Литература к главе 29 631
самостоятельным разрядом энергия излучения при добавках к азоту аргона
уменьшается и только при накачке электронным пучком в смеси Ar-N2 наблюдается
мощная генерация на нескольких линиях полосы C3UU - B3TLg азота [59, 60].
Влияние состава смеси на длительность поддержания инверсии в смесях азота
с аргоном анализировалось в [11]. При накачке электронным пучком удается
несколько (примерно в 2 раза) повысить кпд лазера относительно вложенной энергии
на полосе С3Пи -B3Tlg, увеличить длительность импульса генерации и получить
одновременную генерацию на нескольких линиях.
При накачке смеси Ar-N2 наибольшие энергии излучения реализуются на X = 358;
380,5 и 337,1 нм. Максимальные мощности излучения на X = 380,5 нм достигаются
при меньших давлениях и меньшем содержании азота, чем на других линиях, а для
получения максимальной мощности излучения на X = 337,1 нм и для снижения
порога генерации необходимо увеличивать содержание азота в смеси. Добавки гелия
и неона при накачке электронным пучком приводят к увеличению интенсивности
излучения на 2+-системе азота [11], а при добавлении гелия и неона или их смеси в
смесь Ar-N2 увеличиваются энергия излучения, кпд и длительность импульса
излучения азотного лазера [И, 61]. Так, в [И] при давлении 5 атм и содержании неона 30%
вложенная энергия уменьшилась по сравнению со смесью Ar-N2 на 10%, а энергия
излучения увеличилась на 25%, что дало увеличение кпд лазера в 1,5 раза. В смесях
с гелием энергия излучения не увеличивалась, но кпд лазера возрастал за счет
уменьшения вложенной энергии. Увеличение кпд генерации можно связать с
меньшим тушением 3/?-уровней аргона (от них идет передача энергии на уровень С3Пи
азота) и рабочих состояний С3Пи азота, а также участием гелия и неона в очистке
нижних лазерных уровней азота.
Литература к главе 29
1. Прохоров A.M. О молекулярном усилителе и генераторе на субмиллиметровых волнах //
ЖЭТФ. 1958. Т. 34, вып. 6. С. 1658-1659.
2. Javan A. Possibility of Production of Negative Temperature in Gas Discharges // Phys. Rev.
Lett. 1959. Vol. 3, N 2. P. 87-89.
3. Patel C.K.N. Selective Excitation Through Vibrational Energy Transfer and Optical Maser
Action in Ne-C02 // Ibid. 1964. Vol. 13, N 21. P.617-619.
4. Mathias L.E.S., Parker J.T. Stimulated Emission in the Band Spectrum of Nitrogen // Appl.
Phys. Lett. 1963. Vol. 3, N 1. P. 16.
5. Heard KG. Ultra-violet Gas Laser at Room Temperature // Nature. 1963. Vol. 200, N 4907.
P. 667.
6. McFarlane R.A. Observation of a IT-1!- Transition in the N2 Molecule // Phys. Rev. A. 1965.
Vol. 140, N A. P. 1070-1071.
7. Leonard DA. Saturation of the Molecular Nitrogen Second Positive Laser Transition // Appl.
Phys. Lett. 1965. Vol. 7, N 1. P. 4-6.
8. Patel C.K.N., Kerl R.J Laser Oscillation on XJS+ Vibrational-Rotational Transitions of CO //
Ibid. Lett. 1964. Vol. 5, N 4. P. 81-83.
9. Excimer lasers / Ed. by Ch.K. Rhodes. В.: Springer, 1979.
10. Gas Lasers / Vol. ed. by E.W. McDaniel and W.L. Nighan. N.Y., etc.: Acad, press, 1982. (Pure
and Appl. Phys.: A Ser. of Monogr. and Textbooks; Vol. 43: Appl. Atomic Collision Physics;
Vol. 3).
11. Месяц Г.А., Осипов В.В., Тарасенко В.Ф. Импульсные газовые лазеры. М.: Наука, 1991.
12. Mangano J.A., Jacob J.H. Electron-Beam-Controlled Discharge Pumping of the KrF Laser //
Appl. Phys. Lett. 1975. Vol. 27, N 9. P. 495-498.
632 Глава 29. Мощные импульсные газовые лазеры
13. Searles S.K., Hart G.A. Stimulated Emission at 281.8 nm from XeBr // Ibid. 1975. Vol. 27,
N4. P. 243-247.
14. Brau C.A., EwingJ.J. 354-nm Laser Action on XeF // Ibid. N 8. P. 435-437.
15. ЕлецкийА.В. Эксимерные лазеры. //УФН. 1978. Т. 125, вып. 2. С. 279-314.
16. Карлов Н.В. Лекции по квантовой электронике. М.: Наука, 1983.
17. Shipman J.D., Jr. Traveling Wave Excitation of High Power Gas Lasers // Appl. Phys. Lett.
1967. Vol. 10,N1.P.3.
18. LaflameA.K. Double Discharge Excitation for Atmospheric Pressure C02-Lasers // Rev. Sci.
Instrum. 1970. Vol. 41, N 11. P. 1578.
19. Kast S.J, Cason Ch. Performance Comparison of Pulsed Discharge and E-Beam Controlled
C02-Lasers // J. Appl. Phys. 1973. Vol. 44, N 4. P. 1631-1637.
20. Бычков Ю.И., Осипов В.В., Савин В.В. Электроразрядные лазеры на двуокиси углерода //
Газовые лазеры: Сб. ст. / Под ред. Р.И. Солоухина и В.П. Чеботаева. Новосибирск:
Наука, 1977.
21. Chang N.-C, Tavis M.T. Gain of High-Pressure C02 Lasers // IEEE J. Quant. Electron. 1974.
Vol. 10, N3. P. 372-375.
22. Basov N.G. Opening Remarks: Fourth International Quantum Electronics Conference // Ibid.
1964. Vol. 2. P. 354-357.
23. Hoffman J M, Hays A. K.9 Tisone G.C High-Power UV Noble-Gas-Halide Lasers // Appl.
Phys. Lett. 1976. Vol. 28. N 9. P. 538-539.
24. Инжекционная газовая электроника / Ю.И. Бычков, Ю.Д. Королев, Г.А. Месяц, В.В.
Осипов, В.В. Рыжов, В.Ф. Тарасенко; Отв. ред. О.Б. Евдокимов; Предисл. Г.А. Месяца.
Новосибирск: Наука, 1982.
25. Berger M.Y., Seltzer S.M. Tables of Energy Losses and Ranges of Electrons and Positrons //
NASA Spec. Publ. 1964. N 3012.
26. Воробьев А.А., Кононов Б.А. Прохождение электронов через вещество. Томск: Изд-во
ТГУ, 1966.
27. Месяц Г.А. Электрополевые неустойчивости объемного газового разряда // Письма в
ЖТФ. 1975. Т. 1, вып. 14. С. 660-663.
28. Cartwright D.C Inertial Confinement Fusion. Los-Alamos, 1989. Vol. 1/2. Progress on Inertial
Confinement Fusion since 1985.
29. Месяц ГА., Ковальчук Б.М., Поталицын Ю.Ф. А. с. 356824 СССР. Способ осуществления
электрического разряда в газе. Заявл. 20.02.70; Опубл. 23.10.72 // Открытия, изобрет.,
пром. образцы, товар, знаки. 1972. № 32. С. 171. То же // Докл. АН СССР. 1970. Т. 191,
№ 1.С. 76-78.
30. Басов Н.Г., Беленое Э.М., Данилычев В.А., Сучков А.Ф. Импульсный С02-лазер с
высоким давлением газовой смеси // Квантовая электрон. 1971. № 3. С. 121.
31. Brandenberg W.M., Bailey М.Р., Texeira P.D. Supersonic Transverse Electrical Discharge
Laser // IEEE J. Quant. Electron. 1972. Vol. 8, N 4. P. 414-418.
32. Jones C.R. Optically Pumped mid IR Lasers // Laser Focus. 1978. Vol. 4, N 8. P. 68-72.
33. Импульсные С02-лазеры и их применение для разделения изотопов / Е.П. Велихов,
В.Ю. Баранов, B.C. Летохов и др. М.: Наука, 1983.
34. Павловский А.И., Босамыкин B.C., Карелин В.И. Электроразрядный ОКГ с
инициированием в активном объеме // Квантовая электрон. 1976. Т. 3, № 3. С. 601-604.
35. Аполлонов В.В., Байцур ГГ., Прохоров A.M. и др. Динамическое профилирование
электрического поля при формировании объемного самостоятельного разряда в условиях
интенсивной ионизации приэлектродных областей // Там же. 1987. Т. 14, № 11.
С. 2218-2220.
36. Hidson D.J, Makios V, Morrison R. W. Transverse C02-Laser Action at Several Atmosphere //
Phys. Rev. Lett. A. 1972. Vol. 40, N 5. P. 413-414.
37. Alcock A.J., Leopold K., Richardson M.C Continuously Tunable High-Pressure C02-Laser
with UV Photopreionization //Appl. Phys. Lett. 1973. Vol. 23, N 10. P. 562-564.
38. Карлов H.B., Кислецов A.B., Ковалев И.О. и др. Плавно перестраиваемый по частоте
С02-лазер высокого давления с плазменным катодом // Квантовая электрон. 1987. Т. 14,
№ 1.С. 216-218.
Литература к главе 29 633
39. Fenstemacher С. A., Nutter M.J., Rink J.P., Boyer К. Electron Beam Initiation of Large Volume
Electrical Discharges in C02 Laser Media // Bull. Amer. Phys. Soc. Ser. II. 1971. Vol. 16, N 1.
P. 42.
40. Бычков Ю.И., Карлова E.K., Карлов КВ. и др. Импульсный С02 лазер с энергией
излучения 5 кДж // Письма в ЖТФ. 1976. Т. 2, вып. 5. С. 212-216.
41. Eninger J.E. Broad Area Beam Technology for Pulsed High Power Gas Laser // Proc. I IEEE
Intern. Pulsed Power Conf. Lubbock, 1976. P. 499-503.
42. Azechi H, Fujuta H, Ido S. et al. Laser Fusion Research at ILF Osaka // VIII Intern. Conf. on
Plasma Phys. and Control. Nucl. Fusion Res. Brussels. Prepr. IAEA-CN-38/B-3.
43. Perkins R.B. Progress in Inertial Research at Los-Alamos Sci. Lab. // Ibid. Prepr. IAEA-CN-
38/B-2.
44. Bagratashvili V.N., Knyazev I.N, Letokhov VS. On the Tunable Infrared Gas Lasers // Opt.
Commun. 1971. Vol. 4, N 2. P. 154-156.
45. Tisone G.C, HaysA.K., Hoffman J.M. 100 MW, 248.4 nm, KrF Laser Excited by an Electron
Beam // Ibid. 1975. Vol. 15, N 2. P. 188-189.
46. Edwards СВ., O'Neill F, Shaw M.J. «SPRITE» - a high power e-beam pumped Kr-F laser //
Proc. Conf. Excimer Lasers. N.Y.: Amer. Inst. Phys., 1983. P. 59-65.
47. Rosocha L.A., Bowling PS., Burrows M.D. et al. An Overview of Aurora: a Multi-kilojoule
KrF Laser System for Inertial Confinement Fusion // Laser and Particle Beams. 1986. Vol. 4,
pt 1. P. 55-70. (Selected papers from CLEO'85: XIII Intern. Conf. on Quantum Electronics:
(Laser and Electro-Optics), May 1985, Baltimore).
48. Rica J.K., Tisone G.C., Patterson E.L. Oscillator Performance and Energy Extraction from a
KrF Laser Pumped by a High Intensity Relativistic Electron Beam // IEEE J. Quant. Electron.
1980. Vol. 16, N 12. P. 1315-1325.
49. Owadano X, Okuda L, Tanimoto M. et al. Development of a 1-kJ KrF Laser System for Laser
Fusion Research // Fusion Technol. 1987. Vol. 11, N 3. P. 486-491.
50. Ueda K.I., Takima Y. Sealing of a High-Pumping-Rate 500 J Kr-F Laser // Proc. Conf. Lasers
and Electro-Optics. Annaheim, 1988. Vol. 7. P. 2-4.
51. Sullivan J.A. Design of a 100 kJ KrF Power Amplifier Module // Fusion Technol. 1987.
Vol. 11, N3. P. 684-704.
52. Mesyats G.A., Bychkov Yu.L, Kovalchuk B.M. High-Power XeCl Excimer Lasers // Intense
Laser Beams. Los Angeles: SPIE press, 1992. P. 70-80. (Proc. SPIE. Vol. 1628).
53. Mesyats G.A., Osipov V.V., Tarasenko V.F Pulsed Gas Lasers. Bellingham: SPIE Opt. Eng.
press, 1995.
54. Электроразрядные эксимерные лазеры на галогенидах инертных газов / В.Ю. Баранов,
В.М. Борисов, Ю.Ю. Степанов. М.: Энергоатомиздат, 1988.
55. Ищенко В.К, Лисицын В.К, Ражее A.M. Мощная сверхсветимость эксимеров ArF, KrF,
XeF в электрическом разряде // Письма в ЖТФ. 1976. Т. 2, вып. 18. С. 839-842.
56. Смирнов Б.М. Эксимерные молекулы //УФН. 1983. Т. 139, вып. 1. С. 53-81.
57. Тарасенко В.Ф., Бычков Ю.И. Инфракрасный азотный лазер с поперечным разрядом //
ЖТФ. 1974. Т. 44, вып. 5. С. 1100-1101.
58. Ищенко В.К, Лисицын В.Н., Ражее A.M., Старинский В.Н. Сверхизлучение на 2+ и 1"
полосах азота в разряде при давлении свыше 10 атм // Письма в ЖЭТФ. 1974. Т. 19, вып.
7. С. 429-433.
59. Searles S.K., Hart G.A. Laser Emission at 3577 and 3805 A in Electron-Beam-Pumped Ar-N2
Mixtures //Appl. Phys. Lett. 1974. Vol. 25, N 10. P. 624-626.
60. Бычков Ю.И., Лосев В.Ф., Месяц Г.А., Тарасенко В.Ф. Генерация на трех линиях в
N2-Ar // Квантовая электрон. 1977. Т. 4, № 6. С. 1385-1386.
61. Chon M.S., Zawarzkas G. Long-Pulse N2 UV Lasers at 357.7, 380.5 and 405.9 nm in
N2:Ar:Ne Mixture // IEEE J. Quant. Electron. 1981. Vol. 17, N 1. P. 77-81.
Глава 30
ГЕНЕРИРОВАНИЕ МОЩНЫХ ИМПУЛЬСОВ
СВЧ-ИЗЛУЧЕНИЯ
§ ЗОЛ Общие сведения
Развитие многих отраслей науки и техники тесно связано с прогрессом в
создании новых импульсных источников когерентных электромагнитных колебаний
различных длин волн. Особенно большие усилия ученых направлены на освоение
сверхвысокочастотного (СВЧ) диапазона, а именно его части, соответствующей
длинам волн от 10~3-И м. К СВЧ-приборам обычно предъявляется много
требований, обусловленных их конкретным применением (экономичность, габариты, ши-
рокополосность, когерентность, длительность импульса и т.д.). Во многих
областях применений, таких как радиолокация, физика плазмы, ускорительная техника,
решающее значение имеет уровень максимальной выходной мощности.
Обычно большую мощность излучения получают в течение короткого
времени, т.е. в импульсном режиме. Применение мощных импульсных электронных
пучков на базе взрывной эмиссии электронов позволило на многие порядки
увеличить мощность СВЧ-излучения и довести ее до 1010 Вт в импульсах
длительностью порядка 10"9-И0~7 с. Это был коренной переворот в представлениях о
возможностях импульсной СВЧ-электроники, который осуществился благодаря
исследованиям процессов взаимодействия мощных потоков заряженных частиц с
электромагнитными волнами. Одним из направлений этих исследований стало
изучение вынужденного (индуцированного, стимулированного) излучения, на
основе которого были созданы мощные источники когерентного
электромагнитного излучения в широком диапазоне длин волн и длительностей импульсов.
Уникальными возможностями с этой точки зрения обладают сильноточные
импульсные ускорители электронов, которые были рассмотрены нами выше. Для
целей СВЧ-электроники в таких ускорителях чаще всего используются
коаксиальные диоды с магнитной изоляцией (см. главу 25), реже - например в виркато-
рах - планарные диоды без магнитного поля.
Первая попытка генерирования мощных импульсов СВЧ-излучения была
предпринята Нейшеном [1]. В то время системы формирования пучка и отбора энергии
§30.1 Общие сведения 635
у электронов еще были несовершенны. Это обусловило низкую эффективность СВЧ-
генератора - менее одного процента. Первые значительные результаты были
достигнуты в работах ИПФ и ИОФАН [2]. На длине волны 3 см были получены импульсы
СВЧ-излучения с мощностью 3-Ю8 Вт, длительностью 10~8 с при кпд более 10%.
Следующим важным шагом стало создание группой Месяца в ИСЭ [3] генераторов
СВЧ-излучения, способных работать с большой частотой следования импульсов.
Наибольшая мощность излучения в сантиметровом диапазоне длин волн,
полученная на основе сильноточных электронных пучков, приближается к величине
Ю10 Вт. Для генерации применяются различные механизмы вынужденного
излучения электромагнитных волн: черенковское, циклотронное, переходное и др. [4].
Наиболее известными мощными СВЧ-приборами с сильноточными пучками
являются релятивистская лампа обратной волны (ЛОВ или карсинотрон [2, 3, 5-7]),
многоволновый черенковский генератор (МВЧГ) [8], релятивистский клистрон [9,
10], RELTRON [11], плазменный черенковский генератор [12], плазменный
генератор с замедленной волной (Plasma-Assisted Slow-Wave Oscillator, PASOTRON [13]),
релятивистский гиротрон [14], релятивистский магнетрон [15], генератор на
основе линии с магнитной изоляцией (Magnetically Insulated Line Oscillator, MILO) [16],
а также генераторы с виртуальным катодом (виркаторы) [15,17, 18].
Механизмы вынужденного излучения электромагнитных волн сильноточными
пучками, а также результаты исследований мощных СВЧ-генераторов и
ускорителей для их питания описаны в сборниках статей [19, 20], а также в книгах [8, 15,
21-23]. Наибольшее распространение среди СВЧ-генераторов, упомянутых выше,
получил карсинотрон, в котором используется черенковское излучение. Именно
СВЧ-генераторам на основе карсинотронов мы и уделим наибольшее внимание.
Кроме того, мы кратко рассмотрим виркаторы, в которых не требуется сильного
магнитного поля для генерации излучения.
С точки зрения проблемы генерации когерентного электромагнитного излучения,
свободные электроны, по сравнению со связанными (в квантовом смысле) частицами
(электронами в атомах), обладают следующими очевидными достоинствами:
1) свободная частица при переходах между состояниями своего непрерывного
энергетического спектра излучает квант, величину (частоту) которого можно в
весьма широких пределах варьировать соответствующим подбором статического
поля и электродинамической системы,
2) способна отдать полю излучения весьма большое количество одинаковых
(или почти одинаковых) квантов.
Первое обстоятельство позволяет приборам, основанным на классических
принципах, перекрывать непрерывно весьма широкий диапазон частот, а второе -
генерировать излучение с высокой эффективностью.
Процесс вынужденного излучения в СВЧ-приборах включает возникновение в
электронном пучке высокочастотного тока вследствие обусловленной
высокочастотным полем группировки электронов и обратное воздействие этого тока на поле
излучения.
Коллективное, вынужденное излучение волн стационарными электронными
потоками изучалось начиная с 30-х годов XX в. в рамках нерелятивистской
вакуумной электроники, а с конца 40-х годов - в рамках физики плазмы (пучково-
плазменные системы). В теории для широкого класса моделей электродинамических
636 Глава 30. Генерирование мощных импульсов СВЧ-излучения
систем, пронизываемых стационарными электронными потоками различных
конфигураций, на основании самосогласованной системы уравнений, описывающих
классическую динамику частиц и электромагнитного поля, исследовались
устойчивость по отношению к высокочастотным электромагнитным возмущениям и
режимы стационарного (нелинейного) усиления или генерации сигнала. Были
разработаны экспериментально и нашли разнообразные применения (включая радиосвязь,
радиолокацию, ускорители заряженных частиц и т. п.) такие сверхвысокочастотные
приборы, как клистрон, магнетрон, лампа с бегущей волной (ЛБВ), ЛОВ и др.
Непрерывный прогресс классической СВЧ-электроники позволил
прогнозировать, что качественно новые возможности для повышения выходных
характеристик СВЧ-приборов открываются при использовании электронных пучков с
релятивистской энергией частиц. Однако для реализации стимулированного излучения
токи электронных пучков, формируемых «обычными» ускорителями (например,
линейными) были явно недостаточны. Надежды на получение электронных
пучков, в которых релятивистская энергия частиц сочеталась бы с высокой
плотностью, стали обоснованными лишь в конце 50-х годов XX в. благодаря прогрессу
высоковольтной импульсной техники больших мощностей и созданию уже в 60-е
годы сильноточных ускорителей электронов.
§ 30.2 Эффекты, лежащие в основе релятивистской
СВЧ-электроники
Исследование проблемы начнем с анализа условий, которые нужно обеспечить,
чтобы заставить излучать хотя бы один электрон. Основным условием для
эффективного излучения является так называемый фазовый синхронизм. При
синхронизме скорость частицы близка к фазовой скорости волны, поэтому частица (или
группа частиц), «помещенная» в тормозящую фазу поля, может оставаться в ней в
течение долгого времени и передать волне значительную долю своей кинетической
энергии.
Для реализации режима синхронизма можно использовать один из способов,
показанных на рис. 1 [4].
Во-первых, это замедление электромагнитной волны или ее пространственной
гармоники. В случае однородной или пространственно-периодической среды
(рис. 1, а и б), возникающее излучение называется черенковским, а в случае
неоднородной среды без определенного пространственного периода (в) - переходным.
Во-вторых, это сообщение электрону движения с переменной поперечной
скоростью (г). Особый интерес с точки зрения высокочастотной электроники
представляют случаи, когда электрон излучает как осциллятор при периодическом
движении в статическом поле - однородном магнитном (циклотронное или магни-
тотормозное излучение, д) или в пространственно-периодическом (ондуляторное
излучение, ж).
Возможно и сочетание обоих описанных выше способов. Принципиально
новое явление, возникающее при таком сочетании - аномальный эффект Доплера,
когда в процессе тормозного излучения электрон увеличивает свою осциллятор-
ную скорость, причем и осцилляторная энергия и энергия излучения черпаются из
энергии поступательного движения.
§ 30.2 Эффекты, лежащие в основе релятивистской СВЧ-электроники 637
Рис. 30.1. Механизмы излучения электронов
Кроме перечисленных одноквантовых (относительно одного электрона)
процессов излучения, существуют многоквантовые (комбинационные) процессы
рассеяния, когда волна, падающая на движущийся электрон, переизлучается в
другую (з). С практической точки зрения (уровень мощности, простота реализации)
приборы на основе рассеяния волн несколько уступают приборам с черенковским
и циклотронным излучением.
В условиях распределенного взаимодействия электромагнитной волны с
электронным пучком, направляемым статическим - однородным или пространственно-
периодическим - магнитным полем, условие синхронизма можно записать единым
образом:
© = Aj,q,+wO (и = 0,±1...) (ЗОЛ)
где со и ?j| - частота и постоянная распространения волны в волноводе, Q и щ -
частота осцилляции и поступательная скорость электронов. Излучение
электронов качественным образом изменяется при переходе из нерелятивистской
области энергий в релятивистскую. Рассмотрим этот эффект на примере черенковского
механизма взаимодействия (вариант в на рис. 1). В этом случае в формуле A)
п = 0; такое излучение используется, например, в лампе с бегущей волной.
Пусть электромагнитная волна с постоянными амплитудой и фазовой скоростью
взаимодействует на ограниченном отрезке с потоком электронов, стационарным и
638 Глава 30. Генерирование мощных импульсов СВЧ-излучения
моноэнергетическим на входе. При точном синхронизме между волной и потоком
интегральный энергетический баланс их взаимодействия, очевидно, равен нулю,
поскольку электроны симметрично смещаются к узлам переменного поля,
вследствие чего поглощение энергии ускоряемыми электронами и излучение энергии
тормозимыми электронами взаимно компенсируется. Если фазовая скорость волны
несколько превышает начальную скорость электронов, они группируются в
ускоряющей фазе переменного поля. В таком режиме работают ускорители заряженных
частиц, используемые в ядерной физике. Если же, наоборот, волна «отстает» от
электронов, то в процессе группировки они смещаются в тормозящую фазу и
отдают энергию волне - в таком режиме работают генераторы электромагнитного
излучения.
Для того чтобы обеспечить высокий кпд и большую мощность СВЧ-генератора,
должны соблюдаться четыре условия [4]:
1) Большая величина мощности, переносимой электронным пучком, т.е.
высокий ток и высокая энергия частиц в пучке.
2) Электроны в пучке должны собираться в компактные сгустки. Для этого их
динамическое, обусловленное воздействием волны на участке длиной Z,,
смещение относительно друг друга должно быть порядка «замедленной» длины волны
А,3 = А,р :
8vT~X39 C0.2)
где 8v - изменение скорости электронов под действием волны, Т = L/v, р = vlc9
X = 2яс/ю.
3) Сформированный сгусток должен перейти в центр тормозящей фазы волны,
для этого кинематический снос электронов, связанный с превышением Av = v-v$
их начальной скорости v над фазовой скоростью волны уф, должен быть
соизмерим с длиной замедленной волны:
AvT~k3. C0.3)
4) Наконец, энергия 8е - eEL, отбираемая электрическим полем волны Е у
электронов, должна быть соизмерима с их исходной энергией г:
8е~е, C0.4)
или, что то же самое,
EL~U9 C0.5)
где U - ускоряющее напряжение инжектора электронов.
Различия между слаборелятивистским Р = v2/c2 «: 1 и ультрарелятивистским
Р«1 случаями связаны с различием в зависимости скорости электронов от их
энергии:
*i~^ (P«l); *~у»*И (Р = 1). C0.6)
г и г v
Здесь у = A-р2)/2 = \ + eUlmc2- релятивистский масс-фактор. С учетом F) для
оптимальных значений длины пространства взаимодействия, расстройки
синхронизма и амплитуды волны, связанной с так называемым ускорительным
параметром а = еЕХ/тс29 из B)-D) следуют оценки:
§ 30.2 Эффекты, лежащие в основе релятивистской СВЧ-электроники 639
при р«:1
7~Р> —~а *~fc C0.7)
при р«1
-~У2, г, а —. C0.8)
X v у2 у
Таким образом, законы, которым подчиняются оптимальные параметры
слаборелятивистских и ультрарелятивистских приборов, оказываются отличными друг от
друга. В первом случае длина прибора пропорциональна квадратному корню, а во
втором - квадрату величины рабочего напряжения. Законы же изменения
амплитуды волны Е (более точно, продольной, рабочей составляющей электрического
поля) в слаборелятивистской и ультрарелятивистской областях энергий даже прямо
противоположны друг другу - в первом случае Е пропорционально квадратному
корню из напряжения, во втором - обратно пропорционально напряжению.
Существенное следствие приведенного анализа - это принципиальная возможность
достижения высокого кпд при любых сколь угодно больших энергиях электронов.
Приведенные соотношения могут быть использованы для оценки оптимальной
области параметров СВЧ-приборов черенковского типа. Однако для расчета
реальных моделей более надежны, конечно, уравнения строгой нелинейной теории.
Пусть стационарный моноэнергетический прямолинейный поток электронов,
направляемый «бесконечным» магнитным полем, подвергается на отрезке 0 < z < L
действию бегущей электромагнитной волны ? = Re[2?0(z)exp(z(Df-i&j|Z)]. Тогда
энергия электрона е и его фаза относительно волны Q = ®t-k\\z удовлетворяют
уравнениям:
de=Re(eE0ze*)9 C0.9)
dz
dQ = (о/с
dz ~ Jl-y-2
-*j|, C0.10)
а граничными условиями на входе в пространство взаимодействия (при z = 0)
являются совпадение энергий электронов е@) = тс2у0 и равномерное распределение
их по фазам 9@) = 90 на отрезке [0, 2я].
Эффективность взаимодействия электронов с высокочастотным полем будем
характеризовать коэффициентом полезного действия (кпд)
2*ГТо-У(?)
1 f
</е0- (зо.п)
долей кинетической энергии, отбираемой полем у электронов. При переходе к
ультрарелятивистским энергиям электронов, когда появляется малый параметр
у2 «: 1, уравнения (9), A0) существенно упрощаются. А именно, если в
уравнении для фазы A0) опустить члены высокого порядка малости по у-2, то после
замены переменных:
fAEo„ ш—1-, 5- " e-2yj(i-l] C0.12)
тс® тс2у zcyj у к )
640 Глава 30. Генерирование мощных импульсов СВЧ-излучения
соотношения (9)-A1) сводятся к виду:
^ = Re(Fe*), C0.13)
? = ±-b97\ = l-w(L). C0.14)
Переход от (9) к A3) позволил исключить е@) из числа математически
независимых параметров. Благодаря этому одно и то же решение системы A3) - при
фиксированных функции F(?) и параметре 5 - справедливо для приборов
выбранного класса при любых энергиях электронов, удовлетворяющих условию у2 »1, если
длину пространства взаимодействия, амплитуду волны и расстройку синхронизма
выбирать в соответствии с соотношениями подобия, следующими из A2) (и
согласующимися с B)-(8)).
Если на рис. 1 (вариант ж) в условии резонанса A) подставить и = 1,
Q = 2nV\\/d, где d - период магнитостатического поля, то получим прибор со
стимулированным ондуляторным излучением, который получил название убитрон.
Этот прибор называют также лазером на свободных электронах.
При условии, что в формуле A) и = 1, а циклотронная частота С1 = еН0/тсу9
где #0 - магнитостатическое поле, имеем вынужденное циклотронное излучение
(рис. 1, д). По отношению к волне с фазовой скоростью, равной скорости света,
электроны ведут себя как линейные осцилляторы, и если условие циклотронного
резонанса A) выполнено в начальный момент, то оно выполняется тождественно
во времени. Поскольку стационарный ансамбль линейных осцилляторов способен
лишь поглощать энергию высокочастотного поля, то режим строгого авторезонанса
для релятивистских СВЧ-генераторов непригоден. С другой стороны, при больших
отстройках фазовой скорости волны от скорости света, эффективная
неизохронность электронов-осцилляторов излишне велика, и они выходят из резонанса, не
успев отдать волне достаточную часть своей энергии. Отсюда ясно, что любой
энергии электронов соответствует свой оптимум фазовой скорости волны,
обеспечивающий наибольший кпд. Чем больше энергия электронов, тем ближе этот
оптимум к авторезонансу. Поэтому соответствующие СВЧ-приборы носят название
мазеров на циклотронном авторезонансе (МЦАР).
§ 30.3 Экспериментальное исследование карсинотронов
Схема карсинотрона или релятивистской лампы обратной волны показана на
рис. 2. Современные карсинотроны генерируют импульсы СВЧ-излучения гига-
ваттного уровня мощности. Электрические поля внутри электродинамической
системы составляют сотни киловольт на сантиметр, и это предъявляет высокие
требования к ее электрической прочности. Кроме того, возбуждение колебаний в приборе
должно происходить весьма быстро, учитывая малую длительность импульса
электронного пучка. Этим требованиям удовлетворяет электродинамическая система в
виде гофрированного волновода диаметром D « X и с расстояниями между гофрами
d « к, где X - длина волны излучения. Трубчатый электронный пучок поступает в
этот волновод из диода сильноточного электронного ускорителя. Диод работает в
условиях магнитной изоляции. Физика таких диодов описана нами в главе 25.
§ 30.3 Экспериментальное исследование карсинотронов 641
Вакуум 340 мм
Рис. 30.2. Схема типичного карсинотрона. Размеры указаны для генератора «МГ-4» с
длиной волны излучения 8 мм
Приведем экспериментальные данные по исследованию карсинотрона на
примере СВЧ-генератора на основе импульсно-периодического ускорителя «Синус-5»,
разработанного в ИСЭ группой Коровина [24]. Ускоритель имел энергию
электронов до 600 кэВ, ток 6 кА, длительность импульса 10 не и частоту повторения
импульсов до 150 Гц. Среднеквадратичная, от импульса к импульсу, нестабильность
параметров электронного пучка не превышала 1%, привязка по времени запуска
была не хуже 200 не. Время зарядки формирующей линии ускорителя 50 мкс.
Зарядка формирующей линии осуществлялась трансформатором Тесла, встроенным
в линию, с эффективностью 0,8. Максимальное электрическое поле в передающей
линии превышало 1 МВ/см (масляная изоляция). Использовался цилиндрический
графитовый катод. При наработке ускорителя более 108 импульсов уже наблюдался
заметный износ графитового взрывоэмиссионного катода, связанный с уносом
материала. Работа такого типа ускорителей описана в главе 16.
Схема установки приведена на рис. 3. В экспериментах использовались
различные конструкции электродинамических систем карсинотрона, в том числе
медные, изготовленные методом гальванопластики, а также состоящие из набора колец
из нержавеющей стали. Изменение параметров пучка производилось изменением
геометрии вакуумного диода, путем варьирования величин rk и /а.к (рис. 4). В
режиме разовых импульсов использовался импульсный соленоид с напряженностью
магнитного поля до 30 кЭ. В импульсно-периодическом режиме использовался
Рис. 30.3. Схема установки: 1 - трансформатор, 2 - ФЛ, 3 - газовый разрядник, 4 - источник
питания тригатрона, 5 - передающая линия, б - вакуумный диод, 7 - соленоид, 8 -
электродинамическая система
41. Месяц Г. А.
642 Глава 30. Генерирование мощных импульсов СВЧ-излучения
Рис. 30.4. Вакуумный диод и электродинамическая система ЛОВ: 1 - катод, 2 -
запредельное сужение, 3 - пространство дрейфа, 4 - соленоид, 5 - коллектор
сверхпроводящий соленоид. Кроме изменения величины Я, существовала
возможность изменения распределения поля по длине системы.
На рис. 5 показаны зависимости мощности излучения карсинотрона с
однородным распределением связи от магнитного поля. Характерный «провал» обусловлен
циклотронным резонансом электронов с основной гармоникой встречной волны.
Наиболее узкий «провал» в зависимости Р(Н) наблюдался в генераторах с
максимальным сопротивлением связи и наибольшим превышением рабочего тока над
стартовым, что находится в согласии с результатами решения линейной задачи о
самовозбуждении ЛОВ в конечном магнитном поле.
Результаты измерения мощности излучения при различных длинах
электродинамических систем (I) приведены на рис. 6. Как видно, при большой связи
пучка с волной, когда оптимальная длина взаимодействия невелика, зависимость
Р(Н) имеет довольно сложный характер. Следует заметить, что в данном случае
фазовая скорость нулевой гармоники на рабочей частоте близка к скорости света
(рф =1-5-1,2), и набег ее фазы относительно электронов пучка на длине взаимо-
500
400
g 300
*• 200
100
0 10 20 30 40
• Я [кЭ]
Рис. 30.5. Зависимость мощности излучения ЛОВ от магнитного поля
§30.3 Экспериментальное исследование карсинотронов 643
Рис. 30.6. Зависимость мощности излучения ЛОВ от длины электродинамической системы:
1 -1 - 4 мм, 2 -1 = 3 мм
действия сравнительно невелик:
(
1 1
Iftl РФ
A?»B+2,5)tl
C0.15)
Таким образом, вследствие малости длины системы, нельзя пренебрегать
взаимодействием с нулевой гармоникой попутной волны, возможными отражениями
волны от выходного конца системы и т.д.
Для определения оптимальных условий генерации были проведены измерения
мощности излучения при различных параметрах вакуумного диода (рис. 7). Спад
мощности излучения в зависимости Р(гк) при 2гк >19 мм связан с уменьшением
тока при транспортировке пучка через запредельное сужение карсинотрона.
Падение мощности при малых зазорах (/а.к < 15 мм), по-видимому, обусловлено ростом
н
СО
300
200
100
Д'к)
1\€ °
1 1 1
Д/а-к)
1 1
10 20 30 40 50 60
2гк,/а-к[мц] л
Рис. 30.7. Зависимость мощности излучения ЛОВ от параметров вакуумного диода
644 Глава 30. Генерирование мощных импульсов СВЧ-излучения
потенциала пучка и, следовательно, уменьшением кинетической энергии частиц, а
также ростом влияния высокочастотного пространственного заряда.
В режиме разовых импульсов была получена мощность излучения 600 МВт. При
частоте следования импульсов 100 Гц уровень мощности составил Р « 300 МВт,
нестабильность мощности излучения 1-2%. Оценки показывают, что при
длительности импульсов излучения 10 не на длине волны X - 3 см возникает электрическое
поле с напряженностью 30-60 кВ/см, которое приводит к СВЧ-разряду в воздухе.
Исследования спектрального состава излучения релятивистской ЛОВ показали,
что в типичных условиях эксперимента спектр излучения представлен двумя
компонентами [24]: узкополосным излучением на длине волны Х0 «3 см с
мощностью C-ь5)-108 Вт, соответствующим основному механизму взаимодействия, а
также широкополосным излучением в высокочастотной части спектра вплоть до
X - Х0/2у2 с относительно низким уровнем мощности Р » 50 МВт. Изменением
потенциала на катоде от 300 до 500 кВ удалось регулировать основную частоту
излучения в пределах 2%. Максимальная импульсная мощность, полученная в
трехсантиметровом диапазоне с помощью релятивистской ЛОВ на основе
ускорителя «Синус-7», составляет -3 ГВт [25].
Релятивистская ЛОВ исследовалась также и в миллиметровом диапазоне длин
волн [26]. В работе [27] для этого использовались сильноточные мини-ускорители,
разработанные в ИСЭ и ИЭФ. Энергия электронов -200 кэВ, ток пучка -0,7 кА,
длительность импульсов -3 не. При длинах волн 2,4 и 8 мм была получена
мощность излучения -10 МВт, что соответствовало кпд 6-7%. Позже мощность была
увеличена до 50 МВт. В ЛОВ с длиной волны 2 мм плотность потока энергии в
замедляющей системе достигала -300 МВт/см2, а напряженность электрического
поля на ее стенках -1 МВ/см. Возможность достижения столь высоких
электрических полей без пробоя обусловлена малой длительностью генерируемых
импульсов, которая составляла 3 не.
Сильноточные мини-ускорители были использованы также для демонстрации
эффекта усиления СВЧ-излучения в черенковской ЛБВ (X = 8 мм) [28].
Применение электронного пучка малой длительности позволило обойти ряд трудностей,
связанных с необходимостью подавления самовозбуждения волн вследствие
конечных коэффициентов отражения на неоднородностях замедляющей системы.
Электронный пучок находился в синхронизме с (+1)-ой пространственной
гармоникой низшей волны гофрированного волновода (НЕц). Максимальный
коэффициент усиления в режиме малого входного сигнала достигал 30 дБ, а максимальная
выходная мощность -1 МВт.
Одной из проблем, возникающих при увеличении генерируемой мощности,
является ограничение длительности импульсов излучения (рис. 8). Круг
возможных причин этого явления достаточно широк [29, 30]. Для черенковских приборов
с ведущим магнитным полем при длительности импульсов -10 не, когда смещение
катодной и коллекторной плазмы незначительно, основную роль в укорочении
импульса играет плазма, образующаяся на поверхности замедляющей системы под
действием интенсивных ВЧ полей (рис. 8, а) [31]. Источником плазмы, в
частности, могут являться взрывоэмиссионные центры [29]. Одним из доказательств
появления взрывоэмиссионных центров служит наличие эрозии на поверхности
§30.3 Экспериментальное исследование карсинотронов 645
(а)
Xt^brt^»^
y*WW^
200
Р [МВт]
Рис. 30.8. а - Распределение электрического поля на поверхности резонатора при
прохождении в нем электронного пучка; б - длительность импульса СВЧ-излучения ( X = 3 см) в
зависимости от мощности при различной высоте гофры / = 4 мм G), / = 3 мм B)
замедляющей системы при генерации мощного СВЧ-излучения. Плазма на
поверхности замедляющей системы является источником свободных электронов,
движущихся под действием высокочастотного поля в пространстве между
гофрами, что приводит к поглощению энергии СВЧ-излучения. Интенсивность
поглощения определяется полным током частиц, эмитированных с поверхности металла,
величина которого ограничена пространственным зарядом. Ограничения по
пространственному заряду снижаются вследствие его компенсации ионами плазмы,
движущимися в ВЧ поле и в квазистатическом поле эмитированных с поверхности
электронов и электронов пучка [31].
Таким образом, состояние поверхности электродинамической системы
оказывает влияние на длительность наносекундных импульсов микроволнового
излучения. Существует ряд методов обработки поверхности металла с целью увеличения
электрической прочности вакуумной изоляции. Вместе с тем, эти методы, как
правило, не обеспечивают максимального сглаживания поверхности одновременно с
ее эффективной очисткой от примесей и загрязнения. В работе [32] предложен
метод повышения электрической прочности вакуумной изоляции путем обработки
поверхности электродов низкоэнергетичным сильноточным пучком
микросекундной длительности.
Существование циклотронного механизма поглощения электромагнитных волн
в черенковских релятивистских СВЧ-генераторах, о котором мы говорили выше
(рис. 5), приводит к необходимости использования сильных магнитных полей для
транспортировки электронного пучка. В режиме длительной работы с высокой
частотой следования импульсов это означает необходимость применения
сверхпроводящих магнитов, что сдерживает использование релятивистских генераторов
для решения различных прикладных задач. В квазинепрерывном (пакетном)
режиме работы генератора достаточно существования магнитного поля в течение
времени пакета импульсов. Так, для создания магнитного поля длительностью ~1 с
при индукции ~3 Тл в объеме ~104 см3 на основе частичного разряда емкостного
646 Глава 30. Генерирование мощных импульсов СВЧ-излучения
накопителя при спаде поля -10-15% запасаемая в нем энергия должна быть
-1 МДж. Такой накопитель с приемлемыми размерами может быть создан на
основе молекулярных конденсаторов, обладающих достаточно высоким значением
плотности запасаемой энергии (-2,5 кДж/кг). На основе этой идеи был создан
релятивистский СВЧ-генератор с выходной мощностью -700 МВт с частотой
повторения 200 Гц при длительности магнитного поля l-s-З с [33]. В этом случае,
как и во всех предыдущих, использовался ускоритель электронов на основе
трансформатора Тесла, который заряжает коаксиальную формирующую линию.
Для получения частоты следования СВЧ-импульсов 3,5 кГц использовался
генератор на SOS-диодах с газоразрядным водородным обострителем (см. подробнее
в § 4 этой главы).
Одной из причин падения эффективности генерации в слабых - ниже
циклотронного резонанса - магнитных полях является рост поперечных скоростей и
увеличение разброса продольных скоростей электронов в пучке. Качество пучка
может быть улучшено, если при заданном внешнем магнитном поле уменьшить
электрическое поле на катоде. Это возможно осуществить, например, при
увеличении радиуса катода и переходе к сверхразмерным электродинамическим системам.
В традиционной схеме построения ЛОВ это оказывается труднодостижимым,
поскольку радиус пучка ограничен сверху размером запредельного сужения
генератора, служащего для вывода излучения. Другой проблемой, которая возникает при
переходе к сверхразмерным системам, является проблема пространственной
когерентности излучения или проблема селекции типов колебаний.
Указанные выше проблемы могут быть решены, если для вывода излучения
использовать селективный резонансный отражатель, одновременно играющий
роль модулирующей секции. В проведенных исследованиях была показана
возможность генерации мощного СВЧ-излучения в слабых магнитных полях [34].
С использованием сверхразмерных замедляющих систем и электродинамических
методов селекции в релятивистской трехсантиметровой ЛОВ получена импульсная
мощность -0,8 ГВт при индукции магнитного поля -0,6 Тл. На рис. 9 показана
схема релятивистской ЛОВ с резонансным рефлектором и экспериментальная
зависимость генерируемой мощности от положения рефлектора. На рис. 10
приведена зависимость мощности микроволнового излучения от величины магнитного
поля. Полученный результат далее позволил реализовать непрерывную работу
релятивистской ЛОВ с импульсной мощностью до 1 ГВт и частотой повторения
100-5-200 Гц на основе охлаждаемого соленоида постоянного тока с индукцией
магнитного поля 0,6 Тл и потребляемой мощностью 30 кВт [33]. На рис. 11 показаны
совмещенные осциллограммы напряжения, тока электронов и СВЧ-излучения при
частоте следования импульсов 150 Гц.
Как было отмечено выше, в карсинотроне увеличение мощности
СВЧ-импульсов ограничено эффектом укорочения их длительности из-за высокого
электрического поля на стенке электродинамической системы, которое приводит к
появлению микровзрывов и плазмы. Уменьшить электрическое поле на стенке можно
только за счет увеличения диаметра системы. Канавец [35] предложил
использовать сверхразмерные резонаторы с диаметром D » X. В этом случае при
специально сконструированной структуре волновода можно получать СВЧ-импульсы с
§ 30.3 Экспериментальное исследование карсинотронов 647
15 20 25 30
Ьф. [мм]
Рис. 30.9. Схема релятивистской ЛОВ с резонансным рефлектором (а) и экспериментальная
зависимость генерируемой мощности от положения рефлектора (б)
0 0,5 1,0 1,5 2,0 2,5 3,0
В [Тл]
Рис. 30.10. Зависимость мощности микроволнового излучения от величины внешнего
магнитного поля
т^™
г
¦¦¦¦\-j-m
\ yi if i
.•,,1й,,|м,/1----:
Ira
\Щ
^%г^0
Рис. 30.11. Выборка из 15 последовательных сигналов в режиме работы релятивистского
СВЧ-генератора с частотой следования импульсов 150 Гц. На осциллограммах показано: а -
напряжение, б - ток, в - микроволновое излучение
648 Глава 30. Генерирование мощных импульсов СВЧ-излучения
большим числом типов волн на одной и той же частоте (многоволновый режим).
Эксперимент, проведенный группой Бугаева [36, 37], показал возможность работы
такого генератора при длине волны А,«3 см как в микросекундном @,6 мкс,
200 МВт), так и в наносекундном режимах E0 не, 10 ГВт). Подробно идеология
работы таких систем изложена в монографии [8].
Описанные выше СВЧ-генераторы являются вакуумными. В [38] предложен
плазменный СВЧ-генератор, в котором резонатор заполнен плазмой с плотностью
1013-И014 см-3. Известно, что при плазменно-пучковом взаимодействии в плазме
будет возбуждаться волна с фазовой скоростью, близкой к скорости электронов
пучка, т.е. в случае релятивистских пучков - со скоростью, близкой к скорости
света, поэтому такая волна может быть излучена из плазмы в вакуум. Кроме того,
плазма компенсирует пространственный заряд пучка электронов и облегчает
транспортировку этого пучка. Плазменные генераторы интересны еще и тем, что в
них возможна перестройка частоты излучения путем изменения плотности плазмы.
Существует два типа источников СВЧ-излучения с плазменным заполнением.
Заполнение обычного вакуумного источника СВЧ-излучения плазмой может в
некоторых случаях приводить к улучшению его параметров - увеличению мощности,
изменению частоты и т.д. Механизм возбуждения волн в таком приборе совпадает
с механизмом работы его вакуумного аналога (например, ЛОВ). Такой прибор
может работать как с плазмой, так и без нее. Другой тип СВЧ-генераторов с
плазменным заполнением основан на резонансном взаимодействии электронного пучка с
плазмой. При этом взаимодействии возбуждаются собственные волны плазменной
системы (плазменного волновода или резонатора), которые без плазменного
заполнения отсутствуют. В них СВЧ-излучение вообще не может возбуждаться в
отсутствие плазмы. В плазменных СВЧ-генераторах удается получать импульсы
микросекундной длительности [39] и регулировать частоту излучения [40].
§ 30.4 Виркаторы
Виркатор представляет собой общее название семейства СВЧ-приборов с
положительной сеткой и сильным объемным зарядом. В виркаторе эмитированные с
катода электроны ускоряются полем сетки, пронизывают ее, а затем испытывают
отражения под действием поля собственного объемного заряда и полей электродов.
В обычной электронике триоды с положительной сеткой или генераторы
тормозящего поля широко использовались в приборах сантиметрового и
дециметрового диапазонов длин волн. Генераторы тормозящего поля сыграли большую роль в
развитии основных физических представлений в СВЧ-электронике, но они имели
низкую эффективность. Появление в дальнейшем более эффективных
СВЧ-приборов ослабило внимание к этим генераторам.
Интерес к таким приборам возродился, когда после создания сильноточных
электронных ускорителей были проведены успешные эксперименты по генерации
мощного СВЧ-излучения [42]. В случае сильноточного электронного пучка
объемный заряд электронов в системе с положительной сеткой приводит к
формированию виртуального катода - поверхности внутри пучка, на которой
электростатический потенциал равен потенциалу катода и где в отсутствие ВЧ полей скорость
электронов обращается в нуль. В процессе генерации происходят модуляция кол-
§ 30.4 Виркаторы 649
лекторного и отраженного токов, инерционная группировка электронов и
осцилляции координаты места отражения частиц. Все эти явления в различной степени
участвуют в процессе фазовой группировки электронов пучка в ВЧ поле. Обратная
связь в генераторе осуществляется за счет распространения электромагнитных
волн в системе, а также за счет присутствия разнонаправленных потоков
заряженных частиц. В связи с этим можно разделить виркаторы на две большие группы:
1) Генераторы с электродинамической обратной связью досеточного и после-
сеточного пространств (рис. 12, я, 12 в, 13).
2) Генераторы без электродинамической обратной связи (рис. 12, б, г).
Морфологически в сложившейся классификации выделяют отражательные
триоды, в которых виртуальный катод формируется в тормозящем потенциальном
поле (рис. 12, я), и собственно виркаторы, в которых формирование виртуального
катода происходит в области с эквипотенциальными границами (рис. 12, б, в).
В отдельную группу иногда относят редитроны - виркаторы с магнитным полем, в
которых поток электронов, отраженных от виртуального катода, отсекается
коллиматором для предотвращения его возвращения в диодный промежуток (рис. 12, г).
Виркаторы привлекли к себе внимание [17,41-47] прежде всего как источники
мощного микроволнового излучения, способные работать без внешнего
магнитного поля. С другой стороны, ввиду того, что длина области взаимодействия потока
частиц и высокочастотного поля в виркаторах сравнима с длиной волны излучения,
эти приборы оказываются относительно компактными, что является
немаловажным при генерации излучения в длинноволновой части СВЧ-диапазона.
Исследования отражательных триодов с виртуальным катодом проводились в
ТПУ [43]. В экспериментах с использованием сверхразмерного цилиндрического
резонатора увеличение эффективности генерации было достигнуто путем
оптимизации распределения ВЧ-поля в резонаторе посредством установки в его объеме
поглощающих и отражающих поверхностей. В дециметровом диапазоне были
получены микроволновые импульсы мощностью до 1,2 ГВт и длительностью более
(б) L_J
|А L—r
К I ВК
С^1
Рис. 30.12. Конфигурации СВЧ-приборов с виртуальным катодом: а - отражательный триод,
б - аксиальный виркатор, в - радиальный виркатор, г - редитрон. Стрелками указано
направление СВЧ-излучения
Jz=l
650 Глава 30. Генерирование мощных импульсов СВЧ-излучения
\ttt/
ЛУ
к-И—!-§-вк
Рис. 30.13. Виркаторы с предварительной модуляцией электронного пучка в вакуумном
диоде (а) и в модулирующей секции электродинамической системы (б): 1 - корогкозамыкающие
поршни, 2 - коллектор электронов, 3 - фазовращатель, 4 - соленоид, 5 - модулирующий
зазор, 6 - отверстие связи
50 не. Импеданс системы составлял около 30 Ом. Было показано, что наилучшее
качество фазовой сепарации электронов в триоде достигается при вполне
определенной величине прозрачности анодной сетки. Результаты экспериментов
позволили сформулировать требования к параметрам электронного пучка, необходимые
для эффективной работы триода: наличие выраженной плоской части у импульса
напряжения и его минимальная длительность в десятки наносекунд. Триод с
виртуальным катодом был использован в составе источника СВЧ-импульсов на основе
взрывомагнитного генератора [48]. В данных экспериментах получены импульсы
мощностью —100 МВт и длительностью 100-200 не на частоте ~3 ГГц.
Аксиальные и радиальные виркаторы разрабатываются во ВНИИЭФ [44]. В
аксиальном виркаторе с высокой сверхкритичностью тока A0-12-кратной) получены
СВЧ-импульсы с X = 3 см с пиковой мощностью —160 МВт и длительностью
импульса 15-20 не [44]. В виркаторе с ленточным электронным пучком были
получены импульсы пиковой мощностью -150 МВт и длительностью более 120 не,
причем генерация в течение импульса наблюдалась последовательно на частотах 1,7;
3,2 и 4,2 ГГц. В других экспериментах [49] была продемонстрирована возможность
получения генерации в трехсантиметровом диапазоне в лампе бегущей волны,
снабженной анодной сеткой и работающей в режиме виртуального катода.
В TTU группой Кристиансена проводятся исследования виркатора с радиально
сходящимся электронным пучком [17]. Увеличение добротности полуоткрытого
резонатора с бегущей волной за счет введения дополнительных отражений
позволило увеличить мощность генерации на частоте -2 ГГц с 400 до 900 МВт при
эффективности по мощности 5,5% и длительности импульса около 30 не на
полувысоте. Импеданс вакуумного диода виркатора составлял около 12 Ом.
Теперь рассмотрим виркаторы с предварительной модуляцией электронного
пучка. Первые экспериментальные исследования в данной области были
выполнены в ХФТИ [45]. Реализация электродинамической обратной связи путем ответе-
§ 30.4 Виркаторы 651
ления части генерируемой мощности в ускоряющий промежуток вакуумного диода
(рис. 13, а) позволила получить СВЧ-импульсы мощностью до 600 МВт в
сантиметровом диапазоне длин волн. В приборе было использовано внешнее магнитное
поле напряженностью 2-6 кЭ. Эффективность генерации достигала 17%, импеданс
вакуумного диода составлял 30-35 Ом.
Исследования виркаторов с предварительной модуляцией электронного пучка и
двухсекционными электродинамическими системами проводятся в ИСЭ группой
Коровина [42]. Выполнен теоретический анализ основных механизмов генерации
СВЧ-излучения в приборах с виртуальным катодом (прямая модуляция тока,
связанная с колебаниями потенциала виртуального катода в ВЧ-поле, механизм
группировки электронов типа «отражательного клистрона», обусловленный позиционными
колебаниями виртуального катода, и инерционная группировка отражательных
частиц, существенная при нерелятивистских энергиях электронов). Показано, что
использование в виркаторе двухзазорной электродинамической системы теоретически
позволяет за счет сдвига фаз между ВЧ-колебаниями в секциях (и осуществления
таким образом благоприятного распределения ВЧ-поля вдоль траектории
электронов) достичь при небольшой (-30%) надкритичности тока и у - 2-3 эффективности
генерации до -20% в трехмерной модели и -40% в одномерной модели, что более
чем втрое превышает эффективность однозазорной системы при аналогичных
условиях. Значительная (-20%) ширина полосы электронной восприимчивости вблизи
частоты релаксационных колебаний электронного потока с виртуальным катодом
дает возможность изменения частоты генерации за счет соответствующей настройки
электродинамической системы.
Достижение указанной высокой величины эффективности в реальном
эксперименте сдерживается необходимостью одновременного удовлетворения
большого числа взаимосвязанных физических условий (ширина зазора, фазировка и
соотношение амплитуд ВЧ-полей в секциях, формирование сильноточного
электронного пучка с заданными параметрами).
На основе результатов численного эксперимента, выполненного с
привлечением трехмерной версии электромагнитного PIC-кода KARAT, был разработан
экспериментальный макет двухсекционного виркатора без внешнего магнитного поля, с
синфазными полями в секциях (рис. 13, б). В отличие от генератора, описанного в
[45], предварительная модуляция пучка в данном приборе происходила не в
вакуумном диоде, а в первой секции электродинамической системы.
В экспериментах с использованием сильноточного импульсно-периодического
электронного ускорителя в дециметровом диапазоне длин волн B,65 ГГц) была
получена одномодовая генерация мощностью до 1 ГВт и длительностью -25 не
при эффективности генерации -5% (а с учетом потерь электронного тока в диоде -
до 10%). При варьировании мощности электронного пучка эффективность
генерации виркатора практически не изменялась (рис. 14). Ширина спектра составила
около 50 МГц, т.е. была близкой к естественной. Одним из факторов,
ограничивших величину эффективности, оказался существенный дрейф параметров
электронного пучка в течение импульса, свойственный сильноточным диодам без
магнитного поля. Вместе с тем, частота генерации не изменялась как в течение
импульса, так и от импульса к импульсу, что доказывает определяющее влияние
652 Глава 30. Генерирование мощных импульсов СВЧ-излучения
[ГВт]
а!
1,2
1,0
0,8
0,6
0,4
0,2
0
8 10 12 14 16 18 20
Ръ [ГВт]
Рис. 30.14. Зависимость мощности Рт и эффективности генерации т| дециметрового вирка-
тора от мощности электронного пучка Рь
резонансных свойств электродинамической системы. За счет варьирования
параметров резонатора удалось реализовать непрерывную перестройку частоты
генерации виркатора в полосе ~15% на половинном уровне мощности.
С использованием виркатора дециметрового диапазона на основе электронного
ускорителя «Синус-7» был продемонстрирован пакетный импульсно-периодиче-
ский режим генерации. Мощность излучения в каждом импульсе составляла около
100 МВт, длительность - 20-25 не. Максимальное количество импульсов в пакете
было ограничено разрушением сетки, разделяющей секции виркатора, и
составляло около 50 при частоте следования импульсов 50 Гц и 400 при частоте 20 Гц [42].
Позже, при использовании вольфрамовых сеток, при частоте следования
импульсов 10 Гц, было получено число импульсов 1000 при мощности 200 МВт и 200 при
мощности 350 МВт.
В заключение отметим, что самая большая мощность генерации в импульсе
была получена на виркаторе с использованием установки «Aurora». Она составила
4 ГВт на частотах порядка 1 ГГц [47].
§ 30.5 Генераторы мощных СВЧ-импульсов
Генераторы мощных СВЧ-импульсов отличаются друг от друга типами
импульсных ускорителей электронов, от которых они питаются, методами получения
магнитного поля, необходимого для транспортировки электронного пучка, а также
типом резонаторов. В этом разделе мы рассмотрим только СВЧ-генераторы на
основе черенковского излучения. Для получения магнитных полей в них используют
сверхпроводящие магниты, постоянные металлические магниты,
электромагнитные системы на основе конденсаторных батарей, а также на основе электрических
машин. Магнитные системы первых двух видов позволяют создавать генераторы,
работающие непрерывно в импульсно-периодическом режиме. Однако
сверхпроводящие магниты громоздки и дороги, а постоянные магниты на сегодняшний день
позволяют получать поле только в малых объемах, поэтому их используют для
§30.5 Генераторы мощных СВЧ-импулъсов 653
генерации миллиметровых волн. Электромагниты, как правило, используются в
двух режимах: однократных импульсов и пакетном. В пакетном режиме СВЧ-
прибор в течение кратковременного действия магнитного поля (обычно секунды)
генерирует, в зависимости от частоты повторения, 10-5-103 импульсов.
Для генерирования мощных СВЧ-импульсов используют два типа ускорителей
электронов: ускорители прямого действия и индукционные. В свою очередь,
импульсные ускорители прямого действия бывают двух типов - с емкостным
накоплением энергии и с индуктивным [50]. Рассмотрим вначале применение в СВЧ-
электронике ускорителей с емкостными накопителями. Принцип действия их
таков. Энергия накапливается в емкостях при сравнительно низком напряжении.
Затем при помощи импульсного трансформатора или генератора Маркса происходит
умножение напряжения и зарядка этим напряжением одиночной или двойной
формирующей линии. Эта линия разряжается на коаксиальный магнитоизолированный
диод. Электронный пучок цилиндрической формы из этого диода поступает в
замедляющую структуру и вызывает генерацию СВЧ-излучения, которое через
антенну и диэлектрическое окно выходит из вакуума в открытое пространство.
Наибольшее распространение для генерации мощных импульсов
СВЧ-излучения получили разработанные в ИСЭ генераторы на основе ускорителей
электронов типа «Синус», о которых мы говорили выше (см. главу 16, § 30.4 и рис. 3).
В таблице 30.1 приведены параметры некоторых сильноточных импульсно-пери-
одических ускорителей, основанных на зарядке формирующих линий от
трансформатора Тесла, встроенного в коаксиальную линию. Линия заполнена
трансформаторным маслом.
Таблица 30.1.
Название
ускорителя
Синус-5
Синус-6
Синус-7
Синус-700
Энергия
электронов,
600
600
2000/1500
450
кэВ
Ток пучка,
кА
6
6
20/15
7,5
Длительность
импульса, не
10
25
50
100
Частота
повторения, Гц
150
150
0,1/100
200
Данные по экспериментальному исследованию СВЧ-генератора на базе
ускорителя «Синус-5» мы уже привели в предыдущем разделе. Наивысшие параметры
излучения были достигнуты в ИСЭ [25] на ускорителе «Синус-7»: 3 ГВт при длине
волны 3 см и длительности импульса 30 не; 5 ГВт на длине волны 10 см при
длительности импульса 20 не. На рис. 15 показан внешний вид импульсно-периоди-
ческого источника мощного СВЧ-излучения на основе ускорителя «Синус-7».
Импульсно-периодические генераторы миллиметрового диапазона серии «МГ»
были разработаны в ИСЭ и ИЭФ [27, 28, 51] на основе малогабаритных
ускорителей электронов «РАДАН». Напомним (см. главу 16), что в этих ускорителях, так же
как и в установках «Синус», используется трансформатор Тесла, встроенный в
коаксиальную линию (см. рис. 16.4 и 16.5). Генераторы серии «МГ» - приборы
миллиметрового диапазона с импульсной мощностью до 70 МВт.
654 Глава 30. Генерирование мощных импульсов СВЧ-излучения
Рис. 30.15. Внешний вид мощного СВЧ генератора на основе ускорителя электронов «Синус»
В СВЧ-генераторах использовались слаборелятивистские сильноточные
пучки с энергией от 150 до 300 кэВ. В нижнем пределе энергий было сложно
обеспечить оптимальные условия энергообмена электронов с синхронной (-1)
пространственной гармоникой волны Еох круглого гофрированного волновода, т. к.
поле сильно «прижато» к стенке волновода. Поэтому достигался кпд в единицы
процентов, а мощности были на уровне до 10 МВт. Ситуацию удалось
значительно улучшить применением ускорителя РАДАН-303 B50-300 кэВ). Для ЛОВ на
частотах 35 и 70 ГГц стало возможным повысить эффективность до 15% при
выходной мощности -50 МВт (рис. 16). На частоте 140 ГГц (X = 2 мм) была получена
мощность 10 МВт.
Схема карсинотрона СВЧ-генератора «МГ4» приведена на рис. 2. Длительность
пучка менее 5 не была выбрана отчасти потому, что в сантиметровом диапазоне
волн на больших временах были обнаружены эффекты ограничения длительности
СВЧ-импульса из-за пробоев электродинамических систем одномодовых
генераторов (сечение замедляющей системы (ЗС) ~Х2). Для генераторов «МГ» удалось
значительно (в 2-4 раза) увеличить плотность потока энергии в ЗС, работавшей
без пробоев, или, во всяком случае, без их видимого влияния на работу прибора.
Таким образом, было достигнуто значение плотности мощности -0,5 ГВт/см2. При
этом напряженность электрического поля на стенке ЗС составила -1 МВ/см.
Важно отметить, что генераторы работали в условиях технического вакуума
A-5)-10 Торр; сверхчистые материалы и технологии обработки поверхности ЗС
не использовались.
Для пучка малой длительности снимались проблемы его уширения из-за
поперечного разлета катодной плазмы в магнитоизолированном диоде.
Ограничения на величину аксиального магнитного поля были, тем не менее, жесткими.
Требовалось сформировать трубчатые пучки диаметром 2-5 мм, с током -1 кА,
§30.5 Генераторы мощных СВЧ-импулъсов 655
Рис. 30.16. СВЧ-генераторы «МГ4», «МГ6» на основе РАДАН-303 (ЛОВ: 35, 38 и 70 ГГц;
4 не; 10-50 МВт; до 25 Гц)
при характерной толщине стенки пучка 0,3-0,5 мм. Более того, такие пучки с
плотностью тока 104 А/см2 и выше нужно было проводить вдоль ЗС на минимальном
расстоянии от гофрировки. Транспортировка тока без потерь была возможна лишь
в аксиальном магнитном поле напряженностью более 20-30 кЭ.
Ускорители электронов прямого действия на основе генератора Маркса
используются в релятивистских многоволновых черенковских генераторах (МВЧГ) [8, 37,
52, 53]. Для повышения мощности и энергии импульсных СВЧ-генераторов на
релятивистских электронных потоках перспективен переход к сверхразмерным мно-
гомодовым периодическим волноводам с увеличенным диаметром ?>»Х, X -
длина волны генерации. В монографии [8] выполнены исследования по получению
одномодовой генерации в таких волноводах при возбуждении поверхностных волн.
Показано, что использование в релятивистском генераторе поверхностной волны
(РГПВ) взаимодействия вблизи <а» вида границы полосы прозрачности
способствует электронной селекции мод, однако в ряде случаев не устраняет паразитной
генерации. При этом может реализоваться многомодовая и многочастотная
(X = 1 ч-З см) генерация. Одномодовая и соответственно одночастотная генерация в
РГПВ была получена с помощью специального устройства, подавляющего
паразитные колебания. Для дальнейшего увеличения мощности электромагнитного
излучения более перспективен многоволновой (многомодовый и одночастотный)
режим генерации.
• Схема генератора МВЧГ на основе ускорителя «Гамма», о котором мы говорили
в главе 24, показана на рис. 17. Импульс напряжения амплитудой U0 =1*3 MB и
656 Глава 30. Генерирование мощных импульсов СВЧ-излучения
длительностью « 1 мкс подавался от генератора Маркса на графитовый трубчатый
катод радиусом 3 см. Радиус анода 5,6 см. Для торможения продольного движения
катодной плазмы катод устанавливался в сходящееся магнитное поле с пробочным
отношением к = 1,1; при этом первоначальный радиус электронного пучка в
магнитном поле В = 14-^-32 кГс был 2,85 см. Внешний радиус пучка ограничивался колли-
мирующей графитовой диафрагмой с радиусом отверстия 3,4 см.
Электродинамическая структура устанавливалась на расстоянии 20 см от диафрагмы. Для изменения
длины структуры и ее секционирования диафрагмированный волновод из
нержавеющей стали выполнен составным. Максимальная длина равна 48,6 см.
Внутренний радиус волновода 4,2 см, радиус отверстия диафрагмы 3,9 см. Диафрагмы
выполнены в виде полуторов с малого радиуса @,3 см). Период структуры d = 1,5 см.
После прохождения области взаимодействия электронный поток расширялся в
спадающем магнитном поле и оседал на поверхность конического коллектора из
нержавеющей стали. При напряжении 3 MB, длительности электронного пучка 1 мкс, токе
электронов 30 кА было получено излучение с длиной волны X « 3 см при мощности
более 10 ГВт и длительности импульса излучения 50 не.
Для генерирования СВЧ-излучения применяются также ускорители прямого
действия с индуктивным накоплением энергии. Во-первых, это генераторы с
обрывом тока за счет электрического взрыва проводников (ЭВП) и, во-вторых, на
основе SOS-диодов. Первичным накопителем энергии в них являются конденсаторы
генератора Маркса, энергия которых передается в индуктивный накопитель. После
взрыва микропроводников ток отключается, и на коаксиальном диоде с магнитной
изоляцией появляется импульс напряжения от эде самоиндукции. Наиболее
известными из таких систем являются ускорители серии «Пучок» [54] с напряжением до
Рис. 30.17. Схема МВЧГ на основе ускорителя «Гамма»: 1 - генератор Маркса (ГМ), 2 -
высоковольтный тракт, 3 - срезающий разрядник, 4 - секционированный изолятор, 5 - като-
додержатель, 6 - вакуумная камера, 7 - труба дрейфа, 8 - соленоид с катушками коррекции,
9 - коллектор, 10 - емкостный делитель напряжения разрядника, 11 - пояс Роговского, 12 -
обечайка; СП - система питания соленоида, ЦП - центральный пункт управления, СЗЗ -
система зарядки и запуска ГМ, СО - система осушки и смены воздуха в разрядниках ГМ,
СМ - система наполнения и слива масла, БЗ - блок запуска срезающего разрядника
§30.5 Генераторы мощных СВЧ-импульсов 657
500 кВ, током до 40 кА и длительностью импульса до 50 не. СВЧ-генераторы с
использованием ускорителей «Пучок» генерируют излучение с параметрами,
близкими к параметрам устройств типа «Синус». Однако они могут работать только в
одиночном режиме из-за необходимости смены проволочных прерывателей. Более
подробно работа систем с ЭВП прерывателями тока описана нами ранее в главе 17.
Ускорители с индуктивным накоплением энергии и обрывом тока SOS-диодами
(см. главу 21), наоборот являются установками с наибольшими достижимыми
частотами следования импульсов. Максимальная частота следования СВЧ-импульсов,
которая сейчас достигнута, составляет 3,5 кГц при мощности импульсов 250 МВт,
длине волны X « 8 мм и длительности СВЧ-импульса 0,25 не [55]. Магнитное поле
с индукцией 2 Тл обеспечивалось охлажденным соленоидом. Подробнее этот
генератор будет описан в следующей главе.
Для генерирования СВЧ-импульсов используют также линейные
индукционные ускорители (ЛИУ) [15]. Идея ЛИУ была предложена Кристофилосом [56].
Принцип их действия заключается в следующем [57]. В системе ряда
последовательно стоящих тороидальных ферромагнитных сердечников возбуждается
изменяющийся во времени магнитный поток, который в соответствии с принципом
электромагнитной индукции создает вихревое электрическое поле, используемое
для ускорения частиц. Вихревое электрическое поле с помощью корпуса
ускорителя и диафрагм равномерно распределяется вдоль ускоряющей трубки. При
достаточно большой протяженности системы энергия, приобретаемая частицами пучка,
соответствует сумме напряжений на первичных обмотках индукторов, а среднее
значение напряженности электрического поля на оси индукционной системы
определяется, как:
Е«) = -?Ш, C0.16)
где п - число индукторов (ферромагнитных сердечников), U(t) - напряжение
возбуждения отдельного сердечника, / - полная длина индукционной системы
ускорителя.
При возбуждении сердечника импульсом напряжения прямоугольной формы с
амплитудой UQ приращение кинетической энергии пучка заряженных частиц при
прохождении индукционной системы будет равно:
т
6 = J7@ U {t) ndt = ISABn, (ЗОЛ 7)
о
где S - сечение ферромагнитного сердечника, АВ - приращение индукции за
время действия импульса напряжения. Из этой формулы видно, что приращение
энергии пучка пропорционально индукции в ферромагнитном материале, току
пучка и суммарному сечению ферромагнитных сердечников.
К наиболее впечатляющим установкам ЛИУ с использованием
ферромагнитных сердечников следует отнести ускоритель «АТА» [58]. В первичном контуре
индуктора ускорителя используются специально разработанные ферритовые то-
роиды. Каждый индуктор запитывается импульсом амплитудой 250 кВ,
длительностью на полувысоте 70 не и фронтом 15 не, формируемым генератором Блюмляйна
на основе 12-омных линий с водяной изоляцией. При длине ускоряющей системы
42. Месяц Г.А.
658 Глава 30. Генерирование мощных импульсов СВЧ-излучения
85 м на установке АТА реализованы электронные пучки с током до 10 кА, энергией
электронов 47,5 МэВ, с частотой следования импульсов 1 кГц при посылке 10
импульсов. Ускоритель «АТА» предназначен для исследования генерации излучения в
лазерах на свободных электронах.
Павловский и др. [59] предложили безжелезные ЛИУ, т.е. без применения
ферромагнитных материалов. Для повышения напряженности ускоряющего
электрического поля выгодно объединить все элементы, образующие первичную цепь
импульсного безжелезного трансформатора, в тороидальный колебательный контур
(рис. 18). Переменный магнитный поток возбуждается при разряде кольцевого
конденсатора С на индуктивность Z,, в азимутальном зазоре которого расположен
кольцевой коммутатор Р. При срабатывании коммутатора Р нагрузка (электронный
пучок) непосредственно подключается к емкости С через электроды, образующие
вторичный контур индуктора.
На основе индукторов по схеме рис. 18 был создан первый безжелезный
ускоритель ЛИУ-2 [59], который обеспечивал ток пучка электронов до 2 кА при
энергии 2 МэВ и длительности импульса на полувысоте 40 не. Для транспортировки
пучка по тракту длиной 2,5 м использовалось магнитное ограничение аксиальным
полем. В качестве кольцевых емкостных накопителей применялись заряжаемые в
импульсе параллельно соединенные керамические конденсаторы К-15-4 с рабочим
напряжением 50 кВ, коммутация осуществлялась четырехканальными
разрядниками с «искажением поля».
Последовательное развитие идей безжелезных индукторов в ЛИУ привело к
развитию нового типа ЛИУ на радиальных линиях с распределенными
параметрами [60]. В этих ускорителях сочетаются возможность изменения энергии
ускорения при вариации масштабов ускоряющей системы и сильноточность,
свойственная прямому разряду низкоимпедансных линий. Последовательная модульная
структура ускоряющей системы с индукторами на линиях с распределенными
параметрами является одним из важных преимуществ ЛИУ, так как однотипность и
заменяемость модулей позволяет, используя результаты одной разработки,
формировать различные ускорительные структуры, отличающиеся как выходными
параметрами, так и возможными применениями.
УУ////////А
Х?^Щ
vzzz
X
vzA
си
УТ77\ \77ZA
W////////A
Рис. 30.18. Схема индуктора безжелезного ЛИУ
§30.5 Генераторы мощных СВЧ-импулъсов 659
Рис. 30.19. СВЧ-генератор черенковского типа на базе ускорителя И-3000: 1 - катододержа-
тель, 2 - передающая линия, 3 - анод, 4 - катод, 5 - дополнительный соленоид, 6 -
электродинамическая структура, 7 - соленоид магнитного поля , 8 - рупор, 9 - окно вывода СВЧ-
излучения
На основе ЛИУ на радиальных линиях было создано несколько ускорителей
для целей СВЧ-электроники [61]. Конструкция генератора СВЧ-излучения
черенковского типа показана на рис. 19. Использовался ЛИУ «И-3000» с энергией
электронов 2,5 МэВ, током 10 кА, длительностью электронного пучка 40 не.
Характерные размеры отдельных элементов СВЧ-генератора: диаметр катода 30-35 мм,
средний диаметр электродинамической структуры 59 мм, период гофрировки
16 мм, диаметр вакуумного цилиндрического объема 76 мм, длина рупора для
вывода СВЧ-излучения в атмосферу 850 мм, его апертура 300 мм. В полосе длин волн
X = 3 -4- 3,2 см была получена мощность СВЧ-излучения 3 ГВт.
В заключение отметим, что с тех пор, как в вакуумной СВЧ-электронике стали
использовать сильноточные ускорители, импульсная мощность СВЧ-генераторов
возросла на несколько порядков. Разумеется, присущее традиционной
СВЧ-электронике снижение мощности Р с ростом частоты / сохраняется и в релятивистской
ю-2 ю-1 1 ю ю2
/ X [мм]
Рис. 30.20. Мощность генераторов когерентного электромагнитного излучения, f = c/X.
Сплошная линия - непрерывный режим, пунктирная линия - импульсный режим, 1 -
обычные высокочастотные электронные приборы, 2 - лазеры, 3 - сильноточные релятивистские
генераторы
42*
660 Глава 30. Генерирование мощных импульсов СВЧ-излучения
области (рис. 20): мощность приборов падает с ростом частоты приблизительно
как Р ~/~2. В диапазоне длин волн 1-ь100 мм мощность этих приборов составляет
по порядку величины 106-И010 Вт.
§ 30.6 Радар на базе релятивистского наносекундного
карсинотрона
Информационные возможности радиолокационных станций (РЛС) при
обнаружении объектов зависят как от величины средней мощности передатчика, так и
от характера распределения мощности СВЧ-излучения во времени. Мощные
короткие импульсы излучения, следующие с достаточно большой частотой,
позволяют с высокой точностью определять расстояние до объекта, получать высокую
контрастность радиолокационного изображения на фоне отражений от местных
предметов, а обработка информации от серии импульсов позволяет определять
скорость движения объекта без использования эффекта Доплера [62, 63].
Укорочение импульсов осуществлялось до последнего времени в основном в приемных
трактах РЛС при пропускании частотно модулированных сигналов через
оптимально сжимающие фильтры [63]. Ограниченность этого метода связана с
техническими трудностями сжатия импульса более чем в 30-100 раз, а также с наличием
принципиально неустранимых боковых лепестков в корреляционной функции
сигналов, которые способны давать ложную информацию о местоположении объекта.
В связи с развитием релятивистской высокочастотной электроники появилась
принципиальная возможность получения мощных коротких электромагнитных
импульсов непосредственно в передающей части РЛС, что, во-первых, позволяет
упростить всю радиотехническую схему станции (отпадает необходимость
введения частотной модуляции, излишними становятся сжимающие фильтры), во-вторых,
исключает появление ложных сигналов и, наконец, уменьшает мертвую зону перед
РЛС и существенно увеличивает ее помехозащищенность. Для СВЧ-приборов,
использующих в качестве основы сильноточные ускорители со взрывоэмиссионными
катодами, режим генерации коротких мощных импульсов является наиболее
естественным. В результате развития теории и техники таких устройств был создан ряд
релятивистских одномодовых СВЧ-генераторов, о которых мы говорили выше.
В экспериментальном макете РЛС «Пик», разработанном в ИСЭ, ИПФ и ИОФ [64], в
качестве генератора СВЧ-излучения использовалась релятивистская ЛОВ со
следующими параметрами: мощность СВЧ-излучения 0,5 ГВт, длительность импульса
5 не, частота повторения импульсов 100 Гц, длина волны излучения 3 см.
Теоретические и экспериментальные исследования различных типов приборов
с релятивистскими электронными пучками показали, что генераторы типа лампы
обратной волны имеют в этой области энергий целый ряд преимуществ. Такие их
достоинства, как простота конструкции, адаптивность, довольно высокая
эффективность при использовании замедляющей системы с неоднородным
сопротивлением связи и т.д., способствовали их подробному изучению и использованию в
качестве источников СВЧ-излучения в установках, работающих как в разовом, так
и в импульсно-периодическом режимах. Сконструированная в соответствии с
общими требованиями к релятивистским генераторам (см. § 30.2) релятивистская
ЛОВ, использовавшаяся в РЛС, обладала также рядом особенностей. В частности,
§30.6 Радар на базе релятивистского наносекундного карсинотрона 661
генератор допускал перестройку генерируемой частоты, выход генератора
согласовывался с квазиоптическим преобразователем типа волны, передающим
электродинамическим трактом и облучателем антенны. Для обеспечения надежной
длительной работы коллектор генератора был снабжен системой охлаждения, а сама
релятивистская ЛОВ была помещена в поле сверхпроводящего криомагнитного
соленоида с напряженностью до 30 кГс.
Импульсно-периодический режим работы всей системы (и ускорителя в
первую очередь) потребовал разработки наиболее эффективной, простой и
одновременно надежной конструкции ускорителя. Для обеспечения этих свойств был
выбран ускоритель «Синус-5», в который входили емкостной накопитель,
трансформатор Тесла, одиночная формирующая линия, управляемый высоковольтный
коммутатор - газовый разрядник высокого давления (азот, 15 атм), неоднородная
передающая линия - волновой трансформатор, электронная пушка - коаксиальный
вакуумный диод с магнитной изоляцией (см. § 5). Первичный накопитель и
трансформатор Тесла позволяли осуществить питание ускорителя непосредственно от
стандартной сети, исключив из схемы промежуточные высоковольтные
устройства. Компактности и надежности системы во многом способствовало характерное
для установок «Синус» размещение трансформатора Тесла непосредственно
внутри формирующей линии. Наличие неоднородной линии (волновой трансформатор)
давало возможность согласовывать формирующую линию с малым волновым
сопротивлением Z0 и вакуумный диод с существенно большим сопротивлением,
чем Z0. Тригатронный поджиг газового разрядника с целью управления
напряжением его пробоя и улучшения стабильности срабатывания осуществлялся от
отдельного малогабаритного импульсного источника.
Особенности приемной части РЛС и обработки сигналов были связаны с типом
принимаемого сигнала - коротким и соответственно сравнительно
широкополосным импульсом. Кроме того, все входные цепи должны были быть защищены от
перегрузок на время генерации импульса, а также на случай нахождения близко к
станции отражающего объекта с большой эффективной площадью поверхности.
Основная развязка между передающей и приемной частью достигалась за счет
использования раздельных антенн, работающих на передачу и прием сигнала.
Входной усилитель при перегрузках мог вносить дополнительное затухание в
приемный тракт. Для эффективного обнаружения объектов с малой эффективной
поверхностью рассеяния была предусмотрена система селекции движущихся целей
(СДЦ), осуществляющаяся путем черезпериодного вычитания отраженных
сигналов. Блок-схема РЛС «Пик» представлена на рис. 21, а ее внешний вид во время
испытаний - на рис. 22.
Испытание РЛС типа «Пик» происходило на фоне рек Оби и Волги. В
испытаниях участвовали небольшие низколетящие самолеты и вертолеты. Локация этих
объектов показала надежность и эффективность работы станции. Такие объекты,
как речные суда (в том числе малые) на фоне воды и берега были ясно различимы
на расстоянии в несколько десятков километров. Локация самолетов на тех же
расстояниях на фоне облаков и на фоне подстилающей поверхности при их движении
вблизи линии горизонта давала ясные изображения движущихся объектов.
Отражения от местных предметов (деревьев, кустов, облаков) на расстоянии свыше
662 Глава 30. Генерирование мощных импульсов СВЧ-излучения
10
3
Рис. 30.21. Блок-схема радиолокационной станции «Пик»: 1 - ускоритель «Синус-5», 2 -
неоднородная передающая линия, 3 - сверхпроводящий магнит с замедляющей системой,
4 - преобразователь мод, 5 - передающая антенна, б - приемная антенна, 7 - приемник
СВЧ-сигнала, 8 - усилитель СВЧ сигнала, 9 - детектор, 10 - компьютерная система
нескольких километров были настолько малы, что позволяли в ряде случаев
работать и без применения СДЦ. Тем не менее, черезпериодное вычитание
локационных объектов позволяло избавиться и от изображений близко расположенных
объектов (отдельно стоящих деревьев, специальных контрольных отражателей и т.д.).
Существенное увеличение потенциала локатора обеспечивалось простейшей
процедурой обработки - усреднением сигаалов, при котором происходило подавление
Рис. 30.22. Внешний вид макета РЛС на основе релятивистского наносекундного СВЧ-гене-
ратора в процессе испытаний на берегу Волги
Литература к главе 30 663
Сигнал от вертолета
08-09-95, time: 12:07
[В]
а 350,000 мкс
1,2
0,8
0,4
0
-1
k
i
J
чп^рГТ ¦ ¦ ¦TjrwrwTwyv
JO
-40
(
Л
\\
у
У
)
1
к,
\
("Л,,
V»
40
^и
п
80
Рис. 30.23. Единичный сигнал от вертолета Ми-2Т при движении в направлении к станции
на экране осциллографа TDS540A
шумов на величину более 10 дБ. Среди методов обработки использовались и такие,
как вычитание сигналов, а также корреляционные методы, которые успешно
применялись для выделения движущихся объектов (так называемые процедуры MTI -
moving target indicator). Однако, как показали опыты, в целом ряде случаев для
наблюдения за объектами, находящимися на расстоянии нескольких десятков
километров, в использовании этих процедур не было необходимости. В одном из
полетов малоразмерного спортивного вертолета (с эффективной поверхностью менее
1 м2) удалось сохранять его сопровождение приблизительно до 20 км без
специальной обработки с помощью цифрового осциллографа.
В случае полета транспортного вертолета Ми-2Т аналогичная дистанция
составляла около 70 км. Параллельно велось наблюдение с помощью компьютерной
системы. Сопровождение объекта с обработкой сигналов могло осуществляться до
расстояний свыше 100 км. Об этом, в частности, свидетельствует высокая
амплитуда сигналов от вертолета, находящегося на расстоянии 52 км (рис. 23). Форма
сигналов, отраженных от вертолета, изменялась от импульса к импульсу в
зависимости от его ориентации. Отдельные фрагменты импульса повторялись в
некотором приближении периодически, т.е. напоминая эффект амплитудной модуляции.
По этим особенностям, которые были обусловлены вращением лопастей, картина в
целом была специфической для объекта данного типа, что подтверждает
возможность идентификации.
Более подробное описание радаров с использованием мощных наносекундных
СВЧ-импульсов можно найти в обзоре [65].
Литература к главе 30
1. Nation J.A. On the Coupling of an High-Current Relativistic Electron Beam to a Slow Wave
Structure //Appl. Phys. Lett. 1970. Vol. 17, N 11. P. 491-494.
2. Ковалев Н.Ф., Петелин М.И., Райзер М.Д. и др. Генерация мощных импульсов
электромагнитного излучения потоком релятивистских электронов // Письма в ЖЭТФ. 1973.
Т. 18, вып. 4. С. 232-235.
3. Elchaninov A.S., Zagulov EYa.9 Korovin S.D., Mesyats G.A. Electron Beam Accelerator with
High Pulse Recurrence Frequency // Proc. of the III Intern. Conf. on High Power Electron and
Ion Beams. Novosibirsk, 1979. Vol. 1. P. 191-197.
664 Глава 30. Генерирование мощных импульсов СВЧ-излучения
4. Гапонов-Грехов А.В., Петелин М.И Релятивистская высокочастотная электроника // Вести.
АН СССР. 1979. № 4. С. 11-23.
5. Carmel Y., Ivers J., Kribel R.E., Nation J. Intense Coherent Cherenkov Radiation due to the
Interaction of a Relativistic Electron Beam with a Slow-Wave Structure // Phys. Rev. Lett.
1974. Vol. 33, N 21. P. 1278-1282.
6. Levush В., Antonsen Т., Jr., Brombovsky A. et al. Relativistic Backward-Wave Oscillators:
Theory and Experiment. // Phys. Fluids B. 1992. Vol. 4, N 7, pt 2. P. 2293-2299.
7. Moreland L.D., Schamiloglu E., Lemke R.W. et al. Efficiency Enhancement of High Power
Vacuum BWO's Using Nonuniform Slow Wave Structures // IEEE Trans. Plasma Sci. 1994.
Vol. 22, N5. P. 554-565.
8. Релятивистские многоволновые СВЧ генераторы / СП. Бугаев, В.И. Канавец, В.И. Ко-
шелев, В.А. Черепенин. Новосибирск: Наука, 1991.
9. Ельчанинов А.С, Загулов Ф.Я., Коровин С.Д., Ростов В.В. Клистрон с релятивистским
электронным пучком // Изв. вузов. Радиофизика. 1982. Т. 25, № 8. С. 966-968.
10. Friedman М., Кг all J., Lau Y.Y., Serlin V. Efficient Generation of Multi-GW Microwave
Power by Klystron-like Amplifier. // Rev. Sci. Instrum. 1990. Vol. 61. P. 171.
11. Miller R.B., McCullough W.F., Lancaster K.T., Muehlenweg С A. Super-Reltron: Theory and
Experiments // IEEE Trans. Plasma Sci. 1992. Vol. 20. P. 332.
12. Кузелев М.В., Мухаметзянов Ф.Х., Рабинович M.C. и др. Релятивистский плазменный
СВЧ генератор // ЖЭТФ. 1982. Т. 83, вып. 4 A0). С. 1358-1367.
13. GoebelDan М., Schumacher R.W., Eisenhart R.L. Performance and Pulse Shortening Effects
in 200-kV Pasotron HPM Source // IEEE Trans. Plasma Sci. 1998. Vol. 26, N 3. P. 354-365.
14. Гинзбург Н.С, Кременцов В.И, Петелин М.И. и др. Экспериментальное исследование
мазера на циклотронном резонансе с релятивистским сильноточным электронным
пучком // ЖТФ. 1979. Т. 49, вып. 2. С. 378-385.
15. Диденко АЛ., Юшков Ю.Г. Мощные СВЧ-импульсы наносекундной длительности. М.:
Энергоатомиздат, 1984.
16. Clark М.С, Marder B.M., Bacon L.D. Magnetically Insulated Transmission Line Oscillator //
Appl. Phys. Lett. 1988. Vol. 52, N 1. P. 78-80.
17. Jiang W., Woolverton K., Dickens J., Kristiansen M. High Power Microwave Generation by a
Coaxial Virtual Cathode Oscillator // IEEE Trans. Plasma Sci. 1999. Vol. 27, N 5. P. 1538-1542.
18. Kitsanov S.A., Klimov A.I., Korovin S.D. et al. A Vircator with Electron Beam Premodulation
Based on High-Current Repetitively Pulsed Accelerator // Ibid. 2002. Vol. 30, N 1, pt 2.
P. 274-285.
19. Релятивистская высокочастотная электроника. Сб. ст. / Под ред. А.В. Гапонова-Грехова.
Вып. 1-7. Горький (Н. Новгород), 1979-1992.
20. Сильноточные импульсные электронные пучки в технологии / Отв. ред. Г.А. Месяц.
Новосибирск: Наука, 1983.
21. BenfordJ, Swegle J. High Power Microwaves. Boston: Artech House, 1992.
22. High-Power Microwave Sources / Ed. by V.L. Granatstein and I. Alexefif. Boston; L.: Artech
House, 1987. (The Artech House Microwave Libr.).
23. High-Power Microwave Sources and Technologies / Ed. by R.J. Barker and E. Schamiloglu.
N.Y.: IEEE press: Wiley, 2001.
24. Быков KM., Губанов В.И, Гунин А.В. и др. Релятивистские импульсно-периодические
СВЧ-генераторы сантиметрового диапазона длин волн // Релятивистская
высокочастотная электроника. Горький, 1988. Вып. 5. С. 101-124.
25. Gunin А. К, Klimov A.I., Korovin S.D, Pegel I. V. et al. Relativistic X-Band BWO with 3-GW
Output Power // IEEE Trans. Plasma Sci. 1998. Vol. 26, N 3. P. 326-331.
26. Иванов B.C., Ковалев Н.Ф., Кременцов СИ, Райзер МД. Релятивистский карсинотрон
миллиметрового диапазона // Письма в ЖТФ. 1978. Т. 4, вып. 14. С. 817-820.
27. Ельчанинов А.С, Коровин С.Д., Месяц ГА. и др. Генерация мощного СВЧ-излучения с
использованием сильноточных мини-ускорителей // Докл. АН СССР. 1984. Т. 279, № 3.
С. 624-626.
Литература к главе 30 665
28. Коровин С Д., Месяц Г.А., Ростов В.В. и др. Релятивистский СВЧ-усилитель
миллиметрового диапазона на сильноточном электронном мини-ускорителе // Письма в ЖТФ.
1985. Т. 11, вып. 17. С. 1072-1076.
29. Mesyats G.A. The Problem on Pulse Shortening in Relativistic Microwave Generators // Proc.
Course and Workshop on Power Generation and Applications, Villa Monastera - Varenna,
1991. Varenna, 1991. P. 345-362.
30. BenfordJ., Benford G. Survey of Pulse Shortening in High-Power Microwave Sources // IEEE
Trans. Plasma Sci. 1997. Vol. 25, N 2. P. 311-317.
31. Korovin S.D., Mesyats G.A., Pegel I.V. et al. Pulse Width Limitation in the Relativistic
Backward Wave Oscillator // Ibid. 2000. Vol. 28, N 3. P. 485-495.
32. Батраков А.В., Карлик КВ., Кицанов С.А. и др. Увеличение длительности
микроволновых импульсов гигаваттной релятивистской ЛОВ путем обработки поверхности
замедляющей системы низкоэнергетическим сильноточным электронным пучком //
Письма в ЖТФ. 2001. Т. 27, вып. 4. С. 39-46.
33. Gunin A.V., Korovin S.D., Kurkan LK. et al. Relativistic В WO with Electron Beam Pre-
Modulation // Proc. XII Intern. Conf. on High-Power Particle Beams. Hifa, 1998. P. 849-852.
34. Куркан И.К, Ростов B.B., Тотьменинов В.И. О возможности снижения магнитного поля
в релятивистской ЛОВ // Письма в ЖТФ. 1998. Т. 24, вып. 10.С. 43-47.
35. Канавец В.И. Тезисы доклада // IV Всесоюз. симпоз. по сильноточной электронике: Тез.
докл. (АН СССР, СО АН СССР, Ин-т сильноточной электроники, Ин-т ядерной физики).
Томск, 1982. Т. 2. С. 140-143.
36. Бугаев СП., Канавец В.И, Климов АЖ и др. Генерация мощных импульсов
электромагнитного излучения релятивистскими сильноточными пучками электронов
микросекундной длительности // Докл. АН СССР. 1984. Т. 276, № 5. С. 1102-1104.
37. Бугаев СИ, Канавец В.И., Климов A.M., Кошелев В.И. Атмосферный СВЧ-разряд и
исследование когерентности излучения релятивистского многоволнового черенковского
генератора // Докл. АН СССР. 1988. Т. 298, № 1. с. 92-94.
38. Кузелев М.В., Мухамедзянов Ф.Х., Рабинович М.С и др. Релятивистский плазменный
СВЧ-генератор // ЖЭТФ. 1982. Т. 83, вып. 4. С. 1358.
39. Loza 0.7!, Strelkov PS. High-Power Microwave Oscillator of Microsecond Pulse Duration
Driven by Relativistic Electron Beam // Proc. X Intern. Conf. on High-Power Particle Beams.
San Diego, 1994. Vol. 2. P. 958.
40. Стрелков П.С., Ульянов Д.К. Спектры излучения плазменного релятивистского
черенковского СВЧ-генератора // Физика плазмы. 2000. Т. 26, № 4. С. 329.
41. Mahaffey R.A., Sprangle P., Kapetanakos С.A., Golden S. High Power Microwaves from a
Nonisochronic Reflecting Electron System // Phys. Rev. Lett. 1977. Vol. 39. P. 843.
42. Коровин С Д., Пегель КВ., Полевин С Д., Ростов В.В. Виркаторы // Вакуумная СВЧ
электроника / Под ред. М.И. Петелина. Н. Новгород: ИПФ, 2002.
43. Диденко А.Н., ГригорьевВ.П.,Жерлицын А.Г. Генерация электромагнитных колебаний в
системах с виртуальным катодом // Плазменная электроника: Сб. ст. / Отв. ред. В.И. Ку-
рилко. Киев: Наук, думка, 1989. С. 112-131.
44. Селемир В Д., Алехин Б.В., Ватрунин В.Е. и др. Теоретические и экспериментальные
исследования СВЧ-приборов с виртуальным катодом // Физика плазмы. 1994. Т. 20,
№ 7/8. С. 689-708.
45. Гадецкий Н.П., Магда И.И., Найстетер СИ. и др. Генератор на сверхкритическом токе
РЭП с управляемой обратной связью - виртод // Физика плазмы. 1993. Т. 19, № 4.
С. 530-537.
46. РухадзеА.А., Столбецов СД, Тараканов В.П. Виркаторы // РЭ. 1992. № 3. С. 385-396.
47. Huttlin G.A., Bushell MS., Conrad D.В. et al. The Reflex-Diode HPM Source on Aurora //
IEEE Trans. Plasma Sci. 1990. Vol. 18, N 3. P. 618-625.
48. Взрывомагнитные генераторы мощных импульсов электрического тока / Под ред. В.Е. Фор-
това. М.: Наука, 2002.
49. Селемир В Д., Дубинов А.Е., Дубинов Е.Е. и др. Гибридный СВЧ-генератор на основе
системы виркатор + ЛБВ - виртод // Письма в ЖТФ. 2001. Т. 27, вып. 14. С. 25-29.
666 Глава 30. Генерирование мощных импульсов СВЧ-излучения
50. Месяц ГА. Импульсные ускорители для релятивистской СВЧ электроники //
Релятивистская высокочастотная электроника. Горький, 1984. Вып. 4. С. 192-216.
51. Yalandin M.I., Smirnov G.T., Shpak V.G, Shunailov S.A. High-Power Repetitive Millimeter
Range Back-Wave Oscillators with Nanosecond Relativistic Electron Beam // Proc. IX IEEE
Intern. Pulsed Power Conf. Albuquerque, 1993. P. 388-391.
52. Бугаев СИ, Канавец В.И., Климов A.M. и др. Релятивистский многоволновой черен-
ковский генератор // Письма в ЖТФ. 1983. Т. 9, вып. 22. С. 1385-1389.
53. Бастриков А.Н., Бугаев СП., Воробьюшко М.И. и др. Сильноточный электронный
ускоритель «Гамма» // ПТЭ. 1989. № 2. С. 36-41.
54. Котов Ю.А., Лучинстй А.В. Усиление мощности емкостного накопителя энергии
прерывателем тока на электрически взрываемых проволочках // Физика и техника мощных
импульсных систем. М.: Энергоатомиздат, 1987.С. 189-211.
55. Гришин ДМ., Губанов В.П., Коровин С.Д. и др. Генерирование мощных субнано-
секундных СВЧ импульсов диапазона 38 ГГц с частотой повторения до 3,5 кГц //
Письма в ЖТФ. 2002. Т. 28, вып. 19. С. 24-31.
56. Christofilos N.C, Hester R.E., Lamb W.A.S. et al. High Current Linear Induction Accelerator
for Electrons // Rev. Sci. Instrum. 1964. Vol. 35, N 7. P. 886-890.
57. Бахрушин Ю.П., АнацкийА.И. Линейные индукционные ускорители. М.: Атомиздат, 1978.
58. Goor E.G., Birx D.L., Reginato L.L. The Advanced Test Accelerator - High-Current Induction
LINAC // IEEE Tranc. Nucl. Sci. 1983. Vol. 30, N 2. P. 1381-1386.
59. Павловский А.И., Герасимов A.M., Зенков Д.И. и др. Безжелезный индукционный
линейный ускоритель // Атом, энергия. 1970. Т. 28, № 5.С. 432-434.
60. Павловский А. И., Босамыкин B.C., Кулешов Г Д. и др. Многоэлементные ускорители на
радиальных линиях // Докл. АН СССР. 1975. Т. 222, № 4. С. 817-820.
61. Павловский А.И., Босамыкин B.C., Селемир В.Д. и др. Линейные индукционные
ускорители для СВЧ генераторов // Релятивистская высокочастотная электроника. Н.
Новгород, 1992. Вып. 7. С. 81-103.
62. Теоретические основы радиолокации / В.Е. Дулевич, А.А. Коростелев, Ю.А. Мельник и
др.; Под ред. В.Е. Дулевича. М.: Сов. радио, 1964.
63. Radar Handbook / Ed.-in-chief M. I. Skolnik. N. Y.: McGraw-Hill, 1970.
64. Бункин Б.В., Гапонов-Грехов А.В., Ельчанинов А.С. и др. Радиолокационная станция на
основе СВЧ генератора с релятивистским электронным пучком // Письма в ЖТФ. 1992.
Т. 18, вып. 9. С. 61-64.
65. Manheimer W.M., Mesyats G.A., Petelin M.I. Applications of High-Power Microwave Sources
to Enhanced Radar Systems // Applications of High-Power Microwaves / Ed. by A.V. Gapo-
nov-Grekhov and V.L. Granatstein. Boston: Artech House, 1994. P. 169-207. (The Artech
House Microwave Libr.).
Глава 31
ГЕНЕРИРОВАНИЕ МОЩНЫХ ПИКОСЕКУНДНЫХ
ИМПУЛЬСОВ
§31.1 О физике пикосекундныж процессов
Исследование быстропротекающих процессов с разрешением < 1 не,
генерирование коротких мощных рентгеновских импульсов и электронных пучков,
широкополосные радары и т.д. потребовали создания генераторов мощных импульсов
длительностью <? 1 не. Малые габариты и потребляемая мощность делают такие
устройства перспективными для достижения высоких плотностей мощности при
относительно небольших затратах, однако этот диапазон длительностей имеет ряд
специфических особенностей. Значительные трудности, встретившиеся при
освоении пикосекундного диапазона, не позволяют пока с уверенностью говорить о
пикосекундной импульсной технике как таковой.
Техника мощных пикосекундных импульсов включает в себя генерирование,
передачу и измерение импульсов длительностью < 1 не при амплитуде напряжения
от 1 кВ до 1 MB. Развитие этой техники требует одновременного создания
высоковольтных быстродействующих коммутаторов, широкополосных линий передачи и
соответствующих соединительных устройств, широкополосной аппаратуры для
регистрации одиночных и редко повторяющихся импульсов. Именно
несовершенство регистрирующей аппаратуры на протяжении длительного времени не
позволяло исследовать процессы в генераторах, чем и объясняется сравнительно
медленное освоение пикосекундного диапазона. В настоящее время большой опыт
конструирования наносекундных генераторов различной мощности позволяет не
только сформулировать требования, обусловленные спецификой пикосекундного
диапазона, но и определить основные пути расчета и конструирования таких
устройств. В этом разделе мы акцентируем внимание на физических процессах в
газовых разрядах, приводящих к пикосекундным временам, а также затронем пико-
секундные магнитные явления. О пикосекундных процессах в полупроводниках
мы уже говорили в § 20.3.
Основное требование, предъявляемое к разрядным коммутирующим
устройствам пикосекундного диапазона, - это необходимость обеспечить переход
коммутатора из непроводящего состояния в состояние высокой проводимости за время
668 Глава 31. Генерирование мощных пикосекундных импульсов
коммутации tK «: 1 не. В общем случае коммутатор представляет два
металлических электрода, разделенных средой, имеющей резкую зависимость тока от
приложенного напряжения. В качестве такой среды может служить газ, жидкость,
твердый диэлектрик либо полупроводниковая структура. Несмотря на
значительный прогресс в разработке быстродействующих коммутирующих устройств
различных типов, газовые разрядники остаются в настоящее время практически
единственным типом коммутатора, пригодным для широкого использования в мощной
пикосекундной импульсной технике. Достоинство газовых коммутаторов -
простота в изготовлении и эксплуатации. Кроме того, газовый разряд хорошо изучен в
области tK «: 1 не (см. главу 6).
Короткие времена коммутации достигаются применением разрядников с
высоким давлением газа либо с большим перенапряжением на газовом промежутке [1,
2]. В случае, когда пробой газа происходит в условиях, близких к статическим,
согласно модели Ромпе-Вайцеля время коммутации может быть определено из
выражения [2]:
Л.М!^. (зи,
а
где/? - давление газа; Е - напряженность электрического поля, при которой
происходит пробой; ЛГф - коэффициент, зависящий от длительности фронта импульса
напряжения, подаваемого на разрядник (обычно К$ « 10-ь20 [2]); а - константа,
характеризующая газ (для азота и воздуха а = 0,8-И атмсм2/с-В2). Если пробой
происходит при неизменном напряжении, то согласно закону Пашена Е/р = const,
поэтому tK - /г1. Из выражения A) следует, что для достижения tK < 1 не
необходимо давление р > 10 атм, а при tK = 100 пс нужно иметь давление азота или
воздуха/? = 100 атм. Однако в этих условиях не удается получить ток больше 1ч-10 кА
из-за индуктивности образующегося искрового канала, значительно
ограничивающей нарастание тока. Следует отметить, что требование большой скорости роста
тока на выходе коммутатора является одним из основных в пикосекундном
диапазоне, так как наличие в тракте даже небольшой паразитной емкости (~1 пФ)
заметно удлиняет фронт, что может явиться причиной уменьшения амплитуды импульса
на выходе генератора. По этой же причине формирующие элементы
пикосекундных генераторов должны иметь малое волновое сопротивление.
Уменьшения времени коммутации при больших токах через разрядник можно
достигнуть, создав большое перенапряжение на газовом промежутке при большом
числе инициирующих электронов, что приводит к объемному режиму пробоя газа
[2]. Если пренебречь влиянием межэлектродной емкости и сопротивлением
контура, то:
tK=(averJ-^\ C1.2)
где а - коэффициент ударной ионизации, ve - скорость дрейфа электронов в газе,
10 - ток, от уровня которого отсчитывается время tK (обычно 10 составляет 10%
от амплитуды тока), d - длина газового промежутка, е - заряд электрона, N0 -
число инициирующих электронов. Зависимость ptK = f{Elp) для различных газов
представлена на рис. 6.6, откуда видно, что при р = const из-за быстрого роста а и
§31.1 О физике пикосекундных процессов 669
ve при увеличении Е время коммутации уменьшается и достигается tK < 1 не уже
при атмосферном давлении азота, если Е > 105 В/см. Характерной особенностью
импульсного разряда при высоком значении Е является отсутствие контрагирован-
ного канала при высоком давлении при больших токах, что делает такие
разрядники наиболее перспективными для пикосекундного диапазона.
Генерирование пикосекундных импульсов больших токов при относительно
невысоких напряжениях, как правило, осуществляется при помощи разряда
малоиндуктивной емкости через газовый лавинный коммутатор [2]. Максимальный ток
/а будет достигнут в случае, если сопротивление R и индуктивность L в контуре
незначительны, т.е. LIR <к tK. В этом случае
( еЛ
Iu=aveU0CF\-\9 C1.3)
при этом длительность импульса
'„«
av0F
C1.4)
где аи1/е- коэффициент ударной ионизации и скорость дрейфа электронов при
напряжении пробоя коммутатора UQ, С - емкость накопительного конденсатора,
F(E/p) - функция отношения Е1р. Учет сопротивления R приводит к некоторому
изменению функции F(E/p) (рис. 1). Из формул C) и D) следует, что при разряде
в воздухе при атмосферном давлении для Е = 105 В/см и С = 100 пФ величины /а
и tK должны составлять 1 кА и 0,1 не соответственно. Экспериментально
показано, что эти условия выполняются при двукратном и более перенапряжении на
газовом зазоре [2].
Аналогичные условия можно получить и в разрядниках при давлении газа
ниже атмосферного. В работе [3] испытан разрядник, работающий на левой ветви
кривой Пашена, причем полученные параметры импульсов были близки к тем, что
достигнуты при использовании разрядников высокого давления.
Ь, 0,2
400 800
Е/р [В/(см -Тор)]
Рис. 31.1. Функция F(Elp) при различных A = aveRC и 1 = 0
670 Глава 31. Генерирование мощных пикосекундных импульсов
Среди других конструкций разрядников, пригодных для некоторых применений
в пикосекундном диапазоне, следует отметить ртутные реле [4], позволяющие
формировать импульсы с фронтом 0,1 не при напряжениях до 1 кВ для калибровки
трактов; коммутаторы, использующие разряд по поверхности диэлектрика в
вакууме [2]; последовательное соединение большого числа коротких (-0,1 мм)
газовых промежутков, обеспечивающее широкий диапазон напряжений срабатывания
без перестройки [5].
Коммутаторы, использующие пробой жидких и твердых диэлектриков,
вследствие большей сложности, нестабильности срабатывания, а особенно из-за
технических трудностей в эксплуатации, связанных со сменой диэлектрика после
каждого импульса, в пикосекундном диапазоне пока применяются редко. Для
достижения времени коммутации tK = 500 пс потребовался запуск твердотельного
разрядника импульсом света от рубинового лазера мощностью 20 МВт [6], тогда как
запуск лазером простого по конструкции газового разрядника высокого давления
позволил коммутировать напряжение 30 кВ за время ~0,12 не при мощности
лазера 1 МВт [7].
В пикосекундном диапазоне работают также полупроводниковые и
магнитные переключатели, а также линии с ударными электромагнитными волнами (см.
главы 20-23). В частности, как показано в § 23.3 (формула 23.9), длительность
фронта стационарной ударной электромагнитной волны составляет *ф « к/уЯ,
где у = 2,2 105 м/А-с - гиромагнитное отношение для электрона, Я-
магнитное поле в линии при амплитудном токе, к - коэффициент порядка нескольких
единиц, который определяется начальной намагниченностью феррита и
намагниченностью насыщения. Чтобы получить /ф ~ 10~10 с, необходимо иметь Я порядка
килоэрстед. Более подробное изложение особенностей работы пикосекундных
импульсных устройств большой мощности дано в обзорах [2, 8, 9]. Особенности
работы коаксиальных линий в пикосекундном диапазоне рассмотрены в работах
[10,11].
Особый интерес представляют пикосекундные генераторы с напряжением
105 -ПО6 В. В них обычно в качестве диэлектрика в коаксиальных линиях
используются сжатый газ или трансформаторное масло. Принимая, что максимальная
напряженность поля на внутреннем проводнике достигается при 1п(?>2/Ц) = 1,
можно оценить ту наименьшую длительность фронта импульса *ф, которая может
быть получена для данной коаксиальной линии. Этот минимальный фронт и
соответственно длительность пикосекундного импульса определяются соотношением
/ф*1,540-87^, C1.5)
где Еи - напряженность электрического поля на внутреннем коаксиале, В/м, а
С/а - амплитуда напряжения, В.
Как показано в [12], напряженность электрического поля, при которой
наступает пробой трансформаторного масла, с уменьшением времени воздействия
напряжения от 100 не до 100 пс возрастает почти в 10 раз. При времени воздействия
tn ~ 1 не Ем « 5-Ю6 В/см, а при длительности /и - 0,2 не величина Ем
превышает 107 В/см. Как мы знаем, электрическая прочность газовой изоляции в условиях
статического пробоя определяется законом Пашена (см. главу 6). Обычно в технике
§31.2 Схемы и конструкции пикосекундных генераторов 671
пикосекундных импульсов используется дальняя правая ветвь кривой Пашена.
Электрическая прочность зависит от сорта газа, причем наибольшая прочность
достигается в элегазе и смеси элегаза с азотом. Однако наиболее часто в качестве
изоляции в коаксиальных линиях используется азот при давлении до 100 атм или
водород, если нужно получать большую частоту следования импульсов.
Из соотношения E) следует, что при мегавольтных напряжениях наименьшая
возможная длительность фронта /фм = 10~10 с реализуется при достаточно большой
напряженности электрического поля A07 В/см) и малой диэлектрической
проницаемости изолирующей среды (е < 2). В данном случае предпочтительна изоляция
из сильно сжатого газа (е = 1). Фактически эта длительность ограничивается не
свойствами линий, а другими факторами - временем коммутации разрядников и
наличием неоднородностей в тракте передачи, благодаря которым импульсы
подвержены уширению с понижением амплитуды. При этом длительность импульса
оказывается значительно больше указанных выше значений.
§ 31.2 Схемы и конструкции пикосекундных генераторов
Существует несколько схем генерирования пикосекундных импульсов. Самый
простой из них - это прямой разряд конденсатора или короткого отрезка длинной
линии на нагрузку через коммутатор в сжатом газе (азот, воздух и т.д.) у которого
время коммутации tK «: 1 не. Сжатый газ можно заменить на газ при атмосферном
давлении, если осуществлять быструю зарядку (несколько наносекунд)
конденсатора или линии. В этом случае при двукратном и большем перенапряжении время
/к «: 1 не, о чем мы говорили в § 1.
Амплитуда /а и длительность tK импульса тока определяются формулами C) и
D). Увеличение тока /а и уменьшение длительности импульса *и не беспредельно
из-за геометрических размеров конденсатора. Если
a0v0F
ГЕ^
?
/.-, C1.6)
где / - характерная длина пластины конденсатора, то предельная длительность
импульса *и определится из соотношения
:-^, C1.7)
где с - скорость света.
Эксперименты показали, что для реализации лавинного разряда необходимо
осуществлять импульсный заряд конденсатора С и иметь перенапряжение на газовом
промежутке порядка двукратного и более. При уменьшении перенапряжения
образуются отдельные каналы разряда в промежутке, и длительность импульса /и
увеличивается. Для устранения этого эффекта было предложено [2] один или оба
электрода покрывать слоем диэлектрика с собственной емкостью Сд » С. При этом
образование одного или нескольких каналов разряда не ведет к большой проводимости
промежутка из-за малого тока смещения через диэлектрик. Эти каналы излучают
фотоны, которые при фотоэффекте на катоде создают нужное число начальных
электронов. При этом для осуществления лавинного разряда необходимо иметь хотя бы
672 Глава 31. Генерирование мощных пикосекундных импульсов
один свободный электрон. Таким образом, второй способ получения пикосекундных
импульсов - это использование короткой накопительной линии. На рис. 2 показаны
схемы двух генераторов с дисковой накопительной линией (рис. 2, а) и
накопительным конденсатором (рис. 2, 6) [13]. При этом инициируюпще электроны у катода
создавались ультрафиолетовой подсветкой катода от разряда по поверхности
керамики в анодной области. От генераторов на рис. 2, а был получен импульс с
амплитудой 60 кА при длительности ~5 не, а на рис. 2, б - соответственно 3 кА и 0,2 не.
Визуальные наблюдения показывают, что во всех случаях лавинной коммутации
светился весь объем промежутка и не было отдельных каналов разряда.
Используют также различные модификации линий, позволяющих из крутого
перепада напряжения и тока (<к 1 не) получать пикосекундный фронт. Например,
для формирования прямоугольных импульсов на нагрузке может быть
использована либо схема с двумя параллельно включенными линиями, каждая из которых
формирует перепады напряжения одинаковой амплитуды, но противоположной
полярности (рис. 3), либо схема формирующей линии с короткозамкнутым
участком (рис. 4).
В случае, если генератор работает по схеме рис. 3, длительность импульса и его
полярность на нагрузке определяются тем, какой из импульсов и насколько раньше
пришел к нагрузке. Время распространения импульса по линии на рис. 4 можно
регулировать длиной отрезка линии Л2, т.е. длительность импульса будет
определяться двойным пробегом волны по короткозамкнутому отрезку линии Л2.
Для предотвращения появления послеимпульсов на нагрузке в схеме рис. 4
необходимо так подобрать волновые сопротивления линий, чтобы волна от коротко-
замкнутого конца линии Л2 компенсировала волну в линии ЛГ3. Тем не менее в
такой схеме имеют место отраженные импульсы от начала линии Л\.
34 мм
Рис. 31.2. Конструкции генераторов тока: (а) 1,5- электроды; 2 - конденсатор (С =
= 6,2-Ю-9 Ф, 8 = 700); 3 - воздушный зазор E = 3 мм, р = ПО мм рт. ст.); 4 - поджигающий
электрод; 6 - титанатовая керамика для инициирования разряда; 7 - шунт; 8 - корпус;
(б) 1 - электрод; 2 - конденсатор (С = 1,5-Ю-10 Ф, s = 80); 3 - зазор (8 = 0,3 мм, р =
= 760 мм рт. ст.); 4 - поджигающий электрод; 5 - диэлектрический слой из керамики на
поверхности электрода; 6 - обкладка конденсатора
§ 31.2 Схемы и конструкции пикосекундных генераторов 61Ъ
Рис. 31.3. Генератор с двумя формирующими линиями: 1 - генератор исходного импульса;
2 - формирующие линии
Ux
Лх
Л2
2>
Лз
Рис. 31.4. Генератор с одной формирующей линией: Г- генератор исходного импульса; Л\ -
формирующая линия; Л2 - короткозамкнутый отрезок длинной линии; Лъ - передающая
линия, Ux - волна от генератора Г
Чтобы избежать этого недостатка, используют генераторы со срезающим
разрядником. Все они, как правило, выполнены по одинаковой схеме (рис. 5) [8] и
отличаются конструктивным исполнением, типом и режимом работы обострителя,
наличием устройства, ограничивающего длительность импульса и т.п.
Формирующая линия Лх заряжается постоянным или импульсным напряжением от
источника Uq. После срабатывания разрядника Pi импульс с наносекундным фронтом
поступает на коммутатор-обостритель Р2 и через передающую линию Л3 - на
нагрузку ZH. В случае несогласованной нагрузки длительность импульса
ограничивается срезающим разрядником Р3. Формирующая линия, как правило, выполняется в
виде отрезка коаксиальной линии, электрическая прочность которой и определяет
максимальную амплитуду импульса на выходе генератора.
Схему на рис. 5 следует считать обобщенной. В некоторых генераторах может
отсутствовать тот или иной ее элемент. Так, вместо первичного генератора,
содержащего линию Лх и разрядник Рь может быть использован другой генератор с
наносекундным фронтом (генераторы Маркса, на SOS-диодах, с магнитными
элементами, нелинейная ударная линия и т.д.). Кроме того, линия Л3 может
отсутствовать, а разрядники Р2 и Р3 могут находиться геометрически рядом для
ультрафиолетовой подсветки, как это было сделано в [5, 8].
и0
Лх
*^ЕЕЕЭ*ЕЕ
Л2
К
Лз
Рг
ГЕ1
Z„
-WW—\
Рис. 31.5. Схема пикосекундного импульсного генератора
43. Месяц Г'.А.
674 Глава 31. Генерирование мощных пикосекундных импульсов
Как было показано выше, в пикосекундном диапазоне невозможно
использовать линии большого диаметра с жидкими диэлектриками из-за появления волн
высших типов. Поэтому опыт конструирования высоковольтных линий наносе-
кундного диапазона здесь неприменим. Большинство генераторов в качестве обо-
стрителей использовали газовые разрядники, работающие в режиме импульсного
пробоя с амплитудой выходного напряжения в пределах 15-^50 кВ [1, 2, 5, 14, 15].
Повышение амплитуды зарядного напряжения до 400 кВ позволило уменьшить
фронт импульса до -100 пс, однако при этом потребовалось применение
специальных коаксиальных линий с газовой изоляцией высокого давления (рис. 6) и
импульсный заряд от наносекундного генератора Маркса за время 10 не [11].
Особенностью этой конструкции генератора является общий объем линий и разрядников,
заполненный азотом под давлением 40 атм, что позволило сократить до минимума
количество опорных изоляторов. При формировании импульса без срезающего
разрядника спад импульса получается длиннее фронта, так как спаду необходимо
дважды пройти через формирующую линию. Поэтому для уменьшения
длительности импульса в генераторе использован срезающий разрядник, расположенный
рядом с обострителем. Такое решение позволило сформировать спад импульса
короче фронта из-за большого перенапряжения на срезающем разряднике (рис. 6) и
стабилизировать его работу подсветкой от разрядника-обострителя.
Схема импульсного генератора (рис. 6) [11], в котором коаксиальные линии,
обостряющий и срезающий разрядники находятся в атмосфере сжатого газа, стала
основной для разработки пикосекундных систем различного назначения в ИЭФ.
Устройство, объединяющее обостряющий и срезающий разрядники, получило
название «слайсер» (от английского слова «slice» - нарезать). Особое внимание было
сосредоточено на создании систем с перестраиваемыми параметрами: амплитудой,
длительностью, формой импульса, а также допускающих частотный режим. Эти
возможности пикосекундных генераторов [19] в дальнейшем позволили применить
их для формирования и исследования коротких электронных сгустков, СВЧ
импульсов и сверхширокополосных радиоимпульсов. В качестве наносекундных
драйверов использовались генераторы РАДАН-303 (А, Б). Выбор газовой среды
для слайсера (азот под давлением до 60 атм) был обусловлен тем, что, в отличие от
Рис. 31.6. Высоковольтный пикосекундный генератор с вакуумным диодом. 1 - генератор
Маркса, 2 - формирующая линия, 3 - блок обостряющего и срезающего разрядников, 4 -
передающая линия, 5 - вакуумный диод с острийным катодом
§ 31.2 Схемы и конструкции пикосекундных генераторов 675
жидких диэлектриков, скорость восстановления электрической прочности газовых
разрядников в определенных пределах допускает режим работы с повышенной
частотой повторения без продувки искровых зазоров.
Необходимым требованием к системе формирования и передачи
пикосекундных импульсов является широкополосность ее трактов. Ограничения радиальных
размеров «сверху» (слайсер представляет коаксиал) связаны с возможностью
возбуждения высших типов волн, обладающих частотной дисперсией.
Уменьшение поперечного сечения является противоречивым требованием с точки зрения
электрической прочности высоковольтной системы. Тем не менее, для
параметров обостряемого импульса (~5 не, 150-200 кВ) оказалось возможным
минимизировать диаметр 50-омного коаксиала слайсера до 40 мм, что позволяло, в
принципе, передавать без искажений фронт ~50 пс. Искажения фронта импульса
были также снижены при отказе от традиционной биконической конфигурации
электродов (рис. 7, а). Взамен была применена конфигурация (рис. 7, б), которая
при вариации зазоров разрядников сводила к минимуму изменения волнового
сопротивления прилежащих участков коаксиального тракта.
Конструкция слайсера позволяла в рабочем режиме (на частоте повторения до
100 Гц) менять зазоры разрядников с помощью эксцентриковых механических
приводов. Перемещение заземленного срезающего электрода не вызывало
проблем. Привод подвижного электрода обострителя осуществлялся через конический
тонкостенный изолятор, расположенный в зазоре коаксиала (радиальный размер
10 мм, раствор 60°). При длительности воздействия до 5 не этого было достаточно
для безаварийной работы при предпробойном потенциале на внутреннем
проводнике 300-350 кВ (в зависимости от частоты повторения). Соответствующие
напряженности ~400 кВ/см выдерживал и входной массивный капролоновый
изолятор. Зазоры разрядников с точностью 10 мкм контролировались по
измерительным эксцентрикам наружной установки, что обеспечивало воспроизводимую
V\- Нагрузка
—™„ — ^г~—г~ Делитель 4
Рис. 31.7. Конструкция высоковольтного пикосекундного формирователя (слайсера). (а-г) -
- конфигурации электродов газовых обостряющих и срезающего разрядников. Рабочий газ:
азот под давлением 40-60 атм
43*
676 Глава 31. Генерирование мощных пикосекундных импульсов
Рис. 31.8. Наиболее короткий импульс, полученный от генератора с трехзазорным
обострителем
прецизионную настройку системы без разборки и разгерметизации. В результате
имелась возможность:
A) при неизменном dUldt фронта изменять амплитуду и длительность
выходного импульса (фиксировался обостритель, настраивался срез);
B) при неизменной амплитуде изменять фронт (фиксировался срез,
настраивался обостритель);
C) одновременно варьировать все три параметра при настройке обоих
разрядников. Дополнительные возможности коррекции формы заключались в вариации
количества обостряющих зазоров (рис. 7, в, г), в изменении давления азота и профиля
электродов. Последние два варианта позволяли изменять форму предымпульса.
В слайсере с однозазорным обостряющим разрядником был получен импульс
-160 кВ с длительностью на полувысоте -300 пс. Величина dUldt на обостряющем
зазоре составляла ~2х1014 В/с. Срезающий разрядник работал в условиях
«бегущей волны», но при более высоком dU/dt. Поэтому его зазор был меньше, чем в
обострителе. В результате обеспечивалась пониженная индуктивность
коммутатора, и задний фронт сформированного импульса был обычно в 2-3 раза короче
переднего. Используя тот факт, что dUldt и электрическая прочность возрастают на
последующем искровом промежутке слайсера, при использовании трехзазорного
обострителя был получен импульс ~150 кВ с длительностью на полувысоте 150 пс
(dU/dt = 1015 В/с) (рис. 8). Длительность среза E0 пс) совпадала с переходной
характеристикой регистратора - осциллографа.
§ 31.3 Импульсно-периодические генераторы
Если не принимать особых мер, то генераторы пикосекундных импульсов с
искровыми разрядниками могут работать с частотой повторения импульсов порядка
102 Гц. Для перехода в килогерцовый и более высокий диапазоны необходимо
иметь, с одной стороны, зарядные устройства с необходимой частотой зарядки, а с
другой - принимать меры к совершенствованию коммутаторов, обострителей и
срезающих устройств. Если в первичной зарядной цепи в качестве коммутаторов
применять тиратроны или тиристоры, то можно иметь частоту следования
импульсов до 104 Гц и более, но при условии охлаждения системы зарядки. При
использовании в качестве коммутатора разрядника в сжатом газе для получения 103 Гц в
нем необходима интенсивная прокачка газа, о чем мы говорили в § 16.2.
§31.3 Импулъсно-периодические генераторы 677
При работе в пикосекундном диапазоне необходимо, чтобы срезающие и
обостряющие разрядники одновременно обладали двумя свойствами. Во-первых,
имели пикосекундные времена коммутации, а во-вторых, - малое время
восстановления электрической прочности, которое определяется временем деионизации
промежутка. Необходимо отметить, что второе свойство сопутствует первому, так как
чем короче длительность импульса, тем меньше энергии выделяется в газе в
процессе разряда и тем быстрее происходит деионизация плазмы.
Однако есть еще два обстоятельства, которые одновременно влияют на тот и
другой процесс. Это сорт газа и тип разряда. Как мы показали в § 6.7, водород при
прочих равных условиях имеет более короткое время восстановления, чем другие газы.
Что касается типа разряда, то для получения малого времени коммутации
необходимо иметь объемный лавинный разряд с многоэлектронным инициированием. В
таком разряде плотность плазмы существенно меньше, чем в разряде с плазменным
каналом. Необходимо отметить, что в условиях высокого давления газа и
перенапряжения на промежутке средняя напряженность электрического поля на катоде
обострителя всегда Е >106 В/см. Поэтому катод всегда испускает ток
автоэлектронной эмиссии с микроострий за счет усиления этого поля. Что касается срезающего
разрядника, то он работает в условиях облучения промежутка ультрафиолетом от
разряда в обострителе, поэтому объемный разряд в нем также обеспечивается.
С использованием разрядников с объемной лавинной коммутацией в [16]
разработан генератор пикосекундных импульсов тока с плавно регулируемой амплитудой
тока и частотой следования импульсов до 104 Гц. Устройство коммутирующего
элемента, использованного в генераторе, схематически показано на рис. 11.4 (см.
главу 11). Между пластинами 1 и 3 имеется воздушная прослойка 5, которая образуется
за счет того, что пластины соприкасаются по местам микровыступов на
поверхностях керамики и металла. Средняя высота зазора между элементами 1 и 2
определяется степенью обработки поверхностей и обычно находится в пределах 10-30 мкм.
При приложении к электродам импульсного напряжения в точках касания по
поверхности керамики развивается разряд, излучение которого вызывает
появление у катода электронов, инициирующих лавинный разряд в воздушном зазоре
между керамикой 1 и металлическим электродом 3. Для увеличения запаздывания
пробоя и увеличения тем самым напряженности поля в газовом зазоре на
пластине 3 поддерживается положительный потенциал.
Схема генератора приведена на рис. 9. Подмодулятор вырабатывает импульсы
зарядного напряжения с амплитудой до 2 кВ, длительностью фронта -50 не.
Использование дросселя с ферритом Др позволяет увеличить скорость нарастания
напряжения на емкости С и коммутаторе К. Таким образом, ферритовый дроссель
ДРХ К
о-^? г 7Ц2_
Импульс от
подмодулятора _1_ q
$г
Косц.
Рис. 31.9. Электрическая схема генератора пикосекундных импульсов тока с лавинным
газовым коммутатором
678 Глава 31. Генерирование мощных пикосекундных импульсов
играет роль первого обострителя. После срабатывания коммутатора в контуре С, К,
Д, R формируется импульс тока. Сопротивление R = 0,25 Ом является
измерительным шунтом, Д - исследуемая нагрузка, в качестве которой был
полупроводниковый лазерный диод. В таком генераторе длительность импульса тока на уровне
половины амплитуды составляет 0,6 не. Частота следования импульсов генератора
регулируется изменением частоты запускающих импульсов. Максимальная частота
следования определяется максимальной частотой срабатывания тиратрона подмо-
дулятора. Возможна работа на частотах до 3104 Гц при амплитуде импульса тока
до 500 А и до 104 Гц при токах ~103 А. Исследование работы генератора,
питаемого от схемы с двумя тиратронами, которые запускаются сдвинутыми во времени
импульсами, показало, что возможно формирование двух импульсов с интервалом
между ними до 1 мкс. Разброс во времени появления на нагрузке импульса тока
относительно момента подачи пускового импульса составляет -0,3 не и обусловлен
временным разбросом момента запуска тиратрона подмодулятора. Разработке
описанного выше генератора предшествовала работа Ковальчука [17] по созданию пико-
секундного генератора с током до 103 кА и частотой следования импульсов 7 кГц.
Для получения периодических пикосекундных импульсов напряжения с
частотой следования импульсов более 103 Гц в [18] применялся гибридный
высоковольтный генератор (рис. 10), объединяющий твердотельный наносекундный
генератор СМ-ЗНС с индуктивным накопителем энергии и полупроводниковым
SOS-прерывателем тока вместе с субнаносекундным формирователем импульсов
на основе водородных разрядников с давлением газа 100 атм. Генератор СМ-ЗНС
обеспечивал на выходе сходные параметры зарядных импульсов с
длительностью на полувысоте 5-6 не при гораздо меньшей полной нестабильности (-1%).
В первой серии экспериментов частота повторения варьировалась в диапазоне
100-2000 Гц. При этом результаты, полученные при водородном заполнении
разрядников, сравнивались с аналогичными режимами работы в случае заполнения
азотом (также без циркуляции газа в зазорах разрядников). Во второй серии
экспериментов на частоте повторения до 3500 Гц изучались режимы только
водородных разрядников.
Приведенный на рис. 10 генератор имел следующие параметры: LH -
насыщающийся дроссель; Сн - накопительный конденсатор 330 пФ - 20 кВ (четыре
SOS-драйвер
Сн l
_JL_TYYY^-
?н
SOS V Дз:
Ль
Обостритель импульсов
,/1Чу)& ^Ян
Рис. 31.10. Схема выходных каскадов гибридного пикосекундного высоковольтного
генератора. Описание дано в тексте
§31.4 Пикосекундные электронные пучки, СВЧ и рентгеновские импульсы 679
параллельно и шесть последовательно); L - индуктивный накопитель 0,4 мкГн;
SOS-прерыватель тока из четырех параллельных сборок SOS-диодов; R\ - токовый
шунт 0,5 Ом; R2, R3 - резистивный делитель на резисторах ТВО; СФЛ - емкость
пикосекундной формирующей линии - 9 или 17 пФ; Si, S2 - обостряющий и
срезающий газовые разрядники; RH - резистивная нагрузка 51 Ом.
Импульс драйвера заряжал формирующую линию пикосекундного
преобразователя с волновым сопротивлением ~50 Ом и емкостью 9 или 17 пФ.
Конструктивно линия была совмещена с блоком водородных разрядников. Обостряющий и
срезающий искровые зазоры могли плавно регулироваться с помощью механических
эксцентриковых приводов непосредственно во время работы. В случае
максимальной зарядки формирующие линии емкостью 17 и 9 пФ заряжались до 300 кВ и
420 кВ соответственно.
Во всех экспериментах напряжение пробоя водородного разрядника - обостри-
теля настраивалось близким к величине максимального зарядного напряжения
формирующей линии. Тем не менее, пропуски срабатывания разрядника не
наблюдались. Этот факт можно отнести к специфике работы наносекундного драйвера
СМ-ЗНС с индуктивным накопителем энергии, формирующего стабильный
импульс для зарядки емкостного накопителя, а также объяснить тем, что в режиме
холостого хода при небольшой емкостной нагрузке такой драйвер автоматически
поднимает напряжение до определенного предела.
При формировании пикосекундных импульсов принципиальным является
вопрос о частотной полосе пропускания передающих линий, используемых в
конструкции пикосекундного преобразователя под высоким давлением. Искажение
амплитудно-частотных характеристик этих трактов в области высоких частот и
паразитные отражения от конструктивных неоднородностей могут приводить к
затягиванию фронтов формируемых импульсов, а при их малой общей длительности - и
к снижению амплитуды. При давлении водорода в 100 атм, коаксиальный тракт
сложно сделать однородным по сечению вдоль всей длины. Во избежание
появления значительных неоднородностей в области изоляторов конструкция была
предварительно оптимизирована в численном эксперименте.
В таком генераторе были получены импульсы с амплитудой 200 кВ
длительностью 0,4 не и частотой следования импульсов до 3,5 кГц. Это был пакетный режим
работы в течение 1 с с интервалом 3-5 мин между пакетами.
Отдельную группу приборов составляют пикосекундные импульсные
генераторы, в которых используются полупроводниковые дрейфовые диоды с резким
восстановлением (ДДРВ), о которых мы говорили в главе 21. В таких генераторах
можно получать импульсы напряжения с амплитудой до 104 В длительностью до
0,5 не и частотой следования до 104 Гц [19].
§ 31.4 Пикосекундные электронные пучки, СВЧ
и рентгеновские импульсы
Одним из применений пикосекундных импульсов является генерирование
мощных электронных пучков в ускорителях со взрывной эмиссией. В первом таком
ускорителе электронов, разработанном в ИСЭ [11], использовалась схема
ускорения электронов, показанная на рис. 6. От генератора Маркса импульс с напряжением
680 Глава 31. Генерирование мощных пикосекундных импульсов
400 кВ и фронтом 1,5 не заряжал коаксиальную линию со сжатым до 40 атм
азотом. Затем происходило обострение и укорочение при помощи разрядников в том
же газе. В качестве катода использовались металлические острия либо торцы
трубок из фольги. Это позволило сформировать электронный пучок с энергией
250-5-300 кэВ и током 2,5 кА при длительности импульса 0,2-5-0,4 не.
Преимуществами такого способа являются: простая конструкция вакуумного диода,
возможность работы в плохом вакууме (~10~2 Торр), а также высокая плотность
эмиссионного тока. В отличие от наносекундных ускорителей при таких длительностях
импульса можно получить ток в диоде, превышающий 1 кА без перекрытия плазмой
вакуумного промежутка уже при расстоянии анод-катод 0,1-5-0,2 мм и достигнуть
высоких значений плотности тока на аноде без применения специальных
фокусирующих устройств. В случае острийного катода средняя плотность тока на аноде
достигала > 1 МА/см2 при диаметре пучка 0,2-5-0,3 мм, а в центральной области
пучка плотность тока превышала 10 МА/см2 [20].
Следует отметить специфику вакуумных диодов при работе в пикосекундном
диапазоне, заключающуюся в том, что емкость системы анод-катод Сд должна
быть малой, чтобы не нагружать генератор током смещения через диод, т.е.
удовлетворять условию Сд < /ф/Z, где Z - выходное сопротивление генератора. В
частности, для Z = 30 Ом требуемая величина Сд < 1 пФ [11]. Это условие создает
дополнительные трудности при проектировании вакуумных диодов, особенно при
выборе конструкции катодов. Позже этот метод получения пикосекундных электронных
пучков использовался для энергий электронов вплоть до 1 МэВ [21].
В [22] разработан компактный пикосекундный ускоритель электронов на базе
генератора «РАДАН-303» при токе до 1 кА, энергии электронов до 250 кэВ и
длительности импульса до 0,3 не. Вся система укорочения импульса была такой же,
как в [11], т.е. с использованием слайсера. Между слайсером и диодом
устанавливалась ступенчатая линия для согласования генератора с диодом. Ускоритель
использовался для получения пикосекундных электронных пучков в коаксиальном
диоде с магнитной изоляцией (КДМИ). Графитовый трубчатый катод диаметром
4 мм находился в области однородного магнитного поля A0-20 кЭ), создаваемого
импульсным соленоидом. В поле этого же соленоида была расположена дрейфовая
камера диаметром 10 м и длиной 30 см, отделенная от катода коллиматором. Меняя
коллиматор, можно было на порядок уменьшать ток пучка, оставляя неизменной
амплитуду ускоряющего импульса и геометрию КДМИ. Остаточное давление в
дрейфовой камере составляло -Ю'МО-4 Торр. Поперечная структура пикосекунд-
ного пучка фиксировалась за один импульс по отпечаткам на дозиметрической
пленке, которая устанавливалась на подвижном коллекторе в различных точках
дрейфовой камеры.
Этот ускоритель (рис. 11) предоставил уникальную возможность впервые
экспериментально исследовать индуцированное излучение единичного плотного
электронного сгустка в СВЧ-диапазоне: классический аналог известного в квантовой
электронике эффекта сверхизлучения (СИ) [23]. В теоретических исследованиях
[24] было показано, что в микроволновом диапазоне сверхизлучение может иметь
место в сгустке электронов, осциллирующих в ондуляторе, вращающихся в
однородном магнитном поле (циклотронное СИ). Аналогичные эффекты должны иметь
§ 31.4 Пикосекундные электронные пучки, СЕЧ и рентгеновские импульсы 681
Рис. 31.11. Схема сильноточного пикосекундного электронного ускорителя
место также при черенковском механизме взаимодействия короткого электронного
сгустка с медленными волнами гофрированных металлических резонаторов и
диэлектрических замедляющих систем.
Для экспериментальной проверки эффекта СИ фактически требовалось в
реальном масштабе времени наблюдать «предысторию» и начальные стадии
переходных процессов хорошо известных релятивистских СВЧ-приборов: мазеров на
циклотронном разряде, ламп обратной волны, черенковских мазеров.
Наблюдения выполнялись в условиях, когда обратная связь отсутствовала:
пространственная длина электронного сгустка на входе приборов E-7 см) не превышала
или была значительно меньше длины пространства взаимодействия A0-30 см)
[25]. Необходимое временное разрешение при наблюдении СИ обеспечивалось
специально разработанным для этих целей СВЧ-датчиком с переходной
характеристикой < 200 пс.
Доказательством индуцированной природы регистрировавшегося излучения
являлся характер зависимости пиковой мощности от длины взаимодействия
(рис. 12). Указанная мощность росла по экспоненциальному закону. Если
предположить, что наблюдаемое излучение обусловлено не процессом автофазировки
1,0
0,8
1 0,6
о.
0,4
0,2
0 4 8 12 16 20 24 28 30
Z [см]
Рис. 31.12. Зависимость пиковой мощности импульса циклотронного сверхизлучения
электронного сгустка от длины (времени) высвечивания для двух значений тока. Ведущее
магнитное поле 12 кЭ
682 Глава 31. Генерирование мощных пикосекундных импульсов
(особенность СИ), а наличием достаточно сильной начальной модуляции
электронов по фазам циклотронного вращения - спонтанным излучением, то зависимость
(рис. 12) должна расти не быстрее, чем корень из длины. Итак, была показана
принципиальная возможность генерирования электромагнитных импульсов,
содержащих всего несколько периодов СВЧ-колебаний.
Для лампы обратной волны, работающей в режиме СИ, была
продемонстрирована возможность значительного превышения пиковой мощности излучения не
только над уровнем стационарной генерации, но и по сравнению с мощностью
электронного пучка [26]. Этот эффект имеет ряд аналогий с компрессией
мощности в импульсных системах. Он не противоречит закону сохранения энергии,
поскольку ее передача происходит от электронов к электромагнитной волне в
распределенном режиме: при встречном движении пространственно-короткого
формируемого пакета излучения и более протяженного потока электронов.
Наряду с теоретическим и экспериментальным изучением фундаментальных
свойств СИ электронных потоков, генерирование ультракоротких импульсов
представляет большой практический интерес. Например, из-за предельно малых
длительностей процессов генерации резко снижаются требования к
электрической пробивной прочности как электродинамических вакуумных систем СВЧ
прибора, так и других его компонент. В результате появляется возможность
существенно повысить стабильность генерации, в том числе и в режимах с
большой частотой повторения импульсов. Такие разработки уже привели к созданию
источника СИ диапазона 38 ГГц, обеспечивающего пакетное (~1 с)
генерирование пикосекундных СВЧ импульсов мощностью 200-300 МВт с частотой
повторения до 3,5 кГц [26]. Для этого использовалась схема получения первичного
импульса на основе полупроводникового SOS-генератора с магнитной компрессией,
показанного на рис. 10.
В [27] были испытаны источники пикосекундных рентгеновских импульсов
следующей конструкции. Генератор пикосекундных импульсов, разработанный в [11],
подсоединялся к серийному полиэтиленовому кабелю серии РК с диаметром
внешнего проводника 1,5V7 мм, а на конце кабеля устанавливалась рентгеновская трубка.
Амплитуда напряжения генератора составляла 220 кВ, длительность импульса
0,5 не, волновое сопротивление 30 Ом. Катодом рентгеновской трубки служила жила
кабеля, а анодом вольфрамовая пластина (рис. 13). Для измерения энергии
электронов в трубке вместо анода устанавливалась щелевая диафрагма. Вырезанный ею
электронный пучок отклонялся магнитным полем и попадал на люминесцирующий
экран, на котором высвечивались изображения щели, соответствующие основному и
отраженным импульсам, смещенные пропорционально энергиям электронов.
Специальных мер для подавления отраженных импульсов не предпринималось, что
обусловило наиболее тяжелый режим работы кабелей. Источниками отражения
являлись несогласованный переход генератор-кабель и сама рентгеновская трубка.
Экспозиционная доза рентгеновского излучения измерялась термолюминесцентным
дозиметром. Результаты измерения напряжения на трубке и доз, усредненные по 50
импульсам на расстоянии 1 см от анода, представлены в таблице 1, в которой даны
параметры пикосекундных рентгеновских импульсов.
§31.4 Пикосекундные электронные пучки, СВЧ и рентгеновские импульсы 683
Рис. 31.13. Зависимость экспозиционной дозы рентгеновской трубки D от зазора анод-
катод d. Вверху - схема измерения: К - катод, А - анод, Т - дозиметр, / = 1 см
Таблица 31.1. Параметры пикосекундных рентгеновских импульсов
Тип кабеля
Затухание на
частоте 1 ГГц, дб/м
Длина, см
Напряжение
на диоде, кВ
Доза за
импульс, мР
РК-75-1,5-11
РК-50-2-11
РК-75-4-11
РК-75-7-11
Без кабеля
1,2
0,8
0,4
0,4
0,21
0,21
-
50
50
50
80
50
50
_
45
56
78
63
124
123
220
0,55
0,64
5,65
-
15,2
-
64,2
Из рис. 13 видно, что для трубки, подключенной непосредственно к генератору,
максимальные дозы за импульс соответствуют расстоянию анод-катод 0,2-0,5 мм.
Результаты измерения показывают, что с уменьшением диаметра кабеля
напряжение на трубке падает примерно в соответствии с изменением затухания на высоких
частотах. При испытании отрезков кабеля разной длины обнаружено, что при
диаметре менее 4 мм преобладает затухание в самом кабеле, а при увеличении
диаметра до 7 мм основную долю составляет затухание в использованной
конструкции перехода кабель-генератор.
Кабели диаметром 1,5 и 2 мм пробивались после первых 3-10 импульсов, что
фиксировалось по исчезновению отраженных импульсов на экране. Пробоя
одиночного кабеля диаметром 4 мм и более не наблюдалось за весь цикл испытаний
(800-1000 импульсов). Уменьшение амплитуды импульса до 100 кВ позволяет
получать на кабеле диаметром 7 мм число импульсов более 105. Результаты не
зависели от изменения давления в трубке в диапазоне 10-1-10~3 Торр.
684 Глава 31. Генерирование мощных пикосекундных импульсов
Величины измеренных экспозиционных доз позволяют предполагать, что такие
системы могут оказаться пригодными для практического использования, например
в медицине, особенно при повышенной частоте следования импульсов. Следует
отметить, что вследствие уменьшения напряжения в отраженных импульсах их
вклад в общую дозу невелик, поэтому исключение отражений должно повысить
надежность работы кабелей, мало сказываясь на характеристиках трубки.
Таким образом, использование высоковольтных пикосекундных импульсов
делает возможным создание миниатюрных рентгеновских трубок, питаемых
через отрезки коаксиального кабеля относительно небольшого диаметра и длиной
порядка 1 м.
Литература к главе 31
1. Fletcher R.C. Impulse Breakdown in the 10~9 sec Range of Air at Atmospheric Pressure //
Phys. Rev. 1949. Vol. 76, N 10. P. 1501-1511.
2. Месяц Г А. Генерирование мощных наносекундных импульсов. М.: Сов. радио, 1974.
3. McDonald D.F, Benning C.J., Brient S.J. Subnanosecond Risetime Multikilovolt Pulse
Generator // Rev. Sci. Instrum. 1965. Vol. 36, N 4. P. 504-506.
4. Моругин Л.А., Глебович Г.В. Наносекундная импульсная техника. М.: Сов. радио, 1964.
5. Воробьев ГА., Месяц ГА. Техника формирования высоковольтных наносекундных
импульсов. М.: Госатомиздат, 1963.
6. Бабалин А.И., Родичкин В.А., Русакова Г.Я., Тимонин А.М. Наносекундный разрядник с
твердым диэлектриком, поджигаемый лучом ОКГ // ЖТФ. 1971. Т. 41, вып. 8. С. 1675-1677.
7. Schelev M.Ya., Richardson М.С., AlcockA.J. Operation on a Grid-Shuttered Image Converter
Tube in the Picosecond Region // Rev. Sci. Instrum. 1972. Vol. 43, N 12. P. 1819-1829.
8. Месяц Г.А., Шпак В.Г Генерирование мощных субнаносекундных импульсов // ПТЭ.
1978. №6. С. 5-18.
9. Mesyats G.A., Rukin S.N., Shpak V.G., Yalandin M.l. Generation of High-Power Sub-
nanosecond Pulses // Ultra-Wideband, Short-Pulse Electromagnetics / Ed. by E. Heyman,
B. Mandelbaum, and J. Shiloh. Dordrecht: Kluwer: Plenum press, 1998.
10. Глебович Г.В., Ковалев И.П. Широкополосные линии передачи импульсных сигналов.
М.: Сов. радио, 1973.
11. Ковальчук Б.М., Месяц ГА., Шпак В.Г Генератор высоковольтных субнаносекундных
электронных пучков // ПТЭ. 1976. № 6. С. 73-75.
12. Месяц ГА. Получение и применение мощных наносекундных импульсов // Вестн. АН
СССР. 1979. № 2. С. 37-46.
13. Ковальчук Б.М., Кремнев В.В., Месяц ГА. Лавинный разряд в газе и генерирование нано-
и субнаносекундных импульсов большого тока // ДАН СССР. 1970. Т. 191, № 1.
C. 76-78.
14. Fletcher R.C. Production and Measurement of Ultrahigh Speed Impulses // Rev. Sci. Instrum.
1949. Vol. 20, N12. P. 861.
15. HeardH. 20-Kilovolt Delta-Function Generator // Ibid. 1954. Vol. 25, N 5.
16. Ковальчук Б.М., Месяц ГА. Генератор импульсов большого тока субнаносекундной
длительности // ПТЭ. 1970. № 5. С. 102-105.
17. Ковальчук Б.М. Генератор наносекундных импульсов тока для питания
полупроводниковых квантовых генераторов // ПТЭ. 1968. № 4. С. 116-119.
18. Яландин М.И., Любушин С.К, Рукин С.Н. и др. Генерирование высоковольтных
субнаносекундных импульсов с пиковой мощностью до 300 МВт и частотой повторения
2 кГц // Письма в ЖТФ. 2001. Т. 27, вып. 1. С. 81-88.
Литература к главе 31 685
19. Тучкевич В.М., Грехов КВ. Новые принципы коммутации больших мощностей
полупроводниковыми приборами. Л.: Наука, 1988.
20. Месяц Г.А., Шпак ВТ. О свойствах мощных субнаносекундных электронных пучков //
Письма в ЖТФ. 1977. Т. 3, вып. 14. С. 708-712.
21. Желтое К.А. Пикосекундные сильноточные электронные ускорители. М.: Энергоатом-
издат, 1991.
22. Mesyats G.A., Shpak V.G., Shunailov S.A., Yalandin M.I. Desk-Top Subnanosecond Pulser
Research, Development and Applications // Proc. of SPIE Intern. Symp.: Intense Microwave
Pulses. Los Angeles, 1994. P. 286-290.
23. Romer R.H., Dicke R.H. New Technique for High-Resolution Microwave Spectroscopy //
Phys. Rev. 1955. Vol. 99, N 2. P. 532-539.
24. Ginsburg N.S., Novozhilova Yu. V., SergeevA.S. Superradiance of Ensembles of Classical
Electron-Oscillators as Method for Generation of Ultrashort Electromagnetic Pulses // Nucl. In-
strum. and Meth. in Phys. Res. A. 1994. V. 341. P. 230-233.
25. Гинзбург H.C., Зотова КВ., Коноплев КВ. и др. Экспериментальное наблюдение
эффекта циклотронного сверхизлучения // Письма в ЖЭТФ. 1996. Т. 63, вып. 5. С. 322-326.
26. Гришин Д.М, Губанов В.П., Коровин С.Д. и др. Генерирование мощных
субнаносекундных СВЧ импульсов диапазона 38 ГГц с частотой повторения до 3,5 кГц // Письма в
ЖТФ. 2002. Т. 28, вып. 19. С. 24-31.
27. Комяк Н.К, Месяц ГА., Шпак ВТ, Цукерман В.А. Получение мощных
субнаносекундных рентгеновских импульсов // Там же. 1979. Т. 5, вып. 15. С. 901-904.
Глава 32
ГЕНЕРИРОВАНИЕ ИМПУЛЬСОВ
СВЕРХШИРОКОПОЛОСНОГО ИЗЛУЧЕНИЯ
§ 32.1 Общие сведения
Как мы уже говорили в двух предыдущих главах, для генерирования мощных
импульсов электромагнитного излучения миллиметрового, сантиметрового и
дециметрового диапазонов длительностью 10~1(М0~8 с широко используются
устройства с сильноточными ускорителями релятивистских электронных пучков (РЭП).
Их основными элементами являются генераторы высоковольтных импульсов
напряжения нано- или пикосекундной длительности. Эти импульсы передаются по
коаксиальной линии в виде ТЕМ волны в ускорительную трубку электронного
СВЧ-генератора. Общая эффективность последовательного преобразования
энергии в цепи «генератор-РЭП-СВЧ-излучение» обычно невелика и в зависимости от
длины волны излучения достигает от единиц до десятков процентов.
В то же время энергия ТЕМ волны высоковольтного импульсного генератора
может быть преобразована в электромагнитное излучение без использования РЭП
как промежуточного звена, т.е. прямым излучением электромагнитного импульса с
помощью сверхширокополосной (СШП) антенны [1-3]. Характеристики такого
излучения, конечно, существенно отличаются по свойствам от импульса излучения
аналогичной длительности с СВЧ-заполнением и зависят от длительности
импульса /и. Ширина спектра частот А/* в данном случае может быть достаточно
большой. Она определяется из формулы:
A/=AzA? C2.1)
где /в - верхняя, а /н - нижняя граничные частоты спектра импульса. Величины
/н и /в» а следовательно, и А/* зависят от длительности импульса tK и его фронта
/ф. Согласно формуле A.7) /в «0,4//ф. Усредненная эмпирическая зависимость
между полосой спектра частот Af и параметрами импульса /и и /ф приведена на
рис. 1 для многих форм импульса [4]. При длительности импульсов 10~10-И0~9 с
величина Af лежит в диапазоне частот 1-10 ГТц.
§32.1 Общие сведения 687
1,6
-В 1.2
^0,8
0,4
\
\
————
0 0,1 0,2
0,3 0,4 0,5
'ф/'и
0,6 0,7 0,8
Рис. 32.1. Усредненная зависимость между полосой спектра частот А/ и параметрами
импульса /и и 7ф для многих форм импульса
Мощные СШП генераторы используются в основном для двух целей:
радиолокации и воздействия на радиоэлектронные устройства с целью их испытания или
нарушения нормальной работы. Приведем критерии, по которым излучение
делится на три диапазона. Основой классификации является относительная полоса
частот спектра излученного импульса, определяемая как [1]:
__ А/
/в+/н
C2,2)
В соответствии с принятой в настоящее время классификацией
г| < 0,01 - узкополосное излучение,
0,01 < г| < 0,25 - широкополосное излучение,
г| > 0,25 - сверхширокополосное излучение.
Согласно этой классификации излучение, генерируемое при возбуждении антенн
короткими импульсами напряжения без высокочастотного заполнения (несущей
частоты), является сверхширокополосным, и именно оно рассматривается ниже.
Схема источника импульсов СШП излучения приведена на рис. 2. Импульс
напряжения (тока) через фидер поступает на вход антенны, где происходит прямое
преобразование импульса в энергию электромагнитного излучения. Простота и
эффективность источников импульсов СШП излучения, связанная с отсутствием
промежуточных носителей энергии, каким является сильноточный релятивистский
электронный пучок в генераторах микроволнового излучения, делает их
привлекательными для решения различных прикладных задач. Как правило, в источниках
Рис. 32.2. Схема источника импульсов СШП излучения: 1
ния, 2 - фидер, 3 - антенна
генератор импульсов напряже-
688 Глава 32. Генерирование импульсов сверхширокополосного излучения
СШП излучения используется согласованный режим, при котором волновое
сопротивление генератора Zor равно волновому сопротивлению фидера Z0O и
примерно равно реальной части импеданса антенны Za.
Излучение СШП импульсов имеет ряд особенностей, главной из которых
является то, что форма излученного СШП импульса не совпадает с формой импульса,
поданного на вход антенны. Покажем это на примере излучения электрического
диполя Герца под действием тока /(/) [2]. Выражения для напряженностей
электрического и магнитного поля имеют следующий вид:
4пс
г dt sr2 \г2 г3 J Д sr2
4izc\r dt r2 ) sr
s
SJ
C2.3)
C2.4)
Здесь Z0 - волновое сопротивление свободного пространства, с - скорость света,
/ = I(t-r/c) - значение тока в диполе i(f), взятое в момент времени с
запаздыванием г/с9 г - вектор положения точки наблюдения, s - вектор диполя,
определяющий его ориентацию и длину, Г = |?|, S = |j|.
Как видно из выражений C) и D), изменение во времени компонент
электрического и магнитного поля различно и сложным образом зависит от изменения тока
диполя. В дальней зоне слагаемые, зависящие от г как 1/г, преобладают,
компоненты полей изменяются одинаково и пропорциональны первой производной от
тока диполя. Для произвольной антенны форма излученного электромагнитного
импульса в дальней зоне будет более сложно зависеть от изменения тока в ней.
Другим фактором, влияющим на искажение излученного импульса, является
конечность полосы пропускания антенны. Антенну можно представить как фильтр
высоких частот. Низкие частоты отражаются от входа антенны. Отсутствие поля на
нулевой частоте в дальней зоне для излученного импульса соответствует
выполнению условия равновесности:
JE(t)dt = 0. C2.5)
Если полоса пропускания антенны, в которой амплитудно-частотная
характеристика постоянна, а фазочастотная характеристика является линейной функцией
частоты, уже, чем полоса частот, занимаемая спектром импульса генератора,
неизбежно искажение формы импульса тока, возбуждающего излучатель, и
соответственно излученного импульса. Отсюда следует, что для уменьшения искажения
формы излученного импульса необходимо использовать импульсы тока,
удовлетворяющие условию равновесности E) и имеющие спектр, основная доля энергии
которого сосредоточена в полосе частот, соответствующей полосе пропускания
антенны.
Эффективность излучения электромагнитного импульса по энергии,
определяемая как отношение излученной энергии к энергии импульса генератора,
подаваемого на вход антенны WrIWg9 зависит не только от свойств излучателя, но и от
формы возбуждающего импульса. Дело в том, что реальные антенны могут быть
§ 32.2 Схемы для генерирования биполярных импульсов 689
согласованы с фидером в ограниченной полосе частот. Если полоса согласования
меньше полосы частот, занимаемой спектром импульса тока, то часть энергии
импульса будет отражаться от входа антенны. Поскольку максимум спектра для
монополярного импульса тока находится вблизи нулевой частоты, эффективность
излучения такого импульса будет существенно меньше, чем биполярного
импульса. В связи с вышесказанным биполярные импульсы тока, удовлетворяющие
условию равновесности, являются наиболее привлекательными для реализации
высокоэффективных источников СШП излучения.
§ 32.2 Схемы для генерирования биполярных импульсов
При создании мощных источников СШП излучения радиочастотного диапазона
особый интерес представляют генераторы высоковольтных биполярных
импульсов. Такие питающие видеоимпульсы, похожие по форме на один период
синусоиды, при излучении с помощью антенн энергетически более выгодны из-за
особенности их спектра, максимум которого сдвинут в область высоких частот. При
уменьшении низкочастотной компоненты спектра передаваемого импульса
обеспечивается лучшее согласование перехода от высоковольтного генератора к антенне.
Тем самым снижается уровень отражений, ухудшающих электрическую прочность
переходов, для которых обеспечение необходимой широкополосности требует
использования минимальных поперечных сечений.
В качестве источников биполярных импульсов используют пассивные и
активные генераторы. В пассивных генераторах биполярный импульс формируется при
помощи только свойств длинных линий. В активных генераторах кроме длинных
линий используются также замыкающие коммутаторы. Один из простейших
способов формирования биполярных импульсов основан на применении короткозамк-
нутого отрезка коаксиальной или полосковой линии (КЗ-шлейфа). Схема такого
устройства показана на рис. 31.6. Для формирования высоковольтных импульсов,
как с конструктивной точки зрения, так и из-за необходимости обеспечения
достаточной электрической прочности, предпочтительно использование коаксиальной
линии, включенной по Т-образной схеме в рассечку выходного коаксиального
тракта генератора униполярных импульсов. Рассмотрим работу данного генератора.
Униполярный импульс Ux с длительностью *и, генерируемый внешним
генератором, передается по линии Л\ к точке параллельного соединения линий Л2иЛ3.
Стрелка над Ux означает направление движения импульса: прямое или обратное.
Линия Л2 (собственно шлейф) замкнута накоротко на конце и имеет коэффициент
отражения, равный -1. Длина шлейфа A2) определяется по формуле:
/2=^. C2.6)
2л/е
Преобразователь работает следующим образом. Исходный импульс Ux
трансформируется в точке соединения линий Ли Л2 и Лъ с коэффициентом амплитудного
преобразования Т2Ъ. Таким образом, равные по амплитуде импульсы Ux и ?/3+
направляются в линии Л2иЛ3:
U2=U^=UXT23. C2.7)
44. Месяц Г А.
690 Глава 32. Генерирование импульсов сверхширокополосного излучения
После отражения импульса U2 от короткозамкнутого конца шлейфа (линии Л2) его
полярность инвертируется, т.е. уже инвертированный отраженный импульс U2
(U2 =-U2) возвращается в точку параллельного соединения линий Л\иЛ^ Здесь
он трансформируется с коэффициентом амплитудного преобразования Г13. В
результате импульсы Ux и U$ передаются по линиям Л\ и Лз соответственно:
их=Щ=-и2Тп. C2.8)
Выполнение соотношения F) означает, что импульсы U$ и t/f следуют по
линии Лг один за другим без задержки и образуют требуемый биполярный
импульс, передаваемый к нагрузке.
Для того чтобы иметь симметричные разнополярные лепестки импульсов,
необходимы равные волновые сопротивления линий Л\ и Л3, т.е. ZQ{ = Z03, а
волновое сопротивление линии Л2 должно быть Z02 = Z0l/2. В этом случае полный
размах амплитуды в линии Л3 будет равен амплитуде исходного униполярного
импульса, а энергия в биполярном импульсе составит 50% от энергии основного
импульса. Несомненным преимуществом пассивного биполярного
преобразователя является стабильность формы выходного импульса, полностью определяемая
характеристиками генератора исходных униполярных импульсов. Другое
преимущество заключается в возможности плавной регулировки длительности, что
достигается согласованным изменением электрической длины короткозамкнутого
шлейфа и длительности исходного униполярного импульса.
Из схем активных генераторов биполярных импульсов две употребляются
наиболее часто. Это генератор с двумя замыкающими ключами (рис. 3) и с одним
ключом (рис. 4). В первой схеме при одновременном срабатывании коммутаторов
К\ и К2 и равенстве сопротивления нагрузки и волнового сопротивления линии, т.е.
RH =Z0, на нагрузке формируется симметричный биполярный импульс
длительностью /и = 111v (v - скорость движения волны в линии) с амплитудами ±С/0/2.
При этом имеется в виду, что линия длиной / заряжается до напряжения U0.
Второй тип генератора биполярных импульсов содержит один коммутатор К.
В этой схеме концы экранов формирующей коаксиальной линии с волновым
сопротивлением Z0 соединены вместе: концы жил подключены с одной стороны к
нагрузке RH, с другой - к согласующему сопротивлению /Jc, коммутатор К
включен между общей точкой соединения экранов и землей. Зарядное напряжение UQ
подается между оплеткой и землей. В такой схеме униполярный импульс
формируется на несогласованной нагрузке (RH*ZQ) при Дс = Z0, а биполярный
+С/0/2 f
(б)
-ЩИ
2l/v
Uv
Рис. 32.3. (а) - схема с двумя ключами, (б) - биполярный импульс напряжения при R№ = Z0
§32.3 Антенны для СШП излучения 691
(б)
+ ?/0/2
-Щ12
llv
2llv t
Рис. 32.4. (а) - схема с одним ключом, (б) - биполярный импульс напряжения при Rc = 0 и
импульс - в случае Rc = 0 и RH = Z0. Биполярный импульс, показанный на
рис. 4, б, имеет амплитуду U = ±U0/2 и общую длительность /и =2l/v9 где / -
длина линии, i> - скорость распространения волны в линии.
§ 32.3 Антенны для СШП излучения
В настоящее время для излучения мощных СШП импульсов используют в
основном три типа антенн: ТЕМ антенны [5, 6], антенны с параболическим
рефлектором, получившие название IRA (Impulse Radiating Antenna [7, 8]), и
комбинированные антенны [9]. Источники импульсов СШП излучения можно также условно
разделить на источники с одиночными антеннами и источники на основе антенных
решеток. Последние особенно важны для практического применения мощных
СШП импульсов в радиолокации удаленных движущихся объектов.
Схематическое изображение ТЕМ антенны приведено на рис. 5. Импульс тока,
возбуждающий антенну, поступает по фидеру. В качестве фидера используют по-
лосковые или коаксиальные линии. В случае коаксиального фидера между
фидером и антенной устанавливается коаксиально-полосковый переход для улучшения
согласования. При возбуждении антенны высоковольтным импульсом антенно-
фидерный переход заполняют диэлектриком [10]. Следует также заметить, что с
уменьшением длительности возбуждающего импульса до 0,3 не электрическая
прочность воздуха повышается до 150 кВ/см [11], что позволяет увеличить
амплитуду напряжения на входе антенны с воздушной изоляцией при частоте повторения
до 100 Гц.
Экспериментальные исследования [12] показали, что ширина диаграммы
направленности излучения в двух взаимно перпендикулярных плоскостях растет
пропорционально с увеличением угла раскрыва металлической пластины ф и угла
между пластинами антенны 0 (рис. 5). Антенна является согласующим
устройством между фидером с волновым сопротивлением Z0O (как правило, Z0O = 50 Ом)
и свободным пространством. Степень согласования возрастает с ростом длины
антенны L. Как правило, длину антенны L выбирают в несколько раз большей,
чем пространственная длина возбуждающего биполярного импульса tnc9 т.е.
44*
692 Глава 32. Генерирование импульсов сверхширокополосного излучения
Рис. 32.5. ТЕМ-антенна. 1 - фидер, 2 - антенна, 3 - антенно-фидерный переход
L > B-3)/ис. Для монополярного импульса отношение длины антенны к
пространственной длительности импульса больше, так как основная часть энергии такого
импульса сосредоточена в области низких частот. Для уменьшения отражения
энергии от выходной апертуры ТЕМ антенны иногда наносят поглощающее
покрытие на металлические пластины антенны. Детальный анализ процессов в ТЕМ
антенне выполнен в работе [13].
Выполненные к настоящему времени исследования позволяют указать на два
недостатка ТЕМ антенны - это большая длина по сравнению с пространственной
длительностью возбуждающего импульса и зависимость положения фазового
центра антенны от частоты. Последнее ограничивает применение ТЕМ антенны для
радиолокации, так как приводит к дополнительному искажению излученного
импульса. В работе [14] показана возможность ослабить зависимость положения
фазового центра в ТЕМ антенне от частоты за счет использования поверхностных и
объемных поглотителей. Однако следует отметить, что улучшение характеристик
ТЕМ антенны за счет применения поглотителей уменьшает ее энергетическую
эффективность и, кроме того, ограничено областью сравнительно малых излучаемых
мощностей. При высоких амплитудах импульсов напряжения на входе антенны
возможны нелинейные эффекты в поглотителе и развитие электрических разрядов
в них, которые могут резко уменьшить эффективность системы.
ТЕМ антенны широко используются при создании источников мощного СШП
излучения [6, 10, 11]. Для возбуждения одиночных ТЕМ антенн использовались
монополярные и биполярные импульсы напряжения наносекундной и субнаносе-
кундной длительности с амплитудой до 750 кВ. Волновое сопротивление
коаксиального фидера составляло, как правило, Z0o < 50 Ом, и мощность импульса на
входе антенны достигала 10 ГВт.
Схема источника СШП излучения на основе IRA антенны приведена на
рис. 6 [8]. При замыкании газового разрядника (Н2, 100 атм), расположенного
внутри диэлектрической линзы, формируется сферическая ТЕМ волна, имеющая
постоянный фазовый центр. Волна направляется с помощью двух V-образных
антенн, которые соединены с параболическим отражающим диском через резисторы.
Если разрядник находится в фокусе, то после облучения параболического диска
формируется волновой пучок с малой угловой расходимостью. Меняя положение
разрядника относительно фокуса параболического диска, можно изменять
расходимость пучка, а также сканировать в пространстве волновым пучком в небольших
§32.3 Антенны для СШПизлучения 693
пределах [15]. Следует отметить, что вследствие зависимости угловой
расходимости излучения 0 от длины волны X как 0 ~ X/D, где D - диаметр излучающей
апертуры, спектр излучения в главном направлении диаграммы, а следовательно, и
длительность импульса зависят от расстояния до излучающей апертуры. Из-за
большой расходимости длинноволновой части спектра длительность импульса
уменьшается с ростом расстояния [16]. Особенностью антенны является также ее
низкая апертурная эффективность B5 %) по сравнению с апертурной
эффективностью ТЕМ антенны (« 50 %) при близких значениях импеданса фидера [17].
В настоящее время разработаны различные варианты IRA антенн [8, 10, 18, 19]
и источники СШП излучения на их основе. Диаметр антенн изменяется в пределах
0,5-4 м, амплитуда входного напряжения достигает 150 кВ за время менее 100 пс.
Ширина диаграммы направленности излучения для IRA диаметром 4 м составляет
менее 2°. Недостатком источников на основе IRA антенны является их низкая
энергетическая эффективность. Это связано с тем, что в соответствии с
электрической схемой источника антенна возбуждается импульсом тока ступенчатой формы
с коротким фронтом (< 100 пс) при замыкании цепи емкостного накопителя
энергии газовым разрядником. При этом длительность импульса излучения мала и
составляет -100 пс, а оставшаяся, большая часть энергии рассеивается во внешнем
контуре. При этом ток в течение длительного времени (примерно на два порядка
больше длительности импульса излучения) протекает в разряднике, что приводит к
существенному нагреванию газа и эрозии электродов. Все это может ограничивать
частоту повторения импульсов и уменьшать время непрерывной работы
разрядника и соответственно источника СШП излучения в частотном режиме.
Известно, что короткие вибраторные антенны являются источниками
сферических волн, т.е. имеют четко выраженный фазовый центр, а их характеристики
направленности слабо зависят от частоты. Однако в большинстве случаев антенны,
размеры которых меньше пространственной длительности возбуждающего
импульса, имеют достаточно сильную частотную зависимость входного импеданса
(увеличивающуюся при уменьшении электрических размеров антенны), что
затрудняет их согласование с фидером в широкой полосе частот. Используя
энергетические соотношения [20], условия согласования антенны с фидером можно
Рис. 32.6. IRA-антенна. 1 - фидер, 2 - разрядник, 3 - диэлектрическая линза, 4 - пластины
передающей линии, 5 - параболический отражающий диск, 6 - резисторы
694 Глава 32. Генерирование импульсов сверхширокополосного излучения
записать в следующем виде:
2ReJnd?-Z00|/oi|:
*Ъ
Im jfldsl
2@ j(wm-we)dv\
<S,
C2.9)
C2.10)
где П - вектор Пойнтинга, /01 - комплексная амплитуда тока на входе антенны
(сечение Sx)9 со - круговая частота, wm9 we - средние за период плотности
магнитной и электрической энергий, соответственно, V& - объем ближней зоны
антенны, у и 8 - малые положительные величины, определяемые допустимым
значением коэффициента стоячей волны по напряжению (КСВН) в фидере. На основе
анализа энергетических процессов в ближней зоне излучателя предложена [9, 20]
концепция расширения полосы согласования излучателя с фидером за счет
совмещения ближних зон (объемов Va) двух вибраторов, имеющих общий вход, но
разноименные реактивные энергии (если в ближней зоне одного вибратора
преобладает электрическая энергия, то у другого вибратора должна преобладать магнитная
энергия). В этом случае
ImJn^ = 2coJ[(wml-wel)-(we2->vw2)]^, C2,11)
и если запасы реактивной энергии вибраторов одинаковым образом зависят от
частоты и изменяются синфазно, то при
\{^mx-^ei)dv= \{we2-wm2)dv C2.12)
условие A0) будет выполняться для любой частоты. При правильной ориентации
вибраторов относительно друг друга излучение линейно поляризовано и
диаграмма имеет вид кардиоиды. Предложенная концепция была проверена теоретически
[9, 20] и экспериментально [21].
На основе предложенной концепции были разработаны комбинированные
антенны (рис. 7). Первые два варианта антенн (рис. 7, а, б) представляют собой
комбинацию электрического монополя длиной L и магнитного диполя. Данные
комбинированные антенны и источники СШП излучения на их основе подробно
исследованы в работах [9, 22]. Результаты исследований антенны, представляющей
собой комбинацию электрического монополя, двух магнитных диполей и ТЕМ
рупора (рис. 7, в), и источников СШП излучения на ее основе приведены в работах
[23, 24]. Линейные размеры антенн примерно равны половине пространственной
длительности биполярного импульса, т.е. L « \t^c.
В технике формирования узких диаграмм направленности монохроматических
радиочастотных сигналов хорошо известны активные фазированные антенные
решетки (АФАР), широко используемые в РЛС дальнего обнаружения [25].
Когерентное фазированное суммирование полей излучения отдельных источников
может обеспечить высокую мощность как по главному направлению решетки, так и,
в случае дополнительного согласованного изменения фаз, в широком диапазоне
§ 32.3 Антенны для СШП излучения 695
Рис. 32.7. Комбинированная антенна: 1 - электрический монополь, 2 - магнитный диполь,
3 - ТЕМ-рупор
углов по отношению к главному направлению с сохранением высокой
направленности. Электронная перестройка фаз (например, с помощью ферритовых
фазовращателей) определяет возможности быстрого пространственного сканирования
диаграммы направленности (ДН) неподвижной решетки. Применительно к источникам
СШП импульсов с несколькими пассивными излучающими антеннами ударного
возбуждения понятию «фазирования» можно поставить в соответствие понятие
«синхронизации», т.е. обеспечение повышенной направленности и мощности
импульсной решетки будет определяться синхронным суммированием полей
отдельных источников в точке наблюдения. В идеальном случае принцип суперпозиции
полей определяет квадратичное увеличение плотности мощности с ростом
количества излучателей. Очевидным требованием для работы импульсной АФАР является
возможность синхронизации идентичных возбуждающих антенны импульсов с
точностью, сравнимой или большей, чем длительность их фронта.
Метод обострения ДН излучения с характерной длиной волны X при помощи
антенной решетки (линейный размер апертуры D^ = ndi9 где rf, - размер
единичной антенны) в определенном смысле эквивалентен росту направленности
единичного излучателя при увеличении размеров его апертуры до значения Ц = Д>
Это очевидно из сравнительного анализа параметров упоминавшегося выше СШП
генератора с рефлекторной антенной IRA-4 [18, 26] и другой разработки той же
лаборатории (GEM-II [10]), представляющей двухмерную Bx2 м) систему из
144 ТЕМ рупоров, на которые подаются питающие ступенчатые импульсы с 17-
киловаттным перепадом длительностью около 100 пс. Синхронная коммутация
емкостных накопителей с точностью 10 пс обеспечивается оптически
управляемыми арсенид-галлиевыми BASS-ключами (Balky Avalanched Semiconductor Switch).
В качестве синхронизирующего используется расщепленный импульс лазера.
С помощью такой решетки на расстоянии -75 м была достигнута напряженность
поля -220 В/см при коротких включениях с частотой повторения до 3 кГц. Как
видно, значительное увеличение суммарной апертуры импульсной АФАР по
сравнению с характеристической длиной волны излучения приводит к получению
большой напряженности поля даже при относительно невысоком напряжении
импульса питания отдельной ТЕМ антенны. В [27] показана возможность
синхронизации модуляторов типа «РАДАН» с субнаносекундной точностью. Это открывает
возможность разработки антенных решеток со значительно большей мощностью в
каждом элементе.
696 Глава 32. Генерирование импульсов сверхширокополосного излучения
В принципе, направленность СШП излучения может быть увеличена в
системах типа АФАР с расщеплением импульса одного мощного высоковольтного
генератора и подачей расщепленных импульсов на индивидуальные ТЕМ антенны.
В данном случае не требуется решать проблему синхронизации нескольких
импульсов питания. Этот метод также эквивалентен созданию единственного
излучателя большой апертуры. Для понимания его принципиального отличия стоит
вспомнить, что при малой длительности импульса для большой антенны может
оказаться невыдержанным требование единовременного прихода питающего
импульса ко всей кромке излучающей апертуры. При той же длительности импульса
для нескольких излучателей меньшей апертуры условие изохронности работы
локальных излучающих центров антенны выдержать проще, что и делает системы
питания СШП генераторов с расщеплением импульса привлекательными.
§ 32.4 Конструкции мощных СШП генераторов
Рассмотрим ряд конструкций мощных СШП генераторов на примере
разработок ИЭФ и ИСЭ. Это единичные и расщепленные мощные излучатели на основе
пассивных и активных формирователей биполярных импульсов. Устройства,
основанные на синхронизированных маломощных источниках, мы рассматривать не
будем, хотя возможность такой синхронизации нескольких импульсных
генераторов с искровыми разрядниками с точностью до 10~10 с была доказана
экспериментально [11]. Эта проблема успешно решается при помощи полупроводниковых
ключей, управляемых лазерным лучом.
Вначале остановимся на конструкциях СШП генераторов, в которых в качестве
драйвера используется генератор «РАДАН». Описание его работы дано в главах 16
и 31 в наносекундном и пикосекундном диапазонах. Выбор формы импульсов
возбуждения антенн и диапазона их длительностей определен необходимостью
эффективного преобразования энергии «модулятор-антенна» и требованиями к
спектру СШП излучения с точки зрения информативности при обработке отраженных
сигналов. Высокое напряжение мощных модуляторов накладывает
дополнительные ограничения.
Длительности от сотен пикосекунд до 1 не соответствуют коротковолновой
части диапазона дециметровых волн. Именно в данном диапазоне имеет место
резонансное рассеяние зондирующих импульсов небольшими объектами или
деталями рельефа более крупных. В простейшем варианте СШП антенна может быть
запитана длинным импульсом с фронтом необходимой крутизны. Однако такой
вариант требует высокой электрической прочности устройства сопряжения
модулятора и антенны (обычно это коаксиал или полосковый фидер), изоляция которого
должна работать без пробоя на временах, значительно превышающих
длительность «полезного» фронта. Поэтому наиболее компактны системы, основанные на
модуляторах, формирующих короткие импульсы «фронт-спад». Стабильность
параметров СШП генератора с пассивным излучателем (в частности, повторяемость
спектральных характеристик его излучения от импульса к импульсу) полностью
определяется характеристиками импульсов модулятора. С этой точки зрения
описанные в предыдущей главе малогабаритные пикосекундные генераторы на основе
слайсера со стабильными перестраиваемыми параметрами оказались вполне под-
§32.4 Конструкции мощных СШП генераторов 697
ходящими для запитки антенн импульсами 200-400 МВт и проведения ряда тестов
при высоком уровне мощности СШП излучения [6].
Имея в виду проблемы согласования модулятора и антенны в широком
частотном диапазоне, следует отметить, что энергетически выгодны не униполярные, а
биполярные импульсы, спектральная функция которых обращается в нуль в
пределе низких частот. Пикосекундный униполярный импульс слайсера мог быть
преобразован в биполярный устройством на основе перестраиваемого короткозамк-
нутого (КЗ) шлейфа (рис. 8). Стабильность параметров такого «пассивного»
преобразователя полностью определяется стабильностью входного импульса (рис. 9).
Разумеется, размах амплитуды биполярного импульса не может превысить
амплитуду исходного униполярного. Максимальная энергетическая эффективность
пассивного преобразователя, равная 0,5, достигается при равенстве волнового
сопротивления выхода слайсера и «нагрузочной» передающей линии, между которыми и
устанавливался КЗ шлейф.
Были проведены эксперименты по генерированию биполярных импульсов
длительностью Bx500 пс) в «активном» формирователе по схеме на рис. 3. В таком
устройстве срезающий разрядник расположен со стороны наносекундного
драйвера, а между ним и обострителем имеется участок передающей линии,
электрическая длина которой задает длительность лепестков биполярного импульса.
Разрядники находятся в азоте при давлении 40 атм. При одновременном пробое
разрядников на выходе получается двухполярный импульс с размахом амплитуды,
равным удвоенному напряжению пробоя обострителя. Взаимная подсветка
разрядников «запаздывает» и стабильность длительности лепестков определяется
относительным джиттером моментов самопробоя разрядников. Эта величина была
близка к 100 пс. В принципе, «топология» устройства допускает объединение двух
разрядников (тогда джиттера нет), что реализуется, как будет показано ниже, при
длительности лепестков 1-2 не, но проблематично для миниатюрной «пикосе-
кундной геометрии».
Входной импульс
Выходной импульс
Рис. 32.8. Преобразователь униполярного импульса
в двухполярный на основе короткозамкнутого
высоковольтного шлейфа
Рис. 32.9. Униполярный импульс
слайсера и биполярный импульс
на выходе пассивного
преобразователя, подключенного к слайсеру
698 Глава 32. Генерирование импульсов сверхширокополосного излучения
Антенны пикосекундных СШП излучателей представляли ТЕМ рупоры,
выполненные в виде неоднородных полосковых линий с выходной апертурой
~103 см2 [6, 11] (рис. 10, я). 50-омный выход модулятора соединялся с антенной
плавным коаксиально-полосковым переходом, так что отражения запитывающего
импульса были на уровне около -20 дБ. Переход и ТЕМ антенна находились в
воздухе при атмосферном давлении, поэтому электрическая прочность коаксиального
фидера (наружный диаметр 36 мм) на выходе модулятора ограничивала амплитуду
и длительность передаваемого импульса. Для униполярных отрицательных
сигналов <0,3 не, 100-киловаттных пробоев по поверхности выходного конического
изолятора не отмечалось. С увеличением амплитуды или (и) длительности
импульса возникал пробой воздуха. Это имело место при напряженности электрического
поля на центральном электроде фидера более 150 кВ/см, т.е. при указанном
диапазоне времен электрическая прочность воздуха была в ^ раз выше статической.
Приведенные параметры соответствовали повторно-кратковременному рабочему
режиму модулятора с частотой повторения импульсов 100 Гц (включения до 30 с),
когда на антенну подавался сигнал с пиковой мощностью 200 МВт.
Для демонстрации высокого пространственного разрешения пикосекундного
СШП зондирующего сигнала были проведены эксперименты [6] по регистрации
отражений от системы проводящих экранов A м2 и 0,1 м2), расположенных под
углом 45° к падающему импульсу в -20 см друг от друга. Приемная антенна (ТЕМ
рупор с апертурой -2*102 см2) располагалась под углом 90° к оси излучателя.
Мощность излучения была достаточно высока. Об этом свидетельствовали амплитуды
принимаемых сигналов даже в условиях ограниченной полосы регистрации
низкочувствительного осциллографа.
При использовании более чувствительного и широкополосного цифрового
стробоскопического осциллографа Tektronix TDS820 регистрация приосевого
сигнала излучателя осуществлялась на расстояниях -25-30 м, ограниченных
Рис. 32.10. Излучающий одиночный ТЕМ-рупор (а) и его диаграмма направленности в Я- и
Е- плоскостях (б)
§32.4 Конструкции мощных СШП генераторов 699
экспериментальным помещением. Сигналы, принимавшиеся в данном случае
диско-конусной антенной с высотой конуса всего 1 см, требовали ослабления 30 дБ,
причем при установке минимальной чувствительности осциллографа.
Напряженность электрического поля в точке приема, измеренная таким образом, составила
десятки В/см. Разумеется, это показывает возможность существенного увеличения
дальности приема сигнала.
Приведенные выше экспериментальные результаты получены в условиях
слабой направленности излучения от одиночной ТЕМ антенны. Измерения показали,
что границы приосевых Я- и Е- секторов, соответствующие ослаблению
амплитуды сигналов до уровня -6 дБ, были приблизительно равны ±45 ° и ±30 ° (рис. 10, б).
Различие углов ъН-иЕ- плоскостях коррелировало с несимметричностью раскры-
ва ТЕМ рупора (фактор 1,5). Для повышения направленности СШП излучателей
применялись интерференционные методы формирования диаграмм. В том случае,
когда расстояние между излучателями невелико (сравнимо с характеристической
длиной волны), пространственно-временная структура сигнала сохранялась в
достаточно широком угловом диапазоне. В обратном случае она соответствовала
структуре излучения единичной антенны [6] в приосевой области, причем этот
угловой диапазон зависел от расстояния до точки приема.
Для подключения секционированных антенн был разработан согласованный
переход «коаксиал - несимметричная полосковая линия - полосковый тракт».
Конструкция имела необходимую электрическую прочность и допускала разводку
импульса модулятора к двум или четырем антеннам (рис. 11). Было возможным
противофазное включение антенн, что позволяло сформировать двухлепестковую
диаграмму излучения. В последнем случае полярности сигналов в лепестках
различны, что, в принципе, дает возможность селектировать отражения от объектов,
фиксируемых одновременно по обоим направлениям. По сравнению с единичным
излучателем угловой диапазон двойной синфазной антенны по уровню амплитуд
-6 дБ был сужен до ±E-6)°. Отметим, что для построения диаграмм
направленности амплитудный уровень сигнала отсчитывался по временным лепесткам
импульса, соответствовавшим сигналу отдельного излучателя.
(б)
-10° 0° Ю°
10° 0° Ю°,
Я-плоскость
^-плоскость
Рис. 32. П. Четырехантенная излучающая система (а) и ее диаграмма направленности в Я- и
Е- плоскостях (б)
700 Глава 32. Генерирование импульсов сверхширокополосного излучения
Эксперименты со сверхширокополосными секционированными излучателями
повышенной направленности показали, что создание синхронных СШП антенных
решеток со сверхмощными «ячейками» имеет реальную перспективу.
По-видимому, это одно из наиболее наглядных направлений, в котором могут быть сведены
воедино возможности импульсно-периодических наносекундных драйверов,
систем формирования стабильных высоковольтных импульсов короче 1 не,
управляемых газовых коммутаторов со сверхточным включением, электрически прочных
согласующих трактов и антенных систем.
Группой Ковальчука [22] разработан генератор мощных СШП импульсов
напряжения по схеме рис. 4. Биполярный импульс имел амплитуду ±100 кВ при
длительности 3,5 не и частоте повторения 100 Гц. Для зарядки коаксиальной
линии с волновым сопротивлением 50 Ом использовался трансформатор Тесла,
встроенный в коаксиальную линию. В первичной цепи этого трансформатора
емкость разряжалась через тиратрон. Время зарядки формирователя биполярных
импульсов составляло 10 не. В качестве нагрузки использовалась одиночная
комбинированная антенна, приведенная на рис. 7, а. Эксперименты показали, что
как в азимутальной, так и в меридиальной плоскостях, диаграмма
направленности такой антенны широкая [24].
Для увеличения мощности излучения и сужения диаграммы направленности
в [24] использовался активный генератор биполярных импульсов с двумя
газоразрядными коммутаторами с напряжением ±200 кВ длительностью 3,5 не с частотой
повторения 100 Гц. Пиковая мощность в вертикально поляризованном излучении
составила 1,3 ГВт. Для улучшения диаграммы направленности излучения
использовалась четырехэлементная антенная решетка с использованием
комбинированных антенн.
Генератор состоит из формирователя биполярных импульсов и источника
импульсной зарядки формирователя. К формирователю подключаются передающие
антенны. Генератор биполярных импульсов (рис. 12) состоит из четырех
коаксиальных линий Л\-Л^ четырех разрядников Ру-Р* и модулятора, собранного на
тиратроне. Линии Л\ и Л2 соответственно с лавсановой и полиэтиленовой
изоляциями, являются промежуточными накопителями энергии, Л3 - линия, формирующая
Рис. 32.12. Схема генератора сверхширокополосных импульсов. Лу-Ла, - коаксиальные
линии, Р\-Ра - разрядники, ТТ- трансформатор Тесла, L - индуктивность, ДНу-ДЩ -
делители напряжения, 1 и 2 - первичная и вторичная обмотки трансформатора Тесла, 3 - магнито-
провод, 4 - четырехканальный делитель мощности, 5 - диэлектрические контейнеры
передающих антенн, 6 - передающие антенны
§ 32.4 Конструкции мощных СШП генераторов 701
биполярные импульсы, Л* - передающая линия. Волновое сопротивление линий
Лу-Лл, составляет 12,5 Ом, а Л\ - 25 Ом. Электрическая длина линий Л\-Л\ равна
3,0, 2,5 и 4 не соответственно. Разрядники Ри Р2 и Р4 работают в режиме
обострения фронта импульса, а радиальный разрядник Р3 - как срезающий.
Внутри линии Л\ встроен трансформатор Тесла G7). Он содержит первичную 1
и вторичную 2 обмотки и разомкнутый магнитопровод 3. Наружная и внутренняя
части магнитопровода одновременно являются проводниками линии Л\.
Трансформатор 7Т, совмещенный с линией Ли размещен в стальном корпусе в среде
элегаза под давлением 12 атм.
Электроды разрядников Р\-Рь изготовленные из нержавеющей стали,
установлены с зазорами соответственно 8, 4, 2,5 и 3,5 мм. Электроды разрядника Pi
выполнены в виде полусфер, а электродами Р2 и Р4 являются концы линий Л2 и ЛА -
труб из нержавеющей стали. Разрядный промежуток Р3 образован поверхностью
внутреннего проводника линии Л3 - трубы из нержавеющей стали и кольцевым
электродом, установленным на внутренней поверхности корпуса. Объемы
разрядников разделены проходными изоляторами и заполнены азотом под давлением
25-40 атм. Нагрев газа во время работы генератора приводил к изменению
напряжения самопробоя разрядников. Чтобы уменьшить это изменение, каждый объем
разрядника соединен с буферным объемом (-10 л). Для стабилизации
напряжения самопробоя разрядника Pi имеется система продувки сжатого газа по
замкнутому контуру поперек канала разряда с одновременным охлаждением.
Индуктивности L служат для снятия остаточного заряда с электродов разрядников.
При подаче пускового импульса срабатывает тиратрон Т (ТГИ1-1000/25),
коммутируя на первичную обмотку ТТ накопительную емкость С, заряженную до
напряжения -12 кВ. На вторичной обмотке напряжение может нарастать до
максимального значения -580 кВ за время -2,5 мкс, заряжая линию Лх. При
срабатывании разрядника Р\ на уровне напряжения -560 кВ линия Л\ заряжает
промежуточный накопитель - линию Л2 за время -8 не до напряжения -520 кВ.
При срабатывании Р2 использование промежуточного накопителя Л2 позволяет
сократить время зарядки формирователя - линии Л до -3 не. За счет высоких
скоростей нарастания напряжения (-Ы014 В/с) на электродах разрядников Р3 и РА
реализуется режим объемной лавинной коммутации с субнаносекундными
временами задержки срабатывания между ними. При импульсной зарядке линии Дз в
режиме бегущей волны до уровня U3 и одновременном срабатывании разрядников
Р3 и Р4 в передающей линии Л4 формируется биполярный импульс с амплитудой
напряжения ?/«±t/3/2 и длительностью, равной времени двойного пробега волны
между разрядниками.
Генератор биполярных импульсов работает с частотой повторения 100 Гц.
Типичная осциллограмма выходного биполярного импульса, полученная с емкостного
делителя напряжения Д#4, представлена на рис. 13. Основные характеристики
выходного импульса напряжения: U_ = 206 кВ, U+ = 194 кВ, AU/U_ = 2%, L = 1,1 не,
/+ = 1,1 не, U*/U_ = 10%, где ?/_, U+ - амплитуды отрицательного и
положительного полупериодов напряжения, /_,/+- длительности отрицательного и
положительного полупериодов напряжения по уровню 0,5U_ и 0,5?/+, U* - амплитуда
предымпульса. Выходной биполярный импульс имеет общую длительность «3,5 не.
702 Глава 32. Генерирование импульсов сверхширокополосного излучения
200
100
I о
-100
-200
0 12 3 4 5 6 7
t [не]
Рис. 32.13. Осциллограмма выходного импульса высоковольтного генератора
Режим работы генератора такой: 20 минут генерации импульсов, а затем перерыв
1,5 часа. Ограничение рабочего времени связано с нагревом изоляторов линий Л\-Лъ.
Четырехэлементная антенная решетка возбуждалась генератором биполярных
импульсов через четырехканальный делитель мощности D на рис. 12) и четыре
коаксиальные линии, заполненные азотом под давлением 40 атм. Конструктивно
делитель состоит из пяти коаксиальных линий: входной с волновым
сопротивлением 12,5 Ом и четырех выходных, расположенных в плоскости, перпендикулярной
входной линии. Выходные линии расположены под углами 90° друг к другу.
Волновое сопротивление выходных линий - 50 Ом. Вход делителя мощности
стыкуется с выходом Л4 генератора биполярных импульсов, а выходы делителя - с
коаксиальными линиями, являющимися фидерами антенн в решетке. Коэффициент
передачи делителя мощности - 0,95.
Элементом антенной решетки была комбинированная СШП антенна.
Схематично конструкция антенны представлена на рис. 12 и подробно описана в [22].
Для увеличения электрической прочности антенна помещалась в диэлектрический
контейнер E, рис. 12), заполненный элегазом до 1,6 атм.
Диаграммы направленности одиночной антенны по пиковой мощности для
вертикально поляризованного излучения в вертикальной плоскости представлены
на рис. 14, а. Диаграммы направленности антенной решетки по пиковой мощности
для вертикально поляризованного излучения в вертикальной плоскости приведены
на рис. 14, б. Ширина главного лепестка диаграммы в двух главных плоскостях
уменьшилась более чем в два раза и составила «45°. Для вертикально
поляризованного поля диаграммы направленности решетки для случаев антенн в
контейнерах и без них практически совпадают. Напряженность кроссполяризованного поля
в горизонтальной плоскости для решетки излучателей в контейнерах увеличилась
на « 10 % по сравнению с решеткой излучателей без контейнеров.
Излучающей системой генератора СШП импульсов являлась плоская Bx2)
эквидистантная равноамплитудная антенная решетка. Расстояние между входами
антенны по периметру 65 см. Коэффициенты преобразования по энергии для
антенных решеток, установленных в контейнерах и без них, равны соответственно
0,73 и 0,75.
j i i i i _i
Литература к главе 32 703
5 [град] 8 [град]
Рис. 32.14. Диаграммы направленности передающей антенны (а) и антенной решетки (б) в
вертикальной плоскости
В направлении главного максимума диаграммы направленности решетки
(Ф = 0°, 5 = 0°) наблюдается когерентное сложение электромагнитных импульсов
от каждой из антенн, и амплитуда результирующего импульса возрастает в 4 раза.
Выполненные в [24] исследования позволили создать источник СШП
излучения гигаваттного уровня мощности. Показано, что при высокой скорости
нарастания напряжения (~Ы014 В/с) на электродах газовых разрядников реализуется
лавинная объемная субнаносекундная коммутация тока. Это указывает на
возможность создания генераторов биполярных импульсов с низким волновым
сопротивлением и соответственно источников СШП излучения по выбранной схеме с
большим числом антенн в решетке.
Литература к главе 32
1. Астанин Л.Ю., КостылевА.А. Основы сверхширокополосных радиолокационных
измерений. М.: Радио и связь, 1989.
2. Хармут Х.Ф. Несинусоидальные волны в радиолокации и радиосвязи / Пер. с англ.
Г.С. Колмогорова, В.Г. Лабунца под ред. А.П. Мальцева. М.: Радио и связь, 1985.
3. Исследование объектов с помощью пикосекундных импульсов / Г.В. Глебович, А.В. Анд-
риянов, Ю.В. Введенский и др.; Под ред. Г.В. Глебовича. М.: Радио и связь, 1984.
4. Ицхоки Я.С. Импульсные устройства. М.: Сов. радио, 1959.
5. Theodorou Е.А., Gorman M.R., Rigg PR., Kong F.N. Broadband Pulse-Optimized Antenna //
IEE Proc. H. 1981. V. 128, pt H, N 3. P. 124-130.
6. Губанов В.П., Коровин С.Д., Пегелъ И.В. и др. Генерация мощных наносекундных
импульсов электромагнитного излучения // Письма в ЖТФ. 1994. Т. 20, вып. 14. С. 89-93.
7. Байт С.К9 Farr KG. Impulse radiating antennas // Ultra-Wideband, Short-Pulse
Electromagnetics / Ed. by H.L. Bertoni, L. Karin, and L.B. Felsen. N.Y.: Plenum press, 1993. P. 139-147.
8. Giri D.V., Lackner #., Smith ID. et al. Desigh, Fabrication, and Testing of a Paraboloidal
Reflector Antenna and Pulser System for Impulse-Like Waveforms // IEEE Trans. Plasma Sci.
1997. Vol. 25, N2. P. 318-326.
9. Koshelev VI., Buyanov Yu.L, Kovalchuk B.M. et al. High-Power Ultrawideband
Electromagnetic Pulse Radiation // Proc. SPIE. 1997. Vol. 3158. P. 209-219.
704 Глава 32. Генерирование импульсов сверхширокополосного излучения
10. Agee F.J., Ваит СЕ, Prather W.D. et al. Ultra-Wideband Transmitter Research // IEEE
Trans. Plasma Sci. 1998. Vol. 26, N 3. P. 860-873.
11. Mesyats G.A., Rukin S.N., Shpak V.G, Yalandin M.L. Generation of high-power subnanosecond
pulses // Ultra-Wideband, Short-Pulse Electromagnetics D) / Ed. by E. Heyman, B. Mendelbaum,
and J. Shiloh. N.Y.: Plenum press, 1999. P. 1-9.
12. Lai A.K. Y, Sinopoli A.L., Burnside W.D. A Novel Antenna for Ultra-Wide-Band Application //
IEEE Trans. Antennas Propag. 1992. Vol. 40, N 7. P. 755-760.
13. Shlager K.L., Smith G.S., Moloney Y.G Accurate Analysis of ТЕМ Horn Antennas for Pulse
Radiation // IEEE Trans. Electromagn. Compat. 1996. Vol. 38, N 8. P. 413-423.
14. Chang L.-CT., Burnside W.D. An Ultrawide-Bandwidth Tapered Resistive ТЕМ Horn
Antenna // IEEE Trans. Antennas Propag. 2000. Vol. 48, N 12. P. 1848-1857.
15. Farr E.G., Ваит C.E., Prather W.D., Bow en L.H. Multifunction Impulse Radiating Antennas:
Theory and Experiment // Ultra-Wideband, Short-Pulse Electromagnetics D) / Ed. by
E. Heyman, B. Mendelbaum, and J. Shiloh. N.Y.: Plenum press, 1999. P. 131-144.
16. Giri D. V., Lehr J.M., Prather W.D. et al. Intermediate and Far Fields of a Reflector Antenna
Energized by a Hydrogen Spark-Gap Switched Pulser // IEEE Trans. Plasma Sci. 2000.
Vol. 28, N5. P. 1631-1636.
17. Buchenauer C.J., Tyo J.S., Schoenberg J.S.H. Prompt Aperture Efficiencies of Impulse
Radiating Antennas With Arrays as an Application // IEEE Trans. Antennas Propagat. 2001. Vol. 49,
N8. P. 1155-1165.
18. Prather W.D., Baum CE, Lehr J.M. et al. Ultra-Wideband Source Research // Proc. XII IEEE
Intern. Pulsed Power Conf. Monterey, 1999. Vol. 1. P. 185-189.
19. Farr EG, Bowen L.H., Salo GR. et al. Lightweight Ultra-Wideband Antenna Development //
Proc. SPIE. 2000. Vol. 4031. P. 195-204.
20. Беличенко В.П., Буянов Ю.И., Кошелев В.К, Плиско В.В. О возможности расширения
полосы пропускания малогабаритных излучателей.// РЭ. 1999. Т. 44, № 2. С. 178-184.
21. Andreev Yu.A., Buyanov Yu.L, Koshelev V.L et al. Multichannel Antenna System for Radiation
of High-Power Ultrawideband Pulses // Ultra-Wideband, Short-Pulse Electromagnetics D) /
Ed. by E. Heyman, B. Mendelbaum, and J. Shiloh. N.Y.: Plenum press, 1999. P. 181-186.
22. Андреев Ю.А., Буянов Ю.И., Визирь В.А. и др. Генератор мощных импульсов
сверхширокополосного электромагнитного излучения // ПТЭ. 1997. № 5. С. 72-76.
23. Koshelev V.L, Buyanov Yu.L, Andreev Yu. et al. Ultrawideband Radiators of High-Power Pulses //
Proc. XIII IEEE Pulsed Power Plasma Sci. Conf. Las Vegas, 2001. Vol. 2. P. 1661-1664.
24. Андреев Ю.А., Буянов Ю.И., Визирь В.А. и др. Генератор гигаваттных импульсов
сверхширокополосного излучения // ПТЭ. 2000. № 2. С. 82-88.
25. Radar Handbook / Ed.-in-chief M. I. Skolnik. N. Y.: McGraw-Hill, 1970.
26. Giri D. V, Ваит С.Е., Lehr J.M. et al. Intermediate and Far Fields of a Reflector Antenna
Energized by a Hydrogan Spark-Gap Switched Pulser // Ultra-Wideband Source Research:
Digest of Techn. Papers of the XII IEEE Intern. Pulsed Power Conf. Monterey, 1999. Vol. 1.
P. 190-193.
27. Shpak V.G, Shunailov S.A., Ulmaskulov M.R., Yalandin ML Synchronously Operated Nano-
and Subnanosecond Pulsed Power Modulators // Proc. XII IEEE Intern. Pulsed Power Conf.
Monterey, 1999. Vol. 2. P. 1472-1475.