WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     | 1 | 2 ||

высшие гармоники (ta /3, ta/6,...). В спектре присутОбратимся к угловым характеристикам электронов на ствуют также частоты: Le = ce/2 = 3.5GHz, ce и их электродах МД и проблеме сохранения азимутального высшие гармоники. В идеальной электродной систеимпульса. Электроны попадают на анод практически по ме без азимутальных неоднородностей (типа МД на касательной (eA = 82) и функция их распределения рис. 2) спектр получается относительно простым, с по углу узкая. Средний угол падения электронов на максимальной интенсивностью в области ларморовской катод составляет eBKB = 24, т. е. направление ближе к частоты BKB Le (основная частота BKB) нестабильнормали и функция распределения широкая (рис. 7). Ис- ности [3,6]. При наличии азимутальных неоднородностей (ось катодного электрода смещена, неоднородная эмиспользуя вышеприведенные данные для установившегося сия электронов и др.) частотный спектр оказывается режима и формулы (2), (3), проверим баланс в передаче нерегулярным.

азимутального импульса eA eK Bcrw0.5 · sin eA eA 1 = + 5. Обсуждение результатов 0B 0B B0w0.eAмоделирования BcrrK(w0.5 - w0.5 )IeBKB · sin eBKB eBKB eK+ Макроскопические уравнения (2), (3) можно полуB0 · rA · w0.5 · IAK eAчить, если просуммировать правые и левые части (6) = 0.71 + 0.29, (13) по всем электронам в диодном зазоре и усреднить эту сумму по некоторому интервалу времени. Необхот. е. баланс крутящих моментов выполнен, согласно (13), димость усреднения связана с присутствием заметных лучше 1%. осцилляций во времени для Ies(t) — потока вторичных Журнал технической физики, 2004, том 74, вып. Динамика нарушения магнитной изоляции и самоорганизация электронного потока... Рис. 8. Траектории нескольких выделенных электронов, которые наблюдаются в интервале времени t = 7-8 ns. Слева электроны стартуют с поверхности катода (при = 0-20), а справа электроны продолжают свой путь (при t 7ns) с азимута = 0.

электронов; IeA(t) —тока утечки электронов на анод; и с катодом с высокой эмиссией (EK = 0). Для „базоE(r,, t) — поля и др. (рис. 3–5). Отличие полученного вого“ диода (рис. 2) численный счет дает предельный таким способом уравнения от (2), (3) заключается в ток, равный ICL = 216 A при напряжении VAK = 11.2kV.

присутствии суммы интегралов, связанных с воздействи- Электрический заряд в диоде для этого режима (поле ем на электроны поля E (см. (6)). В установившемся B = 0) равен QCL = 21.5 nC. Этот заряд примерно равен режиме происходит взаимная компенсация воздействий заряду в зазоре МД Qes = eNes(t > 8ns) =21 nC и оказывается больше в 1.6 раз заряда вакуумного конденсаполя E(r,, t) на электроны, которые уходят на анод, тора (нет электронов в зазоре) QC = C0VAK = QCL/1.6.

и на электроны, бомбардирующие катод, т. е. работа, Сравнивая эти данные с параметрами МД, получим совершаемая полем E(r,, t) над всеми электронами в eA = IeA/ICL 1/50 — степень нарушения магнитной зазоре в течение t tce, равна нулю:

изоляции (eA(max) 1/15 получено в [9] для катоrA 2 t+ t да из платины и при B0/Bcr 1.1); Ies/ICL 1/5 — относительный ток вторичной эмиссии; Qes /QCL 1.

W = rdrd Je(r,, t)E(r,, t)dt 0. (14) Для оценок примем предельный заряд в МД равным rK t QeM = 1.5QC.

Как отмечалось выше, сильная неустойчивость пучЭлектроны, уходящие на анод, двигаются в фазе ка в МД возникает в режиме плотного пучка.

тормозящего поля E(r,,t) и в этом процессе теряют Для критерия „плотного пучка“ используем величиэнергию, а также отдают скрещенному E B-полю изну накопленного заряда электронов в зазоре в мобыточную часть азимутального импульса, который они мент t = 3 ns — начала неустойчивости (рис. 4):

получают при взаимодействии с полем B0. Заметим, что eAK(t) =eNe0(t = 3ns)/QeM 1/4. В практике величискрещенное E B-поле играет в этом процессе роль ну этого заряда можно оценить, используя только временного буфера для импульса и энергии. Электро внешние параметры МД (осциллограммы на рис. 1 и ны, которые возвращаются на катод, двигаются в фазе размеры диода), например Qe0 = QA - QC 4.5nC, где ускоряющего поля E(r,, t) и приобретают избыточную QA(t = 3ns) = IAK(t)dt 18.5 nC — заряд, накопленэнергию и избыточный импульс. Этот механизм подобен ный на аноде МД; QC = C0 · VAK = 14 nC — емкоствзаимодействию электронов с E B-полем в магнетроне ной заряд при VAK = 12 kV. Таким образом, в качестве (см. раздел 2). Отличие состоит в том, что величина критерия стабильности потока достаточно использовать интеграла (14) в диоде генераторного магнетрона будет условие малости параметра „обмена“ eAK меньше нуля, так как электрическое поле отбирает энергию (и азимутальный импульс) от электронов и передает tP ее в анодные резонаторы. В магнетроне изменяются eAK(tP) =QeA/Qe; QeA(t) = IeA(t)dt;

также уравнения (3), так как добавляется крутящий момент, созданный давлением электрического поля на поверхность щелей анодного электрода. Поэтому баланс крутящих моментов в магнетроне выполняется обычно QeM = e nedv 1.5C0/VAK, (15) при относительно малых потоках энергии и импульса на катод.

где eAK — параметр обмена; QeA(tP) есть перенесенный Параметры МД удобно анализировать по отношению электронами заряд за время процесса tP, QeM —прек электронному диоду без магнитного поля (B0 = 0) дельный заряд в диоде.

Журнал технической физики, 2004, том 74, вып. 102 А.В. Агафонов, В.П. Тараканов, В.М. Федоров Подобный критерий был предложен давно в [13] для ним импульсом и энергией. Самоорганизация турбулентоценки границ стабильного ускорения в магнитном поле ных электронных потоков обеспечивается свойствами бесстолкновительной плазмы. Эксперименты и числен- катода: как малой первичной эмиссией (Je0 JCL; на ное моделирование по ускорению плазмы между элек- катоде поле EK(t) = 0), так и наличием вторичной тродами [32,33] показали, что токовый слой разрушается эмиссии с коэффициентом kes > 1. Результаты счета в моменты времени, когда параметр обмена достигает верифицировались по исполнению следующих балануровня единицы при однородном распределении плазмы сов: 1) PAK = PeA + PeBKB — равенство потребленной и раньше в случае неоднородной плазмы. и адсорбированной мощностей; 2) равенство крутящих моментов как полученных при утечке электронов попеВ приборах со скрещенными полями, например рек магнитного поля, так и переданных аноду и катоду в [9,10,28,29], реализуется обычно многократный обмен электронов в зазоре (eAK 1) в течение импульса на- при падении на них электронов. Численные расчеты сопоставлены с известными экспериментальными данпряжения VAK(t < tP). Наши исследования показывают, ными и показано их хорошее согласие. Предложенная что сильная BKB неустойчивость в потоке развивается физическая модель колебательной системы (плотный уже при eAK > 0.3. В анализе приборов с магнитной поток заряженных частиц в скрещенном E B-поле) изоляцией многие авторы использовали гидродинамиприменима к электронным и к ионным пучкам. Численческую модель течения электронов [1,2], называемую ная модель BKB нестабильности может быть использотакже бриллюэновской, или дрейфовой, моделью. Вид вана в расчетах по совершенствованию мощных СВЧ счетных траекторий электронов в зазоре МД (рис. 8) генераторов и сильноточных инжекторов заряженных показывает, что, хотя траектории сильно вытянуты в пучков.

азимутальном направлении (|ver| ve), каждая из них не локализована в узком слое. Напротив, электроны Работа выполнена при поддержке РФФИ (грант перемещаются поперек зазора (от катода к аноду и № 03-02-17301).

обратно), так что применение гидродинамической модели для МД с утечкой электронов (при eAK > 0.3) будет Список литературы некорректно.

Динамика неустойчивости типа BKB для электронных [1] Электронные сверхвысокочастотные приборы со скрепотоков в приборах со скрещенными полями получена щенными полями. Пер. с англ. М.: ИЛ, 1961. Т. 1. 555 с.

для напряжений VAK 0.5 MeV. Но результаты будут Т. 2. 470 с.

качественно такими же и для VAK 1MV, так как основ[2] Баранчиков Е.П., Гордеев А.В., Королев В.В., Смирные процессы при BKB неустойчивости развиваются нов В.П. // ЖЭТФ. 1978. Т. 75. № 6. С. 2102–2121.

в прикатодном слое, где электроны остаются нереля[3] Fedorov V.M., Schmidt W., Westermann Th. // Proc. 9th тивистскими. Такой вывод поддерживается, например, Intern. Conf. on High Power Particle Beams (Beams’92).

данными измерений кинетических потерь электронов, Washington, 1992. Vol. 2. P. 747–755.

[4] Галагян А.В., Руженцов И.В., Шадрин А.А. // РиЭ. 1992.

приходящих на анод 2 MV транспортной линии с магТ. 37. Вып. 3. С. 494–503.

нитной изоляцией [34].

[5] Коровин С.Д., Пегель И.В. // ЖТФ. 1994. Т. 64. Вып. 3.

Механизм генерации высокого уровня колебаний в С. 140–156.

электронных пучках в скрещенном E B-поле приме[6] Fedorov V.M. Theory Progress of Back-bombardement ним, очевидно, и к случаю зазоров с магнитной изоляInstability for Electron Emission across Magnetic Field.

цией ионов (dAK > riL). В этом случае роль эмиттера Report on 16th Symp. on Discharges and Electrical Insulation с нестационарной вторичной эмиссией будет выполнять in Vacuum. Moscow, 1994. 8 p.

анод (или анодная плазма). Такой вывод сделан в [35] по [7] Gopinath V.P., Verboncoer J.P., Birsdall C.K. // Phys. Plasmas.

результатам анализа данных известных экспериментов 1996. Vol. 3. N 7. P. 2766–2769.

[8] Незлин М.В. Динамика пучков в плазме. М.: Энергоиздат, по генерации высокотемпературного протонного пучка 1982. 260 с.

газоразрядным инжектором магнетронного типа и пред[9] Jepsen R.L. and Muller M.W. // J. Appl. Phys. 1951. Vol. 22.

сказаний теории на основе модели BKB нестабильности.

N 9. P. 1196–1207.

[10] Тычинский В.П., Деркач Ю.Т. // РиЭ. 1956. Т. 1. Вып. 1.

С. 223–228.

Заключение [11] Бронштейн И.М., Фрайман Б.С. Вторичная электронная эмиссия. М.: Наука, 1969. 407 с.

Методом численного моделирования исследован про[12] Вигдорчик И.М. // ЖТФ. 1936. Т. 6. Вып. 10. С. 1657–1660.

цесс установления „квазистационарной“ утечки электро[13] Морозов А.И., Соловьев Л.С. // ДАН. 1965. Т. 164. Вып. 1.

нов поперек сильного магнитного поля (B0/Bcr > 1.1).

С. 80–83.

Электронный поток в зазоре разбивается в азимуталь[14] Kadomtsev B.B. // Proc. 6th European Conf. on Controlled ном направлении (вдоль электрического дрейфа) на Fusion and Plasma Physics. Moscow, 1973. Vol. 2. P. 1–19.

ряд отдельных сгустков. Коллективные (турбулентные) [15] Agafonov A.V., Fedorov V.M., Tarakanov V.P. // Proc. of колебания зарядов происходят при взаимодействии элекParticle Accelerator Conf. (PAC’97). Vancouver (Canada), тронов со скрещенным E B-полем и при обмене с 1997. P. 1299–1301.

Журнал технической физики, 2004, том 74, вып. Динамика нарушения магнитной изоляции и самоорганизация электронного потока... [16] Агафонов А.В., Тараканов В.П., Федоров В.М. // Вопросы атомной науки и техники. Сер. Ядерно-физические исследования. 1997. Вып. 2, 3. С. 137–139.

[17] Agafonov A.V., Fedorov V.M., Tarakanov V.P. // Proc.

12th Intern. Conf. On High-Power Particle Beams (BEAMS’98). Haifa (Israel), 1998. P. 885–888.

[18] Агафонов А.В., Тараканов В.П., Федоров В.М. // Сб.

докл. XVII совещания по ускорителям заряженных частиц. Протвино, 2000. Т. 2. С. 67–70.

[19] Котеташвили П.В., Рыбак П.В., Тараканов В.П. Препринт ИОФАН. М., 1991. № 44. 20 с.

[20] Tarakanov V.P. User’s Manual for Code „KARAT“.

Springfield, VA: Berkley Research Associates, Inc., 1992.

98 p.

[21] Магнетроны сантиметрового диапазона. Пер. с англ. М.:

Сов. радио, 1950. Т. 1. 420 с. 1951. Т. 2. 472 с.

[22] Бычков С.И. Вопросы теории и практического применения приборов магнетронного типа. М.: Сов. радио, 1967.

216 с.

[23] Алексеев А.Ф., Маляров Д.Е. // ЖТФ. 1940. Т. 10. Вып. 15.

С. 1297–1300.

[24] Копылов М.Ф. // Электроника. 1996. № 5–6. С. 28–29.

[25] Тамм И.Е. Основы теории электричества. 10-е изд. М.:

Наука, 1989. 504 с.

[26] Фейнман Р., Лейтон Р., Сэндс М. Фейнмановские лекции по физике. Электродинамика. Пер. с англ. М.: Мир, 1966.

343 с.

[27] Бэдсел Ч., Ленгдон А. Физика плазмы и численное моделирование. Пер. с англ. М.: Энергоиздат, 1989. 455 с.

[28] Saveliev Y.M., Sibbnett W., Parkes D.M. // Phys. Plasmas.

1997. Vol. 4. N 7. P. 2319–2321.

[29] Волколупов Ю.Я., Довбня А.Н., Закутин В.В. и др. // ЖТФ.

2001. Т. 71. Вып. 2. С. 98–104.

[30] Ганичев Д.А., Филатов В.Ф., Фридрихов С.А. // РиЭ. 1972.

Т. 17. Вып. 8. С. 1639–1645.

[31] Бляхман Л.Г., Нечаев В.Е. // ЖТФ. 1984. Т. 54. Вып. 11.

С. 2163–2169.

[32] Бабенко А.Н., Кругляков Э.П., Федоров В.М. // ПМТФ.

1971. № 3. С. 140–144.

[33] Брушлинский К.Б., Ратникова Т.А. // Физика плазмы.

1995. Т. 21. № 11. С. 975–999.

[34] Stinnett R.W., Woodal H.N. // Proc. 5th Pulsed Power Conf.

Arlington (USA), 1985. P. 499–506.

[35] Fedorov V.M., Tarakanov V.P. // Trans. Fusion Technology (Open Systems-98). Novosibirsk, 1999. Vol. 35. N 1T.

P. 320-324.

Pages:     | 1 | 2 ||



© 2011 www.dissers.ru - «Бесплатная электронная библиотека»

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.