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阴阳极等离子体运动对强箍缩离子束二极管束流特性的影响

 第17卷 第10期强激光与粒子束Vol.17,No.10 2005年10月H I GH P OW ER LASER AND P ARTI CLE BEAMS Oct.,2005 文章编号: 100124322(2005)1021564205

阴阳极等离子体运动

对强箍缩离子束二极管束流特性的影响3

杨海亮, 邱爱慈, 孙剑锋, 李静雅, 何小平, 汤俊萍

李洪玉, 王海洋, 黄建军, 任书庆, 杨 莉, 邹丽丽

(西北核技术研究所,陕西西安710024)

摘 要: 主要研究了阴阳极等离子体运动对“闪光二号”加速器强箍缩离子束二极管束流特性的影响。

给出了考虑阴阳极产生的等离子体运动对二极管间隙影响的Child2lang muir流、弱聚焦流、强聚焦流和饱和顺

位流4个阶段的离子流和二极管总束流修正公式,利用这些修正公式计算的二极管总束流和离子束流强度与

实测结果符合很好,在此基础上分析了提高离子束流强度和效率的方法,通过调整加速器参数,实验得到了峰

值能量约500ke V,峰值电流约160k A的高功率离子束。

关键词: “闪光二号”加速器; 高功率离子束; 箍缩二极管; 等离子体运动; 聚焦流; 饱和顺位流

中图分类号: O536; O572.21; T L501; T L58 文献标识码: A

高功率离子束二极管阴阳极等离子体的形成和漂移,是影响二极管工作状态的重要因素。美国P I T HON 加速器和G AMBLE II加速器实验所测量的离子束流强度比采用饱和顺位流公式所计算的离子束流强度略大,特别是束流峰值过后所测离子束流比采用饱和顺位流公式计算的离子束流强度大很多。当电压接近零时,离子束流仍然很大,这时二极管接近短路[1,2]。国内“闪光二号”加速器产生的高功率离子束亦有同样现象。二极管阴阳极等离子体形成之后,以一定速度(15~40k m/s)相向运动[3,4],使得二极管有效间隙距离d减小,从而相应提高了二极管总束流强度和离子束流强度。根据饱和顺位流公式,通过减小二极管间隙距离d,提高二极管的纵横比,可以提高离子束流效率,而且较小的二极管间隙距离还可使二极管较早形成强箍缩,这也利于提高离子束流效率。同时由于阴阳极等离子体的相向运动导致二极管有效间隙距离d进一步减小,这对提高离子束流强度也是有益的,但也会由于二极管阴阳极等离子体的闭合而导致二极管的过早短路,对二极管的工作产生不利的影响。因而合理地选择二极管的阴阳极间隙对提高离子束流效率和保证二极管的正常工作是至关重要的。更进一步,由于阴阳极等离子体的运动还会引起二极管阴阳极间隙内电场和磁场的改变,这对离子束流的引出和聚焦也有严重影响[5]。可见,二极管阴阳极等离子体的运动对二极管工作状态影响相当大,这已引起了国内外学者的重视[3~5]。

本文通过研究阴阳极等离子体运动对二极管工作特性的影响,为确定合适的二极管阴阳极间隙,提高离子束流效率,保证二极管的正常工作状态提供理论依据。

1 强箍缩反射离子束二极管工作过程

“闪光二号”加速器是国内电子束流强度最大的一台低阻抗强流脉冲电子束加速器,通过重新设计二极管,可以用于产生高功率离子束。该强箍缩离子束二极管,阳极膜是40~90μm厚的CH

(聚乙烯)薄膜,阴极

2

是空心圆环状石墨阴极[6]。

大纵横比强箍缩离子束二极管中粒子流随时间的变化可分为以下4个阶段[7,8]:Child2lang muir流阶段(即低压下纯电子流动阶段),阴极爆炸电子发射形成阴极等离子体,电子在二极管的低电压作用下朝向阳极加速运动,这一阶段可用Child2lang muir公式描述。弱聚焦流阶段(弱箍缩阶段),阴极发射的电子轰击阳极膜以及阳极膜的沿面闪络放电导致阳极等离子体的迅速形成,随着二极管电压进一步升高,阳极等离子体中的正离子朝向二极管阴极加速,此时二极管中出现双向流,二极管中总束流增强,相应的束流自磁场也增大,二极管束

3收稿日期:2004203223; 修订日期:2004211217

基金项目:国家自然科学基金资助课题(10375048);国防科技基础研究基金资助课题

作者简介:杨海亮(1968—),男,博士,副研究员,从事核技术及应用研究;E2mail:csun@http://www.wendangku.net/doc/373f394dfe4733687e21aa26.html。

流超过临界电流I

cr

,束流自磁场使外层电子轨道弯曲,形成弱箍缩,若二极管的阴极为环状,电子则从环状阴极的边缘尖端发射,因而电子流是筒状的,随着电流的增大,整个电子流开始箍缩,即所有电子都径向地向内运动,从阴极的边缘流向轴,这一阶段可用弱聚焦流模型描述。强聚焦流阶段(崩溃箍缩阶段),二极管束流继续增强,阳极膜后的空腔内形成虚阴极,增强了电子束在阳极膜两边的反射次数,相应地向阴极加速的正离子束流更进一步增加,形成崩溃箍缩,这一阶段可用强聚焦流模型描述。饱和顺位流阶段(稳态箍缩阶段),最终达到由层流离子流和箍缩电子流表征的稳态条件,这一阶段可用饱和顺位流模型描述。

2 阴阳极等离子体运动对二极管工作特性的影响

由于二极管内阴阳极等离子体的相向运动,二极管间隙距离d在逐渐减小,描述二极管束流强度的聚焦流和饱和顺位流等模型中,必须考虑这一影响。

描述低电压下纯电子流动的二极管总束流强度的Child2lang muir公式[7]可以修正为

I d=4ε0

9

2e

m e

U3/2d

(d

-v c t c)2

πR2

c

(1)

式中:v

c 为阴极等离子体运动速度;t

c

为阴极等离子体的运动时间;ε

为真空介电常数;e为电子电荷;m

e

为电

子的静止质量;U

d 为二极管间隙电压;d

为二极管初始的间隙距离;R

c

为二极管的阴极半径。

当电压上升至弱聚焦流阶段时(弱箍缩阶段),二极管内的总电荷接近于零(在阴极和阳极等离子体内电场均为零),离子与电子流强之比与它们各自在二极管内的平均渡越时间成反比。箍缩电子流径向地向心运动,渡越长度为R

c

,而离子流的渡越长度仍然为二极管的阴阳极间隙d。因此,渡越时间的比值相对于非箍缩

电子流二极管来说增大R

c

/d倍[7],考虑阴阳极等离子体运动对二极管间隙距离的影响,离子流I i与电子流I e 之比为

I i I e =

1

2

R c

d0-v c t c-v a t a

β

i

β

e

(2)

式中:v

a 为阳极等离子体运动速度;t

a

为阳极等离子体运动时间;

β

i

=

2m e(γ0-1)

m i

1/2

, βe=

γ2

-1

γ

(3)

m i为离子的静止质量,γ0为相对论质量比

γ

=1+e U d/m e c2(4)

二极管的总束流I

d

是由离子流和电子流组成的,可由弱聚焦流模型[8]计算得到,对阴阳极等离子体运动进行修正后的弱聚焦流模型的二极管总束流为

I d=I i+I e=

R c

d0-v a t a-v c t c

2πm e c

eμ0

γ

ln[γ0+(γ20-1)1/2](5)

式中:μ

为真空磁导率。

图1是01178炮的二极管电压波形,二极管阴极半径R

c

=60mm,阴阳极间隙初始距离d0=5.6mm。依据该电压波形和参数,利用修正后的束流模型可以计算得到二极管的束流强度。

图2是01178炮弱聚焦流阶段实测的二极管束流强度和采用修正后的弱聚焦流模型计算的二极管束流强

度比较,图中也绘出了未进行修正(即阴阳极等离子体运动速度v=v

a

=v c=0)的弱聚焦流模型计算的二极管束流强度,由图可见,未进行修正的弱聚焦流模型计算结果与实测值相差较大,而阴阳极等离子体运动速度v =18km/s情况下计算结果与实测值最接近。

当电压上升至强聚焦流阶段时(崩溃箍缩阶段),离子束流强度已达到较大值,离子流附加到电子流中导致极强的箍缩电子流。当这些电子掠射地进入到阳极等离子体时,没有抵消自磁场的电场存在,因此它们朝阴极方向反射回去时也继续向内作径向漂移直到抵达无阳极等离子体的区域为止。然后,这个过程一直重复,直

到电子沿多次反射的复杂轨道向内漂移而形成强箍缩为止,此时离子流I

i 与电子流I

e

的比值比(2)式略大,而

二极管总束流强度比弱聚焦流模型计算的束流强度大,而比饱和顺位流模型计算的总束流强度小,实质上是介于两个阶段之间的一个过渡阶段(可称为强聚焦流阶段),其二极管总束流可估算为

I d=I i+I e=

R c

d0-v a t a-v c t c

2πm e c

eμ0

γg

ln[γ0+(γ20-1)1/2](6)

5651

第10期杨海亮等:阴阳极等离子体运动对强箍缩离子束二极管束流特性的影响

阴阳极等离子体运动对强箍缩离子束二极管束流特性的影响

式中:g 从0.5逐渐过渡到1。

图3是01178炮中强聚焦流阶段实测的二极管束流强度和利用强聚焦流模型计算的二极管束流强度,由图可见,阴阳极等离子体运动速度v =18km /s 情况下计算结果与实测值最接近。

在饱和顺位流阶段(稳态箍缩阶段),束流呈现稳态箍缩的电子流和层状的离子流,此时离子流I i 与电子流I e 的比值比(2)式所估计的值要大,而二极管总束流强度I d 可以对饱和顺位流公式[7]

按照阴阳极等离子体的运动对间隙进行修正后得到

I d =I i +I e =R c d 0-v a t a -v c t c 2πm e c e μ0

γ0ln [γ0+(γ20-

阴阳极等离子体运动对强箍缩离子束二极管束流特性的影响

1)1/2](7) 图4是01178炮中饱和顺位流阶段实测的二极管束流强度和对阴阳极等离子体运动修正的饱和顺位流模型计算的二极管束流强度。 综合各个阶段的计算结果,可以得到01178炮对阴阳极等离子体运动修正的二极管束流强度计算结果,如图5所示,由图可以看出,不考虑阴阳极等离子体运动对二极管间隙距离的影响时,计算结果明显低于测量结果,考虑阴阳极等离子体运动(运动速度取18km /s 时)对二极管间隙距离的影响时,计算结果与测量结果符合很好。

3 提高离子束流强度和效率的方法

箍缩离子束二极管中存在双向流,既有离子流又有电子流,如何有效提高离子束流强度和效率k eff (即离子束流强度与二极管总束流强度之比)是决定离子束二极管性能的重要因素。依据式(2)可得到离子束流强度

I i =k eff I d ≈I d

1+2/[(R c /d )(βi /βe )](8)

6651强激光与粒子束第17卷

式中I d 由(5)~(7)式给出。

由(5)~(8)式可知,离子束流强度和效率与二极管纵横比、离子速度有关。因而二极管阴极半径、阴阳极间隙距离、二极管电压和离子质量等是影响离子束流强度和效率的重要参数。

从(5)~(8)式可以看出,离子束流强度和效率随二极管纵横比R c /d 增大而增大,但并不是越大越好。首先R c 不能过大,否则将不利于电子达到箍缩状态,经过分析和数值模拟,“闪光二号”加速器的强箍缩离子束二极管的阴极半径R c 取60mm 比较合适;而且d 也不能太小,“闪光二号”加速器的二极管电压波形总宽度为140~160ns,二极管阴阳极等离子体运动速度约为18km /s,为保证整个电压期间不因阴阳极等离子体的相向运动而导致二极管过早闭合短路,二极管间隙应取5mm 左右,相应二极管的纵横比约为12。

图6是理论计算的二极管阴极半径R c =60mm ,阴阳极初始间隙d 0=5mm 的情况下,高功率离子束二极管总束流强度与离子束流强度及离子束流效率随二极管电压变化的规律。二极管电压为1MV 时,总束流强度为528k A,离子束流强度为120k A,离子束流效率约为23%。由图6可以看出,随着二极管电压的提高,离子束流强度和效率明显增大

阴阳极等离子体运动对强箍缩离子束二极管束流特性的影响

图7是理论计算的二极管阴极半径R c =60mm ,阴阳极初始间隙d 0=5mm ,电压U d =800kV 的情况下,加速不同离子的离子束流强度及离子束流效率理论计算结果。加速C +

离子时,离子束流强度为30k A ,离子束流效率为7%;加速质子时,离子束流强度为89k A,离子束流效率约为21%;可见随着加速离子质量数的减小,离子束流强度增大,并且离子束流效率也相应增大。

另外,为提高离子束流强度,应陡化加在二极管上的电压前沿,首先可以减小阴极爆炸形成等离子体的时间,更主要的是可以使二极管尽快达到饱和顺位流阶段,以提高离子束流效率。这是因为在相同的电压下,饱和顺位流阶段的二极管总束流强度最大,并且饱和顺位流阶段的离子束流效率也最高。7651第10期杨海亮等:阴阳极等离子体运动对强箍缩离子束二极管束流特性的影响

8651强激光与粒子束第17卷

根据上述计算和分析可以看出,通过合理提高纵横比,提高二极管电压,加速较轻离子,陡化二极管电压前沿,可以有效提高离子束流强度和效率。

4 “闪光二号”加速器产生的高功率离子束

基于上述的讨论,二极管的阴阳极间隙减小到4.9mm,使二极管纵横比达到12.2,阳极膜采用含H量最(聚乙烯)膜,陡化二极管电压前沿,则二极管在十几ns后即达到强箍缩。实测的二极管束流强度丰富的CH

2

峰值480k A,峰值功率206G W,离子束流强度峰值160k A。图8是利用(1)~(7)式,根据实测的间隙电压计算得到的二极管总束流强度和产生的高功率离子束的束流强度,图中也给出了测量的二极管总束流强度和利用偏压法拉第筒阵列[9]测量的离子束流强度,从图中可以看出,理论计算结果与实验测量值基本相符。

5 总 结

二极管中阴阳极等离子体的运动和发展演变是一个极其复杂的物理过程,是决定二极管工作稳定性的关键因素。本文初步研究了阴阳极等离子体运动对二极管总束流强度和离子束流强度的影响,给出了考虑阴阳极产生的等离子体运动对二极管间隙影响的4个阶段的二极管总束流和离子流修正公式,利用这些修正公式计算的二极管总束流和离子束流强度与实测结果符合很好。还分析了提高离子束流强度和效率的方法,通过调整加速器参数,实验得到了峰值能量约500ke V,峰值电流约160kA的高功率离子束。

参考文献:

[1] Stephanakis S J,Mosher D,Cooperstein G,et al.Pr oducti on of intense p r ot on bea m s in p inched2electr on2bea m di odes[J].Phys R ev Lett,1976,37

(23):1543.

[2] Cooperstein G,Gddstein S A,Mosher D,et al.NRL light i on bea m research for inertial confine ment fusi on[A].Pr oceedings of the Second I nterna2

ti onal Top ical Conference on H igh Power Electr on and I on Beam Research and Technol ogy[C].Novosibrirsh,1979.

[3] Johns on D J,Burns E J T,Farns worth A V,et al.A radial i on di ode f or generating intense f ocused p r ot on bea m s[J].J Appl Phys,1982,53(7):

4579—4596.

[4] 彭建昌.强流脉冲电子束二极管等离子体漂移速度的研究[J].强激光与粒子束,2001,13(5):654—656.(Peng J C.I nvestigati on of p las ma

drift vel ocity vs ti m e in intense electr on bea m di ode.H igh Po w er L aser and Particle B eam s,2001,13(5):654—656)

[5] Johns on D J,Leeper R J,StygarW A.Ti m e2res olved p r ot on f ocus of a high2power i on di ode[J].J Appl Phys,1985,58(1):12—27.

[6] 杨海亮,邱爱慈,张嘉生,等.“闪光二号”加速器HP I B的产生及应用初步结果[J].物理学报,2004,53(2):406—412.(Yang H L,Q iu A

C,Zhang J S,et al.Preli m inary research results for generati on and app licati on of high power i on bea m s on F LASH II accelerat or.ACTA Physica S ini2 ca,2004,53(2):406—412)

[7] M iller R B.I ntr oducti on t o the physics of intense charged particles[M].Ne w York and London:Plenum Press.1982.67—70.

[8] Goldstein S A,Davids on R C,Sia mbis J G,et al.Focused2fl ow model of relativistic di odes[J].Phys R ev L ett,1974,33(25):1471—1474.

[9] 何小平,石磊,张嘉生.用偏压法拉第筒测量强流脉冲离子束[J].强激光与粒子束,2000,12(6):753—755.(He X P,Shi L,Zhang J S.

M ini biased colli m ated faraday cup s f or measure ment of intense pulsed i on bea m s.H igh Po w er Laser and Particle B eam s,2000,12(6):753—755)

Effect of ca thode and anode pl a s ma m oti on on

curren t character isti cs of p i n ch d i ode

Y ANG Hai2liang, Q I U A i2ci, S UN J ian2feng, L I J ing2ya, HE Xiao2p ing, T ANG Jun2p ing,

L I Hong2yu, WANG Hai2yang, HUANG J ian2jun, RE N Shu2qing, Y ANG L i, Z OU L i2li

(N orthw est Institute of N uclear Technology,P.O.B ox69210,X i′an710024,China)

Abstract: The p reli m inary research results f or the effect of cathode and anode p las ma moti on on current characteristics of the p inch i on di ode on F LASHⅡaccelerat or are reported.The structure and p rinci p le of p inch reflex i on bea m di ode are intr oduced.The ti m e de2 pendent evoluti on of electr on and i on fl ow in large as pect2rati o relativistic di odes is studied by analytic models.The equati on of Child2lang2 muir,weak f ocused2fl ow,str ong f ocused2fl ow and parapotential fl ow are corrected t o reduce the di ode A2C gap caused by the moti on of cathode and anode p las ma.The di ode current and i on current are calculated with these corrected equati ons,and the results are consistent with the experi m ental data.The methods of increasing i on current and efficiency are als o p resented.The high power i on bea m peak current about160k A with a peak energy about500ke V was p r oduced using water2dielectric trans m issi on2line generat ors with super2p inch reflex i on di odes on F LASHⅡaccelerat or at North west I nstitute of Nuclear Technol ogy(N I N T).

Key words: F LASHⅡaccelerat or; H igh power i on bea m; Pinch di ode; Plas ma moti on; Focused2fl ow; Parapotential fl ow