Содержание к диссертации
Введение
1 Постановка лабораторных экспериментов. Экспериментальные стенды для лабораторного исследования волновых процессов в магнитоактивной плазме 24
1.1 Постановка экспериментов. Основные принципы лабораторного моделирования волновых процессов в околоземной плазме 26
1.2 Экспериментальный стенд «Ионосфера» (ИПФ РАН) 31
1.2.1 Особенности распада плазмы на установке «Ионосфера» 33
1.3 Экспериментальный стенд ССМ (University Paris XI, France) 35
1.3.1 Электронная пушка 36
1.4 Экспериментальный стенд MWPI (Utsunomiya University, Japan) 38
1.4.1 Оборудование для экспериментального исследования взаимодействия СВЧ излучения с плазмой 39
1.5 Методы диагностики параметров плазмы
1.5.1 Измерение электронной температуры с помощью пробных ионно-звуковых волн 41
1.5.2 Измерение концентрации разреженной магнитоактивной плазмы с помощью резонансных конусов электромагнитных источников 43
1.6 Основные результаты главы 53
2 Лабораторное исследование дисперсионных характеристик волн в резонансных диапазонах частот 56
2.1 Каналирование волн свистового диапазона частот в магнитоак тивной плазме 63
2.1.1 Каналирование волн свистового диапазона частот в тепловых плазменных неоднородностях 63
2.1.2 Влияние стрикционной нелинейности на импедансные характеристики антенны 67
2.2 Исследование дисперсионных характеристик квазиэлектроста тических волн в магнитоактивной плазме со слабой пространственной дисперсией 71
2.2.1 Условия лабораторных экспериментов 76
2.2.2 Экспериментальные результаты
2.2.3 Обсуждение результатов 85
2.3 Изучение механизмов каналирования квазиэлектростатических волн верхнегибридного диапазона частот в магнитоактивной плазме со слабой пространственной дисперсией 93
2.4 Экспериментальное исследование динамики формирования резонансных конусов импульсных высокочастотных источников в
магнитоактивной плазме 98
2.4.1 Обсуждение 105
2.5 Основные результаты главы 109
3 Лабораторное исследование взаимодействия электронных пучков с магнитоактивной плазмой 112
3.1 Постановка лабораторных экспериментов 115
3.1.1 Инжекция пучка ускоренных электронов в плазму на установке ССМ 117
3.2 Механизмы возбуждения свистовых волн модулированным электронным пучком 121
3.2.1 Вторжение электронного пучка в плазму. Переходное излучение 121
3.2.2 Резонансные механизмы возбуждения свистовых волн 122
3.3 Возбуждение свистовых волн модулированным электронным пучком с помощью переходного излучения: результаты лаборатор ных экспериментов 125
3.3.1 Дисперсионные характеристики волн, возбуждаемых переходным излучением от точки инжекции модулированного электронного пучка в плазму. Нерезонансный характер переходного излучения 128
3.3.2 Структура волновых полей и диаграмма направленности переходного излучения 132
3.3.3 Частотный спектр переходного излучения 136
3.4 Возбуждение свистовых волн модулированным электронным пучком на черенковском резонансе 140
3.4.1 Частотный спектр черенковского излучения 140
3.4.2 Характеристики возбуждаемых волн 143
3.4.3 Релаксация модулированного электронного пучка при черенковском взаимодействии с магнитоактивной плазмой
3.5 Возбуждение свистовых волн модулированным электронным пучком на циклотронном резонансе 152
3.6 Возбуждение свистовых волн импульсным электронным пучком
3.6.1 Механизмы возбуждения волн свистового диапазона частот159
3.6.2 Переходное излучение 161
3.6.3 Кильватерная волна короткого токового импульса 166
3.6.4 Черенковское излучение импульсного электронного пучка 168
3.7 Основные результаты главы 171
Исследование процессов нелинейного взаимодействия импульс ного СВЧ излучения с неоднородной плазмой 176
4.1 Параметрическое взаимодействие волн в неоднородной плазме 181
4.2 Ускорение ионов при резонансном поглощении СВЧ импульса в плазме 188
4.3 Низкочастотная неустойчивость двойного слоя, вызванная ускоренной ионной компонентой 194
4.3.1 Модель неустойчивости 200
4.4 Основные результаты главы 205
5 Лабораторное моделирование активных экспериментов по на греву ионосферной плазмы мощной радиоволной 208
5.1 Обзор основных результатов нагревных экспериментов в F-слое
ионосферы. Постановка задачи лабораторного моделирования. 208
5.1.1 Нагревные эксперименты в F-слое ионосферы: постановка задачи и экспериментальные возможности 208
5.1.2 Стадии воздействия. Типы нелинейностей. Характерные масштабы 211
5.1.3 Стрикционный этап воздействия на ионосферу 212
5.1.4 Тепловой этап воздействия на ионосферу 213
5.1.5 Постановка задачи лабораторных экспериментов
5.2 Термодиффузия плазмы во внешнем магнитном поле 221
5.3 Исследование эффекта теплового самоканалирования ленгмю-ровских волн в магнитоактивной плазме
5.3.1 Постановка лабораторных экспериментов 230
5.3.2 Экспериментальное исследование нелинейного захвата и самоканалирования ленгмюровских волн в мелкомасштабной плазменной неоднородности 232
5.3.3 Выводы 243
5.4 Лабораторное моделирование искусственного радиоизлучения ионосферы 244
5.4.1 Постановка экспериментов 246
5.4.2 Наблюдение спектральных компонент, связанных с на-гревным воздействием на плазму 247
5.4.3 Механизмы генерации динамического спектрального сателлита 250
5.4.4 Механизмы генерации стационарного спектрального сателлита 252
5.4.5 Выводы 258
5.5 Основные результаты главы 259
Заключение 261
Литература
- Экспериментальный стенд «Ионосфера» (ИПФ РАН)
- Каналирование волн свистового диапазона частот в тепловых плазменных неоднородностях
- Механизмы возбуждения свистовых волн модулированным электронным пучком
- Черенковское излучение импульсного электронного пучка
Введение к работе
Актуальность проблемы.
Интерес к исследованиям волновых процессов в плазме поддерживается уже в течение многих десятков лет, что связано с потребностями многочисленных приложений, к числу которых относятся задачи генерации, нагрева и диагностики плазмы в промышленных и термоядерных источниках, задачи дальней радиосвязи и мониторинга космической плазмы и пр. В последние годы значительное развитие получили исследования, направленные на изучение волновых явлений в околоземной плазме методами активного воздействия [1*-4*], в связи с чем возрос интерес и к лабораторным экспериментам, моделирующим различные этапы подобного воздействия [5*, 6*, 2]. Задачи, решаемые в рамках подобных лабораторных экспериментов, направлены, в первую очередь, на тестирование основных физических моделей, применяемых для объяснения плазменных процессов, возникающих в околоземной плазме в присутствии тех или иных возмущающих факторов. Это направление исследований является основным в рамках настоящей диссертационной работы.
К настоящему времени получена обширная база экспериментальных данных по электромагнитным процессам в ионосфере и магнитосфере Земли [7*, 8*], обеспечивающая огромные возможности для проведения тестовых лабораторных экспериментов. Одним из наиболее распространенных типов активного воздействия на околоземную плазму является вторжение в нее мощного электромагнитного излучения в тех частотных диапазонах, где возможно резонансное взаимодействие волн с плазмой. В этих условиях влияние электромагнитных волн на параметры околоземной плазмы заметно возрастает. Действительно, замедленные собственные волны резонансных частотных диапазонов могут эффективно обмениваться энергией с потоками ускоренных частиц, постоянно присутствующими в околоземной плазме, и с фоновой плазмой, приводя к развитию нелинейных эффектов, модификации параметров плазмы и пр.
Так, например, эксперименты с использованием наземных ОНЧ передатчиков приводят к воздействию на магнитосферную плазму в свистовом диапазоне частот, наиболее подходящем для резонансного взаимодействия с энергичными заряженными частицами радиационных поясов Земли [8*, 9*]. Коротковолновое излучение мощных наземных радиопередатчиков приводит к эффективному нагреву F-слоя ионосферы, сопровождающемуся возбуждением волн другого резонансного диапазона частот - верхнегибридного, под действием которых развивается так называемая искусственная ионосферная турбулентность [1*, 10*]. В ряде активных экспериментов воздействие на околоземную плазму осуществляется с борта космических аппаратов [4*, 11*, 12*]. Преимущество подобных экспериментов заключается в том, что возмущающее воздействие на плазму осуществляется непосредственно в исследуемой области ионосферы или магнитосферы. Кроме того, использование космических аппаратов позволяет расширить возмож-
ности активного воздействия на плазму. В частности, помимо волнового воздействия с помощью разворачиваемых антенных систем, околоземная плазма может пронизываться пучками ускоренных частиц [4*, 13*, 14*], что позволяет выполнить целый класс новых активных экспериментов.
Несмотря на значительный прогресс в экспериментальных и теоретических исследованиях, построение окончательных моделей, описывающих все многообразие волновых явлений в околоземной плазме, еще далеко до своего завершения. Дело в том, что околоземная плазма представляет собой весьма сложную среду, как с точки зрения электродинамики, так и в отношении процессов переноса тепла и вещества. Кроме того, в околоземном пространстве одновременно присутствует большое число возмущающих факторов: потоки частиц (вообще говоря, нестационарные), пространственные неоднородности различных масштабов, волновые возмущения различных параметров среды и пр. В результате, интерпретация экспериментальных данных, а также теоретическое описание наблюдаемых явлений оказывается весьма затрудненным. Постановка же и проведение натурных экспериментов в околоземной плазме усложняется необходимостью одновременно контролировать значительное число параметров; при этом получение достоверных экспериментальных данных в условиях околоземной плазмы сопряжено со значительными трудностями, связанными с удаленностью исследуемой области от наблюдателя и принципиальной невозможностью использовать целый ряд простых экспериментальных техник.
Сложность и многообразие волновых процессов, протекающих в ионосфере и магнитосфере Земли, а также трудности, связанные с однозначной интерпретацией экспериментальных данных, приводят к необходимости тестирования основных физических моделей в лабораторных экспериментах. Основным преимуществом модельных экспериментов является возможность контролировать и целенаправленно менять каждый параметр плазмы, а также независимо варьировать условия внешнего воздействия на нее. Подобный подход, который, очевидно, невозможно реализовать в условиях натурных космических экспериментов, позволяет выявить основные закономерности исследуемых процессов и, соответственно, определить физические механизмы, отвечающие за их развитие.
В настоящей диссертационной работе изложены результаты цикла экспериментальных исследований, исследующих волновые процессы, развивающиеся в магнитоактивной плазме при воздействии на нее различных возмущающих факторов, таких как инжекция пучков заряженных частиц или излучение резонансных частотных диапазонов.
Целью диссертационной работы является лабораторное изучение волновых процессов в магнитоактивной плазме, моделирующей условия ионосферы и магнитосферы Земли. Исследования, выполненные в рамках настоящей работы, сосредоточены в следующих направлениях:
определение основных принципов, на которых должны быть основаны эксперименты, моделирующие волновые процессы, протекающие в ионосфере и магнитосфере Земли;
экспериментальное изучение дисперсионных характеристик волн в магнитоактивной плазме в резонансных (свистовом и верхнегибридном) диапазонах частот. Исследование вопросов каналирования волн этих диапазонов в вытянутых вдоль внешнего магнитного поля плазменных каналах (дактах плотности);
изучение механизмов взаимодействия модулированных и импульсных электронных пучков с магнитоактивной плазмой и возбуждения волн свистового диапазона частот подобными пучками. Исследование процессов релаксации электронных пучков;
анализ основных характеристик плазменной турбулентности, развивающейся под воздействием интенсивных электромагнитных полей резонансных диапазонов частот;
исследование низкочастотных неустойчивостей двойного слоя, стимулированных воздействием потоков ускоренных ионов;
лабораторное моделирование механизмов генерации мелкомасштабной тепловой параметрической турбулентности и искусственного радиоизлучения, возбуждаемых в і^-слое ионосферы под действием мощных пучков радиоволн коротковолнового диапазона частот.
Научная новизна:
1. На основе экспериментального исследования дисперсионных ха
рактеристик и особенностей распространения волн резонансных диапазо
нов частот в магнитоактивной плазме выявлены и проанализированы:
новые режимы каналированного распространения волн свистового и верхнегибридного диапазонов частот;
особенности влияния слабой пространственной дисперсии магнитоактивной плазмы на дисперсионные характеристики волн резонансных диапазонов частот.
-
Выполнены первые экспериментальные наблюдения различных механизмов генерации волн свистового диапазона частот нестационарными электронными пучками и сопутствующих процессов релаксации пучков.
-
Обнаружен и исследован новый тип низкочастотных неустойчивостей двойных слоев, возникающий в плазме с ускоренной ионной компонентой.
-
На основе экспериментального исследования процессов нелинейного взаимодействия волн верхнегибридного диапазона частот с магнитоактивной плазмой впервые продемонстрирован эффект теплового самока-налирования ленгмюровских волн, приводящий к мелкомасштабной фила-ментации плазмы и генерации ряда спектральных компонент в спектре са-моканалирующихся волн.
Научно-практическая значимость результатов работы.
Научное значение результатов лабораторных экспериментов, представленных в диссертации, связано с тем, что они дают новую информацию по целому ряду фундаментальных проблем физики плазмы. К числу этих проблем относятся: особенности дисперсии волн резонансных диапазонов, связанные с задачами их трансформации [13, 16, 18, 15*, 16*] и каналирования [3, 20-25, 17*-20*], механизмы ускорения частиц в плазме [12, 14, 15, 23*, 24*] и взаимодействия электронных и ионных пучков с плазмой [4, 6, 21*-24*], генерация излучений и неустойчивостей в ходе этого взаимодействия [4-11, 14, 4*, 13*, 14*, 21*, 22*, 25*], возбуждение плазменной турбулентности в ходе теплового взаимодействия волн с плазмой [1*, 10*, 26*, 27*, 20-22, 24-26]. На основе полученных результатов могут быть построены новые модели физических эффектов, наблюдаемых в околоземной плазме, а также предложены новые программы активных экспериментов в ионосфере и магнитосфере Земли.
Практическая значимость представленных исследований связана, в первую очередь, с задачами низкочастотной радиосвязи и диагностики околоземной плазмы волновыми методами [1*, 9*]. Эти задачи тесно связаны с проблемами эффективного возбуждения волн большой амплитуды в ионосфере и магнитосфере Земли источниками наземного и спутникового базирования, а также направленного распространения волн, нашедшие отражение в результатах настоящей диссертационной работы. В связи с этим, значительной практической ценностью обладают результаты по управлению импедансными характеристиками антенн в плазме [1, 3], исследованию различных режимов каналирования волн резонансных диапазонов частот в дактах плотности [3, 20-25], возбуждения волн свистового диапазона частот модулированными пучками ускоренных электронов [4, 5, 7-11, 31]. Физические модели, разработанные на основе результатов, представленных в диссертации, применяются для интерпретации эффектов, наблюдающихся в ходе активных экспериментов по инжекции пучков заряженных частиц в ионосферу Земли [28*], при наблюдении солнечных радиовспышек [29*], в экспериментах по модификации ионосферы мощным коротковолновым радиоизлучением [1*], в частности, для объяснения ряда особенностей структуры искусственных ионосферных неоднородностей [30*], а также для интерпретации механизмов формирования ряда спектральных компонент искусственного радиоизлучения ионосферы [31*].
Апробация результатов работы.
Данная диссертация выполнена в Федеральном государственном бюджетом учреждении науки Институт прикладной физики Российской академии наук. Основное ее содержание опубликовано в 32 статьях в реферируемых научных изданиях. Результаты, изложенные в диссертации, докладывались на симпозиуме URSI (Санкт-Петербург, 1995), конференциях Ев-
ропейского физического общества по управляемому синтезу и физике плазмы (Прага, 1998; Лондон, 2004), XXV Генеральной ассамблее Европейского геофизического общества (Ницца, 2000), международной конференции по физике плазмы ICCP (Квебек, 2000), XLIV конференции по физике плазмы Американского физического общества (Орландо, 2002), конференциях IEEE по физике плазмы (Баннф, Канада, 2002; Jeju, Корея, 2003), XII международном конгрессе по физике плазмы (Ницца, 2004), конференции Японского физического общества (Сендай, 2003), XXXVI ассамблее COSPAR (Пекин, 2004), XXV Генеральной ассамблее URSI (Лилль, 1996), международных конференциях Strong microwaves in plasmas (Нижний Новгород, 1996, 1999, 2002), III международной конференции Frontiers of nonlinear physics (Нижний Новгород, 2007), VII международном симпозиуме "Modification of Ionosphere by Powerful Radio Waves" (Москва, 2007), VII конференции «Физика плазмы в солнечной системе» (Москва, 2012), на научных семинарах ИПФРАН, НИРФИ, XI парижского университета, Орлеанского университета, университетов г. Уцуномия и г. Сендай (Япония).
Структура работы.
Диссертация состоит из Введения, пяти глав, Заключения и списка литературы. Общий объем работы - 285 страниц, 121 рисунок. Список цитируемой литературы содержит 242 наименования.
Экспериментальный стенд «Ионосфера» (ИПФ РАН)
Как отмечалось выше, значительная часть волновых процессов, развивающихся в околоземной плазме, связана с ее взаимодействием с волнами резонансных диапазонов частот. В рамках настоящей диссертационной работы, лабораторное исследование механизмов подобного взаимодействия предваряется детальным экспериментальным изучением дисперсионных характеристик этих волн, изложенным во второй главе диссертации. Основная особенность дисперсии волн в резонансных диапазонах частот связана, безусловно, с существованием сильно замедленных квазиэлектростатических волн. Именно этим типом волн определяется взаимодействие с ускоренными частицами плазмы, а также ряд нелинейных процессов, рассмотренных в других разделах настоящей диссертации. Другая особенность дисперсии волн в резонансных диапазонах частот в магнитоактивной плазме связана с возможностью направленного (каналированного) распространения волн в естественных или искусственных плазменных неоднородностях. В силу специфики процессов переноса в магнитоактивной плазме, подобные неоднородности сильно вытянуты вдоль внешнего магнитного поля Во- В результате, каналируемые волны могут распространяться на значительные расстояния вдоль В0 без заметного уменьшения амплитуды, что приводит к еще более значительному увеличению эффективности энергообмена между волнами и энергичными компонентами плазмы.
В разделе 2.1 рассматриваются задачи каналирования свистовых волн дактами плотности плазмы различной поперечной структуры. Показано, в частности, что в однородный дакт с пониженной плотностью плазмы захватываются свистовые волны, соответствующие минимуму поверхности волновых векторов; для такого режима захвата впервые продемонстрировано существование мелкомасштабной поперечной волновой структуры с масштабом порядка /j_ тгс/шр. Обнаружено, что наличие на оси дакта локального максимума концентрации приводит к полному подавлению захвата этих волн, в то же время, в этом локальном максимуме концентрации эффективно захватываются квазипродольные свистовые волны. В этом же разделе рассмотрен новый принцип согласования рамочных антенн путем изменения толщины двойного слоя, окружающего антенну.
В разделе 2.2 экспериментально изучено влияние слабой пространственной дисперсии на дисперсионные характеристики волн в свистовом и верхнегибридном диапазонах частот. Показано, что в свистовом диапазоне частот это влияние пренебрежимо мало; в верхнегибридном же диапазоне частот выделяются два поддиапазона, обладающих существенно разными свойствами: при шс ш 2шс, слабая пространственная дисперсия ограничивает ширину резонансных конусов, однако сами резонансные конусы остаются достаточно хорошо выраженными; при ш — 2шс искажается структура резонансных конусов, а при ш 2шс резонансные конусы не наблюдаются.
В верхнегибридном диапазоне частот в плазме с пространственной диспер сией, помимо волн с дисперсионными характеристиками типа резонансных конусов, существуют и ленгмюровские волны. Эти два типа волн образуют единую ветвь квазиэлектростатических колебаний верхнегибридного диапазона частот. Одним из свойств этой собственной моды является возможность её захвата и каналирования в вытянутых вдоль внешнего магнитного поля плазменных неоднородностях с пониженной концентрацией электронов. Экспериментальные результаты изучения волноводного распространения квазиэлектростатических волн верхнегибридного диапазона частот в подобных плазменных каналах представлены в разделе 2.3.
Раздел 2.4 посвящен исследованию динамики формирования резонансных конусов электромагнитных источников в магнитоактивной плазме в свистовом и верхнегибридном диапазонах частот при быстром включении ВЧ сигнала, подводимого к излучающей антенне. Показано, что в обоих частотных диапазонах наблюдается сходная картина формирования резонансных конусов: вначале формируются широкие максимумы излучения в нерезонансных направлениях, которые в дальнейшем обужаются, а их направление приближается к резонансному. Пока формирование резонансных конусов не закончено, наблюдается выраженная тонкая структура вторичных максимумов излучения. Показано, что характерное время формирования стационарных резонансных конусов определяется минимальным значением групповой скорости волн, возбуждаемых антенной и распространяющихся в резонансном направлении. В низкотемпературной плазме в нижнегибридном частотном диапазоне эта величина ограничивается пространственным спектром излучающей антенны, а верхнегибридном диапазоне - эффектами пространственной дисперсии плазмы.
В третьей главе диссертации представлены результаты лабораторных экспериментов по взаимодействию нестационарных (модулированных или импульсных) тонких электронных пучков с магнитоактивной плазмой в свистовом диапазоне частот. Основная задача этих исследований состояла в моделировании активных космических экспериментов по инжекции пучков заряженных частиц в ионосферную плазму и выяснении возможностей применения модулированных электронных пучков для эффективного возбуждения свистовых волн в ионосфере и магнитосфере Земли.
В ходе экспериментов были выделены различные (резонансные и нерезонансные) механизмы возбуждения вистлеров модулированными и импульс ными электронными пучками. Показано, что модулированный пучок может использоваться в качестве эффективного излучателя, причем его характеристики могут оказаться лучше, чем характеристики традиционно используемых антенных устройств. Главным преимуществом пучка по сравнению с антенной является то, что пучок, в силу своей протяженности, может возбуждать излучение не только в окрестности космического аппарата, но и непосредственно в нужной области околоземной плазмы, что может привести к заметному увеличению амплитуды волны в исследуемой области. Кроме того, в отличие от антенных систем, которые возбуждают на частоте излучения достаточно широкий угловой и пространственный спектр свистовых волн, модулированный пучок возбуждает резонансным образом только волну со вполне определенными параметрами (частотой, равной частоте модуляции и волновым вектором, определяемым из условий синхронизма). Этот факт также может оказаться чрезвычайно полезным для исследования различных режимов нелинейного взаимодействия волн с околоземной плазмой в ходе активных космических экспериментов.
Методы создания модулированного электронного пучка и управления его параметрами, а также основные процессы, развивающиеся в окрестности выхода электронной пушки, рассматриваются в разделе 3.1. В частности, показано, что уже при небольших токах пучка происходит формирование виртуального катода, существенно влияющего на характеристики пучка, в частности, приводящего к уменьшению его питч-угла при достаточно больших значениях внешнего магнитного поля. Этот эффект связан с тем, что пучок тормозится в области виртуального катода, после чего происходит повторное его ускорение вглубь плазменного объема. Показано, что в случае, когда длина виртуального катода превышает гирорадиус пучка, повторное ускорение происходит практически в направлении внешнего магнитного поля, т.е. питч-угол пучка оказывается весьма малым.
Основные механизмы генерации волн свистового диапазона модулированным электронным пучком рассматриваются в разделе 3.2. Определяются экспериментальные условия, в которых можно независимо наблюдать возбуждение волн с помощью различных механизмов возбуждения, включая резонансные механизмы (в условиях черенковского или циклотронного синхронизмов между волной и пучком) и нерезонансный механизм переходного излучения.
Каналирование волн свистового диапазона частот в тепловых плазменных неоднородностях
Отметим, что в условиях представленного эксперимента размеры излучающей рамочной антенны выбирались таким образом, чтобы ее радиус несколько превышал характерный поперечный масштаб электронной теплопроводности Ре/лА 5 см (ре - ларморовский радиус электрона, 5 2т/М. т и М - масса электрона и иона, соответственно). При этом, как видно из рис. 2.3(a), в процессе нагревного воздействия на плазму формируется неоднородный плазменный канал, профиль которого определяется структурой вихревых электрических полей излучающей антенны (кривая 2 на рис. 2.3(a)). После выключения нагревного воздействия, центральная неоднородность в профиле плазменного канала быстро релаксирует, и поперечный профиль канала становится однородным (кривая 3 на рис. 2.3(a)).
Из рисунка 2.3(b) видно, что в случае поперечно-неоднородного плазменного канала наблюдается преимущественный захват волн в его центральную область с повышенной концентрацией электронов, что соответствует захвату квазипродольных вистлеров (область 1 на рис. 2.4). Когда же профиль канала релаксирует до однородного (кривая 3 на рис. 2.3(a)), режим захвата полностью меняется6. В этом случае (рис. 2.3(c)) в канале захватываются и распространяются более коротковолновые волны конической рефракции, а поперечный профиль волновых полей характеризуется мелкомасштабной волновой структурой с масштабом порядка 1± тгс/шр 2 см (для ]Ve и 5х 1011 см-3). Таким образом, изменяя форму плазменного волновода можно эффективно сепарировать волны свистового диапазона с различными поперечными длинами волн, а затем и излучать их в окружающую плазму, то есть управлять диаграммой направленности рамочного излучателя.
Задача эффективной генерации волн в околоземной плазме компактными бортовыми антенными системами является основной при проведении активных экспериментов. Электродинамические характеристики антенн в плазме детально исследованы как теоретически, так и в условиях лабораторных и космических экспериментов [46, 47, 48, 88, 89, 90, 91, 92, 93, 94]. Эффективность возбуждения волн определяется согласованием излучающей антенны с подводящим трактом. Вместе с тем, в условиях активных околоземных экспериментов, когда частоты, на которых осуществляется воздействие на плазму лежат в ОНЧ диапазоне, любые бортовые антенные системы оказываются электрически малыми, что означает наличие большого входного реактанса у излучающей антенны. Компенсация этого реактанса обычно осуществляется с помощью дополнительных согласующих устройств; в цепи излучающей антенны на резонансе раскачиваются токи большой амплитуды, что приводит к значительному увеличению излучаемой мощности. Вместе с тем, высокая добротность возникающих резонансов приводит к обужению спектральной полосы антенны, что, в ряде случаев, оказывается неприемлемым. В настоящем разделе будут представлены экспериментальные результаты, демонстрирующие другой способ согласования рамочных антенных систем [95, 96].
На рис. 2.2(Ь, кривая 3) и (с) представлены осциллограммы отраженного сигнала пробной волны в подводящем тракте антенны и амплитуда излученной пробной волны в присутствии импульса волны накачки. Видно, что амплитуда отраженного сигнала резко изменяется при включении или выключении волны накачки. Столь быстрое изменение входных параметров антенны (происходящее за времена, значительно меньшие характерных времен термодиффузионного перераспределения плазмы), свидетельствуют о стрикцион-ном механизме воздействия на плазму. Это воздействие наиболее существенно в непосредственной близости от поверхности антенны, где велика напряженность электрических полей. Особенно интересный эффект наблюдается при выключении импульса накачки. Видно, что сразу после выключения импульса волны накачки (за времена, меньшие Ю-5 с) наблюдается согласование антенны с фидером, что приводит к увеличению амплитуды зондирующей волны в плазменном канале (рис. 2.2(c)).
Рис. 2.5: (a) - осциллограмма амплитуды пробной волны в плазменном канале. Видно, что после выключения волны накачки амплитуда пробной волны значительно возрастает. (Ь) и (с) - поперечные распределения волны в плазменном канале в моменты времени t\ и І2 т-е- непосредственно перед выключением и сразу после выключения волны накачки. плазменном канале, не изменяется, т.е. обнаруженное увеличение амплитуды волны связано именно с увеличением эффективности ее возбуждения.
Выключение импульса накачки, изменяющее входной импеданс антенны, приводит к согласованию с фидером, конечно же, только при определенном соотношении параметров системы. Вообще говоря, изменение стрик-ционных эффектов может также и рассогласовывать антенну и подводящий тракт, как это показано на рис. 2.6. Видно, что в то время как в диапазоне частот от 100 до 250 МГц антенна подсогласуется с фидером, на более низких и более высоких частотах происходит рассогласование системы. Нужно отметить, что в случае рамки, покрытой слоем изолятора толщиной 0.5 мм, что значительно больше толщины двойного слоя, резких изменений амплитуды отраженного сигнала зондирующих волн и эффекта подсогласования после выключения импульса накачки не наблюдалось (кривая 1 на рис. 2.2), хотя в плазме формировался тепловой канал таких же размеров, как и для антенны без изолятора.
Механизм согласования антенны с фидером, очевидно, связан с изменением толщины двойного слоя, окружающего антенну. Действительно, под воздействием высокочастотного напряжения большой амплитуды, прикладываемого к излучающей антенне, возникает дополнительное высокочастотное давление, приводящее к тому, что двойной слой отодвигается от поверхности антенны. В свою очередь, после выключения воздействия двойной слой ре-лаксирует к своему невозмущенному состоянию. В процессе этой релаксации меняются условия протекания высокочастотного тока по антенне, что и приводит к изменению входного импеданса антенны, в т. ч. и к согласованию ее с фидером7.
Таким образом, экспериментально продемонстрирован простой и эффективный способ согласования излучающей рамочной антенны с подводящим трактом, осуществляемого путем управления толщиной двойного слоя, окружающего излучающую антенну8. Этот способ может применяться как в условиях лабораторных экспериментов для увеличения эффективности генерации свистовых волн (в т. ч. для увеличения эффективности производства
Механизмы возбуждения свистовых волн модулированным электронным пучком
На рис. 3.7(c) представлена интерферограмма свистовой волны, возбуждаемой с помощью переходного механизма на второй гармонике частоты модуляции пучка (/ = 2fm = 100 МГц, Во = 60 Гс, Еъ = 300 эВ, длина волны переходного излучения составляет A i 4.2 см). Видно, что амплитуда переходного излучения на второй гармонике весьма мала по сравнению с излучением на fm (ср. с рис. 3.7(a)), хотя в токе пучка присутствует значительная амплитуда второй гармоники. Кроме того, на интерферограмме видна электростатическая (баллистическая) мода модулированного пучка с распространяться в плазменном объеме при данных параметрах окружающей плазмы, и, таким образом, локализована вблизи поверхности пучка на расстояниях, меньших, чем 1/Im(k±) с/шр. Значение концентрации плазмы на рис. 3.7(c) составляет Ne : 4.3 х 1011 см-3, т.е. значительно больше, чем критическое значение Ne : 7.3 х 1010см_3 (случай невозмущенного переходного излучения). Очевидно, что длина поверхностной волны \s совпадает с длиной волны черенковского излучения (ср. рис. 3.7(c) и нижнюю кривую на рис. 3.7(b)). Отметим, что отсутствие электростатических поверхностных волн пучка в интерферограммах, представленных на рис. 3.7(a). связано с высокой эффективностью переходного излучения на этой частоте: амплитуда вистлеров, возбуждаемых переходным излучением на частоте fm. значительно превышает амплитуду электростатической волны пучка уже на достаточно малых расстояниях от его поверхности.
Переходное излучение возбуждает волны свистового частотного диапазона не только в процессе инжекции модулированного пучка в плазму, но также и в процессе его абсорбции. На рис. 3.7(d) (нижняя кривая) представлена интерферограмма переходного излучения в плотной плазме, источник которого локализован вблизи точки абсорбции электронного пучка многосеточным анализатором. Как и на рис. 3.7(c) видна поверхностная волна модулированного пучка с длиной волны \s : 10 см и переходное излучение с длиной волны Аиг 4.4 см. На верхней кривой приведены интерферометрические измерения, выполненные при тех же параметрах плазмы, но в отсутствие абсорбции пучка. В этом случае наблюдается лишь поверхностная электростатическая волна модулированного пучка.
Нерезонансный характер переходного излучения становится ясным уже : Продольные фазовые скорости переходного излучения. Измерения волновых полей проводились в окрестности точки инжекции спирального модулированного электронного пучка в плазму при различных продольных позициях приемной антенны. fm = 50 МГц; В0 = 40 Гс; Vb\\ « 7.4 х 108 см/с. (а) - Ne « 1.2 х 10псм-3; (Ь) - Ne w 7 х 1010 см"3; (с) - Ne w 6 х 1010 см"3; (d) - Ne w 2.3 х 1010 см"3. из анализа длины возбуждаемой волны (рис. 3.7(a)). Он также может быть продемонстрирован прямыми измерениями фазовой скорости возбуждаемых волн, приведенными ниже.
Измерения продольных фазовых скоростей вистлеров, возбуждаемых в окрестности точки инжекции спирального модулированного электронного пучка в магнитоактивную плазму приведены на рисунке 3.8. Фазовая задержка, возникающая при изменении продольной позиции z приемной антенны, позволяет вычислить продольную фазовую скорость возбуждаемых волн, которая, как видно из рисунка 3.8, растет с уменьшением концентрации фоновой плазмы, что, с одной стороны, соответствует возбуждению продольных вистлеров, но, с другой стороны, противоречит характеристикам резонансных механизмов излучения волн. Более того, измеренные и вычисленные (при к± = 0) значения Vp\\ находятся в хорошем согласии друг с другом. Все эти данные соответствуют характеристикам переходного излучения вистлеров.
Диаграмма направленности переходного излучения от точки инжекции модулированного пучка в плазму представлена на рис. 3.9 для различных концентраций плазмы. Начиная с концентраций порядка Ne : 4 х 10й см-3 появляется заметное переходное излучение, имеющее узкую диаграмму направленности, направленную вдоль внешнего магнитного поля (рис. 3.9(Ь,с)). При уменьшении концентрации фоновой плазмы происходит увеличение характерной ширины диаграммы направленности переходного излучения (рис. 3.9(с!,е)), что соответствует возбуждению более широкого углового спектра волн. На низких концентрациях диаграмма направленности становится еще шире, пространственное распределение возбуждаемых вистлеров характеризуется двумя максимумами (рис. 3.9(f)-(i)), что связано с преимущественным возбуждением квазиэлектростатических волн. Дальнейшее уменьшение концентрации плазмы приводит к формированию пространственной структуры типа резонансных конусов (см. ниже). Представленные результаты хорошо соответствуют возбуждению вистлеров с помощью локализованных антенных источников [79, 97]: при низких концентрациях плазмы диаграмма направленности источника характеризуется резонансными конусами; при высоких концентрациях -максимумом в направлении внешнего магнитного поля.
Пространственная структура переходного излучения модулированного электронного пучка иллюстрируется на рис. 3.10 с помощью интерферометри-ческих измерений. В плотной плазме (рис. 3.10(a)) наблюдается возбуждение квазипродольных волн: видны только квазиперпендикулярные поверхности постоянной фазы при малых радиальных позициях приемной антенны (показаны пунктиром на рисунке). С уменьшением Ne, амплитуда вистлеров, распространяющихся под углом к внешнему магнитному полю, растет и, в результате, наблюдается заметное отклонение контуров постоянной фазы от квазиперпендикулярного направления (рис. 3.10(b)-(d)). Дальнейшее уменьшение концентрации плазмы приводит к эффективному возбуждению свистовых волн, распространяющихся под большим углом к внешнему магнитному полю, близком к резонансному конусу (рис. 3.10(e)); видно, что максимальный угол, под которым распространяются возбуждаемые вистлеры, составляет порядка 48 , что достаточно близко к вычисленному значению фазового угла резонансного конусы 9res = 53.5 (отметим, что на рис. 3.10(e) видно от 132
Диаграмма направленности переходного излучения модулированного электронного пучка \Alrj при разных концентрациях плазмы на расстоянии z = 22 см от точки инжекции пучка. fm = 100 МГц, BQ = 60 Гс, Ущ 4.4 х 108 см/с. ражение квазипродольных вистлеров от противоположного торца вакуумной камеры, ведущее к формированию стоячей волны при малых значениях г, что. однако, практически не возмущает наклонного распространения вистлеров). Анализ приведенных экспериментальных данных показывает, что структура поверхностей постоянной фазы переходного излучения аналогична излучению антенных источников в плазме (подробное рассмотрение излучательных характеристик антенных устройств в магнитоактивной плазме в свистовом диапазоне частот можно найти, например, в [79, 97]).
На рис. 3.11(а,Ь) показаны контуры постоянной фазы (максимумы и минимумы аксиальных интерферометрических трасс) вистлеров, возбуждаемых в плотной плазме (Ne $ N h) с помощью переходного излучения на фундаментальной частоте fm и ее второй гармонике 2/т, соответственно. Как в первом, так и во втором случае, возбуждаются только электромагнитные вис-тлеры, распространяющиеся квазипараллельно внешнему магнитному полю (к± С к\\): поверхности постоянной фазы квазиортогональны внешнему магнитному полю. Этот результат означает, что в плотной плазме источник переходного излучения возбуждает только достаточно узкий ангулярный спектр вистлеров с к± i к\\ = шр/су/ш/(шс — ш) 0.7см-1 (fm = 50 МГц, В0 =60 Гс, iVe : 2.3 х 1011 см-3) (напомним, что локализованный источник возбуждает, в основном, вистлеры с к± к±тах 1/-R, где R - характерный поперечный размер источника). Обращает на себя внимание, что, в соответствии со структурой поверхности волновых векторов, линии постоянной фазы на первой гармонике фундаментальной частоты fm имеют квазисферическую форму {fm /с/2), а на второй гармонике - квазигиперболическую (fm /с/2). От-продольной длиной волны \s : 10 см; она представляет собой поверхностную волну пучка, которая не может 135
Черенковское излучение импульсного электронного пучка
На рис. 4.11 представлены результаты измерений ускоренной ионной компоненты, движущейся из резонансной области в направлении уменьшения концентрации плазмы. Измерения были выполнены с помощью многосеточного анализатора, расположенного на расстоянии 3 см от резонансной области. На коллектор анализатора подавался положительный потенциал (значения этого потенциала указаны на рис. 4.10) для выделения ускоренной ионной компоненты. Видно, что в результате резонансного поглощения короткого импульса СВЧ излучения, в плазме формируется сгусток ускоренных ионов длительностью порядка 2 мкс с характерной энергией порядка 14 эВ, что более чем на порядок превышает кТе и почти на два порядка превышает fcTj. Характерная ширина энергетического спектра ускоренной ионной компоненты составляет порядка 5 эВ; характерный ток ионного пучка, собираемый многосеточным анализатором диаметром 1 см, составляет порядка 50 мкА, что соответствует концентрации ускоренных частиц в пучке iVj, 109см_3. Напомним, что концентрация частиц в области формирования ионного пучка (т.е. в резонансной области) порядка 1011 см-3.
Осциллограммы токов, собираемых плоским зондом, при разных ориен-тациях плоского зонда, [(а) и (Ь)] - электронный ток насыщения (при V = 50 В). [(с) и (d)] - ионный ток насыщения (при V = —70 В). (а) и (с) - ускоренная ионная компонента вторгается в собирающую поверхность зонда. (Ь) и (d) - собирающая плоскость зонда направлена в противоположную сторону. импульса, невозмущенная фоновая плазма, расположенная вдали от резонансной области, оказывается пронизанной ускоренной ионной компонентой, направленной от резонансной области вдоль градиента концентрации фоновой плазмы.
На рисунке 4.12 представлены типичные осциллограммы электронного и ионного токов насыщения двух плоских ленгмюровских зондов диаметром 2 мм, расположенных на расстоянии Az = 5 см от области резонансного поглощения СВЧ излучения со стороны низкой концентрации плазмы. Зонды направлены в противоположные стороны, т.е. один из них [рис. 4.12(a),(с)] направлен в сторону области резонансного поглощения (т.е. в него вторгается ускоренная ионная компонента, формирующаяся в процессе резонансного поглощения ко 194 роткого СВЧ импульса), второй зонд направлен в противоположную сторону. На рисунках 4.12(b)-4.12(d) хорошо видна нелинейная ионно-звуковая волна, распространяющаяся от резонансной области вниз по градиенту концентрации электронов. Однако, на рис. 4.12(a), представляющем электронный ток насыщения плоского зонда, ориентированного в направлении области резонансного поглощения, наблюдается не только эта волна, но и низкочастотные колебания с характерным периодом порядка rosc 0.3 мкс 27Г/ШРІ, где ujpi - плазменная ионная частота. Из сравнения осциллограмм, изображенных на рис. 4.12, очевидно, что эти низкочастотные колебания не соответствуют реальным колебаниям плотности плазмы. Действительно, из рисунков 4.12(b)-4.12(d) видно, что эти колебания не наблюдаются, если зонд собирает ионный ток насыщения [рис. 4.12(c)], а также в случае, когда собирающая поверхность зонда ориентирована в направлении, противоположном области резонансного поглощения СВЧ излучения [рисунки 4.12(b),4.12(d)]. Таким образом, естественно предположить, что наблюдаемые колебания электронного тока насыщения связаны с неустойчивостью двойного слоя, вызванной вторжением ускоренных частиц, формирующихся в процессе резонансного поглощения СВЧ импульса.
Тот факт, что рассматриваемые осцилляции не связаны с реально существующими колебаниями плазмы, был продемонстрирован путем измерений концентрации плазмы с помощью резонаторного СВЧ зонда [5]. Схема измерений СВЧ зондом представлена на рис. 4.13(a). Гезонансная частота проволочного [/-образного резонатора СВЧ зонда составляет fes « 4.88 ГГц в вакууме и fres 5.28 ГГц в плазме в резонансной области. Измерения, представленные на рисунках 4.13(c) и 4.13(e), проводились на частоте / 5.32ГГц, что соответствует области с максимальной крутизной резонансной кривой СВЧ зонда. В этом режиме, малые изменения резонансной частоты СВЧ зонда, вызванные малыми изменениями концентрации плазмы, вызывают пропорциональные изменения амплитуды выходного сигнала СВЧ зонда. Отметим, что характерное время отклика СВЧ зонда (порядка г Q/ fres 30 не) много меньше характерного периода рассматриваемых осцилляции TOSC 0.3 мкс. Осциллограммы СВЧ зонда представлены на рисунках 4.13(c) и 4.13(e). Для сравнения, на рисунках 4.13(b) и 4.13(d) изображены осциллограммы электронного тока насыщения плоского зонда направленного к области резонансного поглощения. Видно, что в осциллограммах выходного сигнала СВЧ зонда [рисунки 4.13(c) и 4.13(e)], также как и на рисунках 4.12(b)-4.12(d), не наблюдается осцилляции, обнаруживаемых в электронном токе насыщения плоского
Измерения возмущений плотности плазмы с помощью резонаторного СВЧ зонда, (а) Схема измерений с помощью СВЧ зонда, [(b)-(d)] Сравнение электронного тока насыщения [(b) и (d)] и сигнала с СВЧ зонда [(с) и (е)]. СВЧ зонд и плоский зонд расположены на расстоянии 3 см [(b) и (с)] и 6 см [(d) и (е)] от резонансной области вниз по градиенту концентрации плазмы.
Нормализованный ток на плоский зонд при различных напряжениях, приложенных к плоскому зонду. Неустойчивость возникает только при достаточно больших положительных напряжениях на зонде [(d) и (е)], в то время как при меньших напряжениях [(a)-(с)] наблюдается только нелинейная ионно-звуковая волна. зонда [рисунки 4.13(b), 4.13(d) и 4.12(a)].
Представленные результаты ясно демонстрируют тот факт, что наблюдаемые осцилляции электронного тока насыщения вызваны не реально существующими колебаниями плазмы, а связаны с неустойчивостью двойного слоя. Эта неустойчивость иллюстрируется рисунками 4.14, 4.15. На рис. 4.14 представлены осциллограммы нормализованного тока на плоский зонд (IWobe/ 1 1с-, где Idc - невозмущенный ток), ориентированный в направлении области резонансного поглощения, при различных напряжениях V, приложенных к зонду. , на котором представлены результаты измерений относительной амплитуды осцилляции тока плоского зонда (IOSc/Idci где lose - максимальная амплитуда колебаний зондового тока) при различных V. Видно, что колебания тока на плоский зонд возникают только когда потенциал зонда превышает потенциал плазмы, отмеченный на рис. 4.15 как Vv\. Следует отметить, что в случае реальных низкочастотных колебаний плазмы, когда электроны и ионы ко 197
Относительная амплитуда колебаний зондового тока в зависимости от напряжения, приложенного к плоскому зонду (расположен в 3 см от резонансной области вниз по градиенту концентрации электронов). Видно, что неустойчивость возникает только когда потенциал зонда превышает потенциал плазмы. Амплитуда колебаний измерялась через 4 мкс после окончания СВЧ импульса. Потенциал плазмы и температура электронов отмечены на рисунке. леблются совместно, относительная амплитуда колебаний зондового тока не должна зависеть от напряжения, приложенного к зонду.
Колебания зондового тока наблюдались только в случае плоского зонда, расположенного вниз по градиенту концентрации плазмы относительно области резонансного поглощения СВЧ излучения и ориентированного собирающей поверхностью в направлении этой области. При подобном расположении зонда, потоки энергичных частиц, формирующихся в резонансной области в результате поглощения СВЧ импульса, вторгаются в собирающую поверхность зонда. Для доказательства того, что природа рассматриваемых колебаний зондового тока связана с потоком энергичных ионов, на рисунке 4.16 приведены осциллограммы электронного тока насыщения плоского зонда на разных расстояниях Az от резонансной области. Видно, что с увеличением Az область существования колебаний электронного тока насыщения смещается с характерной скоростью порядка скорости ускоренной ионной компоненты Уь 8х 105 см/с (что соответствует энергии ионов порядка 14 эВ, см. рис. 4.11).