Книга
← К списку книгЗагрузка разделов…
активнаАктивные записи участвуют в каталоге и синках. Неактивная книга скрыта, но не удалена из базы.
Книга
ПРЕДИСЛОВИЕ
В 50-е годы прошлого века в СССР и США создаются генераторы сверхсильных магнитных полей на основе быстрой кумуляции магнитного потока при сжатии металлических токонесущих оболочек под действием сверхвысоких давлений, развивающихся при детонации конденсированных взрывчатых веществ. Развитие этих идей привело к разработке так называемых взрывомагнитных генераторов (ВМГ) мощных импульсов электрического тока. В них в одном устройстве совмещаются все элементы обычного электрогенератора: приводом якоря служат продукты детонации взрывчатого вещества, магнитное поле создается за счет собственного тока генератора. электрическая мощность генератора определяется потоком энергии к механическому приводу и ограничена механической, тепловой и электрической прочностью элементов системы преобразования энергии, причем эта прочность должна сохраняться все время работы генератора. Вследствие чрезвычайно высоких плотностей энергии взрывомагнитные генераторы уничтожаются в каждом опыте. Однако в целом ряде случаев только они могут решить проблему запитки импульсных нагрузок, когда необходимо минимизировать источник питания по габаритам и массе или генерировать уникальные токи и мощности.
В 60-е годы в связи с ракетно-космическими проектами получили широкое развитие исследования низкотемпературной плазмы, плазмодинамики и магнитной гидродинамики. В это время начинаются разработки магнитогидродинамических (МГД) генераторов электрической энергии. В отличие от обычных электрогенераторов, в них э.д.с. создается при непосредственном движении газового потока плазмы в магнитном поле (исключается металлический якорь, приводимый в движение с помощью внешнего источника кинетической энергии). По этой причине МГД-генераторы стали называть установками прямого преобразования энергии: топливо сжигается в камере сгорания, ускоренный поток продувается через поперечное магнитное поле в канале с токосъемными электродами. Мощные МГД-генераторы с кратковременным режимом работы (порядка нескольких секунд) и специальным пороховым зарядом для создания высокоскоростного электропроводящего потока используются в геофизических методах прогноза землетрясений и поиска полезных ископаемых.
Взрывомапппныс и и.ia змеиные МГД-гснсраюры образовали две асимптотики в ряду уороисгв прямого преобразования энср! ии. Якорь Ачсктричискои машины на основе взрывомаыш гною гепсра гора - сосрсдо!очсннын ml галлнисскнй проводник (лайнер), перемещаемый продумами разлета мощного взрывчатого вещества и комщчсспрх ющии \гн ши ное поле (и энергию, с ним связанную) из объема генератора в электрическую нагрузку. Якорь электрической машины в плазменном МГЛ-генераюре - распределенный, илаьменпын. слабо возмущающий магииiное поле, в котором он движется пог действием давления продуктов сгорания топлива.
Синтезом этих двух асимптотических в указанном смысле устройств явился взрывной МГД-генератор (МГДВГ). впервые предложенный в ('ША в начале 60-х годов и активно разрабатывавшийся в России в ряде организаций. Схемно МГДВГ представлял собой плоский взрывомагнитный генератор, в котором механический лайнер был заменен компактным сгустком электропроводящей плазмы, формирующимся за ударной волной в головной части взрывного потока. Замена металлического лайнера на плазменный позволила создать неразрушаемын генератор, способный работать в режиме генерации серий мощных электрических импульсов.
В книге представлены результаты исследований мощных ВМГ и МГДВГ. выполненных в Российской академии паук. Мы надеемся, что она окажется полезной для широкого круга специалистов, открывая им доступ к оригинальным результатам и работам, позволяя ориентироваться как в вопросах преобразования видов энергии, физики взрыва, магнитной гидродинамики, так и в вопросах построения и оптимизации выбора мощных систем электропитания. Большое внимание в книге уделено вопросам практического применения взрывных генераторов мощных импульсов тока и их конкурентоспособности в сравнении с другими импульсными источниками.
Книга состоит из трех частей и заключения.
Во вводной части книги обсуждается место мощных взрывных генераторов в импульсной энергетике. Кратко рассмотрены энергетические характеристики накопителей электрической энергии (конденсаторы и индуктивности), электромашинных преобразователей (электрогенераторы традиционного исполнения в режиме ударного торможения), химических источников тока (аккумуляторы и гальванические элементы), а также энергоемких систем “преобразователь-накопитель”. Представлены обобщенные энергетические параметры импульсных источников и определено место ВМГ и МГДВГ среди источников тока.
Часть 1 книги посвящена взрывным плазменным МГД-гене- раторам, физическим и техническим проблемам их создания, ударно-волновым течениям с развитой неустойчивостью Рэлея-Тейлора, методам преодоления ее негативных последствий. Измерения реальных значений плотности и электропроводности
в головной зоне взрыва позволило оценить предельные энергетические параметры и эффективность обмена энергией между холодными продуктами детонации и тормозящимся в магнитном поле плазменным сгустком. Выявленные нелинейные эффекты, связанные с джоулевым нагревом плазмы, дали возможность обосновать необходимые значения начального внешнего магнитного поля и соответственно указать предельные энергетические параметры МГДВГ. Представлены результаты испытаний работы МГДВГ на характерные нагрузки, а также проекты перспективных МГДВГ следующего поколения.
История создания и совершенствования ВМГ насчитывает более 50 лет. поэтому излагаемые во второй части книги исследования в большей своей части были направлены на решение наиболее актуальной проблемы их использования - запитке высоковольтных нагрузок и связанной с этим задачей согласования низкоимпедансного (в общем случае) ВМГ с высокоимпедансной нагрузкой. В основном эта проблема решается с помощью пока малоизученного типа ВМГ- так называемого ВМГ «с перехватом магнитного потока» (динамического трансформатора), а также с применением трансформаторных индуктивных накопителей. Для вывода энергии из накопителей в нагрузку используются адекватные по мощности и одноразовому принципу действия электровзрывные прерыватели тока. Подробно изложены вопросы тестирования молниеприемников и систем заземления крупных энергонапряженных объектов с помощью транспортабельных имитаторов тока молнии на базе ВМГ. Приводятся некоторые результаты по созданию электрофизических основ расчета таких устройств, которые в условиях экстремально высоких параметров импульса молнии являются безальтернативными по массогабаритным характеристикам. Другое практически значимое направление, которому уделено внимание. - это создание на основе ВМГ малоразмерных электроисточников импульсной зарядки быстрых формирующих линий БФЛ и запитка сильноточных вакуумных диодов. Импульсная наносекундная зарядка БФЛ. имеющих широкий спектр применения, позволила использовать в ней в качестве диэлектрика полярные жидкости с высокой электрической проницаемостью, получить субмегавольтные импульсы и запитать малогабаритные сверхмощные СВЧ- излучатели на базе триода с виртуальным катодом (виркатора).
Перечень литературы для каждой их трех частей приведен в конце книги. Авторы стремились по возможности отразить публикации по всем направлениям выполненных в России и за рубежом исследований и разработок в области преобразования химической энергии взрывчатых веществ в энергию мощных импульсов электрического тока и их применению.
Изложенные в книге результаты - итог работ, начатых по инициативе академика А.Е. Шейдлина и члена-корреспондента
Ф.И. Дубовицкого в Институте высоких температур и Отделении Института химической физики в Черноголовке. В последние годы исследования проводились в Институте проблем химической физики, Институте теплофизики экстремальных состояний и Шатурском отделении Объединенного института высоких температур. Значительный вклад в формирование тематики и научных коллективов внесли чл.-корреспондент А.Н. Диденко и доктор физико-математических наук А.Н. Дремин. В создании экспериментальных установок и проведении большого числа опытов в разные годы принимали активное участие к.ф.-м.н. В.А. Веретенников, к.т.н. А.Н. Давыдов, к.ф.-м.н. А.Г. Жерлицин, к.ф.-м.н. В.П. Исаков, к.т.н. Ю.А. Кузнецов, к.ф.-м.н. М.М. Кондратенко, к.ф.-м.н. А.М. Максимов, к.ф.-м.н. С.Д. Савров, к.т.н. В.Р. Хамраев.
Вводная и первая части книги написаны д.т.н. Э.И. Асиновским, д.т.н. Е.Ф. Лебедевым, д.ф.-м.н. В.Б. Минцевым, к.ф.-м.н. В.Е. Оста- шевым, к.т.н. А.В. Ульяновым, к.т.н. Е.В. Черныхом, академиком В.Е. Фортовым, к.ф.-м.н. А.В. Шуруповым.
Вторая часть книги написана к.ф.-м.н. А.А. Леонтьевым, д.ф.-м.н. В.Б. Минцевым, к.ф.-м.н. Е.В. Нестеровым, В.А. Строгановым, А.Е. Ушнурцевым, к.т.н. Е.В. Черныхом, академиком В.Е. Фортовым, к.ф.-м.н. А.В. Шуруповым.
Большую работу по подготовке книги выполнила Н.П. Шуру- пова.
• •
СПИСОК СОКРАЩЕНИЙ
БФЛ ВАХ ВБК ВВ ВК ВК ВМГ ВР ВУВ ВФУ гин гит гмнси гтд две дл дт ЕНЭ жмгдг ИТ итм квв кг КЗ КП лэп мгдвг мгдвк
"быстрая" формирующая линия вольт-амперная характеристика взрывная барокамера взрывчатое вещество взрывная камера виртуальный катод
взрывомагнитный генератор взрывной размыкатель тока возвратная ударная волна высокоскоростная фоторегистрирующая установка генератор импульсных напряжений генератор импульсов тока
генератор мощных наносекундных сильноточных импульсов газотурбинный двигатель
двигатель внутреннего сгорания длинная линия
динамический трансформатор емкостной накопитель энергии жидкометаллический магнитогидродинамический генератор импульсный трансформатор имитатор тока молнии
конденсированное взрывчатое вещество компрессионный генератор короткое замыкание контактная поверхность линия электропередач
взрывной плазменный магнитогидродинамический генератор взрывной магнитогидродинамический генератор с кумулятивным
мгдг мгдкд
плазменным сгустком
магнитогидродинамический генератор
магнитогидродинамический генератор кратковременного действия
митм мнэ мпк НРТ опн ПД пл ПУ ПЭР РЭ
мобильный имитатор тока молнии молекулярный накопитель энергии магнитоплазменный компрессор неустойчивость Рэлея-Тейлора ограничитель перенапряжения продукты детонации передающая линия предусилитель
плазменный эрозионный размыкатель тока резервный элемент
РЭС
региональная электросеть
сг
сверхвысокочастотный синхронный генератор
спинэ
сверхпроводящий индуктивный накопитель энергии
спмс
сверхпроводящая магнитная система
СФР
скоростной фоторегистратор
тин
трансформаторный индуктивный накопитель
тэ
топливный элемент
тэп
термоэлектрический преобразователь
УВ
ударная волна
УНГ
ударно-нагретый газ
УУГ
униполярный ударный генератор
ФЛ
формирующая линия
ФЭП
фотоэлектрический преобразователь
хит
химический источник тока
ЭА
электрохимический аккумулятор
ЭАИ
импульсный электроаккумулятор
эвп
электровзрывной прерыватель тока
эг
электрогенератор
эмн
электромашинный накопитель энергии
эхг
электрохимический генератор
ЯЭУ
ядерная энергетическая установка
Вводная часть
ВЗРЫВНЫЕ ГЕНЕРАТОРЫ В ТЕХНИКЕМОЩНЫХ ИМПУЛЬСОВЭЛЕКТРИЧЕСКОГО ТОКА
Во второй половине XX столетия широкое распространение для физических исследований и в практических задачах получили генераторы электрических импульсов, основанные на преобразовании энергии взрыва в электрическую. Были созданы электромашинные преобразователи: взрывомагнитные генераторы (ВМГ) с металлическим электропроводящим лайнером (якорем) и взрывные МГД- генераторы (МГДВГ) с высокотемпературной плазменной арматурой. Эти устройства образовали семейство мощных взрывных импульсных генераторов. Кроме того, были разработаны пьезоэлектрические взрывные генераторы, в которых электрическая энергия вырабатывается в процессе ударного нагружения пьезокерамики, однако диапазон генерируемых ими энергий ограничивается десятками джоулей. ВМГ и МГДВГ образуют класс взрывных генераторов с энергиями, достигающими значений в сотни и тысячи килоджоулей.
В данном разделе энергетические характеристики различных мощных импульсных источников электрического тока и условия их работы сопоставляются с аналогичными параметрами ВМГ и МГДВГ. Это позволит выявить области оптимального использования этих двух взрывных импульсных генераторов.
В импульсной энергетике наибольшее применение нашли емкостной (ЕНЭ) (конденсатор) и индуктивный (ИНЭ) (катушка с током) накопители электрической энергии, а также преобразователи механической энергии (электрогенераторы ударного действия с инерционным маховиком, называемые электромашинными накопителями (ЭМН)). Для передачи тока в нагрузку от ЕНЭ необходим сильноточный ключ-включатель, что, как правило, не представляет технических проблем, кроме случаев коммутации очень больших мощностей (2? 10в Вт) и энергий (107 Дж). Для передачи энергии от ИНЭ в нагрузку необходим более сложный элемент: ключ-размыкатель мощного тока. Параметры этого ключа (время размыкания
и удерживаемые напряжения) определяют предельные значения генерируемых мощностей импульсов (1012-1013 Вт). Импульсные МГД-генераторы (с жидкометаллическим рабочим телом — ЖМГДГ, кратковременного действия на продуктах сгорания пороха - МГДКД, с использованием ВВ - плазменные МГДВГ, а также разрушаемые взрывомагнитные генераторы — ВМГ) используются в качестве альтернативы ЕНЭ, ИНЭ и ЭМН в случаях, когда необходимо обеспечить автономность источника, т.е. независимость от внешних электрических сетей. В автономном режиме маховик ЭМН должен раскручиваться газовой турбиной, ЕНЭ и ИНЭ — запитываться от автономных электрогенераторов. Проблема усложняется, если требуется обеспечить генерацию серии импульсов (так называемый частотный режим работы), так как мощности механического привода для ЭМН и электрических источников постоянного тока для запитки ЕНЭ и ИНЭ возрастают пропорционально частоте генерации импульсов, при этом удельно-массовые характеристики существенно ухудшаются. В таких случаях МГДКД и МГДВГ, использующие непосредственное преобразование химической энергии в электрическую, оказываются конкурентоспособными. Взрывомагнитные генераторы ВМГ имеют наилучшие массогабаритные показатели и наивысшие абсолютные значения мощности.
Источники электрического тока характеризуются многими энергетическими параметрами, основными из которых являются: генерируемые ток и напряжение, мощность, энергия, удельные мощность и энергия (на единицу массы или объема конструкции). В ряде случаев принципиальное значение имеют коэффициент преобразования энергии первичного топлива в электрическую, частота повторения генерируемых импульсов, автономность от внешних сетей, условия согласования с нагрузкой.
Проблема реализации частотных режимов работы и условий согласования с нагрузками оказывают самое существенное влияние на конкурентоспособность источников электрического тока.
В следующих разделах вводной части книги рассмотрены состояние и перспективы развития основных типов мощных импульсных источников электрической энергии (ИЭЭ), которые могут быть использованы для запитки мощных и высокоэнергетических нагрузок.
Для построения обобщенных диаграмм энергетических, массо- габаритных и основных электрических показателей мощных импульсных ИЭЭ удобно выделить следующие классы: накопители электрической энергии; электромашинные накопители; МГД-генераторы электрической энергии; химические источники тока; энергоемкие системы.
Класс накопителей электрической энергии включает в себя емкостные накопители энергии (в том числе в варианте длинной линии) и индуктивные накопители энергии, в том числе сверхпроводящие. Кроме этого, используются также так называемые молекуляр-
ные накопители энергии (или импульсные конденсаторы с двойным электрическим слоем).
Класс электромашинных накопителей представлен форсированными ударными электрогенераторами: синхронные генераторы, компрессионные генераторы и униполярные генераторы.
В класс устройств, осуществляющих прямое преобразование энергии взрывчатых веществ и порохов в мощные импульсы электрической энергии, входят магнитогидродинамические генераторы взрывного действия и взрывомагнитные генераторы (используют энергию химических связей ВВ), а также твердотопливные и жидкометаллические МГД-генераторы (используют энергию потока продуктов сгорания порохов).
Импульсные энергетические устройства особенно интенсивно развиваются в последние полвека в связи с их активным использованием в физике (управляемый термоядерный синтез, воздействие потоков заряженных частиц на материалы и конструкции, создание мощных лазеров и ряд других направлений) и в специальных приложениях [1]. Регулярно проводятся международные конференции (Pulse Power, Beams, Megagauss и др.), издаются сборники трудов (например, [2—5]). Анализу состояния и перспектив развития импульсных генераторов тока посвящен ряд монографий и публикаций [6-20].
Энергетические характеристики первичных видов энергии, которые используются для преобразования в электромагнитную энергию, являются определяющими для импульсного источника тока. Удельное энергосодержание различных видов топлива (рис.1) уменьшается последовательно от ядерной (~10И) Дж/см3) к химической (от ~105 Дж/см3 при окислении атомарного водорода до -104 Дж/см3 при горении стандартных топлив и электрохимической реакции в химических источниках тока (ХИТ)) и далее к механической (~103 Дж/см3), магнитной (~102 Дж/см3) и, наконец, электростатической (~1 Дж/см3) формам накопления энергии [12, 21, 22]. Для получения мощных импульсов электрического тока из ядерной и химической энергии, как правило, приходится иметь дело с промежуточной формой — энергией движущегося газа, — и основные потери происходят именно на этом этапе преобразования в электрогенераторах с турбоприводом или в МГД-генераторах. Механическая энергия инертных маховиков эффективно преобразуется в импульсы электрического тока в электромашинных преобразователях. Магнитная энергия характеризуется на порядок меньшими, чем механическая энергия удельными параметрами, однако она может быть эффективно преобразована в мощные импульсы при размыкании цепи индуктивного накопителя. Наконец, энергия электрического конденсатора наиболее простым образом и с наименьшими потерями коммутируется на различные виды нагрузок.
Импульсные генераторы, использующие эти виды первичной энергии, достигли к настоящему времени такого уровня развития,
Рис. 1. Предельные значения плотностей энергии различных видов
Виды энергии: 1-3 - ядерная (/ - синтез ядер, 2 — деление ядер, 3 - радиоизотопы); 4-7 - химическая (4 - метастабильный гелий, 5 - атомарный водород, 6 - бензин с воздухом, 7 - гексоген); 8,9- тепловая (8 - бериллий. 9 - водород); 10.11- механическая (10 - маховик из стекловолокна, 11 — маховик стальной); 12. 13 — упругая (12 - водород в баллоне (107 Па, 300 К), 13 - сталь); 14 - электромагнитная (катушка индуктивности); 15 - электростатическая (конденсатор): 16 - гравитационная (тело на высоте 100 м)
что обеспечивают выделение в нагрузке энергии 107—108 Дж. По порядку величины это эквивалентно энергии, освобождающейся при взрыве заряда В В массой 10 кг.
На рис. 2, следуя работам [23, 24], показаны достигнутые уровни мощности и энергии для наиболее распространенных импульсных источников. По оси ординат отложены значения генерируемой мощности. Наклонные линии графика дают информацию о генерируемой энергии в джоулях. Рассмотрен широкий диапазон длительностей - от микросекунд до режима непрерывной работы. Кроме данных о собственно импульсных устройствах приведены характеристики первичных генераторов, которые могут служить для запитки или зарядки накопителей. К таким первичным генераторам можно отнести ХИТ, МГД-генераторы кратковременного действия (МГДКД), а также ЭМН с длительностью торможения якоря порядка нескольких секунд. Для каждого энергоисточника указаны оптимальные по длительности генерируемых импульсов энергии режимы, когда преобразование энергии происходит с приемлемой мощностью и эффективностью. Из накопителей энергии показаны емкостной (ЕНЭ), индуктивный (ИНЭ) и сверхпроводящий индуктив-
Рис. 2. Параметры мощных источников электрической энергии (ИЭЭ) различных типов
ный (СПИНЭ). Импульсные преобразователи представлены ЭМН в миллисекундном режиме торможения, взрывомагнитными генераторами (ВМГ), двумя видами неразрушаемых взрывных МГД-гене- раторов (плазменными МГДВГ и МГДВК с кумулятивным плазменным сгустком [25]).
На протяжении последних 50 лет и практически до настоящего времени сохраняется следующая тенденция: параметры по крайней мере одного из видов импульсных энергоисточников за каждые 10 лет возрастают на порядок. Например, емкостная батарея в несколько мегаджоулей считалась раньше уникальным сооружением, сейчас такие батареи создаются в относительно небольших лабораториях. Энергия взрывомагнитных генераторов достигла 108 Дж при мощностях 1012 Вт и более. Стремительный рывок совершили сверхпроводящие индуктивные накопители, продвинувшиеся вверх по шкале энергий на два порядка. Электромашинные преобразователи стали одним их самых универсальных и энергоемких источников питания. Из средств запитки накопителей наибольшее распространение получили М ГД-генераторы кратковременного действия (МГДКД), поднявшиеся по уровню генерируе-
мых мощностей до значений, которые может рассчитывать получить потребитель от региональных электросетей (порядка сотен мегаватт). В настоящее время высокоэнергетичные импульсные источники тока переживают период стремительного развития и внедрения в практику физического эксперимента на уровне генерируемой энергии -0,01-1 ГДж.
Особую актуальность приобретает вопрос о создании импульсных источников с частотно-периодическим режимом работы. Переход к частотному режиму работы сопровождается возникновением ряда проблем, главная из которых связана с необходимостью утилизации тепла, диссипируемого в генераторе. Кроме того, для накопителей энергии емкостного и индуктивного типов требуется источник запитки, средняя мощность которого должна превышать произведение энергии, генерируемой в каждом импульсе, на частоту следования импульсов. Это означает, например, что в диапазоне энергий выходного импульса порядка 10 МДж и частотах 1-10 Гц необходимые электрические мощности первичного источника должны составлять десятки и сотни мегаватт. Для ЭМН такого же уровня требуются сравнимые мощности механического привода, например, газовой турбины. Таким образом, система электропитания в частотном режиме весьма сложна, а ее интегральные удельно-массовые характеристики оказываются низкими.
Выбор наилучшего варианта системы энергопитания при разработке импульсных потребителей энергии - одна из составляющих задачи оптимизации качества [26]. Как и всякая задача оптимизации, выбор предпочтительного варианта осуществляется по заданному критерию. Так как каждый альтернативный вариант описывается несколькими локальными показателями качества, речь идет о многокритериальной задаче оптимизации. Разработанный математический аппарат для решения такого рода задач (например, [27]) к настоящему времени не нашел применения в области импульсной энергетики, так как почти полностью отсутствует классификация существенных свойств импульсных энергосистем различных типов. Для того чтобы применить известные (см., например, [28]) принципы и правила, используемые для упорядочения свойств системы стационарной энергетики, к импульсным системам, необходимо проведение сравнительного анализа существующих импульсных энергосистем. К настоящему времени известны лишь первые попытки в проведении такого анализа [20, 26, 29-31].
Наиболее общей комбинацией сопоставимых параметров может быть следующая: мощность — время импульса - энергия импульса - частота генерации импульсов — удельно-массовая характеристика системы в целом. Область оптимального применения большинства импульсных источников энергии можно определить только в самом грубом приближении при рассмотрении первых трех из указанных критериальных параметров.
Учет четвертого критериального фактора — достижимой частоты генерации импульсов - особенно важен для определения места каждого данного источника среди альтернативных импульсных источников тока. Например, плазменный МГДВ-генератор является преобразователем химической энергии в электрическую, способным создавать серии мощных электрических импульсов без применения в составе системы для первичной запитки электро- или турбогенератора и промежуточных накопителей и коммутаторов. Для остальных преобразователей, за исключением компрессионного ЭМН, для генерации импульсов в указанном диапазоне мощностей следует использовать емкостной или индуктивный накопители для обострения импульсов.
Последний из рассматриваемых критериальных параметров — удельно-массовая характеристика — должен учитывать массы всех входящих в систему элементов: первичных источников тока и топлива для их питания, вспомогательных агрегатов, жидких или газовых компонентов, промежуточных накопителей энергии, сильно- точных быстродействующих электрокоммутаторов и т.д.
НАКОПИТЕЛИ ЭЛЕКТРИЧЕСКОЙ ЭНЕРГИИ
LL Емкостные накопители
Емкостные накопители энергии (ЕНЭ) относятся к разряду наиболее мощных энергоисточников. Они надежны в работе, обладают высокой эффективностью передачи накопленной энергии в нагрузку, допускают возможность изменения в широких пределах параметров импульса. Для зарядки ЕНЭ могут быть использованы маломощные зарядные устройства. Вследствие малой удельной энергоемкости (наиболее распространенные конденсаторы имеют удельные параметры всего -0J Дж/г, **0,3 Дж/см3) создание ЕНЭ с запасаемой энергией более 10 МДж затруднительно. Увеличение удельной энергоемкости возможно за счет применения более совершенных компонентов при изготовлении конденсаторов, совершенствования технологии их сборки, уменьшения ресурса (числа пусков), работы конденсаторов в апериодическом режиме разряда.
О достижениях в области конденсаторостроения можно судить по рекламным проспектам мирового лидера - фирмы “Maxwell Laboratories, Inc”. Фирма рекламирует два типа бесфольговых коммерческих конденсаторов — СМ и СН. Плотность энергии в указанных типах конденсаторов обеспечена благодаря применению перспективных металлизированных диэлектриков. Известно, что в Японии при аналогичных разработках используется пластмассовый диэлектрик на основе фтористых соединений поливинилидена [32]. Особенностью данных типов конденсаторов является малоиндук-
Таблица I
Основные параметры работы импульсных конденсаторов серии СМ и СН
Марка
Плотность энергии, Дж/г (Дж/см3)
Частотность, имп/мин
Особенности конструкции и эксплуатации; назначение
СМ-1
<0,7
(1,0)
<0,5
Количество циклов заряд-разряд: > 30000 (для малоэнергетических банок); > 1200 - для 50 кДж банок
СМ-2
<0,8
(0,9)
<0,5
Предназначен для продолжительной работы в частотном режиме
СМ-3
< 1,5
(2,5)
<0.1
Наивысшая коммерчески доступная плотность энергии. Благодаря поляри- зованности диэлектрика допускает переполюсовку тока
СН-1
<0,4 (0,8)
10
20 кДж банки имеют максимальную продолжительность наработки на отказ
СН 2
<0,4 (0.5)
100
Предназначен для продолжительной работы в частотном режиме
СН-3
<0,8
(1,5)
0,005
Ограниченная длительность частотного режима работы
тивная изолирующая вставка в металлическом корпусе конденсатора, обеспечивающая низкий внутренний импеданс. Отличие конденсаторов серии СМ от широко распространенных фольговых с бу- мажно-масляной изоляцией (0,1 Дж/г) заключается в лучших массо- габаритных характеристиках (1,5 Дж/г), большей долговечности и надежности, а также медленной деградации эксплуатационных характеристик после гарантированного срока наработки на отказ, что позволяет исключить незапланированные аварии. Конденсаторы этой серии отличаются низкой стоимостью. Гарантируется безотказная работа в течение гарантированного срока эксплуатации.
Номинальное напряжение конденсаторов серии СМ - 25 кВ; максимальная энергоемкость стандартной банки — 50 кДж (имеются возможности повышения энергоемкости), время разряда - более 0,5 мс, амплитудные значения пиковых токов - до 50 кА. Основные параметры и особенности работы конденсаторов этой серии приведены в табл. 1.
В отличие от конденсаторов серии СМ конденсаторы класса СН имеют большие пиковые значения амплитуд токов и более глубокую степень разрядки конденсатора; их конструктивное исполнение является более надежным при работе в неблагоприятных по влажности и пыли условиях. Эта серия имеет существенно более высокие характеристики по частоте следования циклов заряд—разряд.
Номинальное напряжение зарядки конденсаторов серии СН - 50 кВ; время разрядки - более 100 мкс, амплитудные значения пиковых токов достигают 100 кА. Основные параметры и особенности работы конденсаторов этой серии также приведены в табл. 1.
Вышеизложенное относится к серийно выпускаемым конденсаторам универсального назначения. Специальные разработки фирмы “Maxwell” имеют существенно большие удельные характеристики. Например, в 1990 г. фирма создала конденсаторы с плотностью энергии ~2,8 Дж/г и 5,6 Дж/см3 [33]. При этом показательна динамика роста удельных характеристик конденсаторов этой фирмы: 1974 г. - 0,05 Дж/г и 0,08 Дж/см3; 1988 г. - 0,6 Дж/см3, через два года плотность энергии выросла еще на порядок. Ставится задача создания конденсаторов с плотностью энергии 25 Дж/г и 50 Дж/см3 [33, 34].
Удельные параметры полной системы ЕНЭ примерно втрое хуже, чем удельные параметры отдельных конденсаторов. Например, мобильный модуль фирмы FMC с энергозапасом ~11 МДж (22 банки энергоемкостью 550 кДж каждая), смонтированный на шасси грузового трейлера в 1988 г., имел объемную плотность энергии около 0,25 Дж/см3. Разработчики импульсных конденсаторных батарей предполагают уменьшить массогабаритные показатели за счет создания интегрированных систем и использования компактных источников запитки.
ЕНЭ пригодны для работы в режиме генерирования периодических импульсов, однако при повышении частоты следования импульсов параметры ухудшаются вследствие снижения допустимых удельных параметров конденсаторов и наличия в составе системы все более мощного источника зарядки ЕНЭ.
В области длительностей импульсов тока KH-IO"3 с конкурентами ЕНЭ могут быть взрывные МГД-преобразователи: взрывомагнитный генератор (ВМГ) и взрывной МГД-генератор (МГДВГ). Времена разряда менее KF6 с реализуются в ЕНЭ на основе длинных линий (ДЛ) [35].
Еще большие мощности уровня 1012-1014 Вт могут быть получены при запитке от высоковольтных ЕНЭ длинных формирующих линий (ДЛ) с целью обострения импульса до длительностей порядка 100 нс. Такие устройства реализованы на установках Ангара (4 МА, 2 МВ) [36] и PBFA (IO*4 Вт) [37].
Молекулярные накопители энергии
Молекулярные накопители энергии (МНЭ) представляют собой конденсаторы с двойным электрическим слоем. Они отличаются от обычных импульсных конденсаторов тем, что для пространственного разделения разноименных зарядов, создающих рабочее электрическое поле, используются не макроскопический диэлектрический
слой между проводящими обкладками, а микроскопический поляризованный слой на границе поверхности раздела двух сред. Исследованиями установлено [38], что максимальная плотность энергии в пределах КР-Ю3 Дж/см3 при минимальной утечке тока 1Ф3— 10~5 А/Ф может быть достигнута, если осуществляется контакт полупроводника или металла с диэлектрической (электронно-изолирующей) молекулярной жидкостью, содержащей парные подвижные ионы.
К настоящему времени исследованы системы МНЭ с удельной энергией до 10-25 Дж/г и 40-50 Дж/см3, что примерно в 100 раз превышает удельную энергию известных конденсаторов. В технологически освоенных образцах накопителей энергии, испытанных в различных режимах разряда с длительностью импульса до 0,1—100 с, достигнуты значения удельной энергии 1-10 Дж/г и 2-15 Дж/см3. Удельная средняя мощность МНЭ составляет в зависимости от длительности разряда величину 0,1-10 кВт/кг, что существенно превышает удельную мощность традиционных накопителей энергии (в том числе и аккумуляторов). Количество допустимых циклов “разряд-заряд” для МНЭ различных типов составляет 104— К)5. Однако возможность использования данных накопителей значительно ограничена тем, что для них минимальная длительность разряда характеризуется миллисекундными временами, а генерируемые токи - единицами килоампер.
Индуктивные накопители
Индуктивные накопители энергии (ИНЭ) характеризуются высокими выходными параметрами электрического импульса (более 105 В, 1011 Вт), а также высокими удельными и экономическими показателями. Освоен уровень накапливаемых энергий ~108 Дж. Ближайшей перспективой является практическая реализация параметров ~109 Дж и ~1012 Вт [39]. Широкое практическое использование ИНЭ ограничивается надежностью коммутирующей аппаратуры многоразового действия с уровнем разрывной мощности 10п-1012 Вт.
Для накачки энергии в ИНЭ используются источники тока с большой электрической мощностью, чтобы уменьшить время зарядки до единиц секунд. В противном случае джоулевы потери энергии при запитке ИНЭ могут оказаться сравнимыми с запасаемой в накопителе энергией. Для запитки ИНЭ могут быть использованы электромашинные накопители (ударные униполярные и синхронные генераторы), МГД-генераторы кратковременного действия (МГДКД, ЖМГДГ), химические источники тока. Уровень мощности источников накачки должен быть согласован со временем сохранения энергии в накопителе. По времени сохранения различают резистивные (~1-10 с), криорезистивные с охлаждением до температур
жидкого азота (~ 10-100 с) и сверхпроводящие накопители с охлаждением до температур жидкого гелия.
При температуре жидкого азота (77 К) активное сопротивление электротехнического алюминия уменьшается примерно в пять раз, что снижает требуемую мощность источника запитки ИНЭ такого типа. При температуре жидкого неона (20 К) сверхчистый алюминий (0,9999) теряет сопротивление на три порядка, что приблизило бы его по параметрам запитки к сверхпроводящим ИНЭ. Однако в режимах генерации серий импульсов эти системы с криоохлаждением теряют свои преимущества из-за медленного (минуты) возврата температуры проводника к исходному состоянию после нагрева предыдущим импульсом. Самый крупный индуктивный накопитель ТИН-900 создан в России для токомака. Запас энергии - 900 МДж с током 1,8 МА при времени разряда 0,5 с [39].
Сверхпроводящие индуктивные накопители
Сверхпроводящие индуктивные накопители энергии (СПИНЭ) имеют широкие перспективы использования, обусловленные возможностью длительного хранения энергии в форме магнитной энергии, что позволяет создавать системы с высоким уровнем времени готовности (время от подачи команды до выдачи энергии в нагрузку ~1 мс). Важной в практическом отношении особенностью СПИНЭ является возможность его запитки от источника с малой электрической мощностью.
Применение СПИНЭ в качестве импульсных энергоисточников ограничивается критичностью сверхпроводников к скорости изменения магнитного поля при накачке и выводе энергии в нагрузку. Особенностью типичных СПИНЭ является сравнительно малое значение рабочего тока (~10 кА). Методы электромашинного и электромеханического управления индуктивностью ИНЭ позволяют увеличить значения полного тока в нагрузке, однако другое ограничение (скорость изменения поля не превышает 20 Тл/с) увеличивает время разрядки до десятков миллисекунд.
Новые технические возможности в создании СПИНЭ могут быть связаны с разработкой высокотемпературных сверхпроводников. Высокотемпературные сверхпроводящие материалы характеризуются сравнительно высокими значениями критических полей (—100 Тл) и все еще высокими температурами сверхпроводящих состояний.
Энергетические характеристики накопителей энергии приведены на рис. 3, а тенденции их развития показаны стрелками.
Анализ этих диаграмм показывает, что основное развитие импульсных источников данного класса предполагается в направлении роста запасаемой электрической энергии без заметного увели-
Рис. 3. Характеристики накопителей электрической энергии
а - энергомощностные, б — электрические, в - удельные энергетические; СПИН-2,3,4 - различные модификации, РЭС - региональные электросети (приводится для сравнения), ЭАИ - импульсный электрический аккумулятор (приводится для сравнения); ти - длительность импульса, 8уД, луд - соответственно генерируемые электрическая энергия и мощность, отнесенные к единице массы конструкции
чения выходной мощности. Для импульсных накопителей энергии характерен широкий диапазон изменения выходных токов и напряжений электрических импульсов: токи в интервале 103—107 А, напряжения в интервале десятки вольт - единицы мегавольт, и соответственно, мощности до Ю12 Вт, энергии до 109 Дж. Удельные энергетические характеристики достаточно высоки и могут достигать значений 102 Дж/г.
Из приведенных диаграмм видно, что наибольший прогресс можно ожидать в области развития емкостных и индуктивных накопителей энергии, но с учетом эксплуатационных преимуществ ЕНЭ можно предположить сохранение их доминирующего положения при использовании для самого широкого круга применений.
ИМПУЛЬСНЫЕ МГД-ГЕНЕРАТОРЫ
2Л. Взрывомагнитные генераторы
Взрывомагнитные генераторы (ВМГ) - устройства одноразового действия, реализующие предельные возможности современной техники генерации мощных импульсов электромагнитной энергии. В классической схеме ВМГ продукты детонации взрывчатого вещества, воздействуя на цилиндрический металлический лайнер, расширяют его поперек силовых линий созданного заранее магнитного поля, совершая тем самым работу против пондеромоторных сил этого все возрастающего по величине магнитного поля. Накопленная магнитная энергия импульсного тока передается в нагрузку при быстром размыкании индуктивного контура, образованного в конце процесса сжатия лайнера и вытеснения магнитного потока. Плотность генерируемой электрической энергии в ВМГ может достигать ~102 Дж/г, а удельная мощность 1013-1014 Вт/м3. Удельные параметры всей системы электропитания на основе ВМГ (с системой запуска и первичной запитки магнитным полем) примерно на порядок хуже. С использованием ВМГ получены импульсные токи до -300 МА и освоен энергетический диапазон ЮМО8 Дж при пиковой мощности 1013 Вт. Разработанные методы пространственно-временного преобразования энергии позволяют изменять форму токового импульса в нагрузке и его длительность от 10"6 до 10-3—10-2 с [2,4, 7] (см. также часть 2 данной книги).
Неудобство пользования ВМГ, связанное с взрывным характером его действия, может не являться определяющим фактором для ряда приложений. Если для предотвращения бризантного действия ВМГ помещается в защитной металлической или стеклопластиковой взрывной камере, то с учетом се массы удельные параметры системы в целом ухудшаются до -1 Дж/г.
По условиям электрического согласования ВМГ является оптимальной системой электропитания для нагрузок с возрастающим во времени импедансом, например, электромагнитных ускорителей, z-пинчей.
Взрывные плазменные МГД-генераторы
Взрывные плазменные МГД-генераторы (МГДВГ) в отличие от ВМГ - сохраняемый преобразователь химической энергии взрывчатого вещества. В классической схеме МГДВГ расширяющиеся проду-
кты детонации проталкивают электропроводную плазму, образованную за головной ударной волной, через поперечное магнитное поле МГД-канала. Электроды МГД-канала соединяются с нагрузкой. Быстрое расширение газообразных продуктов детонации позволяет использовать сохраняемые МГД-канал и взрывную камеру. Неразру- шаемость конструкции МГДВГ позволяет реализовать частотно-периодический режим работы устройства. В лабораторных экспериментах на установках малого масштаба освоен уровень мощностей ~109 Вт и токов ~0,5 МА. Удельные энергетические параметры МГДВГ значительно ниже, чем у ВМГ, но достижимые величины удельной энергии до 1 Дж/г делают МГДВГ конкурентоспособными.
Жидкометаллические МГД-генераторы
Жидкометаллические МГД-генераторы (ЖМГДГ) используют, как правило, пороховой заряд в качестве химического топлива. ЖМГДГ - неразрушаемая в каждом пуске электрическая машина замкнутого цикла (по жидкометаллическому рабочему телу), работающая в частотном режиме (до 1 Гц) при замене порохового заряда. Характерная длительность импульса тока 10~3-10~i с. Маневренность запуска системы определяется временем разгона рабочего тела и составляет ~10-з с, т.е. ЖМГДГ - система высокого уровня готовности. Вследствие малого уровня диссипативных потерь в канале ЖМГДГ может работать в режиме с самовозбуждением, что определяет высокую степень его автономности (коэффициент усиления электрической энергии в одноступенчатой схеме генератора ~10). В существующих проектах на энергию 1-10 МДж, не оптимизированных по весам установок, удельные энергетические характеристики ЖМГДГ составляют 0,1-0,2 Дж/г при коэффициенте преобразования химической энергии пороха в электрическую до 10%. Характерной особенностью ЖМГДГ являются низкие генерированные напряжения 0,1-1 кВ [40].
МГД-генераторы кратковременного действия
МГД-генераторы кратковременного действия (МГДКД) - это МГД-установки открытого цикла, работающие на продуктах сгорания специальных твердых топлив. Они имеют высокие удельные параметры (удельная мощность свыше 0,5 МВт на тонну конструкции, расход топлива 25—70 кг/с, удельный энергосъем 0,7 МДж на килограмм топлива). Характерное время генерации электрического импульса в таких установках 2-10 с. Возможность работы в режиме с самовозбуждением^, 41] обусловливает высокую степень автономности этого энергоисточника. Эксплуатационными особенностями работы таких установок являются: ограниченный ресурс МГД-канала (несколько пусков), экологические проблемы (при генерируемой мощности ~1 ГВт расход
в
Рис. 4. Характеристики импульсных МГД-генераторов а - энергомощностные, б - электрические, в - удельные энергетические
топлива с легкоионизирующей присадкой ~2 т/с), наличие значительного продольного импульса отдачи (необходимо надежное крепление к фундаменту). Характерной особенностью МГДКД являются низкие (порядка единиц киловольт) генерируемые напряжения.
Усилиями отечественных ученых и инженеров создана серия установок на базе МГДКД мощностью от 10 до 600 МВт [42—47], которые нашли широкое применение в геофизических исследованиях структуры земной коры для прогноза землетрясений и поиска полезных ископаемых [48-50].
Энергетические характеристики импульсных МГД-генераторов приведены на рис. 4.
ЭЛЕКТРОМАШИННЫЕ ПРЕОБРАЗОВАТЕЛИ
Синхронные генераторы в режимеударного и динамического торможения
В импульсном (ударном) режиме промышленные синхронные электрогенераторы, применяемые на электростанциях, могут за доли секунды в таком форсированном режиме развить мощность до 109 Вт. В действующих установках таких ударных генераторов в нагрузку передается до 10 МДж за импульс при эффективности отбора кинетической энергии от маховика 2-3%. Синхронный ударный генератор за несколько секунд может обеспечить получение импульсов 1000 МДж при мощности до 100 МВт. По уровню запасаемой энергии синхронные генераторы допускают использование их в режиме генерирования последовательных импульсов (раз в несколько минут, необходимых для восстановления частоты вращения ротора). Эксплуатация синхронных генераторов сдерживается в основном из-за низкой эффективности передачи энергии в нагрузку. Выпускаемые промышленно генераторы типа ТИ-100, ТИ-75-2, ТИ-12-2 применяются, например, для форсированной запитки плазменных генераторов [16, 51-53].
Униполярные ударные генераторы
Униполярные ударные генераторы (УУГ) являются специальным типом электромашинных накопителей и позволяют получать импульсы с предельной мощностью 10й Вт. Действующие в настоящее время УУГ имеют энергетику до 1 ГДж [54]. Они относительно просты в изготовлении, характеризуются высокими удельными показателями, низкой стоимостью, высокой эффективностью передачи энергии в нагрузку (до 80%). По своим выходным параметрам УУГ эффективны как средство запитки индуктивных накопителей. Использование катушки ИНЭ в качестве обмотки возбуждения УУГ позволяет создавать компактные высокомощные источники импульсной энергии. УУГ являются низковольтными источниками (—100 В), что обусловливает ряд проблем при сильноточном (~107 А) токосъеме, так как контактные падения напряжения имеют сравнимую величину (~40 В).
Компрессионные генераторы
Одним из перспективных путей создания источников питания, работающих в частотном режиме, является использование электромашинных устройств, называемых компрессионными генерато- 26
рами (компульсаторами [551). В настоящее время созданы устройства с энергией 10 Дж в импульсе длительностью 0,2-1 мс при частоте следования до 200 Гц [8]. По своим удельным параметрам КГ могут успешно конкурировать с системами частотного действия, построенными на основе других принципов. Считается возможным создание компрессионных генераторов с энергией в импульсе -106 Дж и реализация частоты повторения импульсов до 500 Гц. На 6-м симпозиуме по технологии электромагнитного разгона [56] (апрель 1992 г., Остин, Техас, США) было заявлено о создании компульсатора с “воздушным” сердечником на основе композиционных материалов с удельной энергией уровня 3 кДж/кг, что сравнимо с параметрами УУГ. Стремительное развитие ком- пульсаторов от лабораторных устройств с энергией 100 кДж [57] до крупных устройств мегаджоульного диапазона [58] подтверждает тезис о перспективности этой электрической импульсной машины.
Энергетические характеристики электромашинных преобразователей представлены на рис. 5.
ЭМН имеют диапазон изменения выходной мощности импульсов 30-200 МВт с энергией электрических импульсов от 10 кДж до уникальных значений уровня 1 ГДж. Характерный диапазон изменения токов и напряжений до 105 А и 105 В.
Перспективными ЭМН с точки зрения возможностей существенного роста плотности мощности и энергии импульса являются компрессионные генераторы. Перспективность их использования определяется возможностью данных устройств генерировать серии электрических импульсов в частотном режиме.
ХИМИЧЕСКИЕ ИСТОЧНИКИ ТОКА
Химические источники тока (ХИТ) относятся к классу наиболее энергоемких (до 1 МДж/кг) и дешевых систем электропитания. К эксплуатационным достоинствам ХИТ относятся: относительная безвредность, отсутствие шума и вибраций в рабочем режиме, модульная конструкция, простота эксплуатации и хранения, достаточно высокая надежность, возможность работы в широком диапазоне температур и давлений.
Электрохимические аккумуляторы
Электрохимические аккумуляторы (аккумуляторные батареи ЭА) характеризуются значениями удельной мощности -1 кВт/кг [59]. Типичное значение удельной энергоемкости ЭА составляет -0,3 МДж/кг, а у перспективного сернолитиевого ЭА - до
10*1102104 л>д, кВт/кг
в
Рис. 5. Характеристики электромашинных накопителей электрической энергии
а — энергомощностные, б — электрические, в - удельные энергетические; СГ и УГ - синхронные генераторы в режиме динамического торможения и ударном режиме соответственно, ДЭГ-1, ДЭГ-2 - проекты дисковых электрогенераторов 1992 и 2000 гг.
1,8 МДж/кг [8]. Сохранность ЭА в рабочем состоянии - годы. Предельная энергоемкость накопителей на основе свинцово-кислотных аккумуляторов оценивается величиной 109 Дж [60], хотя и существуют проектные проработки накопителей на энергию ~1011 Дж. Пер-
Луд, ВТ/кг
Еуд, кДж/кг
Рис. 6. Удельные характеристики электрических аккумуляторных батарей
1 — свинцовые, 2 - никель-кадмиевые, 3 - никель-цинковые, 4 - хлор-цинковые, 5 - серно-натриевые
спективные разработки серно-натриевых и литиевых ЭА [59] должны обеспечить высокие удельные характеристики (1 кДж/г, -2 кВт/см3), однако такие батареи представляют собой технически сложные энергетические системы. Удельные энергомощностные характеристики основных типов аккумуляторных батарей приведены на рис. 6.
Импульсные электроаккумуляторы
Из отрывочных полурекламных публикаций известно о разработках аккумуляторов, специально предназначенных для работы в импульсном режиме разрядов длительностью порядка 0,01—1 с. Свинцовые пластины выполняются из тонких пластин с развитой поверхностью, поэтому удается существенно повысить плотность тока и соответственно увеличить мощностные характеристики до 100 кВт на килограмм массы аккумулятора при сохранении удельных энергетических характеристик на высоком уровне 1 кДж/кг, свойственном для обычных аккумуляторов.
Гальванические и топливные элементы
Гальванические и топливные элементы - это ХИТ одноразового действия. Наиболее высокие удельные параметры достигаются в так называемых резервных элементах (РЭ). Такие элементы хранятся в нерабочем состоянии и активируются непосредственно перед включением на нагрузку. РЭ работают кратковременно (максимум несколько часов). Наиболее энергоемкими в ряду ХИТ являются топливные элементы (ТЭ). Самыми мощными являются кислородно-водородные и гидразинные ТЭ (типичные значения удельной мощности 50-70 Вт/кг) [9]. За счет увеличения расхода топлива и уплотнения упаковки элемента достигнута удельная мощность ~0,2 кВт/кг. Считается, что в перспективе может быть достигнут уровень удельной мощности ~4 кВт/кг. ТЭ входят в состав электрохимических генераторов (ЭХГ), объем которых практически полностью определяется размером вспомогательного оборудования. По этой причине удельные объемные мощности ЭХГ и ТЭ различаются примерно на два порядка.
ЭНЕРГОЕМКИЕ ИМПУЛЬСНЫЕ СИСТЕМЫ
В ряде проектов энергоемких систем импульсного электроснабжения рассматриваются варианты создания устройств на энергии до 1 ГДж, генерируемой в течение единиц секунд.
Одним из вариантов является использование СПИНЭ, в котором доля выделенной в нагрузке энергии составляет 20-30% от запасенной энергии (потери энергии на гистерезис и вихревые токи сохраняются на приемлемом уровне в криостатически стабилизированных проводниках). По оценкам, стоимость получаемой от СПИНЭ энергии невелика и при полном энергозапасе более 5 ■ 109 Дж становится меньше 5 • Ю3 долл./Дж, что делает применение СПИНЭ на эти параметры более целесообразным, чем применение униполярных генераторов, которое также является одним из возможных вариантов создания энергоемких систем.
В качестве энергоемкого источника электропитания рассматривается также ЭМН на базе синхронного генератора (с дополнительными маховыми массами), работающего в режиме динамического торможения. Инерционные электромеханические накопители характеризуются относительно малыми затратами при накоплении и хранении энергии, высокими удельными энергетическими показателями, высокой степенью надежности и большим сроком службы. В современных турбоэлектрогенераторах может быть запасено до 109 Дж энергии. В специальных турбоэлектрогенераторах с вертикальным валом возможно накопление 1010 Дж энергии и более. Характерные мощности при динамическом торможении таких синхронных генераторов составляют 108-109 Вт.
СТРУКТУРА МОЩНЫХЭНЕРГЕТИЧЕСКИХ КОМПЛЕКСОВ
В общем случае мощная автономная система электроснабжения содержит первичный источник энергии, преобразователь этой энергии в электрическую энергию, а также вспомогательные системы стабилизации напряжения, автоматики и управления.
В качестве первичных источников энергии, как уже указывалось в начале вводной главы, могут быть использованы:
ядерная (деление и синтез ядер);
химическая (перестройка молекулярных связей);
тепловая (колебания кристаллической решетки, неупорядоченное движение молекул жидкости и газа);
механическая (движение макротел);
упругая (деформация кристаллической решетки, неупорядоченное движение молекул и атомов);
магнитная (движение электрических зарядов);
электрическая (пространственное разделение электрических зарядов);
гравитационная (энергия положения в поле гравитационных сил);
радиационная (излучение Солнца и другие виды излучений).
Каждый из энергоисточников может быть охарактеризован следующими параметрами (свойствами):
величиной удельной плотности энергии;
временем хранения энергии;
временем реализации (выделения) энергии;
возможностью преобразования в другие виды энергии (наличием преобразователей).
Энергия первичного источника преобразуется в электрическую энергию выходного импульса в один или несколько этапов. Для мощных импульсных систем преобразователь состоит из преобразователя вида энергии и накопителя электрической энергии, выполняющего функции преобразователя мощности. В качестве накопителя используются емкостной, индуктивный и сверхпроводящий индуктивный.
На рис. 7 приведены практически все возможные блок-схемы импульсных энергетических комплексов.
Энергия конденсированных ВВ в устройствах типа ВМГ или МГДВГ преобразуется в энергию импульсов тока, минуя явно выраженные стадии механического привода и накопителя. Роль механического привода играют расширяющиеся продукты детонации, толкающие через поперечное магнитное поле металлический или плазменный лайнер. В МГДВГ конечный накопитель электрической энергии отсутствует, в ВМГ магнитная энергия
Рис. 7. Блок-схема мощных импульсных источников электроэнергии
накапливается в ИНЭ, затем взрывной ключ-размыкатель передает индуцируемый импульс тока на нагрузку (все эти три элемента составляют единую конструкцию). Для работы ВМГ и МГДВГ необходимо наличие начального запаса электрической или магнитной энергии для создания начального магнитного поля. В ВМГ эта энергия оказывается много меньше энергии конечного импульса, в МГДВГ — по порядку величины совпадает с энергией каждого из генерированных импульсов.
Газотурбинный двигатель (ГТД) и двигатели внутреннего сгорания (ДВС) в качестве механического привода имеют широкое распространение для раскрутки валов электрогенератора, униполярного ударного генератора (УУГ), синхронного генератора (СГ), компрессионного генератора (КГ). В качестве первичного топлива применяется химическое топливо (бензин, дизельное топливо, газ), топливо ядерных энергетических установок (ЯЭУ), нагревающих водород, или солнечное излучение с оптическими концентраторами и нагревом рабочего тела. Электрогенератор (имеется в виду синхронная динамо-машина) соединен с конвертером для преобразования переменного тока в постоянный и запитки (зарядки) ЕНЭ или ИНЭ.
Пороховой ускоритель плазменного потока или жидкометаллического поршня вместе с магнитной системой в жидкометаллическом ЖМГДГ или твердотопливном МГДГКД создает импульс тока, который может использоваться самостоятельно или запитывать ИНЭ для увеличения выходной мощности.
Ядерная энергетическая установка, создающая поток высокотемпературного водорода, может служить основой для работы очень мощных МГДГ [61-63].
Электроаккумуляторы (ЭА) и молекулярные накопители (МНЭ), потребляя от внешней электросети относительно небольшую мощность, могут эффективно запитывать резистивные и крио- резистивные ИНЭ.
Электрохимический генератор (ЭХГ) и термоэлектрический преобразователь (ТЭП) как маломощные устройства могут работать на бустерный накопитель (МНЭ, ЕНЭ) и далее заряжать ИНЭ или СПИНЭ.
Фотоэлектрический преобразователь (ФЭП) работает по такой же схеме.
Наконец, заканчивая рассмотрение блок-схем рис. 7, следует указать, что региональные электросети могут в специальных случаях отдавать в нагрузку мощности до 100 и даже 1000 МВт. С помощью мощной выпрямительной установки можно осуществлять запитку ЕНЭ, ИНЭ и СПИНЭ.
33332. Взрывные генераторы...
33
33
7. ВЫБОР ВАРИАНТОВ СИСТЕМЭЛЕКТРОПИТАНИЯ
Рассмотрение возможных вариантов систем электропитания для различных типов импульсных потребителей целесообразно продемонстрировать на примере конкретной нагрузки, например для одного из перспективных устройств современной техники - электромагнитного ускорителя макротел [64, 65].
В состав такого высокоскоростного ускорителя входит мощная система электропитания. Существующие высокоэнергетичные мощные системы электропитания характеризуются массовым удельным энергосодержанием ~1-10 Дж/г, что значительно ниже удельного энергосодержания химических энергоносителей (5—10 кДж/г). Интенсивные разработки систем электропитания сосредоточены на создании мощных (10|0-1012 Вт) энергоемких (10—100 МДж) систем с высокими удельными параметрами единичного импульса энергии (10 Дж/г) и частотным режимом работы, а также создании оборудования для автономных систем первичного энергообеспечения. Эти разработки по своему назначению выходят далеко за рамки использования только в составе электромагнитных ускорителей, что и определяет их более высокий приоритет в иерархии “критических технологий”. Рельсотрон - кондукционная рельсовая схема электромагнитного ускорителя - является потребителем электрической энергии и в этом смысле нагрузкой системы электропитания. Электрический импеданс рельсотрона имеет активно-реактивный характер и изменяется по своей величине в процессе ускорения метаемого тела.
Ниже приводятся различные варианты построения автономных систем электропитания для рельсотронов.
Взрывомагннтные генераторы как системы с уменьшающейся индуктивностью оптимально согласованы с рельсотроном [66]. При работе ВМГ генерируются электрические токи порядка 1-10 МА. Эффективность преобразования химической энергии взрывчатого вещества в электрическую энергию в ВМГ может достигать 10%. В ряду импульсных источников электрической энергии ВМГ имеют наиболее высокие удельные параметры импульса (~50 Дж/г). Предельный уровень энергии, генерируемый в единичном модуле, достигает 100 МДж.
Источником электрического возбуждения начального магнитного потока ВМГ обычно является емкостной накопитель энергии. Удельные весовые характеристики ЕНЭ значительно хуже, чем ВМГ, поэтому ВМГ должен обеспечивать значительный коэффициент усиления начальной электрической энергии (-Ю^Ю3), для того чтобы удельные параметры ЕНЭ не определяли параметры системы в целом. Такие величины коэффициента усиления энергии реа-
лизуются только в многокаскадных схемах ВМГ. Необходимо отметить, что в ряду взрывомагнитных генераторов существуют схемы, в которых достигаются еще более высокие (-106) значения коэффициента усиления энергии.
Взрывной МГДГ является сохраняемым взрывным источником мощных импульсов электрической энергии, может работать в частотном режиме следования импульсов. Эффективность преобразования энергии ВВ в электрическую составляет 5-10%. Предельный уровень генерируемой энергии оценивается величиной 10 МДж. Удельная энергия единичного импульса определяется параметрами магнитной системы и при использовании сверхпроводниковых компонентов составляет 0,3-0,5 Дж/г. МГДВГ обладает практически мгновенной готовностью к производству энергии, если магнитная система сверхпроводящая. Создание систем запитки с использованием МГДВГ на энергии 1-10 МДж сопряжено с определенным риском вследствие того, что экспериментальные модели устройств отрабатывались на масштабах энергии уровня -0,1 МДж.
Емкостной накопитель (ЕНЭ) является наиболее отработанным элементом сильноточных мощных импульсных устройств. Элементная база ЕНЭ освоена и выпускается промышленностью. Не существует принципиальных проблем создания накопителей с запасаемой энергией до 10 МДж. В автономном варианте запитка накопителя производится от электрогенератора с соответствующим преобразователем и выпрямителем. Электрогенератор может приводиться в действие с помощью дизеля или газотурбинного двигателя (дизель имеет меньшую удельную мощность). Характерная частота генерации импульсов тока в частотном режиме работы ЕНЭ определяется электрической мощностью источника накачки и свойствами конденсаторов и может достигать 100 Гц. Для ЕНЭ характерна малая плотность запасаемой энергии (-0,1 Дж/г, ~0,1Дж/см3), что определяет массу, габариты и условия эксплуатации системы (условия размещения, транспортируемость и т.п.).
Если считать, что эффективность преобразования электромагнитной энергии в кинетическую в рельсотроне составляет 10-20%, то предельные значения кинетической энергии, обеспечиваемые системой “ЕНЭ-рельсотрон” составляют 1-2 МДж, что соответствует ускорению до скоростей 6-8 км/с совокупной массы ударника до 0,1 кг.
Индуктивный накопитель энергии (ИНЭ) из всех накопительных систем является самым мощным, высокоэнергетичным (108-109 Дж), имеет высокие удельные параметры (10 Дж/г и более). Накопление энергии в ИНЭ осуществляется при помощи источника накачки. В общем случае не каждый из возможных источников накачки обеспечивает согласованный с электрической нагрузкой ток и не любая обмотка накопителя допускает накачку до произвольных значений тока. Чтобы согласовать по значениям тока потребности электрической нагрузки, возможности источника накачки и 2* 35
обмотки накопителя, может быть использована одна из схем умножения тока ИНЭ [39].
Существуют следующие варианты построения СЭС с использованием индуктивных накопителей энергии.
Резистивный ИНЭ (время хранения энергии -1 с) может быть запитан от ударного униполярного генератора (УУГ). УУГ как первичный источник накачки согласован с ИНЭ по энергоемкости (10 МДж и более), эффективно преобразует кинетическую энергию в электрическую (—60%) за времена -0,1—0,01 с, обеспечивает токи накачки -10 МА, имеет высокие удельные параметры. Время накопления энергии в УУГ определяется мощностью привода (электро- или турбо-), ресурс работы УУГ — сохранностью скользящих токосъемных элементов. Поскольку при энергосъеме УУГ тормозится лишь частично, то накачка (раскрутка маховика) на последующие за первым импульсы производится за более короткое время. При работе УУГ имеют место механические вибрации, гироскопические моменты (препятствующие перемещению этих систем по углу), вращающие моменты, приложенные к опорам крепления при торможении маховых масс УУГ.
ИНЭ (теплый, крио) может быть запитан от:
компрессионного генератора (КГ), являющегося генератором периодических импульсов энергии (-100 Гц) с регулируемой скважностью, поэтому на основе применения КГ может быть построена система частотно-периодического действия. В сравнении с электро- машинными генераторами единичных импульсов КГ имеет невысокие (в ряду ЭМН) удельные параметры (-0,1 Дж/г). Малая в сравнении с потребностями рельсотрона амплитуда генерируемых КГ импульсов тока (-10 кА) заставляет создавать системы его умножения;
электромашинного агрегата на основе синхронного электрического генератора (СГ), работающего в режиме динамического торможения с характерным временем реализации энергии 1—5 с. СГ характеризуется высоким уровнем накапливаемой энергии (-109 Дж), мощностью в единичном агрегате -100-200 МВт, удельной энергией -5 Дж/г. Для согласования с рельсотроном ток, генерируемый СГ, должен быть преобразован в постоянный. Необходимо также создать систему умножения тока от генерируемых 10 кА до 1-2 МА.
ИНЭ (крио) может быть запитан также от электрогенератора (ЭГ):
прямая накачка накопителя при достаточной мощности привода ЭГ. В этом случае в качестве мощного и сильноточного ЭГ может быть использован униполярный генератор. Тогда униполярная машина используется только как преобразователь энергии, но не как накопитель;
высокооборотные ЭГ постоянного тока с единичной электрической мощностью -10 МВт и высоким значением удельной мощности (-5 кВт/кг).
Перечисленные выше системы накачки индуктивных накопителей имеют в своем составе преобразователи механической энергии в электрическую. Механическая энергия производится в результате преобразования энергии первичного энергоисточника в двигателе. В качестве двигателя может быть эффективно использован газотурбинный (-10 кВт/кг). Двигатель внутреннего сгорания имеет худшие удельные параметры (-1 кВт/кг). В качестве первичного энергоисточника могут быть использованы органические топлива, а также водород, разогретый в ядерном реакторе специальной конструкции.
ИНЭ с накачкой от МГД-генераторов различного типа. Жидко- металлический МГДГ является униполярным генератором линейной геометрии с жидкометаллическим рабочим телом, механическая энергия которого преобразуется в электрическую при его торможении пондеромоторными силами в магнитном поле. Первичным энергоисточником в ЖМГДГ обычно является пороховой заряд, поэтому мобильность запуска этого генератора достаточно высока (-10-100 мс). При замене пороховых зарядов и реверсе рабочего тела генератор может работать в частотно-периодическом режиме (-1 Гц). Как и УУГ, ЖМГДГ можно использовать для накачки резистивных ИНЭ. Рельсотрон может быть запитан непосредственно от нескольких ЖМГДГ при последовательном соединении и синхронной работе каналов. Практический опыт создания и эксплуатации ЖМГДГ ограничивается исследованиями на экспериментальных стендах лабораторного масштаба с генерируемой энергией до 100 кДж [40].
МГД-генераторы кратковременного действия (МГДКД) на основе специальных плазмообразующих топлив характеризуются высокими значениями генерируемой электрической мощности в единичном агрегате (15-500 МВт) и удельных параметров (-10 кВт/кг, -10 кДж/кг), а также малым временем готовности к выдаче импульса энергйи (-1-10 с). Продолжительность единичного импульса энергии около 2-5 с, ресурс канала 3-5 пусков. Частотность последующих запусков определяется продолжительностью процесса охлаждения МГД-канала, а также временами установки нового заряда, накопления энергии в системе начального возбуждения, приведения в готовность системы коммутации и других вспомогательных систем. Отличительной эксплуатационной особенностью МГДКД является наличие большого продольного механического импульса отдачи и значительных дымных выбросов, зависящих от величины расхода топлива (при генерируемой мощности 500 МВт расход топлива составляет 103 кг/с).
Перспективы совершенствования и развития МГДКД-генерато- ров связаны в основном с совершенствованием топлива (повышением его удельной энергоемкости, улучшением плазмофизических параметров продуктов сгорания, обеспечением возможности гибкого
регулирования мощности), повышением ресурса непрерывной и повторной работы МГД-каналов и уменьшением затрат на самовозбуждение (обычно составляют до 80% генерируемой мощности). МГДКД секундного диапазона работы могут быть эффективно использованы для накачки крио- и резистивных индуктивных накопителей. Уровень генерируемых МГДКД токов составляет -200 кА. В сравнении с УУГ МГДКД является источником электропитания генераторного типа, что определяет высокую мобильность запуска системы при отсутствии мощных внешних электрических сетей.
Существуют разработки, показывающие, что использование в качестве рабочего тела МГД-генератора водорода, нагретого в активной зоне специального ядерного реактора, позволяет создать автономную высокоэнергетическую СЭС с параметрами -10 МВт на килограмм в секунду расхода рабочего тела и -10 кВт на килограмм массы, т.е. примерно в 10 раз более эффективную, чем МГДКД [63]. Использование ядерной энергетической установки создает проблемы обеспечения радиационной безопасности персонала и радиационного загрязнения среды, в которую осуществляется разлет рабочего тела генератора.
ИНЭ (теплый, крио) с накачкой от импульсного электроаккумулятора (ЭАИ). Если удельные характеристики ЭАИ достигают -10 Дж/г и 10 Вт/г, то масса его на энергию 100 МДж составит порядок 10 т, и накачка ИНЭ с энергоемкостью 100 МДж может быть осуществлена за время менее 1 с. Такая система накачки ИНЭ достаточно проста, обладает высокой степенью готовности к выдаче энергии, обеспечивает необходимое значение тока накачки, что позволяет обойтись без системы умножения тока в ИНЭ. На фазе подзарядки ЭАИ характеризуется высокой степенью автономности, так как подзарядка - процесс периодический и не требующий значительной мощности (ЭАИ рассматривается здесь как первичный источник энергоснабжения, а не как накопитель в системе преобразования энергии).
Сверхпроводящий ИНЭ, как и импульсный электроаккумулятор, позволяет хранить электрическую энергию в течение достаточно длительного времени при относительно малых затратах электрической мощности на компенсацию диссипативных потерь в системе. Возможность длительного хранения электрической энергии в СПИНЭ позволяет рассматривать эту систему как мощную систему энергоснабжения с высоким уровнем автономности и мобильности запуска. По существующим оценкам, удельная энергия, обеспечиваемая на основе СПИНЭ, может достигать 10-50 Дж/г. Отличительной особенностью ИНЭ на сверхпроводниковых элементах состоит в том, что наиболее распространенные в настоящее время проводники транспортируют токи уровня -10-20 кА, что заставляет создавать системы умножения тока до необходимых для нагрузки вели-
чин. В зависимости от условий эксплуатации (базирование, транспортировка, режим готовности, мобильность запуска) СПИНЭ может быть запитан от следующих энергоисточников:
электросеть с соответствующим преобразователем;
электрогенератор, приводимый в действие газотурбинным двигателем или дизелем;
электроаккумулятор, резервные гальванические элементы и молекулярный накопитель энергии;
электрохимический генератор;
термоэмиссионный преобразователь;
фотоэлектрический преобразователь.
Из представленных материалов следует, что при выборе системы электропитания необходимо принимать во внимание не только необходимые электрические характеристики, но также учесть весь комплекс эксплуатационных и технических требований.
Возвращаясь к проблеме запитки конкретной нагрузки - рель- сотрона, следует указать, что в проектных разработках использовались ЕНЭ, ИНЭ, ЭМН, ВМГ. Экспериментальные исследования проводились с помощью ЕНЭ, ИНЭ и ВМГ.
ПРОГНОЗ РАЗВИТИЯ МОЩНЫХ ИМПУЛЬСНЫХИСТОЧНИКОВ ЭНЕРГИИ
На рис. 8 в координатах мощность-энергия, ток-напряжение, удельная мощность-удельная энергия представлены параметры различных импульсных источников электроэнергии (ИЭЭ) (ЕНЭ - емкостной накопитель, ДЛ-ЕНЭ в варианте длинной формирующей линии, ВМГ - взрывомагнитный генератор, МГДВГ и ЖМГДГ - соответственно импульсный взрывной и жидкометаллический МГД- генераторы, МГДКД — МГД-генератор кратковременного действия с твердотопливным генератором плазмы, ИНЭ - индуктивный накопитель, СПИН-2,3,4 - сверхпроводящие ИНЭ различных типов, УУГ и КГ - ударный униполярный и компрессионный электрома- шинные генераторы, УГ и СГ - электромашинный накопитель на основе синхронного генератора в ударном режиме и в режиме динамического торможения, ХИТ — химический источник тока, ЭАИ - импульсный электроаккумулятор).
Для сравнения приведены накопительные возможности региональной электросети (РЭС).
Анализ энергомощностных характеристик всего комплекса мощных импульсных ИЭЭ показывает, что наиболее энергоемкими в настоящее время являются синхронные и ударные униполярные генераторы, а также твердотопливные МГД-генераторы. В перспективе следует ожидать значительного роста энергии сверхпроводниковых накопителей энергии различных модификаций.
в
Рис. 8. Обобщенные характеристики мощных импульсных ИЭЭ а — энергомощностные, б — электрические, в — удельные энергетические
По мощностным характеристикам на современном уровне развития науки, техники и технологии лидируют взрывомагнитные генераторы, а также емкостные накопители, работающие в режиме длинной линии. Одной из ведущих тенденций развития импульсных ИЭЭ будет рост абсолютных значений генерируемой устройствами мощности, однако ВМГ и ДЛ, по-видимому, будут по-прежнему определять предельные величины достигнутых уровней мощности.
Наибольшей удельной энергоемкостью среди рассматриваемых классов и типов ИЭЭ обладают и, по-видимому, будут обладать в бу-
дущем, химические источники тока, среди которых можно отметить высокотемпературные сернолитиевые ХИТ. Наибольшей удельной мощностью характеризуются взрывомагнитные генераторы. С точки зрения современного уровня развития науки пока не обозначились их конкуренты по данному показателю.
Энергоисточники кратковременного действия (время работы более I с) могут быть использованы в качестве предварительных каскадов в составе систем энергоснабжения высокой мощности, работающих в импульсном и частотно-периодическом режимах.
Таким образом, уровень энергии 108-109 Дж с мощностью порядка 1010 Вт и более может быть обеспечен на основе индуктивных накопителей различных типов: 107—108 Дж — взрывомагнитным генератором, 107 Дж и ниже - емкостным накопителем и взрывным МГДГ. В частотном режиме следования импульсов энергии могут работать компрессионный генератор, МГДВГ, ЖМГДГ, а также накопители в режиме частичного сброса энергии при наличии соответствующих коммутаторов. Автономные системы могут быть построены на основе электромашинных накопителей энергии различных типов (УГ, УУГ, КГ, СГ), МГДГ кратковременного действия (МГДКД,), МГДВГ, высокоэнергетичных СПИНЭ, химических источников тока (импульсных электроаккумуляторов, молекулярных накопителей и др.), турбоэлектрогенераторов, ядер- ных энергетических установок с преобразователями тепловой энергии в электрическую.
Типичные значения удельной энергии мощных неразрушаемых систем обычно не превышают уровня -1 Дж/г. Энергонапряженные системы ограниченного ресурса, разрушаемые или частично разрушаемые, характеризуются более высокими значениями удельной генерируемой энергии (-10 Дж/г). Перспективы совершенствования параметров и удельных характеристик энергоустановок связаны прежде всего с использованием новых материалов и технологий.
ВЗРЫВНЫЕ ГЕНЕРАТОРЫВ ИМПУЛЬСНОЙ ЭНЕРГЕТИКЕ
Общие свойства и место мощных взрывных генераторов (ВМГ и МГДВГ) среди импульсных источников может быть определено при рассмотрении принципа их действия и основных энергетических соотношений. Рассмотрим последовательно изменение параметров генераторов от неразрушаемых плазменных МГДВГ к взрывомагнитным генераторам с металлическим лайнером.
Взрывной плазменный МГД-генератор (МГДВГ) - импульсный преобразователь химической энергии взрывчатых веществ (ВВ) в энергию электрических импульсов. Первые сообщения о работах по
созданию МГДВГ появились в США в 1963 г. [67]. Идея такого генератора возникла в результате стремления заменить металлический лайнер в ВМГ плазменным и создать неразрушаемый источник тока. Определенное влияние на исследования, проводимые в России, оказали разработки импульсных ударно-волновых МГД-генераторов с газовым ядерным реактором, проведенные в США и СССР [61, 62].
Применение конденсированных ВВ в качестве первичного топлива позволяет осуществить генерацию сильных ударных волн, скорости которых при давлении окружающего газа меньше атмосферного могут достигать 8-12 км/с. Начальное давление рабочего газа выбирается в диапазоне 0,1-10 кПа с тем, чтобы развиваемые ударные давления не привели к разрушению установки. Если на входе в МГД-канал удается сформировать ударную волну, то за ее фронтом движется ударно-нагретый газ с температурой около 104 К. Удельное теплосодержание такой плазмы (~105 Дж/г) примерно в 20 раз превышает теплосодержание исходного ВВ (~5 ■ 103 Дж/г), однако из-за низкой плотности (~1(Н г/см3) плазмы за ударной волной удается сосредоточить только ~1% начальной энергии ВВ. Расширяющиеся продукты детонации (ПД) быстро охлаждаются до температур порядка комнатных и становятся практически неэлектропроводными. Ударно-нагретый газ и продукты детонации разделены контактной поверхностью, причем плотность ПД за контактной поверхностью (КП) на порядок превышает плотность ударно-нагретого газа (в реальном случае, как показано в гл. 2, неустойчивость Рэлея—Тейлора приводит к перемешиванию этих газов). Такой слоистый поток движется в МГД-канале в поперечном магнитном поле. Принцип генерации импульса электроэнергии в общем аналогичен обычному МГД-генератору. Отличие обусловлено наличием мощного неэлектропроводного поршня ПД.
Схема линейного МГДВ-преобразователя представлена на рис. 9. В ортогональной системе координат индуцированное электрическое поле иВ-Е (здесь и — скорость, В - магнитное поле, Е — вихревое электрическое поле, rot Е = -ЭВ/(Эг) вызывает поперечный, от одного электрода к другому, дрейф зарядов, и во внешней цепи возникает электрический ток. Так как положительные и отрицательные заряды дрейфуют в противоположных направлениях, в МГД-канале возникает электрическое поле поляризации, направленное навстречу индуцированному. Когда внешняя цепь разомкнута (/?2 = °°), ток отсутствует, и поляризационное поле в точности компенсирует индуцированное. В этом случае вихревое поле Е так же, как и ток, равно нулю. При коротком замыкании генератора (/?2 = 0) поляризационное поле отсутствует, плотность индуцированного тока j = c(uB-E) максимальна. В промежуточном случае поляризационное поле составляет величину к(иВ-Е), где к = R2/(Rv + R^ - коэффициент нагрузки, и плотность тока равна
Рис. 9. Схема линейного и цилиндрического взрывных МГДВГ
/ - заряд ВВ, 2 - газ ПД, 3 - плазменный сгусток, 4 - электроды МГД-канала, 5 - обмотка магнита, 6 - выброс ПД, 7 - индуктивиая обмотка; R, - сопротивление плазмы, R2 — сопротивление внешней цепи, L6 - полная индуктивность цепи, h - расстояние между электродами, a, Z,, - ширина канала, /0, г0 - длина электродов, /, Дго — длина электропроводного сгустка. Во — поперечное магнитное поле, Е - электрическое поле,у - индуцированный ток
j = 0(1 -кХиВ-Е). При протекании тока I в электрической нагрузке генератора R2 выделяется энергия Qr = j l2R2di. Возникающая в плазменном потоке с объемом V электромагнитная (пондеромотор- ная) сила J jBdV совершает над плазмой механическую работу v
J J jBu dV dt, часть которой диссипируется в плазме и в элементах VI
конструкции МГД-канала, а полезная часть этой работы выделяется во внешней электрической нагрузке. Отбор электрической энергии сопровождается торможением плазменного сгустка, а при сильном взаимодействии потока плазмы с магнитным полем наблюдается также торможение неэлектропроводного поршня продуктов детонации, толкающего плазменный сгусток. В таком режиме ПД совершают работу против пондеромоторных сил, действующих непосредственно на электропроводный сгусток плазмы.
Характерной особенностью режимов плазменных течений в МГДВГ является малое значение параметра Холла, что связано, в частности, с тем, что в этих энергонапряженных электрических машинах в качестве рабочего тела используется плазма с высоким давлением (> 1 МПа). Оценим значение сод,,, например, для плазмы аргона за фронтом ударной волны, движущейся по газу с начальным давлением 650 Па со скоростью 7,5 км/с. Расчетные параметры плазмы [68, 69]: Р2 = 0,6 МПа, р2 = КН г/см3, Т2 = 15 000 К,
пс = 10|К см-3, о = 20 (Ом ■ см)-', степень ионизации а = 0,4. Время свободного пробега электрона TF=Xec~', где сс = (8kT2)'r2(.TimF')r^ - средняя тепловая скорость электрона, X, = 0,59(п,^,)'1 - длина его свободного пробега при достаточно высокой степени ионизации (а > 10 3) [70]. Сечение электрон-ионных соударений QFi = = б • KHT-2 In А, где A2 = [д/ОблЖ'ОктУе-6 [71]. Для В„ = 1 - 10 Тл параметр (о,.!, =0,03-0,3 для плазмы аргона. Поэтому в генераторе с воздушной плазмой или ее смеси с продуктами детонации при Во > 1 кПа электрическую проводимость о можно тем более считать анизотропной.
В линейной схеме МГДВ-генератора (см. рис. 9) поперечное магнитное поле Вп создается седлообразной магнитной системой. В объеме электродной системы МГД-канала сосредоточено -10-15% полной энергии магнитной системы. Магнитное поле bh созданное индуцированным в МГД-канале током, в области перед плазменным сгустком складывается с полем В(). В реальных линейных МГДВ-генераторах, работающих на омическую нагрузку, индуцированное поле hj не превышает начального поля возбуждения Во. В гл. 1 показано, что джоулевы потери в плазме МГДВГ не позволяют осуществлять эффективное усиление магнитного поля в той мере, в которой это удается во взрывомагнитных генераторах (Ь, ^ 10 Во) [72-75] и в МГДВ-генераторах с кумулятивными струями (А, < 2 Во) [25, 76].
Для эффективного использования энергии газового потока длина электродов /0 выбирается много больше поперечных размеров МГД-канала (/0 > h = а). Начальная максимальная индуктивность электродной системы LHa-l в момент входа плазмы в МГД-канал может быть приблизительно оценена как Гнач = 0,005 /0 [77]. Таким образом, для МГД-канала длиной 1 м имеем LHa-l = 0,5 мкГн, и максимальное индуктивное сопротивление порядка 0,1 Ом при времени нарастания тока в нагрузке около 10 мкс (последнее определяется временем прохода плазменным сгустком неоднородного участка магнитного поля на входе в электродную систему). Омическое сопротивление плазмы на этом участке также составляет около 0,1 Ом. При движении сгустка плазмы по МГД-каналу одновременно с уменьшением индуктивности токового контура уменьшается и внутреннее омическое сопротивление за счет роста длины сгустка и его прогрева, следовательно, в течение всего времени генерации тока внутреннее индуктивное и омическое сопротивления МГД-канала оказываются сравнимыми.
Индуцированные электрические поля иВ при характерных скоростях плазмы 8-10 км/с и В() = 5 Тл достигают значения 500 В/см. Максимальная высота МГД-канала h составляет около 30 см. Большие ее значения уже не согласуются с допустимой протяженно-
стью области пондеромоторного торможения плазменного сгустка (/0 =£ 3 +4 м) вследствие падения скорости взрывного потока из-за расширения продуктов детонации. Кроме того, при Ы10 > IO-1 из-за увеличивающегося рассеяния магнитного поля в объеме МГД-кана- ла остается энергия меньше 10-15% полной энергии катушки магнита. Таким образом, в линейном МГДВ-генераторе напряжение холостого хода при коэффициенте неодномерности 0,8 [78-83] может достигать е^ = 0,8 • (500 В/см) • 30 см = 12 кВ. С учетом нелинейности вольт-амперных характеристик (см. гл. 1) напряжение на омической нагрузке может достигать 5 кВ при предельном токе для самого крупного линейного МГДВ-генератора на уровне 0,5-1 МА и длительности импульса тока до 1 мс. Приэлектродные падения потенциала в линейном МГДВ-генераторе с коротким плазменным сгустком (/ ~ 1 + 10 см) составляют $5 10% от э.д.с. холостого хода из-за малой толщины возникающих пограничных газодинамических слоев. МГДВГ, работающие по такой схеме, наиболее полно исследованы в работах [67, 79, 82, 84—88]. Линейные МГДВГ имеют предельный коэффициент преобразования химической энергии ВВ в энергию электрического импульса тд на уровне 6-10%.
Одним из вариантов линейного МГДВГ может быть схема с длинным электропроводным сгустком (/ > /0), созданным за УВ. Однако неустойчивость Рэлея-Тейлора, развивающаяся на КП, даже в варианте двухступенчатой ударной трубы ограничивает (при скоростях более 5 км/с) длину электропроводного потока значениями 10-30 см. Поэтому такая схема применялась только для изучения физических процессов в МГДВГ [88].
Более перспективным вариантом является линейная схема с плазменным сгустком, созданным кумулятивным зарядом [25]. Высокая электропроводность сгустка (до 103—104 Ом/м) при скорости 10 км/с обеспечивает достижение предельных энергетических параметров, характерных для взрывомагнитных генераторов. Однако для обеспечения коэффициента преобразования энергии тд ~ 5% магнитные поля должны достигать 10-20 Тл, и, следовательно, устройство является разрушаемым.
Магнитная система является наиболее тяжелым звеном МГДВГ, так как должна содержать на порядок больше энергии, чем генерирует МГДВГ в каждом импульсе. Поэтому работа МГДВГ целесообразна только в режиме повторения импульсов, т.е. с перезарядкой ВВ.
В традиционной схеме самовозбуждение магнитного поля в МГДВГ невозможно из-за малой длительности МГД-взаимодейст- вия (=100 мкс) по сравнению со временем нарастания тока в обмотке магнита. Создание потока плазмы с длительностью более 1 мс позволяет осуществить режим самовозбуждения магнитного поля. С конденсированным В В такая схема (рис. 10) реализована в работах [89, 90]. В камере высокого давления при начальном давлении аргона более 1 МПа после детонации ВВ в газодинамическое со-
12345678
Рис. 10. Схема взрывного МГД-генератора с самовозбуждением [89, 90]
/ - детонатор, 2 - заряд ВВ, 3 - металлическая кассета, 4 - герметический контейнер, 5 - успокоительная камера, 6 - сопло, 7 - диафрагма, 8 - МГД-канал
пл о поступает поток с высокими параметрами (Т ~ 2 • 104 К, р = 300 МПа), что позволяет реализовать в линейном МГД-канале течение миллисекундной длительности. Практическая реализация частотного режима генерации в описанных конструкциях оказалась затрудненной из-за разрушения электродов, но эта схема при дальнейшем совершенствовании может стать предпочтительной.
В результате исследований и разработок линейных схем МГДВГ установлено, что они конкурентны с другими импульсными источниками в варианте генерации серий импульсов (частотный режим работы) при применении сверхпроводящей магнитной системы с Во = 6-1ОТл.
Дисковый МГДВ-генератор, впервые описанный в [91], основан на осесимметричном цилиндрическом взрывном течении в узкой щели между двумя диэлектрическими пластинами. Ширина щели z0 (см. рис. 9) на порядок меньше диаметра 2гс.
Принципиальное преимущество по сравнению с линейной схемой состоит в отсутствии отдельной взрывной камеры (ВК) и, следовательно, в меньших потерях энергии ВВ. К другим преимуществам относятся: сбалансированность механического импульса отдачи, простота создания магнитного поля (соленоид), высокое электрическое напряжение в нагрузке.
В первой экспериментальной установке дисковой схемы взрывного МГД-генератора [91] осесимметричное течение в канале установки (рис. 11) создавалось при детонации и разлете заряда гексогена массой 10 г в рабочий газ с давлением 0,1-1 кПа. Скорость фронта У В расширяющегося плазменного кольца составляла ~5 км/с, эффективные значения магнитного числа Рейнольдса Rem <0,1. Попытки авторов увеличить электропроводность плазмы подбором рода рабочего газа, его давления, применением более мощного ВВ, оптимизацией количества присадки в заряде к желаемому результа-
Рис. 11. Схема дискового взрывного МГД-генератора [91]
/ - заряд ВВ, 2 — обмотка магнита, 3 — катушка индукционного токосъема; IVO = 2 кДж. твв = Ю г. И^/И^ц = 0.04
ту не привели. Исследования, выполненные в [92-95], показали, что причиной низкой электропроводности плазменного кольца является перемешивание неэлектропроводного газа ПД с УНГ, происходящее вследствие неустойчивости Рэлея-Тейлора. Несмотря на малый уровень деформации магнитного поля, в опытах [91] по генерации электрической энергии энергосъем осуществлялся индукционным способом. Максимальное напряжение на омической нагрузке 100 Ом составило всего 8 В. Авторы пришли к выводу о бесперспективности дисковой схемы МГДВГ.
Полученный в такой постанов-
~6,3 см~6,3 смке результат следовало предвидеть,
~6,3 см
~6,3 см
и он не являлся основанием для столь категоричного вывода. Действительно, к тому времени были известны исследования [96, 97] индукционных схем в МГД-генераторах с волнами электропроводности, выполненные в рамках программы по созданию МГД-генератора с полостным ядерным реактором [62]. Расчеты [98] и эксперименты [96] позволили выявить оптимальное расположение обмотки магнитной системы, оказавшееся противоположным использованному в [91]. Кроме того, в дальнейшей серии работ [99, 100] была отработана электродная схема токосъема в дисковой схеме (показана на рис. 9), которая обеспечивает необходимую эффективность управления электрическими полями генератора при Rem ^ 1. В [101] в экспериментах с дисковыми и радиальными МГДВГ было установлено, что ножевой токосъем удерживает напряжения 50 кВ при радиусе генератора гс > 0,25 м. Для обеспечения сохранности конструкции заряд ВВ должен иметь диаметр, на порядок меньший диа
метра дискового генератора, а инициирование должно производиться на оси заряда. Последнее требование обеспечивает также созда
ние осесимметричного и однородного потока продуктов детонации по координате z. Аксиальное магнитное поле В^ образовано коротким соленоидом. В объеме МГД-канала сосредоточено только около 10% энергии магнитной системы, поэтому дисковый МГДВГ представляет интерес как энергетический источник, если он будет
работать в режиме достаточно часто следующих друг за другом импульсов (до 100 Гц).
После выхода фронта детонационной волны на поверхность заряда в МГД-канал, наполненный рабочим газом, начинает распространяться цилиндрическая ударная волна, толкаемая продуктами детонации. В реальном случае, как показали исследования, представленные в гл. 2, уже на радиусах равных пяти и более калибрам заряда, характер цилиндрического взрывного течения в основном определяется неустойчивостью Рэлея-Тейлора, развивающейся на контактной границе “продукты детонации-ударно-нагретая плазма”. Возникающие неоднородности в целом мелкомасштабны и не нарушают осевую симметрию течения. Таким образом, в дисковом МГДВ-генераторе движется узкое кольцо электропроводного газа, толкаемого расширяющимися и поэтому холодными и неэлектропроводными продуктами детонации. Индуцированное электрическое поле иВ и соответственно индуцированный электрический ток j направлены по ф-координате. Вихревое электрическое поле Е по направлению противоположно индуцированному току.
Для передачи энергии во внешнюю нагрузку возможны два варианта. По первому - индукционному - в стенках дискового МГД- канала устанавливаются (96] концентрические витки рабочей индукционной обмотки. В соответствии с законами электродинамики [ 102] на каждом витке возникает э.д.с., равная 2лг,£(г,-, г), где г, - радиус витка, EVP t) - вихревое электрическое поле в районе расположения витка. При подключении к рабочей обмотке нагрузки индуцированный в ней ток создает в плазме дополнительную напряженность электрического поля, уменьшающую значение иВ - Е (и, следовательно, индуцированный ток) по сравнению с режимом холостого хода рабочей обмотки, а плазма совершает работу над внесенным из рабочей обмотки электрическим полем.
Во втором варианте индуцированный ток выводится с помощью специального размыкающего токосъемного элемента [99, 101, 103, 104], на диэлектрических плоскостях которого установлены электроды, подключающие индуцированный ток к нагрузке. Дисковый генератор в таком исполнении представляет собой фактически развернутый по координате ф линейный МГДВ-генератор. Характерные скорости расширения продуктов детонации меньше, чем в линейной схеме, и спадают вдоль радиуса от 7-8 км/с вблизи заряда до 5-6 км/с у начала токосъемных элементов и 3-4 км/с в конце дискового генератора. Индуцированное электрическое поле нВ при Ви = 5 Тл имеет значение около 250 В/см, что при диаметре МГД-ка- нала 2ге ~ I м создает расчетную э.д.с. еД1 = 2кгсиВ около 75 кВ. Реальное напряжение на омической нагрузке такого дискового МГД- генератора с учетом внутренних потерь и нелинейности вольт-амперной характеристики оказывается равным 25-30 кВ при длительности импульса около 100 мкс.
Таким образом, дисковая схема позволяет реализовать МГДВ- генератор с высоким выходным напряжением и уровнем энергии до нескольких десятков килоджоулей при длительности импульсов порядка 10-5-1(Н с. Частота перезарядки зарядов ВВ массой около 100 г может достигать 102 Гц [105]. Дисковая схема МГДВ-генерато- ра мало исследовалась зарубежными авторами, хотя осесимметричное радиальное истечение газа имеет ряд достоинств: простота магнитной системы, высокие значения генерируемого напряжения, сбалансированность механического импульса отдачи, отсутствие потерь во взрывной камере. Эти преимущества направили внимание российских исследователей на изучение процессов в цилиндрических взрывных течениях с целью создания эффективного импульсного МГДВГ.
Радиальный МГДВ-генератор в отличие от дискового удлинен в осевом направлении так, что z0 > 2гс (см. рис. 9). При z0 = 4гс в объеме МГД-канала удается запасти энергию 1Г0, составляющую 50-70% полной энергии магнитной системы. Поэтому радиальный МГДВ-генератор восполняет затраты на создание начального магнитного поля за несколько генерируемых импульсов. Другое принципиальное отличие радиального генератора от дискового состоит в более высокой эффективности индукционного съема энергии, так как коэффициент связи плазменного цилиндра, по которому течет ток, с индукционной обмоткой приближается к единице. Если индуцированное напряжение на нагруженном токосъемном “ноже” составляет около 30 кВ при диаметре МГД-канала 1 м и начальном магнитном поле 5-6 Тл, то на выходе индукционной обмотки, созданной несколькими витками, можно получить импульсы напряжения с амплитудой на порядок больше. Как показали исследования, изложенные в гл. 4, на каждом метре осевой длины z0 радиального МГДВ-генератора может быть индуцирован ток до 106 А. Радиальные МГДВ-генераторы могут быть очень мощными источниками импульсного тока (до 101 *—1012 Вт при энергиях К)7—108 Дж), работающими в частотном режиме следования импульсов с частотами перезарядки ~1 Гц. Другие схемы цилиндрических МГДВ-генерато- ров, в частности с применением начального магнитного поля, ориентированного по ф-координате, не получили развития из-за трудностей создания магнитного поля.
Взрывомагнитные генераторы (ВМГ) по принципу действия также относятся к импульсным магнитогидродинамическим преобразователям химической энергии в электрическую.
Импульс электрической энергии QR во внешней нагрузке импульсного магнитогидродинамического преобразователя составляет долю гд энергии WBB, освобождающейся при детонации заряда взрывчатого вещества. В зависимости от параметров электропроводящей среды (плазмы или металлического лайнера) и мощности
поршня потока продуктов детонации в рассматриваемых преобразователях меняется отношение генерируемой энергии QR к энергии Жо начального магнитного поля в объеме МГД-канала, которое может быть названо коэффициентом генерации энергии / = QK/W0. Значения этих коэффициентов Т|Е и/определяют удельно-массовые характеристики импульсных энергетических систем на основе МГДВ- преобразователей. Во взрывомагнитных генераторах [72—74, 106-111] осуществляются эффективный захват и сжатие магнитного потока. Большая прочность металлического лайнера и вследствие этого возможность использования начальных стадий расширения продуктов детонации с давлениями 1-10 ГПа обеспечивают значения / = 10 -ь 100 и, следовательно, уникальные выходные параметры ВМГ: ток в индуктивной нагрузке -108 А, мощность выделения энергии ~5 • 10й Вт (с коммутацией и обострением ~1О|2-1О13 Вт), коэффициент преобразования химической энергии ВВ в электомагнит- ную ~20%, удельные характеристики 100 МДж и 1012 Вт на тонну конструкции. ВМГ нашел широкое применение в практику электрофизического эксперимента, несмотря на разрушаемость устройства и части подводящих коммуникаций при взрыве ВВ в каждом пуске.
Одна из типичных и наиболее простых конструкций ВМГ представляет собой спиральную катушку, намотанную вокруг медной трубки, заполненной КВВ. Постоянные магниты, пьезокерамика или небольшой конденсатор служат источником начального тока в несколько сотен ампер, который создает начальное магнитное поле в зазоре между катушкой и трубкой.
Система работает по принципу сжатия магнитного потока, когда замкнутый проводящий контур, ограничивающий магнитный поток Фо, сжимается действующими на электропроводящий лайнер внешними силами. В результате взаимодействия движущегося проводника и магнитного поля механическая энергия преобразуется в энергию магнитного поля. Магнитное число Рейнольдса Rem можно рассматривать как отношение времени диффузии ( Хр / Хо) к времени компрессии (хр/к), где х0 - характерный размер области движения проводника, и - его скорость, параметр Хо = 1/(Ро°) - коэффициент магнитной диффузии. При Rem ^* 1 магнитное поле практически не проникает в проводник, и поток, связанный с проводящим контуром, остается постоянным. Уменьшение площади контура при движении проводника вызывает рост магнитной индукции поля и соответствующего ему тока в контуре.
Было разработано большое количество различных конструкций ВМГ, которые применялись для решения конкретных научных задач. По принципу усиления поля или увеличения энергии взрывные генераторы разделяются на два класса! генераторы магнитного поля и генераторы электромагнитной энергии. Среди генераторов поля простейшим является цилиндрический взрывомагнитный генератор (рис. 12, а), в котором цилиндрический лайнер разгоняется
aaРис. 12. Типичные схемы ВМГРис. 12. Типичные схемы ВМГ
a
a
Рис. 12. Типичные схемы ВМГ
Рис. 12. Типичные схемы ВМГ
взрывом ВВ, направленным внутрь. В цилиндрическом ВМГ вектор Пойнтинга перпендикулярен поверхности лайнера и направлен к центру сжимаемого объема. Таким образом, энергия в генераторе поля накапливается внутри рабочего объема генератора. Основным отличием генератора энергии от генератора поля является разделение электрического контура на генерирующую и нагрузочную части. Генерируемая в этих устройствах энергия накапливается в нагрузке в течение всего времени работы генератора. Вектор Пойнтинга в генераторах энергии всегда направлен в сторону нагрузки.
Геометрия генераторов энергии чрезвычайно разнообразна, но практически во всех конструкциях основными элементами являются два схлопывающихся проводника. В спиральных ВМГ (рис. 12, 6) такими элементами служат неподвижная спираль и концентрический с ней цилиндрический лайнер. Лайнер расширяется при разлете продуктов детонации ВВ, инициируемого с торца, и поочередно замыкает витки спирали. Вытеснение магнитного потока в нагрузку происходит вдоль витков спирали. По сравнению с остальными кон-
струкциями, спиральный ВМГ обладает наибольшей начальной индуктивностью, что позволяет усиливать начальную энергию на несколько порядков. В плоском ВМГ (рис. 12, в) сжатие и перемещение магнитного потока происходит между плоскими токонесущими шинами. Геометрически плоский генератор можно представить как “развернутый” и вытянутый в одну линию спиральный генератор. Коаксиальный ВМГ представляет собой два концентрических цилиндра, внутренний из которых заполнен ВВ. Известны два режима работы такого генератора: режим скользящей детонации (рис. 20, г), в котором он работает аналогично плоскому и спиральному, и режим осевого инициирования (рис. 12, 0), когда ВВ инициируется одновременно по всей оси генератора, а сжатие потока производится сразу всей поверхностью лайнера. Второй режим позволяет существенно снизить время компрессии потока и получить импульс тока с более коротким временем нарастания. Из известных других конструкций быстроходных ВМГ на рис. 12, е приведен дисковый ВМГ, в котором поток сжимается двумя соосными дисками, перемещаясь от центра к внешней окружности дисков.
Взрывомагнитные генераторы являются уникальными устройствами для получения сверхсильных магнитных полей в лабораторных условиях. Именно в экспериментах с этими устройствами зафиксированы рекордные поля в 25-28 МЭ [107, 109] и стабильно получаются поля в 10-16 МЭ [4, 75, 112] в объемах несколько кубических сантиметров. Эти достижения представляют уникальную возможность изучения поведения вещества в сверхсильных магнитных полях [2, 113], которая особенно ярко была продемонстрирована в трудах конференции “Мегагаусс-7”[4] в разделе “Сильные магнитные поля для физики твердого тела”. Пять из семи конференций по генерации сверхсильных полей и их применениям были проведены в последние 20 лет, что свидетельствует о все возрастающем интересе к этим проблемам [114].
Чрезвычайно большими возможностями обладают также взрывомагнитные генераторы в режиме генерации импульсов электрического тока. Реализованы энергии в рабочей нагрузке 100 МДж, достигнуты токи 300 МА, напряжения ~1 МВ. Предельные значения энергии и мощности для ВМГ оцениваются в 1 ГДж и 1014 Вт, что делает их действительно уникальными и неповторимыми, но одноразовыми источниками.
В отличие от ВМГ взрывной МГДВГ является сохраняемым устройством, что обеспечивается умеренными значениями начального и индуцированного магнитных полей в МГД-канале (В = Во + 6, < 15 Тл) и достаточной степенью расширения продуктов детонации к моменту взаимодействия их со стенками канала генератора (В < 108 Па). Удельные энергетические характеристики МГДВ-генератора при этом ухудшаются по сравнению с ВМГ до уровня ~1 Дж/г, а удельные мощности-до 10,0-10п Вт/м3 [82, 84]. Уменьшение удельных параме- 52
трое является необходимой платой за новое эксплуатационное качество разрабатываемого энергетического источника - неразрушае- мость конструкции взрывного МГД-генератора, позволяющее, в частности, реализовать частотно-периодический режим его работы [85, 105].
Рассмотрим, какие следствия вытекают из условия сохранности конструкции МГДВ-генератора. Прежде всего, это ограничивает магнитное поле значениями 10-20 Тл, что соответствует давлению около 108 Па. При этом условии электрическая энергия, которая может быть снята с 1 см3 МГД-канала, составляет qR = 10 Дж/см3. В соответствии с условиями, приведенными в гл. 3, это означает, что для эффективного преобразования энергии объем Vo области МГД- взаимодействия должен быть порядка Vo ~ VBHwBB/<7R ~ 103 VBB, где VBB - объем заряда ВВ, wBB - удельное энергосодержание ВВ (104 Дж/см3). Таким образом, в сохраняемом преобразователе продукты детонации ВВ должны расширяться весьма значительно.
Еще одно существенное различие ВМГ и МГДВГ заключается в зависимости генерируемых импульсов от времени. Как показано в работах [25, 76], в МГД-преобразователях с малой внутренней джоулевой диссипацией (что характерно для ВМГ- и МГДВ-генераторов на кумулятивных струях [25]) коэффициент генерации/может достигать значений 3-7 в оптимальных режимах при непосредственно включенной омической нагрузке. Для увеличения значения/и генерации больших мощностей ВМГ обычно переводят в режим работы на согласованную индуктивную нагрузку с последующей переком- мутацией энергии на омическую нагрузку. Вследствие этого выходной импульс ВМГ представляет собой короткий мощный импульс тока со временем нарастания ~1 мкс и временем спада 10-100 мкс. Неразрушаемые МГДВГ, рассматриваемые в данной работе, не могут эффективно работать в режиме накопления магнитной энергии вследствие высокого уровня джоулевой диссипации в МГД-канале [115]. Значение/в МГДВ-генераторах не превышает единицы, а зависимость импульса от времени соответствует параметрам энергетического источника с омическим характером внутреннего импеданса: нарастание тока за время 5-10 мкс, связанное с входом плазмы в МГД-канал, плато длительностью 30-200 мкс и спад 15-30 мкс при выходе плазмы из МГД-канала.
Попытки создать неразрушаемый МГД-преобразователь, занимающий по параметру / промежуточное положение между ВМГ и плазменным МГДВГ, не дали удовлетворительных результатов. Одна из возможных конструкций такого типа преобразователя описана в работе [116] (рис. 13). Лайнер в виде тонкостенной алюминиевой цилиндрической трубы устанавливался коаксиально цилиндрическому металлическому корпусу. Газообразная смесь 2Н2 + О2 под давлением 6 МПа заключалась внутри лайнера и инициировалась вдоль оси системы. Под воздействием высокого давления продуктов взрыва лайнер полу-
Рис. 13. Схема взрывного МГД-генсра- тора с газообразным ВВ [116]
/ - взрывающаяся проволочка (детонатор), 2 - алюминиевый лайнер, 3 - смесь 2Н2О + О2.4 - стальной корпус, 5 - датчик тока, 6 - контакты. 7 - замыкающая система
чал ускорение и расширялся, претерпевая пластическую деформацию. При запасе химической энергии смеси 925 кДж и начальном токе 0,8 МА максимальный ток мог достигать значений 4,75 МА, длительность импульса тока 150 мкс, коэф
фициент усиления магнитной энергии и эффективность преобразования - соответственно 3 и 3,2%. Основной недостаток устройства связан с накладываемыми на скорость лайнера ограничениями, обусловленными необходимостью сдерживать высокое начальное давление газа внутри лайнера. Предполагается, что если высокое начальное давление газообразной взрывчатой смеси создавать в расположенном внутри алюминиевого лайнера тонком стальном цилиндре, который будет разрываться под действием давления детонации, то можно будет сделать лайнер намного легче (толщиной порядка скин-слоя) и разгонять его до большой скороста. Предлагаемая модификация фактически эквивалентна схеме разгона проводящего лайнера давлением заряда конденсированного ВВ, имеющего радиус меньше радиуса лайнера.
В других попытках формирования параметров плазменных МГДГ [ 117-119] осевое магнитное поле в МГД-канале создавалось сверхпроводящей магнитной системой (СПМС) с диаметром теплого отверстия 0,45 м и запасаемой энергией 0,2 МДж. Индукционная обмотка располагалась на периферии канала. Первые эксперименты по генерации тока были проведены с использованием металлического тонкостенного лайнера, аксиально-симметричное расширение которого осуществлялось под действием продуктов взрыва цилиндрического заряда конденсированного ВВ, размещаемого и инициируемого вдоль оси магнита [119]. Время нарастания тока составляло 80 мкс, полное время импульса - более 1 мс. Основным достоинством металлического лайнера является высокая электропроводность, что позволяет получать высокие значения токов. Однако значительная масса лайнера обусловливает ряд существенных недостатков. Так, например, при его использовании ограничена возможность получения коротких (~10-5 с) высоко- энергетичных импульсов тока. При большой длительности импульса усложняется защита СПМС от вихревых полей. Наконец, при выходной энергии ~107 Дж и характерном размере канала ~1 м применение металлического лайнера будет в практическом отношении неудобным, особенно в устройствах, работающих в частотно-периодическом режиме.
Рис. 14. Схема МГДВГ со схлопывающимися потоками [117— 119]
1 - взрывные генераторы плоской ударной волны, 2 - соленоидальный магнит, 3 - индукционная обмотка
Для плазменного лайнера, по мнению авторов [117, 118], напротив, характерна высокая скорость движения
(что позволяет генерировать короткие импульсы энергии), простота организации течения и утилизации продуктов разлета заряда ВВ. Однако в экспериментах с плазменным лайнером был зарегистрирован ток, составляющий только 2% от тока через металлический лайнер. Нереализуемость расчетных параметров, а также невоспроизводимость результатов при тождественных начальных условиях авторы [120] связали с перемешиванием ударно нагретого газа с холодными продуктами детонации.
Для уменьшения этого эффекта была применена еще одна схема (рис. 14) с расширением по радиусу двух сталкивающихся линейных взрывных потоков [117-119]. По оси цилиндрического МГД-канала с его торцов устанавливались взрывные линейные генераторы потока. Скорость истечения газа из таких каналов составляла ~20 км/с. При схлопывании встречных потоков радиальное расширение газа достигало скоростей 15 км/с. В опытах отмечено заметное улучшение энергетических характеристик плазменного МГДВГ в таком режиме, однако во всех режимах тд составлял доли процента. Лишь в экспериментах с разрушаемым металлическим лайнером он достигал 0,6%.
Перечисленные выше две неудачные попытки принципиально улучшить эффективность преобразования энергии и другие энергетические характеристики МГДВГ заставляют считать традиционные схемы единственно заслуживающими дальнейшего совершенствования.
Из соображений, изложенных в работах [79, 82, 85, 86, 89,91, 105, 120-123], для МГДВ-генераторов признаны целесообразными две области параметров, при которых МГДВГ становятся конкурентными по отношению к другим импульсным источникам тока: 1) 107 Дж, КН с, 1 Гц и 2) 105 Дж, 10“5 с. 10-100 Гц. Устройства с такими характеристиками являются транспортабельными и мобильными.
Взрывомагнитные генераторы ВМГ нашли широкое применение в электрофизическом эксперименте [4, 7, 14, 106, 113, 124, 125] и технических приложениях, продолжается их совершенствование и расширение областей применения [126-129]. Характерный диапазон параметров выходных импульсов ВМГ уникален: от единиц килоджоулей до тысячи мегаджоулей при длительностях от единиц до де
сятков микросекунд.
Часть I
ВЗРЫВНЫЕ ПЛАЗМЕННЫЕМГД-ГЕНЕРАТОРЫ
Глава 1
ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНЫЕ КОНСТРУКЦИИ ВЗРЫВНЫХМГД-ГЕНЕРАТОРОВ
Основные проблемы создания МГДВГ
Анализ первых экспериментов с МГДВГ, опубликованных американскими исследователями в работах [1, 2], позволил сформулировать основные научные проблемы, которые необходимо было решить, чтобы выявить предельные значения достижимых энергетических параметров, а затем решить вопрос о месте МГДВГ среди других импульсных источников.
Во-первых, оказались явно недостаточными сведения по физике взрыва, касающиеся реального состояния газа в головной зоне течения, определяющего предельные энергетические характеристики генератора. Магнитогидродинамические явления при торможении в магнитном поле слоистого потока (плазма—продукты детонации), известные лишь в общих чертах, требовали детального экспериментального изучения с учетом развивающейся во взрывных течениях неустойчивости Рэлея—Тейлора. Принципиальное значение имел вопрос о предельных значениях коэффициентов, характеризующих эффективность последовательного преобразования различных видов энергии в канале МГДВ-генера- тора, и о предельно достижимых значениях напряжений и токов. На базе этих исследований можно было разработать и обосновать концепцию взрывного МГД-генератора с частотным режимом следования импульсов, конкурентоспособного в сравнении с другими импульсными источниками тока.
Для решения этих вопросов американскими, а затем и русскими экспериментаторами был выполнен комплекс исследовательских работ.
Подробно были изучены взрывные течения и развитие в них неустойчивости Рэлея—Тейлора; выявлялись динамика роста малых возмущений на контактной поверхности, стадии их развития, ширина зоны перемешивания и размер неоднородностей; изучалось влияние неустойчивости на общую структуру взрывного течения, параметры в зоне перемешивания; измерялись плотность и электропро- 56
г
водность головной зоны взрывного потока. На основе этих данных можно было установить влияние рода рабочего газа в канале МГДВ-генератора, его давления, наличия легкоионизирующейся присадки и других параметров на выходные энергетические характеристики МГДВГ.
Исследовался процесс обмена энергией между продуктами детонации и электропроводным сгустком с целью нахождения условий наиболее эффективного включения продуктов детонации в процесс преобразования. Для достижения большей ясности и наглядности интерпретации этого процесса исследователи стремились реализовать обмен энергией сначала в условиях квазиидеаль- ной контактной поверхности, а затем в реальных условиях (при наличии зоны перемешивания ударно-нагретого газа и продуктов детонации). Выяснялось также влияние интенсивности магнитогидродинамического торможения электропроводного сгустка на процесс обмена энергией, изучались особенности распада электропроводного сгустка в магнитном поле с образованием преломленных и отраженных ударных волн в слоистом взрывном течении (продукты детонации-ударно-нагретый газ), выявлялись критические значения безразмерных параметров МГД-взаимодейст- вия, превышение которых уже не приводит к росту энергетических параметров генератора.
На основе полученных экспериментальных данных стали ясными основные ограничения известных из литературы расчетно-теоретических моделей. Необходимо было создать расчетную модель, которая давала бы адекватную качественную и количественную информацию. С помощью этой модели можно было уточнить основные проблемы, подлежащие экспериментальным исследованиям в создаваемых МГДВ-генераторах, а также расчетным путем определить предельные значения энергетических параметров: полного коэффициента преобразования энергии тд и коэффициента использования энергии начального магнитного поля/(наиболее полно отражающих свойства МГДВ-генератора как электрической машины).
В процессе исследований изучалась газодинамика взрывных течений в линейных, дисковых и радиальных каналах с целью адекватной интерпретации явлений МГД-преобразования в проводимых экспериментах. Выяснялись особенности, вносимые в течение не- идеальностью систем инициирования пространственно-разнесенного заряда, предложены и исследованы возможные схемы формирования взрывных течений для достижения магнитных чисел Рейнольдса порядка единицы.
Были созданы различные по типу, размерам и генерируемой мощности экспериментальные МГДВ-генераторы с целью получить опыт эксплуатации реальных устройств. Затем было проведено комплексное исследование энергетических характеристик МГДВ-генераторов и разработана инженерная модель для расчета
мощных МГДВ-генераторов. На экспериментальных моделях МГДВ-генераторов были измерены предельные параметры по коэффициенту преобразования Г]Е и определены необходимое предельное магнитное поле и соотношение/между энергией генерируемого импульса и начальной энергией магнитного поля. Исследованы различные варианты кондукционного вывода индуцированного тока в нагрузку для получения предельных значений генерируемых в дисковой и радиальной схемах э.д.с., изучены возможности и ограничения индукционного способа передачи энергии в нагрузку. Изучено влияние джоулевой диссипации в канале МГДВ-генераторов на электропроводность плазмы для получения большей плотности индуцированных токов.
Исследовалась работа МГДВ-генераторов при реальных импульсных нагрузках, сделаны выводы о характерных значениях удельной энергии, выделяемой в импульсной нагрузке в виде излучения или в других формах. Разработаны схемы обострения выходных энергетических импульсов МГДВ-генераторов для повышения напряжения и уменьшения длительности и расширения области их применения.
Экспериментально была показана возможность осуществления частотных режимов работы МГДВ-генератора: изучено влияние загрязнения изолирующих стенок и электродов генератора на энергетические характеристики; установлено предельно допустимое давление рабочего газа и требования к системе вакуумной откачки; определены требования к виду рабочего газа в условиях джоулевой диссипации и тейлоровского перемешивания ударно-нагретого газа и продуктов детонации; изучены предельно допустимые динамические нагрузки на стенки МГД-каналов.
На основе полученных физических и технических результатов были сформулированы требования к различным вариантам оптимального применения МГДВ-генераторов, выполнены проектные проработки с обоснованием принятых принципиальных и технических решений. Было дано обоснование удельным энергетическим параметрам МГДВ-генераторов для конкретных вариантов их применения, выявлены наиболее емкие по массе элементы системы, найдены способы снижения их влияния на удельные параметры.
Был проведен также сравнительный анализ энергетической системы (МГДВ-генератор с нагрузкой) с другими конкурирующими энергоисточниками и обоснованы удельные параметры (генерируемая выходная энергия на 1 г массы затраченного ВВ) такой системы.
В целом, в результате проведенных исследований было дано общее описание МГДВ-генератора как импульсной электрической машины и определено по совокупности достигнутых параметров его место среди других импульсных источников электрической энергии. 58
Экспериментальные взрывные МГД-генераторы,разработанные в России
В России в Институте высоких температур Академии наук были созданы и испытаны шесть МГДВ-генераторов различного назначения.
Линейный генератор В Г-5, созданный в 1968 г. совместно с Институтом химической физики, явился первым взрывным МГД-генера- тором. в котором используется сверхпроводящая магнитная система (СПМС) [3]. Зарубежные исследователи применили СПМС в 1976 г. [4]. Успешное испытание ВГ-5 позволило в самом начале работы сформулировать концепцию автономного МГДВ-генератора с частотным режимом следования импульсов на базе сверхпроводящей магнитной системы, применение которой, как было выяснено, представляется оптимальным для создания в МГД-канале стационарных магнитных полей с требуемой индукцией около 10 Тл для обеспечения приемлемых удельно-массовых характеристик. Кроме того, на генераторе ВГ-5 были проведены первые отечественные исследования физических процессов МГД-преобразования энергии взрыва.
Линейный генератор В Г-6 (1970 г.) был предназначен для накопления опыта работы при мощностях генерируемых импульсов до 108 Вт. На этом генераторе впервые проведены исследования процесса обмена энергией между продуктами детонации и плазменным сгустком.
Линейный генератор В Г-10 был создан в 1974 г. для изучения условий достижения предельных коэффициентов преобразования и оптимизации соотношения энергии заряда ВВ и энергии магнитной системы. На ВГ-10 выполнены сравнительные исследования двух схем МГДВ-генераторов (с ударной волной и на продуктах детонации ВВ с присадкой) и получено наибольшее количество информации о физических процессах преобразования энергии, о согласовании с характерными нагрузками, о возможности реализации частотного режима работы генератора. Достигнутый коэффициент преобразования энергии ВВ в энергию электрического импульса ц^ ~ 5% является рекордным значением для генераторов такого типа.
Дисковый генератор Т-2 (1974 г.) должен был дать ответ на принципиальный вопрос, возможно ли создание работоспособного МГДВ-генератора с осесимметричным радиальным истечением газа продуктов детонации. Отрицательный результат, зафиксированный в работе [5], не был препятствием постановки новых исследований, поскольку, во-первых, при испытании генераторов ВГ-5 и В Г-6 был накоплен определенный опыт в понимании процесса преобразования энергии в генераторе, во-вторых, дисковая и радиальная схемы привлекали внимание как перспективные для запитки мощных нагрузок. Применение в генераторе Т-2 эффективного токосъема “ножевого” типа, проведенное комплексное исследование реальных 59
свойств цилиндрических взрывных течений с развитой неустойчивостью Рэлея-Тейлора, высокие генерируемые напряжения (> 10 кВ) при коэффициенте преобразования т^ = 1%, полученные в этом небольшом по размерам генераторе, определили направления дальнейших исследований.
Дисковый генератор Т-4 (1977 г.) был предназначен для полномасштабного моделирования и отработки процессов в МГДВ-гене- раторе с цилиндрическим взрывным течением. С его помощью отработана система “ножевого” токосъема на уровне э.д.с. около 20 кВ, изучены буферные схемы формирования взрывных течений, которые позволили существенно увеличить эффективную электропроводность плазмы и достичь условий, при которых индуцированные магнитные поля сравнимы с начальными (Rem ~1).
Самый крупный из созданных радиальный генератор РА- ДАН-1 (1983 г.) со сверхпроводящей магнитной системой выявил особенности эксплуатации МГДВ-генераторов с энергией магнитной системы 106-107 Дж и массой зарядов ВВ около 1 кг.
В данной главе дано краткое описание созданных экспериментальных взрывных МГД-генераторов и обобщены их результирующие энергетические характеристики. Рассмотрено влияние загрязнения продуктами детонации стенок МГД-канала на предельное выходное напряжение и предельную частоту следования импульсов. Изучение деформаций стенок МГД-каналов, вызванных действием ударных нагрузок от взрыва, позволили определить области упругости стеклопластиковых оболочек и минимизировать массу конструкций, т.е. получить конкретные данные, необходимые для рассмотрения конкурентоспособности МГДВ-генераторов.
При испытаниях модельных МГДВ-генераторов подтвердились основные положения сформулированной концепции неразрушаемо- го МГДВ-генератора с частотным режимом следования импульсов, т.е. генерации серии импульсов. Кроме того, были получены конкретные сведения о предельных параметрах МГДВ-генераторов.
Линейные генераторы
Как указывалось выше, основная цель создания генератора ВГ-5 (рис. 1.1) состояла в получении ответа на вопрос о возможности сочетания взрывного МГД-генератора со сверхпроводящей магнитной системой. Динамические нагрузки на конструкцию, возникающие при взрыве, генерация сильных импульсных токов вблизи обмотки из сверхпроводника требовали экспериментальной проверки условий его работы. Одновременно необходимо было практически продемонстрировать возможность создания автономного устройства, не зависящего от внешних электрических сетей. Положительные результаты при испытании открывали пути дальнейшего развития концепции мощного автономного МГДВ-генератора с частот-
Рис. 1.1. Первый МГДВГ с СПМС типа ВГ-5
Параметры системы: pg = 103 Па, скорость плазмы — 7 км/с, /д = 50 см, Во = 1,3 Тл, твв = 10 г, сечение канала 1,7 х 5 см
ным режимом работы и удельными характеристиками, позволяющими выполнить его в транспортном варианте. В связи с тем, что ВГ-5 был первой отечественной разработкой, кроме указанных основных задач целесообразно было провести также физические исследования, позволяющие проверить и уточнить выводы, полученные в расчетных и экспериментальных исследованиях американских авторов [1, 2, 6-9]. Основные параметры американских и российских генераторов приведены в табл. 1.1 (а — удельная мощность на единицу поперечного сечения канала). На рис. 1.2 -1.4 приведены фотографии американских генераторов.
Подробное описание генератора ВГ-5 содержится в [10]. Конструкция взрывной камеры и МГД-канала (рис. 1.5), а также условия
Таблица 1.1
Основные параметры американских и российских МГДВ-генераторов
Генератор
Размер канала, см
ВО,ТЛ
NR1 МВт
Qr, кДж
^вв»г
Ли» %
а, МВт/см2
[6], 1965
2,5 х 2,5 х 46
1,7
2,8
0,15
7,5
0,2
0,45
[6], 1965
2,5 х 10x46
2,3
2,3
0,75
15
1,0
0,1
[9], 1973
15 х 20 х 100
2,8
280
36,0
400
1,6
1,0
ВГ-5,1968
1,7x5x50
1,35
1,0
СПМС
0,02
10
0,03
0,1
В Г-6, 1970
10 х 10 х 70
2,5
100
5,0
100
1,0
1,0
[11], 1975
15 х 80*
3,5
100-200
18,0
100
4,3
0,5-1,0
ВГ-10, 1974
5 х 10x100
6,5
50
12,0
40
4,8
1,0
* Двустороннее истечение ПД , удвоенные результаты для лучшего канала.
Рис. 1.2. Детали одного из первых МГДВГ [6]Поперечное сечение канала 25,4 х 101.6 мм, /0 = 46 см, Во = 2,3 Тл;1 профилированный заряд, 2 - электрод размером 457.1 х 25,4 мм, 3 - прокладка боковых стенок из микатры, 4 - нагрузка генератора, 5 - паз с наружной стороны боковой стенки для размещения сопротивления нагрузки. 6 - стакан, 7 взрывная камераРис. 1.2. Детали одного из первых МГДВГ [6]Поперечное сечение канала 25,4 х 101.6 мм, /0 = 46 см, Во = 2,3 Тл;1 профилированный заряд, 2 - электрод размером 457.1 х 25,4 мм, 3 - прокладка боковых стенок из микатры, 4 - нагрузка генератора, 5 - паз с наружной стороны боковой стенки для размещения сопротивления нагрузки. 6 - стакан, 7 взрывная камераРис. 1.3. Линейный МГДВГ с истечением ПД в две стороны [11]Параметры системы: р0 = 500 Па + 50 кПа (Не, Аг), /0 = 80 см, Во = 3,5 Тл, mBB = 100 г, диаметр канала 15 смРис. 1.3. Линейный МГДВГ с истечением ПД в две стороны [11]Параметры системы: р0 = 500 Па + 50 кПа (Не, Аг), /0 = 80 см, Во = 3,5 Тл, mBB = 100 г, диаметр канала 15 смРис. 1.5. МГД-генератор ВГ-5а - элементы конструкции (7 - корпус МГД-канала, 2 - взрывная камера, 3 - крышка взрывной камеры, 4 - парафиновая обойма для заряда, 5 - кассета из оргстекла, 6 - электрод, 7 - фланец); б - пуск генератора ВГ-5Рис. 1.5. МГД-генератор ВГ-5а - элементы конструкции (7 - корпус МГД-канала, 2 - взрывная камера, 3 - крышка взрывной камеры, 4 - парафиновая обойма для заряда, 5 - кассета из оргстекла, 6 - электрод, 7 - фланец); б - пуск генератора ВГ-5Рис. 1.4. МГД канал самого большого линейного генератора [9] Сеченне 15 х 20 см. длина /0 = 100 см, Во = 3,6 Тл, швв = 400 г, T]z = 1.6%Рис. 1.4. МГД канал самого большого линейного генератора [9] Сеченне 15 х 20 см. длина /0 = 100 см, Во = 3,6 Тл, швв = 400 г, T]z = 1.6%
Рис. 1.2. Детали одного из первых МГДВГ [6]
Поперечное сечение канала 25,4 х 101.6 мм, /0 = 46 см, Во = 2,3 Тл;
1 профилированный заряд, 2 - электрод размером 457.1 х 25,4 мм, 3 - прокладка боковых стенок из микатры, 4 - нагрузка генератора, 5 - паз с наружной стороны боковой стенки для размещения сопротивления нагрузки. 6 - стакан, 7 взрывная камера
Рис. 1.2. Детали одного из первых МГДВГ [6]
Поперечное сечение канала 25,4 х 101.6 мм, /0 = 46 см, Во = 2,3 Тл;
1 профилированный заряд, 2 - электрод размером 457.1 х 25,4 мм, 3 - прокладка боковых стенок из микатры, 4 - нагрузка генератора, 5 - паз с наружной стороны боковой стенки для размещения сопротивления нагрузки. 6 - стакан, 7 взрывная камера
Рис. 1.3. Линейный МГДВГ с истечением ПД в две стороны [11]
Параметры системы: р0 = 500 Па + 50 кПа (Не, Аг), /0 = 80 см, Во = 3,5 Тл, mBB = 100 г, диаметр канала 15 см
Рис. 1.3. Линейный МГДВГ с истечением ПД в две стороны [11]
Параметры системы: р0 = 500 Па + 50 кПа (Не, Аг), /0 = 80 см, Во = 3,5 Тл, mBB = 100 г, диаметр канала 15 см
Рис. 1.5. МГД-генератор ВГ-5
а - элементы конструкции (7 - корпус МГД-канала, 2 - взрывная камера, 3 - крышка взрывной камеры, 4 - парафиновая обойма для заряда, 5 - кассета из оргстекла, 6 - электрод, 7 - фланец); б - пуск генератора ВГ-5
Рис. 1.5. МГД-генератор ВГ-5
а - элементы конструкции (7 - корпус МГД-канала, 2 - взрывная камера, 3 - крышка взрывной камеры, 4 - парафиновая обойма для заряда, 5 - кассета из оргстекла, 6 - электрод, 7 - фланец); б - пуск генератора ВГ-5
Рис. 1.4. МГД канал самого большого линейного генератора [9] Сеченне 15 х 20 см. длина /0 = 100 см, Во = 3,6 Тл, швв = 400 г, T]z = 1.6%
Рис. 1.4. МГД канал самого большого линейного генератора [9] Сеченне 15 х 20 см. длина /0 = 100 см, Во = 3,6 Тл, швв = 400 г, T]z = 1.6%
опытов в значительной мере повторяли разработки [2] и [6]. Отличие состояло в насыщенности установки средствами диагностики. Кроме выходных электрических характеристик измерялись (рис. 1.6) газо- и электродинамические параметры: скорость и структура плазменного образования в головной зоне взрывного течения, электропроводность этого сгустка плазмы, плотность индуцированного тока, деформация магнитного поля. Эти измерения позволили получить данные об эффективности преобразования различных видов энергии во взрывном генераторе и сделать вывод о необходимости повысить эффективность преобразования энергии продуктов детонации в кинетическую энергию движения газового потока в МГД-канале. Пиковая мощность генератора ВГ-5 достигала ~106 Вт при токе 3,4 кА, напряжении 350 В, сопротивлении нагрузки 90 мОм и длительности импульса 35 мкс. В нагрузке выделялась энергия Qr = 20 Дж, близкая к измеренному значению джоулевой диссипации в МГД-канале. Напряжение холостого хода 500 В, ток короткого замыкания 8 кА, коэффициент^ 0,2. Полный коэффициент преобразования энергии T)z составил 0,03%. Полученные значения в це-
Рис. 1.6. Результаты экспериментов на генераторе ВГ-5
а - скоростная фотография электропроводного сгустка; б, в - осциллограммы напряжения и производной тока в нагрузке соответственно; г - схема измерения плотности тока в плазме и сигнал пояса Роговского; д — сигналы датчика электропроводности: первый сигнал для длины зоны формирования потока 25 см, второй — для 65 см. Метки времени на осциллограммах через 2 мкс
лом соответствовали результатам испытаний МГДВ-генераторов малых размеров [6].
Использованные методы диагностики позволили рассчитать полную энтальпию плазмы IV3HT « 400 Дж и механическую работу, совершаемую в установке ВГ-5 пондеромоторными силами над плазмой, А ~ 40 Дж. Таким образом, электрический коэффициент преобразования энергии равнялся QR!A ~ 50%, механический ^/^энт ” Ю%. В ходе экспериментов генератор ВГ-5 проработал в
Рис. 1.7. Линейный МГДВГ тапа ВГ-6 с импульсной МС (запитка на 1 мс)
Диапазон р0 = 100 Па - 10 кПа, скорость плазмы до 10 км/с, сечение 10 х 10 см, /0 = 70 см, Во = 2,5 Тл, твВ = 100 г
полностью автономном режиме четверо суток. Сверхпроводящая магнитная система выдержала транспортировку в режиме “замороженного” тока на расстояние 70 км и ударные нагрузки, обусловленные взрывом ВВ.
Малые значения деформации магнитного поля (6, ~ 0,03 Тл при 80 ~ 1,5 Тл) и других параметров, характеризующих эффективность преобразования энергии, которые были получены при испытании первых МГДВ-генераторов и генератора ВГ-5, свидетельствовали о необходимости увеличения интенсивности взаимодействия взрывного течения с магнитным полем. Эту задачу можно решить, совершенствуя качество электропроводного сгустка. Действительно, еще в опытах [6] по оптимизации количества легкоионизирующейся присадки, вносимой в заряд ВВ, было показано, что достаточное взаимодействие с магнитным полем может быть обеспечено и при отсутствии присадки, так как средняя электрическая проводимость аргона за фронтом ударной волны достигает -10 (Ом - см)-1. Поскольку расчетная электрическая проводимость аргона при скорости потока ~10 км/с составляет до 102 (Ом • см)-1 [12-14], то представлялось, что возможности улучшения качества потока не исчерпаны и электропроводность, близкая к расчетной, может быть реализована во взрывной ударной трубе при формировании течения на участке длиной в несколько десятков калибров канала. Развитие этой идеи позволяло упростить задачу теоретического описания процесса и, следовательно, интерпретацию экспериментальных результатов. Поэтому следующий отечественный генератор ВГ-6 (рис. 1.7) был построен по классической схеме с ударной волной, что позволило выявить и исследовать механизм обмена энергией между продуктами детонации и тормозящейся в магнитном поле плазмой и, в конечном счете, показать необходимость
интенсификации этого процесса для достижения приемлемых энергетических параметров МГДВ-генераторов. Этот генератор мог работать совместно с двухступенчатой ударной трубой (УТ) для формирования плоских ударных волн и контактных поверхностей (режим МГДВГ УНГ) или как одноступенчатая УТ (режим МГДВГ ПД).
После испытаний нескольких конструкций, описанных в [15, 16], окончательный вариант генератора ВГ-6 представлял собой двухступенчатую ударную трубу с МГД-каналом прямоугольного сечения 10 х 10 см и импульсным магнитным полем до 3,7 Тл при неоднородности его на длине плазменного сгустка менее 10%. Длина электродов равнялась 70 см. МГД-канал был сделан из стеклопластика. Полупериод разряда батареи конденсаторов на импульсный магнит (6,4 мс) был значительно больше характерного времени процесса МГД-взаи- модействия. Поле Во к концам электродов спадало почти до нуля. Впервые в практике исследований МГДВ-генераторов осуществлялась визуализация процессов внутри области МГД-взаимодействия, что позволило получить ряд принципиально важных результатов.
Во взрывной камере применялись заряды массой до 200 г. Секция высокого давления двухступенчатой ударной трубы заполнялась гелием до давления 105 Па, ударная волна имела скорость до 6 км/с и создавала сгусток сжатого гелия длиной до 1 м при давлении до 10к Па. После распада разрыва на диафрагме (рис. 1.8) ударно-волновое течение распространялось в камере низкого давления сечением 10 х 10 см, где формировалась плоская ударная волна с четко выраженной контактной поверхностью (рис. 1.9). Неустойчивость Рэлея-Тейлора на контактной поверхности была выражена слабо, поэтому удалось сформировать компактные плазменные сгустки длиной, которую можно было изменять от 3 до 10 см. При начальном давлении рабочего газа 650 Па скорость фронта ударной волны составляла около 9,5 км/с, а электрическая проводимость воздушной и аргоновой плазмы около 30 и 100 (Ом • см)-' соответственно. В этих условиях заметно изменялись как магнитные поля, так и параметры потока, т.е. было реализовано так называемое сильное МГД-взаимодействие (St = 1). Действительно, в отличие от ВГ-5 индуцированное магнитное поле увеличивалось до 1 Тл (рис. 1.10), что позволяло интенсифицировать взаимодействие плазмы с магнитным полем.
Средняя скорость потока из-за торможения в магнитном поле уменьшалась вдвое, до 4—5 км/с (см. рис. 1.8). Расчетное напряжение холостого хода генератора (=2 кВ) достигалось в экспериментах только в воздухе. В опытах с аргоном при давлениях, меньших 850 Па, наблюдался пробой межэлектродного промежутка при 1,5 кВ из-за фотоионизации газа перед фронтом ударной волны [17].
В экспериментах на ВГ-6 максимальная энергия 5 кДж при мощности 96 МВт была достигнута в опытах с аргоном при давлении 1,3 кПа (рис. 1.11). На нагрузке 12,5 мОм при поле 2,5 Тл, токе 85 кА
Начало Конец
Расстояние вдоль трубы, м
Рис. 1.8. Картина течения в линейном МГДВ-генераторе
КВД (КНД) - камера высокого (низкого) давления, КП - контактная поверхность. ОУ В (ПУВ) - отраженная (прошедшая) ударная волна, ФС - фронт свечения
12
Рис. 1.9. Плазменный сгусток в канале МГДВ-генератора ВГ-6 / - фронт ударной волны, 2 - зона контактной поверхности
и продолжительности импульса около 50 мкс (на уровне 0,5) напряжение составило 1150 В. В нагрузку была передана энергия QR, состав- ляющая/= 0,6 от энергии Wo магнитного поля в объеме МГД-канала. В опытах на воздухе получена мощность 78 МВт при сопротивлении нагрузки 4 мОм и в0 = 2,5 Тл. При поле 3.7 Тл и нагрузке 10 мОм мощность достигала 95 МВт, а энергия в нагрузке 5,5 кДж. Воспроизводимость электрических параметров генератора была удовлетворительной. Эффективность преобразования энергии возросла до 1 %. Вольт- амперные характеристики генератора ВГ-6 близки к линейным, как и
Расстояние вдоль канала, смРасстояние вдоль канала, смРис. 1.10. Деформация магнитного поля в генераторе ВГ-6М-3 - М-8 - магнитные зонды (в скобках - координаты зондов вдоль канала в миллиметрах). Кривые 1-7 на рис. 1.10, б соответствуют моментам времени 1-7 на рис. 1.10, а; В) -В^- индуцированные магнитные поля, измеренные зондами М-3 - М-6 соответственноРис. 1.10. Деформация магнитного поля в генераторе ВГ-6М-3 - М-8 - магнитные зонды (в скобках - координаты зондов вдоль канала в миллиметрах). Кривые 1-7 на рис. 1.10, б соответствуют моментам времени 1-7 на рис. 1.10, а; В) -В^- индуцированные магнитные поля, измеренные зондами М-3 - М-6 соответственноИндуцированное магнитное поле, ТлИндуцированное магнитное поле, Тл
Расстояние вдоль канала, см
Расстояние вдоль канала, см
Рис. 1.10. Деформация магнитного поля в генераторе ВГ-6
М-3 - М-8 - магнитные зонды (в скобках - координаты зондов вдоль канала в миллиметрах). Кривые 1-7 на рис. 1.10, б соответствуют моментам времени 1-7 на рис. 1.10, а; В) -В^- индуцированные магнитные поля, измеренные зондами М-3 - М-6 соответственно
Рис. 1.10. Деформация магнитного поля в генераторе ВГ-6
М-3 - М-8 - магнитные зонды (в скобках - координаты зондов вдоль канала в миллиметрах). Кривые 1-7 на рис. 1.10, б соответствуют моментам времени 1-7 на рис. 1.10, а; В) -В^- индуцированные магнитные поля, измеренные зондами М-3 - М-6 соответственно
Индуцированное магнитное поле, Тл
Индуцированное магнитное поле, Тл
Рис. 1.11. Зависимость напряжения, тока и мощности генератора ВГ-6 от времени (а) и вольт-амперные характеристики линейных МГДВ-генераторов (6)
Рис. 1.12. Линейный МГДВГ типа ВГ-10
МГД-канал совмещен с импульсной магнитной системой с целью достижения предельных магнитных полей и параметров МГД-взаимодействия; й0 = 6,5 Тл, St < 3, р0 = 100 Па -г-10 кПа (Аг, воздух, остаточные ПД), скорость плазмы до 10 км/с, /0 = 100 см, твВ = 40 г, сечение 5 х 10 см
в генераторах американских исследователей мощностью 30 и 300 МВт (см. рис. 1.11, б). Значения удельной мощности достигали 1010 Вт на 1 м2 поперечного сечения МГД-канала.
Опыт эксплуатации генераторов ВГ-5 и ВГ-6, а также опыт американских исследователей [1, 5,6, 18] позволил создать более совершенную установку - МГДВ-генератор ВГ-10 (рис. 1.12), в котором
были обеспечены условия для реализации экстремальных значений коэффициента преобразования энергии Т|х. Устройство генератора должно было предоставить возможность прямого сопоставления схем МГДВ-преобразователей с ударной волной и на продуктах детонации с присадкой и построения зависимости ПхС^о^вв)- Кроме того, в условиях максимальной эффективности преобразования энергии ставилась задача согласования МГДВ-генератора с реальными нагрузками (в частности, с импульсными лампами накачки лазеров), реализации частотного режима следования импульсов, обострения выходных импульсов при минимальном усложнении установки, а также выявления места МГДВ-генераторов в ряду альтернативных импульсных источников электрической энергии.
Взрывное течение в установке ВГ-10 создавалось при разлете продуктов детонации заряда диаметром 40 и толщиной 20 мм, имеющего массу 40 г и запас химической энергии ~200 кДж. Взрывная камера (рис. 1.13) соединялась с газодинамическими секциями формирования взрывного течения, имеющими сечение 5 х 10 см. Использовались две секции длиной 0,5 м и одна диагностическая секция с иллюминатором длиной 1 м, так что общая длина участка формирования взрывного течения 1Х (см. рис. 9 в вводной части) от заряда до входа в МГД-канал могла изменяться от 0 до 2 м. За участком формирования располагался МГД-канал [19].
Поперечное магнитное поле Во в объеме электродной системы канала создавалось безжелезной импульсной магнитной системой седлообразного типа (см. рис. 1.13). Часть энергии батареи конденсаторов WE локализовалась в объеме электродной системы в форме энергии начального магнитного поля Wo. Поскольку электрическая энергия QR, генерируемая МГДВ-генератором, определяется значением Wo [15, 20], то проектирование установки ВГ-10 осуществлялось на основе представлений о достижимом значении WE с учетом задач предполагаемых физических исследований. При увеличении коэффициента преобразования энергии батареи WE в энергию магнитного поля Жо возрастают интегральные характеристики генератора и расширяются возможности достижения высоких удельных параметров. Зная Wo* можно произвести выбор основных масштабов установки — массы ВВ и объема МГД-канала.
Эффективный МГДВ-генератор должен использовать заряд с энергией порядка энергии магнитного поля Жо, что определяет требуемую массу ВВ. Объем МГД-канала вычисляется при задании магнитного поля Во, допустимое значение которого около 6 Тл ограничивается прочностью конструкции. Соотношение сторон МГД- канала (я = 10 см и h = 5 см) выбиралось исходя из стремления создать условия для МГД-взаимодействия, по возможности близкие к одномерным (для упрощения математического моделирования процессов и интерпретации их результатов). При выбранном соотношении сторон МГД-канала витки магнитной системы целесообразно
Вг(хДО,)/Л2(ОДО)Вг(хДО,)/Л2(ОДО)Рис. 1.13. Схема обмоток магнита и взрывной камеры генератора ВГ-10 и распределение магнитного поляЭД - электродетонатор, ВВ - взрывчатое вещество, ДШ - детонирующий шнур, СП - система подачи автомата блокировки подрываРис. 1.13. Схема обмоток магнита и взрывной камеры генератора ВГ-10 и распределение магнитного поляЭД - электродетонатор, ВВ - взрывчатое вещество, ДШ - детонирующий шнур, СП - система подачи автомата блокировки подрыва
Вг(хДО,)/Л2(ОДО)
Вг(хДО,)/Л2(ОДО)
Рис. 1.13. Схема обмоток магнита и взрывной камеры генератора ВГ-10 и распределение магнитного поля
ЭД - электродетонатор, ВВ - взрывчатое вещество, ДШ - детонирующий шнур, СП - система подачи автомата блокировки подрыва
Рис. 1.13. Схема обмоток магнита и взрывной камеры генератора ВГ-10 и распределение магнитного поля
ЭД - электродетонатор, ВВ - взрывчатое вещество, ДШ - детонирующий шнур, СП - система подачи автомата блокировки подрыва
было уложить вдоль электродов над ними [21], как показано на рис. 1.13. Для уменьшения рассеяния начального магнитного поля Во расстояние между обмотками минимизировалось с учетом обеспечения электрической и механической прочности промежутка обмотка-электрод. При выбранных значениях ах = 13 см и hx = 8 см коэффициент использования энергии батареи достигал 15%. При WE = 0,8 МДж Wq равнялось 120 кДж, что эквивалентно энергии примерно 25 г ВВ.
Длина электродов /0 (см. рис. 9 вводной части) для импульсного генератора со слоистым течением и коротким плазменным сгустком / должна на порядок превышать характерный размер поперечного сечения МГД-канала, поэтому в ВГ-10 длина /0 выбрана равной
Рис. 1.14. Схемы измерения давления и массовой плотности взрывного потока а - конструкция пьезодатчика давления и типичная осциллограмма тарировки датчика слабой ударной волной (7 - пьезоэлемент, 2 — волновод, 3 - экран, 4 — воск, 5 - трубка, 6 - корпус); б - схема измерения массовой плотности взрывного потока по поглощению рентгеновских лучей (7 - рентгеновская трубка, 2 - управляющий разрядник. 3 - конденсатор (Со = 50 мкФ), 4 - бериллиевые диаграммы, 5 - сцинтиллятор, 6 - фотоумножитель, ЭПУ - электроподжигающее устройство)
м. Длина витков магнитной системы несколько превышала длину электродов, что увеличивало рассеяние магнитного поля, однако области значительных его градиентов оказались за пределами электродной системы, что уменьшало концевые эффекты [22-25]. Электрическая нагрузка присоединялась к электродам генератора симметрично и могла подключаться как на входе, так и на выходе из электродной системы. Индуктивность нагрузки минимизировалась путем выбора конструкции в виде полосковой бифилярной линии и не превышала 0,05 мкГн. В процессе генерации энергии (-200 мкс) магнитное поле магнита было практически постоянным. Это, а также использование специальной системы диагностики повышало достоверность экспериментальных данных.
Измерение давлений во взрывном потоке производилось с помощью пьезодатчиков давления (рис. 1.14), которые описаны в [26].
Магнитные зонды
Рис. 1.15. Схема размещения датчиков в экспериментах на ВГ-10 СФР - сверхскоростной фоторегистратор, ПР - пояс Роговского
Рис. 1.16. Генератор ВГ-20 (вид сбоку) с диагностическими окнами
Помехозащищенность конструкции датчика обеспечивалась коаксиальностью его конструкции, демпфированием паразитных звуковых колебаний, а также тем, что акустические наводки, обусловленные взрывом, распространялись по стенкам ударной трубы со скоростью, меньшей, чем средняя скорость сверхзвукового газодинамического потока. Набор из четырех датчиков давления использовался для изучения пространственно-временной эволюции давления во взрывном потоке при торможении плазмы в МГД-канале в полях до 5 Тл с разрешением во времени не хуже 0,5 мкс (см. рис. 1.18, л).
Визуализация течения в МГД-канале и на участке формирования взрывного течения проводилась через оптические окна (рис. 1.15, 1.16) скоростными фоторегистраторами (СФР или ВФУ), работающими одновременно в режимах щелевой развертки и покадровой
РтарРтарРис. 1.17. Тарировочные зависимости рентгеновской методикиРис. 1.17. Тарировочные зависимости рентгеновской методики
Ртар
Ртар
Рис. 1.17. Тарировочные зависимости рентгеновской методики
Рис. 1.17. Тарировочные зависимости рентгеновской методики
съемки, что позволило наблюдать эволюцию процесса вдоль МГД- канала с достаточным временным разрешением (до 0,5 мкс).
Измерение массовой плотности взрывного потока продуктов детонации проводилось методом импульсной рентгенографии [27]. Оптические шлирен-метод Теплера и интерферометрия оказались малопригодными в связи с высокой плотностью продуктов детонации, их непрозрачностью в видимом диапазоне.
В качестве источника мягкого рентгеновского излучения использовалась стандартная промышленная рентгеновская трубка БСВ-9. Напряжение 5-10 кВ обеспечивалось при медленном разряде конденсатора (см. рис. 1.14). Интенсивность пронизывающего взрывной поток рентгеновского излучения измерялась фотоэлектрическим методом через заглушки из бериллия. Ширина входной и выходной щелей составляла 2 мм, что обеспечивало хорошее пространственное разрешение. Для аргона массовый коэффициент поглощения вычисляется непосредственно. Для продуктов детонации и воздуха этот коэффициент необходимо рассчитывать с учетом их химического состава. Расчет коэффициента поглощения для продуктов детонации гексогена 74
Рис. 1.18. Осциллограммы давления (о) и поглощения рентгеновского излучения (б) в газодинамическом канале ВГ-10 и результат последовательной обработки осциллограмм поглощения (в, г)а - начальное давление воздуха 2 кПа (а) и 0,65 кПа (б - г); расстояние от взрывной камеры 85 см, масса заряда 40 г. Расположение заряда: / - заряд в центре ВК, 2 - в выходном сечении ВК; 3 - в выходном сечении ВК с массивной торцевой подложкойРис. 1.18. Осциллограммы давления (о) и поглощения рентгеновского излучения (б) в газодинамическом канале ВГ-10 и результат последовательной обработки осциллограмм поглощения (в, г)а - начальное давление воздуха 2 кПа (а) и 0,65 кПа (б - г); расстояние от взрывной камеры 85 см, масса заряда 40 г. Расположение заряда: / - заряд в центре ВК, 2 - в выходном сечении ВК; 3 - в выходном сечении ВК с массивной торцевой подложкой
Рис. 1.18. Осциллограммы давления (о) и поглощения рентгеновского излучения (б) в газодинамическом канале ВГ-10 и результат последовательной обработки осциллограмм поглощения (в, г)
а - начальное давление воздуха 2 кПа (а) и 0,65 кПа (б - г); расстояние от взрывной камеры 85 см, масса заряда 40 г. Расположение заряда: / - заряд в центре ВК, 2 - в выходном сечении ВК; 3 - в выходном сечении ВК с массивной торцевой подложкой
Рис. 1.18. Осциллограммы давления (о) и поглощения рентгеновского излучения (б) в газодинамическом канале ВГ-10 и результат последовательной обработки осциллограмм поглощения (в, г)
а - начальное давление воздуха 2 кПа (а) и 0,65 кПа (б - г); расстояние от взрывной камеры 85 см, масса заряда 40 г. Расположение заряда: / - заряд в центре ВК, 2 - в выходном сечении ВК; 3 - в выходном сечении ВК с массивной торцевой подложкой
проводился на основе закона аддитивности парциальных коэффициентов поглощения газов, составляющих продукты детонации. Легко показать, что для воздуха можно принять атомный номер Z = 7 и атомную массу Л = 29, а для продуктов детонации Z = 7,2 и Л = 28,7. Расчетные коэффициенты поглощения сравнивались с экспериментальными, которые определялись из тарировочных опытов. Кроме амплитудной тарировки (рис. 1.17) проводилось также контрольное исследование частотных характеристик всего измерительного тракта в видимом и рентгеновском диапазонах излучения (рис. 1.18).
Измерение индуцированных токов и напряжений производилось с помощью дифференциальных поясов Роговского [28] с пассивными ЯС-интеграторами и омических делителей напряжения. Магнит-
ные зонды применялись для измерения структуры и скорости движения электропроводной зоны, определения деформации магнитного поля в области взаимодействия, оценки плотности индуцированного в плазме тока и его распределения по длине МГДВ-генератора. Для получения полной пространственно-временной картины деформации z-компоненты магнитного поля в МГД-канале было установлено 16 магнитных зондов (см. рис. 1.15).
В системе диагностики во избежание потерь информации, многократного повторения одного и того же режима в целях ее воспроизводимости, а также для обеспечения возможности сопоставления различного рода измерений в тождественных условиях в каждом взрывном эксперименте регистрировался полный набор данных (до 20 сигналов) с разрешением во времени не хуже 0,5 мкс (рис. 1.19). Система синхронизации обеспечивала генерацию синхроимпульсов в необходимой временной последовательности для запуска импульсного магнита, блока подрыва и диагностической аппаратуры. При работе в режимах МГД-генерации импульсных токов до 300 кА была успешно решена проблема устранения электромагнитных наводок.
Предельные энергетические характеристики МГДВ-генератора ВГ-10 были получены в схеме генератора, работающего на продуктах детонации с легкоионизирующейся присадкой. Экспериментальное исследование закономерностей и эффективности преобразования энергии взрывного потока в энергию электрических импульсов, передаваемых в нагрузку, проводилось с минимальной длиной участка формирования (/j = 0). Использовались заряды гексогена с присадкой CsNO3. Начальное давление рабочего газа (аргон, продукты детонации, воздух) варьировалось в диапазоне от 1,3 до 40 кПа, а индукция внешнего магнитного поля — до 6,5 Тл. В опытах с омической нагрузкой генератора (рис. 1.20) фазовый сдвиг между током и напряжением не наблюдался (в пределах погрешности определения временных интервалов), что свидетельствует о преимущественно омическом характере импеданса исследованных МГДВ-генерато- ров. Нормированное сопротивление нагрузки R^a/h, как и в опытах на других известных генераторах [2, 6]. составило 6 мОм. В режимах, близких к режиму короткого замыкания (RH = 3 мОм) наблюдается рост тока вследствие джоулева прогрева электропроводного газа с присадкой и уменьшение вследствие этого внутреннего сопротивления генератора. При увеличении сопротивления нагрузки (Ян = 6,8 и 12,4 мОм) общая длительность импульса уменьшается, а влияние джоулева разогрева на внутреннее сопротивление генератора ослабевает. Наблюдается некоторый рост напряжения на нагрузке при постоянном токе, связанный с ее прогревом.
Вольт-амперная характеристика генератора ВГ-10 (см. рис. 1.20) заметно отличается от линейной, что объясняется в основном уменьшением скорости потока и увеличением его электрической проводимости вследствие джоулева прогрева при сильном МГД-взаимодейст-
Напряжение на нагрузкеНапряжение на нагрузкеПроизводная полного токаПроизводная полного токаРис. 1.19. Типичные осциллограммы» полученные в экспериментах на ВГ-10Рис. 1.19. Типичные осциллограммы» полученные в экспериментах на ВГ-10
Напряжение на нагрузке
Напряжение на нагрузке
Производная полного тока
Производная полного тока
Рис. 1.19. Типичные осциллограммы» полученные в экспериментах на ВГ-10
Рис. 1.19. Типичные осциллограммы» полученные в экспериментах на ВГ-10
вии в режимах, близких к короткому замыканию. Максимальная электрическая мощность N, выделенная в нагрузке при Во = 4,4 Тл, была достигнута при сопротивлении нагрузки ~3 мОм и составила 34 МВт. Таким образом, в отличие от всех зарубежных и отечественных линейных МГДВ-генераторов, вольт-амперные характеристики которых близки к линейным и не имеют заметных перегибов (см. рис. 1Л L б), в генераторе ВГ-10 при Во > 4 Тл были осуществлены условия для сильного нелинейного взаимодействия слоистого потока плазмы и продуктов детонации с магнитным полем. Нелинейную зависимость QR от Wo или отклонение от квадратичной зависимости QR от В^ удалось впервые зарегистрировать именно на генераторе ВГ-10.
Из экспериментов, проведенных на генераторе ВГ-10, были найдены режимы работы с обменом энергией между продуктами детонации
Рис. 1.20. Электрические характеристики генератора ВГ-10 при разных сопротивлениях нагрузки RH, включая режимы короткого замыкания (КЗ) и холостого хода (XX)Воздух, р0- 1,3 кПа. Во = 4,4 Тл. осциллографические развертки 50 мкс/дел. На осциллограммах тока верхний луч - производная тока по времени (сигнал пояса Роговского до интегратора)Рис. 1.20. Электрические характеристики генератора ВГ-10 при разных сопротивлениях нагрузки RH, включая режимы короткого замыкания (КЗ) и холостого хода (XX)Воздух, р0- 1,3 кПа. Во = 4,4 Тл. осциллографические развертки 50 мкс/дел. На осциллограммах тока верхний луч - производная тока по времени (сигнал пояса Роговского до интегратора)
Рис. 1.20. Электрические характеристики генератора ВГ-10 при разных сопротивлениях нагрузки RH, включая режимы короткого замыкания (КЗ) и холостого хода (XX)
Воздух, р0- 1,3 кПа. Во = 4,4 Тл. осциллографические развертки 50 мкс/дел. На осциллограммах тока верхний луч - производная тока по времени (сигнал пояса Роговского до интегратора)
Рис. 1.20. Электрические характеристики генератора ВГ-10 при разных сопротивлениях нагрузки RH, включая режимы короткого замыкания (КЗ) и холостого хода (XX)
Воздух, р0- 1,3 кПа. Во = 4,4 Тл. осциллографические развертки 50 мкс/дел. На осциллограммах тока верхний луч - производная тока по времени (сигнал пояса Роговского до интегратора)
и плазменным сгустком, что позволило получить предельные энергетические параметры, близкие к расчетным. Максимальные значения энерговыделения в нагрузке RH = 3 мОм в опытах с аргоном составили Qr = 9,2 кДж при BG = 6 Тл и 9,6 кДж при Bq = 6,5 Тл. Соответственно
предельная эффективность Т|х преобразования энергии ВВ в энергию электрического импульса достигла 4,6 и 4,8%, а предельный ток короткого замыкания - 300 кА (или 30 кА на каждый сантиметр ширины МГД-канала). Удельное значение генерированной энергии составило 2 ■ 106 Дж/м3, что соответствует расчетам. Из представленных в табл. 1.1 данных следует, что в генераторе ВГ-10 удалось создать наилучшие условия для эффективного преобразования энергии ВВ в энергию электрического импульса в линейной схеме МГДВ-генератора.
Генераторы с цилиндрическим взрывным течением
Первый дисковый МГДВ-генератор был испытан американскими исследователями [5] в индукционном варианте съема мощности на внешнюю нагрузку. Авторы пришли к выводу о нецелесообразности разработок дисковой схемы МГДВ-генератора. Однако имеющийся опыт в разработке индукционных МГД-генераторов с волнами электрической проводимости [29-33] позволил считать такой вывод необоснованным.
Причина низкой эффективности исследуемого генератора заключалась, главным образом, в неоптимальной организации взаимодействия плазмы с магнитным полем. Оптимизация расположения витков индукционной обмотки, выполненная согласно [34], позволила получить в дисковом МГДВ-генераторе Т-2 (рис. 1.21) на порядок большие токи в индукционной обмотке, чем в работе [5]. В частности, ток короткого замыкания в обмотке достигал 2-3 кА, т.е. был сравним с индуцированным в плазме током 5-6 кА. Однако дальнейшие исследо-
Рис. 1.21. Дисковый генератор Т-2 (1974 г.) с импульсной магнитной системой
Ток короткого замыкания при среднем магнитном поле Во = 2,5 Тл составил 6 кА при кондукционном токосъеме, Uxx = 1 * кВ, пиковая мощность 20 МВт, оптимальное р0 = = 1,3 кПа, масса заряда 10 г, ИоДУвв = 0,6, Z(/rc = 0,1 -ь 0,2, 2гс = 56 см, материал - текстолит
А-А
Рис. 1.22. Генератор Т-2
а - дисковый генератор, б - схема МГД-канала (1 - боковые стенки, 2 - обечайка с импульсным магнитом, 3 — заряд ВВ, 4 — окно для фоторегистрации, 5 — катушка магнита, 6 - диэлектрическая часть токосъемного элемента, 7 - электроды, 8 - световоды, 9 - плазма. 10 - токосъемные катушки); в - распределение начального магнитного поля в vc-I
тановке, описанной в [5], и в установке Т-2
вания на генераторе Т-2 показали, что применение даже оптимальной схемы индукционного токосъема (рис. 1.22, б) не дает возможности осуществить эффективное управление МГДВ-генератором как электрической машиной вследствие малости достигаемых значений Rem из- за развитой во взрывном течении неустойчивости Рэлея-Тейлора.
Переход к кондукционному съему энергии, реализованный в генераторе Т-2, позволил впервые получить достаточно высокую эф- 80
Рис. 1.23. Система осевого инициирования цилиндрического заряда в дисковых генераторах Т-2 и Т-4 а — заряд В В в канале установки
(Z — кабель подрыва, 2 — боковая стенка канала, 3 - проволочка диаметром 0,05-0.2 мм. 4 - боковая крышка, 5 - присадка, 6 - основной заряд В В, 7 - лак, 8 - порошкообразный заряд ВВ. 9 - боковая крышка); б - заряд ВВ в сборе с кабелем электрического подрыва; в, г - поперечная фоторазвертка и покадровая фотосъемка электрического взрыва проволочки в воздухе; д — основные типы использованных зарядов
фективность преобразования энергии в дисковой, а затем и в радиальной схемах МГДВ- генератора. Этот способ токосъема в дисковых МГДВ впервые предложен в работе [35]. В МГД-канале генератора Т-2 токосъемные элементы были смонтированы в виде расположенных вдоль радиуса клинообразных, плоских или специальной формы диэлектрических пластин с электродами на боковых поверхностях (см. рис. 1.22). Конструкция генератора позволяла достичь значений индукции магнитного поля вблизи обечайки МГД-кана- ла до б Тл, что было необхо
димо для исследования нели
нейных эффектов при прогреве плазмы. Это оказалось существенным также для повышения эффективности преобразования энергии в дисковой и радиальной схемах. Суммарная магнитная энергия % в объеме МГД-канала достигала 30 кДж против 2 кДж в генераторе, описанном в [5]. В процессе исследований выяснено, что результаты экспериментов следует связывать со значениями магнитной индукции на радиусе, который занимает задний фронт плазмы. Таким образом, эффективные магнитные поля в генераторе Т-2 составляли 2,5 Тл.
Для создания цилиндрической ударной волны применялось инициирование цилиндрического заряда ВВ вдоль его оси (рис. 1.23) при электрическом взрыве устанавливаемой там проволочки. В генера-
Рис. 1.24. Многоножевая схема снятия вольт-амперной характеристики дискового МГДВ-гене- ратора и типичные сигналы в секторах при различных электрических нагрузках
торе Т-2 близкий к цилиндрическому поток продуктов детонации формировался при подрыве заряда октогена, имеющего скорость детонации около 8 км/с (радиус 1 см), с временным разбросом инициирования по оси около 0,1 мкс.
Применяемые в дисковых МГД-генераторах Т-2 и Т-4 методики измерения в целом аналогичны разработанным для исследования процессов в линейных МГДВ-генераторах. Исследования плотности ударнонагретого газа (УНГ) и продуктов детонации (ПД) выполнены с применением рентгеновской методики. Электрическая проводимость головной зоны цилин
дрического взрыва измерялась зондовыми контактными методами. Средняя (эффективная) электрическая проводимость определялась по вольт-амперным характеристикам генераторов. В опытах широко применялось скоростное фотографирование движения плазмы в МГД-каналах для измерения скоростей потоков и их структуры, в ряде случаев осуществлялась подсветка для получения теневых изображений. Измерялись также давление на стенки канала с помощью пьезодатчиков и деформация магнитного поля с помощью магнитных зондов. Размеры электропроводной зоны определялись индукционными зондами. Одновитковые индукционные измерительные контуры (£-витки) позволили измерить величины вихревого электрического поля и проводить исследования индукционной схемы токосъема для различных обмоток.
Для повышения надежности получаемых данных, изучения возможно большего диапазона начальных условий в экспериментах по исследованию энергетических характеристик применялась “многоножевая” схема кондукционного съема мощности (рис. 1.24). Нес- 82
Рис. 1.24 (окончание) колько токосъемных ножей, нагруженных на разные сопротивления, позволяли без взаимного влияния каждого из секторов дискового генератора на другие в одном опыте снять всю вольт-амперную характеристику - от холостого хода (XX) до короткого замыкания (КЗ). Измерения импульсных токов в различных нагрузках проводилось поясами Роговского (ПР).
Исследования физических процессов преобразования энергии, выполненные на дисковом генераторе Т-2, показали, что наибольшее значение тока короткого замыкания наблюдается при начальном давлении аргона 1,3 кПа. Развивающаяся во взрывном течении неустойчивость Рэлея-Тейлора приводит к резкому уменьшению электрической проводимости по сравнению с расчетной (на два-три порядка). Поэтому ток в режиме КЗ составлял всего 40 А (типичная осциллограмма и ее обработка представлены на рис. 1.25, а). При внесении легкоионизирующейся присадки ток КЗ возрастал на два
^.Ю6. А/с
8
6
4
^•ia7.A/c
a
8
6
4
2
6
Рис. 1.25. Электрические характеристики генератора Т-2 а - производная тока короткого замыкания без присадки I
г
'Vd! , J —4r ; о dt
б - то же с присадкой (1 % CsNO3); в - производная тока в режи-
- с„„ . 4 Ом: , - „„„„„Ь „ т„ „„.„„,. „„„ „„,,„,, „. . 4 Ou № . ,.3 ,„, арго-. 4 Тл)
о
я я о 3 я to я 73 бо X Гб я я в
* Гб в о 3
о я о Гб ^ Гб 2
Гб
Гб я я Гб 2
2
я я X Гб я Гб 73 Я to я
2 о я Гб
to
о о я о
я я я
я to
2 Гб
я
я н Гб
я о
2 Гб я У
о
гб я Гб
о
я
Гб £ (б
о я у
Е Гб
2
в
я я to to 2 Гб
в
о
о
X я 2 to х
Я (б
я to ст я 5 3=1 ю я о Гб
■у Ё Й. я ст я
to в я to Гб
2 о гб
я to о я я
я о
о
3
X о
я о
о
я
ч я я х to
U я
в я Гб
о я
в я я я я я я
я 73 я в о я я
Я Гб Гб Я я
я 3
я о 3
я Гб 73
Гб 2 Гб
Е я в to Я Я я
я 73
Я
g я я
я о
Гб я я о я о Яс
to я (б
о
о
2
о
я о я я
to
гб
3
я
to
я
¥ 5
9
Гб
СТ с
5
я
я
я to я о
to о
о я to о
о в
я п я 2
£ я X
Гб
Е Гб
я (б Яс
Яс ^
□ я
я -Я я о я я
2 я
X to я я 3
я
я
я
я
о я
я я я Гб Яс
я я в
я о я я я Гб
я to
2 Гб
to 2 Я
я о я я to to я я я
я 73 я
в»
о Яс
я to я о
о
я в to Гб
to
3
3*5
я Я to
м
я о
to я 73 я Гб to я я я
§з в 73 Гб to "п “ X
я н Гб я Гб Яс
СТ 73 to Я Я я Гб
я to
о я
к
со
U н о
я я Гб н Гб я У 9
V я о я Гб
я 2 Гб Я
X я Гб
я to
5
я о
2 Гб н я о
3
я я to
о я я X
to to о
я
я в Гб Я Гб я я
2 я
Е Гб
я
я У я
2 я
я я
я о н о
О
о я о я о
ю
to
to
Гб о
я я to
to я Гб
я я to я я (б
я to
я я
2
W 5
Я
to гб
я о я о
о в to я §
я
я н я
61
2 Гб
я 73
Гб в
Е to Гб
я Гб о ст X о я я 2
5
я to
я я
о
я я я Гб я о
о о я о я я о 2
Гб
О
Я
я 2
о я to
о я Гб
о
to ы to
я
to
-е-
я <б Гб Я
я to
to
о to я я я
о я о я о
я to я я
я б Гб я о в to я я о 2
to X
я Гб
о н 2 Гб я в я о
о й
3
5 to
x
to
я Гб 2
в
Гб 73 Я 2 Гб я
to я у я
2
to О
Гб я
я to я
о я Гб
я to
to to to
я
Гб
3
я to я to я у я о 3
2 Гб я у Е Гб я я 5
я я Гб
о я to
я Е X
я
О я Гб
я о я to to to Я я
5
£
гб 2 Яс Ц
я to
я я
to
wS
5
to я у я
X я to в я Гб
Я'
to to to
о ст Гб о я Гб
to в я Гб я я я
я to
о
2
я 2 я
я
to и
Гб
3
Е X
о я
X я о н Гб
в
о я
о я
9 to я о в г Гб
о я о Гб
У1 (б 2 я
X я о
о Гб
в
Гб я Гб
о73Гб
to to to
CO to
2 <6 н я о
3
я я
8 я о я to
о
X о 2
to X
я 73 я Гб to Зз X о Яс
to 2 Гб я
Т1 *
я 73 Я
Я to Я я я я я
2 Гб я
о
to в Я в я о
х
я я
Гб X я о
to to Гб
to в Я Гб я я Гб 2
о я о я о
Гб я о я о я
я to
to тз to я to X
3 to Я СТ о я О" Е я Гб
я
я
3
о в to Я я я
я
X CD л
я о я я й
Гб я я бо
о я
, , CD
to в
я Гб я 2 to я у я о Гб
я
я X Гб я я Гб
X о
Гб
to о о я Гб
о
о 2
я 73
Я п to Зя
Я я
я со
А\ X
to
о я to
я to
о
я 73 я
я о я Гб
м
о
to 73
to
я'
я я
о 73 2 о X (б я §
я я to W 2
я
я о я о я to
я 73 о
9 о
Гб н о я to я я я
« я X
гб
о в to я я я
to я Гб
я я
я
я
-8 я
2 я
я
Гб
я'
о о в я я
о 9 to в я я to
о X о я о
о
я Гб в
я
яя
X
о я я
Яс
я о to
я
3 s ОС Гб I, я
я 60
в
о я н я 2 to я У я о Яс
о 2 я я Гб о X о Я'
я
СО гб 3 $ ° « 2 СТ X Гб 73 Гб ? =Р Я
я
я to я 73
60 X Гб я я я
о я
я 2 и я У я о Яс
я о 3 я я о я
3 гб - я
to
s
я я
ясо
о 2 я я Гб Гб X о
Яс
Гб « я v я - Е а
Гб я о S Гб о
я о я to
6o
я я
гб to я о
3
О
соу
я я х о в to ев
2 о £ я о
9
я to
я
Гб
to СТ о н я я
о
я я to
о я о я о
я
X to
я Гб
х о я о я я to я
Ь) я § и я
Гб я я я я я о Я'
о 2
3
73 Я
я Гб я 2 о
я
о я
я 2 о £ я
у О
§ 9
Гб
я н Гб 73 я
3 £ Гб
я я Гб о х о
60 я
75 я я я я о Яс
X to X
я о
75я
to я Гб
Гб
2 Гб
Е я
я я Гб
2
Я
Я= Я'
Е яs- н
я
я to я
я о to о to
о
3
я Гб ё X Я
я 75 о в о ЗЯ я 2 о
я
я о я о я to
я 73 я
я я Гб Гб X о Яс
я 75 о в о 33 я
2 о
9
я
to 73 я о
я to
Гб н о 3
to
о
2
я
75 о я
н о
(б н о я
Si
о
я
to я
X
я
я
2 я
§
Гб
я
3
Гб
Рис. 1.26. Дисковый генератор Т-4 с импульсной магнитной системой
Магнитное поле Во = 2,2 Тл, Uxx = 11 кВ (в двухступенчатой схеме - 20 кВ), пиковая мощность 30 МВт, оптимальное До = 1,3 кПа, масса заряда 35 г, И(/й'вв = 0,6, Z(/rc = 0,3, толщина стенок канала 4 см, материал — стеклотекстолит
мами, предложены и опробованы способы обострения формы генерируемых импульсов (см. разд. 4.3).
С целью получения более полных данных об энергетике радиальных МГД-генераторов в случае, когда осевая длина генератора соизмерима с его радиусом, а также для полномасштабного моделирования дискового МГДВ-генератора, предназначенного для работы в частотном режиме в условиях внешней разреженной атмосферы, был создан и испытан экспериментальный МГДВ-генератор Т-4 (рис. 1.26, 1.27). Объем его канала (0,12 м3) на порядок превышал объем Т-2. Предельная масса ВВ в генераторе Т-4 достигала 300 г при осевой длине z0 = 30 см и радиусе гс = 36 см.
В основной части опытов линейную массу ВВ удавалось сделать меньше, чем 10 г на 1 см длины, что позволяло при Во = 2,2 Тл достичь отношения ^о/И^вв = 0,2 и исследовать в этом диапазоне условий эффективность радиальной схемы МГДВ-генератора. Неоднородность магнитного поля B0(z, г) в крайних точках МГД- канала (z = ±15 см, гс = 36 см) не превышала 10%. Это дало возможность проводить исследования в условиях, близких к цилиндрическим одномерным (в генераторе Т-2 отношение zjrL не превышало 0,2, в Т-4 достигало ~1). Основные элементы конструкции 86
Рис. 1.27. Генератор Т-4
а - схема генератора (/ - боковая стенка, 2 - обечайка, 3 - обмотки магнита, 4 - диагностическое окно. 5 - токосъемные электроды, 6 - заряд, 7 - взрывающаяся проволочка); б - фоторегистрограмма потока (А - вид сбоку по оси. Б - вид навстречу потоку, по радиусу); в - вольт-амперная характеристика с осциллограммой тока
генератора Т-4 (система осесимметричного инициирования удлиненных зарядов, токосъемный элемент, диафрагменный узел) описаны в [36-38].
В генераторе Т-4 вследствие большей осевой длины неустойчивость Рэлея-Тейлора оказывает меньшее влияние на электропроводимость плазмы, чем в генераторе Т-2. Развитие этой неустойчиво-
Рис. 1.28. Генератор РАДАН-1 в сборе с электродной системой перед установкой в СПМС
Заряд инициируется осесимметрично взрывающейся проволочкой длиной 1 м (твв = 750 г), И^/И^д = 0,03, толщина стенок обечайки 6 см, материал - стеклотекстолит, параметры СПМС: “теплый” диаметр 0.7 м. среднее Во = 2.2 Тл
сти особенно отчетливо проявляется при покадровой съемке течения навстречу потоку и сбоку (см. рис. 1.27, б). Некоторые особенности проявлений неустойчивости Рэлея-Тейлора были специально исследованы при многоточечном инициировании заряда по его длине. Типичная вольт-амперная хара
ктеристика генератора приведена на рис. 1.27, в. Значения индуцированных токов в режимах с присадкой и без нее отличались в 3-5 раз. Предельные достигнутые при Во = 2,2 Тл токи составили 17 кА, э.д.с. 11 кВ в одноступенчатой схеме и 20 кВ в двухступенчатой схеме создания газодинамического потока. Максимальный коэффициент преобразования энергии % = 2%.
Генератор РЛДАН-1 (рис. 1.28), имеющий осевую длину МГД-канала 1 м при диаметре 0,5 м, является первым МГДВ-ге- нератором радиального типа ^zjrc = 4). Генератор был создан для натурного моделирования процесса преобразования энергии ВВ в электрическую. Масса ВВ достигала около 1 кг (WBB = 5 106 Дж). В сверхпроводящей магнитной системе запасалось около 7 МДж энергии, в объеме МГД-канала Жо = 125 кДж. Несмотря на то что сверхпроводящий магнит не был оптимальным для работы с таким длинным МГД-каналом, генерированные токи до 80 кА соответствовали ожидаемым значениям, оцененным по результатам исследований и расчетов для модельных МГДВ-генераторов Т-2 и Т-4.
Генератор РАДАН-1 был создан для того, чтобы апробировать работоспособность радиального генератора в геометрии, приближающейся к одномерной цилиндрической, при масштабе характерных энергий порядка 106 Дж и при совместной работе МГДВ-гене- ратора со сверхпроводящей магнитной системой. Реализация этих целей в лабораторном эксперименте позволила получить исходные данные для опытно-конструкторской разработки МГДВ-генерато- ров в диапазоне энергий в нагрузке 1—10 МДж. МГД-канал генератора РАДАН-1 (рис. 1.29) представлял собой диэлектрический стеклопластиковой цилиндр с внутренним диаметром 520 мм. толщи-
Торцевые крышкиТорцевые крышкиРис. 1.29. Схема МГД-канала генератора РАДАН-1 (я) и характерные осциллограммы (б-д)б - Во = 0,5 Тл, /кз = 16,6 кА; в - Во = 2,6 Тл, лампа МПК. / = 45 кА; г -Во = 2,6 Тл, /кз = 78 кА; д - фоторегистрограмма свечения лампы МПКРис. 1.29. Схема МГД-канала генератора РАДАН-1 (я) и характерные осциллограммы (б-д)б - Во = 0,5 Тл, /кз = 16,6 кА; в - Во = 2,6 Тл, лампа МПК. / = 45 кА; г -Во = 2,6 Тл, /кз = 78 кА; д - фоторегистрограмма свечения лампы МПК
Торцевые крышки
Торцевые крышки
Рис. 1.29. Схема МГД-канала генератора РАДАН-1 (я) и характерные осциллограммы (б-д)
б - Во = 0,5 Тл, /кз = 16,6 кА; в - Во = 2,6 Тл, лампа МПК. / = 45 кА; г -Во = 2,6 Тл, /кз = 78 кА; д - фоторегистрограмма свечения лампы МПК
Рис. 1.29. Схема МГД-канала генератора РАДАН-1 (я) и характерные осциллограммы (б-д)
б - Во = 0,5 Тл, /кз = 16,6 кА; в - Во = 2,6 Тл, лампа МПК. / = 45 кА; г -Во = 2,6 Тл, /кз = 78 кА; д - фоторегистрограмма свечения лампы МПК
ной стенки 60 мм, с двумя торцевыми крышками толщиной 100 мм. Канал снабжен токосъемным элементом в виде диэлектрического клина средней толщины 40 мм, установленного вдоль всего канала и снабженного сплошными медными электродами. Индукция магнитного поля в объеме МГД-канала составляла около 2,6 Тл для сверхпроводящего магнита и 0,5 Тл для диагностического импульсного магнита.
Исходя из опыта экспериментальных исследований генераторов меньших масштабов, а также расчетных оценок, для проведения испытаний генератора РАДАН-1 были выбраны следующие
Таблица 1.2
Условия и результаты испытаний генератора РАДАРЫ
Рабочий газ
Начальное давление, кПа
Магнитное поле, Тл
Магнитная
система
Нагрузка
Ток в нагрузке, кА
Аргон
1,3
0,5
Импульсная
КЗ
12,2
Ксенон
3,25
0.5
КЗ
16,6
3,25
2,6
спмс
КЗ
78,2
3,25
2,6
МПК
45,5
Продукты детонации
3,25
2,6
КЗ
52,5
условия: во всех пусках использовался заряд ВВ массой 750 г, изготовленный из октогена с наполнителем (октоген с 20% связующего в виде эпоксидного компаунда). Эксперименты на генераторе Т-4 с этим составом дали результаты примерно в два раза худшие, чем с зарядом из прессованного флегматизированного гексогена. Однако поскольку не было разработано надежной технологии сборки удлиненных зарядов из гексогеновых шашек, использовался октоген с наполнителем. Детонация от инициирующего электровзрывного элемента к основному заряду ВВ передавалась с помощью порошкообразного насыпного ВВ (ТЭН) плотностью около 1 г/см3. Легкоионизирующаяся присадка в количестве 1% от массы заряда наносилась на наружную поверхность заряда методом многослойного покрытия водным насыщенным раствором с подсушкой каждого слоя. Отработанная конструкция заряда обеспечивала надежную, простую и безопасную работу системы подрыва и генератора в целом.
Испытания РАДАН-1 показали, что МГД-канал и другие системы выдерживают многократные пуски без повреждений. Уровни тепловых и механических нагрузок, а также электромагнитных наводок на элементы сверхпроводящего магнита не вызывали его выхода из сверхпроводящего состояния. Оценки энергетических параметров генерируемых импульсов производились по измеренным токам короткого замыкания. В табл. 1.2 приведены основные результаты испытаний генератора РАДАН-1. На рис. 1.29 приведены характерные осциллограммы сигналов, в том числе и при работе на импульсную лампу накачки - магнитоплазменный компрессор (МПК) [39].
Из анализа приведенных данных следует, что во всем диапазоне магнитных полей индуцированный ток сохраняет линейную зависимость от индукции магнитного поля, что говорит о возможности получения еще больших значений тока при сохранении параметров взрывного течения. Несмотря на несоответствие осевой длины ге-
Рис. 1.30. Сравнительные схемы и параметры генераторов
а - Т-2; б - Т-4; в, г - РАДАН-1 с диагностической импульсной МС и с СПМС соответственно. Рядом с геометрией каналов показаны распределения начального поля Во по гиг координатам
нератора (z0 = 1 м) длине однородного магнитного поля (Аб = О,1бо при Az = ±20 см, а на краях, т.е. при Az = ±50 см, АВ = О,4Во), что приводит к протеканию продольных (вдоль оси z) токов по плазме и токосъемному электроду, полученные значения индуцированных токов в целом соответствовали ожиданиям.
Особый интерес для решения проблемы разработки и создания эффективного МГДВ-генератора представляют результаты работы генератора РАДАН-1 с продуктами детонации в качестве рабочего газа. Зарегистрированный в нагрузке ток 52,5 кА, соответствующий условиям работы МГД-генератора на продуктах детонации, показывает, что создание мощных МГДВ-генераторов с упрощенной системой откачки действительно может быть реальным. Отсутствие в конструкции генератора емкостей с инертным газом (аргон, ксенон) позволяет обеспечить конкурентоспособность МГДВ-генераторов с другими импульсными источниками энергии при работе в режиме следования серии импульсов.
Таким образом, в генераторе РАДАН-1 практически осуществлено в достаточной степени однородное инициирование заряда длиной 1 м, создано цилиндрическое взрывное течение и осуществлена эффективная генерация импульсного тока. На рис. 1.30 приведены сравнительные схемы и параметры испытанных дисковых и радиальных генераторов (Т-2 - дисковый, Zq/fq = 0,2; Т-4 - переходный от дискового к радиальному, Zq/fq = 1; РАДАН-1 - радиальный, z^r0 = 4). Показаны, в частности, относительные размеры МГД-каналов и профили B0(z) индукции магнитного поля. В табл. 1.3 приведены рабочие характеристики указанных генераторов. Максимальное значение удельного индуцированного тока / (/уд = /„V^o^o) нормирован на единицу длины z0 генератора и единицу поля Во, /пл - ток в плазме) получено на генераторе Т-2 на гексогене (125 кА ■ м1 - Тл-'), что является следствием заметного джоулева прогрева плазмы в этом генераторе, наблюдаемого при Во = 6 Тл на больших радиусах генератора.
Таблица 13
Рабочие характеристики МГДВ-геиераторов
МГДВГ
Тип магнита
В0*Тл
твв*г
вв
Рабочий газ
^кз» ^
^УД’
кА/(м • Тл)
Т-2
Импульсный
2,5
10
Гексоген
Аргон
6
125
Т-4
fl
1,45
35
Ксенон
10.3
75
Т-4
1,45
35
Октоген + 20% эпоксидной смолы
8
56
РАДАН-1
0,5
750
То же
16
32
РАДАН-1
спмс
2.6
750
м
78
30
РАДАН-1
2,6
750
II
Продукты детонации
52
20
В генераторе Т-4 величины /уд на 30% меньше (~75 кА - м1 - Тл-1). Джоулев прогрев плазмы при Во = 1,45 Тл практически не проявляется. В аналогичном режиме с зарядом из октогена с балластным наполнителем /уд = 56 кА - м-1 • Тл-1. В генераторе РАДАН-1, испытанном только с таким зарядом из октогена, несмотря на значительную неоднородность магнитного поля, удельный ток составлял 30 кА - м-1 • Тл-1. Все эти величины соответствуют уровню реализованного в генераторах МГД-взаимодействия.
В целом, полученные при испытаниях генераторов Т-2, Т-4 и РАДАН-1 данные продемонстрировали возможности взрывного МГД-генератора с цилиндрическим течением продуктов детонации как неразрушаемого источника мощных импульсов электрической энергии, способного работать в режиме генерации серий импульсов при кондукционном съеме мощности. Сверхпроводящая магнитная система, работавшая в составе генератора РАДАН-L не требовала дополнительных экранов для защиты обмотки от индуцированных токов. Примененные стеклопластиковый корпус и токосъемный элемент выдержали как механические, так и электрические нагрузки (на установках Т-2 и Т-4 генерировались напряжения до 20 кВ). Полученные значения индуцированных токов до 125 кА - м1 - Тл-1 показывают, что с учетом выявленных энергетических зависимостей при полях 6-8 Тл реально достижимы токи ~106 А на метр осевой длины генератора.
В табл. 1.4 сведены основные данные о параметрах американских и русских МГДВГ с цилиндрическим течением ПД, в том числе реализующим схемы со встречными потоками плазмы и с металлическим лайнером. Подробный анализ энергетических характеристик генераторов с цилиндрическим течением взрывного потока проводится в разд. 4.2.
s s
ST я я с н ф d
Я e к 1 о D. Е
S ф s
Е Ф
Г ф н
^ S ^ S
5 ?
Ь^ и
S
S ST
о
X П
U
X
X
S
Ф н
5 О. Я X
Р"
*
ОО ОО
<5 о
S S (
m tn сч о о
tn tn ГЧ СП
tn
ГЧ О
—■ ОО
н н X 64
SO ^
о *п — СП
Ш СЧ сч гч
О сч -ч
* ***
mооо
оИ8оос
=Sсс§С
JХи<JS1
d- ГО ООГ
DГЧО^4D-
DООООС
^ГЧ^tnг
^—•—Os4f—
QSС
ООООг~с
mхЕ—’—1<гчс
64о^гчоог
**
ОО*ооос
r~tn—1—‘OSс
**
оООос
оосчоос
—цTtmcn
ЧЭ*Q
СЧСЧГПСПО
ОСПСП^
—\РСПГПso
SOXttntnО
СЧСЧ—■—1ГП
Sо-5g>5
Жsяw ^ хей ^
<Н"х«В.5
ЕЗО. cl Р" Cl.
РнU3 СС О Н СС О h *
;см
S S
tn
’St
)О У
>>
X
со
43S
сПд
О
в$1
q"S
=н
ч64$
Ч—Н
>х
Ч00I
<41
Псч{-
6Z
гч
Е 5 •*>—
V) CD
Ф X
X Е
Я о С го м
D Ф
§ О
X X * го D КС ^ 5 ^ 3 5 го о с
^ X о с го
X о
? ।
Н К X
2
<
го
6
Е *и
<
го Н
$
«
< м
X
< М J
CQ
Е
го Н
о
05
ГО го X го 64
S и
Иtn
nSO *—
—1СП,-
a
5S।
С5V
XX^
рх ё
®-е=
§CLЮ£
5 о. о. чг
S я я Н
S о 1?
ГЧ sO гч m
сч ^
U
Генерация серий импульсов
Описанные выше опыты по генерации электрической энергии на омическую нагрузку показывают, что во взрывных МГД-генера- торах при Wq/Whb = 3050% достижимы значения эффективности преобразования химической энергии заряда В В т^ = 5-5-10%. Это означает, что электрическая энергия, генерируемая в нагрузку в единичном импульсе, составляет примерно десятую часть магнитной энергии Жо и не восполняет энергетических затрат на создание начального магнитного поля Во. Поэтому взрывной МГД-генератор становится эффективным источником энергии только в режиме генерации серии импульсов [7, 18].
При работе генератора в частотном режиме в каждом импульсе, начиная со второго, разлет заряда ВВ происходит в продукты детонации, оставшиеся от предыдущего взрыва. Давление этого газа определяется частотой подрывов и производительностью системы откачки. Кроме того, происходит адсорбирование продуктов разлета ВВ (в основном углерода) на изолирующих и электродных стенках канала. Таким образом, исследования эффективности МГДВ-гене- ратора в режиме повторяющихся импульсов должны определить роль как остаточного газа, так и загрязнения внутренних поверхностей МГД-канала.
Проведенные исследования физических процессов преобразования энергии в каналах МГДВ-генераторов дали основания надеяться на создание таких условий МГД-взаимодействия, которые позволили бы отказаться от применения инертных газов (аргон, ксенон) в качестве рабочих и использовать остаточные продукты детонации при сравнительно высоких начальных давлениях. Решение этой задачи позволило бы исключить из состава МГД-генератора громоздкую систему наполнения МГД-канала инертным газом и существенно упростить требования к системе откачки. При таком подходе возможно получение приемлемых удельно-массовых характеристик разрабатываемых МГДВ-генераторов.
Проблема реализации частотного режима работы МГДВ-гене- ратора впервые исследовалась в работах [11. 18]. В [18] описаны опыты по получению импульсов тока при подрыве зарядов с частотой до 90 Гц. Эксперименты показали, что уже во втором импульсе энергия, выделяющаяся в нагрузке, была на порядок меньше энергии в первом импульсе. Этот эффект был объяснен авторами тем, что в паузе между импульсами не удавалось откачать рабочий объем до давления, близкого к начальному (1,3 кПа).
В [ 11 ] описаны эксперименты в “чистом" рабочем газе (смесь 80% Аг и 20% Не) при сравнительно высоком начальном давлении р0 = 35 кПа. Эффективность преобразования химической энергии заряда ВВ оказалась в этом случае примерно в 5 раз меньше, чем в экспериментах при р0 = 0,4 кПа. Однако систематические исследова-
ния энергетических характеристик генератора, учитывающие влия ние различных факторов, не были проведены.
Этот пробел был восполнен в специальной серии опытов на генераторе ВГ-10 [42]. Магнитное поле устанавливалось на уровне 2,3 Тл, что оказалось достаточным для распространения результатов на другие режимы МГДВ-генератора. Рабочий объем установки перед опытом заполнялся аргоном, воздухом или продуктами детонации ВВ. Начальное давление варьировалось от 0,4 до 26 кПа. Использовались заряды гексогена массой до 40 г. Легкоионизирующа- яся присадка, как и обычно, наносилась в количестве около 2% от массы заряда ВВ на торцевую поверхность зарядов.
При изучении роли загрязнения стенок МГД-канала адсорбированными продуктами детонации наиболее результативной и наглядной оказалась серия из десяти последовательных опытов, проведенных при одинаковых начальных условиях без предварительной очистки канала (первый опыт проводился в чистом канале). Результаты экспериментов показали, что загрязнение стенок не влияло на выходные энергетические характеристики генератора, по крайней мере до исследованного в этой серии уровня напряженности индуцированного электрического поля £* = 150 В/см. Такой уровень электрических полей является характерным для режимов работы реальных МГДВ-генераторов. Плотности индуцированных токов в ядре плазменного сгустка достигали значений j = 104 А/см2. В проведенной серии опытов один пуск отличался от другого по энергетике не более чем на 10% (т.е. в пределах погрешностей регистрации выходных токов и напряжений). Этот результат указывает на то, что загрязнение стенок канала оказывает в целом малое влияние на выходные параметры генератора. Кроме того, при частотном режиме имеет место самоочистка стенок высокоскоростным потоком продуктов детонации (загрязнения не накапливаются). После установления этого факта дальнейшие энергетические исследования на всех отечественных генераторах (в том числе с цилиндрическим взрывным течением) осуществлялись без очистки МГД-канала. Иногда в специальных контрольных опытах проводилось сравнение результатов пусков в чистый и загрязненный канал, которое подтверждало сделанный вывод. Все сказанное относится в равной мере и к дисковым МГДВ-генераторам.
Предельное значение электрической прочности загрязненного межэлектродного промежутка исследовалось в генераторе ВГ-10 в режиме холостого хода при последовательном увеличении Во до 5,1 Тл. Чтобы избежать пробоя вследствие фотоионизации рабочего газа [17] эксперименты проводились не на аргоне, а на воздухе при начальном давлении 1,3 кПа в режиме МГДВ-генератора на продуктах детонации с присадкой. Типичная осциллограмма напряжения холостого хода Uxx ПРИ ^о = 3,7 Тл приведена на
aaВВРис. 1.31. Генератор ВГ-10Рис. 1.31. Генератор ВГ-10840840N, отн.едN, отн.ед
a
a
В
В
Рис. 1.31. Генератор ВГ-10
Рис. 1.31. Генератор ВГ-10
840
840
N, отн.ед
N, отн.ед
а - осциллограмма напряжения холостого хода при Во = 3,7 Тл, б - зависимость индуцированного тока (сплошные кривые) и мощности (штриховая кривая) от начального давления рабочего газа
рис. 1.31, а. Измерения показали, что Uxx = О,8иВой, где и - скорость потока, й = 5 см - расстояние между электродами. Уменьшение измеренных напряжений по сравнению с расчетными для идеализированных условий объясняется тем, что скорость по длине элекч ропроводной части потока в этой серии не была постоянной. При Вц = 5,1 Тл измеренное значение Uxx составило 1460 В. При этом пробойные явления в электродной системе не наблюдались. Таким образом, электрическая прочность загрязненного продуктами детонации МГД-канала составляет не менее 300 В/см, что обеспечивает его работоспособность в частотном режиме. Необходимо отметить, что предельная электрическая прочность загрязненных стенок оказалась значительно выше. Об этом свидетельствуют опыты с размыканием цепи индуктивной нагрузки продуктами детонации, когда на электродах генератора ВГ-10 удерживалось напряжение до 23 кВ, что соответствует напряженности электрического поля ~4 кВ/см (см. разд. 4.3).
Основной результат в этой серии опытов получен при сравнении опытов на воздухе и на продуктах детонации (остающихся в объеме установки от предыдущего пуска) при сохранении прочих начальных условий. Установлено, что при Во > 2 Тл в диапазоне начальных давлений 1,3-5-26 кПа значения индуцированных токов и напряжений практически не зависят от того, воздухом или продуктами детонации заполняется МГД-канал перед подрывом заряда ВВ (эффективность уменьшается на 5-5-20%). Это объясняется сходством молекулярных составов воздуха и ПД, а также влиянием прогрева плазменного сгустка при протекании но нему тока. Таким образом, упрощение системы откачки и заполнения рабочим газом объема генератора возможно без ущерба для его выходных параметров.
Удельные массовые характеристики откачных устройств зависят также от выбранного начального давления рабочего газа. Экс- 96
периментальные исследования позволили построить зависимости предельного индуцированного тока и генерируемой МГД-каналом электрической мощности от начального давления газа (воздуха или продуктов детонации), заполняющего рабочий объем канала перед опытом, и массы заряда ВВ. Уменьшение индуцированного тока / и мощности N при увеличении начального давления (см. рис. 1.31, 6) объясняется в основном затуханием скорости потока (для 40 г ВВ с 7,5 км/с при р0 = 1,3 кПа до 5 км/с при р0 = 26 кПа), что подтверждается при сопоставлении показанных на этом же рисунке результатов опытов, проведенных для зарядов ВВ разной массы (30 и 40 г). Ухудшение электрических характеристик генератора при увеличении начального давления связано с уменьшением разогрева электропроводного газа током (должна прогреться большая масса газа), а также с уменьшением длины электропроводного сгустка вследствие уменьшения амплитуды газодинамической неустойчивости Рэлея—Тейлора, обеспечивающей термическую ионизацию присадки.
Из рис. 1.31 следует, что зависимости /(р0) и /V(p0) критичны к изменению р0. При изменении начального давления от 1,3 до 13 кПа генерируемый ток уменьшается в два раза, а при изменении р0 от 13 до 26 кПа ток уменьшается в шесть-семь раз. Также можно сделать вывод, что с увеличением массы заряда ВВ значения генерируемого тока, соответствующие одинаковым значениям р0, увеличиваются. Однако при фиксированных значениях частоты подрыва зарядов и производительности системы откачки может оказаться, что при увеличении массы заряда генерируемая в единичном импульсе мощность будет уменьшаться вследствие увеличения начального давления остаточного газа в канале. Возможность такой ситуации необходимо учитывать при оптимизации МГДВ-генератора, работающего в частотном режиме. Следовательно, продукты детонации при своем расширении должны совершать работу против пондеромоторных сил и против сил внешнего давления р0 лишь в той мере, в которой это необходимо для создания электропроводящей среды, эффективно взаимодействующей с магнитным полем.
В заключение отметим, что задача оптимизации взрывного МГД-генератора по частоте подрыва зарядов ВВ и производительности системы откачки сводится к тому, чтобы за время, определяемое необходимой частотой генерации импульсов энергии, осуществить откачку рабочего объема до начального давления, при котором еще возможна генерация импульсов необходимой мощности. В целом же исследования показывают, что взрывной МГД-генератор может удовлетворительно работать в частотном режиме генерации импульсов тока. В качестве рабочего газа может быть использован остаточный газ ПД детонации при сравнительно высоком начальном давлении.
Ударная прочность МГД-каналов
Решающее влияние на удельно-массовые характеристики МГДВ-генераторов оказывает способность элементов конструкции противостоять действию интенсивных ударных нагрузок при минимальном собственном весе. Корпуса МГД-каналов чаще всего изготавливают из стеклопластиков. Модуль их упругости на порядок ниже, чем у конструкционной стали, а прочностные характеристики одного порядка. Чтобы избежать разгерметизации стеклопластикового МГД-канала, допускаются малые его деформации (-1%). Уровень предельных (разрушающих канал) деформаций составляет 3-4% (эти значения были проверены в прямых опытах на цилиндрических каналах генератора РАДАН-1).
В связи с тем, что результаты известных работ [43-47] не обеспечивали достаточной точности определения параметров течений в ближней к заряду зоне, в [48] были выполнены расчеты взрыва с учетом реальных уравнений состояния ВВ [49, 50] в пред- и последе- тонационных режимах. В [51, 52] были определены усилия, действующие на стенки взрывных камер, и соответствующие деформации стенок. Расчеты показали, что для цилиндрического взрыва нагрузку на стенки камер при проведении расчетов на прочность нельзя считать мгновенной. Для сферического взрыва этот результат был сформулирован ранее в [50 .
Проверка результатов численного моделирования взрывных течений, а также взаимодействия ударных волн со стенками конструкций, проводилась с использованием экспериментальных данных, полученных на цилиндрических оболочках (рис. 1.32). Обработка приведенных на рис. 1.33, а осциллограмм показывает, что отношение
Рис. 1.32. МГД-канал генератора РАДАН-1 и изображение динамических колебаний стенки на пленке скоростного фоторегистратора, позволяющее измерить амплитуды деформацийРис. 1.32. МГД-канал генератора РАДАН-1 и изображение динамических колебаний стенки на пленке скоростного фоторегистратора, позволяющее измерить амплитуды деформаций
Рис. 1.32. МГД-канал генератора РАДАН-1 и изображение динамических колебаний стенки на пленке скоростного фоторегистратора, позволяющее измерить амплитуды деформаций
Рис. 1.32. МГД-канал генератора РАДАН-1 и изображение динамических колебаний стенки на пленке скоростного фоторегистратора, позволяющее измерить амплитуды деформаций
aaРис. 1.33. Характеристики динамической прочности цилиндрического МГДВ-Рис. 1.33. Характеристики динамической прочности цилиндрического МГДВ-
a
a
Рис. 1.33. Характеристики динамической прочности цилиндрического МГДВ-
Рис. 1.33. Характеристики динамической прочности цилиндрического МГДВ-
канала
а - осциллограммы давления на стенку радиального МГД-канала при р0 = 0.1 МПа
(Хс = (^^(ЕОзрзро)"^'5); б - зависимость характерных интервалов времени ATi_2,
ДТ0,1Ртах’ ГДСДТ0,1Ртах’ ГДСТ =Т =Д0ГД0Г- безразмерное время разлета заряда, и Тоб/4 от Хс; в - ради- безразмерное время разлета заряда, и Тоб/4 от Хс; в - ради
ДТ0,1Ртах’ ГДС
ДТ0,1Ртах’ ГДС
Т =
Т =
Д0Г
Д0Г
- безразмерное время разлета заряда, и Тоб/4 от Хс; в - ради
- безразмерное время разлета заряда, и Тоб/4 от Хс; в - ради
альные деформации обечайки в зависимости от импульса давления Ц-4 - экспериментальные данные: I — гс = 0,25 м, zjrc = 4,5, 2 — гс- 0,05 м, zjrc = 10, 3 - z^Jrc = 6 [44], 4 -
Zo/rt. = 10 [46]
амплитуд первого и второго пиков давления на стенку оболочки, а также временной интервал At,_2 между ними (рис. 1.33, б) хорошо соответствуют расчетам. Время действия нагрузки ^o,ipmax оказывается сравнимым с периодом собственных колебаний оболочки, что подтверждает необходимость учета конкретного вида вре-
Рис. 1.34. Измерение и расчет абсолютных деформаций у цилиндрической обечайки генератора РАДАН-1
Стеклопластик, rt = 0,26 м, z^rc = 4, толщина стенки 3 см, удельный заряд ВВ 0,83 кг на метр длины
менной зависимости давления на стенку оболочки. На рис. 1.33 приняты следующие обозначения параметров заряда и МГД-ка- нала: р3 , Q3 - плотность и энергосодержание заряда ВВ; 5С, рс , ас — толщина стенки, ее плотность и скорость звука в ней; у, р0, а0 — показатель адиабаты и плотность газа, заполняющего канал, а также скорость звука в этом газе, Тоб — период упругих колебаний оболочки.
Обобщенные результаты экспериментов и расчетов по исследованию динамической прочности стеклопластиковых оболочек приведены на рис. 1.33, в в виде зависимости комплекса ¥ = v^^^- " Ро^с^О (у - амплитуда смещения стенки оболочки) от величины
А = а0,. В первый входят параметры, характеризую-
щие физико-механические свойства материала и геометрию оболочки. Второй комплексный параметр А пропорционален импульсу давления, действующему на стенку оболочки. Проведенная таким образом обработка результатов экспериментов со стеклопластиковыми оболочками (а также привлечение экспериментальных данных [44, 46] по деформации металлических оболочек) позволяет учесть не только физические свойства материала, геометрию оболочек, размеры и свойства зарядов ВВ, свойства заполняющего оболочку газа, но и относительную массу газа, вовлекаемую в движение (член kQ3y(Xc la^2 во втором комплексе). Полученная зависимость дает возможность проводить расчеты относительных радиальных деформаций оболочек цилиндрических МГД-генераторов.
Сравнение рассчитанной кривой смещения стенки (рис. 1.34) в сечении, равноудаленном от торцов, с экспериментальной фоторе- 100
гистрограммой (см. рис. 1.32) указывает на их практически полное совпадение для первой макропульсации по таким параметрам, как 2соот,„ / к (тт время достижения максимума отклонения), период колебания Гоб, отношение амплитуд смещения стенки к центру камеры и от него (у^ /у*). При изменении Хс в пределах (3,8-ь 18,4) ■ 10~2 значение 2(00тт/л практически постоянно и равно 1,4, что прямо указывает на распределенность во времени действующей нагрузки.
Величина у^ /у* увеличивается от 0,4 при Хс = 5,7 • 10~2 до 0,82 при Хс = 18,4 • К)2 и при дальнейшем росте Хс стремится к 1. Такое изменение у^/Ут определяется наличием постоянной составляющей давления, относительная величина которой тем больше, чем выше интенсивность нагрузки. Различие в амплитудах при сжатии и растяжении оболочки позволяет более полно использовать резерв прочности таких материалов, как стеклопластик, несущая способность которого ограничивается динамическими деформациями сжатия [53] (при достижении определенных деформаций сжатия происходит потеря устойчивости цилиндрической оболочки). В то же время отмечается некоторое (в пределах 20%) количественное несоответствие абсолютных значений амплитуд колебаний, которое можно объяснить неучетом ряда реальных физических факторов. Проведенные опыты с цилиндрическими обечайками при zjrc = 10 с открытыми торцами показали, что амплитуда колебаний в первой макропульсации составляет -90% расчетной (значения деформаций при растяжении и сжатии в этих опытах были соизмеримы из-за быстрой разгрузки внутренней стенки при истечении ПД через торцы, открытые наружу).
Таким образом, численные и экспериментальные исследования показали, что взрывная нагрузка на стенки осесимметричных газонаполненных взрывных камер при высоких удельных импульсах нагрузки имеет сложную структуру со многими пиками давления, не имеющими удовлетворительной аппроксимации. Исследование процесса колебаний стенок цилиндрических камер под действием взрывной нагрузки указанного вида не дает основания считать эту нагрузку близкой к мгновенной. Ошибка в определении амплитуды положительной фазы колебаний может достичь 20%, а отрицательной - 50%. Полученные экспериментальные данные позволили создать напряженные стеклопластиковые конструкции для каналов МГДВ-генераторов. При этом, используя результаты [53, 54], оказалось возможным рассчитать также нагрузки на торцевые крышки оболочки и элементы их крепления к оболочке. В частности, МГД-генератор РАДАН-1 (см. рис. 1.28) при диаметре оболочки 520 мм и толщине се стенок 60 мм допускал многократные запуски при использовании заряда ВВ массой до 0,75 кг на метр осевой длины оболочки.
Сформулируем основные выводы из результатов исследований, изложенных в гл. 1. Созданные и испытанные шесть экспериментальных взрывных МГД-генераторов различной геометрии (линейные, дисковые и радиальные) существенно расширили представления о физических процессах преобразования энергии ВВ. Реализованные условия МГД-взаимодействия, характеризуемые параметрами подобия Rem = 1, St = 1 при отношении магнитной энергии к энергии заряда ВВ И'оДУвв до 0,5, позволили провести исследования в области, обеспечивающей получение предельных энергетических характеристик. В экспериментальных генераторах были созданы условия, необходимые для моделирования явлений в крупных МГДВ-генерато- рах по величинам магнитных полей (до 8-9 Тл с учетом индуцированной составляющей), давлению торможения продуктов детонации (до 108 Па), скорости взрывных потоков (до 10 км/с), генерируемых э.д.с. (до 20 кВ), индуцированных токов (до 300 кА), коэффициента преобразования энергии (до 5%). Впервые была продемонстрирована возможность сочетания ударных импульсов взрывного генератора со сверхпроводящей магнитной системой (генератор ВГ-5). На основе испытаний этого генератора сформулирована концепция автономных МГДВ-генераторов с частотным режимом следования импульсов, подтвержденная всем комплексом проведенных в дальнейшем работ. На линейном генераторе ВГ-6 мощностью 100 МВт получены первые данные об условиях реализации процесса передачи энергии от продуктов детонации к плазме при ее торможении в магнитном поле. Более глубокие изменения параметров взрывного потока при энергообменных процессах реализованы в генераторе ВГ-10, с помощью которого удалось исследовать обе схемы газодинамического течения (с ионизацией ударной волной и на продуктах детонации с присадкой). В результате реализации экстремальных режимов коэффициент преобразования энергии ВВ доведен до 5%.
Дисковый генератор Т-2 с кондукционным токосъемом позволил показать принципиальную работоспособность МГДВ-генераторов с цилиндрическим взрывным течением и преодолеть существовавшие ранее представления о неудовлетворительных энергетических характеристиках такого генератора. На нем получены э.д.с. до 11 кВ при удельном токе 125 кА на метр осевой длины канала и на 1 Тл магнитного поля при qE ~ 1 %. В генераторе Т-4 получены воспроизводимые и контролируемые электрические импульсы, отработаны токосъемные элементы при э.д.с. около 20 кВ и токах 10 кА. Изучены и нашли применение в генераторах двухступенчатые схемы формирования цилиндрических взрывных течений, которые позволили на порядок увеличить эффективную электропроводимость плазменного сгустка, достичь в дисковом генераторе условий Rem = 1. Создан и испытан крупнейший радиальный МГДВ-генератор РАДАН-1. Успешно продемонстрирована совместная работа сверхпроводящего магнита с энергией до К) МДж и радиального взрывного МГД-ка-
нала с зарядом ВВ массой до 1 кг. Генератор РАДАН-1 выполнил роль прототипа мощных транспортабельных МГДВ-генераторов.
Для проведения экспериментов был разработан и внедрен специализированный диагностический комплекс, который включал в себя модифицированные с учетом требований взрывомагнитного эксперимента методы измерений: визуализацию взрывных течений, в том числе теневую съемку, измерения импульсных давлений на стенки каналов, плотностей плазмы и продуктов детонации, зондовые методы измерения электропроводимости, определение поля скоростей взрывного потока, измерение напряженностей электрического и магнитного полей и расчет по ним плотности индуцированного тока, измерения тока и напряжения в нагрузках, измерение деформации элементов взрывных камер под действием давления торможения ударной волны и продуктов детонации. Точность измерений, временное и пространственное разрешение были достаточными для надежной интерпретации наблюдаемых физических явлений. Получен комплекс экспериментальных данных: параметры электропроводного сгустка (скорость движения, давление, плотность, электропроводность) и их распределение в пространстве, а также аналогичные параметры в продуктах детонации. Эти параметры были измерены и проанализированы в различных режимах: при изменении типа ВВ и его характеристик, рода рабочего газа и его давления, индукции магнитного поля, вариации условий инициирования, изменения геометрических размеров установок, концентрации легкоионизирующейся присадки, вариации других исходных параметров. В этих режимах получены распределения в пространстве МГД-канала индуцированных токов, напряженностей электрического и магнитного полей, напряжений и токов в различных нагрузках.
В экспериментах были реализованы новые режимы импульсных МГДВ-генераторов с определяющим влиянием джоулевой диссипации энергии в электропроводной части взрывного течения и передачей энергии от расширяющихся продуктов детонации к тормозящемуся сгустку плазмы. Это определило новые качества генератора в таких режимах, в частности слабую зависимость от состава и начального давления рабочего газа. Показано также, что вольт-амперные характеристики в таких режимах становятся нелинейными. Получены экспериментальные результаты по генерации энергии в омическую нагрузку в предельных режимах. В линейной схеме при поле 6,5 Тл и коэффициенте преобразования химической энергии ВВ в электрическую Т|Е = 5% удельный ток составил 30 кА на каждый сантиметр ширины МГД-канала (или 500 кА ■ м-1 ■ Тл1). В дисковой схеме при максимальном поле 2,2 Тл значение Т|Е достигало 2% (что соответствует значениям реализованных отношений IVo/Wbb = 0,2), удельный ток на метр осевой длины генератора составил 125-150 кА на 1 Тл магнитного поля. Энергетические параметры МГДВ-генераторов с цилиндрическим взрывным течением, ап-
проксимированные на поля 6—8 Тл (с использованием полученных данных), являются основанием для создания конкурентоспособных радиальных генераторов с индуцированным током около I МА на метр осевой длины генератора.
Экспериментальное моделирование частотного режима работы МГДВ-генераторов в решающей степени определило их способность конкурировать с другими импульсными источниками энергии. Исследованы основные факторы, обусловленные особенностью режима работы и влияющие на энергетические характеристики генератора. Показано, что загрязнение МГД-канала продуктами детонации мало влияет на выходную мощность генератора (спад не превышает 10%). Установлено, что электрическая прочность загрязненного канала достигает значений не хуже 300 В/см, а в режимах с размыканием цепи индуктивной нагрузки потоком продуктов детонации в канале превысила 4 кВ/см.
Экспериментально была доказана слабая зависимость энергетических характеристик МГДВ-генераторов от состава рабочего газа при полях, больших 2-3 Тл (в диапазоне начальных давлений 0,13-26 кПа), что является следствием высокого уровня джоулевой диссипации энергии в турбулизованной головной зоне взрывных МГД-течений. Практически доказана возможность использования остаточного газа продуктов детонации в качестве рабочего газа с потерей эффективности на 5-20% по сравнению с использованием воздуха (аргона), что позволяет значительно улучшить удельно-массовые характеристики генератора. Определены условия оптимизации частотного режима работы МГДВ-генератора по характерным параметрам (начальному давлению, массе заряда и др.). Полученные данные позволили сделать вывод о возможности эффективной работы взрывных МГД-генерато- ров в частотном режиме следования импульсов.
Еще одной проблемой являлись разрушающие воздействия динамических нагрузок на стенки МГД-канала. Показано, что при степенях расширения взрывного потока, выбранных из условия сохранения достаточно эффективного уровня МГД-взаимодействия (^пд ~ Ю3ГВВ), динамические нагрузки не превосходят пределов упругости стеклопластиковых оболочек. Выявлено влияние структуры ударной нагрузки на прочностные свойства радиальных МГД-ка- налов. Установлено, что стеклопластиковые оболочки имеют предельно-допустимые радиальные деформации на уровне 3%. Созданы и отработаны радиальные МГД-каналы с линейной нагрузкой до 1 кг массы ВВ на метр осевой длины канала.
В целом, полученные экспериментальные данные могут быть использованы для отработки элементов конструкции при проектировании автономных МГДВ-генераторов и для анализа перспективности различных типов плазменных взрывных генераторов с эффективным МГД-взаимодействием в каналах. Более подробно результаты исследований изложены в статьях [10, 15, 16, 20,42, 52, 55, 56].
Глава 2
УДАРНО-ВОЛНОВЫЕ ВЗРЫВНЫЕ ТЕЧЕНИЯ
В МГДВ-генераторах применяются линейные и цилиндрические взрывные течения. Наиболее исследованным является линейное течение, так как в физике и технике получили широкое распространение взрывные ударные трубы. Цилиндрические течения применялись реже, поэтому при разработке дисковых и радиальных МГДВ оказалось необходимым выполнить специальный цикл экспериментальных исследований, связанных, в основном, с влиянием быстро развивающейся при цилиндрическом взрыве неустойчивости Рэлея-Тейлора (этим вопросам посвящены разд. 2.3-2.5).
Взрывные методыгенерации сильных ударных волн
Химические конденсированные взрывчатые вещества стали использоваться в устройствах типа ударной трубы более 40 лет назад [57, 58] и прочно вошли в арсенал методов генерации сильных ударных волн в газах (см. обзор [59]). Первоначально примененные как интенсивные источники импульсного излучения [58, 60, 61] в настоящее время ударные трубы с ВВ с успехом используются для исследования условий входа искусственных аппаратов в атмосферы планет [62, 63], имитации метеоритных ударов [64], в спектроскопических исследованиях [65, 66]. Широкое распространение получило изучение теплофизических свойств газов [67] и плазмы [68-70], исследование воздействия высокотемпературных потоков на физикохимические превращения на поверхности различных материалов и ее обработку [71], обтекания моделей [72, 73]. Взрывные устройства применяются также для накачки лазеров [74].
Применение ВВ позволяет значительно повысить энтальпию толкающего газа в ударной трубе. При этом энерговыделение происходит в зоне химической реакции за времена ~10"7 с, что обеспечивает высокий (до 1012 Вт) уровень мощности экспериментального лабораторного устройства. Давление и плотность продуктов детонации достигаютр ~ 30 ГПа, р ~ 2 г/см3 [75, 76], что на несколько порядков превосходит параметры толкающего газа в камере высокого давления наиболее мощных диафрагменных ударных труб. Дополнительное увеличение энергии толкающего поршня вызвано тем фактом, что распад разрыва происходит в системе координат,
Таблица 2.1
Сравнительные характеристики ударных труб
Ударные трубы
РЬ,атм
и^ км/с
и, kmJc
/?, атм
Г, эВ
Е, МДж/см1
Диафрагменные
1
<10
—
250
1
102
пневматические с
электроподогревом На горении (КВГС)
10"3-10"2
<10
—
10
2
1
Электроразрядные
кН-10-2
<20
—
1
2
io-'
Электромагнитные
нН
-
3 103
IO"5
103
нН
Линейные взрыв-
10-'—100
3-15
15
1О2-1О5
1-4
ю4
ные
То же, с буферным
10-3—10-'
15
20
102
2-3
ю2
газом
Взрывные с цилиндрическим кумулятивным зарядом с облицовкой, 0 = 0°
10~5-10"3
15
90
—
—
1(Н
То же, с облицовкой 0 = 90°
10"2-10"3
15
20
10
2-3
102
То же, режим квази- одномерного выдав-
1-40
10
16
103
-
ю4
ливания
То же, с жидким Н2
10
35
105
ю4
То же, без облицов-
1
20
20
ю4
6
ю4
ки
То же, "двухслойная детонация"
1
14
-
10"3
1
Ю3
С детонацией стержня в канале
1
5-15
-
103
1
103
Взрывные с полусферическим заря
10"3
20
-
10
2
1
ДОМ
То же, с жидким Н2
-
-
50
2 ■ 105
—
ю4
Взрывные со сжатием потока в условиях остроугольной геометрии, газ в камере сжатия
1-10
23
6 • 105
3-6
ю5
То же, газ в
10"3-1
20-70
90
ю4
60
105
выходной трубке То же, с перфорированным зарядом
10"5-1
20
70
104
3-5
ю4
Таблица 2.1 (окончание)
Ударные трубы
А)* а™
us, км/с
и, км/с
р, атм
Г, эВ
Е, МДж/см3
То же, с коническим
КГ2
35
140
ю2
5
103
зарядом
Взрывной генера-
1(Н-50
3-6
—
103-105
1-3
105
тор прямоугольных импульсов Ядерные
1
130
-
105
40
106
движущейся со скоростью продуктов детонации (~ 2 км/с). Характерные энерговыделения во взрывном эксперименте составляют 105—107 Дж, что может приводить к разрушению определенной части лабораторного устройства.
Конструктивно взрывные устройства для генерации сильных ударных волн в газах можно разделить на следующие группы:
Линейные взрывные ударные трубы, в которых ударная волна образуется при выходе плоского детонационного фронта с торца заряда ВВ в исследуемый газ.
Кумулятивные взрывные ударные трубы, в которых дополнительное по сравнению с линейной схемой увеличение энергии в исследуемом газе достигается при использовании кумулятивных зарядов ВВ или сжатии потока в условиях остроугольной геометрии.
Взрывные ударные трубы, использующие эффект кумуляции при движении ударной волны в газах с уменьшающейся плотностью (“градиентное” ускорение).
Взрывные генераторы прямоугольных импульсов давления, где генерация ударной волны в исследуемом газе происходит в результате расширения ударно-сжатой металлической мишени.
Кроме того, ряд экспериментов выполнен с крупномасштабными устройствами, использующими большие (более 100 кг) заряды химического ВВ, а также ядерное ВВ.
В табл. 2.1 приведены характерные величины параметров, оцененные по значениям скорости ударной волны, реализуемым в различных ударных трубах (р0 - начальное давление газа, в котором движется ударная волна; us - скорость фронта при начальном давлении р0; и - скорость расширения в вакуум; р2, Т, Е - давление, температура и удельная энергия плазмы за фронтом, КВГС - кислородноводородная газовая смесь). Применение ВВ из-за высокого энергосодержания толкающего газа особенно пригодно для генерации мощных ударных волн в предварительно сжатых газах и, следовательно, для получения плотной высокоэнергетичной плазмы. Ниже описаны устройство и характеристики различных ударных труб, использующих детонацию взрывчатых веществ.
Взрывные ударные трубы
Схема наиболее раннего и простого метода генерации сильных ударных волн приведена на рис. 2.1 [60]. Ударная волна в исследуемом газе 5 образуется при квазиодномерном разлете продуктов детонации конденсированных взрывчатых веществ (КВВ). Для создания плоской детонационной волны в заряде 3 при инициировании его от капсюля-детонатора 1 используется особым образом профилированная взрывная линза 2. Одномерность течения ударно-сжатого газа обеспечивается инерциальным удержанием массивными стенками канала ударной трубы 4.
С помощью линейной взрывной ударной трубы в газах при атмосферном начальном давлении удается получить скорости ударной волны D ^ 10 км/с [60] и давление плазмы ~108 Па [77], которое превосходит возможности пневматических и электроразрядных труб.
На рис. 2.2 представлены реализующиеся за фронтом ударной волны термодинамические состояния, которые определяются начальными параметрами продуктов детонации /, свойствами исследуемого газа и соответствуют точке пересечения 4 изэнтропы разгрузки продуктов детонации 2 и ударной адиабаты газа 3 в переменных “давление р — массовая скорость движения потока и”.
Реальное течение во взрывных ударных трубах отличается от этой упрощенной схемы, в первую очередь, особенностями детонации активного заряда. Стационарная детонационная волна в КВВ имеет более сложную структуру, состоящую из вязкого скачка уплотнения, зоны химической реакции и расширяющихся продуктов детонации (рис. 2.3) [75-78]. Ширина зоны химической реакции в обычных КВВ составляет около 1 мм [75]; точка и = 0 находится на расстоянии около Щ [76] (L - длина заряда). Характерные значения параметров на поверхности 2 (поверхности Чепмена-Жуге) приведены в табл. 2.2 ф - скорость фронта детонационной волны, р0 - плотность ВВ, р2 - давление ПД, р2 - плотность ПД, м2 - скорость потока ПД).
Таблица 2.2
Некоторые параметры взрывчатых веществ [76]
ВВ
Ро, г/см3
D, км/с
р2, 108 Па
р2, г/см3
и2, км/с
Гексоген
1,0
6,1
90
1,3
1,4
1,72
8,5
310
2,3
2,1
Тротил
1,0
5,1
60
1,3
1,2
1,6
6,1
180
2,1
1,6
Тэн
1,77
86
350
2,4
2,3
Тетрил
1,68
7,5
240
2,2
1,9
2Н2+О2
1,68 • 10"3
2,8
0,018
3 ■ 10"3
1,5
Рис. 2.1. Схема линейной взрывной ударной трубы [60]
1 - капсюль-детонатор, 2 - взрывная линза для инициирования в заряде плоской ударной волны, 3 - заряд ВВ, 4 - стенки ударной трубы, 5 - исследуемый газ
Рис. 2.2. р-м-диаграмма процесса расширения продуктов детонации в исследуемый газ
/ - исходные параметры продуктов детонации, 2 - изоэнтропа расширения ПД, 3 — адиабата исследуемого газа, 4 — точка, определяющая начальные параметры УВ
При реальной детонации точка 4 на рис. 2.2 определяет лишь начальные параметры ударной волны в исследуемом газе. Кроме того, в реальных устройствах высокое давление продуктов детонации, как правило, превосходит прочностные пределы конструкционных материалов, что приводит к боковому движению стенок и к потере одномерности течения. При конкретных вычислениях начальных параметров ударной волны, инициируемой от заряда КВВ, используются результаты экспериментальных измерений [76] либо полуэмпирических расчетов [76,79, 80] изэнтроп разгрузки продуктов детонации, а также ударные адиабаты газов, рассчитанные с учетом ионизации, электронного возбуждения и межчастичного взаимодействия.
Зона химической реакцииЗона химической реакцииРис. 2.3. Структура детонационной волны1 - вязкий скачок уплотнения; 2 - поверхность Чепмена-Жуге; 1-2 - зона химической реакции; 2-3 - зона расширяющихся ПД; D - скорость фронта детонационной волныРис. 2.3. Структура детонационной волны1 - вязкий скачок уплотнения; 2 - поверхность Чепмена-Жуге; 1-2 - зона химической реакции; 2-3 - зона расширяющихся ПД; D - скорость фронта детонационной волны
Зона химической реакции
Зона химической реакции
Рис. 2.3. Структура детонационной волны
1 - вязкий скачок уплотнения; 2 - поверхность Чепмена-Жуге; 1-2 - зона химической реакции; 2-3 - зона расширяющихся ПД; D - скорость фронта детонационной волны
Рис. 2.3. Структура детонационной волны
1 - вязкий скачок уплотнения; 2 - поверхность Чепмена-Жуге; 1-2 - зона химической реакции; 2-3 - зона расширяющихся ПД; D - скорость фронта детонационной волны
Надежный теоретический расчет изэнтроп разгрузки продуктов детонации КВВ в настоящее время не представляется возможным, так как продукты детонации при своем расширении проходят широкий диапазон плотностей сред от конденсированных вплоть до газовых, в котором адекватные теоретические модели в настоящее время не сформулированы [81]. Поэтому для определения изэнтроп расширения продуктов детонации привлекаются экспериментальные данные, которые обобщаются [76] в виде полуэмпирических уравнений состояний:
р = /’ф(р)+Ф(р)р^
Е = Е^ + МРГ).^2Л)
где первые члены в формулах описывают упругие давление и энер
гию. а вторые - кинетические компоненты. Неизвестные функции в (2.1) находятся с использованием экспериментальных данных [76].
уравнений [79]:уравнений [79]:ЭЕ^ _ р ^Р Js р2 ’ЭЕ^ _ р ^Р Js р2 ’du = — Jdp / dp,Рdu = — Jdp / dp,Р(2-2)(2-2)Изэнтропы разгрузки получают затем численным интегрированием
уравнений [79]:
уравнений [79]:
ЭЕ^ _ р ^Р Js р2 ’
ЭЕ^ _ р ^Р Js р2 ’
du = — Jdp / dp,Р
du = — Jdp / dp,Р
(2-2)
(2-2)
где в качестве начальных берутся обычно условия в точке Чепмена-Жуге. Отметим, что имеющиеся уравнения состояния [76] получены на основании экспериментов до давлений р = 108 Па. Поэтому
и, км/си, км/сIO"5 102103104 р1О“5,ПаIO"5 102103104 р1О“5,ПаРис. 2.4. Изэнтропы расширения продуктов детонации гексогена с плотностью 1,72 г/см3Сплошные кривые — расчет изэнтропы расширения U -п = 3,2 - двухстадийная [83], 3 _ [79], 4 - трехстадийная (2.3) [94]); штриховые кривые - ударные диабаты газов [60, 96]; точки - эксперимент (о - [60], б - [77], в - [95])Рис. 2.4. Изэнтропы расширения продуктов детонации гексогена с плотностью 1,72 г/см3Сплошные кривые — расчет изэнтропы расширения U -п = 3,2 - двухстадийная [83], 3 _ [79], 4 - трехстадийная (2.3) [94]); штриховые кривые - ударные диабаты газов [60, 96]; точки - эксперимент (о - [60], б - [77], в - [95])
и, км/с
и, км/с
IO"5 102103104 р1О“5,Па
IO"5 102103104 р1О“5,Па
Рис. 2.4. Изэнтропы расширения продуктов детонации гексогена с плотностью 1,72 г/см3
Сплошные кривые — расчет изэнтропы расширения U -п = 3,2 - двухстадийная [83], 3 _ [79], 4 - трехстадийная (2.3) [94]); штриховые кривые - ударные диабаты газов [60, 96]; точки - эксперимент (о - [60], б - [77], в - [95])
Рис. 2.4. Изэнтропы расширения продуктов детонации гексогена с плотностью 1,72 г/см3
Сплошные кривые — расчет изэнтропы расширения U -п = 3,2 - двухстадийная [83], 3 _ [79], 4 - трехстадийная (2.3) [94]); штриховые кривые - ударные диабаты газов [60, 96]; точки - эксперимент (о - [60], б - [77], в - [95])
при низких давлениях точность вычислений не поддается контролю и поведение реальной изэнтропы может сильно отличаться от расчетной [80].
Во многих случаях оказывается удобным иметь аналитическое приближение для изэнтропы, в качестве которого широко используется представление р ~ Дрл. При расширении продуктов детонации до р ~ (1-2) - 108 Па и р = 0,3-0,4 г/см3 наилучшее согласие с опытными данными достигается при п~3 [76, 82]. При большем расширении используют трехстадийное представление реальной адиабаты [83-85]:
и = 3и = 2п = 1,14и = 3и = 2п = 1,14(2.3)(2.3)при р ^ 10 ГПа, при 10 ГПа ^ р ^ 0,15 ГПа, при р ^ 0,15 ГПа.
и = 3
и = 2
п = 1,14
и = 3
и = 2
п = 1,14
(2.3)
(2.3)
На рис. 2.4 проведено сопоставление расчетных изэнтроп разгрузки продуктов детонации гексогена (р0 вв = 1,72 г/см) с опытными данными, измеренными на срезе заряда, которое демонстрирует удовлетворительное описание эксперимента изэнтропой (2.3).
Расчет дальнейшего движения ударной волны в исследуемом газе представляет значительные трудности ввиду необходимости детального учета структуры детонационной волны [86], размеров активного заряда [87], перетекания ударно-сжатого газа в погранич-
Рис. 2.5. Зависимость отношения скорости ударной волны к$ к скорости детонации D в воздухе при р0 = ОД МПа от расстояния v от фронта ударного разрыва до среза заряда, отнесенного к длине заряда L
1-5 - расчет (/ - по (2.4) [162]. 2 - п = 5/3 [322]. 3 - по (2.5) [98]. 4 - по (2.6) [72]. 5 - [94]): 6-12 - эксперимент (6 - [164]. dJL = 1: 7 - [93]. 0.1: 8 - [2]. 20: 9 - [73] 0.5: 10 - [72]. 4: 11 - [77]. 0.8; 12 - [90], 1)
ный слой [88], бокового расширения продуктов детонации [76]. На рис. 2.5 приведены результаты измерений зависимости скорости ударной волны иу отнесенной к скорости детонации заряда D, от отношения R/L (R - расстояние от фронта ударного разрыва до среза заряда) для воздуха при начальном давлении р0 = 0,1 МПа. При R ^ ^ 10L видно расхождение между экспериментальными данными, полученными при различных диаметрах зарядов dy Имеющиеся в настоящее время модели движения взрывных волн предполагают подобие течения uJD -f(RIL), видимо, поэтому при их использовании не удается единообразно описать существующие экспериментальные данные.
На расстояниях R ^ (10-^30)£ распространение ударной волны обусловлено [76] реальным распределением параметров в продуктах взрыва (“реальная” детонация [86]). В этом случае можно пренебречь наличием зоны химической реакции (ее влияние заметно на расстояниях R ~ 1 -^-2 мм [86]) и использовать автомодельное решение задачи о распределении параметров за детонационной волной [76, 89]. Для политропных уравнений состояния продуктов детонации с // = 3 и исследуемого газа с у = const в случае сильной ударной волны в [76] получены зависимости для R и г:
t^-Wiu^3t^-Wiu^3exp ^" -«"’> -I,exp ^" -«"’> -I,(2.4)(2.4)
t^-Wiu^3
t^-Wiu^3
exp ^" -«"’> -I,
exp ^" -«"’> -I,
(2.4)
(2.4)
Здесь ы() - начальная скорость движения контактной поверхно- 27О
сти; с3 =—(Y + 1) V—D; Ро» Ровв - начальные плотности газа 32Ровв
иКВВ.
Область применимости уравнений (2.4) ограничена справедливостью принятого закона расширения продуктов детонации (р = Дрл, п = 3), т.е. давлениями 2$ 0,1 ГПа [76], поэтому их использование дает хорошее согласие с экспериментом при повышенном начальном давлении исследуемых газов [90, 91].
Задача о движении ударной волны при одномерном разлете продуктов детонации с учетом реальной структуры детонационной волны с показателем изэнтропы л = 5/3 численно решена в [92]. Это приближение, справедливое для газообразных ВВ, неприменимо для описания продуктов детонации конденсированных ВВ и дает в этом случае слишком слабое затухание ударной волны.
По мере движения ударной волны на расстояниях R > (Ровв/Ро) ~ ~ 103£, когда масса ударно-сжатого вещества превосходит массу исходного заряда КВВ, для определения ее траектории можно использовать приближение “точечного” взрыва [91]. До тех пор пока начальное давление в газе пренебрежимо мало, движение является автомодельным [91, 93], и тогда
us=O/^lE0(ap0)f2R-v2.(2.5)
Здесь Е() - энергия взрыва, отнесенная к единице площади заряда, а - постоянная, зависящая от показателя адиабаты рабочего газа.
В области промежуточных расстояний R = (МЫФХ. для описания движения ударной волны используют различные экстраполяционные формулы. В [87] считается, что давление, плотность и массовая скорость продуктов детонации равномерно распределены по длине заряда, а их значения равны половине значений на поверхности Чепмена-Жуге. Траектория движения ударной волны в этом случае имеет вид [87]
(2.6)(2.6)у + цу+1у + цу+1Y + UY + UРо ( 1
(2.6)
(2.6)
у + цу+1
у + цу+1
Y + U
Y + U
Это соотношение, имея правильную асимптотику на больших расстояниях и описывая экспериментальные данные [87], для начальной скорости движения дает заниженные значения, слабо зави-
сящие от рода газа, что ограничивает применимость этой модели вблизи заряда. В [94] предложено при расчетах использовать трех- стадийную изэнтропу, хорошо описывающую начальные параметры движения [95], а для обеспечения асимптотики на больших расстояниях предполагается, что давление в продуктах детонации при расширении обратно пропорционально занимаемому объему. В этом случае каждой точке изэнтропы расширения продуктов детонации ставится в соответствие некоторое “приведенное” ВВ, а параметры ударной волны, соответствующие этой точке, рассчитываются как начальные параметры на границе “приведенный заряд-газ”. Сопоставление рассмотренных моделей взрывного течения с экспериментальными данными (см. рис. 2.5) показывает, что они удовлетворительно описывают эксперименты в крайне ограниченном диапазоне параметров. Применение теории реальной ударной трубы [88], учитывающей влияние пристеночных пограничных слоев, также не позволяет единообразно описать экспериментальные данные. Дальнейшее развитие теории течений в линейных взрывных ударных трубах будет связано, по-видимому, с согласованием имеющихся моделей движения взрывных волн [86-88, 92, 94, 96-98] и теории реальной ударной трубы [88], а также с учетом бокового расширения продуктов детонации [86] и реального уравнения их термодинамического состояния [81].
Для проведения физических исследований в ряде случаев необходимы сведения об одномерности течения, размерах ударно-сжатой плазмы, однородности параметров по ее толщине. Применение детонационных линз, формирующих плоские детонационные волны в активном заряде КВВ, позволяет получать в исследуемом газе на начальном участке движения ударные волны с радиусом кривизны ^ 50 см [77]. При дальнейшем распространении ударной волны возможна потеря одномерности течения, механизмы которой связаны с развитием неустойчивости на контактной поверхности и прогревом покоящегося газа перед фронтом ударной волны.
При истечении продуктов детонации в малоплотные газы (р0 ~ ~ 105 г/см3) вследствие замедления потока на контактной поверхности развивается неустойчивость Рэлея-Тейлора [99, 100], вызывающая интенсивное перемешивание ударно-сжатого газа и продуктов детонации. Наблюдение движения ударной волны в воздухе по ее са- мосвечению позволило установить [101], что плоские ударные волны образуются при р^> 130 Па, в то время как при меньшем начальном давлении продукты детонации разлетаются в виде отдельных струй. Наличие высокой (Т > 3 • 104 К) яркостной температуры плазмы за фронтом ударной волны и, следовательно, выходящего с фронта мощного оптического излучения вызывает за время ~ 10~5с прогрев покоящегося газа у стенок канала ударной трубы доТ~ ~ 15 - 103 К [60] и возрастание скорости ударной волны в пристеночной области. Появляется искривление фронта ударного разрыва.
Впервые этот эффект наблюдался в экспериментах на линейных взрывных ударных трубах в аргоне при us~8 км/с [102] и в мощных ядерных взрывах у поверхности Земли [91], затем искривление фронта было обнаружено для сильных (^ > 10-5-20 км/с) ударных волн в воздухе, гелии, неоне, ксеноне [60, 103].
В соответствии с простейшими соображениями о сохранении массы газа, пересекающего фронт волны, длина ударно-сжатой пробки в идеальном случае равна
Аи„ = RpJp. (2-7)
Справедливость такой оценки для расстояния R ~ L была подтверждена в опытах с регистрацией плотности газа методом импульсной рентгенографии [77, 104]. Полученные в [105] оптическим методом размеры пробки h = 3-5-4 см при R ~ 20L в два—три раза меньше Аид и согласуются уже со значениями, предсказываемыми теорией реальной ударной трубы, учитывающей перетекание газа из пробки в пограничный слой [88]. При низких начальных плотностях исследуемого газа (р0 ^ Ю5 г/см3) на размерах ударно-сжатой области сказывается перемешивание плазмы с продуктами детонации вследствие развития неустойчивости Рэлея-Тейлора, о чем свидетельствует размытость свечения контактной границы [106]. Количественно влияние этого эффекта на размеры ударно-сжатой области не оценивалось. Косвенным подтверждением наличия интенсивного перемешивания на контактной поверхности является увеличение в три—пять раз эффективной электропроводности плазмы при введении в продукты легкоионизующейся присадки [101].
Нестационарность течения в линейных взрывных устройствах вызывает неоднородность гидродинамических параметров по толщине ударно-сжатой пробки. Для оценки этой неоднородности по измеренной траектории движения us(R) можно использовать уравнение сохранения импульса, тогда [105]:
JW ^2(2у-1)Я R dus (28) у + 1 us dR
PV^)x=R
то процесс можно считать квазистационарным и, следовательно, использовать для расчета состояний ударно-сжатого газа соотношения Рэнкина-Гюгонио [107]. Экспериментально наблюдаемые значения duJdR ~ lO^lO4 с*1 (см. рис. 2.5), что приводит к неоднородности давления менее 5% на расстояниях R ^ L. При R ~ 102£ значения В достигают ~ 0,5 и при проведении физических экспериментов необходимо учитывать распределение параметров по толщине пробки [91, 108]. Однородность ударно-сжатой области экспериментально
изучалась в аргоне при р() ~ 0,13-5-2 кПа и R ~ L [77, 104] методом импульсной рентгенографии, а также в воздухе и в аргоне при р^ ~ ~ 4 кПа и R ~ (l-$-20)L [65, 106] по самосвечению нагретого ударной волной газа. Эти опыты показали наличие области постоянной плотности и свечения газа в пределах точности получения экспериментальных данных (5—7%), что согласуется с оценками, выполненными на основании траекторных измерений по формуле (2.8).
Таким образом, использование линейных взрывных ударных труб позволяет получить плоские квазистационарные ударные волны, движущиеся со скоростями до 10 км/с при начальном давлении исследуемых газов р0 ~ 102 Па. Эти устройства дают возможность получить квазиоднородные сгустки ударно-сжатой плазмы размером h ~ 30-5-40 мм, удобные как для проведения термодинамических, электрофизических, оптических и других плазмофизических исследований, так и для использования этих течений в качестве рабочих сред импульсных МГД-генераторов.
Кумулятивные взрывные ударные трубы
Дальнейшее продвижение по шкале давлений и скоростей ударной волны с помощью КВВ связано с применением сходящихся потоков, что практически реализуется использованием кумулятивных зарядов, либо сжатием потока в условиях остроугольной геометрии. Основные конструкции взрывных ударных труб с кумулятивными зарядами изображены на рис. 2.6. Использование цилиндрических кумулятивных зарядов позволяет сконцентрировать энергию детонации на оси симметрии с образованием кумулятивной струи, движущейся со сверхдетонационной скоростью [109]. Применение зарядов с полусферической выемкой приводит к существенному повышению удельной энергии в кумулятивном фокусе [НО].
В кумулятивных устройствах, имеющих цилиндрическую выемку с облицовкой (рис. 2.6, а\ можно выделить два режима работы. В первом из них фронт детонационной волны подходит к облицовке под малым углом 6, во втором детонационный фронт движется под углом 6 = 90° относительно выемки (рис. 2.7). Согласно гидродинамической теории кумуляции в приближении несжимаемой жидкости [109, 111] параметры струи при истечении в вакуум определяются формулами:
Uj = 2D! sin 6, nij = т-—£2?Р (2.9)
Здесь Uj - скорость струи, т и mj- масса облицовки и струи на единицу длины.
Из уравнения (2.9) видно, что при сходящемся цилиндрическом фронте скорость кумулятивной струи должна неограниченно возрастать. Действительно, при использовании таких устройств достиг-
Контейнер Не, 42 атмКонтейнер Не, 42 атмбб7////////////^^^^7////////////^^^^Рис. 2.6. Взрывные ударные трубы с кумулятивными зарядами, рассмотренные в работах [116] (д). [78] (6), [131] (в), [143] (г)Рис. 2.6. Взрывные ударные трубы с кумулятивными зарядами, рассмотренные в работах [116] (д). [78] (6), [131] (в), [143] (г)
Контейнер Не, 42 атм
Контейнер Не, 42 атм
б
б
7////////////^^^^
7////////////^^^^
Рис. 2.6. Взрывные ударные трубы с кумулятивными зарядами, рассмотренные в работах [116] (д). [78] (6), [131] (в), [143] (г)
Рис. 2.6. Взрывные ударные трубы с кумулятивными зарядами, рассмотренные в работах [116] (д). [78] (6), [131] (в), [143] (г)
нуты высокие скорости потока до 90 км/с [112] при истечении в сильноразреженные среды Ро ^ ^3 мм Рт ст- Если угол обжатия 6 оказывается меньше 10° , то кумулятивная струя не образуется ^т, —> 0 при Р -> 0) [ 113]. Наблюдение движения струи по ее самосве- чению показывает, что при истечении в сильноразреженные среды (от ИН до 1 мм рт.ст.) образуются [112-114] два потока, движущиеся с различными скоростями. В [114] это связывается с испарением материала облицовки в волне разгрузки и разделением струи на высокоскоростную газовую часть и основной поток, состоящий из жидкого материала облицовки. При начальных давленияхр0 ^ 1 мм рт.ст. наблюдаются скорости движения 15 км/с [115], что указывает на малую плотность струи -10 мг/см3.
Рис. 2.8. Схема работы устройства с кумулятивной струей [117]
При р ^ 1 мм рт.ст. для исследования сильных ударных волн в газах удобнее использовать конструкции со скользящим фронтом детонации. В этом случае в согласии с формулами (2.9) скорость кумулятивной струи равна и^ = 2D, а ее масса максимальна (~1% количества материала облицовки [116]). Схема работы ударной трубы с кумулятивной струей из стекла показана на рис. 2.8 [59, 117]. Цилиндрический заряд ВВ с плоским фронтом детонации разрушает стеклянную трубку, образуя кумулятивную струю, которая, расширяясь, действует как поршень, ударно нагревая исследуемый газ. Поршень состоит из частичек стекла диаметром 10-^-100 мм [118] и концентрацией N ~ 400 см3 [117]. Воздействие кумулятивной струи равносильно непроницаемому поршню, если скорость протекания ударносжатого газа сквозь частицы облицовки гораздо меньше и} [112]. Такие условия осуществляются в воздухе при р0 ~ 1 мм рт.ст., однако уже при р0 ~ 5 мм рт.ст. исследуемый газ проникает сквозь пористый поршень, что приводит к сокращению пробки в 1,5 раза [117] по сравнению со значением для идеального газа.
При повышении начальной плотности исследуемого газа влияние струи на формирование потока уменьшается вследствие ее малой массы: при давлениях во фронте ударной волны ^ 0,2 ГПа воздействием кумулятивной струи на течение можно пренебречь [116]. Полученные в гелии при р0 = 4,2 МПа скорости фронта ударных волн оказались равны 11,4 км/с (р = 0,4 ГПа), а при разгрузке ударно-сжатого гелия в воздух при р0 = 1 мм рт.ст. достигнуты скорости ударной волны us~ 14^-16 км/с. Для объяснения этих результатов в [116, 119] предложена модель “квазиодномерного выдавливания”, согласно которой ударная волна в исследуемом газе образуется коническим поршнем, движущимся со скоростью детонации (рис. 2.9), тогда скорость ударной волны в газе равна
у +1
u^^D. (2.10)
Дальнейшее повышение начальной плотности исследуемого газа приводит к замедлению скорости сжатия облицовки, она не успе- 118
Рис. 2.9. Схема работы в режиме квазиодномерно- го выдавливания [116]Рис. 2.9. Схема работы в режиме квазиодномерно- го выдавливания [116]
Рис. 2.9. Схема работы в режиме квазиодномерно- го выдавливания [116]
Рис. 2.9. Схема работы в режиме квазиодномерно- го выдавливания [116]
Рис. 2.10. Скорость У В в зависимости от координаты фронта при разной толщине слоя КВ В А [120] 1 - А = 2,4 см,
2 - А = 1,6 см, 3 - А = 0,8 см
вает схлопываться, и происходит утечка вещества из ударно-сжатой области [120].
На рис. 2.10 приведены измеренные реостатным датчиком в жидком водороде зависимости скорости ударной волны в канале от расстояния при различных толщинах А слоя КВВ [120]. Характер изменения и‘^ указывает на существование на начальной стадии процесса нестационарного течения водорода вдоль оси ампулы. В пользу этого свидетельствует то, что на практике скорость ударной волны превышает значение us, определяемое из соотношения (2.10) (штриховая прямая на рис. 2.10). Снижение скорости ударной волны объясняется, по-видимому, утечкой вещества из ударно-сжатой области, так как давления за ударным разрывом достигают 5-7 ГПа, и облицовка не успевает полностью схлопнуться.
Отметим, что при более высоких плотностях вещества в канале (р0 ~ 1 г/см3) ударная волна не опережает детонационный фронт. В образце образуется трехволновая конфигурация ударной волны, средняя часть которой распространяется со скоростью детонации [121].
Таким образом, на кумулятивных ударных трубах с облицовкой получены скорости потока при истечении в вакуум до 90 км/с, скорости ударной волны us ~ 20 км/с при р0 ^ 1 мм рт.ст.
Для получения сильных ударных волн с и$ ~ 13-5-18 км/с при атмосферном давлении [60] эффективными оказались заряды с кумулятивным каналом без облицовки (см. рис. 2.6, 6). Струя в этом случае образуется при схлопывании продуктов детонации. Грубая оценка величин полученных скоростей сделана в [60] в предположении постоянства интеграла Бернулли на оси симметрии для стационарного течения — используется уравнение состояния продуктов детонации в виде ро = Ар" вместе с известными соотношениями на детонационном фронте:
Уравнение (2.11) правильно описывает детонацию заряда ограниченных размеров, если диаметр кумулятивного канала d ^ dj% ^d3 - внешний диаметр заряда), поскольку для стационарности процесса необходимо, чтобы L > 10J [60].
Структура газодинамического потока в кумулятивных зарядах изучена недостаточно подробно. Проведены лишь измерения профилей массовой скорости продуктов детонации электромагнитным датчиком [122], что представляет большой интерес для опытов по ускорению микрочастиц до гиперзвуковых скоростей [64]. В экспериментах [122] обнаружена значительная (/ ~ 6 см) область постоянного течения с и ~ 10-5-13 см/с. В то же время измерение электросопротивления потока указывает на наличие ярко выраженного ядра потока с повышенной проводимостью [122, 123].
В связи с трудностями диагностики структуры кумулятивного течения важное значение имеет численное моделирование процесса. Проведенные в [124] расчеты, основанные на прямом интегрировании нестационарных уравнений газодинамики для заряда, помещенного в жесткую оболочку, показывают, что полученная картина течения характеризуется наличием в струе ударных волн, зоны взаимодействия потока за детонационным фронтом и струи (рис. 2.11). О резкой неоднородности параметров во фронте говорят значения давления в центре (600 МПа) и на границе потока (240 МПа).
Выше не был рассмотрен вопрос о взаимодействии кумулятивной струи, опережающей детонационный фронт, со стенками непрореагировавшего ВВ. Наличие зоны высокого давления за фронтом ударной волны приводит к распространению боковой волны сжатия по исходному ВВ. При этом могут реализоваться два случая [125]: 1) течение, опережающее фронт детонации, уплотняет прилегающий слой ВВ, и детонационная волна распространяется в этом слое с повышенной скоростью; 2) происходит инициирование ВВ канальной волной по поверхности полости со скоростью, превышающей скорость детонации.
жж2,432,434.06 4'24.06 4'203 IJ3 134^.Ьб^ДЗ ЦЦ 31 1,3-2 180 LS^ 1.181.20 1..03 IJ3 134^.Ьб^ДЗ ЦЦ 31 1,3-2 180 LS^ 1.181.20 1..13130808.2 13.2 13035 0,43.035 0,43.**3.04 3341 3,803.04 3341 3,804.224.22220204 Ж208220204 Ж20818,18,5 22.15 22.1436,7 44.6,8 32,0 45, U Зф *40,3 40,8 42,0 44,0 49,4 47.0 45.0 43.0 42.0436,7 44.6,8 32,0 45, U Зф *40,3 40,8 42,0 44,0 49,4 47.0 45.0 43.0 42.0Рис. 2.11. Расчетные параметры кумулятивной струи [124] Вверху — массовая скорость, внизу — давлениеРис. 2.11. Расчетные параметры кумулятивной струи [124] Вверху — массовая скорость, внизу — давление0,34 0,44.0,40 А0,34 0,44.0,40 А’ 0*9 0,58 0,81’ 0*9 0,58 0,810,53 0,710,53 0,710360360,48 0,64 0,870,48 0,64 0,870.58 0,770.58 0,771,321.041,321.041.28i1.28i167^9 X 213167^9 X 2130,51 0,68 0,910.520,60 0,7967 0,71 0,900,51 0,68 0,910.520,60 0,7967 0,71 0,901,051,051.25 1,06 • 1.19 1,01 1381.25 1,06 • 1.19 1,01 138173161 202187158 195185173161 202187158 195185201 210201 2102,38 2.51, ._., -.-., 3,07 3,3^ - 2.45 | 2,60( 2.80, 2,90 330[ 3.662,38 2.50 2.701 2.96 ) 3,31 3.52 3*12,38 2.51, ._., -.-., 3,07 3,3^ - 2.45 | 2,60( 2.80, 2,90 330[ 3.662,38 2.50 2.701 2.96 ) 3,31 3.52 3*12.23ОЗ"*2.23ОЗ"*26,926,9
ж
ж
2,43
2,43
4.06 4'2
4.06 4'2
03 IJ3 134
^.Ьб^ДЗ ЦЦ 31 1,3
-2 180 LS^ 1.18
1.20 1..
03 IJ3 134
^.Ьб^ДЗ ЦЦ 31 1,3
-2 180 LS^ 1.18
1.20 1..
13
13
08
08
.2 13
.2 13
035 0,43.
035 0,43.
*
*
3.04 3341 3,80
3.04 3341 3,80
4.22
4.22
220
204 Ж
208
220
204 Ж
208
18,
18,
5 22.1
5 22.1
43
6,7 44.
6,8 32,0 45, U Зф *40,3 40,8 42,0 44,0 49,4 47.0 45.0 43.0 42.0
43
6,7 44.
6,8 32,0 45, U Зф *40,3 40,8 42,0 44,0 49,4 47.0 45.0 43.0 42.0
Рис. 2.11. Расчетные параметры кумулятивной струи [124] Вверху — массовая скорость, внизу — давление
Рис. 2.11. Расчетные параметры кумулятивной струи [124] Вверху — массовая скорость, внизу — давление
0,34 0,44.
0,40 А
0,34 0,44.
0,40 А
’ 0*9 0,58 0,81
’ 0*9 0,58 0,81
0,53 0,71
0,53 0,71
036
036
0,48 0,64 0,87
0,48 0,64 0,87
0.58 0,77
0.58 0,77
1,32
1.04
1,32
1.04
1.28i
1.28i
167^9 X 213
167^9 X 213
0,51 0,68 0,91
0.520,60 0,79
67 0,71 0,90
0,51 0,68 0,91
0.520,60 0,79
67 0,71 0,90
1,05
1,05
1.25 1,06 • 1.19 1,01 138
1.25 1,06 • 1.19 1,01 138
173
161 202187
158 195185
173
161 202187
158 195185
201 210
201 210
2,38 2.51, ._., -.-., 3,07 3,3^ - 2.45 | 2,60( 2.80, 2,90 330[ 3.66
2,38 2.50 2.701 2.96 ) 3,31 3.52 3*1
2,38 2.51, ._., -.-., 3,07 3,3^ - 2.45 | 2,60( 2.80, 2,90 330[ 3.66
2,38 2.50 2.701 2.96 ) 3,31 3.52 3*1
2.23
ОЗ"*
2.23
ОЗ"*
26,9
26,9
Первый режим экспериментально наблюдался в [125-127] при исследовании комбинации “вторичное ВВ - газ”. В этом случае за фронтом канальной волны реализуются сравнительно низкие давления р ~ 50-^200 МПа [379], что приводит к уплотнению КВВ (до 40% [125]) в конической волне сжатия, а изменение скорости D связано с зависимостью D = jD(p0 вв). При заполнении канала воздухом при Ро = 1 бар зафиксировать инициирование удалось лишь для малоплотного тетрила Ровв ” ^»^^ г/см3. Использование легких конденсированных веществ в полости (жидкий водород [125] и литий [128]) позволило подробно исследовать процесс инициирования по поверхности КВВ. Для гексогена достигнуты значения D, на 17% превышающие скорость детонации монокристалла [125]. Для низкоплотных КВВ (гексоген при ровв = 1,18 г/см3, ТЭН - ровв = 1 г/см3) зарегистрировано увеличение скорости детонации на 30-45% [125].
Второй режим был обнаружен в экспериментах, в которых использовалось сочетание “первичное В В — газ” (тонкий (~0,15 мм) слой азида свинца и гелий при р0 ~ 250-^-1500 мм рт.ст.) [129]. Зарегистрированы скорости волны в канале ~ 12-14 км/с, в 6 раз превышающие скорость детонации идентичного слоя азида свинца и 2,5 раза скорость детонации монокристалла. Оценки возможностей такого процесса, названного двухслойной детонацией, показывают, что, в принципе, достижимы весьма высокие скорости течения (до ~ 30 км/с [130, 131]), которые в реальных экспериментах ограничиваются уносом массы газа в образующийся пограничный слой [130].
Рис. 2.12. Формирование ударных волн при детонации заряда в канале [60]
Полученные в кумулятивных устройствах без облицовки ударные волны us ~ 10*18 км/с отличаются стабильностью своих параметров, чем и определено их практическое применение в качестве высокоинтенсивных источников излучения [60] и для метания частиц до метеоритных скоростей [64].
Во многом аналогичен кумулятивным зарядам принцип действия устройств с зарядом КВВ внутри канала (рис. 2.12) [60, 106,132]. Если давление в расширяющихся продуктах детонации превосходит давление за фронтом ударной волны (для чего отношение площадей сечений канала и заряда S/So должно быть ^16 [60]), течение опережает детонационный фронт [83]. При S/So = 4 скорость ударной волны в воздухе составила 9,5 км/с [60], если S/So —» 1, эта скорость стремится, как показано в [60], к значениям, рассчитанным по формулам (2.11), т.е. us - 15 км/с. В рассматриваемых устройствах для генерации сильных ударных волн используются меньшие заряды КВВ, что важно при создании сохраняемых взрывных конструкций [101, 132].
Еще более высокие параметры можно ожидать при использовании полусферических зарядов. Схема такого типа предложена в [133] (см. рис. 2.6, в). Полусферическая камера наполнена стехиометрической смесью 2Н2 + О2, которая подрывается электровзрывом медной проволочки в центре камеры. Детонационная волна распространяется к периферии и отражается от находящегося у стенки слоя КВВ, вызывая одновременную по всей площади детонацию. Возникающая сходящаяся взрывная волна двигается по уже нагретому газу, сжимая и нагревая его еще сильнее, концентрируется и отражается в центре камеры, разрывает диафрагму, производя в исследуемом газе мощную ударную волну. В воздухе при р0 = 1 мм рт.ст. скорость УВ достигает - 20 км/с. Главное преимущество этой конструкции — малый вес КВВ (-113 г), что позволяет создать сохраняемую ударную трубу [133]. Отличная от рассмотренной схема реализации сферического взрыва была использована в [134]. Блок полусферического КВВ инициируется по наружной поверхности с
Рис. 2.13. Взрывной газовый компрессор Войтенко [136]
помощью системы, использующей принцип “мышеловки” [135]. Применение метода сферической кумуляции позволяет получить сходящуюся волну в жидком водороде с давлением около 20 ГПа. При разгрузке ударно-сжатого водорода в вакуумированный до 0,1 мм рт.ст. объем получаются УВ со скоростями -50 км/с. На практике инициирование взрывной волны к центру происходит не всегда идеально, траектория волны отклоняется от расчетной, что приводит к неполной передаче взрывной энергии исследуемому газу.
Другое направление с более сильной по сравнению с линейными ударными трубами кумуляцией энергии в исследуемом газе связано со сжатием потока в условиях остроугольной геометрии. На рис. 2.13 приведена конструкция ударной трубы такого типа, пред
ложенная в [136]. Сжатие рабочего газа 3 производится в камере.
образованной сферическим сегментом 4 и плоской металлической пластиной 2, расположенной на заряде КВВ 1 с плоским фронтом волны детонации. Для получения плазменных струй большой ско
рости в вершине сегмента располагается выходная трубка 6, отверстие которой перекрывается диафрагмой 5. После подрыва заряда пластина ускоряется и сжимает рабочий газ к вершине камеры. Сжатый газ прорывает диафрагму, производя сильную ударную волну в исследуемом газе в выходной трубке. Использование такого устройства позволяет получить плазменные струи до 90 км/с при истечении в вакуум [136] и экстремально высокие скорости ударной волны в газах при нормальной плотности: 80 км/с в Не [83], 43 км/с в воздухе [137].
Картина сжатия газа в рабочей камере достаточно сложна и требует численного решения двумерных нестационарных уравнений газовой динамики, которые были выполнены в [138, 139]. На рис. 2.14 изображены конфигурации ударных волн в рабочей полости [138]. Генерируемая пластиной ударная волна 1 отражается от стенки сегмента в виде волны 2, которая пересекается с боковой
Рис. 2.14. Схема ударных фронтов при сжатии газа внутри сферического сегмента в последовательные моменты времени (слева - более ранний) [138]
Рис. 2.15. Схема кумулятивных устройств из работ [145] (о) и [119] (6)
волной 3. В начале процесса пересечение волн 2 и 3 является регулярным, затем в результате возрастания угла между волной 3 и поверхностью сегмента — нерегулярным (маховским) с возникновением тройной конфигурации в результате отхода точки пересечения от стенки и появления волны 4. Согласно оценкам [140] и расчету [138] температура газа к концу сжатия достигает ~ 105 К при р ~ ~ 60 ГПа, что вызывает интенсивное испарение материала стенки и его перемешивание с ударно-сжатым веществом. В [ 139] показано, что реализующиеся в экспериментах [139, 141] скорости ударной волны в выходной трубке можно численно воспроизвести путем варьирования массы примесей.
Движение газа в выходной трубке экспериментально исследовалось лишь с точки зрения получения больших скоростей и обеспечения оптимальной для этой цели конструкции. Структура ударносжатого газа специально не изучалась. Максимальные скорости ударной волны в выходной трубке достигаются при ее диаметре 8 мм, радиусе кривизны камеры сжатия 60-80 мм [136]. Для получения скоростей us ~ 20 км/с возможно применение конических камер [60, 142], однако при углах конуса ^ 30° ударные волны тормозятся внутри камеры до м5 ~ 5 км/с [60]. Диафрагма практически не влияет на скорость течения, если ее масса составляет менее 5% массы рабочего газа [136]. Линейное уменьшение массовой скорости потока по координате, полученное электромагнитным методом [122], согласуется с теорией нестационарного разлета газа в этих условиях. Коэффициент преобразования энергии взрыва в энергию плазмы с таком устройстве достигает ~6% [143, 144]. Численные расчеты [138] показывают, что течение плазмы в выходной трубке существенно неодномерно. После кумуляции потока на оси системы по ме-
ре заполнения трубки плазмой наблюдаются радиальные движения в струе с периодом -2 мкс, при которых плотность и давление возрастают попеременно на оси и стенках трубки. Интересно, что температура при этом остается практически одинаковой во всех ее точках (60-70 кК).
В работах [119, 145] предложены конструкции, которые можно рассматривать как комбинацию методов: использование кумулятивных зарядов и сжатие потока в условиях остроугольной геометрии. Схема разработанного в [145] устройства (рис. 2.15, а) мало отличается от [136]. Однако в ней используется перфорированный заряд КВВ (см. рис. 2.6, г), обеспечивающий высокую скорость разлета продуктов детонации -18 км/с. В таком устройстве получены газовые потоки со скоростями -70 км/с в выходной трубке диаметром 50 мм при ро = 1 мм рт.ст. Характеристики течения специально не исследовались.
В [116] кратко описан генератор на основе обратного конуса, покрытого КВВ (рис. 2.15, б). В воздухе при р^ = 20 мм рт.ст. достигнуты скорости 35 км/с, но возникающее течение характеризуется значительной неоднородностью параметров. В [146] на таком устройстве получены струи водорода и гелия при истечении в вакуум со скоростью -140 км/с.
Ускорение взрывных ударных волнв газах с уменъшаюъцейся плотностью
Газодинамические процессы кумуляции связаны с передачей энергии уменьшающейся массе вещества таким образом, что ее удельная энергия при этом возрастает [107, ПО]. В предыдущем разделе рассмотрены устройства, в которых использование центростремительных течений обеспечивает уменьшение массы вещества вследствие уменьшения объема, которому передается энергия. Другой способ кумуляции энергии осуществляется при движении ударной волны в среде с уменьшающейся плотностью (градиентное ускорение [ПО]).
Простая механическая аналогия этого явления — последовательное соударение ряда шаров уменьшающейся массы, результатом чего является увеличение скорости легкого шара. Простейший пример такого рода в газодинамике - ускорение ударной волны на резком скачке плотности при переходе в среду с меньшей динамической жесткостью. Этот эффект широко используется для усиления ударных волн в многодиафрагменных ударных трубах [147], при разгоне конденсированных ударников в “слоистых” системах [148].
Примером применения “градиентного ускорения” в технике ударных труб является использование промежуточного (буферного) газа. На рис. 2.16 приведена p-u-диаграмма процесса, которая показывает, что если изэнтропа разгрузки продуктов детонации (ПД)
ррРис. 2.16. p-и-диаграмма процесса с использованием буферного газа
р
р
Рис. 2.17. Схема линейной взрывной ударной трубы с буферным газом [106]1 - капсюль-детонатор, 2 — взрывная линза, 3 — активный заряд ВВ, 4 — стеклянная труба, 5 — стальная труба, 6,8 — вакуумные диоды, 7 — коническая насадка для согласования труб, 9 — диафрагма, 10 — выходная трубкаРис. 2.17. Схема линейной взрывной ударной трубы с буферным газом [106]1 - капсюль-детонатор, 2 — взрывная линза, 3 — активный заряд ВВ, 4 — стеклянная труба, 5 — стальная труба, 6,8 — вакуумные диоды, 7 — коническая насадка для согласования труб, 9 — диафрагма, 10 — выходная трубка1 - начальное состояние ПД, 2 - изэн- тропа разгрузки ПД, 35- ударные адиабаты исследуемого и буферного газов соответственно, 4.6 - состояния, реализующиеся при расширении ПД в исследуемый и буферный газы соответственно 7 - изэнтропа расширения буферного газа, 8 — реализующееся состояние исследуемого газа
Рис. 2.17. Схема линейной взрывной ударной трубы с буферным газом [106]
1 - капсюль-детонатор, 2 — взрывная линза, 3 — активный заряд ВВ, 4 — стеклянная труба, 5 — стальная труба, 6,8 — вакуумные диоды, 7 — коническая насадка для согласования труб, 9 — диафрагма, 10 — выходная трубка
Рис. 2.17. Схема линейной взрывной ударной трубы с буферным газом [106]
1 - капсюль-детонатор, 2 — взрывная линза, 3 — активный заряд ВВ, 4 — стеклянная труба, 5 — стальная труба, 6,8 — вакуумные диоды, 7 — коническая насадка для согласования труб, 9 — диафрагма, 10 — выходная трубка
идет более круто, чем у буферного газа, то в этом случае получается дополнительное увеличение скорости потока Ди. Согласно [147] оптимальное начальное давление буферного газа оказывается порядка среднего геометрического из давлений рабочего и исследуемого газов.
Схема линейной взрывной ударной трубы с буферным газом (гелий, водород) предложена в [106] (рис. 2.17). Ударная волна в буферном газе, создаваемая при разлете продуктов детонации КВВ, разрывает диафрагму из майларовой пленки 9 и генерирует мощную ударную волну в исследуемом газе. Применение этого устройства позволило получить скорости ударной волны до 20 км/с в воздухе и аргоне при р0 - 1 -г-30 мм рт.ст. со значительными (й ~ ЗСИ-40 мм) размерами ударно-сжатой плазменной пробки.
Применение ВВ является особенно эффективным в экспериментах с легкоиспаряющимися конденсированными мишенями в качестве буферного вещества. В случае, если необратимое увеличение энтропии ударно-сжатой мишени превосходит энтропию в критической точке, то в волне разгрузки происходит испарение материала этой мишени и дополнительное увеличение скорости расширения. Эффект испарения ударно-сжатых жидких газов Н2 и N2 был ус-
Рис. 2.18. Взрывные устройства с жидким Н2 [149]
пешно использован для расширения скоростных возможностей кумулятивных ударных труб (рис. 2.18) [149]. Примененные в этих устройствах цилиндрические и полусферические заряды дали возможности реализовать для потока предварительно ударно-сжатого до давлений 3-5 и 20 ГПа и расширяющегося в вакуум водорода скорости 35 и 50 км/с соответственно.
При распространении ударной волны в среде с непрерывно уменьшающейся плотностью скорость ударной волны неограниченно возрастает [107, 150-152]:
us ~р“а, а = 0,2-0,25.
Впервые градиентное ускорение во взрывных экспериментах наблюдалось при создании 20-кратной разности плотностей путем диффузии водорода в аргон [150, 151]. Для генерации ударной волны использовали устройство (рис. 2.19, а) [136], подрыв активного заряда которого производили спустя 1 с после начала диффузии. В опытах наблюдалось увеличение скорости от 12,5 до 19,5 км/с, удовлетворительно согласующееся с расчетной оценкой: а = 0,18[151]. Более значительный градиент плотности создается при истечении газа в вакуум после прорыва диафрагмы (рис. 2.19,6) [150]. В исходном положении камера сжатия заполнена воздухом при нормальных условиях, а выходная трубка откачана до давления ~ 1 мм рт. ст. Разряд конденсаторной батареи приводит к прорыву диафрагмы, после чего газ начинает перетекать в выходную трубку. Использованный взрывной генератор в воздухе при р0 = 1 бар дает ударную волну со скоростью 20 км/с после прохождения области разрежения [150].
Для целей термоядерного синтеза представляют интерес скорости движения плазмы больше 103 км/с. Торможение такого по-
Рис. 2.19. Схема опытов для получения градиентного ускорения [149, 151]
тока позволяет получить температуру ~107 К, необходимую для реакции термоядерного синтеза. В настоящее время такие волны удалось получить только на электромагнитных ударных трубах при очень низких исходных плотностях -10 s г/см3 [153]. Перспективным в этом отношении представляется использование градиентного ускорения ударной волны в присутствии магнитного поля [154, 155]. В этом случае, как показывают расчеты [154, 156], можно ожидать более сильную, чем в отсутствие магнитного поля, зависимость скорости от плотности: а = 0,5. В [150] обсуждены возможные эксперименты по достижению скорости ~103-105 км/с в ионизированном газе в магнитном поле ~105 Э. Однако проведенные к настоящему времени эксперименты с ионизующей МГД-волной [157] показали, что эффект усиления ударной волны в этом случае незначителен, так как магнитное поле вытесняется в область перед фронтом.
Взрывной генератор прямоугольных импульсов
При исследовании физических свойств вещества в области высоких динамических давлений инерционное удержание его стенками установки оказывается невозможным. Эксперимент в этом случае организуют таким образом, чтобы боковая волна разрежения за время опыта не успевала дойти до центральной области, где проводятся необходимые измерения. Устройства такого типа — взрывные генераторы мощных прямоугольных ударных волн [158] различной интенсивности и длительности - широко используются для изучения теплофизических свойств сильносжатых конденсированных сред [158] и плотной плазмы [159-161].
Рис. 2.21. х - г диаграмма течения в генераторе прямоугольных импульсовРис. 2.21. х - г диаграмма течения в генераторе прямоугольных импульсов5. Взрывные генераторы...5. Взрывные генераторы...
Рис. 2.21. х - г диаграмма течения в генераторе прямоугольных импульсов
Рис. 2.21. х - г диаграмма течения в генераторе прямоугольных импульсов
5. Взрывные генераторы...
5. Взрывные генераторы...
Рис. 2.20. Схема взрывного генератора прямоугольных импульсов [160]
Схема взрывного генератора прямоугольных импульсов представлена на рис. 2.20 [160]. Ударник 2 разгоняется расширяющимися продуктами детонации активного заряда 1. Удар по экрану экспериментальной сборки 3 с мишенью 4 производится на расстоянии ~25 мм от заряда, когда ударник приобретает постоянную скорость (до 6 км/с), и в нем успевают релаксировать вызванные детонацией волновые процессы [75, 76, 162]. При столкновении в мишени образуется ударная волна с давлением до 1 Мбар, выход которой на свободную поверхность приводит к генерации ударной волны с us ~ ~ 3-5-6 км/с в исследуемом газе 5. Для расширения скоростных возможностей устройства используют
мишени из сильносжимаемых полимерных материалов (полиуретан, плексиглас), а также легкоиспаряющихся веществ (пористый свинец, медь) [159, 160]. Варьирование интенсивности и длительности
генерируемых импульсов давления в мишени осуществляется при-
129
менением взрывных систем с различными размерами и бризантностью активных зарядов КВВ, а также путем изменения материала и толщины ударника.
Область стационарности реализующегося течения определяется моментом догона ударного разрыва тыльной волной разгрузки, для чего удобно использовать x-t-диаграмму процесса (рис. 2.21). Вызванные боковыми волнами разрежения эффекты неоднородности устраняются путем изготовления ударника и мишени в виде тонких широких дисков (отношение толщины к диаметру ^ 0,05). Правильность такого рода вычислений контролируется оптическими измерениями, которые дают возможность фиксировать приходящие с тыльных и боковых поверхностей возмущения.
Использование взрывных генераторов прямоугольных импульсов позволяет получить воспроизводимость динамических параметров ~1% при асинхронности движения ударной волны в мишени не хуже 107 с и обеспечивает высокую однородность и стационарность реализующегося течения за времена ~Ю6 с в области пространства в несколько миллиметров [159-161].
Крупномасштабные взрывные устройства
В В успешно применяются для проведения крупномасштабных экспериментов с целью изучения поведения различных объектов при воздействии взрывной волны, что особенно важно при разработке конструкций, способных выдерживать в течение нескольких миллисекунд высокие давления и ускорения [75].
Описанная в [163] ударная труба диаметром 2 м и длиной 60 м позволяла в результате взрыва 20 кг КВВ в воздухе (р0 = Ю5 Па) получить давления на выходе из трубы ~ 7 • 105 Па с продолжительностью области повышенного давления т ~ 0,2 с.
Созданное в [75, 163] аналогичное устройство представляло собой железную трубу диаметром 0,6-2 м и длиной 3-15 м, которая устанавливалась вертикально. В результате детонации расположенного
Рис. 2.22. Схема конической взрывной ударной трубы [164]
Рис. 2.23. Схема ударной трубы с ядерным ВВ [63]
на дне трубы заряда КВВ массой до 500 кг получены давления до 200 МПа при длительности импульса на уровне половины амплитуды -1(Н—10~2 с. Проведены эксперименты по метанию шести железных сфер весом по 80 кг. Средняя высота их подъема составила -130 м. При измерении давления торможения обнаружены два пика, соответствующие приходу к измерительной секции воздушной ударной волны и продуктов детонации. Для получения треугольного профиля давления использована вакуумная конструкция ударной трубы.
В [ 164] предложена коническая ударная труба, рассчитанная на -450 кг тротила и позволяющая имитировать воздействие ударной волны от воздушного ядерного взрыва до 20 кт (рис. 2.22). Это устройство имеет длину -700 м с максимальным диаметром 7,2 м и углом конуса -0,56°. Зарегистрированные в воздухе при нормальных условиях величины скорости ударной волны, давления и продолжительности потока с повышенным давлением лежат в пределах us ~ - 3004-800 м/с, р - (5-85) • 105 Па, т - 0,240,5 с.
В [63] описано устройство типа линейной взрывной ударной трубы длиной 122 м и диаметром 1 м, использующее заряд ядерного ВВ -2,2 кт. Вся конструкция помещалась на глубине -176 м под землей (рис. 2.23). Приведены результаты исследования скорости движения ударно-сжатого воздуха и излучающей способности возникающей при взрыве ударной волны. Ударный фронт проходит 122 м за 4 • 10~3 с, изменяя свою скорость от 130 до 10 км/с на конце трубы. Зарегистрированная температура на начальной стадии движения
—120 кК гораздо меньше расчетной ~4 МК,что, видимо, объясняется экранировкой выходящего излучения [63].
В целом можно сказать, что применение КВВ для генерации сильных ударных волн в газах представляет уникальную возможность проникновения в область экстремальных параметров состояния веществ (больших концентраций энергии, высоких температур и давлений, высоких скоростей потоков) и стало надежным и испытанным методом при решении актуальных задач современной экспериментальной физики.
Электропроводность плотной плазмыв линейных взрывных течениях
В линейных МГДВГ достигаются скорости ударных волн 10-15 км/с при высоких начальных давлениях. В этих условиях для плазмы за ударной волной выполняется условие неидеальности, поэтому привлечение теоретических исследований достижимых величин электропроводности позволяет прогнозировать применение различных схем формирования линейных потоков.
Электропроводность — наиболее показательная и легко наблюдаемая характеристика плазмы, определяющая ее диссипативный разогрев и взаимодействие с электромагнитным полем. Дополнительным обстоятельством, привлекающим внимание экспериментаторов к этой проблеме, является относительная простота и хорошая отработанность методов регистрации, а также возможность проведения электрофизических измерений в самых разнообразных экспериментальных условиях.
В ранних экспериментах с плазмой [165] достигнутые параметры неидеальности Г = е21(кТг\ характеризующие кулоновское взаимодействие заряженных частиц в плазме, не превосходили 0,1-0,2. В этих случаях взаимодействие адекватно учитывается на основе использования кинетических уравнений или методов временных корреляционных функций [166].
С ростом неидеальности возникают значительные сложности в обосновании исходных кинетических уравнений и методов их решения. В частности, ввиду сильного коллективного взаимодействия в плотной плазме не удается однозначно разделить характерные времена элементарных процессов и временная эволюция системы под действием внешнего поля, вообще говоря, уже не описывается марковским процессом [167]. Особую проблему составляет учет связанных состояний в частично ионизованной плазме [168] из-за отсутствия соответствующих кинетических уравнений и транспортных сечений для использования полуэмпирических методов. Поэтому вычисления здесь носят экстраполяционный характер и остро нуждаются в экспериментальной проверке.
и
Рис. 2.24. Зависимость безразмерной электропроводности а от параметра неидеальности Г
Кривые 1-6 - теория (Z - данные [313], 2 - [286], 3 - [169], 4 -модифицированное приближение Займана (2.12), (2.13), 5 — [175], 6а, 66 - расчеты с потенциалом (2.14) при температурах 2,5 ■ 104 и 7 • 104 К соответственно); 7-13 — эксперимент ^7-10 — ударное сжатие аргона и ксенона [170-172], 11 — то же цезия [86], 12 - медленный электровзрыв цезия, 13 - изобарический нагрев цезия), остальные точки получены на дугах и разрядах. Стрелками отмечены изменения а . вызванные неоднозначностью выделения кулоновской компоненты
На рис. 2.24 приведен ряд таких экстраполяций для безразмер- u—-xl/2 z \ ^24ТС/1в2.
нои электропроводности o = (l + z) y(z)—Г, со =, y(z) -
topm
поправочный множитель [169]. Кривая 1 соответствует широко используемой в физике плазмы теории Спитцера [169], основанной на численном интегрировании кинетического уравнения Фоккера-Планка. Применением диаграммной техники (учтены кольцевые и лестничные фрагменты) к уравнениям движения для временных функций Грина в [170] получено сходящееся кинетическое уравнение, учитывающее межчастичное взаимодействие через экранированный кулоновский потенциал и справедливое в первом порядке по Г (кривая 2). Учет коллективных эффектов в кулоновском взаимодействии был выполнен в [171] на основе уравнения Фоккера-Планка для одночастичной функции, где в интеграл столкновений входят все моменты и функции распределения (рис. 2.24, кривая 2а).
Динамические методы позволили провести [172, 173] измерения статической (при а)2<(В2 =4кпе21т) электропроводности плазмы в широком диапазоне параметров неидеальности от Г ~ 0,3, где различия между теориями невелики, и имеется значительное количество опытных данных [165], до области экстремально высоких Г ~
~ 5-5-10, где расходится большинство теоретических приближений и результаты экспериментов являются основой для построения физических моделей электронного переноса в плотной неупорядоченной среде [174—177]. Данный диапазон исследован с помощью различных сред: цезия, воздуха, неона, аргона и ксенона в частично перекрывающихся между собой и с другими измерениями диапазонах параметров. Существенно, что для плазмы этих элементов наряду с электропроводностью были выполнены термодинамические и газодинамические измерения, что позволило более определенно судить о физических условиях, в которых находится ударно-сжатая плазма.
Максимальные параметры плазмы (Р « 11 ГПа, пе ~ 1021 см-3, Т~ ~ (1-^-2) • 104 К) были получены на ксеноне, где экспериментами удалось охватить сверхкритические плотности р ~ 1-54 г/см3 [172, 173, 178,179]. Это позволило непрерывным образом проследить за поведением электропроводности от состояний малой плотности, где “работают” плазменные модели [170, 171, 174-176], до области полученных динамическим сжатием жидкого ксенона конденсированных плотностей, в которой ударная сжимаемость описывается зонной теорией твердых тел [180], а электропроводность подчиняется полупроводниковым моделям [177].
Полученная совокупность экспериментальных данных (рис. 2.24) определенно указывает на занижение измеренных значений электропроводности по сравнению с теорией Спитцера [169], в то время как более строгие теории [170,171] предсказывают увеличение проводимости с ростом кулоновского взаимодействия. Количественное расхождение между данными различных групп экспериментов на рис. 2.24 связано как с особенностями поведения высокотемпературной плазмы, так и с фактическим несоответствием первичных данных и трудностями выделения кулоновской компоненты в слабоионизованной плазме. Последнее обстоятельство является наиболее характерным для экспериментов со щелочными металлами [181], где вклад нейтральных частиц особенно велик ввиду больших сечений рассеяния электронов на атомах в основном и возбужденном состояниях и недостаточной степени ионизации. Эти эффекты приводят к неопределенности выделения кулоновской компоненты электропроводности из результатов низкотемпературных измерений [181], достигающей сотен процентов (см. стрелки на рис. 2.24).
Благодаря использованию мощных взрывных волн была получена [172, 173, 178] плазма с высокой степенью ионизации, для которой отсутствует проблема выделения кулоновской компоненты. Это существенно упростило интерпретацию экспериментов, уменьшив неопределенность в термодинамическом составе и сечениях некулоновских элементарных процессов. Полученные динамическими методами результаты можно условно разделить на низкотемпературные (Г ^ 2 • 104 К) [172, 173] и высокотемпера-
турные (Г > 2 • 104 К) [178] данные. При этом низкотемпературные данные соответствуют экстремально высоким значениям плотности р ~ 4 г/см3, которые близки к границе вырождения электронной компоненты, и при которых реализуется сильное кулоновское взаимодействие Г ~ 5*10, а в высокотемпературной области возникает плазма с развитой однократной и двукратной ионизацией. Рис. 2.24 показывает, что полученные на различных веществах (аргон, ксенон, неон, воздух) результаты согласуются между собой и позволяют проследить влияние кулоновского взаимодействия на электропроводность в широком и непрерывно меняющемся диапазоне параметров неидеальности Г ~ 0,3*5,0 и температур Т~ (1*10)- WK.
Уменьшение электропроводности неидеальной плазмы по сравнению с данными асимптотических теорий может быть вызвано возрастанием сечений кулоновских столкновений по сравнению с результатами теоретических оценок, которые при Г ^ 1 предсказывают аномально малые (^ 108 см) радиусы экранирования. По-види- мому, в неидеальной плазме происходит перенормировка взаимодействия, и радиус корреляции зарядов оказывается порядка межчастичного расстояния [172] подобно тому, как это имеет место в металлах и легированных полупроводниках [182]. Соответствующая модель [182], используемая для описания электронного рассеяния на примесных центрах легированных полупроводниках, показана на рис. 2.24 кривая 4.
Для описания результатов экспериментов [172, 173, 178] была предложена модель [176], в которой ионные корреляции учитывались в заимствованном из теории жидких металлов и полупроводников приближении Займана [182], а рассеяние зарядов рассчитывалось в борновском приближении с экранированным кулоновским потенциалом. В т-приближении [182] для электропроводности справедливо выражение
о =^7 22^^^.,(2.12)
3^лт7 0 ««Х-^ + ЗХ^цСг)
j
где Zj - заряд j-ro иона, ^ - активность, связанная в рамках кольцевого дебаевского приближения с концентрацией электронов пс соотношением £ = ие(1 + у/2)_|, а х = е/(ЛТ) [183]. Частота столкновений электрона с ионами вычисляется в приближении Займана [177, 182]:
14е!с^
'и^\2 a^dq. Юн HjfTl^ Е q
где для структурного фактора а. и форм-фактора псевдопотенциала Uj^q) использованы выражения, следующие из дебаевского прибли-
жения:
U^ =U^ =4KZjCT ?2+Xo’4KZjCT ?2+Xo’, 4ne2Z(ZZt,it) а^=\уW2+Xo), 4ne2Z(ZZt,it) а^=\уW2+Xo)(2.13)(2.13)
U^ =
U^ =
4KZjCT ?2+Xo’
4KZjCT ?2+Xo’
, 4ne2Z(ZZt,it) а^=\у
W2+Xo)
, 4ne2Z(ZZt,it) а^=\у
W2+Xo)
(2.13)
(2.13)
Тогда
_ ГТ ке4 i ^^m £3/2 2}П} i’
где b =2^пк+пагде b =2^пк+па4e “ = ^274e “ = ^27%0 - магнитная проницаемость.%0 - магнитная проницаемость.
где b =
2^пк+па
где b =
2^пк+па
4e “ = ^27
4e “ = ^27
%0 - магнитная проницаемость.
%0 - магнитная проницаемость.
Полученные соотношения имеют правильную спитцеровскую асимптотику при Г —> 0 и обладают приемлемыми экстраполяционными свойствами, не имея расходимостей и удовлетворительно описывая эксперимент вплоть до экстремально высоких значений параметра кулоновской неидеальности.
Характерная особенность экспериментов с неидеальной плазмой заключается в относительно низких температурах Т ^ 4 • 104 К, так как эти опыты ориентированы на получение развитой кулоновской неидеальности, которая с ростом температуры падает. Использование кумулятивных ударных труб и эффектов отражения ударных волн от преград позволило продвинуться [178] в область экстремально высоких температур и получить сильноразогретую многократно ионизованную плазму с развитой кулоновской неидеально- стью Г ~ 1-$-5. Электрофизические свойства такой плазмы оказались в значительной мере неожиданными и противоречащими существовавшим ранее моделям [184]. Результаты высокотемпературных экспериментов [178] свидетельствуют об отсутствии подобия кулоновской компоненты неидеальной плазмы (безразмерная электропроводность высокотемпературной плазмы (см. рис. 2.24) оказывается меньше, чем для высокотемпературной при тех же значениях кулоновской неидеальности Г). Этот результат находится в качественном противоречии с моделями [185, 186], предельно упрощающими описание близких столкновений в плазме путем принудительного ограничения минимального прицельного расстояния тепловой дебройлевской длиной волны электрона и предсказывающими противоположную зависимость приведенной электропроводности от температуры.
Анализ высокотемпературных экспериментов [178] показывает, что причиной этого эффекта является некулоновский характер рассеяния электронов высоких энергий на тяжелых ионах. Действительно, с ростом температуры амплитуда кулоновского рассеяния Л * е? К^Т) убывает и оказывается сравнимой с характерными размерами ионов ахс ~ 4А, так что высокоэнергетические электроны проводимости при своем рассеянии могут подходить достаточно
близко к ядру, где потенциал взаимодействия уже не является чисто кулоновским и оказывается искаженным внутренними электронными оболочками. В этой окрестности ядра потенциал -Zelr (Z - заряд ядра) является более сильным, чем внешний ионный потенциал -Z'efr ^Z’ — кратность ионизации), что приводит к увеличению сечения рассеяния и, следовательно, к наблюдаемому в опытах относительному уменьшению электропроводности (см. рис. 2.24). Обстоятельством, благоприятствующим проявлению этого эффекта в неидеальной плазме, является экранировка, уменьшающая внешний ионный потенциал.
Для описания эффекта некулоновского рассеяния в [178] была использована псевдопотенциальная модель, в которой проводимость вычислялась в приближении Фроста, а электрон-ионное взаимодействие описывалось эффективным парным потенциалом, учитывающим наличие ионного остова:
zz;гzz;гехр(-0г)ехр(-0г)(2.14)(2.14)
zz;г
zz;г
ехр(-0г)
ехр(-0г)
(2.14)
(2.14)
1,8Z4/3 е2/ кТ
Z-Zj h и \8лиг2
При малых г этот ФермиПри малых г этот Фермипотенциалпотенциалсовпадает с потенциалом Томаса-совпадает с потенциалом Томаса-
При малых г этот Ферми
При малых г этот Ферми
потенциал
потенциал
совпадает с потенциалом Томаса-
совпадает с потенциалом Томаса-
Ze2 1,8Z4/Vф,; =,
CJ Г (Z-Z^
а при г > [Н переходит в дебаевский. Потенциал (2.14) использовался при численном решении уравнения Шредингера для радиальной части волновой функции с последующим расчетом транспортных сечений рассеяния методом парциальных плоских волн (использовано до 50 фаз), что позволило описать установленный в экспериментах (см. рис. 2.24) эффект расслоения изотерм электропроводности высокотемпературной плазмы.
Развитие неустойчивости Рэлея-Тейлорав цилиндрических взрывах
Взрывные течения широко применяются в физических экспериментах и технических приложениях. Исследования сферических и цилиндрических взрывов выполнены в классических теоретических работах [152, 162, 187-191] и многочисленных лабораторных и полигонных экспериментах. Скоростное фотографирование расширяющихся в окружающий газ продуктов взрыва, проводимое практически во всех экспериментах, указывало на турбулизацию излучающего слоя газа,
движущегося вслед за головной ударной волной. На это явление либо не обращали внимание, либо связывали его с начальной объемной неоднородностью заряда ВВ. С появлением в 1977 г. теоретической работы [192] стало ясно, что одной из основных причин наблюдаемых неоднородностей взрывного течения может быть развитие гидродинамической неустойчивости Рэлея-Тейлора (НРТ) на контактной границе между ударно-нагретым газом (УНГ) и расширяющимися продуктами детонации. Проникновение сравнительно холодных ПД в УНГ наиболее заметным образом проявляется в уменьшении интегрального светового потока, излучаемого взрывной волной, и в резком падении электропроводности потока плазмы. Например, исследования МГДВ-генера- торов с цилиндрическим взрывным течением показали, что среднее электросопротивление расширяющегося плазменного кольца может быть на 2-3 порядка выше значений, рассчитанных для плазмы за фронтом ударной волны. Цилиндрические взрывные течения оказались наиболее удобными для исследования НРТ, оно характеризуется меньшей степенью расширения, чем сферическое, однако в цилиндрическом потоке сравнительно просто осуществляется комплексная диагностика. Поэтому ниже описаны результаты экспериментов с цилиндрическим течением продуктов детонации.
Представленные далее (разд. 2.3-2.5) результаты экспериментов в целом подтвердили выводы теоретических работ по турбулизации взрывных течений. Подтверждена концепция формирования моды авторегуляции [192]. Обнаружено ранее неизвестное явление опережения струями ПД фронта головной ударной волны. Впервые экспериментально обнаружена и изучена возвратная (обращенная к центру) ударная волна. Исследовано реальное распределение массовой плотности в головной зоне течения, охваченной НРТ, что не удавалось надежно установить современными вычислительными методами. Изучено влияние на турбулизацию головной зоны потока вторичной ударной волны, идущей по ПД от центра и догоняющей головную волну взрывного течения на поздних стадиях расширения (для цилиндрического взрыва на калибрах расширения более 20). При исследовании среднего электросопротивления турбулизованной плазмы показано, что заметное влияние ионизирующейся присадки, вносимой в заряд ВВ, связано с развитием (в головной зоне турбулентно-перемешанных УНГ и ПД) мелкомасштабных мод неустойчивости с длиной волны порядка долей миллиметра, что приводит к прогреву первоначально холодных продуктов детонации, содержащих присадку и окруженных участками ударно-нагретого газа.
Проведенные исследования НРТ во взрывных течениях имеют принципиальное значение для создания МГДВ-генераторов, так как эта неустойчивость определяет эффективность преобразования энергии и предельные параметры МГДВ-генераторов.
При скоростной фотосъемке цилиндрического взрыва заметны хаотические неоднородности на внутренней поверхности расширя-
Рис. 2.25. Покадровая скоростная фотосъемка камерой ВФУ цилиндрического потока (вид вдоль оси)
Аргон. Pq = 13 кПа, z0 = 2 см, r3 = 1 см. Между кадрами 0,5 мкс (крайний правый ряд задиафрагми- рован больше других)
Рис. 2.26. Расчетные зависимости параметров при цилиндрическом расширении продуктов реальной детонации без учета неустойчивости Рэлея-ТейлораВремя от начала процесса 30 мкс, г3 = 1 смРис. 2.26. Расчетные зависимости параметров при цилиндрическом расширении продуктов реальной детонации без учета неустойчивости Рэлея-ТейлораВремя от начала процесса 30 мкс, г3 = 1 смющегося плазменного кольца (рис. 2.25). Они являются следствием развития одной из гидродинамических неустойчивостей — неустойчивости Рэлея-Тейлора - на границе раздела сред с разной плотностью при движении с ускорением [193, 194]. Во взрывных течениях это явление развивается за единицы микросекунд и формирует в конечном счете область мелкомасштабной турбулизации ударно-нагретой плазмы и продуктов детонации.
Рис. 2.26. Расчетные зависимости параметров при цилиндрическом расширении продуктов реальной детонации без учета неустойчивости Рэлея-Тейлора
Время от начала процесса 30 мкс, г3 = 1 см
Рис. 2.26. Расчетные зависимости параметров при цилиндрическом расширении продуктов реальной детонации без учета неустойчивости Рэлея-Тейлора
Время от начала процесса 30 мкс, г3 = 1 см
На рис. 2.26 приведен характерный результат численного расчета с учетом реальной детонации, выполненного по методике
[48], которая не моделирует развитие неустойчивостей. Головная зона течения между фронтом ударной волны (УВ) и контактной поверхностью (КП), содержащая электропроводный газ, способна взаимодействовать с магнитным полем. Вследствие различия температур по обеим сторонам от КП плотность газов различается в 10—100 раз. В холодных продуктах детонации вблизи КП обнаруживается еще один скачок плотности, перемещающейся вверх по потоку к центру взрыва. Это есть возвратная ударная волна (ВУВ), иногда называемая в литературе “обращенной к центру ударной волной в продуктах детонации”. Более четкую фиксацию ВУВ удалось получить в [195] за счет использования более мелкой счетной ячейки. Эта волна ранее была замечена в расчетах сферических взрывов в [187, 188]. В линейных взрывных течениях ВУВ обнаружена при аналитическом расчете расширения ПД в разреженный газ в [196]. Таким образом, головная зона взрыва ограничена с внутренней стороны течения возвратной ударной волной, распространяющейся к центру по ПД.
В цилиндрическом случае для заряда В В радиусом 1 см на радиусе около 12 см область газа, сжатого ВУВ, имеет радиальный размер около 1 см, тогда как размер ударно-нагретого газа достигает 4 см (см. рис. 2.26). Скорость м^ движения ВУВ относительно КП составляет около 500 м/с. В процессе расширения вся головная зона течения и контактная поверхность имеют отрицательное ускорение g в пределах (0,5-5) • 108 м/с2. Свободно расширяющиеся ПД, попадая в область замедления головной зоны, после резкого торможения при прохождении по ним ВУВ движутся еще более замедленно. Ударно-нагретый газ, попавший в головную зону через фронт головной ударной волны, также постепенно замедляется.
Итак, существуют три поверхности разрыва плотности потока: фронт головной У В, контактная поверхность и фронт ВУВ. На первых двух разрывах градиент плотности направлен против вектора замедления, и, следовательно, существуют условия для развития НРТ. На фронте ВУВ выполнены условия устойчивости, поскольку градиент плотности совпадает с градиентом замедления. Мы нс будем обсуждать устойчивость фронта ударных волн. По этому вопросу имеются противоречивые теоретические и экспериментальные данные.
Неустойчивость Рэлея-Тейлора возникает в большинстве нестационарных физических явлений, когда жидкости или газы подвержены воздействию объемной силы, направленной по нормали к поверхности их раздела. В реальных условиях на развитие НРТ оказывают влияние сжимаемость, вязкость и теплопроводность сред и нестационарность режима ускорения. Впервые неустойчивый характер равновесия жидкостей был отмечен Рэлеем [193] при объяснении природы образования морских волн. Через полвека после пионерских работ Рэлея более детальное исследование этих явлений
было проведено Тейлором [194] при изучении сильных взрывов в атмосфере (в приближении невязких несжимаемых жидкостей). В последние годы интерес к изучению НРТ усилился в связи с задачами инерционного термоядерного синтеза.
Неустойчивость Рэлея-Тейлора наблюдается в МГД-течениях [197-201], при сжатии магнитного поля металлическим лайнером [202-205], при удержании плазмы магнитным полем [206-208], при прохождении тока через проводящие жидкости [209-213] и даже при образовании колоний микроорганизмов в воде [214, 215]. Для импульсного сжатия водородной мишени НРТ была предсказана аналитически [216] и исследовалась численно [217, 218]. Экспериментально НРТ изучалась при торможении в воздухе металлических пластин, ускоренных взрывом [219], при прохождении ударной волны через границу раздела двух газов [220-222] и в ряде других работ [223-266]. Несмотря на распространенность НРТ в различного рода явлениях и технических процессах, число экспериментальных исследований этого явления весьма ограничено [219—222, 267-269]. Одна из последних монографий, связанная с рассматриваемыми проблемами [270], содержит гидродинамическую теорию турбулентного перемешивания, обобщает многие результаты исследований и содержит обширную библиографию.
Во взрывных течениях НРТ практически не исследовалось экспериментально. Ее проявление обнаруживало себя в воздушных ядерных взрывах и в модельных взрывных экспериментах [271-274]. Подробно механизм развития НРТ для взрывных течений разработан в серии расчетных работ [192, 195, 275-282]. В частности, авторы [195] впервые показали, что наличие возвратной ударной волны является определяющим для развития НРТ, ограничивая диапазон длин волн неустойчивости сверху. Практические потребности разработки взрывных МГД-ге- нераторов инициировали проведение параллельно указанным расчетным работам серии экспериментальных исследований [51, 55, 283], основные результаты которых излагаются в данной главе.
Согласно классической формуле Чандрасекхара [284], для начальных стадий расширения цилиндрического взрыва оценка наиболее неустойчивой моды НТР Хт = 4л^,/3¥2/3 (g - замедление головной зоны, v - кинематическая вязкость) дает значение менее 0,1 мм, что по порядку величины совпадает с дисперсностью используемых зарядов ВВ. Для инкремента нарастания неустойчивости получается соответственно gm = O^g^v-1/3 = 0,5 • 106 с-1. Эти оценки справедливы для начальной стадии расширения ПД, когда зона перемешивания еще достаточно мала. Действительно, замедление головной зоны течения много больше, чем gx = v211^ = 10бм/с2, которое характеризует изменение замедления, обусловленное действием вязких сил. Здесь /, - длина пути перемешивания, принятая равной Хт = 0,1 мм. Сжимаемостью ПД и УНГ в соответствии с выводами работы [277]
Продукты детонации
Рис. 2.27. Схема образования зоны турбулентного перемешивания (У) ударнонагретого газа (2) и продуктов детонации (3) во взрывных течениях [195]
4 - расчетное положение контактной поверхности, 5 - нижняя граница турбулентной зоны
можно пренебречь. При этих предложениях в [195] показано, что из-за слияния “пузырей” ПД, всплывающих в зоне УНГ, развитие зоны турбулентного перемешивания происходит при постоянном увеличении длины волны НРТ, начиная с X = Хт.
Этот процесс иллюстрирует рис. 2.27. Он построен на основе разработанных в [195] представлений о динамике НРТ, получивших частичное подтверждение в описанных далее опытах. Экспериментально не удалось исследовать самые начальные стадии процесса, соответствующие примерно стадиям tx-t6 на рис. 2.27. Момент времени У] соответствует начальной, линейной стадии с указанной выше минимальной длиной волны Хт = 0,1 мм. Момент г2 соответствует развитию нелинейной стадии, когда “всплывающие пузыри” ударно-нагретого газа сливаются друг с другом, оставляя за собой, внутри зоны УНГ, локальные образования продуктов детонации (момент /3). При этом происходит двукратное увеличение длины волны неустойчивости. Холодные ПД в локальных образованиях быстро перемешиваются с горячей плазмой УНГ, образуя зону мел-
комасштабной турбулизации (момент z4). Далее процесс периодически повторяется, и зона мелкомасштабной турбулизации (ЗМТ) расширяется (г5—г10), а длина волны возмущений на границе ПД-ЗМТ скачкообразно растет.
Как следует из классической работы Биркгофа [285], в момент времени Г, скорость “всплывающих пузырей” УНГ равна и* = Fr^/^, где /, - характерный размер пузырей, Fr - число Фруда (при перепаде плотностей на контактной поверхности порядка 10 величина Fr = 0,3). Скорость «,+ определяет верхнюю границу Дг+ области турбулентного перемешивания. Из работ [195, 278] следует, что Д/+ растет во времени ускоренно: Дг+ = 0,5а+ + gW1 = а + г(0, где а+ - безразмерная функция перепада плотностей, г(г) - текущий радиус. Оценка а+, выполненная в [279], дает значение порядка 0,1. Тогда для характерного размера пузырей /, = a+ Fr-2 gV)^ получаем /, = Дг+. Таким образом, средний размер /, пузырей УНГ, “всплывающих” в продукты детонации (рис. 2.27), по порядку величины близок к среднему размеру Д/+ зоны перемешивания УНГ и ПД (отсчет /, ведется от начального положения контактной поверхности Дг+).
В некоторый момент времени гн “всплывающие пузыри”, формирующиеся в зоне мелкомасштабной турбулизации, достигнут фронта возвратной ударной волны. При этом режим свободного перемешивания нарушается и устанавливается впервые указанный в [195] квазистационарный режим с автоматической регуляцией величины моды неустойчивости на уровне X* = (nin )2 ! g, где uin - скорость втекания ПД в ВУВ, определенная в идеализированном расчете (см. рис. 2.26). “Нижняя” граница зоны турбулентного перемешивания расширяется согласно [195] в сторону УНГ по закону Дг_(0 = aj\f) (см. рис. 2.27). Таким образом, общая протяженность зоны мелкомасштабного турбулентного перемешивания УНГ и ПД есть ^,\0 = Дг+(г) + Дг_(г) = (а+ + ajr(t), т.е. она однозначно связана с радиусом расширения взрыва.
Для экспериментов с МГДВ-генераторами цилиндрического типа оценки дают следующие значения параметров НРТ для радиуса взрыва г = 10 см при радиусе заряда r3 = 1 см: длина волны моды авторегуляции X* = 0,5 см (для аргона с давлением 105 Па), область турбулентно-перемешанных УНГ и ПД Дг ~ 1 см; время достижения струями ПД фронта ударной волны (момент /п-г12 на рис. 2.27) составляет около 20 мкс. Таким образом, теоретические разработки показали, что во взрывных течениях развитие НРТ должно приводить к интенсивному турбулентному перемешиванию УНГ и ПД и к прорыву слоя УНГ струями ПД. Необходимо было подтвердить эти основные положения экспериментально и дополнить теоретические представления об особенностях развития НТР.
Экспериментальное изучение цилиндрического взрывного течения, охваченного НРТ, производилось на установке, структурная схе-
ма которой повторяла схемы цилиндрических МГДВ-генераторов Т-2 и Т-4 (см. гл. 1) [286, 287]. Расстояние между прозрачными торцевыми плоскостями, образующими канал, менялось в пределах от 1,5 до 10 см в соответствии с длиной используемого заряда ВВ. Радиус заряда ВВ (флагматизированный гексоген, октоген с наполнителем, ТЭН) в различных экспериментах изменялся в пределах от 5 до 12,5 мм. Инициирование заряда производилось строго по оси с помощью электрического взрыва медной проволочки диаметром 0,14 мм. В экспериментах контролировалась одновременность выхода фронта детонационной волны на поверхность заряда по его высоте.
Основные методы диагностики включали:
оптическую визуализацию течения с помощью двух высокоскоростных камер ВФУ-1 (в ряде экспериментов использовались фоторегистратор ЖЛВ-2 и теневая подсветка течения от импульсного источника ЭВ-45); для изучения объемной структуры течения использовалась синхронная съемка с двух направлений — по оси течения и навстречу;
измерение давления на заданных радиусах (70, ПО, 150, 200 мм) с помощью пьезоэлектрических датчиков давления с временным разрешением не хуже 0,2 мкс;
измерение зависимости распределения массовой плотности потока на заданном радиусе от времени по поглощению рентгеновского излучения с временным разрешением до 0,5 мкс;
измерение радиальной протяженности электропроводной зоны с помощью двойного электрического зонда с временным разрешением до 0,5 мкс;
измерения электропроводности головной зоны течения с помощью четырехточечного электрического зонда по методике, описанной в [288].
Начальное давление рабочего газа (аргон, воздух) варьировалось от 650 Па до атмосферного. Исследовались цилиндрические течения с отношением радиуса взрыва к радиусу заряда (калибром) до 35. Замедление контактной поверхности, полученное по результатам фотосъемки течения, оказалось в среднем на 25% ниже расчетного (см. рис. 2.26).
Измеренный профиль давления в целом соответствовал расчетному, но его амплитуда составляла 0,8 от расчетного значения при погрешности измерений не хуже 10%. Расхождение обусловлено, по-ви- димому, неучетом ионизации. Необходимо отметить наличие резкого скачка на профиле давления с внутренней стороны головной зоны, что явилось первым экспериментальным подтверждением наличия возвратной ударной волны. Покадровая фотосъемка течения (рис. 2.28,2.29) показала, что первые 4-5 мкс после начала разлета ПД расширяющееся кольцо УНГ имеет цилиндрический передний фронт (головную ударную волну) и слегка размытую внутреннюю границу. К 6-7 мкс на внутренней границе УНГ появляются отчетливые пери-
t. мксt. мксКалибр (/7r3)Калибр (/7r3)Рис. 2.28. Развитие неустойчивости Рэлея-Тейлора во времениАргон, р0 = 13 кПа, время экспозиции кадров 1 мкс, z0 = 2 смРис. 2.28. Развитие неустойчивости Рэлея-Тейлора во времениАргон, р0 = 13 кПа, время экспозиции кадров 1 мкс, z0 = 2 см
t. мкс
t. мкс
Калибр (/7r3)
Калибр (/7r3)
Рис. 2.28. Развитие неустойчивости Рэлея-Тейлора во времени
Аргон, р0 = 13 кПа, время экспозиции кадров 1 мкс, z0 = 2 см
Рис. 2.28. Развитие неустойчивости Рэлея-Тейлора во времени
Аргон, р0 = 13 кПа, время экспозиции кадров 1 мкс, z0 = 2 см
Рис. 2.29. Фрагмент взрывного течения с развитой НРТ
— фронт головной ударной волны, 2 - расчетное положение контактной поверхности, 3 - расчетное положение возвратной ударной волны в ПД, 4 - струи продуктов детонации, пронизывающие плазму. Аргон, р0 = 13 кПа, калибр расширения - 12, время экспозиции кадра 1 мкс, z0 = 2 см
Рис. 2.30. Изменение длины X* моды саморегуляции НТР в зависимости от начального давления рабочего газа
Радиус ударной волны -10 см, г3 = 2 см, z0 = 2 см, треугольники - эксперимент; сплошная линия - оценка по формуле X* = (“in)% с использованием результатов идеализированного газодинамического расчета
одические однородности. Еще через 1,5-2 мкс формируются струи ПД с поперечными размерами, соизмеримыми по азимутальной и продольной координатам. Струи ПД достигают фронта головной ударной волны (к 11 мкс) и при определенных условиях выходят вперед. Количество струй ПД постоянно от опыта к опыту при фиксированных начальных условиях, но увеличивается с ростом начального давления рабочего газа (рис. 2.30), что соответствует теоретическим оценкам.
Согласно выводам работы [195], за ярко светящимся кольцом УНГ должен существовать слой турбулентно-перемешанных ПД и УНГ, имеющий температуру существенно меньшую, чем УНГ. Визуализация
Воздух, 50 кПа калибр 15
Аг. 13 кПа калибр 20
Рис. 2.31. Мелкомасштабная турбулизация в воздухе и аргоне (г3 = 2 см, Zq = 2 см, экспозиция кадров 1 мкс)
1 - фронт головной ударной волны, 2 - расчетное положение контактной поверхности, 3 - расчетное положение возвратной УВ в ПД; Дг^р - область ударно-нагретого газа (с крупномасштабными неоднородностями X* - 1 см); Дг^ - область мелкомасштабного турбулентного перемешивания с размером неоднородностей порядка 1 мм
Рис. 232. Фоторегистрация цилиндрического взрывного течения со струями, опередившими фронт УВ (г3 = 2 см, z0 = 4 см, экспозиция кадров 1 мкс)
а - pg = 13 кПа, Г] = 12 мкс, калибр г/г, = 10; б - р0 = 13 кПа. Г] = 18 мкс, калибр 12. / - фронт головной ударной волны. 2 - результат взаимодействия струй ПД с ударно-нагретым газом, 3 - струи ПД, обогнавшие фронт головной ударной волны (становятся различимыми при ударе об обечайку канала); 45 - расчетные положения контактной поверхности и возвратной УВ в продуктах детонации соответственно, 6 - вид с фронтальной части потока
этого слоя затруднена, поскольку свечение газа в данной зоне слабое, а использование теневых приборов в условиях взрывного эксперимента затруднено. Путем специальной обработки фотопленок удалось зафиксировать слои турбулентно-перемешанных ПД и УНГ (рис. 2.31) и проследить их развитие во времени. Обработка фотоснимков показала, что характерный размер неоднородностей в этой зоне мелкомасштабной турбулизации составляет около 1 мм. Суммарный.размер “чистого” УНГ и зоны перемешивания превосходит расчетный размер слоя УНГ. Экспериментальный размер турбулентной зоны удовлетворительно согласуется с оцененным по формуле Аг(г) = (а+ + aJ/V) при (а+ + а.) = 0,6. Изложенные результаты показывают, что представленные в [195] данные о скорости развития турбулентной зоны находят удовлетворительное экспериментальное подтверждение.
Рис. 2.33. Теневая съемка струй продуктов детонации при р0 = 1,3 кПа (л) и 13 кПа (б)
1 - фронт головной ударной волны, 2 - граница турбулентной зоны, 3 - струи ПД, движущиеся сквозь УНГ. 4 - струи ПД, обогнавшие фронт УВ (диаметр окна подсветки 80 мм)
Рассмотрим экспериментальные данные о движении струй продуктов детонации, формирующихся в результате развития моды авторегуляции. Струи ПД в процессе своего развития могут полностью пронизывать слой УНГ и, более того, обгонять фронт ударной волны. Явление демонстрируется на
рис. 2.32, где отчетливо видны струи ПД (3), движущиеся впереди фронта ударной волны. Они становятся различимыми при фоторегистрации вследствие формирования на них косых скачков уплотнения. Для наглядности на рис. 2.32 указано расчетное положение контактной поверхности (4) и волны сжатия ВУВ (5) в продуктах детонации, находящихся в слабосветящейся зоне турбулентно-перемешанных ПД и УНГ.
Выход струй ПД перед фронтом ударной волны наиболее отчетливо проявляется во взрывных течениях, инициированных зарядами ВВ с меньшей скоростью детонации. В результате этого на малых радиусах разлета имеет место большее замедление потока и, следовательно, НРТ развивается быстрее и раньше выходит на режим авторегуляции. Типичная скорость движения (по отношению к фронту головной ударной волны) струй ПД, вышедших перед фронтом ударной волны, для начальных давлений рабочего газа (аргон, воздух) до 13 кПа составляет около 1-1,5 км/с. С течением времени эта скорость уменьшается и струи ПД ослабляются (делокализуются).
Экспериментально установлено, что при расширении ПД в область относительно низких давлений (менее 50 кПа) струи ПД обгоняют фронт головной ударной волны практически при любых условиях детонации ВВ. Опережение струями ПД фронта головной ударной волны подтверждается фоторегистрацией процесса взаимодействия струй ПД с прозрачной преградой. При торможении на ней струи ПД высвечиваются в виде круговых пятен с диаметром, меньшим характерного размера X* ~ 1 см. Это свидетельствует также о струйном, а не желобковом характере развитой неустойчивости. Еще одно подтверждение явлению обгона струями ПД фронта головной ударной волны было получено с использованием теневой фотосъемки. При детальном анализе снимков удалось зафиксировать поглощение этими струями излучения от источника подсветки ЭВ-45 (рис. 2.33). При
Рис. 2.34. Диаграмма движения вторичной ударной волны, ее визуализация (/), сигнал двойного электрического фонда (//) и рентгенограмма поглощения (///) / - фронт головной УВ, 2 - расчетное положение КП. 3 - внутренняя граница турбулентной зоны, 4 — вторичная УВ, распространяющаяся по зоне турбулентного перемешивания. Время экспозиции кадра 1 мкс. Режим: заряд В В - ТЭН, р3 = 1,35 г/см3, г3 = 0,6 см; Аг, 0,1 МПа; калибр 23 (сигналы а-г получены с зонда на калибре 17, включенного параллельно зонду на калибре 23). Классический радиус остановки контактной поверхности для этого режима г/г3 = 35
повышении начального давления рабочего газа до значений (1-2) • 105 Па развитие струй ПД также приводит к прорыву слоя УНГ, но, как правило, наблюдается искажение фронта головной ударной волны, а не его опережение. Таким образом, экспериментально было установлено неизвестное ранее явление обгона струями ПД, формирующимися в результате развития моды авторегуляции НРТ, фронта головной ударной волны.
Сформулируем некоторые выводы о развитии НРТ во взрывных течениях.
Экспериментальные исследования, описанные в данном параграфе, показали, что возмущения светящегося кольца плазмы являются результатом прихода в эту область струй продуктов детонации. Установлено, что струи ПД полностью пронизывают плазму и достигают фронта головной ударной волны, а при давлениях рабочего газа (аргон, воздух) =5 13 кПа обгоняют фронт УВ. При повышении начального давления газа до значений более 50 кПа 148
струи ПД лишь искажают фронт головной ударной волны. Основным следствием формирования струй продуктов детонации, соответствующих моде авторегуляции НРТ, является снижение скорости движения головной ударной волны из-за ослабления интенсивности толкающего поршня ПД, обусловленного проникновением газа ПД через контактную поверхность. Развитие неустойчивости Рэлея-Тейлора во взрывных течениях приводит к интенсивному турбулентному перемешиванию плазмы и продуктов детонации и образованию области тур- булизованной плазмы с одновременным прорывом узкими струями продуктов детонации фронта головной ударной волны, что существенным образом влияет на характеристики МГДВ-генератора.
На поздних стадиях расширения, когда радиус КП становится сравнимым с классическим радиусом остановки ПД [162], была обнаружена и исследована вторичная волна сжатия, распространяющаяся по продуктам детонации от центра. При атмосферном давлении эта волна догоняет головную зону взрывного течения на калибре около 15. В этой области, близкой к ВУВ, вторичная волна сжатия надежно фиксируется двойными электрическими зондами (участок в-г на рис. 2.34), а в режимах на воздухе - и по началу свечения. Взаимодействуя с головной зоной, вторичная волна сжатия формирует в слое турбулентно перемешанных УНГ и ПД слабую ударную волну, отчетливо фиксируемую оптически по сигналам электрического зонда и рентгеновского регистратора плотности (точка е на рис. 2.34). Более подробно свойства вторичной волны сжатия описаны в [51]. Ее возникновение повышает электропроводность головной зоны взрыва вследствие дополнительного сжатия газа, что особенно проявляется при использовании легкоиони- зирующейся присадки.
Плотность газовв головной зоне цилиндрического взрыва
В соответствии с выводами п. 2.3, где представлены расчетные и экспериментальные данные о динамике развития НРТ, должно наблюдаться существенное отклонение реальных параметров газа в головной зоне взрывного течения от результатов идеализированного газодинамического расчета. Теоретическое описание развития НРТ [195], используемое в настоящей работе для объяснения результатов эксперимента, базируется на расчетных данных о распределении плотности в головной зоне течения. Наблюдаемую в эксперименте моду саморегуляции НРТ с длиной волны X* = 1 см удается объяснить в рамках представлений о существовании ВУВ [195]. Эта волна, как уже указывалось, отчетливо фиксируется в газодинамических расчетах сферических [191, 289] и цилиндрических [47, 290, 291] взрывных течений даже при малых давлениях окружающего
газа. В [196] установлено, что ВУВ должна формироваться также и в плоском взрывном течении. Вместе с тем экспериментальные данные, подтверждающие реальное существование ВУВ, нам неизвестны. При импульсной рентгенографии плоских взрывных течений [292] возвратная ударная волна не была обнаружена. Для цилиндрических взрывных течений измерения распределения плотности потока, видимо, ранее не производились с необходимой точностью и временным разрешением.
Метод импульсной рентгенографии, использованный в данной работе для измерения профиля массовой плотности в головной зоне течения, оказался наиболее приемлемым для условий взрывного эксперимента. Выбор длины приемной щели регистратора равной 25 мм по азимутальной координате позволил уменьшить влияние на результаты измерений крупномасштабных неоднородностей, характерный размер которых, как показано в п. 2.3, составляет примерно 1 см. Ширина щели 1,5 мм выбиралась из условий как необходимого временного разрешения, так и обеспечения удовлетворительного отношения “сигнал-шум” регистрирующего тракта.
Измерения распределения плотности были проведены на воздухе и аргоне при давлениях окружающего газа 50 и 100 кПа. Опыты при меньших давлениях в аргоне не удались из-за возникающих электрических пробоев на рентгеновской трубке, помещаемой внутрь взрывной камеры и находящейся в атмосфере тестируемого газа (электроизоляция трубки в этих условиях оказывалась недостаточной). Снижение начального давления воздуха ниже 50 кПа в каналах с z0 = 10 см приводило к уменьшению поглощения и снижению отношения сигнал-шум. Увеличение массового коэффициента поглощения путем снижения напряжения на трубке также снижало отношение сигнал-шум до предельных значений. Оптимальные условия работы рентгеновского излучателя подбирались опытным путем. Оптимальное напряжение на трубке для воздушной плазмы составило 6-7 кВ, а для плазмы аргона 8-9 кВ. Погрешность измерения плотности оценена в 20-25%. Она определялась в основном уровнем собственных шумов измерительного тракта и точностью определения массового коэффициента поглощения.
При обработке сигналов учитывалось, что в соответствии с результатами статической градуировки массовый коэффициент поглощения в аргоне при заданной энергии рентгеновского излучения в 20-23 раза превышает соответствующий коэффициент в воздухе. Массовый коэффициент поглощения в ПД в пределах точности тарировки (15%) равен массовому коэффициенту поглощения в воздухе. Это означало, что в режимах с аргоном поглощать рентгеновское излучение будет практически только ударно-сжатый аргон, поскольку в соответствии с результатами газодинамического расчета без учета НРТ (см. рис. 2.26) плотность ПД превышает плотность ударно-нагретого аргона примерно в 15 раз. Если же учесть НРТ, то
р -103. ГСМ-3 Ртах = 2,5 • 10"2 Г • СМ"3
IРтах = 4,3 ■ 10"2 Г • СМ"3
Рис. 2.35. Рентгенограммы поглощения в плазме аргона, результаты их обработки (/) и расчетные зависимости плотности без учета НРТ (2) и с учетом НРТ (3) [286]
Ао - граница зоны электрической проводимости (по сигналам двойных ионизационных зондов). Калибр 22, z0 = 2 см; заряд ВВ - ТЭН, р3 = 1,3 г/см3, г3 = 0.6 см; напряжение на трубке 9 кВ
плотность ПД в районе контактной поверхности будет превышать плотность УНГ лишь в 4—7 раз, что позволяет оценить вклад ПД в общем сигнале поглощения на уровне не более 25%.
Воздух и ПД поглощают рентгеновское излучение практически одинаково, что позволяет измерять суммарную плотность УНГ и ПД в головной зоне течения. На рис. 2.35 и 2.36 представлены результаты обработки типичных сигналов поглощения рентгеновского излучения и результаты идеализированного расчета из работы [51], выполненной по методике, изложенной в [48]. В связи с некоторым различием расчетных и экспериментальных данных по скорости для удобства сопоставления расчетное положение фронта ударной волны совмещалось с экспериментальным по координате времени. Из рис. 2.35 видно, что при р0 = 50 кПа плотность ударносжатого аргона непосредственно за фронтом головной ударной волны в пределах погрешности измерений совпадает с расчетным значением (степень сжатия аргона 3,3 ± 0,7 при скорости фронта 2,8 км/с). Длительность фронта изменения плотности (= 1,5 мкс) в
Рис. 2.36. Рентгенограммы поглощения в плазме воздуха, результаты их обработки (7) и расчетные зависимости плотности (2-4) [286]
2 - расчет без учета НРТ, 3 - то же с учетом НРТ, 4 - оценка профиля плотности ПД в зоне турбулентного перемешивания; Аа-граница зоны электрической проводимости (по сигналам двойных ионизационных зондов); КП' - реальное положение контактной поверхности. Калибр 13,5 и 22, z0 = 10 см; заряд ВВ - ТЭН, г, = 1 см, р0 = 100 кПа, напряжение иа трубке 7 кВ
головной ударной волне соответствует измерениям давления и свечения. Более быстрое падение измеренной плотности по сравнению с расчетным объясняется наличием турбулентного перемешивания ПД и УНГ. Это приводит, в частности, к увеличению протяженности зоны электропроводности до точки Дс, определенной по сигналам двойного электрического зонда с погрешностью 3 мкс или 4—6 мм. Точку Ао можно считать внутренней границей зоны турбулентного перемешивания УНГ и ПД. Из рис. 2.35 следует также совпадение (с учетом реальной скорости головной зоны течения, которая несколько меньше расчетной в пределах погрешности измерений) размера турбулентной зоны, определяемого по наличию электропроводности, с расчетным расстоянием от головной ударной волны до ВУВ.
При начальном давлении аргона 100 кПа наблюдается увеличение времени нарастания сигнала плотности на 2—3 мкс, что объясняется неоднородностью фронта головной ударной волны, вызванной развитием моды саморегуляции X* и проникновением струй ПД непосредственно до фронта УВ. Абсолютное значение плотности на фронте головной ударной волны, измеренное в этом режиме, не-
сколько ниже расчетного. Расхождение объясняется проникновением ПД до фронта головной ударной волны и значительным охлаждением УНГ. Это приводит к снижению реализуемой степени сжатия до значения 2,6 ± 0,6. Протяженность электропроводной зоны (точка Ас) в этом режиме в пределах погрешности измерений также совпадает с расчетным расстоянием между ударными волнами, ограничивающими головную зону взрывного потока.
Таким образом, в цилиндрических взрывных течениях наблюдается отличие абсолютных значений плотности газа непосредственно за фронтом ударной волны от расчетных значений. В направлении контактной поверхности имеет место быстрое снижение плотности плазмы и увеличение ее протяженности по сравнению с результатами идеализированного газодинамического расчета. Эти расхождения вызваны турбулентным перемешиванием УНГ и ПД из-за развития НЕТ на контактной поверхности.
Одной из целей измерения распределения массовой плотности потока было непосредственное обнаружение ВУВ. Наглядным доказательством наличия такой волны в цилиндрическом взрывном течении могло быть обнаружение в экспериментах скачка плотности, ограничивающего головную зону течения с внутренней стороны, т.е. со стороны ПД. Это оказалось возможным осуществить в экспериментах на воздухе из-за практического совпадения массовых коэффициентов поглощения рентгеновского излучения ПД и воздуха.
Из представленных на рис. 2.36 осциллограмм можно наблюдать существенное отличие характера сигналов поглощения на воздухе от сигналов поглощения на аргоне. Результат обработки осциллограмм представляет собой суммарную плотность УНГ и ПД. Выделить поглощение излучения ударно-нагретым воздухом из этого сигнала не представляется возможным, поэтому можно лишь приближенно восстановить профиль плотности ударно-сжатого воздуха по аналогии с профилем ударно-сжатого аргона (см. рис. 2.35). За границу зоны ударно-сжатого воздуха можно выбрать точку Аа, соответствующую границе зоны электропроводности. Результатом такого восстановления является кривая 3 на рис. 2.35. За абсолютное значение плотности УНГ на фронте ударной волны можно взять точку Б. При скорости фронта головной ударной волны 3,1 ± 0,15 км/с получаем для течения на калибре 13,5 степень сжатия на фронте течения 5,6 ± 1,3, что несколько ниже расчетного значения для УВ. Используя эти данные, можно оценить реальное положение контактной поверхности. Отчетливо регистрируемый затянутый на 1,5-2 мкс фронт ударной волны вызван его неоднородностью из-за развития НРТ и, возможно, некоторым его искривлением по высоте канала. Таким образом, однозначно идентифициро вать ВУВ при измерениях на калибре 13,5 не удается.
Для прямой регистрации ВУВ необходимо производить измерения профиля плотности на больших (20-30) калибрах расшире-
ния, когда интенсивность ВУВ возрастает. Поэтому экспериментальные данные на малых калибрах расширения ПД лишь косвенно подтверждают наличие у контактной границы области сжатых ПД. Действительно, ПД, проникающие через контактную поверхность в область турбулентного перемешивания (косая штриховка на рис. 2.36), поступили из области, расположенной между контактной поверхностью КП и точкой Ло (верхняя граница турбулентной зоны). При условном перенесении ПД из области перемешивания за контактную поверхность КП получим слой сжатых ПД, масса которых близка к расчетной массе ПД, сжатых в ВУВ (на рис. 2.36 площадь, заштрихованная горизонтально). Распределение плотности ПД в зоне перемешивания представлено линией 4. Оно близко к безразмерному профилю плотности тяжелой компоненты в зоне перемешивания, получаемому в рамках теории турбулентной диффузии [275].
При увеличении калибра расширения ПД до 22 при нормальном начальном давлении воздуха метод импульсной рентгенографии позволил отчетливо зарегистрировать ВУВ. Результаты обработки осциллограммы сигнала рентгеновского поглощения (см. рис. 2.36) показывают, что на профиле суммарной плотности с внутренней стороны головной зоны течения имеется разрыв, совпадающий в пределах погрешности измерений с внутренней границей турбулентной зоны (точка Лс) и скачком резкого падения давления (см. далее рис. 2.38). Общая протяженность головной зоны течения несколько больше расчетной, что характерно, как это уже отмечалось, для режимов на воздухе. Степень сжатия потока на фронте головной ударной волны при скорости фронта 2,8 ± 1 км/с на калибре 22 составляет 5,8 ± 1,3, что в пределах погрешности совпадает с расчетным значением. При исследованных давлениях рабочего газа и калибрах расширения от 10 до 25 основная часть ПД, находящихся в головной зоне потока, сосредоточена ближе к контактной поверхности, где охлаждение плазмы УНГ наиболее велико. В районе фронта головной ударной волны на таких калибрах расширения масса продуктов детонации, проникающих в УНГ, невелика (20-30%), и охлаждение плазмы здесь выражено меньше.
Таким образом, выполненные измерения реального распределения плотности газов в головной зоне цилиндрического взрыва доказали наличие возвратной ударной волны, сжимающей продукты детонации в районе контактной поверхности. Абсолютные значения плотности в области турбулентного перемешивания существенно отличаются от расчетных. Контактная поверхность практически отсутствует, имеет место плавное изменение плотности от ударнонагретого газа через зону турбулентного перемешивания к зоне невозмущенного неустойчивостью Рэлея-Тейлора течения продуктов детонации перед возвратной ударной волной.
Электропроводность плазмыв цилиндрическиих взрывных течениях
Значение и распределение электропроводности в головной зоне цилиндрических взрывных течений имеют определяющее значение для создания эффективных МГДВ-генераторов дискового и радиального типов.
Экспериментальные исследования были проведены с применением интегральных методов, дающих усредненные значения электропроводности плазменного образования (по индуцированным в магнитном поле эдс и протекающему току), и локальных методов (ионизационных и магнитных зондов, различающих неоднородности распределения электропроводности), описанных в гл. 1.
Идеализированные, т.е. без учета НРТ, оценки показали, что в характерных условиях экспериментов (начальное давление 0,26-100 кПа, скорость УВ 3-8 км/с) воздух за фронтом головной ударной волны должен иметь температуру (4—10) ■ 103 К, аргон - (10-16) • 103 К, ксенон - (10-18) • 103 К. Уровень электропроводности плазмы УНГ, не перемешанной с ПД, оцененный с привлечением результатов известных экспериментов [14,292-294] и расчетов [13, 288, 295-297], должен был бы составить в воздухе 40-300 (Ом • м)-1, а в аргоне и ксеноне - (2-10) • 103 (Ом • м)-1. В работе [55] для указанного диапазона начальных параметров получены оценки параметра плазменной неидеальности на уровне 0,1-0,2. Параметр Холла составлял около 0,4 для самых неблагоприятных условий измерений в аргоне при диагностическом поле 4 Тл [55].
Уже первые опыты по измерению средней электропроводности плазмы в головной зоне взрывного течения дали неожиданные результаты - она оказалась на 1—3 порядка меньше расчетной. В качестве примера на рис. 2.37 сплошными линиями показаны характерные для генератора Т-2 измерительные сигналы (заряд ВВ без лег- коионизирующейся присадки). Рассчитанная по этим данным средняя электропроводность составила для аргона всего около 10 (Ом • м)-1 при расчетном значении 4 ■ 103 (Ом ■ м)-1. В ксеноне измеренные значения иэф составили всего 10 (Ом • м)-*, в воздухе - около 1 (Ом ■ м)-1.
Были проведены оценки возможного влияния на электропроводность излучения и ионизационной релаксации. В [55] с использованием методики, предложенной в [107], и с привлечением известных экспериментальных и расчетных данных [26, 54, 298—313] показано, что вследствие радиационных потерь электропроводность может уменьшиться в 2-3 раза в аргоне и в 8-10 раз в ксеноне. Таким образом, учет радиационных потерь не объясняет полностью расхождение измеренных и расчетных значений электропроводности. Оценки ионизационной релаксации показали также, что лишь в опытах с аргоном при сравнительно малых давлениях (< 1,3 кПа) можно ожидать задержку ионизации до 2 мкс, что соответствует расстояниям от фрон-
Рис. 2.37. Характерные сигналы, отражающие электрическую проводимость взрывного течения
а, б- индуцированная ЭДС и производная тока, регистрируемые при закороченных электродах соответственно; в - кривые, полученные с ионизационного фонда; 1 - режим без присадки, /та, = 60 А, 2 - режим с присадкой, /та1 = 4кА; Аг, р0 = 13 кПа, z0 = 2 см, Вд = 4 Тл; Дгунг = (drldt) &Ц = 2 см, Дго = (.dr/dt)^ = 5 см
та головной ударной волны не более 1,5 см (при протяженности УНГ около 3 см). При этом наличие примесей воздуха должно еще уменьшить время ионизационной релаксации.
Как стало ясно после проведения исследований, изложенных в п. 2.3 и 2.4, основной причиной наблюдаемого снижения электропроводности является неустойчивость Рэлея-Тейлора. Первые сведения о наличии зоны мелкомасштабной турбулизации и о перемешивании в этой зоне ударно-нагретого газа с продуктами детонации были получены в опытах с легкоионизирующейся присадкой. Было отмечено, что введение присадки в количестве от 0,1 до 5% во всех исследованных режимах существенно изменяет среднюю электропроводность взрывного течения, а при отсутствии магнитного поля не оказывает заметного влияния на светимость, скорость, давление и плотность потока. Характерные сигналы, отражающие электропроводность взрывного потока с присадкой
Рис. 2.38. Фотография фрагмента цилиндрического взрывного течения и типичные сигналы пьезодатчиков давления и двойных электрических зондов
— фронт головной ударной волны; 2 - граница зоны свечения; 3 - расчетное положение КП; 4 - расчетное положение ВУВ в ПД. Калибр 15, z0 = 2 см, заряд ВВ - гексоген, r3 = 1 см, аргон, р0 = 13 кПа
(см. рис. 2.37, штриховые кривые) обнаруживают заметное уширение электропроводной зоны Дгс по сравнению с расчетной протяженностью зоны ударно-нагретого газа Д/унг- В опытах без присадки размеры зоны электропроводности Дга и свечения УНГ практически совпадали. В опытах с присадкой Дгс всегда превышала ширину области свечения плазменного потока, а сигнал производной индуцированного тока значительно превышал сигнал в отсутствие присадки (до двух порядков).
Данные о средней электропроводности плазмы в головной зоне взрывного течения были подтверждены также сигналами двойных и четырехточечных электрических зондов, которые позволили более подробно изучить локальную структуру зоны электропроводности Дго. На
35 t, мкс35 t, мксрис. 2.38 представлен типичный сигнал двойного электрического зонда. Для сравнения там же показаны сигнал пьезодатчика давления и фотография соответствующего фрагмента течения. Фронт сигнала зонда имеет длительность не более 0,5 мкс и соответствует длительности фронта головной ударной волны по измерениям давления и светимости потока. Зона свечения совпадает с протяженностью сигнала зонда высокого уровня (участок а-б), а интервал между фронтом головной ударной волны и фронтом возвратной ударной волны совпадает с общей протяженностью сигнала зонда (участок а—в). Отметим, что в области турбулентного перемешивания (участок б—в) амплитуды сигнала двойного электриче-
35 t, мкс
35 t, мкс
ского зонда меньше.
Проведем оценку электропроводности по характерному сигналу, представленному на рис. 2.38, без учета приэлектродных падений напряжения. Падение напряжения MJ между двумя проводниками, помещенными в среду с электропроводностью и, определяется по формуле из [288]: MJ = 7/(яоуэл) (уэл - расстояние между проводниками). Ток 7 определяется по падению напряжения на эталонном сопротивлении Яо = 5 Ом. Получаем а ^ [/(луэл/?оДС/)-1.
Для области а-б получаем о - 100 (Ом • м)-1, а для области б-в 5-8 (Ом • м)*1. Эффективная электропроводность для данного режима, измеренная по индуцированным ЭДС и току, равна 15-20 (Ом - м)-1. Таким образом, по измерениям с двойного электрического зонда можно рассчитывать общую протяженность зоны электропроводности Агп и протяженность Arz зоны турбулентного перемешивания. Поскольку общая протяженность Дгх зоны перемешивания плазмы УНГ и ПД, имеющей крупно- и мелкомасштабные неоднородности, совпадает на калибрах более 10 с протяженностью зоны электропроводности Агс, то дополнительные данные о развитии последней здесь не приводятся.
В канале шириной z0 = 2 см удалось осуществить опыты, когда на некоторые пары двойных зондов попадали струи ПД, соответствующие моде саморегуляции X* ~ 1 см. Пары двойных зондов специально располагались на фиксированном радиусе по азимутальной координате на расстояниях друг от друга 1-2 см, близких к размерам неоднородностей в плазме. Сигнал зонда, на который в соответствии с фоторегистрацией попала струя ПД, обрывается практически через 2 мкс после прохождения фронта головной ударной волны (точка я)» в то время как протяженность сигнала с зондов, находящихся в области яркого свечения, соответствует протяженности а-б головной зоны течения, определенной по соответствующему сигналу пьезодатчика давления (см. рис. 2.38).
В связи с тем, что применение двухзондовой методики измерений может приводить к погрешности вследствие образования вокруг электродов приэлектродных слоев, для более точного локального измерения электропроводности был применен четырехточечный электрический зонд. Как известно из теории электрических зондов [298], разность потенциалов в двух точках плазмы совпадает с разностью потенциалов зондов при условии, что ток, текущий через зонд, пренебрежимо мал по сравнению с полным током в среде.
Четырехзондовая методика (см. [292]) основана на идее разделения функций токопроводящих и регистрирующих электродов. Ток от автономного источника э.д.с. подводится к транспортным электродам ОО' (рис. 2.39). Значение транспортного тока определяется по падению напряжения на шунте /?ш. Измерив MJAE между потенциальными электродами, можно определить электропроводность [288, 292]. Зонды, устанавливаемые на диагностической стенке, изготовлены из медной проволочки диаметром 0,1 мм, по-
О, (Ом • м) 1
Рис. 2.39. Схема и сигналы четырехточечных электрических зондов для двух различных режимов (воздух 50 кПа и аргон 1,3 кПа, гексоген, r3 = 1 см; z0 = 2 см)
крытой электроизолирующим лаком за исключением части на расстоянии 3,0 ± 0,2 мм от головки зонда, ориентированной навстречу потоку. Время установления транспортного тока не превышало 0,3 мкс. Расстояние ОО1 между транспортными электродами выбиралось так, чтобы оно было меньше крупномасштабных неоднородностей в плазме. Расстояние между токовыми и потенциальными электродами, равное 1 мм, значительно превыша-
ло размер приэлектродных слоев, совпадающих по порядку величины с дебаевским радиусом ICC5—10-6 см. Прикладываемое к токовым электродам рабочее напряжение 10-60 В не приводило к нарушению экзотермичности плазмы. Оба сигнала подавались на входы дифференциальных усилителей осциллографа. Для определения геометрического фактора была проведена тарировка в импульсном режиме на растворе NaCl. Градуировка показала, что погрешность метода составляет 40-50%. С учетом значительной неоднородности плазмы во взрывном течении погрешность измерений можно оценить в 50-70%.
Проведенные таким методом количественные измерения электропроводности плазмы в головной зоне цилиндрического взрывного течения показали, что при давлениях аргона выше 13 кПа и ксенона выше 3,3 кПа и при любых исследованных давлениях воздуха ярко светящиеся участки головной зоны потока Д/^ обладают высокой, сравнимой с расчетной электропроводностью. Это свидетельствует о том, что эти участки соответствуют чистому УНГ, не перемешанному с ПД [51].
При снижении давления аргона до 1,3 кПа обнаружить эту зону не удается. Типичные экспериментальные результаты для этого режима (см. рис. 2.39) показывают, что на радиусе 11,5 см передний фронт зоны электропроводности имеет длительность около 1,5 мкс (время движения фронта по электродам 0,5 мкс). Максимальная электропроводность составляет всего 16 (Ом • мГ1 при скорости фронта ударной волны 5,8 км/с. Из [14] и [293-314] следует, что электропроводность ударно-нагретого аргона при такой скорости должна быть на уровне 8 • 103 (Ом ■ м)-1. Таким образом, зарегистрированная электропроводность меньше ожидаемой, по крайней мере, на два порядка и равна измеренной по индуцированной э.д.с. и току эффективной средней электропроводности.
Из фотографий на рис. 2.28 можно измерить, что зона крупномасштабных разрушений УНГ на калибре 11,5 имеет протяженность около 1 см. Время ионизационной релаксации согласно оценкам для данного режима составляет 1-1,5 мкс, что соответствует протяженности зоны релаксации 0,6-0,9 см. Следовательно, фронт электропроводности определяется ионизационной релаксацией. За ним в данном случае сразу следует зона турбулентного перемешивания плазмы УНГ и ПД.
В зоне, близкой к заряду, удалось измерить электропроводность воздушной плазмы. На рис. 2.39 представлен результат обработки сигналов с четырехточечного зонда при начальном давлении воздуха 50 кПа. Максимальная измеренная электропроводность составила ~ 100 (Ом - м)-1, а в соответствии с расчетами [295], электропроводность должна иметь значение 60 ± 20 (Ом ■ м)-1 при и = 4,2 ± 0,1 км/с и 7 = 6000 К. Таким образом, измеренное в эксперименте максимальное значение электропроводности воздушной 160
плазмы в области, близкой к заряду, соответствует в пределах погрешности измерений расчетным значениям.
Длительность фронта проводимости (участок а-б сигнала) определяется движением УНГ по электродам длиной 4 мм. Область б-в соответствует неразрушенному УНГ, область в-г - зоне перемешивания ПД и УНГ. В этом режиме (воздух, 50 кПа, калибр 7) зона перемешивания, как видно из рис. 2.39, невелика (~ 1 см). Общая временная протяженность зоны проводимости Дго равна 4,0 ± 0,5 мкс, что соответствует длине 1,6 ± 0,2 см. Расчетная протяженность невозмущенного УНГ равна 0,8 см. Электропроводность в зоне перемешивания в-г на порядок меньше, чем для чистого ударно-нагретого воздуха.
Проведенные измерения электропроводности и плотности головной зоны течения и данные о развитии НРТ, полученные в п. 2.3 и 2.4, позволяют сделать ряд выводов о причинах уменьшения среднего значения электропроводности плазменного кольца во взрывном цилиндрическом течении. Как было показано, развитие НРТ приводит к образованию турбулентной зоны, имеющей мелкомасштабные неоднородности ~1 мм, с одновременным проникновением через зону мелкомасштабной турбулизации узких струй ПД, вызывающих крупномасштабные разрушения слоя УНГ. Анализ результатов исследования НРТ и распределения электропроводности в головной зоне течения позволил установить, что в режимах без легко- ионизирующейся присадки снижение электропроводности происходит в основном из-за развития зоны перемешивания УНГ и холодных ПД, а также быстрого охлаждения потока в этой области. Оценка с использованием данных о распределении плотности, представленных в п. 2.4, показывает, что в аргоне и ксеноне температура должна падать примерно в 3 раза (т.е. до Тср = 3000 4- 6000 К), а в воздушной плазме - в 2-2,5 раза (до 7^ = 3000 -%- 4000 К). Сильное снижение температуры в зоне перемешивания и приводит к резкому уменьшению электропроводности.
161161Для установления степени влияния струй ПД на величину эффективной электропроводности оэф были проведены сравнительные измерения в каналах с z0 = 2 см и z0 = 10 см по измерениям индуцированного тока при наложении диагностического осевого магнитного поля до 4 Тл. Было установлено [56, 283], что при z0 = 10 см происходит снижение иэф в 15-20 раз, а при z0 = 2 см - в 102 - 103 раз. Это объясняется струйным характером развития моды саморегуляции НРТ и меньшим влиянием торцевых стенок. В узком дисковом течении струи ПД с X* = 1 см могут перекрыть значительную часть сечения канала, что вместе с развитием турбулентного перемешивания приводит к сильному снижению иэф в направлении координаты (р. Таким образом, в режиме без присадки основной вклад в эффективную электропроводность плазмы вносит ярко светящаяся область, имеющая крупномасштабные разрушения, которые вызваны струями ПД, соответствующими моде саморегуляции.
161
161
6. Взрывные генераторы...
Установление факта существования области турбулентного перемешивания плазмы УНГ и ПД позволяет понять механизм частичного восстановления электропроводности плазмы смеси при внесении в заряд ВВ легкоионизирующейся присадки. Присадка CsNO3, вносимая на поверхность заряда, располагается в окрестности контактной поверхности. В процессе разлета она попадает в холодные ПД, так как в результате развития НРТ образуется область турбулентного перемешивания плазмы УНГ и ПД. Тем самым присадка вносится в область турбулизованной плазмы. Из-за малых характерных размеров микротурбулентностей (= 1 мм) происходит быстрый подогрев ПД и установление температуры, достаточной для заметной ионизации присадки. Основной вклад в эффективную электропроводность в режимах с присадкой вносит именно область турбулентного перемешивания УНГ и ПД. Следовательно, в этом режиме на значение оэф не должны оказывать влияние мода саморегуляции X* НРТ и ширина канала. Действительно, в режимах с присадкой получено одинаковое значение оэф для каналов z0 = 2 см и 10 см.
Представленные в этом разделе данные позволили понять процессы разрушения электропроводного УНГ и восстановления средней электропроводности головной зоны взрывного течения в режимах с присадкой за счет повышения электропроводности участка мелкомасштабной турбулизации. В опытах с присадкой значения аэф составили для воздуха 102 (Ом ■ м)-1, для аргона и ксенона (3-4) • 102 (Ом ■ м)-1. Значения оэф для режимов с аргоном и ксеноном оказались примерно одинаковыми вследствие значительного радиационного охлаждения ксенона в исследуемой области параметров. В режимах без присадки соответствующие значения оэф были на два порядка ниже: для воздуха ~1 (Ом ■ м)-1, для аргона и ксенона ~10 (Ом • м)-1.
В заключение данной главы сформулируем основные выводы. Эксперименты, проведенные в широком диапазоне начальных условий, позволили получить данные о реальных параметрах взрывных потоков в каналах МГДВ-генераторов. Цилиндрическое взрывное течение выбрано в качестве базисного, так как оно применяется в наиболее мощных МГДВ-генераторах. Химическая энергия заряда из гексогена, октогена, ТЭНа варьировалась от 4 до 40 кДж на 1 см ширины цилиндрического канала. Применялись узкие (z0 = 2 см) и широкие (z0 = 10 см) каналы, что повысило достоверность экспериментальных результатов. Максимальный радиус каналов составлял 35 см, это обеспечило проведение исследований вплоть до затухания течения продуктов детонации. Давление рабочего газа (воздух, аргон, ксенон) изменялось от 260 Па до атмосферного. Применена комплексная диагностика процессов, включающая визуализацию течения, измерения давления, плотности плазмы и продуктов детонации, измерение электропроводности потока. Временное разреше- 162
ние измерительных устройств было не хуже 0,5 мкс, что обеспечивало также необходимое пространственное разрешение исследуемых параметров. Были получены данные о скорости распространения взрывных потоков и замедлении головной зоны течения. Построены аппроксимационные зависимости для расчета кинематических параметров потока. Обнаружено, что протяженность зоны электропроводности заметно превышает область интенсивного свечения ударно-нагретого газа в головной зоне взрыва. Исследованы проявления неустойчивости Рэлея-Тейлора в таких взрывных течениях. Было показано, что наблюдаемый характерный размер неоднородностей нельзя объяснить в рамках линейной теории развития тейлоровских возмущений. Экспериментально подтвержден установленный ранее теоретически механизм формирования струй продуктов детонации и их взаимодействия с ударно-нагретым газом. Экспериментально доказано, что структура области турбулентного перемешивания ударно-нагретого газа с продуктами детонации имеет мелкомасштабный характер с размером неоднородностей порядка 1 мм. Отличие измеренной скорости роста области перемешивания от предсказанной теоретически связано с изменением замедления головной зоны взрыва. Изучена динамика развития области турбулентного перемешивания. На первом этапе ее протяженность растет пропорционально z>.710.5, на втором — пропорционально /°-75. На третьем этапе зона турбулентного перемешивания ограничивается головной ударной волной и возвратной, обращенной к центру ударной волной в продуктах детонации.
В результате экспериментов было доказано существование возвратной ударной волны, ранее не регистрировавшейся в экспериментах.
Экспериментально подтверждены также выводы теории о возникновении предельной моды саморегуляции на определенном этапе развития зоны турбулентного перемешивания при достижении ею возвратной ударной волны. В результате развития моды саморегуляции формируются устойчивые струйные течения продуктов детонации сквозь область турбулентного перемешивания. Стала ясной динамика струй продуктов детонации, соответствующих моде саморегуляции. Видимые на фотографиях возмущения (затемнения) в светящейся плазме являются струями продуктов детонации, достигшими этой области. Они полностью пронизывают и зону мелкомасштабной турбулизации, и слой ударно-нагретого газа, достигают' фронт головной ударной волны, приводят к его искривлению. При давлениях менее 13 кПа струи продуктов детонации опережают фронт головной ударной волны. Одним из следствий формирования устойчивых струй продуктов детонации является уменьшение скорости головной ударной волны. Плотность ударно-нагретого газа непосредственно за фронтом головной ударной волны соответствует расчетным значениям с погрешностью < 25%, а протяженность
зоны, содержащей ударно-нагретый газ, существенно превышает расчетное значение и фактически совпадает с расстоянием между скачками давления и протяженностью зоны проводимости. Это связано с развитием неустойчивости Рэлея—Тейлора на контактной поверхности.
Экспериментально определены профили плотности продуктов детонации и ударно-нагретого газа, перемешанных в зоне мелкомасштабной турбулизации. На калибрах 10-20 область продуктов детонации, сжатых у контактной поверхности в возвратной ударной волне, отсутствует из-за развития в реальном течении неустойчивости Рэлея-Тейлора и возникновения обширной зоны турбулизации, охватывающей все пространство между головной ударной волной в окружающем газе и возвратной ударной волной в продуктах детонации. Поэтому доказать реальность существования возвратной ударной волны впервые удалось лишь в специально поставленных экспериментах при высокой степени расширения взрывного потока.
В цилиндрических взрывных течениях электропроводность ярко светящихся плазменных образований, соответствующих невозмущенному ударно-нагретому газу, при давлении рабочего газа аргона >13 кПа, ксенона > 3,2 кПа и воздуха >1,3 кПа соответствует как расчетным, так и определенным экспериментально на ударных трубах значениям. При меньших начальных давлениях область с высокой электропроводностью (невозмущенный ударно-нагретый газ) отсутствует. Показано, что в ближней к заряду области при калибрах расширения ударной волны в воздухе < 5—7 существует, как и предсказывает теория, слой ударно-нагретого газа, не разрушенный неустойчивостью Рэлея—Тейлора во всех исследованных режимах течения. В опытах без использования легкоионизирующейся присадки снижение электропроводности происходит из-за развития области турбулентного перемешивания ПД и УНГ. Эффективная электропроводность в этом режиме определяется зоной ударно-нагретого газа, имеющей крупномасштабные разрушения, вызванные струями продуктов детонации. В узком дисковом течении при ширине канала, близкой к длине моды саморегуляции ~1см, влияние неустойчивости Рэлея-Тейлора на величину эффективной электропроводности на порядок больше, чем в широких МГД-каналах. В режимах без легкоионизирующейся присадки характерные значения аЭф на 2—3 порядка меньше, чем в невозмущенном неустойчивостью ударно-нагретом газе, и составляют около 1 (Ом • м)1 для цилиндрического взрыва в воздухе и около 10 (Ом • м)-1 в ксеноне и аргоне. В режимах с присадкой оэф увеличивается до 102 (Ом ■ м)™1 в воздухе и до (3—4) - 102 (Ом * м)-1 в аргоне и ксеноне, что делает цилиндрические взрывные течения пригодными для применения в МГД- преобразователях энергии.
Глава 3
МАГНИТОГИДРОДИНАМИЧЕСКИЕ ПРОЦЕССЫВ КАНАЛАХ МГДВГ
Исследования физических процессов преобразования энергии в каналах взрывных МГД-генераторов целесообразно начать с простой расчетной модели, описывающей основные явления, которые отвечают за эффективность работы МГД-канала со слоистым потоком газа. Эта модель демонстрирует существо процессов преобразования энергии в МГДВ-генераторах и позволяет оценить предельные параметры устройства. На основе этой модели получены определяющие энергетические зависимости, проведено сопоставление двух схем формирования взрывного потока: с ионизацией рабочего газа ударной волной и с использованием легкоионизирующейся присадки (для включения во взаимодействие с магнитным полем головной турбулизованной зоны продуктов детонации).
После проведения экспериментальных исследований газодинамических параметров взрывных течений в МГД-каналах (линейных и радиальных, одно- и двухступенчатых, с присадкой и с чистым ударно-нагретым газом) было экспериментально исследовано взаимодействие плазменных слоистых течений с поперечным магнитным полем, сначала в условиях, близких к расчетным (с ударно-нагретым газом и почти идеальной контактной поверхностью), а затем при развитой неустойчивости Рэлея-Тейлора. Это позволило провести комплексное исследование процессов преобразования энергии во взрывных МГД-генераторах.
ЗЛ. Расчетная модельвзрывного МГД-преобразователя энергии
Проведем анализ условий достижения предельных энергетических параметров импульсного МГД-преобразователя сначала в самом общем виде. По определению полная эффективность преобразования энергии Т]Е = GV^bb или Пе = /^о/^вв» ГДС ^о ~ энергия магнитного поля в объеме МГД-канала, WBB - химическая энергия заряда взрывчатого вещества; QR - энергия, выделившаяся в нагрузке генератора;/= QRIW0.
Если Wo < WBB, то можно пренебречь возмущением параметров взрывного течения вследствие МГД-эффекта и считать скорость электропроводного сгустка и постоянной. В этом случае электрическая энергия Qr выделяется в нагрузке за минимальное время т = IJu
с мощностью Nmax = QRK~ fuSB^, так как 1VO = 10sBq , где /0 - длина МГД-канала, 5 — его поперечное сечение.
Учитывая свойства функции/, установленные в работе [314], запишем выражение для эффективности преобразования энергии при условии, что Wq/Wbb < 1, следующим образом:
[RemW0/WBB,O,6Wo/^BB,[RemW0/WBB,O,6Wo/^BB,Rem« 1;Rem = *.Rem« 1;Rem = *.(3.1)(3.1)
[RemW0/WBB,O,6Wo/^BB,
[RemW0/WBB,O,6Wo/^BB,
Rem« 1;
Rem = *.
Rem« 1;
Rem = *.
(3.1)
(3.1)
т.е. при Rem 5 1, т^ < 1.
Если % > WBB, то из ограниченности Т]^ следует /= QRfW0 « 1, т.е. в этом предельном случае энергия в нагрузке генератора определяется энергосодержанием ВВ и составляет малую часть магнитной энергии Wn. Средняя мощность
N4 = Qr^ ^ Wbbt-’ »/VmaxWBB /Wo < Nmax.(3.2)
Таким образом, в работе взрывного МГД-преобразователя обозначены два асимптотических варианта работы:
режим генерации мощных импульсов (Nmax ^ jB^uS. r|z^ 1);
режим экономического преобразования кинетической энергии ВВ (Пе L N4< Nmax\
Первый из указанных режимов не требует рассмотрения свойств толкающего поршня продуктов детонации. Кроме того, энергетические характеристики преобразователя при постоянной скорости потока рассматривались в [7, 8, 16, 32, 315-333]. Второй предельный режим (Wo > WBB) не оправдывает использования конденсированного ВВ, обладающего высокой мощностью энерговы- деления. Таким образом, существуют промежуточные режимы, в которых генератор вырабатывает энергетический импульс с мощностью, близкой к /Vmax , при конечных (нс нулевых) значениях эффективности преобразования Т]^. Очевидно, что этот режим реализуется при энергии магнитного поля %, сравнимой с энергией заряда IVBB. Из физических соображений следует также, что за время импульса по продуктам детонации проходит волна сжатия, образующаяся при торможении в МГД-каналс электропроводного сгустка. В этом случае генератор будет характеризоваться конечными значениями эффективности преобразования энергии Т]Е и мощности NR ее генерации. Важно выяснить, как связаны эти параметры генератора, чтобы понять, в какой мерс он утрачивает качество источника мощных импульсов при оптимизации его по эффективности преобразования энергии.
После предварительных замечаний об энергетике взрывного МГД-гснсратора рассмотрим следующую физическую модель преобразователя. Пусть через поверхность х = 0 (рис. 3.1), отстоящую от начала электродов МГД-канала на расстоянии /,, втекает неэлек-
Рис. 3.1. Пространственно-временная диаграмма модельного течения газового потока в МГД- канале
1 — невозмущенный рабочий газ МГД-канала. 2 - электропроводный сгусток, 3 — продукты детонации, сжатые отраженной от магнитного поля ударной волной, 4 - невозмущенный газ продуктов детонации
тропроводный газ продуктов детонации с параметрами «4, р4,р4, однородно распределенными вдоль потока. В головной части потока находится невесомый, несжимаемый сгусток постоянной длины / и электропроводности о. Вход электропроводного сгустка в МГД-канал, к элек
тродам которого подключена омическая нагрузка, сопровождается его торможением и, следовательно, торможением части толкающего газа, прилежащего к контактной поверхности. Предполагается, что при этом в толкающем газе формируется отраженная ударная волна ЛС, вовлекающая во взаимодействие невозмущенный газ продуктов детонации. Если индуцированными магнитными полями можно пренебречь, то за время ~//м4 (малое по сравнению с длительностью импульса тока) устанавливается квазистационарный режим
течения, при котором массовая скорость движения сгустка н2 и скорость фронта волны сжатия в продуктах детонации DOTp постоянны, а распределение параметров в области 3 (и3. р3, р3) постоянно как во времени, так и вдоль всей области.
В сформулированных выше предположениях полная система уравнений для нахождения «2 и D^ включает в себя обычные газодинамические соотношения на стационарном скачке уплотнения - ударной волне АС:
pi=f1+m л.] (рз ! у+с1
Р4^4 Цугр) Р3(«3 Цутр).Р4^4 Цугр) Р3(«3 Цутр).(3.3)(3.3)р4 I у-1рЛр4 у-U
Р4^4 Цугр) Р3(«3 Цутр).
Р4^4 Цугр) Р3(«3 Цутр).
(3.3)
(3.3)
Рз 2УР4 У + 1Рз 2УР4 У + 1Р3~Р4 ^uJ^X-kV.Р3~Р4 ^uJ^X-kV.(3-4)(3-4)
Рз 2У
Р4 У + 1
Рз 2У
Р4 У + 1
Р3~Р4 ^uJ^X-kV.
Р3~Р4 ^uJ^X-kV.
(3-4)
(3-4)
Гц4 ~ Цугр f у-1
( «4 J У + Г
Здесь у - показатель адиабаты, а4 - скорость звука в области 4.
Уравнение Ньютона для невесомого сгустка в пренебрежении начальным давлением рх имеет вид
Представленные уравнения (при заданных значениях параметров н4, р4, р4, а4 невозмущенного поршня продуктов детонации, зна-
чении коэффициента электрической нагрузки к генератора и магнитном поле В^ образуют замкнутую систему для определения ^2 ^3» РЗ’ Рз ^ ^отр*
Генерируемая мощность определяется по формуле
NR = с<и2В0Ук( 1 - k)SL(3.5)
где S - поперечное сечение канала.
Электрическая энергия в нагрузке QR = NR(r2 - Г)) составит некоторую долю Г]4 работы А, совершенной потоком против пондеромо- торной силы (z2-fj есть время взаимодействия, см. рис. 3.1). Коэффициент Т]4 при Rem < 1 совпадает с коэффициентом электрической нагрузки генератора к.
Вовлеченный во взаимодействие неэлектропроводный газ (продукты детонации, охваченные волной АС) совершает работу с эффективностью Т]3. Этот коэффициент равен отношению работы А к полной внутренней энергии
«'--[^^Jp^-^te-.)«'--[^^Jp^-^te-.)(3.6)(3.6)
«'--[^^Jp^-^te-.)
«'--[^^Jp^-^te-.)
(3.6)
(3.6)
продуктов детонации, возмущенных отраженной ударной волной АС.
Эффективность вовлечения поршня продуктов детонации в процесс энергетического взаимодействия можно характеризовать коэффициентом Т]2 = W3IW4, где ^ - где полная внутренняя энергия взрывного потока, вошедшего к моменту окончания МГД-процесса в область v > 0:
W4 =W4 =Pi (У- 0р4Pi (У- 0р4р45(н4 - и31 / /4) (ь - ^).р45(н4 - и31 / /4) (ь - ^).(3.7)(3.7)
W4 =
W4 =
Pi (У- 0р4
Pi (У- 0р4
р45(н4 - и31 / /4) (ь - ^).
р45(н4 - и31 / /4) (ь - ^).
(3.7)
(3.7)
Полная эффективность преобразования химической энергии В В в энергию электрического импульса может быть представлена в виде произведения т^ = ЛйзПзЧд» гДе r|i = ^V^bb - коэффициент преобразования химической энергии ВВ в энергию движущегося потока.
Если с помощью р4, р4, а4„ и4 и характерного масштаба мощности потока продуктов детонации /УПд = p4zz45/2 сделать безразмерной полную систему уравнений и дополнительных энергетических связей, то получим:
(3.8)(3.9)(3.8)(3.9)Р3 = 1 + уЛ/4 (1 - A ) St пд «2 = -^ М 2 (1 - Dorp )2 ^,
(3.8)
(3.9)
(3.8)
(3.9)
Tll^^^lO-^orp) 1Tll^^^lO-^orp) 1YCY”!)^YCY”!)^Пе/П.Пе/П.Y(y~*W4Y(y~*W4(3.10)(3.11)(3.10)(3.11)Np — 2^(1 — /i) St пд W21 St р[д — OB0 ^ AP4^4 )>^4 — ^4 / ^4 • (3-12)
Tll^^^lO-^orp) 1
Tll^^^lO-^orp) 1
YCY”!)^
YCY”!)^
Пе/П.
Пе/П.
Y(y~*W4
Y(y~*W4
(3.10)
(3.11)
(3.10)
(3.11)
Для заданного потока продуктов детонации (у, М^ искомое ре- шсние представляет собой семейство по двум параметрам: коэффициенту нагрузки к и параметру МГД-взаимодействия 5(пд (числу Стюарта), рассчитываемому по электропроводности и характерным размерам электропроводного сгустка, но по плотности и скорости продуктов детонации. В конкретных расчетах по предлагаемой модели принималось: у = 1,2 и 1,4, МА = 5 и 10.
Обсудим результаты решения, приняв к ~ 0,5 (близкое к оптимальному значение). При увеличении параметра МГД-взаимодействия скорость «2 электропроводного сгустка и равная ей скорость и3 заторможенной части продуктов детонации монотонно уменьшаются (рис. 3.2), достигая значений около 0,4н4 при 8(пд = 2. Аналогичным образом изменяется скорость фронта отраженной ударной волны £><этр в продуктах детонации. Степень уплотнения Рз/р4 продуктов детонации за фронтом отраженной ударной волны возрастает, стремясь к своему предельному значению (у + 1)/(у — 1). Электрическая мощность генератора NR достигает максимума при Stnfl ~ 2 (см. рис. 3.2) и далее с ростом числа Стюарта уменьшается, так как отмеченное выше падение и2 уже не может быть в полной мере компенсировано ростом 8(пд в зависимости NR / 7УПД = 2^(1 - к) St пд и2.
Из ограниченности скорости и2 следует, что уменьшение NR происИз ограниченности скорости и2 следует, что уменьшение NR происходит при больших значениях 81пд по закону Nr ~ (81пд)-1. Значение предельной генерируемой мощности, как показывает график на рис. 3.2, нс превышает 0,2 от мощности потока продуктов детонации Мпд (последняя, в свою очередь, составляет 10-2—10-3 часть от мощности освобождения химической энергии ВВ). Эти обстоятельства определяются требованием сохраняемости МГД-генератора. Из рас-
Из ограниченности скорости и2 следует, что уменьшение NR проис
Из ограниченности скорости и2 следует, что уменьшение NR проис
Рис. 3.2. Результаты решения модельной задачи для у = 1,2 Д = 0,5, М4 = 5
четов также следует, что (N/?)max слабо зависит от числа Маха М4 потока продуктов детонации.
Поскольку коэффициент преобразования Т14 согласно постановке задачи совпадает с коэффициентом нагрузки к„ выявленная зависимость произведения 133114 от 81пд (см. рис. 3.2) показывает, что механический коэффициент преобразования энергии Т|3 достигает при 81пд — 1 своего предельного значения около 50%.
Полная эффективность преобразования qE, отнесенная к эффективности взрывной камеры Th, также имеет двухсторонние экстремумы по числу 81пд, с минимумом при 81пд » 2 * 3 (см. рис. 3.2), причем при увеличении относительной длины участка формирования потока /,//0 от 0 до 1 величина Лх/П! уменьшается на 30%, а при Z1/Zo = 2 - вдвое. Это объясняется тем, что при удлинении участка формирования 1Х взрывного потока возрастает также пространственная часть газа, не вовлеченного во взаимодействие в МГД-про- цесс. Из этого следует, что при создании МГДВ-генераторов необходимо стремиться к тому, чтобы с поверхности заряда ВВ вход в зону МГД-взаимодействия был виден под максимальным углом (этот вывод является одним из соображений в пользу дисковой и радиальной схем МГДВ-генераторов).
С ростом /,//0, как показали расчеты, экстремумы Пх/П i смещаются в сторону больших значений 81пд, поскольку при увеличении этого параметра отраженная ударная волна DOTp охватывает все большую часть поршня продуктов детонации. Поэтому рост газодинамического коэффициента преобразования энергии Т12 компенсирует уменьшение произведения Т]3Т]4. В целом, анализ зависимости энергетических параметров от отношения ЦП^ показывает, что условие 1х~0 является необходимым для реализации экстремальных значений полной эффективности МГДВ-генератора.
Результаты решения позволяют также установить взаимную связь эффективности генератора т^ и его абсолютной мощности NR. Если параметры потока продуктов детонации (р4, р4, и4, а4) фиксированы, то вариация параметра 81пд осуществляется за счет изменения величины магнитного поля Во. Расчетный график зависимости T^/V#) приведен на рис. 3.3 при различных значениях St№ При увеличении 81пд (направление увеличения показано стрелками) мощность NR и эффективность Т]Е возрастают. При некотором Во (81пд = 3,2) достигается максимум NR. При дальнейшем увеличении Во и 81пд, когда мощность уже падает, достигается максимум Т]Е, после чего и мощность, и эффективность уменьшаются до нуля при 8(пд -* 0. При Щ10 = 0 установленная связь т^Л^) становится однозначной. Максимальное значение NR = 0,16/V№
Если при фиксированном Во варьировать, например, плотность толкающего поршня р4, то с ее увеличением (т.е. с уменьшением числа 81пд) степень торможения потока продуктов детонации уменьшается (см. рис. 3.2). Мощность NR при этом возрастает (см.
00,04 0,08 0,12 NR/Nn^энергетические параметры00,04 0,08 0,12 NR/Nn^энергетические параметрыРис. 3.3. Эффективность МГДВ-генератора в зависимости от числа St^j
00,04 0,08 0,12 NR/Nn^
энергетические параметры
00,04 0,08 0,12 NR/Nn^
энергетические параметры
рис. 3.3) и стремится к своему пределу 0,5о(м4В0)2/8 (однако, несмотря на увеличение абсолютного значения NR при уменьшении 81пд ее доля в мощности газового потока уменьшается). Причем, как следует из рис. 3.3, мощность МГДВ-ге- нератора, оптимизированного по коэффициенту преобразования, значительно меньше мощности генератора в режиме, когда 81пд —> 0.
Qr (генерируемая энергия), Wo (энергия магнитного поля в объемеQr (генерируемая энергия), Wo (энергия магнитного поля в объемеОценим, как связаны между сс
Qr (генерируемая энергия), Wo (энергия магнитного поля в объеме
Qr (генерируемая энергия), Wo (энергия магнитного поля в объеме
МГД-канала) и WBB (химическая энергия ВВ). Можно показать, что/= Qr/W0 * ЦоШ^/= Rem- Следовательно, при увеличении параметра взаимодействия 81пд функция/монотонно уменьшается вместе с падением и2 (см. рис. 3.2). В то же время при 81пд <2-^-3 полный коэффициент преобразования увеличивается с ростом 81пд (см. рис. 3.3). Этот вывод, четко фиксируемый в описываемой рас
четной модели, имеет существенное значение для практических оценок энергетических характеристик МГДВ-генераторов. Ранее считалось, что можно в импульсе получить и большую энергию (больше Wo), и высокую эффективность преобразования энергии потока в МГД-процессе.
Чтобы получить представление о значении полного коэффициента преобразования энергии % = ЛйгПзЛ^ оценим коэффициент Др Для линейной взрывной трубы в работе [162] показано, что при инициировании ВВ с торца поток газа, движущийся в направлении поверхности инициирования, может содержать до 60% начальной энергии ВВ. В работах [316, 334] специально ставилась задача об эффективном переводе энергии заряда ВВ в энергию движущегося потока. С помощью кумуляции в эксперименте были достигнуты значения т> j «0,4. Близкие или несколько большие значе
ния должны реализоваться при радиальном истечении продуктов детонации [162]. Если основываться на этих данных, то полная эффективность МГДВ-генератора должна составлять Т]^ « 6 * 9%, так как^Т]^1 = 16% (см. рис. 3.2 и 3.3). Экспериментальные исследования, описываемые ниже, позволили подтвердить и уточнить эти значения.
Вольт-амперная характеристика (ВАХ) МГДВ-генератора в рассматриваемой расчетной модели задается простыми зависимостями:
(3.13)(3.13)^ —^кз(1 к)и2№,U R — U^ku^^k),
(3.13)
(3.13)
Рис. 3.4. Расчетные вольт-амперные характеристики генератора для различных уровней МГД-взаи- модействия
Штриховая кривая — экспериментальная ВАХ МГДВГ типа ВГ-10 с эффективностью т)е = 5%
где /кз - ток короткого замыкания; Uxx - напряжение холостого хода. Анализ вольт- амперных характеристик (рис. 3.4), построенных для различных параметров МГД- взаимодействия 51пд, показы
вает, что с увеличением 81пд предельные токи уменьшаются, вольт-
амперные характеристики все больше отклоняются от прямой, со
единяющей точки (/кз, 0) и (0, Uxx\ Максимальная мощность устройства приближается к значению 0,25/кз(/Хх с уменьшением параметра S1ПД. При 81пд =l-s-2 мощность генератора равна приближенно ОЛ^кзУхх- На рис. 3.4 показана также ВАХ экспериментальной модели линейного МГДВ-генератора ВГ-10, описанной в разд. 1.1. Как видно, нелинейные процессы при МГД-преобразовании (сжима
емость плазменного сгустка, джоулев разогрев и др.) существенно изменяют вид ВАХ.
Оценим влияние сжимаемости электропроводного сгустка на параметры генератора. В проведенном анализе одним из основных является вывод о том, что условием реализации высокой эффективности преобразования энергии потока в МГД-процессе является выполнение условия 81пд — 1. При этом следует отмстить, что поскольку ранее электропроводный сгусток считался несжимаемым, то параметр взаимодействия взрывного потока с магнитным полем 51пд определялся по давлению торможения продуктов детонации. Оце
ним влияние сжимаемости электропроводного сгустка.
В самом начале выполнения данной работы были сформулированы два подхода к создания электропроводной зоны взрывного те
чения.
МГДВ-генератор на ударно-нагретом газе использует плазму за фронтом сильной ударной волны (Л/ ^ 15). Для формирования плазменного сгустка специально отрабатывались способы создания течения во взрывных ударных трубах [101, 106]. Первичные физические представления о процессе МГД-преобразования в генераторе такого типа строились на базе известных исследований [317], не учитывающих влияние потока продуктов детонации за контактной поверхностью на процесс генерирования электрической энергии.
МГДВ-генератор на продуктах детонации с присадкой работает с использованием возникающей вследствие развития неустойчи-
вости Рэлея-Тейлора зоны перемешивания ударно-нагретого газа и продуктов детонации, в которую для локализации МГД-взаимо- действия вводится легкоионизирующаяся присадка. Исследования этих мало изученных течений электропроводного газа специально проводились в данной работе (см. гл. 2). На основании приведенных выше данных очевидно, что эти течения наиболее перспективны для высокоэнергетичных и компактных МГДВ-генераторов. Результаты расчетов, выполненных на основе описанной выше модели, позволяют провести качественный анализ этих схем МГДВ-генераторов.
Во взрывном генераторе на ударно-нагретом газе температура плазмы более чем на порядок превышает температуру толкающего поршня продуктов детонации. Учитывая равенство давлений по обе стороны от контактной поверхности и возможное различие молекулярных масс, приходим к очевидному выводу, что плотность толкающего газового поршня по крайней мере на порядок превышает плотность ударно-нагретого газа. Следовательно, если для оптимальных условий преобразования энергии газового поршня получено 51пд ~ 1, то параметр МГД-взаимодействия для ударно-нагретого газа Sty^ = «зВ^Щ^и^ должен достигать значений около 10. Однако реализовать такой режим МГД-взаимодействия не удается, так как существуют процессы, ограничивающие значение StyHr. Анализ известных результатов и экспериментальные исследования, изложенные далее, показывают, что при достижении условия StyHr ~ 1 в электропроводной ударно-нагретой плазме течение перестраивается: образуются преломленные и отраженные ударные волны и само- поддерживающиеся высокотемпературные образования типа Т-сло- ев (последние являются нелинейной фазой развития перегревной неустойчивости). Таким образом, плазменный сгусток МГДВ-гене- ратора с ударной волной, допуская уровень МГД-взаимодействия, при котором 51пд *^ StyHp < 1, ограничивает энергетику МГДВ-гене- ратора малыми значениями т^.
Возможный вариант схемы МГДВ-генератора с ударно-нагретой плазмой, в котором энергия продуктов детонации практически полностью используется для создания предельно длинного плазменного сгустка, не рассматривается по причине ограничения реальных длин плазменного сгустка уровнем 40-50 см из-за смыкания по- гранслоев и проявлений неустойчивости Рэлея-Тейлора на контактной поверхности. Это подтверждено первыми испытаниями генератора ВГ-6.
Во взрывном генераторе на продуктах детонации с присадкой параметр взаимодействия 81Пд и параметр взаимодействия S^, оцененный по свойствам плазмы в зоне перемешивания, близки по своим величинам, так как неустойчивость Рэлея-Тейлора способствует турбулентному перемешиванию ударно-нагретого газа и плотных продуктов детонации (рунГ ^ рпд < рпл). Поскольку 81пд = 8^ = 0,18tyHr, то
в МГДВ-генераторе на продуктах детонации с присадкой может быть достигнут 51Пд = 1 при магнитных полях Во ~ 8 -^ 10 Тл, значительно превышающих оптимальный уровень для генератора на ударно-нагретом газе. Это означает, что удельные энергетические характеристики генератора с присадкой могут быть значительно выше, чем характеристики генератора на ударном газе. Следует отметить, что этот вывод справедлив при высоких уровнях взаимодействия, так как при малых уровнях решающим фактором может сказаться большая электропроводность УНГ. Таким образом, присадка, вводимая во взрывчатое вещество, является не только способом обеспечения необходимого уровня электропроводности рабочего тела генератора - головной зоны продуктов детонации, но и, что особенно важно, эффективным средством, с помощью которого достигаются высокие удельные параметры импульсного МГДВ-генератора.
В заключение данного раздела, содержащего обоснование созданной расчетной модели взрывного МГД-преобразования и физических следствий, сформулированных на ее основе, можно сделать следующие выводы:
необходимыми условиями достижения экстремальной эффективности преобразования энергии потока в импульсном МГД-гене- раторе являются: И^/И^ ~ 1, 51пд ~ 1, /]//0 ~ 0;
в оптимальном по коэффициенту преобразования энергии режиме генерируемая мощность не превышает 20% от мощности толкающего поршня продуктов детонации;
значение параметра / = QR[W^ уменьшается при увеличении полной эффективности преобразования q, т.е. при увеличении доли генерируемой энергии QR по отношению к WBB доля этой энергии по отношению к энергии магнитного поля Wo уменьшается;
мощность генератора, оптимизированного по qz, почти на порядок меньше предельной его мощности, реализуемой при qL = 0;
в рамках обсуждаемой расчетной модели предельный уровень qE определяется значениями 6-9%;
концептуально обоснованы две схемы МГДВ-генераторов: на ударно-нагретом газе и на продуктах детонации с легкоионизирую- щейся присадкой; анализ результатов выполненных расчетов показывает, что высокие энергетические параметры могут быть достигнуты во второй схеме.
3,2. Энергообменные процессы
В этом разделе рассмотрены результаты экспериментального исследования передачи энергии от плотных продуктов детонации к ударно-нагретому газу, тормозящемуся в канале МГДВ-генератора при протекании электрического тока. Поскольку взрывное МГД- течение представляет собой частный случай неоднородных (слои-
стых) течений в магнитном поле, проведенное исследование расширяет представления о нестационарном взаимодействии слоистых потоков с поперечным магнитным полем. Отличие от известных работ состоит в учете влияния на процесс взаимодействия многократной передачи энергии от толкающего газового поршня (практически неэлектропроводных продуктов детонации) к плазме электропроводного сгустка, взаимодействующего с магнитным полем непосредственно. Такой обмен энергией в обычном (без магнитного поля) ударно-волновом или слоистом изоэнтропическом течении осуществляется с помощью слабых (квазизвуковых) волн сжатия и разрежения, обеспечивая, например, установление параметров газа за фронтом ударной волны. Значительно больший интерес явление обмена энергией представляет при изучении и практическом использовании слоистых потоков, таких, например, как течения с индуцированными самоподдерживающимися высокотемпературными Т-слоями [35, 328, 329, 335-338].
Идея использования в каналах МГД-генераторов неоднородных по температуре потоков рабочего газа была высказана в работах [339, 340], где показано, что следующие друг за другом поперечные к потоку слои повышенной температуры и электропроводности, взаимодействуя с магнитным полем, позволяют поднять эффективность процесса генерации электроэнергии. Для взрывного МГД-ге- нератора, как показали исследования, именно механизм передачи энергии продуктов детонации к тормозящемуся сгустку обеспечивает возможность получения практически приемлемых коэффициентов преобразования (т^ = 5 * 10%).
Методически экспериментальные исследования были поставлены следующим образом: сначала с помощью описанной в разд. 1.2 двухступенчатой ударной трубы явление обмена энергией было обнаружено для гелиевого толкающего поршня. Было дано объяснение проявлений этого обмена через серию последовательно возникающих волн сжатия и разрежения. Затем задача состояла в реализации эффективной энергетической подпитки ударно-нагретого газа от продуктов детонации в одноступенчатой взрывной ударной трубе (с маловозмущенной контактной поверхностью). И, наконец, это явление исследовалось в МГДВ-генераторе, работающем на сгустке плазмы, электропроводность которого обеспечивалась введением легкоионизирующейся присадки в зону тейлоровской мелкомасштабной турбулизации взрывного течения.
Как известно, моделирование в лабораторных условиях нестационарного течения электропроводящего газа в магнитном поле при значениях магнитного числа Рейнольдса Rem = 1 достаточно легко осуществить на ударных трубах при скоростях движения фронта ударной волны ~5 км/с. При этом, если магнитное и газовое давление сравнимы, то осуществляется так называемое сильное МГД-вза- имодействие, при котором существенно изменяется как магнитное
поле, так и поле скоростей потока. Задача о сильном взаимодействии движущейся плазмы с магнитным полем имеет ряд интересных приложений, в частности в астрофизике [341] и при разработке высокотемпературных МГД-генераторов [29, 30].
Математическое решение этой задачи [328, 329, 337, 342, 343], сложное даже в одномерной постановке, позволяет установить основные явления при сильном взаимодействии, а также предсказывает возникновение в потоке самоподдерживающихся высокотемпературных токовых слоев. Имеющиеся в литературе экспериментальные данные по исследованию МГД-взаимодействия в этих условиях были получены ранее, в основном с использованием электро- разрядных ударных труб в режимах, когда к фронту ударной волны непосредственно примыкает газоразрядная плазма [31, 338, 344, 345]. Начальные неоднородности в такой плазме затрудняли интерпретацию возникающих возмущений параметров плазмы и магнитного поля. Эксперименты на диафрагменных ударных трубах [327, 346-356] проводились в условиях малой деформации внешнего магнитного поля (Rem <^ 1), в них была получена подробная информация о перестройке газодинамического потока. В этих работах, выполненных при скоростях ударных волн 3-4 км/с, явление, как правило, усложнялось из-за значительного времени установления ионизационного равновесия за фронтом ударной волны, вследствие чего МГД-взаимодействие включалось через десятки микросекунд после входа ударной волны в магнитном поле.
Указанные выше работы продолжали эксперименты [357, 358], положившие начало исследованиям движения ионизованного газа за ударными волнами в магнитном поле. В последующие годы был выполнен ряд расчетных и экспериментальных исследований, углубивших понимание явления пондеромоторного торможения плазменных сгустков в магнитных полях. В частности, изучено движение преломленных и отраженных ударных волн, возникновение зон перегревной неустойчивости (Т-слоев), получены критериальные зависимости и другие обобщающие сведения. Однако отсутствовали исследования прохождения через сильное магнитное поле слоистых структур типа “плазма-неэлектропроводный толкающий газ”, реализующихся во взрывных МГД-генераторах. Для пополнения данных об этих процессах были выполнены исследования, приведенные ниже.
Первая часть исследований проведена на установке ВГ-6. Она состояла из двухступенчатой ударной трубы с гелием в секции высокого давления, магнитогидродинамической секции и системы диагностики электро- и плазмофизических процессов. При начальном давлении газа в рабочей секции 650 Па скорость фронта ударной волны на входе в зону МГД-взаимодействия на расстоянии до 1,5 м от диафрагмы достигала 9,3 км/с, длина пробки ударно-нагретого газа (аргона или воздуха) изменялась от 3 до 10 см (газодинамика течения подробно описана в работах [101, 359, 360], применяемая диагности-
ка - в гл. 1). Для осуществления взаимодействия плазмы за фронтом ударной волны с магнитным полем в магнитогидродинамической секции длиной 1 м и сечением 10 х 10 см заподлицо со стенками устанавливались сплошные электроды длиной 70 и шириной 9 см, закороченные на выходе симметричным образом плоскими широкими медными шинами. Поперечное магнитное поле в канале достигало 3,7 Тл и почти полностью спадало к концу электродов. Визуализация потока плазмы производилась через пять оптических окон диаметром 8 мм, расположенных в средней части МГД-канала на расстоянии 5 см друг от друга. Измерение деформации магнитного поля осуществлялось магнитными зондами (диаметр намотки 2,3 мм, число витков 20), которые устанавливались в диэлектрических стенках канала в 2 мм от потока плазмы с шагом 5-10 см вдоль оси.
Для оценок плотности индуцированного тока j^ по показаниям магнитных зондов (система координат показана на рис. 1.1) предполагалось, что B^t» х, у, z) = B:(t, х)ф(у, z), где В2(г, х) - магнитное поле, создаваемое током jv в одномерном случае, а ф(у, х) < 1 учитывает отклонение от одномерности и связанное с этим рассеяние магнитного поля. Зависимость ф от у и z выражена слабо, поэтому можно пренебречь компонентами магнитного поля Вх и Ву и записать:
._1 dB,(t,x)_1 dBz(Lx,y,z) _
Х ц0 дх цоф(у,г) дх
(3.14)
1дВг(Г,х,0,5)
цоф(О.5) дх
где B^t, х, 0, 5) - измеряемое значение магнитного поля. Функция ф(у, z), описывающая распределение z-компоненты индуцированного магнитного поля, вычислялась по модели бесконечно длинных электродов. Для канала квадратного сечения ф(0,5) = 0,36. Отметим, что значения полного тока /(r) = «Jjv(z.x)<ir (а — ширина канала) совпадали с соответствующими значениями полного тока, измеренными независимо поясом Роговского.
В отсутствие магнитного поля скорость фронта ударной волны мало изменяется при движении вдоль МГД-секции. Специально проведенными опытами была подтверждена плоская структура фронта и контактной поверхности (фоторегистрограмма в правом верхнем углу рис. 3.5), а также совпадение скачков давления и свечения. В каждом из магнитогидродинамических опытов структура плазменной пробки контролировалась специально.
Чтобы оценить влияние вихревых токов, возникающих на входе и выходе из электродной системы в областях, где магнитное поле неоднородно, была измерена плотность этих токов. Измерения проводились при разомкнутых электродах, поскольку в этих условиях вихревой ток больше, чем в короткозамкнутой электродной системе. На
Рис. 3.5. Регистрограммы параметров линейного генератора ВГ-6
зоны ~ ФР°НТ Преломленной волны- 2 - фронт свечения, 3 - граница электропроводной
рис. 3.5,в показано распределение плотности тока вдоль пробки электропроводного газа при у = О, рассчитанное по сигналам с магнитных зондов. Максимальная плотность вихревого тока не превышала 30 А/см2, полный ток в концевой зоне <10 кА. Сравнивая полученные значения плотности вихревого тока с плотностью тока, определяющего основное МГД-взаимодействие (1-2 кА/см2, полный ток 170 кА), следует считать концевой эффект и связанное с ним нарушение неодномерности МГД-взаимодействия пренебрежимо малыми.
На рис. 3.5,а приведены осциллограммы магнитных зондов, снятые в режиме с закороченными электродами при Во = 2,5 Тл. Зонды распо- 178
лагались в фиксированной координате х = 30 см, а по у - в координатах 0 и ±4 см. Плавный подъем сигнала dBJdt показывает прогрессирующий рост магнитного поля, связанный с захлопыванием магнитного потока в замкнутой накоротко электродной системе, быстрые изменения dBJdt соответствуют пролету мимо зондов токовой зоны за фронтом ударной волны. Тождественность всех трех осциллограмм в пределах погрешности измерений позволяет утверждать, что в опытах, реализующих наиболее эффективное взаимодействие плазмы за ударной волной с магнитным полем, электродинамические параметры зависят в основном от продольной координаты х. Таким образом, длинная электродная система, плоская ударная волна и относительно малый градиент начального магнитного поля обеспечили преимущественную зависимость всех параметров от продольной координаты.
При разомкнутых электродах пространственно-временные диаграммы движения плазмы обнаруживают некоторое замедление фронта ударной волны при входе в неоднородное магнитное поле и перестройку параметров потока. Последнее отмечается на фоторегистрограммах как изменение характера свечения за ударной волной. При выходе из магнитного поля плазменный сгусток ускоряется. Зарегистрированная картина соответствует представлениям, изложенным в работах [24, 25, 361].
Наблюдаемый в концевых зонах МГД-эффект не может быть сравним с явлениями значительной перестройки потока в режиме максимального взаимодействия, когда при закороченных электродах на фоторегистрограммах движения плазмы в магнитном поле (рис. 3.5,0) отмечается образование внутри плазменного сгустка светящейся зоны, ширина которой возрастает от 2 см в начале формирования до 7-8 см при дальнейшем развитии. Пространственно-временная диаграмма движения плазмы (рис. 3.5,г) позволяет определить характерные скорости распадающегося потока. Так, скорость фронта ударной волны 1 уменьшается до 5 км/с, скорость границы электропроводной зоны 3 - до 4 км/с. В некоторых опытах наблюдались две светящиеся зоны. Возникновение и развитие зоны повышенного свечения на фоторегистрограммах фиксируется и магнитными зондами, как возникновение и развитие токовых зон. Возникающая в МГД-канале картина распределения плотности тока изображена на рис. 3.5,в,г. Максимум плотности тока достигается не сразу за фронтом ударной волны, а на некотором расстоянии от него. С развитием МГД-взаимодействия это расстояние увеличивается.
Следует отметить, что для фиксированных моментов времени ширина зоны повышенного свечения совпадает с шириной токовой зоны, определенной на уровне 0,5(/у)макс, а фронт прошедшей ударной волны точно синхронизирован с началом тока. Методика измерений плотности тока с помощью магнитных зондов не имеет достаточного пространственного разрешения, поэтому мелкомасштабные детали в распределении плотности тока остаются невыяснен-
Рис. 3.6. Производная тока в плазме генератора ВГ-6 с гелиевым толкающим поршнем
а - Во = 2,5 Тл, / = 3 см, У = 2 кА/см2, jB0 - 0.5 МПа/см; 6 - соответственно 3.7 Тл, 10 см, 0,84 кА/см2,0,31 МПа/см; в - 2,5 Тл, 10см, 2,1 кА/см2,0,52 МПа/см; г-3,7 Тл, 3 см, 5 кА/см2, 1,25 МПа/см
ними. Однако непосредственно регистрируемые зондами производные индуцированного магнитного поля отмечают особенности в его распределении, а, следовательно, и в распределении тока.
В экспериментах с закороченными электродами трансформируется не только поле скоростей потока. На рис. 3.5,6 представлено распределение вдоль продольной оси индуцированного магнитного поля для фиксированных моментов времени. С развитием тока и уменьшением площади токового контура индуцированное магнитное поле возрастает и достигает 0,5 Тл на краю электродов и 0,7 Тл в центре канала. Необходимость и способы учета индуцированного магнитного поля в рамках гидравлической теории обсуждаются в [25].
Отличие постановки данного магнитогидродинамического эксперимента от известных из литературы работ состоит в том, что длительность взаимодействия плазмы за ударной волной с магнитным полем определяется временем пролета относительно короткой пробки электропроводящего газа (3-10 см) в электродной системе длиной 70 см. Поэтому во взаимодействие может включаться холодный неэлектропроводный газ за контактной поверхностью (в установке ВГ-6 — гелиевый поршень), что позволяет фиксировать волны сжатия, распространяющиеся по плазменному сгустку от контактной поверхности к фронту ударной волны. Наглядная демонстрация этого явления подтверждается при анализе осциллограмм производной рабочего тока. На рис. 3.6 приведены некоторые наиболее характерные режимы взаимодействия, различающиеся длиной плазменного сгустка (/ = 3 и 10 см) и магнитным полем (Вп = 2,5 и 3,7 Тл).
При длине сгустка около 3 см и Во = 2,5 Тл (см. рис. 3.6,а) в плазме индуцируется ток плотностью около 2 кА/см2, объемная понде- ромоторная сила составляет jB0 = 0,5 МПа на 1 см длины сгустка. За время прохождения сгустка вдоль электродной системы (~150 мкс) в
нем по данным фоторегистрации не наблюдается заметных неоднородностей, а зависимость полного тока в плазме от времени имеет колоколообразный вид. При увеличении длины сгустка до 10 см (см. рис. 3.6,в) при том же поле 2,5 Тл средняя плотность тока и понде- ромоторное давление на плазму остаются практически неизменными, однако примерно через 100 мкс после начала движения сгустка в МГД-канале пояс Роговского отчетливо фиксирует увеличение производной тока и соответственно рост тока. Это происходит вследствие возникновения интенсивной волны сжатия, движущейся от толкающего поршня в сторону ударной волны и восстанавливающей среднюю скорость электропроводного сгустка, уменьшившуюся в начальный период в результате МГД-взаимодействия.
Впервые отраженная от магнитного поля ударная волна торможения была зафиксирована в экспериментах, описанных в [317], и проявила себя как падение индуцированных э.д.с. и тока вследствие уменьшения средней скорости движения сгустка. Затем для определения условий возникновения волн торможения были проведены экспериментальные исследования при Rem ^ 1 [344-360]. В [343, 362, 363] даны расчетные оценки времени возникновения отраженной волны торможения, в общем соответствующие экспериментальным данным для Rem ^ 1. Исследования при Rem 2= 1 были выполнены в работах [338, 342]. Показано, что образование преломленных и отраженных ударных волн наблюдается при достижении параметром МГД-взаи- модействия значений порядка единицы. Отраженная ударная волна, двигаясь по ударно-нагретому газу, сталкивается с контактной поверхностью и уменьшает скорость ее движения. После этого в толкающий газ уходит слабая ударная волна, а в плазме распространяется отраженная от контактной поверхности волна сжатия.
Оценки для условий наших экспериментов показывают, что в режиме с длинным плазменным сгустком (~10 см) отраженная от магнитного поля ударная волна успевает сформироваться при полях Во > 2,5 Тл и встретиться на контактной поверхности с холодным гелиевым поршнем. Далее происходит новый распад газодинамического разрыва, в результате которого возникают две ударные волны: одна движется в толкающем поршне, срабатывая его энергию, а другая - в плазменном сгустке, частично восстанавливая энергию последнего. При дальнейшем увеличении магнитного поля (рис.3.6,б) распад потока плазмы за ударной волной проявляется губительным образом для этого режима работы МГДВ-генератора: возникающие неоднородности скорости, электропроводности и других параметров потока приводят к возникновению кольцевых замкнутых внутри электродной системы токов, что регистрируется магнитными зондами, а интегрально проявляет себя в уменьшении средней плотности индуцированного тока (до 0,8 кА/см2 при So = 3,7 Тл по сравнению с 2 кА/см2 при Во = 2,5 Тл). В этом режиме поступающая в плазменный сгусток энергия от толкающего порш-
ня диссипируется в нем, что непродуктивно для организации процесса генерирования электрической энергии.
Положительный эффект достигается при поле Во = 3,7 Тл и малой длине сгустка (Z = 3 см) в режиме с многократными актами обмена энергией. В этом случае фиксируется (см. рис. 3.6,г) около пяти последовательных прохождений по плазме волн сжатия, отраженных от магнитного поля и от гелиевого поршня (в обратную сторону, к фронту головной ударной волны). Характерное время каждого цикла составляет около 10-12 мкс, что соответствует суммарному времени возникновения и прохождения отраженных волн по сгустку. Время формирования отраженной от магнитного поля ударной волны составляет 4—6 мкс [338, 362], время ее движения по сгустку со скоростью, близкой к звуковой, равно 2-3 мкс, время отражения от контактной поверхности составляет 1-2 мкс, наконец, время движения вперед по сгустку (также со скоростью, несколько превышающей звуковую) ~2 мкс. Именно такие режимы с выраженными актами обмена энергией позволяют, как показано далее, достичь предельных значений эффективности преобразования энергии в МГДВ-генераторах.
Рассмотрим теперь особенности, вносимые в процесс обмена энергией реальной структурой взрывного потока, в том числе образованием в районе контактной поверхности зоны мелкомасштабной тейлоровской турбулизации, которая оказывает влияние на условия передачи энергии от продуктов детонации к плазме. Эксперименты были выполнены на генераторе ВГ-10 при скорости фронта ударной волны до 7,5 км/с. В большинстве опытов длина плазменного сгустка I составляла примерно 3 см и могла варьироваться до 10 см при изменении длины участка формирования потока в пределах 0 ^ /| ^ 1 м. Расчетные значения температуры, давления и электропроводности ударно-нагретого газа имели соответственно значения 1,6 • 104 К, 0,6 МПа и 102 (Ом ■ см)-1. При Во = 1 Тл параметр Холла 0)Рте и параметр МГД-взаимодействия StyHr = oBoZ(p2u2)-1 составляли 0,03 и 0,4 (р2 - плотность ударно-нагретого аргона, и2 - скорость сгустка). Магнитное число Рейнольдса, рассчитанное по параметрам плазменного сгустка Rem = 3.
Наложение магнитного поля Во = 2,2 Тл, как и в опытах на генераторе ВГ-6, приводило к перестройке потока и при разомкнутых электродах. Фоторегистрограммы отмечают нарушение продольной однородности поля свечения плазменного сгустка и незначительное уменьшении скорости прошедшей (преломленной) волны. Основными причинами перестройки потока в режиме холостого хода являются, как и в установке ВГ-6, взаимодействие движущейся плазмы с градиентным магнитным полем до входа в электродную систему [25], сопровождающееся возникновением в плазме вихревых токов [22-24, 357]. Разность потенциалов на разомкнутых электродах 1/хх остается неизменной в течение почти всего времени движения сгустка вдоль электродов (рис. 3.7,3). Измеренное значение
I1 30 мкс
I—I
100 мкс
Рис. 3.7. Рабочие характеристики линейного генератора ВГ-10
а-в - осциллограммы производной индуцированного тока; г - осциллограммы изменения давления; д - напряжение холостого хода; е - зависимости тока короткого замыкания и магнитного числа Рейнольдса Re® от Ви; ж - деформация магнитного поля в канале; а - x-r-диаграммы ударных волн и контактной поверхности (7 - результаты измерения СФР, 2 - пьезодатчик давления, 3 - магнитный зонд)
Vxx = 675 В в пределах погрешности регистрации соответствует расчетному значению u2Boh, где и2 определяется по x-t-диаграмме контактной поверхности.
Экстремальное МГД-взаимодействие, реализуемое в режиме короткого замыкания электродов на выходе из канала, сопровождается отчетливым нелинейным эффектом, выражающимся, в частности, в том, что /кз перестает расти при Во > 1 Тл (см. рис. 3.7,е). При увеличении поля до 5,3 Тл максимальные значения индуцированного тока в этом режиме не превосходили 80 кА. Анализ осциллограмм производной индуцированного тока (см. рис. 3.7,a-в) показывает также, что чем больше начальное поле, тем скорее индуцированный ток достигает своего предельного значения. Записывая параметр МГД-взаимодействия в виде StyHr = 1В0(р2и%Г)~1. получаем, что наблюдаемое ограничение тока наступает при условии StyHr 2= 0,15.
Рассмотрим подробнее эволюцию состояния плазменного сгустка, так как ограничение индуцированного тока связано с ростом эффективного внутреннего сопротивления генератора (индуцированная э.д.с., как показали измерения, растет с ростом Во\ Фоторегистро- граммы показывают, что в режиме интенсивного торможения плазменный сгусток распадается на множество светящихся слоев, причем с увеличением магнитного поля число таких слоев возрастает, общая протяженность области свечения увеличивается, а спад интенсивности свечения наступает раньше. Значительные деформации в потоке отмечаются и магнитными зондами. Сравнение осциллограмм при полях 1,1 и 3,2 Тл (рис. 3.8,а,б) показывает, что в обоих случаях имеет место “двугорбость” отрицательной фазы сигнала зонда (каждый отрицательный сигнал соответствует пролету мимо зонда соответствующей токовой зоны). При меньшем поле эта особенность сигнала появляется позднее и выражена слабее, поэтому можно утверждать, что отмеченная особенность в показаниях магнитных зондов связана с перестройкой параметров потока. Для большей убедительности сравним пространственные распределения плотности индуцированного тока в этих же двух режимах (см. рис. 3.8,в,г). При поле 1,1 Тл распределениеj(v) такое, что можно говорить о единственном токовом слое, хотя и намечается его трансформация. При поле 3,2 Тл первоначальный токовый слой отчетливо распадается на два.
В описываемых опытах максимальная деформация магнитного поля В, составила 0,7 Тл (см. рис. 3.1 х\ что соответствует значению, определенному по формуле У, = Цц/д-'ф^, где ф„ < 1 учитывает рассеяние индуцированного поля. Далее определим параметр А = BJB0, характеризующий относительную деформацию магнитного поля. Учитывая, что I ~си(В0 + B^al = оиВ0(.\+А)а1, имеем Re” = ф„ Re,„ = А(1 + А)-1, где Re” - магнитное число Рейнольдса,
Во= 1,1 Тл
Во = 3,2 Тл
Рис. 3.8. Рабочие характеристики линейного генератора ВГ-10
а. б - осциллограммы, полученные с магнитных зондов, расположенных вдоль канала генератора; в, г - распределение плотности индуцированного тока; д - изменение давления потока газа на стенки канала при различных значениях Во
характеризующее деформацию магнитного поля в неодномерном случае [24]. Построенная для условий опытов зависимость Re^ от В^ имеет убывающий характер (рис. 3.7,е\ Таким образом, экспериментальные факты показывают, что при достижении определенного уровня МГД-взаимодействия (StyHr ~ 1) электропроводный сгусток перестраивается так, что возрастание индуцированного тока и джоулевой диссипации в плазме ограничивается. Эволюция исследуемой системы отражает частное проявление принципа, согласно которому допустимый уровень взаимодействия характеризуется уровнем плотности энергии системы [364]. При условии Sty^ ~ 1 плотность джоулевой диссипации в сгустке плазмы по порядку величины сравнивается с начальной плотностью его внутренней энергией.
Рассмотрим вопрос об изменении параметров течения в газе продуктов детонации. Пьезодатчики давления регистрируют изменение давления потока газа на стенки МГД-канала. На рис. 3.7,г представлены осциллограммы изменения давления в различных точках по длине канала при поле 1,1 Тл. Сравнение с показаниями датчиков в газодинамическом режиме показывает, что в потоке формируется волна сжатия возрастающей интенсивности, которая в процессе МГД-взаимодействия распространяется вверх по потоку. При дальнейшем увеличении магнитного поля изменения давления становятся все более значимыми (см. рис. 3.8,д, сигналы пьезодатчика на расстоянии 45 см от входа в МГД-канал), увеличивается пространственная часть взрывного течения, вовлекаемого во взаимодействие (волна сжатия охватывает все большую часть продуктов детонации). Максимальное давление, регистрируемое при Во = 5,3 Тл, достигает 3 МПа (см. рис. 3.8,д), что составляет примерно половину давления торможения ударно-нагретого газа.
Полученные данные указывают на достижение в установке условия StyHr ~ 1 • Из анализа x-r-диаграммы характерных фронтов течения (см. рис. 3.7,з) следует, что, во-первых, зона протекания тока совпадает с зоной свечения, причем обе эти зоны находятся внутри области возмущения давления. Во-вторых, фронт волны сжатия действительно движется в продуктах детонации. Это означает, что во взаимодействие с магнитным полем вовлекается неэлектропроводный поршень продуктов детонации. Последнее подтверждает основные физические представления, положенные в основу расчетной модели преобразования энергии во взрывном МГД-генераторе.
Дальнейшие исследования на установке ВГ-10 были проведены для получения дополнительных сведений об интенсивности обмена энергией между тормозящимся в магнитном поле плазменным сгустком и продуктами детонации в зависимости от параметров взаимодействия. Для этого варьировались длина сгустка, начальное давление газа и магнитное поле. С помощью секции формирования потока длиной Ц = 1 м создавался длинный плазменный сгусток
Рис. 3.9. Типичные осциллограммы тока короткого замыкания и его производной по времени для генератора ВГ-10 (Ar. 1.3 кПа. заряд без присадки, / = 10 см)Рис. 3.9. Типичные осциллограммы тока короткого замыкания и его производной по времени для генератора ВГ-10 (Ar. 1.3 кПа. заряд без присадки, / = 10 см)
Рис. 3.9. Типичные осциллограммы тока короткого замыкания и его производной по времени для генератора ВГ-10 (Ar. 1.3 кПа. заряд без присадки, / = 10 см)
Рис. 3.9. Типичные осциллограммы тока короткого замыкания и его производной по времени для генератора ВГ-10 (Ar. 1.3 кПа. заряд без присадки, / = 10 см)
(/ = 8-НО см) в канале генератора. Измерения зависимости тока короткого замыкания от Во, как и приведенные выше, зарегистрировали насыщение предельного индуцированного тока при достижении StyHr ” 1 •
На рис. 3.9 даны типичные осциллограммы полного тока короткого замыкания и его производной в различных режимах по параметру МГД-взаимодействия StyHr при росте индукции магнитного поля Во в канале генератора. Анализ осциллограмм показал, что время достижения током короткого замыкания своего максимального значения с погрешностью <20% описывается зависимостью ^Р ~ РтР^Ш2 ~ Рг^В^УЧ известной из теории перегревной неустойчивости (где р2 - плотность ударно-нагретого газа, о - электропроводность, вычисляемая по плотности тока j ~ си2В, скорости и размерам плазменного сгустка). В режимах с Sty^ 5» 1 при т > тр имеют место пульсации полного тока генератора и уменьшение ампли-
туды тока к концу зоны взаимодействия (см. рис. 3.9, режимы StyHr = 0,95 и 1,5).
Скоростная фотосъемка течения плазмы в режиме короткого замыкания показала, что при росте индукции магнитного поля однородный вначале плазменный сгусток к моменту времени тр распадается на два или более слоев с различными значениями температуры и плотности тока, которые движутся вверх по потоку от фронта ударной волны. Процессы распада фиксировались также магнитными зондами как образование и развитие в плазме токовых слоев (см. рис. 3.8). Средняя скорость движения газодинамических неоднородностей в сгустке относительно газа, определяемая по фоторегистрограммам течения, составляет около 2 км/с, что соответствует скорости распространения звуковых возмущений в газе с температурой порядка 104 К. Период токовых пульсаций та, регистрируемых поясом Роговского (рис. 3.10, а), также соответствует времени пробега звуковых возмущений со скоростью около 2 км/с по сгустку (та = Иа\
Эти данные, как и результаты исследований на генераторе ВГ-6, свидетельствуют о формировании в плазменном сгустке при StyHr = = 1 волн сжатия, которые, двигаясь навстречу потоку и взаимодействуя с контактной поверхностью, осуществляют обмен энергией между интенсивно тормозящимся электропроводным сгустком и толкающим поршнем продуктов детонации. Движение волны торможения от фронта ударной волны к контактной поверхности и приводит к падению параметров электропроводного газа (Т, р, о и т.д.) в волне разрежения, образующейся в области между фронтом падающей волны и волной торможения. Это регистрируется на фо- торегистрограммах течения как сильное уменьшение интенсивности свечения за фронтом ударной волны. Падение параметров электропроводного газа и распад однородного плазменного сгустка под действием пондеромоторных сил приводят к увеличению эффективного внутреннего сопротивления генератора и резкому уменьшению генерируемого тока (см. рис. 3.9, StyHr = 0,95 и 1,5). При отражении волны торможения от контактной поверхности образуется волна сжатия, движущаяся вверх по потоку; при этом частично восстанавливаются средняя скорость и электропроводность плазмы (вследствие передачи энергии падающей ударной волне от толкающего поршня продуктов детонации), а также наблюдается развитие в волне разрежения, примыкающей в этом случае к контактной поверхности зоны с повышенной температурой и плотностью тока, т.е. высокотемпературного слоя. Эти процессы увеличивают эффективную электропроводность потока, что соответствует увеличению текущего значения полного тока взрывного генератора.
Итак, во взрывном МГД-генераторе на ударно-нагретом газе при StyHr = 1 вследствие формирования волны торможения возникает обмен энергией между плазменным сгустком и продуктами дето-
7, • КГ8, А/С
/, кА
80
40
0
2.3
Рис. 3.10. Обмен энергией в канале генератора ВГ-10 и его влияние на индуцированные токи
а — производная тока в плазме (тс — временной интервал между актами передачи энергии от ПД к электропроводному сгустку); б - зависимость тока короткого замыкания от индукции поля, начального давления и длины зоны электрической проводимости (/ = 3 и 10 см); в - зависимость КО при разных Во (I = 3 см)
нации, который сопровождается нелинейными электро- и газодинамическими процессами в сгустке и оказывает влияние на эффективность преобразования энергии взрывного потока в целом. Именно поэтому было проведено изучение факторов, определяющих интенсивность передачи энергии от продуктов детонации к ударно-нагретому газу.
В опытах с секцией формирования потока длиной 1} =1 м, когда длина плазменного сгустка на входе в МГД-канал достигала 8-10 см, проводились измерения тока короткого замыкания в зависимости от магнитного поля Во при вариации начального давления аргона в МГД-канале (рис. ЗЛО, б). Из графика следует, что для фиксированных значений начального давления (т.е. для определенной плотности ударно-нагретого газа р2) существует предельное значение индукции магнитного поля (В0)кр ~ (р2)0*5, превышение которого в случае длинного сгустка приводит к ухудшению энергетических параметров взрывного МГД-генератора.
Измерения предельного тока короткого замыкания для / ~ 2-4 см показали, что зависимость /Кз(^о) вплоть до значений Вй ~ 5 Тл не имеет участка спада тока, характерного для длинного сгустка (см. рис. ЗЛО, б). Типичные осциллограммы тока в режимах с Stynr ^ 1 при начальном давлении аргона р0 = 1 кПа в случае короткого плазменного сгустка представлены на рис. ЗЛО, в. Из анализа осциллограмм следует, что эффективность процесса обмена энергией между коротким плазменным сгустком и толкающим поршнем продуктов детонации превосходит эффективность обмена в случае длинного сгустка. Действительно, в режимах с StyHr ~ 1 (см. рис. ЗЛО, в, режим 2,3 Тл) увеличение полного тока вследствие передачи энергии сгустку весьма значительно (до 30% максимального значения), а в режиме с StyHr > 1 (см. рис. ЗЛО, в, режим 5,1 Тл) полный ток уже в начале МГД-канала растет почти до максимальных значений и затем продолжает расти медленно благодаря интенсивному обмену энергией во взрывном потоке (ср. с режимами StyHI = 0,95 и 1,5 для сгустка длиной 10 см на рис. 3.9).
Увеличение эффективности процесса обмена в МГД-генераторе с коротким плазменным сгустком объясняется несколькими причинами. Во-первых, вследствие меньшей степени расширения потока продуктов детонации (/, = 0) в схеме с коротким сгустком перепад плотностей толкающего и ударно-нагретого газа на контактной поверхности составляет 20-30 (вместо 10—15 для lx = 1 м). Это повышает эффективность обмена энергией из-за большей разницы акустических импедансов (ря)0*5 (р - плотность, а — скорость звука) на границе раздела газов и большей мощности толкающего поршня продуктов детонации. Во-вторых, характерное время обмена энергией Tfl ~ Иаг (где аг - скорость звука в плазме) в случае короткого сгустка оказывается значительно меньше длительности импульса генератора, что приводит к возможности многократного обмена энергией.
В-третьих, происходит ослабление влияния шунтирования полного тока в расслаивающемся сгустке вследствие его более компактной пространственной структуры. Наконец, при /] = 0 неустойчивость Рэлея—Тейлора на контактной поверхности вызывает незначительную турбулизацию, поэтому столкновение волны торможения с продуктами детонации осуществляется эффективно.
Таким образом, в проведенных исследованиях установлено, что в схеме взрывного МГД-генератора на ударно-нагретом газе возможна реализация режимов работы с обменом энергией между плазменным сгустком и толкающим поршнем продуктов детонации при StyHr ~ 1. Развитие процесса обмена энергией во взрывном МГД-генераторе на ударно-нагретом газе обеспечивает повышение эффективности преобразования энергии взрывного потока.
Рассмотрим теперь физические аспекты преобразования энергии в МГД-преобразователе на продуктах детонации с присадкой. Экспериментальное исследование в этом случае проводилось на генераторе ВГ-10 при вариации длины 1Х секции формирования взрывного течения от 0 до I м, т.е. как и в предыдущих опытах. Для обеспечения электропроводности области мелкомасштабной турбулизации потока продуктов детонации использовалась легкоионизирующаяся присадка нитрата цезия. На торцевую поверхность зарядов гексогена массой 40 г наносились 0,8 г (2%) предварительно измельченной соли CsNO3. Термическая ионизация присадки осуществлялась при перемешивании ударно-нагретого газа и продуктов детонации. Поскольку присадка наносится на поверхность заряда, обращенную к рабочему объему генератора, в процессе формирования взрывного течения она располагается в толкающем газе сразу за контактной поверхностью, разделяющей ударно-нагретый газ и продукты детонации. Если оценить температуру продуктов детонации вблизи контактной поверхности, исходя из предположения об адиабатическом их расширении (от параметров за детонационной волной до параметров на контактной поверхности) [162, 365], то получится значение около 102 К. Ионизация присадки осуществляется (как показали исследования, изложенные в гл. 2) термически при мелкомасштабной турбулизации продуктов детонации и ударно-нагретого газа как следствие развития неустойчивости Рэлея-Тейлора. Чтобы при введении присадки электропроводная зона располагалась в основном в продуктах детонации, в качестве рабочего газа в экспериментах использовался воздух, имеющий меньшую электропроводность ударно-нагретого газа по сравнению с аргоном. При начальном давлении в канале р0 = 1,3 кПа скорость фронта ударной волны в воздухе практически совпадала с соответствующей скоростью волны в аргоне и составляла 7,2 км/с. Термодинамическое состояние воздуха за фронтом такой ударной волны характеризуется следующими параметрами [301]: и2 = 6,9 км/с, р2 = 4,7 МПа, Т2 = 8 ■ 103 К, р2 = 2,4 - 1СМ г/см3, о = 4 (Ом ■ см)-1 [14]. Измерения тока короткого замыкания в случае использования возду-
Рис. 3.11. Сигналы магнитных зондов и фоторегистрограммы потока в канале ВГ-10 (заряд ВВ с присадкой нитрата цезия)
1 CM1 CMi2В/дел тi2В/дел т
1 CM
1 CM
i
2В/дел т
i
2В/дел т
а - Во = 2,4 Тл, /j = 0; б-Во = 3,7 Тл, Ц = 0; в - /] = 0,5 м, BG = 3,7 Тл вверху, Во = 2,5 Тл внизу
ха и заряда без присадки показали, что ток растет линейно при увеличении поля и достигает всего около 20 кА при Во ~ 3,4 Тл, что существенно меньше характерных значений генерируемого тока (-100 кА) при использовании аргона.
Исследование с помощью магнитных зондов и скоростной фотосъемки структуры электропроводного взрывного потока с присадкой в режиме короткого замыкания при нулевой длине участка формирования потока (/| = 0) показало, что основной индуцированный ток в начальный период МГД-взаимодействия локализуется в зоне контактной поверхности, размытой тейлоровской неустойчивостью, а длина электропроводной зоны растет при движении потока по каналу, достигая величины 20 см. На рис. 3.11, а, б представлены типичные осциллограммы сигналов магнитных зондов для течения
I, кАI, кАО 100200300 Г, мкс О 12345 Во,ТлО 100200300 Г, мкс О 12345 Во,ТлРис. 3.12. Индуцированные токи в генераторе ВГ-10Во = 2,3 Тл, длина участка формирования потока Zj =0,5 м, длина плазменного сгустка Z = 3 см, р0 = 1,3 кПа, скорость сгустка 7,2 км/с. I - Zj = 0; 3 - Z, = 1 м; 2,4,5 - Z] = 0,5 м U 23 - заряд В В с присадкой, воздух; 4,5 - заряд ВВ без присадки, воздух, аргон соответственно)Рис. 3.12. Индуцированные токи в генераторе ВГ-10Во = 2,3 Тл, длина участка формирования потока Zj =0,5 м, длина плазменного сгустка Z = 3 см, р0 = 1,3 кПа, скорость сгустка 7,2 км/с. I - Zj = 0; 3 - Z, = 1 м; 2,4,5 - Z] = 0,5 м U 23 - заряд В В с присадкой, воздух; 4,5 - заряд ВВ без присадки, воздух, аргон соответственно)
I, кА
I, кА
О 100200300 Г, мкс О 12345 Во,Тл
О 100200300 Г, мкс О 12345 Во,Тл
Рис. 3.12. Индуцированные токи в генераторе ВГ-10
Во = 2,3 Тл, длина участка формирования потока Zj =0,5 м, длина плазменного сгустка Z = 3 см, р0 = 1,3 кПа, скорость сгустка 7,2 км/с. I - Zj = 0; 3 - Z, = 1 м; 2,4,5 - Z] = 0,5 м U 23 - заряд В В с присадкой, воздух; 4,5 - заряд ВВ без присадки, воздух, аргон соответственно)
Рис. 3.12. Индуцированные токи в генераторе ВГ-10
Во = 2,3 Тл, длина участка формирования потока Zj =0,5 м, длина плазменного сгустка Z = 3 см, р0 = 1,3 кПа, скорость сгустка 7,2 км/с. I - Zj = 0; 3 - Z, = 1 м; 2,4,5 - Z] = 0,5 м U 23 - заряд В В с присадкой, воздух; 4,5 - заряд ВВ без присадки, воздух, аргон соответственно)
с присадкой при различных уровнях МГД-взаимодействия. Отсутствие резкого фронта отрицательной фазы сигнала магнитного зонда (временной градиент индуцированного тока за фронтом составляет всего ~ 3 ■ 109 А/с), в отличие от случая ударно-нагретого аргона (~1О10 А/с, см. рис. 3.8), свидетельствует о том, что плотность тока в сгустке чисто воздушной плазмы значительно меньше плотности тока в зоне контактной поверхности. При увеличении индукции магнитного поля возрастает пондеромоторное торможение потока продуктов детонации, а также наблюдается перераспределение интенсивности свечения газа за фронтом ударной волны и в области перемешивания газов (см. рис. 3.11, в). Это указывает на то, что основной индуцированный ток перераспределяется в зону за контактной поверхностью (в продукты детонации). Такое перераспределение и уширение вследствие этого зоны электропроводности происходят за счет роста средней температуры продуктов детонации с присадкой при их прогреве сильным индуцированным током. Явление джоулева прогрева продуктов детонации с присадкой особенно четко фиксируется магнитными зондами как развитие токовой зоны за контактной поверхностью (см. рис. 3.11, б) при движении потока в МГД-канале (отрицательные пики сигналов соответствуют пролету токовой зоны мимо магнитного зонда, это явление аналогично наблюдаемому в генераторе на ударно-нагретом газе, см. рис. 3.8, б).
В экспериментах исследовалось также влияние начального давления р^ воздуха в МГД-канале на энергетические параметры взрывного МГД-генератора на продуктах детонации. Измерялись напряжение холостого хода и индуцированный ток короткого замыкания при фиксированном значении магнитной индукции в канале В^ = 2,3 Тл. Анализ осциллограмм тока (рис. 3.12, я) показывает, что
1931937. Взрывные генераторы...
193
193
с ростом р0 внутреннее сопротивление взрывного генератора увеличивается и стремится к постоянному значению, что свидетельствует об ослаблении степени джоулева прогрева продуктов детонации с присадкой. Это объясняется тем, что при расширении в газ с большим противодавлением плотность и масса газа продуктов детонации в головной части взрывного потока возрастают. Кроме того, монотонное уменьшение предельного индуцированного тока при росте р0 связано с газодинамическим затуханием скорости потока в МГД-канале (с 7,2 км/с при р0 = 1,3 кПа до 5 км/с при р0 = 26 кПа), что приводит одновременно к падению плотности индуцированного тока в плазме (/ = 0,5рп2В) и к уменьшению мощности джоулевых потерь фс1 ~ НэX влияющих на температуру газа в электропроводной зоне. Из анализа зависимости /(р0) следует также, что значение предельного индуцированного тока критично к изменению р0, что указывает на необходимость ограничения диапазона допустимых значений р0 для обеспечения высокой эффективности преобразования энергии во взрывном МГД-генераторе на продуктах детонации.
Исследование закономерностей процесса МГД-преобразования энергии взрывного потока с присадкой при изменении параметра взаимодействия Stnfl, рассчитанного для продуктов детонации, проводилось при вариации внешнего магнитного поля до 6 Тл и изменении степени расширения взрывного потока на входе в МГД-канал путем использования газодинамических секций формирования длиной 0,5 и 1,0 м. На рис. 3.12, б представлены экспериментальные зависимости пиковых токов короткого замыкания генератора ВГ-10 от индукции магнитного поля для разной степени расширения потока продуктов детонации. Из графиков следует, что в схеме генератора на продуктах детонации с присадкой в режимах с малым параметром МГД-вза- имодействия 8гПд (при Во < 2 Тл) предельный индуцированный ток несколько меньше, чем на аргоне в схеме генератора с ударной волной (кривая 5), но он примерно на порядок больше, чем в опытах с воздухом без присадки (кривая 4\ Зависимость индуцированного тока от магнитного поля в диапазоне 2-3 Тл имеет приблизительно квадратичный характер, что указывает на рост эффективной электропроводности потока вследствие джоулева прогрева газа индуцированным током (/ = си21В0, ol ~B0,I~ Bq Y При увеличении длины участка формирования Z, и, следовательно, степени расширения потока продуктов детонации ток короткого замыкания уменьшается (см. рис. 3.12, б). Этот факт можно объяснить тем, что при большей степени расширения средняя температура и электропроводность газа в области перемешивания падают вследствие более глубокого адиабатического охлаждения расширяющихся продуктов детонации.
При дальнейшем увеличении параметра МГД-взаимодействия 81пд зависимость I(Bq) при возрастании ВО обнаруживает тенденцию к насыщению (см. рис. 3.12, б), аналогичную насыщению генерируемого
тока в схеме с ударной волной (см. рис. 3.10,6). Фоторегистрация течения плазмы в полях Во = 4-г 5 Тл для взрывного потока на воздухе с присадкой показывает (см. рис. 3.11, в), что в электропроводном газе наблюдаются значительные изменения газодинамических параметров потока (формируются слои с разными значениями плотности тока, которые движутся вверх по потоку от контактной поверхности). Эти наблюдения свидетельствуют о том, что в рассмотренных режимах достигаются значения параметра МГД-взаимодействия StnH = 1, и, следовательно, ограничение полного индуцированного тока связано с формированием волны сжатия, тормозящей движение электропроводного газа (в режимах с максимальным расширением потока скорость газа в конце МГД-канала за волной сжатия уменьшалась до ~1 м/с).
Была предпринята попытка обнаружить обмен энергией во взрывном МГД-генераторе на продуктах детонации с присадкой. Для этого эксперименты проводились при начальном давлении воздуха р0 = 650 Па. Уменьшение начального давления обеспечивало увеличение параметра взаимодействия 81пд вследствие уменьшения массовой плотности продуктов детонации за контактной поверхностью при разлете ВВ в газ с малым противодавлением. Типичные осциллограммы производной и тока короткого замыкания генератора в этих опытах представлены на рис. 3.13 для различных значений индукции магнитного поля. Анализ осциллограмм показывает, что эволюция формы импульса тока в схеме на продуктах детонации с присадкой при росте параметра МГД-взаимодействия практически аналогична эволюции формы импульса тока в МГД-генераторе на ударно-нагретом газе (см. рис. 3.9). Так, в режиме с Во = 4,4 Тл (см. рис. 3.13) индуцированный ток быстро достигает первого максимума за время 50 мкс, а затем продолжает возрастать до конца процесса МГД-взаимодействия. Кроме того, на осциллограммах отчетливо виден по крайней мере один период колебаний, связанный с движением отраженной от магнитного поля волны торможения и ее столкновением с продуктами детонации, с характерным временем 30-40 мкс, соответствующим времени пробега звуковых колебаний (а = 0,5-1 км/с) по структуре сгустка I = 15-20 см.
Наблюдаемая аналогия позволяет сделать вывод об универсальности явления обмена энергией в нестационарных МГД-течениях с ограниченными размерами зоны проводимости. Влияние этого механизма на эффективность преобразования энергии холодного толкающего газа в полезную электрическую энергию оказывается весьма значительным. Поэтому представляет интерес оценка предельной эффективности преобразования энергии во взрывном МГД-генераторе (см. гл. 4), которую можно сделать на основе представлений о механизме обмена энергией между тормозящимся в магнитном поле электропроводным газом и толкающим его неэлектропроводным поршнем.
Сформулируем некоторые выводы. Расчетная модель взрывного МГД-преобразователя, описывающая основные физические явления,
Рис. 3.13. Ток и его производная по времени в МГДВГ ПД (с присадкой) при разных Во и соответствующих числах 8Гцц (генератор ВГ-10, / = 3 см, р0 = 130 Па)
определяющие эффективность преобразования энергии взрывного потока, учитывает работу, совершаемую продуктами детонации. Как показано, необходимыми условиями достижения высокой эффективности преобразования энергии являются ИуИ^в ~ L ЦДо~ 0 и 81пд - 1, где число 81пд рассчитано по параметрам поршня продуктов детонации. Установлено, что в оптимальном по коэффициенту преобразования режиме генерируемая мощность не может превышать 20% мощности толкающего газового поршня, а значения/= QR!W0 уменьшаются с ростом Т]Е. Расчетная оценка предельного значения Т)Е составляет 6-9%. Проведены сопоставления двух схем реализации электропроводности потока, создаваемого при взрыве и разлете продуктов детонации заряда взрывчатого вещества: схемы на ударно-нагретом газе и схемы на продуктах детонации с присадкой. Показано, что
высокая эффективность преобразования может достигаться только в схеме на продуктах детонации с присадкой.
Установлено, что линейное взрывное течение, характеризуемое высокими параметрами газа в головной зоне потока (Re,,, > 1), имеет низкую газодинамическую эффективность преобразования энергии В В в энергию потока продуктов детонации вследствие того, что время истечения основной массы продуктов детонации (1—2 мс) существенно превышает характерную деятельность МГД-взаимодей- ствия (50-300 мкс). Показано, что повысить газодинамическую эффективность можно путем применения различных схем кумуляции энергии взрыва в линейном течении или использования цилиндрического течения продуктов детонации.
Выполнены комплексные исследования нестационарного взаимодействия потока плазмы за фронтом сильной ионизирующей ударной волны с поперечным магнитным полем в условиях, приближенных к одномерным. Эксперименты проведены в мало исследованной области параметров, характеризуемой как Rem ~ 1, так и St > 1. Определены условия распадов газодинамического течения. Показано качественное согласие полученных результатов с существующими одномерными расчетами. Продемонстрировано влияние возникающей слоистой токовой структуры на энергетические характеристики импульсного преобразователя энергии. Исследованы динамика возникновения и развития токовых слоев, их влияние на достижимые уровни генерируемых токов. В отличие от известных работ, исследования взаимодействия сгустков плазмы с магнитным полем проведены при таких параметрах, когда изменяются также и параметры неэлектропроводного потока продуктов детонации. При достижении 81пд « 1 в продуктах детонации начинает распространяться навстречу основному течению волна сжатия, осуществляющая передачу энергии от продуктов детонации к тормозящейся в магнитном поле плазме с током. Установлено, что процесс обмена энергией осуществляется через серию волн сжатия, движущихся через плазменный сгусток (вперед-назад), и в продуктах детонации. Исследована зависимость процесса обмена энергией от условий постановки опытов.
Процесс обмена энергией протекает тождественно в схемах МГДВ-генератора на ударно-нагретом газе и на продуктах детонации, отличаясь количеством реализуемых в условиях опытов актов обмена энергией (от единицы до 6). Ограничение энергетических параметров взрывного МГД-генератора в схеме на продуктах детонации с присадкой, как и в случае схемы на ударно-нагретом газе, связано с распадом электропроводной среды под действием понде- ромоторных сил при St ^ 1 и насыщением индуцированного тока. Показано, что в условиях проведенных опытов в схеме генератора на продуктах детонации обмен энергией более эффективен.
Результаты этих исследований приведены также в работах [15, 16, 56, 101, 314, 359, 360, 365, 366].
Глава 4
ЭНЕРГЕТИКА ВЗРЫВНЫХМГД-ГЕНЕРАТОРОВ
Предельные значения энергетических параметров МГДВ-гене- раторов принципиально важны при решении вопроса о конкурентоспособности МГДВ-генератора в сравнении с другими импульсными источниками электрического тока. Основной интерес представляют максимальные значения коэффициента преобразования энергии, выходного напряжения и тока, частоты генерации импульсов и удельных параметров устройства. Эти данные позволяют получить достаточно полное представление о МГДВ-генераторе как энергетической машине. В работах по исследованию МГДВ-генераторов (см. обзор [20]) достаточно полно отражена специфика преобразования энергии взрывного течения, однако в них не были учтены в полной мере физические явления, связанные с сжимаемостью электропроводного газа и особенностями передачи энергии от толкающего неэлектропроводного газа.
Рассмотрим влияние обмена энергией во взрывном МГД-тече- нии при St ^ 1 на эффективность взрывного МГД-генератора.
Эффективность преобразования энергии во взрывном МГД-ге- нераторе можно оценить из условия оптимального согласования генератора с внешней омической нагрузкой и из оценки джоулевых потерь бдж в электропроводном газе: к = RJ^Rx + R-^ ~ 0,5, QR ~ 6Дж> Ле = QrP^to ~ СджА^вв- Плотность индуцированных токов в плазме МГДВ-генератора при работе на нагрузку R2 равна j = gu2B( 1 - к) ~ 0,5оп2В; следовательно, джоулевы потери в плазме при условии а ~ const равны
(4.1)(4.1)бдж -SjV'dt = $o[u2B(l-k)]2V0dt = 0,5Rem %,
(4.1)
(4.1)
где Re,,, - магнитное число Рейнольдса, определенное по длине электропроводного сгустка /, Vq — объем сгустка.
Эффективность преобразования энергии в МГДВ-генераторе может быть представлена в виде
TiI=O,5RemWo/WBB.TiI=O,5RemWo/WBB.(4-2)(4-2)
TiI=O,5RemWo/WBB.
TiI=O,5RemWo/WBB.
(4-2)
(4-2)
Отсюда следует, что для заданного МГД-течения эффективность преобразования энергии зависит главным образом от предельно допустимой энергии магнитного поля в МГД-канале IVO, так как параметр Rem достаточно консервативен в широком диапазоне изменения параметра МГД-взаимодействия St.
Оценка предельно допустимого магнитного поля может быть получена из условия осуществления эффективного обмена энергией во взрывном МГД-течении. Характерное время развития газодинамических возмущений в сгустке с электропроводностью о и плотностью р2 вследствие его перегрева в МГД-канале индуцированным током удовлетворяет известной из теории перегревной неустойчивости зависимости тр ~ р2 ИсВ^). Обмен энергией во взрывном потоке осуществляется при отражении волны торможения от контактной поверхности. Волна пробегает электропроводную зону и восстанавливает параметры потока за время та ~ На (а — скорость звука). Очевидно, что режим с эффективным обменом энергии реализуется при условии тр ~ то. Из этих условий оценим магнитное поле So ~ (РгА0^))0,5 * (р2п/(о/))0,5 и эффективность преобразования энергии во взрывном МГД-генераторе:
Ле -0,5Re„ W0/%b ^О,25р2п2аУо/%в. (4.3)
Введя кинетическую энергию плазменного сгустка WK = O,5p2wjVo и длительность процесса МГД-взаимодействия т0 = 1^!иъ получим
Пе - О,5(То/т^,/^ = n(WK/W0). (4.4)
Физический смысл проведенной оценки состоит в том, что эффективность преобразования энергии во взрывном МГД-генераторе определяется кинетической энергией электропроводного газа и числом п ~ O^Iq/t^ актов обмена энергией между электропроводным газом и толкающим поршнем продуктов детонации за время генерации импульса т0.
Предельные энергетические параметрылинейных генераторов
Проведем оценки предельной эффективности преобразования энергии в генераторе ВГ-10. В схеме с ударной волной при использовании 40 г гексогена и начальном давлении аргона р0 = 6,5 кПа в МГД-канале реализуется взрывное течение с параметрами w2 ~ 5 км/с, р2 ~ 1,2 • 10-з г/см3, Т2 = 104 К, а ~ 2 км/с, / = 5 см. Для этих данных при WBB = 200 кДж значение ц£ равно 8%. Необходимое для достижения такой эффективности магнитное поле должно иметь значение Во ~ 7-^-8 Тл. Необходимо отметить, что магнитные поля #о ~ 7-ИО Тл близки к предельным для сохраняемых систем.
В случае работы МГДВ-генератора на продуктах детонации температура газа с присадкой, при которой реализуется электропроводность о ~ 103 (Ом • м)-1, составляет в среднем около 4000 К, что соответствует скорости звука а ~ 1,3 км/с. Длина зоны проводимости составляет ~10 см. Ограничивая магнитную индукцию Во значением
7 Тл, получаем оптимальную плотность р2 = cBJ{aI) = 3,5 ■ 103 г/см3. Эффективность преобразования энергии такого потока, имеющего среднюю скорость п2 = 5 км/с, может достигать согласно вышеприведенным соотношениям Т]х = 12%. В случае Во = 5 Тл при оптимальной плотности р2 = 1,8 • КТ3 г/см3 эффективность должна иметь значение Т]х = 6%. Для сравнения отметим, что в опытах с генератором ВГ-10 при неоптимальной нагрузке были получены близкие значения (примерно 4%, см. гл. 1).
Можно сделать общее замечание о характере обмена энергией в различных схемах взрывного МГД-генератора. Как указывалось выше, число актов передачи энергии к электропроводному сгустку от толкающего поршня равно п = 0,5т()/т„ = О,5(а/и2)(/о//). В случае использования ударно-нагретого газа (п/и2) = 0,3, а (/(//) = 20, т.е. и = 3. В схеме на продуктах детонации имеем (а/Мг) = 0,2, (Jo/Г) = 10, т.е. /1 = 1. Таким образом, в схеме с ударной волной сравнительно легко реализуются условия многократного обмена энергией, а в генераторе на продуктах детонации из-за меньшей скорости звука и более широкой зоны электропроводности обмен энергией протекает медленнее. Например, в условиях установки ВГ-10 имеет место лишь однократная передача энергии от толкающего поршня к электропроводной головной части потока. Это подтверждается анализом осциллограмм тока в генераторе в режимах с обменом энергией (см. рис. 3.9, 3.10, в и 3.13).
Таким образом, взрывной МГД-генератор представляет собой объект, достаточно сложный для математического моделирования. Трудно поддаются описанию, например, процессы развития газодинамической неустойчивости Рэлея-Тейлора на контактной поверхности и процессы ионизации присадки вследствие перемешивания газов в этой зоне, а также процессы развития перегревной неустойчивости и возникновения самоподдерживающихся температурных слоев (Г-слой), процессы радиационного переноса энергии, эффект опережающей ионизации и т.д.
В качестве экспериментальной модели удобным оказался линейный взрывной МГД-генератор, позволяющий легко реализовать как схему МГДВ-преобразователя на ударно-нагретом газе, так и схему генератора, работающего на продуктах детонации с присадкой.
Было показано, что основной причиной, ограничивающей энергетические параметры взрывного МГД-генератора, когда параметр МГД-взаимодействия достигает значений, близких к единице, является распад электропроводного плазменного сгустка под действием пондеромоторных сил. Образование слоистой токовой структуры приводит к уменьшению эффективной электропроводности потока и к шунтированию внешней нагрузки в результате развития в плазме кольцевых токов. Эффективность вовлечения в процесс МГД-взаимодействия неэлектропроводного газа продуктов детонации возрастает при уменьшении длины плазменного сгустка и степени
расширения потока продуктов детонации, что означает необходимость создания взрывного потока при возможно меньших длинах участка его формирования. В режимах с обменом энергией предельная эффективность преобразования достигается при определенном согласовании газодинамических и электродинамических параметров устройства: значение индукции приложенного магнитного поля должно соответствовать электропроводности, плотности и протяженности электропроводной зоны.
Рассмотрим экспериментальные данные по отбору энергии в линейных взрывных МГД-генераторах. Зависимость энерговыделения Qr в омической нагрузке от магнитного поля Во, полученная для взрывного генератора ВГ-10 при различных значениях сопротивления нагрузки, представлена на рис. 4.1, а. Из графика следует, что при Во ^ 4 Тл зависимости QR^B^ имеют примерно квадратичный характер в соответствии с модельными представлениями (см. [2]), которые долгое время были основой при проектировании и создании МГДВ-генераторов (/ ~ Во, VR ~ Во, т.е. QR ~ Bq ). При больших магнитных полях квадратичный ход зависимости Qr(Bq) нарушается, что связано главным образом с насыщением предельного индуцированного тока при St = 1.
Ограничение скорости роста QR при изменении Жо удалось впервые зарегистрировать на генераторе ВГ-10. Насыщение индуцированного тока в нагрузке генератора при Во = 4-^5 Тл (в опытах на аргоне и воздухе) приводит к ограничению мощности электрического импульса, передаваемого в нагрузку. Поэтому дальнейшее увеличение эффективности преобразования энергии в МГДВ-генераторе возможно только при интенсификации энергообменных процессов в потоке. Из анализа ВАХ генератора следует (см. рис. 1.20), что генерируемая устройством мощность является слабой функцией сопротивления нагрузки К2 в диапазоне 2-НО мОм. Это позволяет увеличить энерговыделение в нагрузке в режимах, смещенных к короткому замыканию, за счет интенсификации процессов обмена энергией в канале генератора.
В опытах по генерации мощности в омической нагрузке RH = 3 мОм интенсивный энергообмен в МГД-канале наблюдался при индукции магнитного поля Во = 6 Тл при работе как с аргоном, так и с воздухом (см. рис. 4.1, а). В сравнении с опытами при Bq = 5,4 Тл пиковые значения токов в нагрузке при этом практически не изменились, а энерговыделение QR увеличилось за счет изменения временного профиля генерируемой мощности. Осциллограммы тока в нагрузке, напряжения и мощности в режимах с энергообменом при поле Во = 6,5 Тл, RK = 3 мОм, QR = 9,6 кДж показаны на рис. 4.1,6. Из анализа этих осциллограмм следует, что энергообменные процессы во взрывном МГД-течении приводят к развитию вторичных пиков индуцированного тока и напряжения на нагрузке и со-
Рис. 4.1. Предельные энергетические параметры МГДВ-гене- ратора ВГ-10
ответственно к увеличению генерируемой в канале мощности и эффективности преобразования энергии.
Максимальные значения энерговыделения в нагрузке Лн = 3 мОм в опытах с аргоном (см. рис. 4.1, а) составили QR = 9,2 кДж при So = 6,0 Тл и Qr = 9,6 кДж при Во = 6,5 Тл. Эффективность преобразования химической энергии заряда ВВ (IVBB = 200 кДж) в электрическую энергию составила соответственно 4,6 и 4,8%.
Таким образом, в экспериментах на линейном генераторе ВГ-10 впервые реализованы режимы генерации электрической энергии с энергообменом во взрывном потоке, в результате чего достигнута высокая эффективность преобразования энергии. Для сравнения отметим,
что в разрушаемом взрывном МГД-генераторе на кумулятивных струях [316] эффективность преобразования энергии ВВ также составляет около 5%.
В части опытов на генераторе ВГ-10 проводились исследования предельных мощностных энергетических характеристик устройства при увеличении массы заряда ВВ. Типичные осциллограммы тока, напряжения и мощности в этих опытах показаны на рис. 4.1, в. Максимальная мощность 50 МВт получена при Во = 5,4 Тл и заряде ВВ массой 80 г. Значение переданной в нагрузку (/?„ = 3 мОм) энергии в этом режиме достигало QR = 12 кДж. Максимальное значение индуцированного тока составляло около 30 кА на каждый сантиметр ширины электродной системы. Полученные энергетические и мощностные характеристики близки к предельным для этого генератора.
Рис. 4.2. Обобщающая зависимость т^ от IVo/^fiB для линейных и цилиндрических МГДВГ на ПД с присадкой
1-3 - генератор Т-4 (схемы буферная, двухступенчатая и одноступенчатая соответственно), 4 - Т-2; 5 - линейные генераторы. Значение т)г = 4,3% для генератора с двусторонним истечением [11] получено удвоением энергии лучшего из каналов
Обсуждая проблему предельной эффективности преобразования энергии во взрывном МГД-генераторе, можно построить зависимость дх от параметра W(/IVBB по совокупности всех экспериментальных данных, полученных при исследовании моделей линейных взрывных МГД-генераторов ВГ-б и ВГ-10 (рис. 4.2). Из графика следует, что эта зависимость имеет тенденцию к насыщению при увеличении отношения запасенной в объеме МГД-канала магнитной энергии Жо к химической энергии заряда ВВ WBB. Предельная эффективность преобразования энергии в линейной схеме МГДВ- генератора при И^/И^ = 50% практически ограничена значением = 5%. Дальнейшее увеличение Т]£ (в области W(/WBB > 50%) может быть достигнуто на пути оптимизации энергообменных процессов в МГД-канале. Отметим также, что увеличение эффективности преобразования в МГДВ-генераторе возможно за счет оптимизации газодинамики разлета продуктов детонации (двухсторонняя линейная, цилиндрическая схемы формирования течений). Например, в соответствии с результатами [11] можно ожидать, что в двухсторонней схеме линейного МГДВ-генератора при W^o/WBB ~ 50% полная эффективность преобразования энергии достигнет 7-8%.
Анализ полученных результатов позволяет уточнить условия достижения предельной эффективности взрывного МГД-генера- тора: газодинамический коэффициент преобразования энергии г), = IVVWBB должен быть предельно большим (здесь W4 - полная энергия взрывного потока); протяженность участка формирования взрывного течения необходимо сделать минимальной для увеличения части потока, вовлекаемого во взаимодействие с магнитным полем; параметр МГД-взаимодействия 81Пд должен быть порядка единицы для развития эффективного энергообмена во взрывном потоке.
Основные параметры всех экспериментально исследованных отечественных и американских линейных генераторов были приведены в гл. 1 в табл. 1.1. В этой таблице приведена рассчитанная мощность генератора на единицу поперечного сечения МГД-канала (а = NR/S), которая также характеризует качество МГДГ как преобразователя энергии.
Нелинейные эффектыи энергетика цилиндрических генераторов
Справедливость высказанных выше рекомендаций, полученных из анализа экспериментов на линейных МГДВ-генераторах, апробируем на генераторах, построенных по дисковой и радиальным схемам. Это актуально с практической точки зрения, так как, хотя линейное взрывное течение характеризуется достаточно высокими параметрами газа (Rem ~ 1) в головной зоне потока, однако оно имеет, как показано выше, относительно низкую газодинамическую эффективность преобразования химической энергии заряда ВВ в энергию потока продуктов детонации. Это связано с большим временем истечения основной массы газа продуктов детонации из взрывной камеры (~1 мс), которое существенно превышает характерную продолжительность процесса МГД-взаимодействия (-0,1 мс) в канале генератора. Повысить общую газодинамическую эффективность взрывного течения во взрывном МГД-генераторе можно, используя радиальные схемы генератора или применяя различные схемы кумуляции энергии при разлете продуктов детонации.
Рассмотрим вопрос о предельных энергетических характеристиках МГДВ-генераторов с цилиндрическим взрывным течением. На основе приведенных в гл. 2 и 3 данных можно сделать ряд выводов. Вследствие более интенсивной турбулизации головной зоны в цилиндрическом взрывном течении начальный этап МГД-взаимодействия характеризуется меньшей, чем в линейном взрывном течении средней электропроводностью потока и большей средней плотностью. В экспериментах с дисковыми и радиальным генераторами в магнитных полях до 3 Тл число Стюарта St и магнитное число Рейнольдса Rem оказываются на порядок меньше, чем значения, достигнутые в линейных МГДВ-генераторах. В этих условиях не следует ожидать решающего влияния на процесс преобразования энергии джоулева прогрева плазмы, заметной деформации параметров течения и других нелинейных явлений, установленных для линейных МГДВ-генераторов.
Эти соображения подтвердились в экспериментах с генераторами Т-2 и Т-4. Действительно, скоростная фотосъемка показала, что в полях до 3 Тл отсутствуют заметные деформации расширяющегося плазменного кольца. Магнитные зонды и пьезодатчики давления
не отмечали значительных деформаций параметров при включении магнитного поля. Зависимости Л^^о/^ввХ представленные на рис. 4.2, дающие обобщающую информацию об условиях и эффективности процесса МГД-преобразования, имеют для генераторов Т-2 и Т-4 практически линейный вид до значений Ио/И^ ^ 0,3. Для линейных генераторов линейный ход этой зависимости завершался при %/WBB » 0Л. Опытные данные для радиального генератора РАДАН-1 (отмечены на рис. 4.2) ложатся на те же зависимости. Напряжение холостого хода Uxx зависит от индукции магнитного поля Во линейно, что также подтверждает тезис о слабом влиянии магнитного поля на параметры течения. При этом ток короткого замыкания генератора /кз имеет, как и следует из закона Ома, квадратичную зависимость от В^.
Были проведены прямые измерения джоулевой диссипации в канале генератора Т-2. Величины индуцированных токов регулировались различными нагрузками в секторах токосъемной системы (/?н = со, Rv R^ R3 и 0). Чтобы не учитывать особенностей работы токосъемных ножей, при расчете диссипации рассматривались интервалы времени от момента прихода переднего фронта плазмы на электроды (значок о на осциллограмме рис. 1.24) до момента удара этого фронта об обечайку (значок *).
На рис. 4.3, а представлены осциллограммы токов при разных нагрузках, а также э.д.с. холостого хода Uxx- На рис. 4.3, б приведены соответствующие зависимости внутреннего сопротивления плазмы в различных секторах (Д - разброс данных, связанных с начальной неоднородностью плазмы в секторах, достигающий в узком дисковом канале 100%). В широких каналах этот разброс находится в пределах погрешности измерений. Из рис. 4.3, б следует, что изменение сопротивления плазмы от времени заметным образом зависит от режима работы генератора. Чтобы нагляднее проиллюстрировать последнее, на рис. 4.3, в показаны временные зависимости сопротивления плазмы, отнесенного к ее сопротивлению на входе в электродную систему. В режимах с малыми индуцированными токами относительное сопротивление плазмы в дисковой схеме быстро увеличивается на порядок величины из-за газодинамического расширения. В режиме короткого замыкания джоулев прогрев сохраняет среднее сопротивление плазменного кольца, несмотря на увеличение его длины.
Чтобы количественно оценить эффект джоулева нагрева по приведенным выше данным, были рассчитаны значения средней электропроводности и удельной джоулевой диссипация энергии со в канале генератора. Полученная экспериментальная зависимость показана на рис. 4.3, г. Приближенная аналитическая аппроксимация имеет вид
o = Algto-C, (4.5) где коэффициенты А = 190,5 (Ом • м)1, С = 803,8 (Ом • м)_|. Таким об-
Рис. 4.3. Измерения электрических параметров в генераторе Т-2
а — э.д.с. холостого хода Uxx и токи 1 в различных секторах канала, б — внутреннее сопротивление плазмы, в - приведенное внутреннее сопротивление плазмы при КЗ и в разных секторах канала (кривые 7-3), г — зависимость эффективной электрической проводимости от объемной плотности джоулевой диссипации в плазме
разом, средняя электропроводность плазменной области цилиндрического взрывного течения, турбулизованной неустойчивостью Рэлея-Тейлора, логарифмически увеличивается с ростом удельной джоулевой диссипации. Полученная зависимость может быть использована для оценок предельных энергетических характеристик дисковых и радиальных МГДВ-генераторов.
При полях 2—3 Тл в генераторах с цилиндрическим взрывным течением число Стюарта St = 0,1. Поэтому заметных деформаций
плазменного потока и повышения эффективности отбора энергии от потока следует ожидать лишь при Во = 8-^10 Тл, когда число Стюарта приблизится к единице. В этих условиях, как показывают исследования линейных генераторов, достигнутые значения полной эффективности преобразования энергии могут быть увеличены с 1% (получено при Во ~ 2-: 3 Тл в генераторах Т-2 и Т-4) до нескольких процентов.
Возможности совершенствования процесса МГД-взаимодейст- вия для генераторов с цилиндрическим взрывным течением наглядно демонстрируют зависимости HiC^o/^bb)’ приведенные на рис. 4.2 для двухступенчатой и буферной схем организации течения (генератор Т-4). В отличие от обычной схемы дискового МГДВ-генератора в двухступенчатой и буферной схемах применялась цилиндрическая диафрагма. Давление в камере заряда ВВ достигало 0,5 МПа, что ограничивало развитие неустойчивости Рэлея-Тейлора. Этому же способствовало торможение и перемешивание взрывного потока на диафрагме. Скорость расширения при давлении 3,3 кПа (двухступенчатая схема) уменьшалась до 3 км/с, однако средняя электропроводность возрастала до 20 (Ом • см)-1. В этой схеме на порядок более высокая электропроводность проводит к возрастанию числа Стюарта, а узкая плазменная зона (Ага = 2 см) - к возможности эффективного энергообмена. Буферная схема позволила достичь Т)г = 2% уже при полях менее 2 Тл (Wo/WBB = 0,2). В плазме индуцировался ток с плотностью до 1 кА/см2 даже в отсутствие присадки (в одноступенчатом варианте плотность тока без присадки ~50 А/см2, с присадкой - до 0,5 кА/см2).
Буферная схема, отличающаяся от двухступенчатой только предельно низким начальным давлением во второй секции, позволила реализовать еще один экстремальный режим в дисковом МГДВ-ге- нераторе. Первая секция в буферной схеме наполнялась ксеноном, а МГД-канал откачивался до давления 10 Па. В этом режиме скорость плазмы увеличивалась до 10 км/с, и соответственно индуцированная э.д.с. достигала 20 кВ. Эти результаты указывают на возможность совершенствования взрывного течения в генераторах с одноступенчатым газодинамическим трактом.
Даже при практически идеальном осевом инициировании заряда ВВ взрывающейся проволочкой (с осевой разновременностью детонации на уровне 0,1 мкс) радиальная ширина электропроводной зоны составляет 5-10 см (см. гл. 2), что ухудшает эффективность генераторов из-за продольных МГД-эффектов. В радиальных МГДВ- генераторах длина цилиндрического заряда может достигать сотен сантиметров. В этом случае одновременное по длине инициирование заряда ВВ может оказаться трудноосуществимым. При инициировании заряда по оси в нескольких его точках характер взрывного течения может заметно измениться. Для изучения этих факторов на генераторе Т-4 были проведены опыты с инициированием заряда
Рис. 4.4. Осциллограммы режимов короткого замыкания и холостого хода в генераторе Т-4 с зарядом без присадки (штриховые кривые) и с присадкой (сплошные кривые)
Гексоген, 3,25 кПа, Az = I0r3, Aro = I0-M5 см, гс = 36 см, Во = 1,45 Тл (6, в)
длиной 10 см с обоих торцов. Реальная длина электропроводной области увеличивалась до 15 см, скорость фронта плазмы составляла 3,6 км/с, но скорость заднего фронта уменьшалась до 1,5 км/с. Вследствие этого возникал значительный вихревой ток, ослабляющий ток в нагрузке (рис. 4.4, a, d). Кроме того, при взаимодействии переднего фронта с обечайкой канала образуется неподвижный плазменный слой за отраженной ударной волной, играющий роль электрического шунта нагрузки генератора. С его возникновением связан наблюдаемый в экспериментах спад амплитуд тока короткого замыкания и напряжения холостого хода (см. рис. 4.4, б, в). Движущиеся слои плазмы работают в этом случае на поддержание тока в заторможенных у обечайки передних слоях.
Графики напряжения холостого хода в режимах с присадкой и без нее практически повторяют друг друга, за исключением начальной фазы сигнала (см. рис. 4.4, в). В опытах без присадки в сиг-
нале напряжения выделяется дополнительный импульс (штриховая кривая), опережающий пробой на носике токосъемного элемента при появлении на нем фронта плазменной области (£7Хх Д°с" тигало 1 кВ). В режиме с присадкой явление шунтирования токосъемного элемента плазменным слоем с большей, чем без присадки, электропроводностью, приводит к исчезновению напряжения Uxx в этом интервале времени. Измеренные при Nr Jr ~ 0,3 значения средней электропроводности составили 0,9 (Ом • см)1 без присадки и 2,7 (Ом • см)-1 с присадкой. Для сравнения отметим, что в буферной схеме газодинамического тракта генератора электропроводность повышалась до 10 (Ом • см)-1, а э.д.с. холостого хода достигала 20 кВ.
Возможность дальнейшего повышения коэффициента преобразования в генераторах с цилиндрическим взрывным течением связана с необходимостью изучения нелинейных МГД- и энергообменных процессов при полях порядка 10 Тл.
В заключение рассмотрим более подробно сводную таблицу основных параметров МГДВ-генераторов с цилиндрическим течением продуктов детонации, приведенную в гл. 1 (см. табл. 1.4). Кроме генераторов с плазменным течением, в этой таблице указаны параметры радиальных генераторов с металлическим лайнером [4, 40, 41], которые рассматривались как перспективные. Кроме того, даны параметры разрушаемого МГДВ-генератора на встречных потоках, подробное описание которого содержится в работе [41], а его характерные свойства проанализированы в [4].
Генератор с металлическим лайнером, имея сравнимые с взрывными генераторами полный коэффициент преобразования энергии = 0,6% и удельный ток /уд = 200 кА/(м ■ Тл), проигрывает по удельному току на единицу массы ВВ (Г «0,17 кА/(г • Тл)). Оптимальные длительности импульсов тока находятся в миллисекундном диапазоне. Как отмечено в [4], в этом генераторе практически неосуществим частотный режим работы.
Разрушаемый дисковый генератор на встречных потоках [41] при zjrc = 0,2 (г0 - осевая длина, г - радиус МГД-канала) реализует идею газовой кумуляции и имеет на порядок большие значения /уд. Полный коэффициент преобразования энергии, однако, снижается до Г]^ ~ 0,1% из-за потерь при формировании радиального течения из двух встречных линейных взрывных потоков. Удельный ток Г = 0,6 кА/(г • Тл) находится на уровне значений, достигнутых в дисковых генераторах Т-2 и Т-4. В целом высокие параметры генератора на встречных потоках сводятся на нет его явным недостатком — разрушаемостью конструкции. Уменьшение уровня газовой кумуляции с целью предохранить генератор от разрушения (опыты при zjrc ~ 2) приводят к резкому ухудшению энергетических характеристик даже при значительно больших, чем при zjrc ~ 0,2 начальных магнитных полях В^ Ц^ = 100 кА/(м • Тл), Г = 0,1 кА/(г • Тл)).
NR/S, МВт/cm2NR/S, МВт/cm2ВГ-6 [9][11]1,0 - ее е.— [6]е0,8 -/ВГ-6 [9][11]1,0 - ее е.— [6]е0,8 -/0,6 - / ООТ-20,4 ■ ,*[61/ВГ-100,2 /.ВГ-50,6 - / ООТ-20,4 ■ ,*[61/ВГ-100,2 /.ВГ-5ВГ-10ВГ-10•ВГ-10ВГ-10•о 1• 2о 1• 2ВГ-10ВГ-10Рис. 4.5. Зависимость генерируемой мощности от $1Пд для цилиндрических и линейных МГДВ-гене- раторовРис. 4.5. Зависимость генерируемой мощности от $1Пд для цилиндрических и линейных МГДВ-гене- раторовоо11_L2_L233445 81пд5 81пд6,5 Bq, Тл
NR/S, МВт/cm2
NR/S, МВт/cm2
ВГ-6 [9][11]
1,0 - ее е.— [6]е
0,8 -/
ВГ-6 [9][11]
1,0 - ее е.— [6]е
0,8 -/
0,6 - / ООТ-2
0,4 ■ ,*[61
/ВГ-10
0,2 /.ВГ-5
0,6 - / ООТ-2
0,4 ■ ,*[61
/ВГ-10
0,2 /.ВГ-5
ВГ-10
ВГ-10•
ВГ-10
ВГ-10•
о 1
• 2
о 1
• 2
ВГ-10
ВГ-10
Рис. 4.5. Зависимость генерируемой мощности от $1Пд для цилиндрических и линейных МГДВ-гене- раторов
Рис. 4.5. Зависимость генерируемой мощности от $1Пд для цилиндрических и линейных МГДВ-гене- раторов
о
о
1
1
_L
2
_L
2
3
3
4
4
5 81пд
5 81пд
Созданные дисковые ^г„ ~ 0,1 -4-0,3) генераторы Т-2 и Т-4 с кон- дукционным энергосъемом имеют преимущества по значениям Т|Е, /^ и i*. В генераторе Т-4 с буферной схемой формирования течения достигнуты максимальные для умеренных магнитных полей удельные параметры /уд = 150 кА/(м • Тл), Г = 0,45 кА/(г - Тл) при Т|Е = 2%. Генератор РАДАН-1 имеет наибольшие значения параметра zjrc « 4 и коэффициента преобразования энергии Т]Е = 0,3% среди МГДВ-гене- раторов радиального типа при сравнимых значениях /уд и I* (уступая лишь в 3-5 раз генератору с металлическим лайнером).
На рис. 4.5 сделана попытка обобщить результаты энергетических испытаний всех известных линейных и цилиндрических генераторов с плазменным течением. Пиковая мощность NR линейных генераторов отнесена к поперечному сечению МГД-канала S = ah. В качестве аналогичного сечения для генераторов с цилиндрическим взрывным течением можно выбрать боковую поверхность заряда. Мощности 11,2 и 30 МВт получены на генераторах Т-2 и Т-4 при Во = 2,5 и 2,2 Тл соответственно. Для линейных генераторов значения плотности продуктов детонации, их скорости, а также электропроводности плазменного сгустка и его длины, необходимые для расчета 81пд = gB01 /(рм)пд , взяты для линейных генераторов по результатам измерений в генераторе ВГ-10, для цилиндрических - в генераторе Т-2. Из-за отсутствия полных данных для остальных генераторов приведенные на рис. 4.5 значения 51пд имеют вдвое большую погрешность. Представленные данные обнаруживают тождественный характер зависимости NR/S от 81пд для взрывных МГД-генераторов всех типов.
Согласование с нагрузками, обострение импульсов
К оценке энергетических характеристик импульсного МГД-пре- образователя, в котором осуществляется взаимодействие потока плазмы с магнитным полем при значениях Rem « 1 и применяются
различные схемы подключения нагрузки, обращался ряд авторов (см., например, [315-317]). Решение этой задачи может быть получено методом оптимального управления [368]. Рассмотрим следующую модель импульсного линейного МГД-преобразователя. В МГД-канале с размерами /0, А, а в однородном внешнем магнитном поле Во движется с постоянной скоростью и недеформируемый электропроводный сгусток длиной I ^ /0 и сопротивлением Rv Омическая нагрузка генератора R2 = const подключена на выходе из канала. Конечная (при 0 ^ г ^ 1^ индуктивность нагрузки моделируется индуктивностью £, включенной последовательно с R2. Ток в цепи генератора изменяется в соответствии с выражением
(у - t)dlldt + (а - 1)/ = 1. /(0) = 0,(4.6)
где а = [(Я, + Ri^^Aalh, у= 1 + VU^^h, а значения времени t и тока I приведены соответственно к Ци и aBJ^. Найдем экстремум функционала Q = 2jP(0a(^£ определяющего энергию, выделяющуюся на омическом сопротивлении R । + R2 за время взаимодействия (б приведено к Wo = B^h Z(2p0)). Будем считать, что а(0 е [0, «о]. Выбор нижней границы значений а(г), как и предложение о постоянстве и, определяется стремлением найти предельный уровень генерируемой в омическую нагрузку энергии. Очевидно, что а = 0 реализуется при Rem ^ 1 и замыкании R2. При этом верхняя граница а(г) определяется сопротивлением нагрузки генератора R2l поэтому «о = const.
Сформулируем задачу поиска экстремума в терминах [368]: найти такое допустимое управление ot(t) g [0, а^], t е [0, 1], чтобы при соответствующей функции 7(0» определяемой из уравнения
dUdt = [ 1 - (а - 1 )7]/(у - 0(4.7)
и начинающейся из точки 7(0) = 0, функционал Q принимал максимальные значения. Рассматриваемая задача относится к классу задач с фиксированными временными границами и описывает поведение неавтономной системы. Для ее решения воспользуемся соответствующим принципом максимума: для того чтобы допустимое управление а(0, t е [0, 1] и соответствующая ей траектория 7(0 давали решение оптимальной задачи с закрепленным левым концом (временные границы фиксированы), необходимо существование такой ненулевой непрерывной вектор-функции 4х = (Ч^О, 4х ,(0), соответствующей функциям а(0 и 7(0, что
для всех t е [0,1] функция
Н = -/2а% + ^^-^ ^(4.8)
Y-1
переменного а(/) е [0, Оу] достигает в точке а(г) максимума M^^Jdyt^ sup Н^П,1^,1,а(ПУ,(4.9)
a(z)e[0,a01
выполняется условие
Ч'(1) = (-1,0).(4.10)
Соотношение (4.8) с учетом (4.9) и области определения а(г) дает
«(0=4“°’ если ^<(7-0/,(4П)
W (0, если ^,>(7-0/,
где Т^г) определяется из d^ldt = -дН/Ъ! и условия (4.10).
Предположим, что существует г* е [0, 1], при котором
W)- (7-Щ(П(4.12)
(назовем С временем переключения). Тогда из (4.11) и /(0) = 0 следует a(M = J0’ если ,e^*L(4.13)
|а0, если ze[r*,l]
(неоднозначность определения a(f) не играет сколь-нибудь существенной роли). Таким образом, решение задачи о нахождении оптимального управления омической нагрузкой МГД-преобразователя получено. Условие согласования параметров a(t) и t* определяется из (4.12).
В рассматриваемом устройстве происходит преобразование энергии поршня, обеспечивающего постоянство скорости электропроводного сгустка, в электрическую энергию, диссипируемую на сопротивлении Rt + R2, а также в энергию индуцированного магнитного поля. Интенсивность взаимодействия электропроводного сгустка с магнитным полем увеличивается с уменьшением Rt + R2. Это означает, что наиболее эффективен по преобразованию энергии толкающего поршня в электромагнитную энергию режим короткого замыкания (а = 0). Ясно, что чем больше Г, тем больше накопленная электромагнитная энергия. Во второй фазе процесса при подключении омического сопротивления эта энергия частично диссипируется на нем.
Из этих представлений очевиден ряд следствий. С увеличением С уменьшается время, в течение которого происходит выделение энергии в омическом сопротивлении, однако значение этой энергии будет возрастать, поскольку преобразователь более длительное время (I - f) работает в экстремальном по взаимодействию режиме. В частности, это приводит к тому, что обезразмеренная средняя по времени мощность N = Q/(l - Г) при увеличении t* возрастает быстрее, чем (I - г*)-1, и варьирует в пределах более широких, чем Q. Большую электромагнитную энергию можно диссипировать за меньшее время только на большем сопротивлении, поэтому при увеличении С оптимальное «у должно возрастать.
Для иллюстрации полученного решения построим зависимость <2(Оу, г*) при независимых вариациях Оу и С, полагая 7=1,1. Отметим некоторые свойства преобразователя.
Для любого фиксированного Г е [0,1] существует оптимальное значение Оу е аопт, при котором достигается максимум Q 212
Рис. 4.6. Зависимости генерируемой энергии от верхнего предела функции управления при различных значениях времени переключенияРис. 4.6. Зависимости генерируемой энергии от верхнего предела функции управления при различных значениях времени переключенияРис. 4.7. Зависимости генерируемой энергии от времени переключения при различных значениях верхнего предела функции управленияРис. 4.7. Зависимости генерируемой энергии от времени переключения при различных значениях верхнего предела функции управления
Рис. 4.6. Зависимости генерируемой энергии от верхнего предела функции управления при различных значениях времени переключения
Рис. 4.6. Зависимости генерируемой энергии от верхнего предела функции управления при различных значениях времени переключения
Рис. 4.7. Зависимости генерируемой энергии от времени переключения при различных значениях верхнего предела функции управления
Рис. 4.7. Зависимости генерируемой энергии от времени переключения при различных значениях верхнего предела функции управления
(рис. 4.6). При а ^* аопт взаимодействие велико, однако энергия толкающего поршня расходуется преимущественно на генерацию электромагнитной энергии в форме индуцированного магнитного поля, а джоулева диссипация Q < 1. Таким образом, в рассматриваемом преобразователе подмагничивание системы за счет индуцированного магнитного поля целесообразно лишь до некоторого уровня.
Применение размыкателя внешней нагрузки позволяет согласовать конкретное устройство с широким спектром омических нагрузок. Более того, так как с увеличением Г значение Q в меньшей степени зависит от «о, если с^ > аопт, то устройство становится менее критичным к условиям согласования.
Для любого фиксированного Oq существует f G [0, 1], при котором достигается максимум Q (рис. 4.7). При этом lim Q = 0, а
lim N = 2а0 /(у -1)2 • Отметим, что уравнение dQldt* = 0, как и сле- г*->1
довало ожидать, совпадает с (4.12).
По закону сохранения электромагнитная энергия, вырабатываемая устройством, равна работе поршня по преодолению понде- ромоторных сил, действующих на электропроводный сгусток. Если в течение всего процесса взаимодействия а = 0, то работа поршня
1 '«'"(Вр-В^-В^^о о 2р01 '«'"(Вр-В^-В^^о о 2р0ahu dt,ahu dt,(4.14)(4.14)
1 '«'"(Вр-В^-В^
^о о 2р0
1 '«'"(Вр-В^-В^
^о о 2р0
ahu dt,
ahu dt,
(4.14)
(4.14)
а, следовательно, и электромагнитная энергия достигают своего
предельного значения, равного (у - I)-1, т.е. определяются отношением индуктивности электродной системы к индуктивности нагрузки L.
Найдем lim Q или, что то же, lim Q, где Г и с^ связаны урав- /*->1 а0—>«
нением (4.12). Легко убедиться, что
6™»= Hm Q = (Y-ir*. (4.15)
Таким образом, применение размыкателя в описываемом преобразователе позволяет увеличить долю электромагнитной энергии, выделяемой в омической нагрузке, приближая ее при г* -э 1 к предельно достижимому уровню.
Аналогично можно проанализировать подключение нагрузки на входе в электродную систему. Однако из предыдущего очевидно, что оптимальное управление преобразователем и в этом случае осуществляется с применением размыкателя внешней нагрузки, а предельный уровень электрической энергии равен Ио[1 - (у- 1)2]Д1 + (у- I)2]. Подключение нагрузки на выходе из электродной системы эффективнее подключения нагрузки на входе - если в первом случае отсутствует абсолютный экстремум Q по у (при у ^ 1 б неограниченно возрастает), то во втором он есть и равен единице (или IVO в размерном виде). Специально отметим, что отсутствие абсолютного экстремума Q по у (напомним, что у- 1 ~ £) делает нецелесообразным включение в оптимизационные параметры внешней индуктивности.
Если нагрузка подключена симметрично (на входе и выходе электродной системы) и сопротивлением приводящего сгустка можно пренебречь (Rem > 1), то взаимного влияния нагрузок нет и предельный уровень энергии, генерируемый устройством, определится суммой этих энергий lV0[(y— I)-1 + 1]. При рассмотрении импульсных МГД-преобразователей целесообразность симметричного включения нагрузок либо не обсуждается, либо отрицается на том основании, что размагничивающее воздействие, которое реализуется при подключении нагрузки на входе, ухудшает характеристики устройства. Из приведенного анализа ясно, что вопрос об организации внешней цепи должен решаться конкретно для каждого вида нагрузки [318].
Взрывной МГД-генератор с индуктивной нагрузкой представляет собой один из вариантов включения, расширяющий диапазон генерируемых напряжений. Оценим эффективность работы МГДВ- генератора на чисто индуктивную нагрузку £н. Исследуются две возможные схемы включения этой нагрузки - на входе в электродную систему (схема 1) и на выходе из нее (схема 2).
Вопросы сравнительной эффективности работы импульсного МГД-преобразователя на омическую и индуктивную нагрузки рассматривались в [322], где, в частности, анализировались условия оп-
Рис. 4.8. Схема линейного МГД-преобразователя с индуктивно-омической нагрузкой
тимального согласования преобразователя с индуктивной нагрузкой и предельный уровень запасенной электромагнитной энергии QL в схеме включения нагрузки на выходе из электродной системы (схема 2). Так как схема включения 1 также представляет определенный интерес, то задачу следует рассмотреть в общем плане.
Схема импульсного МГД-генератора линейного типа с индуктивно-омической нагрузкой в модели с сосредоточенными параметрами представлена на рис. 4.8. В МГД-канале с размерами b х h х /0 в однородном магнитном поле В^ с постоянной скоростью и движется плазменный сгусток длиной /п. Предполагается также, что сопротивление сгустка г, = h/tobl^ = const, а безразмерная длительность импульса т = tit* е [0, 1 ], где t* = Ци - масштаб времени. Эквивалентная электрическая схема с нагрузкой включает в себя внутреннее сопротивление генератора г,, сопротивление нагрузки гн, индуктивность нагрузки LH (размерную) и переменную во времени собственную индуктивность электродной системы Lx, зависящую от ее геометрии и способа включения нагрузки. При условии и = const можно считать, что
^(т) = £от + £п (схема 1),£,(т) = £0(1 - т) + £п (схема 2),где £0 = |1о(^/Ь)/(Лпл - индуктивность системы плоскопараллельныхтоковых шин, £пл = k^h/b) - геометрический фактор электродной“двушинки” [367], £п - минимальная конечная (паразитная) индук-тивность электродной системы (£п < £0).
В случае гн = О МГД-генератор работает в режиме индуктивного накопителя электрической энергии QL в конечной индуктивности контура £к = £н + £, (1) (паразитной индуктивностью £п пренебрегаем). Накопленная к концу процесса энергия QL может быть выделена на омическом сопротивлении гн, подключаемом к генератору в момент времени т ^ 1. Очевидным преимуществом работы МГД-генератора в режиме индуктивного накопителя является возможность значительного расширения спектра допустимых омических нагру-
зок вследствие исключения проблемы согласования омических им- педансов генератора и нагрузки. Другим преимуществом является осуществление операции обострения, т.е. укорочения длительности импульса генератора на омической нагрузке, так как она в случае индуктивного накопителя определяется временем разряда индуктивного контура LJRH и в случае высокоомной нагрузки может быть значительно меньше характерного времени накопления энергии t*. Однако проблема качественного размыкателя сильноточной цепи создаст определенные трудности при использовании такого варианта генерации энергии в МГДВ-генераторе.
Работа генератора в общем случае на индуктивно-омическую нагрузку (гн ^ 0) описывается в модели с сосредоточенными параметрами уравнением:
d(LiA
i<ri+rH') + —— = uBoh (L = LH + £,(т)).(4.16)
at
Введем безразмерные переменные:
т = tlt\ I = i^B^,
Ri = г^Др^п), Ян = rHb/(^hu\
°^о = LMW» ^н = ^ЛАРо^о)-
Тогда уравнение (4.16) запишется в виде:
/W+/?„)+^^ = 1, /(0) = 0.(4.16)
Рассмотрим последовательно схемы 1 и 2 включения индуктивности нагрузки. Обозначим безразмерный параметр индуктивной нагрузки е = ^Н/Жо.
Индуктивность нагрузки включена по схеме 1 (на входе в электродную систему). В этой схеме включения общая индуктивность генератора с нагрузкой возрастает во времени в процессе преобразования энергии (Ж = Жн + Жот = Ж0(е + т)) и генератор работает с положительным реактивным (индуктивным) сопротивлением xz = ^т = ^f0 > 0.
Уравнение тока в цепи имеет вид:
(4.17)(4.17)dl _ 1-/(/?,-+Ян+^0) dx ^от + ^н
(4.17)
(4.17)
Решение этого уравнения с начальным условием /(0) = 0 выглядит
следующим образом:
(4.18)(4.18)
(4.18)
(4.18)
где ах - Ц^ + R^!^ + 1. Величина запасенной электромагнитной 216
энергии вэнергии вРис. 4.9. Зависимости оптимального значения индуктивности нагрузки £ — Жн/^о (штриховые кривые) и предельной запасаемой энергии QL в конечной ±1 индуктивности ^к (сплошные кривые) от магнитного числа Рейнольдса RemРис. 4.9. Зависимости оптимального значения индуктивности нагрузки £ — Жн/^о (штриховые кривые) и предельной запасаемой энергии QL в конечной ±1 индуктивности ^к (сплошные кривые) от магнитного числа Рейнольдса RemРежим 1 - индуктивность на входе, ^к = ^0(еопт + 1); режим 2 - индуктивность на выходе, Жк = ££оЕ™т; ^о = 0,65, b!h = 0,5Режим 1 - индуктивность на входе, ^к = ^0(еопт + 1); режим 2 - индуктивность на выходе, Жк = ££оЕ™т; ^о = 0,65, b!h = 0,5конечной индуктивности контура генератора равнаконечной индуктивности контура генератора равна(4.19)(4.19)
энергии в
энергии в
Рис. 4.9. Зависимости оптимального значения индуктивности нагрузки £ — Жн/^о (штриховые кривые) и предельной запасаемой энергии QL в конечной ±1 индуктивности ^к (сплошные кривые) от магнитного числа Рейнольдса Rem
Рис. 4.9. Зависимости оптимального значения индуктивности нагрузки £ — Жн/^о (штриховые кривые) и предельной запасаемой энергии QL в конечной ±1 индуктивности ^к (сплошные кривые) от магнитного числа Рейнольдса Rem
Режим 1 - индуктивность на входе, ^к = ^0(еопт + 1); режим 2 - индуктивность на выходе, Жк = ££оЕ™т; ^о = 0,65, b!h = 0,5
Режим 1 - индуктивность на входе, ^к = ^0(еопт + 1); режим 2 - индуктивность на выходе, Жк = ££оЕ™т; ^о = 0,65, b!h = 0,5
конечной индуктивности контура генератора равна
конечной индуктивности контура генератора равна
(4.19)
(4.19)
(В этом уравнении энергия QL безразмерна, параметр обезразмери- вания - энергия магнитного поля в МГД-канале И£ = -^-bhl0 .) По аналогии со случаем работы на омическую нагрузку величину Ql можно определить как коэффициент преобразования кинетической энергии взрывного потока в электромагнитную энергию fL.
Рассмотрим случай чисто индуктивной нагрузки. При условии RH = 0 имеем следующее значение параметра «р
^/^o+i^/^ + i^/x,^-—<4-2°)
где Re^, = Цоа^л ” магнитное число Рейнольдса, определенное по длине плазменного сгустка /п, £пл = 0.65 при ЫН = 0,5.
Анализ зависимости (4.19) QL = &(£, о^ показывает, что для любого значения 1 ^ ^ < °° существует оптимальное значение коэффициента индуктивной нагрузки Еопт, при котором величина накопленной в конечной индуктивности генератора энергии достигает максимального значения 0^. На рис. 4.9 показаны расчетные зависи-
мости C^CReJ) и EonT(Rem‘) для случая “двушинки" с соотношением сторон канала ЫН = 0,5 (геометрия установки ВГ-10). Из графиков следует, что в схеме 1 включения нагрузки накопленная электромагнитная энергия Ql стремится к своему предельному значению
Ql = //^0=1,54 (4.21)
при условии R, —> 0 (Rem —> °о). При этом одновременно значение параметра еопт —» 0. Это означает, что в схеме 1 в случае бесконечно проводящего плазменного сгустка, в принципе, оказывается выгодным накапливать электромагнитную энергию в собственной индуктивности Lo электродной системы генератора.
Анализ зависимости тока в контуре /(т) = /(е, а,) (4.18) показывает, что при Rem —> о® (т.е. при а, —> 0 и еопт —> 0) индуцированный в контуре ток достигает максимальной величины Гпах = Ui£0 за характерное время т ~ еопт <8 1. Следовательно, в случае бесконечно проводящего сгустка (Rem > 1) рассматриваемый МГД- преобразователь в оптимальном режиме представляет собой индуктивный накопитель с собственной линейно растущей во времени индуктивностью и постоянным током накачки этой индуктивности. Увеличение накопленной электромагнитной энергии Ql, как следует из формулы (4.21), возможно при уменьшении безразмерной индуктивности электродной системы ^0 (т.е. уменьшении реактивного сопротивления контура £0). Для случая “двушинки” это означает требование 1Ю ч 0 и b/h —> 0. Однако из (4.19) следует, что это возможно только при одновременном выполнении условия Rem —> о°, т.е. необходимо использование рабочего тела с высокой электропроводностью (металлического лайнера).
В случае же конечных значений параметра Rem ~ 1 (плазменный лайнер МГДВ-генератора) величина коэффициента накопления электромагнитной энергии может достигать значений fL = 0,2-т-0,3. Анализ решения (4.18) показывает, что для величины накопленной электромагнитной энергии QL при Rem^ 1 имеет место зависимость Ql ~ (Rem)2. В случае же работы взрывного МГД-генератора на омическую нагрузку, как известно уже из первых работ [6], имеет место зависимость QL ~ Rem. Таким образом, вариант работы МГД-генератора по схеме индуктивного накопителя становится конкурентоспособным в сравнении с вариантом генератора с омической нагрузкой только при реализации в электропроводном потоке условия Rem з= 1. В случае Rem < 1 схема индуктивного накопителя, хотя и характеризуется меньшим коэффициентом преобразования энергии, однако может иметь преимущества, связанные, как указывалось выше, с возможностью расширения спектра допустимых омических нагрузок и укорочения длительности полезного импульса МГД-генератора.
Индуктивность нагрузки включена по схеме 2 (на выходе из электродной системы). В этой схеме включения индуктивное сопротивление генератора отрицательно: xt = УУТ = -Жо <0 .
Уравнения для тока в цепи в этом случае приведено в работе [322]: ^=l-Z(^+A-^o)(422)
dt£0(1-т) + £н
Полученное решение при начальном условии /(0) = О имеет вид
/(т)=т4““2^0/(т)=т4““2^0Е + 1-rY2е +1 JЕ + 1-rY2е +1 J(4.23)(4.23)
/(т)=т4“
“2^0
/(т)=т4“
“2^0
Е + 1-rY2е +1 J
Е + 1-rY2е +1 J
(4.23)
(4.23)
где а2 = (Я, + /?н)/^0 ~ *• Запасенная электромагнитная энергия
_Е
2
- Jl
(4.24)
a2Ly
\e + U
где для случая RH = 0 (индуктивный накопитель)
«г = ^0-\ = г^ + \ = —-1.(4-25)
^пл
Расчетные зависимости Q'^CRe^ и E‘’nT(Rem) в этой схеме включения при b/h = 0,5 также показаны на рис. 4.9. Из графиков следует, что при фиксированных значениях магнитного числа Рейнольдса Rem максимальная запасенная энергия 0zmax и оптимальное значение параметра нагрузки Еопт в схеме 2 включения больше, чем в схеме 1. При увеличении параметра Rem значение 0™х быстро растет и при Rem —> °° достигает значений
(4.26)(4.26)ег^/^.
(4.26)
(4.26)
где ^пр — минимально возможная индуктивность цепи МГД-гене- ратора при т = 1. Так как ^пр < ^0, то. сравнивая предельные значения накопленной электромагнитной энергии в конечной индуктивности генератора (см. рис. 4.9), можно отметить, что в схеме 2 включения в случае использования идеально проводящего лайнера коэффициент накопления электромагнитной энергии /2) >/ч. По характеру зависимости индуктивности генератора от времени (убывает от ^0 до ^пр) и тока в контуре (растет как 1/(1 + Е — т)) схема является, по существу, аналогом взрывомагнитного генератора. При конечных значениях параметра Rem обе схемы включения индуктивности практически эквивалентны по коэффициенту накопления fL, и выбор между ними может быть сделан, исходя из дополнительных соображений (согласование с нагрузкой RH и др.).
Таким образом, проведенные модельные расчеты показали, что импульсный МГД-генератор может достаточно эффективно работать в варианте индуктивного накопителя электромагнитной энергии в различных схемах подключения индуктивной нагрузки. В диапазоне значений Rem ^ 1 вариант индуктивного накопителя конкурентоспособен в отношении варианта работы МГД-генератора на омическую нагрузку.
Экспериментальные исследованияэффективности работы взрывного МГД-генераторана индуктивную нагрузку
Эксперименты проводились с генератором ВГ-10 в схеме с минимальной длиной участка формирования взрывного потока (/, = 0).
Исследовались схемы включения индуктивной нагрузки 1 и 2 (см. рис. 4.8). Нагрузка представляла собой одновитковый соленоид, выполненный из медного прутка сечением 0,9 см2. Индуктивность соленоида LH в проведенных экспериментах была равна 0,6; 0,8 и 1,1 мкГн (е = 1,5; 2,0 и 2,7). В части опытов проводилась запитка собственной индуктивности генератора (е = 0). Сопротивление омической нагрузки RH варьировалось в диапазоне от 35 до 280 мОм. Использовались заряды гексогена массой 40 г с присадкой натрия (цезия). Начальное давление рабочего газа в МГД-канале (аргон, воздух) варьировалось в диапазоне р0 = 1-г25 Тор.
В опытах регистрировались величины тока /н накачки индуктивного контура генератор нагрузка, тока разряда /р через сопротивление нагрузки при размыкании этого контура, а также напряжение размыкания индуктивного контура ир = LKdUdt (LK - конечная индуктивность). Регистрация токов проводилась поясами Роговского и ЛС-интеграторами, регистрация напряжения - омическими делителями напряжений с коэффициентами деления.
В части опытов проводилось исследование работы генератора по схеме 1 включения индуктивности нагрузки (в начале электродов) при фиксированном значении индукции магнитного поля Во = 2,3 Тл. При вариации индуктивности нагрузки LH от 0 до 1,1 мкГн (Е = 0; 1,5 и 2,7) проводились опыты холостого хода (омическое сопротивление RH = оо) и опыты с выделением накопленной электромагнитной энергии Ql на Rw Омическая нагрузка RH подключалась на выходе из электродной системы и была изготовлена из стального проводника определенного сечения. Разряд конечной (во времени) индуктивности контура LK на нагрузку RH происходил после выхода плазмы из электродной системы при разрыве продуктами детонации цепи тока запитки индуктивного контура /н, т.е. осуществлялась “автоматическая" коммутация омической нагрузки в цепь индуктивного накопителя. Так как при величине сопротивления на-
66iiSBiiiilHtaRIUlMiMMiiiSBiiiilHtaRIUlMiMMi4 кВ/дел4 кВ/делРис. 4.10. Осциллограммы токов накачки /н и разряда /р и напряжение размы кания ир индуктивного контура ВГ-10 в схеме 1 включения нагрузкий-е = 0;6-Е=1,5; развертка 50 мкс/делРис. 4.10. Осциллограммы токов накачки /н и разряда /р и напряжение размы кания ир индуктивного контура ВГ-10 в схеме 1 включения нагрузкий-е = 0;6-Е=1,5; развертка 50 мкс/дел
6
6
iiSBiiiilHtaRIUlMiMMi
iiSBiiiilHtaRIUlMiMMi
4 кВ/дел
4 кВ/дел
Рис. 4.10. Осциллограммы токов накачки /н и разряда /р и напряжение размы кания ир индуктивного контура ВГ-10 в схеме 1 включения нагрузки
й-е = 0;6-Е=1,5; развертка 50 мкс/дел
Рис. 4.10. Осциллограммы токов накачки /н и разряда /р и напряжение размы кания ир индуктивного контура ВГ-10 в схеме 1 включения нагрузки
й-е = 0;6-Е=1,5; развертка 50 мкс/дел
грузки /?н > Rj ^R, = 34-5 мОм) ток утечки через нагрузку RH мал (<0,1/н), то потери энергии при запитке индуктивного контура, созданного по схеме 1, с подключенной на выходе из электродной системы омической нагрузкой не превышали 10-20%.
Типичные осциллограммы токов накачки /н, разряда /р индуктивного контура взрывного генератора и напряжения его размыкания ир в схеме 1 представлены на рис. 4.10. В опытах с параметром индуктивности нагрузки е = 0 ток накачки индуктивного контура (электродной системы генератора) достаточно быстро достигал максимума и далее оставался постоянным вплоть до конца процесса (рис. 4.10, а). Характерные значения токов индуктивного разряда через сопротивление RH в режимах 1 и 2 составляли /р » 6-^ 10 кА. По форме тока накачки /н (скорости роста в начале процесса) можно, используя уравнение (4.18), определить значение параметра at и, следовательно, эффективное магнитное число Рейнольдса Rem электропроводного тока в канале МГД-генератора. Расчет по (4.18) дает: а, = 3,7, Rem = 0,56. Далее, зная значение параметра Rem, можно найти оптимальные условия нагружения МГД-канала еопт (см. рис. 4.9), т.е. определить оптимальную величину индуктивности Lw Как следует из графиков на рис. 4.9, в схеме 1 для течения с параметром Rem = 0,56 величина £°пт = 1,9, а значение коэффициента накопления fL = 0,17.
Таблица 4.1
Результаты исследования работы МГДВГ по схемем 1 и 2
Номер опыта
В0,Тл
Газ
Ро.
Тор
4. мкГн
ви.
мОм
4.
кА
4- кА
Ql, кДж
_кё
Схема
1
2,3
Аргон
10
0
35
70
10
1.0
4
1
2
2,3
25
0
70
65
6
0.82
2
1
3
2,3
10
0.6
70
40
7
0,8
6
1
4
2,3
5
0,6
ОО
45
—
1,0
6
1
5
2,3
1
0,6
280
50
3
1,3
15
1
6
2,3
5
1,1
100
35
6
0,9
7
1
7
2,3
Воздух
5
1,1
200
33
3
0,82
8
1
8
2,3
Аргон
5
0,6
ОО
60
—
1.1
23
2
В опытах с индуктивностью нагрузки L„ = 0,6 мкГн (Еопт = 1,5) форма импульсов тока накачки менялась (рис. 4.10, б) в соответствии с расчетной зависимостью (4.18). Пиковые значения тока были меньше, чем при е = 0. В то же время наблюдалось увеличение максимального напряжения размыкания индуктивного контура ир (см. рис. 4.10), что связано с наибольшей конечной индуктивностью контура LK.
В последующих опытах исследовалось влияние параметра е, состава и давления рабочего газа на величину запасенной электромагнитной электроэнергии QL и напряжения размыкания индуктивного корпуса при поле Во = 2,3 Тл. Результаты этих опытов представлены в табл. 4.1.
При использовании аргона в качестве рабочего газа и нулевой индуктивности нагрузки (е = 0, опыты 1 и 2) ток накачки индуктивного контура достигал значений = 70 кА, запасенная электромагнитная энергия в электродной системе QL = 1 кДж. В опытах с индуктивностью нагрузки LH = 0,6 мкГн (е = 1,5, опыты 3-5) характерные значения токов накачки уменьшались до 40-50 кА. Измерения также показали, что при уменьшении начального давления р0 аргона от 10 до 1 Тор значения запасаемой электромагнитной энергии увеличиваются. Максимальное значение QL = 1,3 кДж было получено при сопротивлении нагрузки RH = 280 мОм (ток утечки пренебрежимо мал) и начальном давлении аргона 1 Тор (скорость потока продуктов детонации максимальна). При дальнейшем увеличении LH (е = 2.7, опыты 6,7 ) значения QL снова уменьшаются, что объясняется неоптимальностью параметра нагрузки е в этом диапазоне LH.
Влияние состава рабочего газа на величину QL (опыты 6 и 7) оказались незначительным, что и ожидалось для режимов с использованием присадки (см. разд. 1.3). Повышение начального давления р0 не только несколько снижало QL, но также существенно уменьшало напряжение размыкания контура ир (опыты 2-5). Этот факт 222
Рис. 4.11. Осциллограммы тока 1Н и напряжения размыкания ир в схеме 2 включения нагрузки (е = 1,5, развертка 50 мкс/дел)Рис. 4.11. Осциллограммы тока 1Н и напряжения размыкания ир в схеме 2 включения нагрузки (е = 1,5, развертка 50 мкс/дел)
Рис. 4.11. Осциллограммы тока 1Н и напряжения размыкания ир в схеме 2 включения нагрузки (е = 1,5, развертка 50 мкс/дел)
Рис. 4.11. Осциллограммы тока 1Н и напряжения размыкания ир в схеме 2 включения нагрузки (е = 1,5, развертка 50 мкс/дел)
Рис. 4.12. Зависимости максимального тока накачки /н (штриховые линии) и запасенной в конечной индуктивности электромагнитной энергии Ql (сплошные линии) от величины магнитного поля Во в канале взрывного генератора с индуктивной нагрузкой
/-е = 0;2-е = 2
может быть объяснен тем, что с увеличением массовой плотности электропроводного газа при повышении давления р0 увеличивается время размыкания Аг, что приводит к снижению величины ир. Среднее время размыкания токового контура, определенное по осциллограммам ир рис. 4.10, составляет примерно 10 мкс.
По схеме 2 включения индуктивной нагрузки (в конце электродной схемы) был осуществлен один опыт без оптимизации индуктивности нагрузки (е = 1,5). Осциллограммы тока накачки индуктивного контура и напряжения размыкания в этом режиме показаны на рис. 4.11. Величина электромагнитной энергии, переданная в нагрузку L„ = 0,6 мкГн составила 1,1 кДж, а напряжение размыкания достигло величины 23 кВ (см. табл. 4.1) при напряжении холостого хода генератора не более 1,5 кВ (вольт-амперные характеристики приведены на рис. 1.11 и 3.4).
В части опытов проводилось исследование зависимостей запасаемой электромагнитной энергии QL от величины индукции магнитного поля Во в канале в различных схемах нагружения МГД-генера- тора. Опыты проводились по схеме включения 1 (нагрузка на входе) при начальном давлении воздуха в канале р0 = 10 Тор. На рис. 4.12 представлены экспериментальные зависимости токов накачки и энергии Ql от величины магнитного поля для двух значений параметра нагрузки £ = 0 и £ = 2 (значение е = 2 близко к оптимальному). Из графиков следует, что в случае Е = 0 (энергия запасается в индуктивности электродной системы Lo = 0,4 мкГн) значения QL насыща-
ются при увеличении Во свыше 3-4 Тл. Это насыщение связано с насыщением тока накачки контура (тока короткого замыкания), которое было зарегистрировано в схеме на продуктах детонации в этом диапазоне магнитных полей в режимах КЗ. Максимальные значения QL в этом случае не превышают 4 кДж вплоть до Во = 5,2 Тл.
Включение оптимальной индуктивной нагрузки LH = 0,8 мкГн снижает максимальный индуцированный в контуре ток до значений, не превышающих 100 кА (при Во ^ 5,2 Тл; рис. 4.12, кривые 2), однако зависимость QL(B0) ПРИ этом еще не входит в область насыщения вследствие меньшей величины тока /н в этом случае по сравнению со случаем е = 0 (/н ~ 140 кА). Иными словами, включение нагрузки LH не только необходимо для оптимизации энергии QL, запасаемой в конечной индуктивности контура, но также позволяет увеличить эффективность электромагнитного накопления энергии при больших магнитных полях. Так, в режиме £ = 2 (кривые 2 на рис. 4.12) сохраняющаяся степенная зависимость QL ~ Bq (и > 2) позволила достичь при величине индукции магнитного поля Во = 5,2 Тл значений накопленной электромагнитной энергии QL ~ б кДж, что соответствует эффективности накопления T]L = QJWBB = 3%. Коэффициент накопления энергии fL составил при этом значение QJWBB (5,2 Тл) = 0,11.
Таким образом, проведенные исследования показали, что взрывной МГД-генератор может быть эффективно использован в варианте индуктивного накопления электромагнитной энергии. Эффективность преобразования энергии при работе на индуктивную нагрузку может достигать значений ~3%, т.е. таких же, как и для случая работы устройства на чисто омическую нагрузку. Получены также зависимости, позволяющие проводить расчет и оптимизацию схем индуктивного накопления энергии во взрывном МГД-генераторе. При применении такой схемы с автоматической коммутацией, осуществляемой самими продуктами детонации, имеется возможность значительного сокращения длительности электрического импульса в омической нагрузке (до = 50 мкс) и генерации высоковольтных импульсов в линейной схеме взрывного МГД-генератора (до 20 кВ), характерные параметры которого при работе непосредственно на омическую нагрузку составляют = 250 мкс и = 1,5 кВ.
Согласование МГДВ-генератора с нелинейной импульсной нагрузкой активно-индуктивного типа
Проблему согласования удобно продемонстрировать на примере плазменного излучателя на основе сильноточного магнитоплазменного компрессора (МПК) [370-372]. В экспериментах исполь- 224
Рис. 4.13. Осциллограммы тока, напряжения и энергетические параметры при работе МГДВ-генератора ВГ-10 (Во = ЗТл) на магнитоплазменный компрессорРис. 4.13. Осциллограммы тока, напряжения и энергетические параметры при работе МГДВ-генератора ВГ-10 (Во = ЗТл) на магнитоплазменный компрессор
Рис. 4.13. Осциллограммы тока, напряжения и энергетические параметры при работе МГДВ-генератора ВГ-10 (Во = ЗТл) на магнитоплазменный компрессор
Рис. 4.13. Осциллограммы тока, напряжения и энергетические параметры при работе МГДВ-генератора ВГ-10 (Во = ЗТл) на магнитоплазменный компрессор
зовался МПК с коаксиально-цилиндрической геометрией электродной системы. Диаметр наружного электрода (анода) 16 мм, катода - 5 мм. Состав электроразрядной плазмы определялся продуктами эрозии фторопластовой межэлектродной втулки. Исследования проводились в условиях как свободного разлета эрозионной плазмы в атмосферу, так и радиального ограничения плазменного потока МПК кварцевыми цилиндрическими трубками. Спектральные потоки и энергия излучения разряда в видимой, ближней и коротковолновой областях спектра измерялись фотоэлектрическим методом.
На рис. 4.13 представлены регистрируемые в опытах разрядный ток 7, напряжение U на МПК ф0 = 3 Тл) и рассчитанные электрические характеристики разряда - мощность N, вводимая в разряд энергия Q и эффективное сопротивление разряда R. Разрядный ток достигал 40 кА, напряжение на нагрузке в момент поджига = 460 В. Форма импульса тока была близка к прямоугольной (с характерной длительностью 150 мкс). Максимум мощности, вводимой в разряд, достигался на 50 мкс и составлял примерно 15 МВт. За время работы взрывного генератора в МПК вкладывалась электрическая энергия Q = 2 кДж. Согласно проведенным фотоэлектрическим измерениям плотность световых потоков в видимой и ультрафиолетовой областях спектра соответствовала излучению абсолютно черного тела с яркостной температурой (1-2) ■ 104 К. Интегральная энергия излучения в полосе прозрачности воздуха (>186 нм) составляла 0,5-0,6 кДж, или 25-30% вкладываемой в МПК электрической энергии.
225225Анализ полученных результатов и сравнение с полученными ранее результатами экспериментов [373-375] показывает, что основные энергобалансовые соотношения и радиационно-газодинамические процессы в целом идентичны при запитке МПК от взрывных МГД-генераторов, взрывомагнитных генераторов и емкостных накопителей энергии.
225
225
8. Взрывные генераторы...
В экспериментах по накачке МПК реализована эффективность преобразования химической энергии конденсированного ВВ в электрическую энергию на уровне 1%. Достигнутая эффективность преобразования химической энергии ВВ в излучение разряда МПК составляет около 0,3%. Поскольку эффективность преобразования энергии во взрывном генераторе может быть увеличена в 5-6 раз, эффективность преобразования химической энергии в световую может составлять 1-1,5%, что соответствует передаче в плазму 50 Дж энергии на 1 г заряда ВВ. Для сравнения отметим, что в экспериментах со взрывным магнитокумулятивным генератором [330] соответствующие значения составили 0,08-0,15% и 4-8 Дж с 1 г заряда ВВ.
Исследование предельных возможностейножевого кондукционного токосъема
Это исследование было осуществлено в дисковых генераторах Т-2 и Т-4 и в радиальном генераторе РАДАН-1. На рис. 4.14 приведены три исследованных варианта: с положительным углом обтекания токосъемного ножа сверхзвуковым потоком плазмы (я), с двойным ножом с нулевым углом обтекания плоскости электродов (б) и одинарным ножом с отрицательным углом обтекания (в).
Токосъемный нож в варианте (я) не позволял удерживать напряжение выше 0,5 кВ для Т-2 и 4 кВ для Т-4 из-за наличия на его кромках области заторможенной плазмы, что наглядно видно на кадрах скоростной фотографии (рис. 4.14, я). В генераторе Т-4 подъем напряжения сопровождался периодическими срывами напряжения.
Применение токосъемных ножей типа б позволило в генераторе Т-4 получить монотонный подъем напряжения до 4 кВ (спад на вершине вызван процессом торможения переднего фронта плазмы на обечайке). Эта система вполне удовлетворительно проявила себя также в опытах с буферной газодинамической схемой с напряжением холостого хода 20 кВ (см. рис. 4.14, б). Предельные возможности этой схемы токосъема выявить не удалось, поскольку не было возможности генерировать большие напряжения. Токосъемный нож типа в удовлетворительно работал в генераторе Т-2 при напряжениях до 11 кВ.
Нож типа в был применен в генераторе с цилиндрическим взрывным течением при изучении возможностей его работы в режиме накопления магнитной энергии в плазменном контуре и индукционной передачи энергии в нагрузку. Для возбуждения короткого импульса тока во внешней индукционной обмотке осуществлялось размыкание плазменного контура с током ди-
Рис. 4.14. Схемы токосъемных элементов, скоростные фотографии их обтекаРис. 4.14. Схемы токосъемных элементов, скоростные фотографии их обтекания потоком и осциллограммы напряжения холостого хода
Рис. 4.14. Схемы токосъемных элементов, скоростные фотографии их обтека
Рис. 4.14. Схемы токосъемных элементов, скоростные фотографии их обтека
электрическим ножом (с электродами, расположенными вблизи обечайки). С помощью ножа длиной 12,5 см и трех магнитных зондов (рис. 4.15) в генераторе Т-2 получена информация о процессе разрыва индуцированного тока диэлектрической частью ножа. Острая кромка ножа начинается на радиусе 8 см. Магнит-
ют на этот процесс значительноют на этот процесс значительноРис. 4.15. Схема расположения измерительной системы с токосъемным ножом и осциллограммы процесса размыкания плазменного контура с током в радиальном генераторе
ют на этот процесс значительно
ют на этот процесс значительно
ный зонд М31 на радиусе 10 см в момент tx фиксирует начало размыкания ножом зоны индуцированного тока. Зонды на радиусах 15 и 20 см (М32 и МЗЗ) реагиру- меньшими сигналами. Время
полного размыкания составляет около 5 мкс, что равно времени набега токовой зоны на нож. Позднее t2 все зонды фиксируют отсутствие тока в плазме, т.е. полное его размыкание. В момент ц фиксировался пробой индуцированной э.д.с., удерживаемой диэлектрической частью ножа, на электроды токосъемного ножа. Максимальный сигнал регистрируется зондом, расположенным ближе к началу электродов. В момент t4 происходит торможение переднего фронта плазмы при ударе по обечайке на радиусе 22 см. Таким образом, индукционная схема может быть одним из вариантов вывода энергии во внешнюю нагрузку (в том числе в варианте обострения импульса токосъемным ножом).
Представляет интерес рассмотреть различные варианты выполнения индукционной обмотки. Если для радиального генератора этот вопрос решается фактически единственным образом — в виде соленоида внутри обечайки МГД-канала (так как иное размещение приводит к резкому уменьшению магнитной связи), то для дисковой схемы возможно несколько вариантов. Обычная обмотка (так называемый Е-виток) охватывает генерированный плазмой магнитный поток площадью своего контура (рис. 4.16, а). Второй вариант (r-виток, рис. 4.16, 6) представляет собой два встречно включенных £-витка, разнесенных по осевой координате z на определенные расстояния (для Т-2 около 4 см). Наконец, возможен вариант, когда встречно включенные два Е-витка имеют разные радиусы (z-виток). Здесь работает в основном магнитный поток от индуцированного тока на поздних стадиях расширения плазмы. Непосредственные измерения показали, что индуцированные во всех видах таких индукционных обмоток э.д.с. и токи короткого замыкания почти одинаковы (см. осциллограммы на рис. 4.16). Таким образом, в зависимости от технического решения компоновки дискового генератора (с выхлопом
rg = 12 смrg = 12 смUxxUxxb ——и 20 мксb ——и 20 мкс= 12B= 12B^ 20 мкс^ 20 мксРис. 4.16. Схемы индукционных токосъемных контуров, осциллограммы напряжений холостого хода и производной тока при коротком замыканииРис. 4.16. Схемы индукционных токосъемных контуров, осциллограммы напряжений холостого хода и производной тока при коротком замыканииItIth—< 20 мксh—< 20 мксr, = 12 см, A r= 3 cmr, = 12 см, A r= 3 cm= 10B= 10B1—4 20 мкс1—4 20 мкс
rg = 12 см
rg = 12 см
Uxx
Uxx
b ——и 20 мкс
b ——и 20 мкс
= 12B
= 12B
^ 20 мкс
^ 20 мкс
Рис. 4.16. Схемы индукционных токосъемных контуров, осциллограммы напряжений холостого хода и производной тока при коротком замыкании
Рис. 4.16. Схемы индукционных токосъемных контуров, осциллограммы напряжений холостого хода и производной тока при коротком замыкании
It
It
h—< 20 мкс
h—< 20 мкс
r, = 12 см, A r= 3 cm
r, = 12 см, A r= 3 cm
= 10B
= 10B
1—4 20 мкс
1—4 20 мкс
продуктов взрыва по радиусу или по оси) возможно применение того или иного варианта обмоток.
В вариантах индукционного съема в омической нагрузке генератора Т-2 выделена практически такая же энергия, как и при ножевом токосъеме.
4.4. Проектные разработки МГДВ-генераторов
Как показано в предыдущих разделах, основные научные проблемы создания взрывных МГД-генераторов были детально проработаны в различных лабораториях. Получены обобщающие критериальные соотношения, пригодные для проектирования генераторов различных масштабов. Построены расчетные модели, позволяющие адекватно описывать процессы преобразования энергии. Продемонстрирована работа генераторов на конкретные электрические нагрузки. Установлены оптимальные значения магнитного поля (на уровне 8-10 Тл), соответствующие давлению торможения в расширяющихся в МГД-канале продуктах детонации. Получены экспериментальные данные о генераторах различных типов: линейных, дисковых и радиальных. Испытаны генераторы с частотным режимом подачи зарядов, исследованы вопросы электрической прочности каналов в этих режимах.
В целом, имеющаяся практика испытаний взрывных МГД-гене- раторов подводит к этапу разработки и создания генераторов нового поколения. Первым поколением можно считать генераторы М. Джонса разработки конца 60-х годов. Вторым - выполненные в 70-80-х годах исследования, которые практически подготовили переход к реализации МГДВ-генератора как электрической машины. Проведенные исследования позволяют ответить на весь комплекс вопросов, возникающих при конструкторской проработке взрывных генераторов.
Покажем, каким образом инженеру можно рассчитать параметры дисковых и радиальных генераторов на базе полученных экспериментальных данных. В качестве основного допущения примем, что цилиндрические взрывные течения в каналах генераторов различных масштабов обладают свойствами подобия, параметрами которого являются радиусы заряда и канала. Именно, пусть при расширении продуктов детонации от начального радиуса заряда г3 до расстояния г, = ^3 скорость и расширения плазменного кольца (цилиндра) шириной Аго, а также отношение ^ = krjr4 не меняются для разных г3 при одинаковых значениях коэффициента у. Примем у = 20, что приемлемо по соображениям механической прочности конструкции для стеклопластиковых каналов при работе в частотном режиме генерации серии импульсов. Опираясь на результаты опытов на генераторе Т-2, выберем параметр ^ = 5 (на калибре расширения 20 размер Дго = 5 см при r3 = 1 см и скорости к = 5 км/с). Примем также, что удельные характеристики плазмы в генераторах любого размера подчиняются зависимостям, установленным экспериментально для исследованного МГДВ-генератора Т-2. Тогда полученная эмпирически длительность импульса тока определяется из соотношения Ar = 15rJu. Продолжительность импульса до удара о стенку (отмечена на рис. 4.14 и 1.24 знаком *) Агс = 0,5 Аг. Энергия
джоулевой диссипации в плазме до удара о стенку 0ПЛ = 0,37W™axArc, где ( ^ = ^пл^^ах ~ максимальное значение мощности энерговыделения в плазме (в момент времени о). Энергия, выделяющаяся в нагрузке ^ = О,37^ахДг, где N™x = RI^ - максимальное значение мощности в нагрузке также в момент о. Эмпирический коэффициент 0,37 учитывает форму импульса в нарастающем к периферии канала магнитном поле установки Т-2. При равномерном распределении поля по радиусу в длинном соленоиде радиального генератора этот коэффициент будет больше. Таким образом, для проектируемого генератора эти формулы дадут оценку снизу.
Установленная в п. 4.2 нелинейная зависимость электропроводности от величины удельной джоулевой диссипации в плазме вида о = Algto- С позволяет провести (с учетом указанных выше допущений) расчет основных энергетических параметров генераторов с цилиндрическим взрывным течением. Для определенности выберем осевую длину вдвое больше диаметра канала (z0 = 4гс).
Запишем соотношения, связывающие параметры генератора:
Aro =5r3 =0,25rc, z0=4rc
Run =2Arc(G(w)z0Aro)-1;
R = 2л(1 - к^кг^^Г1, к = Rnn (R^, + R)"1;
^xx = 2лгсиВ0;
/ = IWRnn + RT' = kr^BoUO^y,
Дг = 15r3 / и = 0,75rc I u, A/c = 0,5 Ar;(4.27)
N^ = Rnn/2 = 2кг^киВ^С(юУ
N^ = (1 - k^N^ /к, QK = 2(1 - *)СПЛ /к;
спл = 0,37 N™, Arr = 0,28™(^0rf2)2o(co);
WBB = wBBp3nr33z0 = Ю"20)ввр3лгс3 = 8- 107лгг3;
toBB=5106 Дж/кг, р3 = 1,6103 кг/м3.
Для удельной джоулевой диссипации в плазме имеем:
0) = 5пл(2лггг0Дг5)-1 = 0,14гси(*А))2О(о),(4.28)
о((о) = A 1g 0) — С.
Рис. 4.17. К расчету параметров МГДВ-генератора с цилиндрическим взрывным течением (Во = 6 Тл, и = 5 км/с)Рис. 4.17. К расчету параметров МГДВ-генератора с цилиндрическим взрывным течением (Во = 6 Тл, и = 5 км/с)
Рис. 4.17. К расчету параметров МГДВ-генератора с цилиндрическим взрывным течением (Во = 6 Тл, и = 5 км/с)
Рис. 4.17. К расчету параметров МГДВ-генератора с цилиндрическим взрывным течением (Во = 6 Тл, и = 5 км/с)
Из этих двух уравнений получаем трансцендентную зависимость Igco - аю - р = О,
где сН = ОЛААУиВ^ = 036№с и р= С А-' = 4,22.
Изменяя значения коэффициента нагрузки к от 0 до 1, можно получить зависимости энергетических параметров, в том числе и полного коэффициента преобразования Т]Е = Qr/Wbb, от режима нагружения, размеров генератора гс и начальной индукции магнитного поля. Для Во = 6 Тл имеем на рис. 4.17, а зависимость сопротивления нагрузки R от полного коэффициента преобразования т)Е (максимальные Т|Е отмечены светлыми кружками). С увеличением радиуса МГД-канала от 0,2 до 1 м значение TlEmax растет от 1% (соответствует генератору Т-2) до 8%.
На рис. 4.17 для генераторов разных масштабов приведены значения оптимальной нагрузки /?”пт (порядок величины 5 • 10~2 Ом), энергии в нагрузке 0^пт (порядок 2 - 107 Дж), тока в нагрузке Гпт (порядка 5 • 106 А). Там же приведены длительность генерируемого импульса Аг (порядок величины 100 мкс), напряжение холостого хода UXx (порядок 100 кВ), мощность N^m (порядок 10й Вт), напряжение на оптимальной нагрузке (50-70 кВ), коэффициент преобразования Т]* энергии ВВ в электромагнитную энергию 0t5LIx3 плазменного контура в режиме короткого замыкания при токе /кз (порядка 107 А), электропроводность плазмы в оптимальном режиме (qoht ~ з Ом-1 • см1) и в режиме короткого замыкания (оКз ~ 5 Ом1 • см-1), а также уровни удельных диссипаций в плазме 0)О|1Т ~ 2 106 Дж/м3 и 0)кз ~ 7 • 106 Дж/м3. В качестве экспериментальной поддержки этих данных имеем при гс = 0,22 м (радиус генератора Т-2) ток короткого замыкания около 600 кА при осевой длине z0 = 4гг = 0,88 м и поле б Тл, или /уд = 114 кА(м • Тл)-1, т.е. значение, близкое к экспериментально измеренному в Т-2 значению 125 кА(м • Тл)-1 (см. табл. 1.4 и ее обсуждение в п. 1.2).
Также можно оценить обобщающие энергетические параметры и для линейного МГДВ-генератора. При поле Во« 10 Тл удельная магнитная энергия составит 40 МДж/м3. Принимая значение / = QR/WBB «0,1, получим энергию в нагрузке 1 МДж для канала с размерами 0,3 х 0,4 х 4 м (выбранным по аналогии с самым мощным линейным генератором Джонса [9] и с учетом условий оптимального формирования плазменного сгустка).
Таким образом, линейные и дисковые МГДВ-генераторы нового поколения могут иметь объем МГД-каналов около 0,1 м3, а радиальные - порядка единиц кубических метров. На рис. 4.18 приведе-
Рис. 4.18. Стсклопластиковый канал для радиального МГДВ-генератора, рассчитанного на работу с зарядами ВВ массой до 10 кгРис. 4.18. Стсклопластиковый канал для радиального МГДВ-генератора, рассчитанного на работу с зарядами ВВ массой до 10 кгРис. 4.19. Необходимые технологические зазоры и толщины обечаек при размещении МГД-каналов в “теплом” объеме СПМС
Рис. 4.18. Стсклопластиковый канал для радиального МГДВ-генератора, рассчитанного на работу с зарядами ВВ массой до 10 кг
Рис. 4.18. Стсклопластиковый канал для радиального МГДВ-генератора, рассчитанного на работу с зарядами ВВ массой до 10 кг
Таблица 4.2
Сравнительные параметры магнитных систем соленоидального типа
Тип магнита
ТП,К
Т„К
р. Ом м
М„. т
N, МВт
т„
м3/мин
мин
б^бщ, %
HAT
239
—
2,8- КГ8
7
19
—
ю4
80
ОАТ
78
150
3,4-10"9
5,7
3
1000
30
50
О АЖ
78
88
3,4-КГ 9
5,7
2,8
2000
1
50
ОВТ
20
-
7,66-10“
5,7
0,75
300
1
50
ОВЖ
20
22
7,66-10-“
5,7
0,7
300
1
50
СПМС
4,5
4,5
= 0
4,9
= 0
-
0
0
на фотография стеклопластикового МГД-канала для большего радиального генератора, изготовленного для проведения прочностных испытаний. На рис. 4.19 дана схема расположения обмотки (толщиной А4) сверхпроводящего магнита в криостате и стеклопластиковой стенки МГД-канала (толщиной Агг). Отмечены также зазоры А,, технологически необходимые для акустической изоляции корпуса криостата от взрывного канала, вакуумно-экранной изоляции азотного резервуара Д2 и А6, гелиевой изоляции А3 и А5. Энергия магнитного поля в зазоре (Arr + Aj+ Д2 + А3) между обмоткой магнита и МГД-каналом близка к энергии поля в канале WG. Как будет показано далее, именно магнитная система определяет удельно-массовые характеристики МГДВ-генератора.
Создание оптимальной магнитной системы генератора является одной из ключевых технических задач. Предпочтение, естественно, следует отдать сверхпроводящей магнитной системе СПМС, обеспечивающей после зарядки практически полную автономность (небольшая стационарная мощность нужна лишь для управления и диагностики). Для подтверждения этого в табл. 4.2 приведены сравнительные параметры различных магнитных систем соленоидального типа, в том числе СПМС, обеспечивающие поле Во = 2 Тл в теплом объеме радиусом 1 м и длиной z0 = 3 м(Г0- начальная температура проводника, Тк - температура проводника в концу цикла (через 100 с), р - удельное электросопротивление алюминия, Мп - масса проводника, N - потребляемая магнитом мощность от внешнего источника, тх - расход хладагента для восстановления начальной температуры, tB - время восстановления исходных параметров после нагрева обмотки, BJB^ - относительное уменьшение поля через 100 с). Рассмотрены следующие типы магнитных систем: неохлаж- даемая, работающая на теплоемкости алюминиевого проводника (HAT); охлаждаемая азотом теплоемкостная (ОАТ); охлаждаемая азотом с испарением охлаждающей жидкости в процессе работы
(ОАЖ); две аналогичные системы на жидком водороде (ОВТ, ОВЖ) и, наконец, СПМС.
Из приведенных данных следует, что мощности, необходимые для питания всех магнитных систем, кроме СПМС, достигают единиц и даже десятков мегаВатт, что на порядок ухудшает удельномассовые характеристики системы генерирования мощных импульсов энергии. Кроме того, время работы в цикле пусков снижается до единиц и десятков секунд из-за джоулева нагрева, роста сопротивления обмотки магнита (ток при этом падает и поле уменьшается вдвое). Вследствие сказанного СПМС представляется единственно приемлемым типом магнитных систем для МГДВ-генераторов.
Обсудим возможность улучшения удельно-массовых характеристик взрывных МГД-генераторов за счет реализации режима самовозбуждения магнитного поля (по аналогии с системами самовозбуждения в пороховых МГД-генераторах). Такая схема исследована в [376, 377]. Разрушаемая часть генератора представляет собой взрывную ударную трубу, содержащую контейнер с аргоном при давлении до 2,5 МПа. При подрыве заряда ВВ контейнер раскрывается и создает ударно-волновое течение плотной плазмы с давлением ~ 30 ГПа и температурой ~ 2 - 104 К. После раскрытия торцевой диафрагмы плазма в течение 100-200 мкс истекает через сопло в МГД- канал, работающий в режиме самовозбуждения магнитного поля. Начальная скорость квазистационарного потока плазмы на входе в МГД-канал достигает 20 км/с, длина плазменного образования - около 200 см. Электроды МГД-генератора имеют длину около 60 см, ширину 2 см. Генерируемое напряжение составило 2 кВ при токе 5,5 МА. Коэффициент преобразования т^ достигал 1,2 %. Реконструкция некоторых других параметров генератора, не содержащихся в работах [376,377], позволяет установить, что максимальное значение магнитного поля составляло 10 Тл, т.е. магнитная система была неразрушаемая. Параметры плазменного потока соответствовали условию Rem > 1, поэтому в соответствии с результатами расчетов значения коэффициента /= QR/W0 достигали 10.
При оценке места этого генератора в ряду взрывных МГД-пре- образователей необходимо учесть его технические особенности. Сохраняемый магнит является большим преимуществом. Однако достигнутая заметная кумуляция энергии взрывного потока создает определенные проблемы сохранности электродной системы. При протекании тока с линейной плотностью = 2,2 МА/см в течение времени более 100 мкс практически невозможно сохранить МГД-канал для частотно-периодического режима работы. Действительно, оценку предельного значения индуцированного тока /кр можно упростить, если использовать экспериментальное значение критического интеграла действия g = j j2dt. Для плоского электрода шириной а при глубине скин-слоя 8 = (z/(p(lo))0-5 значение критического
тока /кр = <zte/(MoG))0’5. Для меди g ~ 1018 А2 ■ с • м4, следовательно, /кр ~ 3,3 * 107 А. Магнитное поле от этого тока при 7 = Л Вкр ~ 20 Тл.
Указанные оценки позволяют получить представление о предельных токах и полях, допустимых по соображениям сохраняемости электродов для осуществления частотного режима. Для всех описанных выше МГДВ-генераторов, кроме изученных в [376, 377], генерированный ток был на порядок меньше критического значения. Для генератора из работы [377] при ширине электродов 2 см имеем /кр = б • 105 А. Следовательно, при рабочем токе ~ 5,5 ■ 106 А электроды будут разрушаться из-за теплового “взрыва” скин-слоя. Удельно-массовые характеристики этого генератора, по проектным оценкам не превысят 0,6 Дж/г (при проектном Tjr ~ 12%). Реально достигнутые значения составили 0,06 Дж/г. Таким образом, данный генератор так же, как и МГДВ-генератор с кумулятивным зарядом, занимает промежуточное положение между ВМГ и неразрушаемым МГДВ-генератором.
Оценим удельно-массовые характеристики МГДВ-генераторов нового поколения. Масса генератора, отнесенная к энергии, генерируемой в нагрузку (удельная масса), определяется из соотношения:
mw = «оуд Г' = Мх / Qr = (М м + Мк + птт )/&=[( Wo / WM Vf1
X V^Mm / WM) + [(MK /твв) + и](твв / WBB)( WBB / Wo)(% / WM)}, (4.29) где n - число генерированных импульсов; твв - масса каждого заряда, Мм, Мк - массы магнита и канала (с системами) соответственно, WM - полная энергия магнита, QR- энергия в нагрузке генератора,/- параметр “самовозбуждения” генератора (QRfW0\ WBB - энергия каждого заряда, Wo - энергия магнитного поля в объеме МГД-канала, (0уд - удельно-массовая энергетическая характеристика генератора. Результаты расчетов сведены в табл. 4.3.
Режимы с/= 0,1 характерны для МГДВ-генераторов первого и второго поколений, в которых имеет место значительная диффузия магнитного поля в плазму и соответственно большие джоулевы потери. При повышении начального магнитного поля до 6 Тл следует ожидать заметного влияния джоулева прогрева плазмы и возрастания параметра/. Режимы с/= 1 реализуются в МГДВ-генераторах с кумуляцией газового потока [316]. Для взрывомагнитных генераторов с металлическими лайнерами характерны значения f~ 5 -ь 20. Расчетные значения соуд для числа генерированных импульсов п = 100, 1000, как правило составляли около 1 Дж на 1 г массы конструкции. При большом числе генерированных импульсов начинает сказываться масса зарядов, уменьшая 0)уд вдвое и более. Можно надеяться, что генераторы третьего поколения будут характеризоваться удельными параметрами соуд = 1 -ь 1,5 Дж/г и/= 0,2 + 0,5.
Приведем данные о конкретных проектах линейных МГДВ-генераторов нового поколения (рис. 4.20, табл. 4.4), описание которых со- 236
Я 4 ф к
о к ф ЕГ О
КО я Qu
я о о. к
1
Ct 3^
8
к: с
я си я а
к ©
S 5 С
X V X а Г) я я о-
к Я о. ф ш
60 1=1 (-* S
X Я X
£ ф к X я о. я X ф
4 ф
V
го ГО
1 о И
S
со СП
^
X
га
5
X
<5
X
о
3
Q
го о
СМ СП СП СП ГМ СП тг сп тГ х© Гу осg
О О ОО О О О О О О О О сп С О
га га
5
*о О °Ч Я ГМ СМ О о
го
888 । тг ^ -<t g
го а
см гм ^ е У я го
— ГМ ^ S
о ЙС
СП х© " Си ГМ — X© -
го
*си
хлго
ООх — я
ХЛ ХЛ хл о <s о
«о
<4^ ^, го
ООО % го
Ох
*>© Ч
ОО Tt — у
ООО £ к 2
гм сп е — ос сп Б
o' o' О 5 к О и
^Я
ГМ —« — я
го я го
о
5
QS2cm 5
^ WH О|
X
я
га
К
СП ХЛ X©Ox Tf Ох СП ОССМ X©СП О^Я
о о оо о' О -^ О^ -ri Г,-*
СП ХЛ X©ХЛ Су*Л— СМ^ф
о О О— О —’ — —*—* ГМСП ^—j
2&
к
ХЛ хл *л ГМ СМ ГМ ГМИ
_ ^ ^ ^ с о о о о о о о о А\£
"вS
£5
ОООООООООООООя^5
— см ^ гм —« —- гм —• — —< —« —* —*ЯQК
5з4
о о о о о оо о ОО ОО ОсиX
О ООО г- оо Г- Г-г- Г-Г-g
fи
оX
1X
щS
спсп©>х©^смс^хл_Ф
О О С О о — — -; сс сг \О ХЛГ оg
о o' о о о о' о' ОО о" О —’ X©'о5
Цх
СП СП х© X© СП XD X© СПх© СП х© СП СПg
О О О О О О О ОО О О О Ок >>
^^^--1ГМГМГМХЛ«Ло —'
o' d o О О О О С О -« - хл (N
о — гм сп1
— ГМ СП Tt ХЛ х© Г- ОО Ох — —* —* —-m
гм
СП
5
X к)
о
X
X
S О
л DS
СП ы
ь
5
ОС
•*^
о?
X
X
•с
X
Q
X _р
го
га е;
>-> с
га га га
0) Я П
§
II к:
Рис. 4.21. Проект сверхпроводящей магнитной системы фирмы АВКО с Во = 5 Тл и диаметром теплого объема 0,5 м [380]Рис. 4.21. Проект сверхпроводящей магнитной системы фирмы АВКО с Во = 5 Тл и диаметром теплого объема 0,5 м [380]
Рис. 4.21. Проект сверхпроводящей магнитной системы фирмы АВКО с Во = 5 Тл и диаметром теплого объема 0,5 м [380]
Рис. 4.21. Проект сверхпроводящей магнитной системы фирмы АВКО с Во = 5 Тл и диаметром теплого объема 0,5 м [380]
Рис. 4.20. Проект МГДВ- генератора линейного типа периодического действия с напряжением 235 кВ [378]
— сверхпроводящая обмотка магнита, 2 — криостат» 3 - продольные диэлектрические перегородки, 4 — электроды, 5 - заряд ВВ
держится в работах [378, 379]. Это крупные генераторы с массой заряда до 20 кг, работающие со сверхпроводящими магнитами с полем до 5 Тл. Энергия генерируемых импульсов составляет ~ 5 МДж при частоте смены зарядов до 1 Гц. Генератор, описанный в [378], выполнен с двухсторонним истечением продуктов детонации из взрывной камеры. В нем нашла воплощение продуктивная идея, апробированная в работе [11] с реализацией полной эффективности преобразования ~ 4,3 % при Во = 3,55 Тл. В проекте предусмотрено поперечное секционирование электродов МГД-канала, что позволяет иметь высокое напряжение на нагрузке (до 235 кВ). Проект предусматривает замену канала с зарядом ВВ в каждом пуске. Генератор из работы
Рнс. 4.22. Проект многоканального МГДВГ с СПМС [381]
[379] рассчитан для работы на низкоомную нагрузку с током до 9 МА. В [379] описан также генератор меньших размеров с массой заряда 0,8 кг и генерируемой энергией ~ 0,2 МДж, который вдвое больше генератора первого поколения Джонса [9]. Частота пусков при такой массе заряда может быть повышена до десятков герц. Описание сверхпроводящей магнитной системы седлообразного
типа (рис. 4.21), пригодной для рабо
ты с линейными МГДВ-генераторами, содержится в работе [380].
В работе [381] предложен проект, который выгодно отличается возможностью вариации значений выходных напряжений и частотой следования импульсов. Генератор использует сверхпроводящую магнитную систему тороидального типа, имеющую внешний диаметр 3 м и “теплые” отверстия для размещения 30 линейных МГД- каналов (рис. 4.22) с независимыми взрывными камерами. Масса заряда ВВ в каждом канале 100 г. Расчетный коэффициент преобразования энергии Т|х ~ 7%. Размеры МГД-каналов Юх Юх 100 см3, начальное магнитное поле 6,5 Тл. В объеме каждого МГД-канала
сосредоточено около 10 кДж энергии магнитного поля. Под криостатом расположена демпфирующая емкость объемом 10 м3, соеди
ненная с вакуумным насосом эжекторного типа производительностью 1 м3/с, обеспечивающая откачку продуктов детонации до давления 13 кПа. Расчетная масса всей системы 30 т, масса сверхпроводника Nb3Sn Ют. Расход хладагентов на первичное захолаживание — 60 м3 азота и 20 м3 гелия, текущий расход — 150 л азота и 30 л гелия в час. Генерируемое каждым МГД-каналом напряжение - 1 кВ при токе 400 кА. Длительность импульсов -100 мкс.
Каждый МГД-канал имеет систему механической перезарядки с обоймой из 20 зарядов. Электрическая система инициирования позволяет получить уникальный набор параметров серий импульсов. Каналы могут быть запущены одновременно, и тогда суммарная выходная энергия составит 300 кДж при частоте повторения до 5 Гц, ограниченной возможностями механической перезарядки. Напряжение на нагрузке может меняться от 1 до 30 кВ путем электрической коммутации (токи в нагрузке от 12 до 0,4 МА соответственно). В другом предельном случае каналы могут запускаться последовательно через 150 мкс, генерировать на общей нагрузке 30 импульсов (1 кВ, 400 кА) с частотой в серии около 6,5 кГц и повторять такие серии с частотой 5 Гц. Ниже приведены энергетические характери-
стики для этих крайних режимов, а также для двух промежуточных вариантов коммутации каналов:
Число импульсов в серии
30
10
3
1
Энергия каждого импульса, кДж
10
30
100
300
Напряжение импульсов на нагруз
1
1-3
1-10
1-30
ке, кВ
Ток в нагрузке, МА
0,4
1,2-0,4
4-0,4
12-0,4
Пиковая мощность в нагрузке, МВт
200
600
2000
6000
Частота импульсов в серии, кГц
6,5
6,5
6,5
—
Полное число импульсов
600
200
60
20
Длительность каждой серии, мс
4,5
1.5
0,45
0,15
Возможность получения уникального набора параметров определяется высокими электропрочностными свойствами каналов МГДВГ сразу после выхода головной электропроводной зоны потока из области электродов. Технически быстрая перекоммутация выходных шин не представляет принципиальных трудностей.
Таким образом, в гл. 4 на основе полученных экспериментальных данных и развитых представлений об обмене энергией во взрывном МГД-течении были проанализированы предельные энергетические характеристики МГДВ-генератора. Предельная эффективность преобразования химической энергии заряда ВВ в электрическую энергию Т|Е достигается при условии согласования газо- и электрофизических параметров взрывного течения с индукцией магнитного поля Во, которая должна выбираться в зависимости от реализуемой электропроводности потока о, плотности р2 и длины электропроводной зоны / в соответствии с соотношением Во ~ (р2д/(а/)°Л в режимах с обменом энергией между плазмой с током и неэлектропроводным поршнем газа продуктов детонации предельная эффективность преобразования энергии цЕ определяется интенсивностью обмена и отношением кинетической энергии плазменного образования в головной зоне взрывного потока к химической энергии заряда ВВ. Проведенные оценки показали, что приВо « 7 Тл и И^^вв ~ 0,5 в схеме на ударнонагретом газе возможно достижение цЕ ~ 8%, а в схеме на продуктах детонации с легкоионизирующейся присадкой цЕ ~ 12%.
Проведены экспериментальные исследования предельных энергетических параметров МГДВ-генераторов. Созданная серия взрывных МГД-генераторов (различных по габаритам и схемам организации течений) позволила получить эти данные в широком диапазоне условий.
В линейных генераторах достигнута эффективность преобразования Т)Е = 4,8% при В^ = 6,5 Тл. Предельная линейная плотность индуцированного тока составила 30 кА на 1 см ширины электрода, а удельная - 500 кА/(м - Тл).
В генераторах с цилиндрическим взрывным течением при индукции до 2 Тл достигнута эффективность цЕ = 2%. При этом не бы-
ло отмечено перестройки параметров течения, и зависимость Т]^ от Во сохраняла нарастающий характер. Значения удельных индуцированных токов достигли 125 кА/(м • Тл). Величины э.д.с., надежно удерживаемые токосъемными элементами в радиальной схеме генератора, составили 20 кВ. Было показано, что в цилиндрических генераторах развитие нелинейных процессов джоулевой диссипации приводит к росту электропроводности плазмы. Установлена зависимость электропроводности головной зоны взрывного потока от удельной диссипации энергии в ней. Указаны пути совершенствования МГДВ-генераторов этого типа.
Аналитически и экспериментально исследованы вопросы согласования МГДВ-генераторов с различными электрическими нагрузками, в том числе и с нелинейными активно-индуктивными нагрузками. Достигнута эффективность преобразования химической энергии ВВ в интегральную энергию оптического излучения разряда магнитоплазменного компрессора (в полосе прозрачности воздуха) ц^ ~ 0,3%, что соответствует получению 12—15 Дж световой энергии от 1 г заряда ВВ. При оптимальном согласовании с генератором и повышении начального поля в нем до 6-8 Тл эти значения могут быть увеличены до 1% и 50 Дж/г.
Показана эффективность работы МГДВ-генераторов на индуктивную нагрузку. Аналитически определены условия оптимального электрического нагружения МГД-канала. Проведены экспериментальные исследования закономерностей накопления энергии в индуктивности контура взрывного генератора с нагрузкой. Показана возможность сокращения длительности импульса тока и повышения мощности системы при размыкании контура генератора собственным потоком продуктов детонации. В линейной схеме МГДВ-генера- тора длительность импульса сокращается в 4 раза, а выходное напряжение повышается с 1 до 23 кВ. В генераторах с цилиндрическим взрывным течением исследованы различные схемы нагружения канала. Достигнутые значения выходных напряжений 20 кВ не исчерпывали предела электрической прочности системы кондукционного токосъема. Продемонстрирована возможность реализации эффективной индукционной схемы вывода энергии с обострением импульсов.
Даны примеры выполнения МГДВ-генераторов нового поколения в линейном, дисковом и радиальном вариантах с использованием накопленных данных для оценки параметров генераторов и обоснования выбора технических решений. Показано, что в сочетании со сверхпроводящей магнитной системой при работе в частотном режиме МГДВ-генераторы имеют удельно-массовые параметры на уровне 1 Дж на 1 г массы конструкции и могут быть конкурентоспособными в сравнении с другими импульсными источниками электрической энергии.
Более подробно представленные в этой главе результаты опубликованы в работах [15, 16,42, 56, 359, 360, 366, 367, 374, 381—385].
Часть 2
ВЗРЫВОМАГНИТНЫЕ ГЕНЕРАТОРЫ
Глава 5
ГЕНЕРАЦИЯ МОЩНЫХ ЭЛЕКТРИЧЕСКИХИМПУЛЬСОВ С ИСПОЛЬЗОВАНИЕМ ВМГ.
Электрическая схема ВМГ
Для анализа процесса генерации электрического импульса в системах со сжатием магнитного потока [1—3] удобно использовать электротехническую схему. Простейшая эквивалентная электрическая схема взрывомагнитного генератора приведена на рис. 5.1, в которой индуктивность генератора моделируется убывающей во времени функцией Lr(r), а нагрузка — постоянной индуктивностью LH. Сопротивление /?(г) формально включает в себя все потери магнитного потока. Ток /, протекающий по этой цепи, определяется дифференциальным уравнением
dqndtdqndt+ RI = O.+ RI = O.(5.1)(5.1)
dqndt
dqndt
+ RI = O.
+ RI = O.
(5.1)
(5.1)
Разрешая уравнение (5.1) относительно потока Ф = LI.L- L^t) + Lw для любого момента времени получаем
(5.2)(5.2)LI = Lylo ехр< -J—dt (= £q/0X(/).I о ^ J
(5.2)
(5.2)
где /0 ток и Lo — полная индуктивность в момент времени / = 0, Х(г) — коэффициент сохранения потока.
Для тока в цепи можно найти следующее выражение:
(5.3)(5.3)///„ = аХ,
(5.3)
(5.3)
где а= LJL - коэффициент перестройки. Для усиления энергии в це
пи получаем:
(5.4)(5.4)V = Е/Ео = аХ2.
(5.4)
(5.4)
Из уравнений (5.1), (5.2) видно, что эффективная работа ВМГ (нарастание тока в цепи) достигается при условии (—dL/dt) > R. Более строгие условия получаются для усиления энергии (-dL/dt) > 2/?.
Рис. 5.1. Эквивалентная электрическая схема подключения МГ
^ = 1п(№/1п(Ьо//.,).^ = 1п(№/1п(Ьо//.,).(5.5)(5.5)Для оценок параметров ВМГ удобно переписать соотношения (5.1)-(5.4) через коэффициент совершенства:
^ = 1п(№/1п(Ьо//.,).
^ = 1п(№/1п(Ьо//.,).
(5.5)
(5.5)
Здесь индекс к относится к конечным состояниям цепи. Параметр F легко определяется из экспериментальных данных. Типичные значения для хороших ВМГ достигают значений на уровне 0,85. Полагая F = const, можно найти следующие простые выражения:
///0 = а' Х = аи, у-а^-Г (5.6)
Методы получения импульсов высокого напряженияс помощью ВМГ
В большинстве проведенных экспериментов взрывомагнитные генераторы использовались для запитки малоиндуктивных нагрузок (1-100 нГн). Однако в последнее время значительно повысился интерес к исследованию возможности применения их для запитки нетрадиционных высокоимпедансные нагрузок, таких как вакуумные диоды [4], рсльсотрон [5], источники сильноточных пучков электронов и протонов для ускорителей [6], системы возбуждения и питания мощных лазеров [7]. Для реализации значительной мощности в такой нагрузке взрывомагнитный генератор должен обладать большой скоростью изменения своей индуктивности dLJdt s 1 Ом и развивать при этом значительные напряжения (105—106 В).
Из уравнений (5.1)-(5.4) следует, что усиление энергии в генераторе достигается при условии \dLJdt\ > 27?. Таким образом, для генератора с высокоимпедансной нагрузкой необходимо создавать конструкции, имеющие как можно больший внутренний импеданс dLJdt. Напряжения, появляющиеся при этом на индуктивной нагрузке, могут быть достаточно большими. Действительно, из (5.2)
и«=^=1°at
^н(^гО "*" ^н ^
I dr
+ R
(5.7)
Следовательно, для реализации высоких напряжений на высокоимпедансной нагрузке необходимо, чтобы выполнялось WLJdA > R, а потери потока были бы малы (X = 1). В реальных экспериментах внутренний импеданс генератора dLJdt должен составлять не менее \dLJdt\ ^ 10 + 100 Ом. При этом в нагрузке LH ~ 10"6 Гн с начальным потоком Фо = 0,1 Вб должны развиваться напряжения ия = \с1Ц ! dt\ = 1 МВ.
Анализ формулы (5.7) показывает наличие оптимальных соотношений индуктивностей генератора и нагрузки для получения высоких напряжений в случае, если генератор уменьшает при работе свою индуктивность до некоторого конечного значения £г к. Продифференцировав выражение (5.7) для случая без потерь, можно найти оптимальное значение индуктивности нагрузки:
/ОПТ _ ^гО^г.к _^г0
Lr0-2Lr.K ае-2
где аЕ = £г 0 / £гк- При этом напряжение на нагрузке будет:
г т maxг т max^го4 ^О^.к)^го4 ^О^.к)(5-8)(5-8)
г т max
г т max
^го4 ^О^.к)
^го4 ^О^.к)
(5-8)
(5-8)
Наличие потерь в контуре значительно изменяет оптимальные условия, при этом £°пт -> £г0.
Для согласования импедансов взрывомагнитного генератора и нагрузки возможно использование различных схем переключения, а также импульсных трансформаторов. На рис. 5.2 приведены некоторые из возможных электрических схем подключения нагрузки ZH. Использование замыкающего ключа К (схема рис. 5.2,я) позволяет подключить нагрузку в заданный момент времени при достижении определенной величины напряжения. Применение трансформаторов (рис. 5.2,6) открывает широкие возможности согласования нагрузки и генератора при сильно различающихся импедансах. Перспективным выглядит использование размыкающего ключа Р (рис. 5.2,в). Здесь энергия взрывомагнитного генератора передается в нагрузку при разрыве контура. Возможно большее число комбинаций этих схем, одна из которых приведена на рис. 5.2, г. Во всех приведенных схемах эффективность передачи энергии в высокоимпедансную нагрузку будет тем выше, чем более высокое напряжение может выдержать конструкция ВМГ.
В работе [8] быстрый взрывомагнитный генератор типа “кузнечные меха” вырабатывал напряжение ~ 40 кВ и подключался с помощью специальных замыкателей к трансформатору с омической нагрузкой - 25 Ом, на которой были получены напряжения ~ 1Д МВ. При использовании этой схемы на вакуумном диоде полу- 244
чено напряжение ~ 530 кВ [4]. В этих экспериментах использовались быстроходные взрывомагнитные генераторы с характерным временем работы - 10 мкс. Индуктивность таких генераторов невелика (L = 100 нГн), так что их внутренний импеданс мал (~ 10 2 Ом). В то же время, хорошо изученные спиральные генераторы, обладая высокой индуктивностью (более 100 мкГн), имеют низкое быстродействие (-КН с). Время работы спиральных генераторов ограничено скоростью перемещения точки скользящего контакта. Увеличение скорости скольжения точки контакта при данной скорости детонации возможно за счет уменьшения угла между образующей конуса лайнера и образующей рабочего соленоида ВМГ (конусного или цилиндрического). На практике отношение скорости точки контакта к скорости детонации нс удается поднять более чем в 20-50 раз.
В работах [9, 10] показано, что высокие параметры спиральных взрывомагнитных генераторов реализуются при напряжениях не выше 60-70 кВ. Оригинальные конструкции генераторов предложены в работах [11-13], где для уменьшения вероятности пробоев и, следовательно, возможности реализации напряжений -1 МВ предлагается глубоко вакуумировать рабочую полость, осуществляя “магнитную” изоляцию основных узлов генератора. Аналогичные проблемы приходится решать при конструировании генераторов, работающих на принципе “перехвата” магнитного потока [14-16].
Глава 6
ВЗРЫВОМАГНИТНЫЕ ГЕНЕРАТОРЫС ПЕРЕХВАТОМ МАГНИТНОГО ПОТОКА
При создании многокаскадных взрывных систем для генерации и обострения высоковольтных электрических импульсов в высокоим- пендансных нагрузках оказалось перспективным использование ВМГ с перехватом магнитного потока [17, 18], в которых электромагнитная энергия, генерируемая в одном контуре, передается и усиливается в другом. Проведенные в работах [19-21] теоретические и экспериментальные исследования показали несомненные преимущества систем с перехватом магнитного потока по сравнению с традиционной трансформаторной схемой. В многокаскадных системах реализованы усиления магнитного потока до 310 раз при коэффициенте увеличения энергии ~ 106 [19]. Вместе с тем использование этих устройств в качестве источника питания для различного рода нагрузок [22-27] требует более детального анализа процессов в электрической цепи, происходящих при магнитной кумуляции. Сначала целесообразно рассмотреть простые модели ВМГ с перехватом магнитного потока, в которых работа генератора представляется с помощью многоконтурной электрической схемы замещения с индуктивностями и коэффициентами связи, зависящими от времени [28, 29].
Электротехнические модели ВМГс перехватом потока
ВМГ с “перехватом” магнитного потока (рис. 6.1) состоит из соосно расположенных внешнего запиточного соленоида Lb внутреннего соленоида LT и цилиндрического лайнера L3 с зарядом конденсированного взрывчатого вещества (КВВ) внутри. Начальный поток в соленоиде Lx создастся при запитке от конденсаторной батареи Со или работе другого ВМГ Lp на соленоид Lb В момент достижения максимума тока инициируется заряд КВВ. Продукты детонации приводят в движение лайнер, который замыкает вторичную цепь, “перехватывая” магнитный поток, созданный внешним соленоидом. В случае осевого инициирования лайнер осесимметрично расширяется относительно продольной оси ВМГ в виде цилиндра, а при инициировании с торца — в виде конуса, который последовательно замыкает витки спирали L2. В результате магнитный поток вытесняется в нагрузку £н. Длительность импульса в LH определяется динамикой расширения лайнера. Чтобы определить эффективность 246
Рис. 6.1. Схема взрывомагнитного генератора с перехватом магнитного потока
передачи энергии в нагрузку, необходимо подробнее рассмотреть электротехническую модель работы ВМГ.
Для описания работы генератора необходим адекватный выбор электротехнической модели и корректный расчет его индуктивности и сопротивления в зависимости от положения лайнера. Для исследования работы ВМГ нами была предложена “пятиконтурная” модель [28]. В соответствии с электротехническим подходом ВМГ с перехватом потока рассматривается состоящим из постоянной индуктивности внешнего соленоида Lb индуктивности внутреннего соленоида Z^, уменьшающейся в зависимости от времени при движении скользящей точки контакта генератора. Индуктивность лайнера можно разделить на три части: индуктивность неподвижной части трубы L3, индуктивность расширяющегося конуса Z>4 и индуктивность соленоида £5, занимающего место внутреннего соленоида генератора. Магнитные потоки, связанные с соответствующими индуктивностями записываются в виде
Ф^^Л+Е^^, и={1,...,5},(6.1)
j
где Z, - азимутальный ток в /-м соленоиде, ку - коэффициент связи /-го и j-го соленоидов. Использование законов Кирхгоффа для всех
цепей генератора приводит к системе уравнений
+ Ц =0, zj = {l,...,5},+ Ц =0, zj = {l,...,5},(6.2)(6.2)
+ Ц =0, zj = {l,...,5},
+ Ц =0, zj = {l,...,5},
(6.2)
(6.2)
21302130!0 Ц<\20^230 Х^12 ^13^23 )!0 Ц<\20^230 Х^12 ^13^23 )£5/ &23 + ^н£5/ &23 + ^н
2
130
2
130
!0 Ц<\20^230 Х^12 ^13^23 )
!0 Ц<\20^230 Х^12 ^13^23 )
£5/ &23 + ^н
£5/ &23 + ^н
где Ц — постоянные индуктивности в цепях, в частности, в цепи внутреннего соленоида ВМГ такой индуктивностью является индуктивность нагрузки Z^ = £н; [/, = UiR + Uia - определяет потери потока как за счет омических потерь UiR = 1ДЬ так и потери магнитного потока в точке скользящего контакта Uia. Омическое сопротивлении провода соленоида и лайнера R, = pX^JZ/S, рассчитывается с учетом их разогрева за счет протекания токов. При расчетах также учитывается зависимость удельной электропроводности от введенной энергии, для чего к системе уравнений добавлены уравнения для плотности внутренней энергии в проводниках. При расчете сечений Sp по которым протекает ток, учитывалась толщина скин-слоя.
Первый контур считается замкнутым до окончания работы ВМГ. В момент времени t = 0 начальные условия определяются как Л = Aoi ^2 = 0; Фз = Фд = Ф5 = 0. Последнее условие означает, что при запитке магнитный поток нс проникает внутрь лайнера. Для численного решения исходной системы уравнений необходимо задаться законом изменения индуктивностей и их коэффициентов связи. Ниже приводится ряд упрощенных решений.
Цепь без потерь
Если пренебречь потерями потока в контурах (/?, = 0), а емкость батареи конденсаторов считать достаточно большой (С ^> т2/£ь т - время работы генератора), система уравнений (6.2) легко интегрируется:
Ф1 + ^рк — Ф10 + ^рко'Ф2+ Л<Л = Ф20’Фз = Фзо = 0.
Здесь фю - начальные магнитные потоки в контурах. После преобразований формулы для Л и /2 принимают вид:
Л _ Ло '^р + Л 1— Л
1 7^2 ^^01 7^2 ^^0(^12 ^13^2з)[^1^ ^13о)+^р](^120 ^ ^130^230 )[^]^””^1з)+ £р],
1 7^2 ^^0
1 7^2 ^^0
Зная закон изменения £2(г) и ^0. можно найти параметры электрического импульса в контурах в зависимости от времени. Для генераторов со скользящим контактом в конце работы при t = т£2(т) =
про-про-= 0 £|2(т) = 0, А:13(т) = £13к. Тогда для токов получим следующие стые выражения:
про-
про-
1к ~1к ~^(l-fcj^ + L^^(l-fcj^ + L^Щ\-к^ЬрЩ\-к^Ьр10’10’(6.4)(6.4)(6.5)(6.5)
1к ~
1к ~
^(l-fcj^ + L^
^(l-fcj^ + L^
Щ\-к^Ьр
Щ\-к^Ьр
10’
10’
(6.4)
(6.4)
(6.5)
(6.5)
(6.6)(6.6)Для систем с перехватом потока большое значение имеет коэффициент усиления магнитного потока X. В последнем случае магнитный поток ф2к = Lh/2k превышает начальный магнитный поток фю = ^(l-^o)/10 во внешнем соленоиде в >Ск раз, где
(6.6)
(6.6)
* _ Фгк _ (^120 ^130^230)
Ф10(1“^13о)
Таким образом, ВМГ с “перехватом” магнитного потока при L20 > Lv являются усилителями потока. Найдем коэффициент усиления энергии в идеальной системе с перехватом потока со скользящим контактом. В начальный момент в первичной цепи запасена энергия Е10 = Ц (1 - ^зоУю / 2 , в конечный момент в нагрузке имеем
^2к = ^н/2к/2,тогда
WkWk^2к _ (^120^130^230 ) ^20*10(1“^123о)£н^2к _ (^120^130^230 ) ^20*10(1“^123о)£н(6.7)(6.7)
Wk
Wk
^2к _ (^120^130^230 ) ^20
*10(1“^123о)£н
^2к _ (^120^130^230 ) ^20
*10(1“^123о)£н
(6.7)
(6.7)
Влияние емкости в цепи запиткина параметры импульсов
Для отладки ВМГ с перехватом потока технически удобно запитывать внешний соленоид от емкостного накопителя. При этом возникает вопрос о правомочности применения полученных формул для расчета конкретных многокаскадных систем. Чтобы точнее оценить влияние накопителя, рассмотрим простейшую модель, описанную в предыдущем подразделе, с емкостью в цепи запитки. Для дальнейших оценок полагаем, что индуктивность внутреннего соленоида убывает линейно со временем: £2 = ^гоО-*);х = ti^ а коэффи-
Рис. 6.2. Расчетные величины токов в первом (штриховые линии) и во втором контурах (сплошные линии), отнесенные к их характерным значениям при ц = 10-2 U\ 10 (2), 100 (5)
циент связи fc|2 = ^20Vl-x. Лайнер разделим на две части с коэффициентами связи А:|3 = ^130 Vi^ , £23 = £23О, А|4 = £14t Л", £24 = 0. Тогда при Т20 §> LH система (6.2) преобразуется к виду
— Wlvdt2 +L1(a-b-\=aLALto,(6.8)
с0V Т)
-_*1 —(1 —л)/. //т
dt ат 10 ’
где
а ~ 1 + ^р / Ц ^130а ~ 1 + ^р / Ц ^130(^120^130^230 )2
а ~ 1 + ^р / Ц ^130
а ~ 1 + ^р / Ц ^130
(1 ~^23о)
h^k2 —к2° *14*к130h^k2 —к2° *14*к130(^120 ^130^230 )2(1 ~^23о)
h^k2 —к2
° *14*к130
h^k2 —к2
° *14*к130
Решение уравнения (6.8) имеет вид
т _ I ^ot^ot^oVi(^) ^o(^o)^itoJ' 1 ~ ч о.
WAto-WW
где z = 2 ц 1L ц = -^; J и У, - функции Бесселя i-ro по-
V V ат) b Цс0
рядка первого и второго соответственно. При z, z0 < 1 получаем уже известное решение (6.3). В противном случае для вычисления токов необходимо учитывать наличие емкости в первичном конту-
ре в согласии с формулой (6.10). Конечный ток в нагрузке, как видно из выражения (6.9), также определяется уравнением (6.5), однако скорость нарастания и конкретная форма импульса в нагрузке зависит от величины емкости в цепи запитки. На рис. 6.2 приведены расчетные величины токов в первом и во втором контурах, отнесенные к их характерным значениям. При небольшой величине емкости ток в первом контуре принимает отрицательные значения, а ток в нагрузке превосходит конечные значения почти в полтора раза, достигая своего максимума в момент времени, равный полупериоду разряда батареи на Lx при работе ВМГ.
Модель ВМГ с осевым инициированием
Рассмотрим работу ВМГ с осевым инициированием заряда КВВ. В этом случае лайнер расширяется осесимметрично, поэтому его можно рассматривать как одновитковый соленоид с текущим радиусом гу В этом случае, если пренебречь омическими потерями для определения параметров электрического импульса, можно пользоваться формулами (6.3) с L2 = L^. Коэффициенты связи двух катушек длины /, и радиуса г, определяются по приближенной формуле, представляющей первые члены разложения в ряд формул из [30]
где ук = rkHk, Ij^lj, r^r^ k = i,j.
Для определения зависимости радиуса лайнера от времени необходимо использовать экспериментальные данные. В работах [12,31] показано, что в конце работы генератора вследствие скин-эффекта значения радиусов, входящих в формулу (6.11), отличаются от их геометрических величин. Толщину скин-слоя 8 = с^хот ( х"1 = ц0о- коэффициент диффузии магнитного поля, с - постоянная, зависящая от скорости нарастания магнитного поля) надо добавить к радиусам катушек
Л,2 =>П2+6, Г3=>Г3-6.
В условиях работы [31] наилучшее согласие с экспериментальными данными получается при с = 2,5 и коэффициенте перестройки, равном отношению начальной индуктивности генератора к конечной индуктивности: а = L^ / ^ * 5. Большое значение для работы генератора с осевым инициированием имеет выбор оптимальных
Рис. 6.3. Зависимости Е^Е^ (сплошные линии) и ^^^/фго (штриховые линии) от Ен/£2о Для осевого ВМГ при а = 5 и с = О (Д 13» 1(2,23» 2,5(333
соотношений между индуктивностями нагрузки и генератора. Если требуется получить в нагрузке максимальный ток при заданном магнитном потоке ф20,то на’ чальную индуктивность генератора при его фиксированной геометрии следует выбирать из следующих со
г тгпахU2г тгпахU2^2 н dt^2 н dtннображений. Величина /2 будет максимальна в том случае, когда генератор вырабатывает наибольшее напряжение. Действительно,
г тгпах
U2
г тгпах
U2
^2 н dt
^2 н dt
н
н
Анализ соотношений (6.3) показывает, что величина f = и^ах / ф20 является функция только отношения х = LH/L20. На рис. 6.3 приведены зависимости/от л* при а = 5 для различных величин скин-слоев. Приведенные также на этом рисунке зависимости у = Е^Е^ (где Е10£10(1-£230)/20 /2 - начальная энергия; Е2к = (Lu + ^к ^2к / 2- Чк = W1 - к23к) - остаточная индуктивность ВМГ) указывают на чрезвычайно малые значения коэффициента передачи энергии (^ 2) для ВМГ с осевым инициированием и перехватом потока, что связано с выбранным малым значением коэффициента перестройки а « 5. Видно, что в отличие от расчетов в работе [31], в генераторах с “перехватом” потока нет оптимальных условий по напряжению.
Модели ВМГ со скользящим контактом
Модель работы ВМГ с перехватом потока и скользящим контактом может быть построена при произвольной форме лайнера. Лайнер разделяется на маленькие цилиндры и им присваиваются индексы от i = 3 и выше. Предполагается, что магнитные потоки внутри каждого цилиндра равны нулю, т.е. ф, = 0, а коэффициенты их связи между собой малы: ку ~ 0, ij ^ 3. Если потерями потока в первичном контуре можно пренебречь, а емкость считать достаточно большой, ток /2 будет описываться
уравнениемуравнением^- + /2Л2 =0.dt 2 2^- + /2Л2 =0.dt 2 2(6.12)(6.12)
уравнением
уравнением
^- + /2Л2 =0.dt 2 2
^- + /2Л2 =0.dt 2 2
(6.12)
(6.12)
Здесь z2 = ^L^g + LH)12 + к^ЦГ^У11№; L2e - эффективная индук-
тивность внутреннего соленоида, равная
Х-^У^ЦЩ j^Х-^У^ЦЩ j^(6.13)(6.13)
Х-^У^ЦЩ j^
Х-^У^ЦЩ j^
(6.13)
(6.13)
Начальным условием при г = 0 будет
ю-ю-Z20 _ Ф20 “ ^120£ ^1/0^2J0 4^ ^20 ^1
ю-
ю-
I v=3 j
Для дальнейших оценок необходимо задаться конкретным законом изменения параметров цепи.
(6-14)(6-14)Допустим, что Lle = L^ (1—t/т); R2 = const; ks = ^ (l-t/т)1/2. В этом случае уравнение (6.12) интегрируется:
(6-14)
(6-14)
4 “ ^Ф-
Здесь <р - функция, определяющая потери магнитного потока в цепи и зависящая от коэффициента ее перестройки:
а
Ф = i-d
р-Г/Т + «У 1
1 1 + а J ’Сслиб/*1,
. <1-т/аА
ф - а 1п ——, если d = 1,
V 1 + а )
где rf = rc/L2^, а = LH/L2e0.
Магнитный поток и энергия в индуктивной нагрузке будут увеличиваться в Х = Х*^ф и 4*L = ф^ф2 раз, соответственно. В омической нагрузке в конце работы генератора выделится энергия Er = JRI2dt, и коэффициент передачи энергии в омическую нагруз- о ку будет равен:
(а + 1)(</-1)2 а(2</-1)(а + 1)(</-1)2 а(2</-1)d 14d 14* а2
(а + 1)(</-1)2 а(2</-1)
(а + 1)(</-1)2 а(2</-1)
d 14
d 14
1 Г а А2^»
2<2 — 11а + 1J
* 3 I , если d = —VJ2* 3 I , если d = —VJ2\yR = vi a a + 2 - a 1 + In\yR = vi a a + 2 - a 1 + Inесли d=1.если d=1.
* 3 I , если d = —
VJ2
* 3 I , если d = —
VJ2
\yR = vi a a + 2 - a 1 + In
\yR = vi a a + 2 - a 1 + In
если d=1.
если d=1.
если d ^ —, d * 1,2
= V*2a Д^щаТТ)-a(a + l)[ In——
V a +1
Полученные аналитические выражения для тока в нагрузке хорошо коррелируют с реальными экспериментальными данными, если подобрать соответствующее значение R. Однако другой важный измеряемый параметр - скорость нарастания тока в этой модели описывается плохо.
Пятиконтурная модель ВМГ. При торцевом инициировании заряда КВВ лайнер принимает форму, близкую к конической. Можно предположить, что после касания с внутренней спиралью лайнер занимает ее место. Тогда лайнер можно разбить на три части (см. рис. 6.1). Первая часть (индекс 3) - покоящийся лайнер радиуса г0, вторая часть (индекс 4) - расширяющийся конус, и третья часть (индекс 5) - лайнер, занимающий место внутренней спирали. Рассмотрим общий случай, когда внутренняя и внешняя спирали также конические с радиусом в начале скольжения гь в конце - г2 и с коэффициентом связи Л120 * 1. Для оценки величины индуктивности конических спиралей будем считать, что шаг намотки постоянен, и воспользуемся известным соотношением [30]:
Мо^^г^рIМо^^г^рIк^т.к^т.(6.15)(6.15)
Мо^^г^р
I
Мо^^г^р
I
к^т.
к^т.
(6.15)
(6.15)
где гСр = (г/ + r^j + г])/3, К^г^Г) - поправочный множитель, г„ г, - наибольший и наименьший радиусы конуса. В этом приближении мы заменяем коническую спираль цилиндрической с эффективным радиусом гцу Тогда для коэффициентов связи можно пользоваться приближенной формулой (6.11), где под г, подразумеваются (г,-) . Эти соотношения справедливы для бесконечных конусов. Если по результатам оптической съемки известна скорость детонации D и скорость расширения лайнера U, то траектория движения точки скольжения легко определяется аналитически:
Ut- Ui
Хтр —' Уте —*
UID-^-r^ll ^тс UllU^-r^-X
а время работы генератора:
T=U D-^-r^lU.
Таким образом, в рамках предложенной модели становится известна геометрия системы в любой момент времени, следовательно, 254
известны все коэффициенты связи и индуктивность £2 в зависимости от времени. Далее использование уравнения (6.12) позволяет вычислить изменение электрических параметров в цепи при работе генератора. Пятиконтурная модель хорошо описывает экспериментальные данные при использовании разумной функции потерь потока в генераторе.
Если эти потери потока в генераторе учесть по модели, предложенной в работах [15, 32], тогда в уравнении (6.12) сопротивление 52 = ^2ом + Rf » ГДС ^f = ^i = -МЪ^ / &, (коэффициент пропорциональности определялся путем сравнения с экспериментальными данными). Скорость изменения индуктивности вычислялась численным дифференцированием соотношения (6.13). Сопротивление К2ом является чисто омическим сопротивлением цепи. Расчеты по другим более простым моделям потерь потока (в частности для случая, когда потери пропорциональны величине потока [1], т.е 5/ = Лг = -^z2o )нс позволяют достаточно точно описать форму импульса тока в нагрузке.
Двухмерное моделирование процессов в ВМГ
Известно, что основным механизмом потерь в ВМГ (кроме диффузионного) являются потери магнитного потока в области, примыкающей к точке контакта лайнера и спирали. Они пропорциональны величине магнитного поля BQX которая в этой области достигает своего максимального значения. Одномерная модель нс позволяет получить распределение 5(0 в объеме рабочей полости генератора. Кроме того, в такой упрощенной постановке задачи практически невозможно выявить источники дополнительных потерь в динамических трансформаторах. Таким образом, актуальна разработка многомерных расчетных моделей.
В [33, 34] описаны некоторые двухмерные модели ВМГ. В [35] представлена модель, основные концепции которой достаточно просты. На рис. 6.4, заимствованном из [35], показан спиральный генератор, разбитый на эквивалентные z- и 6-токонссущис контуры. z-Контур состоит из соленоида, спирали и лайнера и закорачивается нагрузкой. Спираль разбивается на N колец (по числу витков соленоида), через которые ток нагрузки протекает азимутально, создавая поле Вг2, и вместе с арматурой создаст поле В^. Для адекватного описания 6-тока в лайнере индуцированного при изменении тока L спирали рассматривается ряд раздельных 6-контуров в виде отдельных колец, как это показано на рис. 6.5. На рисунках показаны соленоиды ВМГ с постоянным шагом. В общем случае может быть рассмотрен многосекционный соленоид и нет препятствий для рассмотрения в задаче еще одного, индуктивно связанного соленоида, т.е. динамического трансформатора. Уравнение для контура нагрузки:
6 - токовые контурыz - токовые контуры
Рис. 6.4. Разбиение ВМГ на 0- и z-токонесущие контуры [35]
г
Рис. 6.5. Эквивалентные 0- и z-токонесущие контуры [35]
di® 6dM2i
dt ~Д “ dt
dt
4=0.
Для 6-цепей записывается N уравнений:
ed^
1 dt
dl.
1- M;_ -^
dMiz v
dt z dt
j=xu*n
„ dl® e dM®, Mu— + IiL
4 dt 1 dt
где i = 1, 2, 3,..., N.
+ R®-t
dL®dt
? = о,
66Рис. 6.7. Распределение нормированного тока по виткам п лайнера для различных моментов времениРис. 6.7. Распределение нормированного тока по виткам п лайнера для различных моментов времени
6
6
Рис. 6.7. Распределение нормированного тока по виткам п лайнера для различных моментов времени
Рис. 6.7. Распределение нормированного тока по виткам п лайнера для различных моментов времени
Рис. 6.6. Зависимости от вре- L мени тока в первичной (/), вторичной (2) обмотках ДТ и в лайнере (3)
9
С использованием известных из [30] соотношений для расчета индуктивностей z- и 0-контуров и взаимоиндукции между любыми двумя кольцами удастся выполнить расчет тока в спирали и в лайнере сначала для односекционного ВМГ с лайнером, расширяющимся в виде конуса или в виде цилиндра (аксиальное инициирование заряда), для случая отсутствия потерь в контурах и быстрой начальной запитки (отсутствия начального поля внутри лайнера). Затем расчеты проведены для динамического трансформатора (ДТ) (пока только для цилиндрического лайнера). Длины лайнера и обеих обмоток ДТ не одинаковы и могут варьироваться в некотором диапазоне. В качестве иллюстрации на рис. 6.6 и 6.7 приведены результаты расчета для дина-
257257Взрывные генераторы...
257
257
мического трансформатора, имеющего диаметр первичной обмотки Dt = 90 мм, длину Lx = 60 мм, число витков Wt = 16; для вторичной обмотки D2 = 85 мм, £2 = 70 мм, W2 = 28. Наружный диаметр лайнера 40 мм, его длина 140 мм. Первичная обмотка сдвинута относительно левого края лайнера на 42,5 мм, вторичная сдвинута на 40 мм.
Витки обмоток заменялись эквивалентными плоскими витками. Лайнер также разбивался на отдельные витки, шаг их разбиения был принят равным шагу витков вторичной обмотки. Их число в данном случае равнялось 56. В расчете полагалось, что разлет лайнера происходит с постоянной скоростью, равной 1,5 км/с, время до замыкания вторичной обмотки составляло 15 мкс. Расчетная индуктивность первичной обмотки без учета влияния экрана составляла 20,1 мкГн, вторичной -51,6 мкГн. Нагрузка, на которую замыкалась вторичная обмотка, индуктивная - 3 мкГн. В расчете полагалось, что время нарастания тока в короткозамкнутой первичной обмотке до начала движения лайнера мало и магнитное поле внутри лайнера отсутствует. На рис. 6.6 приведены зависимости от времени нормированных (на значение тока в момент старта разлета лайнера) токов в первичной и вторичной обмотках, а также максимальный из токов в лайнере. Конечные значения токов хорошо согласуются с рассчитанными по модели сохранения магнитного потока вдоль оси z. На рис. 6.7 приведены распределения токов в эквивалентных витках лайнера для нескольких времен (также в относительных единицах).
Из представленных токовых эпюр видно, что основное приращение тока в обмотках ДТ происходит для различных положений цилиндрического лайнера (разных моментов времени) в области, когда зазор между лайнером и витками вторичной обмотки А < /дт (/дТ - длина ДТ). Распределение тока по номерам колец практически равномерное и зависимость /apM(z) близка к прямоугольной функции: /apM(z,0 = /(г) на участке длины лайнера между сечениями, совпадающими с началом и концом вторичной обмотки, /apM(z, t) ~ 0 вне этого участка. Иными словами, для описания работы ДТ в этой области можно допустить применение одномерных моделей. Другая картина наблюдается при традиционном торцевом инициировании (коническом лайнере). В этом случае, как показывают расчеты, по всей длине конуса ток в кольцах нарастает по направлению к точке контакта. В результате распределение индукции магнитного поля существенно неоднородно, и его максимальное значение достигается в окрестности точки контакта.
Другой важной задачей, которая не может быть решена в рамках простой электротехнической модели, является расчет распределения электрического поля в рабочей полости магнитокумулятивных предусилителей энергии. В ВМГ этого класса реализуются высокие значения коэффициентов усиления энергии при относительно невысокой (в пределах нескольких процентов) эффективности преобразования энергии В В в магнитную энергию. В этих условиях ми-
Рис. 6.8. Распределение напряжения “спираль-лайнер” по длине предусилителя
нимальные размеры (максимальные удельные характеристики) определяются в основном предельно допустимой напряженностью электрического поля. В идеальном предусилителе (с наименьшей длиной) необходимо реализовать режим “бегущей волны электрического поля постоянной амплитуды” [18]. Другими словами, закон вывода индуктивности должен обеспечить постоянство напряжения на участке “спираль-лайнер” Uc_a. Задача расчета напряжения UC_.A при торцевом инициировании (для конической формы движущегося лайнера) решена в [36] только в одномерном приближении для непрерывно изменяющегося шага цилиндрической спирали (полубес- конечная спираль с экспоненциальным законом изменением шага). В рамках рассматриваемой в данном параграфе двухмерной модели расчет Uc_a(j. л) был проведен для трехсекционной спирали, т.е. для ступенчатого изменения шага ( наиболее просто реализуемого в рабочих устройствах). Результаты этих расчетов позволили более обосновано подойти к выбору конструкции и параметров ВМГ. На рис. 6.8 представлены расчетные кривые распределения напряжения “спираль-лайнер” Uc_a по длине предусилителя в моменты последовательного отключения витков трехсекционной спирали ВМГ. Витки отключаются конусом расширяющегося лайнера со скоростью детонации ВВ. Максимум напряжения U^ приходится на момент отсекания лайнером 32-го из 38 витков спирали первой секции и прикладывается к третьему витку второй секции. Отношение величины U^ к значению электродвижущей силы lxdLJdt в этот же момент времени составляет 0,57.
Приведенные два примера не демонстрируют всех возможностей данной модели. Фактически они отражают влияние конечных в осевом направлении размеров генераторов. Однако в процессе решений этих задач получены распределения круговых токов в элементах разбиения спирали и лайнера. И для получения, например, двумерного распределения индукции магнитного поля достаточно произвести суммирование элементарных полей этих круговых токов (принцип наложения).
Оптимизация параметров ВМГ
Оптимизация параметров ВМГ преследует цель получения максимальных коэффициентов усиления энергии в индуктивной нагрузке при заданном времени работы. Для вычисления оптимального закона изменения (вывода) индуктивности можно считать, что максимальная энергия в нагрузке будет достигаться при постоянном максимально возможном для данной изоляции напряжении U между концом соленоида и лайнером. Это предположение справедливо для коротких ВМГ, когда их длина меньше длины раскрывающегося конуса. В цепи без потерь
^е^2 + ^^Ц^ = —^1 + Ф20’
£н ~7 + ^2^2^) = ^*
at
Здесь второе уравнение определяет необходимый закон изменения тока. Подставляя /(г) в первое уравнение, находим Ь^О/Ьго- Для оп~ ределения начальной индуктивности необходимо знать т - время работы ВМГ и начальную энергию в первичной цепи £10. Тогда
^°= Р^°= Р12 Ею12 Ею
^°= Р
^°= Р
1
2 Ею
1
2 Ею
На рис. 6.9 приведены рассчитанные по пятиконтурной модели кривые вывода оптимальной индуктивности и кривые вывода индуктивности цилиндрического и конических ВМГ в различных реальных конструкциях, из которых следует, что для обеспечения оптимального закона вывода индуктивности необходимо реализовать более высокие се начальные значения и обеспечить на начальном участке достаточно быстрый ее спад. Однако при уменьшении шага спирали потери магнитного потока в ВМГ резко возрастают, что связано с несовершенством технологии изготовления генератора. Таким образом, вопрос наименьшего возможного шага требует специального экспериментального рассмотрения.
Для обеспечения максимально возможных начальных индуктивностей ВМГ целесообразно проанализировать геометрию генератора в момент перехвата потока (рис. 6.10).
Рис, 6.9, ВывЪд индуктивности в зависимости от времени/ - оптимальная индуктивность, 2 - цилиндрическая геометрия ВМГ, 3,4 — коническая геометрия с у= 9,4° и у = Р соответственно (см. рис. 6.10)Рис, 6.9, ВывЪд индуктивности в зависимости от времени/ - оптимальная индуктивность, 2 - цилиндрическая геометрия ВМГ, 3,4 — коническая геометрия с у= 9,4° и у = Р соответственно (см. рис. 6.10)DDВВВВ
Рис, 6.9, ВывЪд индуктивности в зависимости от времени
/ - оптимальная индуктивность, 2 - цилиндрическая геометрия ВМГ, 3,4 — коническая геометрия с у= 9,4° и у = Р соответственно (см. рис. 6.10)
Рис, 6.9, ВывЪд индуктивности в зависимости от времени
/ - оптимальная индуктивность, 2 - цилиндрическая геометрия ВМГ, 3,4 — коническая геометрия с у= 9,4° и у = Р соответственно (см. рис. 6.10)
D
D
ВВ
ВВ
Рис. 6.10. Геометрия ВМГ в момент перехвата потока
Пусть у - угол спирали генератора, р - угол раскрытия лайнера. Введем также специальный цилиндрический замыкатель S длиной 1У Простые оценки показывают, что при заданных одинаковых начальных условиях индуктивность цилиндрического генератора постоянна, в то время как за счет специально установленного замыка-
теля эффективная индуктивность конусного генератора в момент перехвата может изменяться в широких пределах и достигать максимального значения при оптимальной длинах замыкателя /°пт, генератора ZonT и оптимальном минимальном диаметре , зависящих от угла конусной спирали и времени скольжения лайнера по замыкателю. При заданных значениях скорости расширения лайнера U. диаметра лайнера dh максимального Jmax и минимального Jmin диаметров конусной спирали, скорости детонации конденсированного взрывчатого вещества Ds длины генератора без замыкателя /0 и угле конусной спирали у^ arctg[(dmax-d,)/^^)], оптимальные параметры генератора принимают значения:
^=^1^ /°',т = /0-/0Г51/Т,
« = ^min+2^itgy/T,
где время скольжения лайнера по замыкателю rs, рассчитывается в рамках пятиконтурной модели по уравнениюгде время скольжения лайнера по замыкателю rs, рассчитывается в рамках пятиконтурной модели по уравнению
где время скольжения лайнера по замыкателю rs, рассчитывается в рамках пятиконтурной модели по уравнению
где время скольжения лайнера по замыкателю rs, рассчитывается в рамках пятиконтурной модели по уравнению
TDtgB
Где t/mjn — ^max "” ^^0 ^5 Y- ^0 ” ~ Й 7*
tgP-tgy
При у >arctg[(t/max-d,)/^/,)] длина генератора без замыкателя 1Х всегда меньше /0, а время скольжения лайнера по конусной спирали всегда меньше заданного времени работы генератора. В этом случае
Г=к0+15гВ, Гт=1хГ=к0+15гВ, Гт=1х^2^2
Г=к0+15гВ, Гт=1х
Г=к0+15гВ, Гт=1х
^2
^2
d^=dl+2lxtsl^KT-ls0!DY
где значение ts2 определяется из уравнения
E^dx-2Ut$2)2-d^E^dx-2Ut$2)2-d^tgy(l+2t/^2)tgy(l+2t/^2)
E^dx-2Ut$2)2-d^
E^dx-2Ut$2)2-d^
tgy(l+2t/^2)
tgy(l+2t/^2)
где
d\ =^max-2/i0tgp.
J1tgP tgyJ1tgP tgy= Dlx tgy z p^max d,
J1tgP tgy
J1tgP tgy
51 DT-ls0 $02
Для выбора оптимальных конструкций конусных BMP и оценки их предельных возможностей были проведены многочисленные расчеты генераторов на заданные параметры. Расчеты выполнены
Х^/Ю,^0Х^/Ю,^0Рис. 6.11. Параметры ВМГ в зависимости от угла конуса уРис. 6.11. Параметры ВМГ в зависимости от угла конуса у
Х^/Ю,^0
Х^/Ю,^0
Рис. 6.11. Параметры ВМГ в зависимости от угла конуса у
Рис. 6.11. Параметры ВМГ в зависимости от угла конуса у
по уравнениям (6.1), (6.2) и пятиконтурной модели [37] с учетом тре- бований, предъявляемых к конструкциям генераторов. На рис. 6.11 представлены результаты расчетов коэффициентов усиления энергии Ч*. уменьшения эффективной индуктивности при перехвате магнитного потока X, и увеличения напряжения при работе конусного обострителя по сравнению с цилиндрическим генератором Кц. Расчеты выполнены в зависимости от угла конусной спирали при 0 = 6 мм/мкс, U = 1,65 мм/мкс, LH = 5 мкГн, т = 10 мкс, d = 100 мм и h = 1,75 мм. При у = 12,5 величина Т принимает максимальное значение Ч* =13,8. Однако при этом генерируются высокие напряжения, ограничивающие усиление энергии и предъявляющие дополнительные требования к изоляции соленоидов и проводника спирали. С учетом требований по напряжению, можно рекомендовать проектировать конусные генераторы с углом у < arctg[(Jmax - J;)/ 2/0 ].
Отметим, что максимальное значение угла конусной спирали, при котором достигается предельное значение коэффициента усиления энергии, определяется из уравнения:
^d,(d,- ItDx^"^ 2б^d,(d,- ItDx^"^ 2бtg2 У + ^/3 tg2 Р +tg2 У + ^/3 tg2 Р +
^d,(d,- ItDx^"^ 2б
^d,(d,- ItDx^"^ 2б
tg2 У + ^/3 tg2 Р +
tg2 У + ^/3 tg2 Р +
+ d^ ldt - 2тО tg P) tg P tg у = 0.
Исследования конусных генераторов при углах конусной спирали Р < у, а также генераторов, для которых угол подхода лайнера к конусной спирали больше угла раскрытия лайнера представляются отдельной задачей. Поэтому в следующих разделах описана серия
опытов и результаты экспериментальных исследований конусных генераторов при углах конусной спирали р > у, подтверждающие выполненные оценки оптимальных параметров генератора с учетом требований, предъявляемых к конструкциям ВМГ.
Конструкции ВМГ с перехватом потока
Для эффективной работы ВМГ с перехватом потока необходимо выбирать большие значения индуктивности внутренней спирали. Однако, для обеспечения этого при работе генератора на высокоимпедансную нагрузку возникает ряд сложностей. Вследствие высокой скорости нарастания магнитного поля при сжатии магнитного потока в объеме генератора развиваются большие электрические поля, способные привести к возникновению пробоев и снижению энергии в нагрузке. Напряжение, вырабатываемое между лайнером В и концом внутренней спирали А (рис.6.12),
t/H = = 50 кВ.н dt
Для эффективной работы генератора необходимо обеспечить как соответствующую межвитковую изоляцию, так и изоляцию, предотвращающую пробой “лайнер-спираль”. Наиболее технически сложным представляется решение последней задачи. Поэтому в ВМГ с осевым инициированием для получения импульсов высокого напряжения (до 200 кВ) в работе [31] отказались от скольжения лайнера по статору, а витки спирали наматывались проводом в стекловолоконной изоляции на толстой полиэтиленовой трубе, обеспечи-
Рис. 6.12. Схема ВМГ с перехватом потока
вающсй отсутствие пробоя “лайнер-статор”. В генераторах со скользящим контактом толщину изоляции А нельзя делать сколько угодно большой, так как это приводит к увеличению толщины слоя, из которого магнитный поток нс выдавливается, что ограничивает добротность ВМГ, и потери потока в цепи значительно возрастают. При выборе изолятора с Епр ~ 100 кВ/мм толщина изоляции должна быть не менее А > 0,5 мм в момент достижения соответствующего напряжения в нагрузке.
Генераторы с перехватом потока предъявляют дополнительные требования к изоляции соленоидов, которая должна обеспечить отсутствие объемного пробоя и пробоя по поверхности между спиралями. Для выполнения этого требования необходимо увеличение изоляции между соленоидами, что приводит к уменьшению коэффициента связи катушек и, следовательно, к уменьшению эффективности работы ВМГ, так как в конце работы генератора значительная часть магнитного потока остается в пространстве между соленоидами. Кроме того, при запитке генератора его обмотки работают как трансформатор. На зажимах взрывного ключа и между спиралями появляются напряжения соответственно [/20 = Л*ИДЦ » ^2ю = ^20 — ^i’ которые могут достигать сотен киловольт, и поэтому требуются специальные меры для предотвращения преждевременного пробоя.
Если конструкция генератора способна выдержать напряжение не более заданной величины i/0, это накладывает ограничения на максимально возможные значения энергии, достижимые в нагрузке. Для избежания пробоев магнитный поток в нагрузке нс может быть больше LJlk = (/от, а максимальная энергия Ен = (Е0т)2 /(2£н). При U^ = 50 кВ, т = 10~5 с, LH = 10 мкГн значения энергии достигают £тах = 25 кДж.
Кроме требований по напряжению максимальная величина индуктивности внутренней спирали ограничивается невозможностью изготовления спирали со сколь угодно малым шагом. Шаг спирали не может быть меньше толщины провода d, минимальный диаметр которого с учетом скин-эффекта должен обеспечивать отсутствие значительного омического разогрева проводника [1]:
[2ц0оЕн "d = —-—— ~ 1 мм,
где J - интеграл действия плотности тока.
Таким образом, при выбранных параметрах импульса в нагрузке и уровне напряжений ~ 50 кВ, шаг намотки рабочей спирали генератора не может быть меньше h ^ d + А ~ 1,5 мм.
Для того чтобы ВМГ эффективно работал при заданном шаге рабочей спирали, необходимо обеспечить механическую точность изготовления деталей генератора. Потери потока в точке контакта
резко возрастают, если расширяющаяся часть лайнера не представляет собой правильного конуса или нс коаксиальна со спиралью. В противном случае точка контакта перепрыгнет вперед, и поток, захваченный между этими точками, будет потерян. В соответствии с работами [1, 32, 38] эксцентриситет размещения лайнера и спиралей не должен превышать 0,1 мм, разнотолщинность стенок лайнера 0,01 мм, радиальное смещение места инициирования должно определяться с точностью не хуже 0,2 мм при хорошей однородности КВВ.
Оценим максимально возможную эффективность работы ВМГ. Длина цилиндрической спирали определяется заданным временем работы генератора. Как показано в [32], индуктивность вторичной однозаходной цилиндрической обмотки ВМГ с постоянным шагом и эффективной площадью сечения 5^ при скорости детонации КВВ D ~ 6 км/с не может быть больше чем
(£2о)эф =^КГ>т1кг =100 мкТн.
Для конической однозаходной спирали время работы ВМГ определяется углом конуса, а максимально возможная длина — радиусом, при котором лайнер не теряет своей сплошности: rmax = ~ (2^-3)г0. Видно, что при полученных значениях индуктивностей ВМГ нельзя рассчитывать на большие коэффициенты усиления энергии электрического импульса, с учетом реальных потерь потока в соответствии с соотношением (6.7) они могут составить 4х = 3 + 5. Вопрос о возможной эффективности работы генераторов с переменным шагом спирали представляется отдельной задачей.
Для исследования процессов, происходящих при перехвате магнитного потока, были разработаны конструкции ВМГ с простейшими однозаходными спиралями с постоянным шагом.
ВМГ с осевым инициированием
Основная идея конструкции - для избежания пробоя “лайнер-спираль” отказаться от наличия точки скользящего контакта, а рабочую спираль хорошо изолировать. Генерация тока в цепи нагрузки обеспечивается за счет увеличения коэффициента связи “лайнер-внут- ренняя спираль” при быстром осесимметричном расширении медного лайнера, которое вызывается цилиндрической расходящейся детонационной волной, образующейся при осевом инициировании КВВ. Конструкция ВМГ с осевым инициированием (рис. 6.13) представляет собой коаксиально расположенные лайнер /, внутренний соленоид 2 и внешний соленоид 3 длиной 200 мм. Для предотвращения межвитковых пробоев и пробоя “лайнер-спираль” внутренний соленоид наматывается медной шинкой со стекловолоконной изоляцией по спиральным канавкам во фторопластовой трубе 4 диаметром 104 мм толщиной А ~ 3 мм, и заливается эпоксидным компаундом. Затем наматывается несколько витков полиамидной пленки 5 общей толщи-
Рис. 6.13. Схема осевого ВМГ с перехватом потока
ной ~ 2 мм. Ширина пленки превосходит на 200 мм длину соленоидов, обеспечивая отсутствие пробоя по поверхности. Внешний соленоид закрепляется с помощью нескольких слоев стеклоленты 6, пропитанной эпоксидным компаундом. На корпус генератора, во избежание пробоев по поверхности, наклеиваются специальные ребра 7. Лайнер изготавливается из медной трубы диаметром 70 мм и толщиной стенки ~ 2,5 мм. Труба протягивается на оправке по внутренней поверхности, а по внешней - шлифуется. Лайнер центрируется по оси симметрии генератора с помощью конического медного кольца-замыкателя 8 с фторопластовой вставкой 9 и кольца 10 из оргстекла. Инициирование КВВ // (порошкообразный гексоген т = 600 г) производится от взрывающихся медных проволочек /2, которые располагаются по продольной оси лайнера.
Цилиндрические ВМГ
Цилиндрические ВМГ со скользящей точкой контакта наиболее просты в изготовлении, поэтому были испытаны конструкции в более широком диапазоне параметров для понимания предельных возможностей генераторов с перехватом потока. Конструкция представляет собой (рис. 6.14) соосно расположенные внешний запиточный соленоид Lxv внутренний соленоид Г21 и медный лайнер Lin с зарядом КВВ т = 200 ч- 400 г внутри. Соленоид £21 изготавливается из медного провода марки ПЭВ-2, который укладывается равномерно в один заход на длине 60-200 мм в канавки, прорезанные в полиэтиленовой или фторопластовой трубе диаметром 80-100 мм. Толщина стенки трубы не превышает 0,2 мм. Сверху соленоида наносится эпоксидный компаунд и наматывается слой фторопластовой ленты, на которой закрепляется внешний соленоид. Вся сборка стягивается сте-
Рис. 6.14. Схема ВМГ с двумя каскадами
1 - цилиндрический ВМГ. 2 — конический ВМГ
клолентой, пропитанной эпоксидным компаундом. В качестве лайнера использовались медные трубы диаметром 50 мм и толщиной стенки 2-3 мм. Инициирование КВВ осуществлялось с торца заряда электродетонатором. Продукты детонации расширяют медный лайнер, формируя конус, который замыкает ключ К2, а затем последовательно витки спирали внутреннего соленоида, вытесняя захваченный магнитный поток в нагрузку LH и генерируя в ней ток.
Конические ВМГ
Время работы цилиндрического ВМГ определяется длиной рабочей спирали. Более выгодными в этом отношении представляются конические генераторы, в которых образующие соленоидов расположены под углом к оси лайнера. В этом случае заданное время работы ВМГ при известной его длине определяет выбор соответствующих диаметров при вершине и основании конуса. В целом конструкция конического генератора мало отличается от цилиндрического. Так как возникающие в таком генераторе напряжения выше, для провода использовалась фторопластовая изоляция толщиной 0,2 мм, которая увеличивалась до 0,5 мм в конце генератора. Для обеспечения малых времен работы генератора был убран также специальный замыкатель, так что вторичная цепь начинала работать при непосредственном достижении лайнером спирали. Длина соленоида составляла 80-100 мм, больший диаметр конуса - 104 мм, меньший диаметр менялся в диапазоне 60-90 мм. Масса КВВ составляла 200-300 г. Перед
каждым экспериментом измерялись индуктивности соленоидов, определялись их коэффициенты связи к^. Готовые изделия проверялись в соответствующих точках на электрическую прочность при постоянном напряжении до 50 кВ и импульсном до 150 кВ.
Работа ВМГ с перехватом потокана индуктивную нагрузку
Для проверки применимости предлагаемых моделей были проведены специальные серии экспериментов с осевыми, цилиндрическими и коническими ВМГ, подробно описанные в работе [37].
С каждой моделью проведены специальные серии опытов. Начальный магнитный поток создавался при запитке внешнего соленоида от конденсаторной батареи емкостью С = 1 мФ. Подрыв КВ В осуществлялся с учетом значения первого максимума тока и времени скольжения лайнера до первого витка вторичной спирали. Для измерения тока запитки использовался пояс Роговского. Регистрация сигналов осуществлялась осциллографами С9-8 и TLS-216.
На рис. 6.15 приведены характерные зависимости тока и напряжения в нагрузке от времени, зарегистрированные в одном из опытов с ВМГ с осевым инициированием заряда КВВ. Медный лайнер диаметром 70 мм и толщиной стенки 1,5 мм разгонялся до скорости 2,2 км/с вблизи спиралей генератора диаметром 104 мм. Индуктивность внешнего соленоида составила Lx = 160 мкГн, внутреннего L2 = 36 мкГн, а индуктивность нагрузки LH = 15 мкГн. Внешний соленоид запитывался током Z10 =15,4 кА. В нагрузке получены ток 12к = 16,4 кА и напряжение U^ = 75 кВ. На том же рис. 6.15 приведены также расчетные кривые для тока и напряжения для различных значений величины скин-слоя.
Рис. 6.15. Сравнение экспериментальных (точки) и расчетных данных для тока (сплошные кривые) и напряжения (штриховые кривые) для ВМГ с осевым инициированием
Lr-c = 0\2.2’-c = \;33'-с = = 2.5
«О, Ч'/Ю
0,01I।t।।।
0,60,81,01,21,41,61,82,0
h, мм
Рис. 6.16. Параметры ос и 4х в зависимости от шага цилиндрической спирали
Наилучшее согласие расчетных данных с экспериментальными получается при с = 1 (с — постоянная, зависящая от скорости нарастания магнитного поля и характеризующая толщину скин-слоя 5). Отличие от результатов работы [31], где с = 2,5, можно объяснить отсутствием в рабочей цепи генератора запиточного импульса, так что омический разогрев спирали и лайнера оказывается значительно меньше, приближаясь к значениям, характерным для меди при комнатной температуре (с = 0,6) [1].
Особые требования в экспериментах с цилиндрическими и коническими генераторами предъявлялись к выбору оптимального шага спирали. Болес высокая индуктивность достигается уменьшением шага спирали. Однако при этом возрастают потери магнитного потока через скользящий контакт. Для исследования этого вопроса были проведены эксперименты с простейшими цилиндрическими однозаходными BMP с постоянным шагом спирали на низком уровне энергий. Результаты приведены в табл. 6.1. Параметр «о (рис. 6.16), характеризующий совершенство работы генератора, значительно увеличивается при уменьшении шага спирали в отличие от параметра ф.
Таблица 6.1
Результаты экспериментов с однозаходным цилиндрическим ВМГ
h3 мм
^ №
£-20» мкГн
£и, мкГн
/2, кА
Ф
«0
0,75
60
695
6,4
8,2
0,22
1,00
1,00
58
1060
11,5
7,0
0,29
0,66
1,50
73
458
5,0
17,0
0,41
0,44
2,00
71
260
2,3
24,0
0,36
0,46
7, кА; LK кВ
Рис. 6.17. Экспериментальные (сплошные кривые) и расчетные (штриховые кривые) зависимости тока и напряжения на нагрузке (эксперимент 2 из табл. 6.2)
С точки зрения усиления энергии в этом случае оказывается невыгодным изготовление спиралей с шагом <1,5 мм. На рис. 6.16 приведена расчетная зависимость коэффициента усиления энергии Т для генераторов, работающих на одинаковую нагрузку LH = = 2,3 мкГн. Параметр 4х принимает максимальные значения при шаге цилиндрической спирали й = 1,25 мм, поэтому в исследованиях конических генераторов использовались конструкции с шагом спирали ^ 1,5 мм. Типичный вид зарегистрированных сигналов представлен на рис. 6.17. Там же представлены результаты расчета тока и его производной, выполненные по разработанной программе MCGWD. Результаты проведенной серии экспериментов приведены в табл. 6.2. Геометрические параметры генератора (длина специального замыкателя, длина генератора и его минимальный диаметр) соответствовали оптимальным значениям для заданных углов конус-
Таблица 6.2
Результаты экспериментов с коническим ВМГ
Характеристики
Эксперимент
1
2
3
4
5
6
Y, град
6,8
8
8,2
8,2
10,5
10,5
Ео, Дж
742
2310
1420
2620
71
86
L2, мкГн
147
88
90
90
148
145
/н,кА
25
44
35
48
9
8
Y
0,54
0,55
0,65
0,63
0,42
0,52
4х
2,2
2,0
2.3
2,3
2,4
1,7
«к
0.75
0,42
0,43
0,45
0,66
0,64
ной спирали. В ходе опытов изменялись диаметр провода, межвит- ковая изоляция, шаг спиралей и начальная энергия. Исследовалась работа ВМГ на постоянную нагрузку Гн = 5 мкР. В нагрузке получены токи до 50 кА при энергии до 6 кДж и коэффициенте усиления энергии до 2,5. Время работы ВМГ изменялось в диапазоне от 9 до 11 мкс. Увеличение скорости скольжения лайнера по спирали достигается не за счет использования более мощного КВВ, а за счет оптимального значения угла конусной спирали. При этом уменьшается угол подхода расширяющегося цилиндрического лайнера к конусной спирали, что позволяет надеяться на увеличение коэффициента усиления энергии.
Таким образом, проведенные экспериментальные исследования показали эффективность работы конусных ВМГ с перехватом магнитного потока. Хорошее согласие теоретических исследований с результатами экспериментов позволяет проектировать оптимальные конструкции конусных генераторов для достижения заданных импульсов энергии.
Наиболее малые времена работы (-5-7 мкс) удается реализовать на конических генераторах, при этом форма импульса напряжения оказывается близкой к постоянной величине, наиболее оптимальной для ВМГ, рассчитанных на заданный уровень напряжений. В целом исследованные конструкции конических ВМГ при своей компактности характеризуются коэффициентами усиления энергии до Т = 2,3, что близко к предельным величинам для данных генераторов. Потери потока в генераторе превышают 50 %, что объясняется наличием толстой изоляции на спиралях для избежания пробоев.
Форма импульсов тока и напряжения при работе ВМГ с осевым инициированием отличается высокой скоростью нарастания сигнала в конце работы ВМГ, что делает привлекательным использование таких генераторов для получения импульсов высокого напряжения непосредственно на ВМГ. В экспериментах с взрывающимися проволочками такая конструкция ВМГ выдерживала импульсы напряжения до 200 кВ. Однако вследствие малых величин коэффициента перестройки а ~ 5 эффективность передачи энергии из контура в контур оказывается низкой (до = 33%).
Цилиндрические генераторы оказываются наиболее удобными для получения максимальных коэффициентов усиления магнитного потока X = 6,1 и усиления энергии Ф = 20. Разработанные конструкции позволяли сохранять до 90 % процентов захваченного магнитного потока. Однако для обеспечения таких параметров приходится снижать уровень реализуемых в генераторе напряжений за счет увеличения времени его работы. Видимо, наиболее эффективно использование таких ВМГ в качестве “бустерных” или запиточных ВМГ.
Приведенные эксперименты послужили основой для создания двухкаскадных систем.
Двухкаскадные системы ВМГс перехватом потока
Для получения на выходе больших мощностей ВМГ, запитывающие высокоимпедансные нагрузки, должны иметь малое время работы (< 10 мкс) и вырабатывать в нагрузке энергию до ста килоджоулей.
Начальная индуктивность обычных ВМГ со временем работы около 10 мкс мала и, следовательно, их внутренний импеданс тоже мал. В то же время хорошо изучены спиральные ВМГ с большой начальной индуктивностью (> 100 мкГн), однако, их время работы составляет > 30 мкс.
Вследствие этого были разработаны и экспериментально исследованы различные двухкаскадные ВМГ с перехватом магнитного потока. Первый каскад используется для усиления начальной энергии запитки (200 Дж-1,5 кДж), а второй обостряет электрический импульс на выходе.
Ниже описаны эксперименты с несколькими конструкциями ВМГ:
спиральный генератор диаметром 60 мм с обостряющим цилиндрическим каскадом;
спиральный бустерный генератор диаметром 100 мм с конусным обострителем;
спиральный ВМГ диаметром 110 мм с цилиндрическим обостряющим каскадом.
На рис. 6.18 показана схема двухкаскадного ВМГ с перехватом потока. Он состоит из бустерного каскада (внешний соленоид L„ внутренний соленоид L2b) и обострителя (внешний соленоид L2l, внутренний соленоид L3c, подключенный к нагрузке). Медный цилиндрический лайнер с зарядом ВВ расположен коаксиально с внутренними соленоидами. Начальный магнитный поток в генераторе соз-
Рис. 6.18. Схема двухкаскадного ВМГ с перехватом потока
дается при разряде конденсаторной батареи Со на соленоид Lr В момент первого максимума тока Iv инициируется заряд ВВ. Продукты детонации расширяют лайнер, который последовательно включает в работу соленоиды Т^в и ^зс- Происходит перехват магнитного потока и вывод его в нагрузку £3н.
Время нарастания тока в нагрузке определятся динамикой расширения лайнера и геометрией соленоида L3c. Для эффективной работы обостряющего каскада, необходимы большие значения индуктивности L3c. Если время работы обострителя меньше 10 мкс, возникают большие выходные напряжения (до 100 кВ и выше) и большие потери магнитного потока (с коэффициентом сохранения меньше 0,3).
Ранее отмечалось, что обычно ВМГ работают при выходных напряжениях до 60-70 кВ. Для двухкаскадного ВМГ с перехватом потока возникает проблема предотвращения пробоев. Для этого необходимо обеспечить хорошую межвитковую изоляцию, изоляцию между лайнером и внутренними соленоидами, а также изоляцию между внутренними и внешними соленоидами. Однако чем больше изоляция провода в компактном ВМГ, тем меньше начальная индуктивность рабочих спиралей. В генераторах со скользящей точкой контакта при увеличении толщины изоляции Д проводов снижается эффективность работы ВМГ. Для величин пробивной напряженности электрического поля 100 кВ/мм толщина изоляции должна быть больше чем Ад = 0,5 мм.
Кроме того, при работе первого бустерного каскада в обостри- тельном (вторичном) каскаде возникает напряжение холостого хода U^ между лайнером и началом рабочей спирали L3c. Тогда выходное напряжение бустерного каскада должно быть: U^ < U^ ^Цн/ Ц^, где и"™ - максимально допустимое напряжение между лайнером и началом рабочей спирали L^. Поэтому при проектировании секций и шагов рабочей спирали бустерного каскада учитывалось дополнительно требование для U^ -
При замыкании внутренних спиралей ключами Кх и Кг возникает перехват магнитного потока. Бустерный генератор усиливает начальную энергию во внешнем соленоиде Z^,, а после замыкания лайнером вторичной цепи с уменьшением индуктивности внутреннего соленоида L3c энергия выводится в нагрузку. Внутренние соленоиды наматывались медным проводом во фторопластовой изоляции на цилиндрической оправке (с предварительно нарезанными спиральными канавками для укладки провода) и закреплялись эпоксидным компаундом. Между внутренними и внешними соленоидами укладывалось десять слоев фторопластовой пленки. Лайнеры изготавливались из медных труб. Трубы протягивались на цилиндрических оправках и шлифовались по внешней поверхности. КВВ инициировалось электрическим детонатором. Было разработано несколько конструкций ВМГ.
Таблица 6.3
Результаты экспериментов со спиральным ВМГ
Характеристика
Эксперимент
1
2
3
4
L^, мкГн
130,3
129,1
134.5
71,15
L^, мкГн
0,56
0,56
0.56
0,28
Е3с, мкГн
= 60
=60
= 60
47,55
Е3н, мкГн
4,94
0,95
5,01
4,85
Е^ Дж
271,6
236
545,8
405
/26, кА
85,2
88,37
164,3
205,8
Е2б, кДж
2,03
2,18
7,56
5,92
Еос,кВ
34
46,8
57
33,3
/Зс, кА
31,67
76,8
48,37
43,18
Е3с, кДж
2,48
2,8
5,86
4,5
*Р|2
7,47
9,24
13,85
14,6
*23
1,22
1,28
0,76
0,74
*1,3
9,13
11,9
10,7
10,8
Примечание. 1, 2, 3 - бустерный и конический ВМГ, 4 - бустерный и цилиндрический ВМГ; Г*б, ^2н> Це - идуктивности, измеренные при наличии лайнера.
Спиральный бустерный ВМГ диаметром 60 мм с цилиндрическим обостряющим каскадом. Бустерный каскад имел диаметр 60 мм и длину около 150 мм. Рабочая спираль бустерного ВМГ состояла из пяти секций длиной 50, 40, 30, 20, и 15 мм с шагом 1,25, 6, 8, 10, и 15 мм, соответственно. Цилиндрический обострительный каскад ВМГ имел длину 70 мм, диаметр рабочей спирали 60 мм и шаг 1,75 мм. Медный лайнер имел внешний диаметр 30 мм и толщину стенки 2 мм. Масса ВВ - около 280 г.
Спиральный ВМГ с коническим обостряющим каскадом. Бустерный каскад имел диаметр 100 мм и длину около 150 мм. Рабочая спираль бустерного ВМГ имела две секции длиной 60 мм и 90 мм с шагом 1,5 и 4,5 мм соответственно. Конический обостряющий каскад наматывался проводом 0 2 мм во фторопластовой изоляции. Длина конусной спирали 90 мм; больший диаметр конуса 100 мм, меньший диаметр 76 мм. Медный лайнер имел внешний диаметр 50 мм и толщину стенки 2,2 мм. Масса ВВ - около 800 г.
Для создания начального магнитного потока в соленоиде Lx использовались конденсатор (Со =100 мкФ, 3 кВ) или конденсаторная батарея (С, = 1000 мкФ, 8 кВ). Производные токов измерялись поясами Роговского или индуктивными датчиками различной чувстви-
Рис. 6.19. Производная тока (а) и ток (6) бустерного ВМГ (0 60 мм, эксперимент 4)
Рис. 6.20. Производная тока (я) и ток (б) цилиндрического обострителя ВМГ (0 60 мм, эксперимент 4)
тельности. Выходные сигналы регистрировались на осциллографах С9-8 и TLS-216. Для уменьшения электрических шумов и наводок осциллографы помещались в металлическую комнату. Динамические процессы расширения лайнера исследовались на высокоскоростной камере ВФУ-1. Типичные результаты экспериментов для первых двух описанных выше конструкций ВМГ представлены в табл. 6.3.
ВМГ 060 с цилиндрическим обостряющим каскадом. Типичные осциллограммы токов и их производных в первом и втором каскадах ВМГ (0 60) показаны на рис. 6.19, 6.20. Бустерный каскад увеличил начальную энергию до 5,9 кДж (см. табл. 6.3, эксперимент 4). Коэффициент увеличения энергии Ч^ 2 = 14,6. Индуктивность L^ вычислялась для момента времени перед замыкание цепи второго каскада. На-
Рис. 6.21. Производная тока (л) и ток (6) бустерного ВМГ (0 100 мм, эксперимент 2)Рис. 6.21. Производная тока (л) и ток (6) бустерного ВМГ (0 100 мм, эксперимент 2)Рис. 6.22. Производная тока (о) и ток (6) конусного обострителя ВМГ (0 100 мм, эксперимент 2)Рис. 6.22. Производная тока (о) и ток (6) конусного обострителя ВМГ (0 100 мм, эксперимент 2)
Рис. 6.21. Производная тока (л) и ток (6) бустерного ВМГ (0 100 мм, эксперимент 2)
Рис. 6.21. Производная тока (л) и ток (6) бустерного ВМГ (0 100 мм, эксперимент 2)
Рис. 6.22. Производная тока (о) и ток (6) конусного обострителя ВМГ (0 100 мм, эксперимент 2)
Рис. 6.22. Производная тока (о) и ток (6) конусного обострителя ВМГ (0 100 мм, эксперимент 2)
пряжение холостого хода U^ было 33 кВ. Второй каскад работал 13 мкс и дал в нагрузке 4,5 кДж. Общее усиление энергии было около 10.
ВМГ 0 100 с коническим обостряющим каскадом. Бустерный каскад имел усиление энергии 8-13 раз. Напряжение холостого хода составило более 34 кВ. Конический обостритель работал 10 мкс и имел на выходе 2,5—5,8 кДж. Типичные осциллограммы представлены на рис. 6.21, 6.22.
В эксперименте № 2 (см. табл. 6.3) на нагрузке L = 0,95 мкГн за время 10 мкс получен ток 76,8 кА, при этом коэффициент увеличения энергии Т| з = 11,9. Конический каскад ВМГ имел коэффициент увеличения энергии Ч^ ~ 1.
Было замечено, что при работе второго конусного каскада последовательно с бустерным на одном лайнере коэффициент ^ з уменьшается в два раза по сравнению с экспериментами на отдельном конусном каскаде. Видимо, это обусловлено наличием
Рис. 6.23. Производная тока (о) и ток (6) бустерного ВМГ (0 110 мм)
остаточных взаимоиндуктивностей между первым и вторым каскадами.
Общее усиление энергии Т^ в экспериментах составило 10. Выходное напряжение было до 50 кВ. Оценки величины сохранения потока (Фкон/Ф0) дают величину менее 0,5, что объясняется большой толщиной изоляции проводов для предотвращения пробоев.
При начальной энергии в несколько сотен джоулей ВМГ показали способность вырабатывать на нагрузках 5 мкГн энергию до 6 кДж за время 10 мкс. ВМГ диаметром 60 мм довольно компактен и его усиление около 10. ВМГ диаметром 100 мм с конусным обострителем работает быстрее и имеет несколько лучшую эффективность.
ВМГ 0 110с цилиндрическим обостряющим каскадом. Первый каскад имел диаметр ПО мм, и длину приблизительно 290 мм. Он состоял из трех спиральных секции с длиной 110, 75, и 105 мм и с шагом 2, 4, и 12 мм соответственно. Второй цилиндрический каскад имел длину 80 мм, наружный диаметр 110 мм и шаг 2,5 мм. Медный лайнер имел наружный диаметр 50 мм и толщину стены 2 мм. Масса ВВ составляла 1 кг. Результаты некоторых экспериментов показаны табл. 6.4. Индуктивность L^ была рассчитана в момент начала работы второго каскада. Типичные токи и его производные показа-
Таблица 6.4
Результаты экспериментов с ВМГ 0 ПО
Характеристики
Эксперимент
1
2
3
4
5
6
7
L26, мкГн
291,5
163,1
198,4
182,6
209,2
200,4
199,2
L2L, мкГн
0,99
1,0
0,65
0,77
1,27
1,37
1,16
£3с, мкГн
73,3
63,5
73,46
83,4
106,8
99,8
93,0
£3н, мкГн
5,19
5.1
5,0
4,96
5.05
4,94
5,35
£ь Дж
798
850
695,6
746,5
567,7
634,7
629,3
/2б, кА
234,5
217,5
281
228,5
133,6
134
171
Е2б. кДж
27,38
23,84
25,6
20,1
11,35
12,28
16.96
Ijc, кА
81,16
72,1
69,9
74,6
82,35
73.49
76,75
Езс кДж
17,1
13,25
12,25
13,8
17,1
13,34
15,76
Т|2
34,2
28
36,8
26,9
20,0
19,33
27
*23
0,62
0,56
0,48
0,69
1,51
1,09
0,93
*1.3
21.2
15,6
17,7
18,6
30,2
21
25,1
ны на рис. 6.23, 6.24. Бустерный генератор увеличил начальную энергию до 27,4 кДж (табл. 6.4, эксперимент 1). Максимальный коэффициент усиления энергии для бустера был 36,8 (табл. 6.4, эксперимент 3). Второй каскад работал 15 мкс с выходной энергией 15-30 кДж. Общий коэффициент усиления был приблизительно 20.
Таким образом, разработанные ВМГ имеют хорошие параметры, что позволило использовать их в экспериментах по генерации импульсов высокого напряжения в высокоимпедансных нагрузках.
Глава 7
ГЕНЕРАЦИЯ ИМПУЛЬСОВ ВЫСОКОГО НАПРЯЖЕНИЯВ ВЫСОКОИМПЕДАНСНЫХ НАГРУЗКАХ
В данной главе на практических задачах рассмотрены проблемы согласования ВМГ при получении импульсов высокого напряжения и мощности в высокоимпедансных нагрузках.
Взрывомагнитные генераторыдля имитации параметров молнии
Молния как источник грозовых перенапряжений
Молния представляет собой электрический разряд между облаком и землей или между облаками. Молнии предшествует процесс разделения и накопления электрических зарядов в грозовых облаках, происходящий в результате возникновения в облаках мощных потоков и интенсивной конденсации в них водяных паров.
Физика молнии и проблемы молниезащиты подробно изложены в монографиях [39, 40].
В средних широтах землю поражают 30-40% общего числа молний, остальные 60-70% составляют разряды между разноименно заряженными частями облаков. По мере концентрации в нижней части облака отрицательных зарядов напряженность электрического поля увеличивается. Когда она достигает критического значения (20-24 кВ/см), происходит ионизация воздуха, и в сторону земли начинает развиваться разряд. На начальной стадии молния представляет собой относительно медленно развивающийся слабо светящийся канал (лидер). По мере приближения к земле лидера, имеющего избыточный заряд того же знака, что и облако, на поверхности земли и на объектах индуцируются заряды другого знака. Ток в лидерной стадии имеет порядок десятков и сотен ампер.
При приближении развивающегося от облака лидера к земле или к встречному лидеру на расстояние 25-100 м среднее значение напряженности повышается до 10 кВ/см. Этот промежуток пробивается за несколько микросекунд, и в нем выделяется более 0,5 МДж электрической энергии. Проводимость этой части канала из-за нагрева и термоионизации резко возрастает, и зона повышенной напряженности перемещается к облаку со скоростью 0,5 скорости света. Процесс сопровождается сильным свечением и называется главным разрядом. Ток в канале за 5-10 мкс достигает десятков
килоампер, а затем за 25-100 мкс спадает до половины амплитудного значения. Фронт импульса тока главного разряда соответствует нейтрализации зарядов в лидерном канале, а спад тока — нейтрализации зарядов в зоне ионизации лидера. В завершающей стадии молнии по каналу в течение десятков миллисекунд проходит ток порядка десятков и сотен ампер, что приводит к нейтрализации зарядов облака. На ток финальной стадии часто накладываются повторные разряды. Скорость нарастания тока главного разряда в повторных разрядах выше, чем в первом, а амплитуда ниже.
Если волна нейтрализации отрицательного заряда за счет положительных зарядов, поступающих в канал молнии с поверхности земли, распространяется вверх со скоростью V, то амплитуда тока IM = ov, где о - плотность отрицательного заряда на единицу длины. Если учесть сопротивление R объекта или земли, то ток уменьшается и определяется как
где Z - эквивалентное волновое сопротивление канала молнии. Из этого соотношения видно, что ток молнии должен зависеть от значения сопротивления в месте удара. Волновое сопротивление канала молнии составляет 1-8 кОм. При больших амплитудах тока может уменьшаться до нескольких сотен Ом. При сопротивлении заземления до R ~ 50 Ом с достаточной степенью точности для расчетов молниезащиты можно принимать эквивалентное волновое сопротивление канала молнии бесконечно большим и рассматривать молнию как источник тока.
Ток молнии имеет вид апериодического импульса с длительностью фронта Тф и длительностью импульса т„. С точки зрения электромагнитного воздействия на энергообъекты высокого напряжения наиболее важное значение имеют крутизна фронта тока молнии и его максимальное амплитудное значение. Максимальные значения тока молнии соответствуют наибольшим падениям напряжения на активных сопротивлениях изоляции и земли. Крутизна фронта тока молнии определяет индуктивные падения напряжения в проводниках и индуцированные напряжения в магнито-связанных цепях.
Амплитудно-временные характеристики импульса тока молнии изменяются в широких пределах и носят вероятностный характер. Установлено, что ток первых компонентов молний в подавляющем большинстве не превышает 30-50 кА. В то же время с вероятностью не более 0,1% ток молнии может достигать 200 кА [40]. Крутизна фронта тока молнии в 50% случаев составляет 13 кА/мкс. Однако с вероятностью менее 0,1 % крутизна фронта тока молнии может превышать 500 кА/мкс. Интеграл квадрата тока (интеграл действия) J I2dt определяет нагрев проводников при прохождении по ним тока молнии и механическое воздействие.
Системы молниезащиты энергообъектов
Защита от прямых ударов молнии осуществляется с помощью молниеотводов [39]. Молниеотвод состоит из молниеприемника, воспринимающего непосредственно на себя удар молнии, токоот- вода и заземлителя. Молниеотводы по типу молниеприемников разделяются на стержневые и тросовые. Стержневые молниеотводы выполняются в виде вертикально установленных стержней или мачт, соединенных с заземлителем, а тросовые - в виде горизонтально подвешенных тросов. По опорам, к которым крепится трос, прокладывают токоотводы для соединения троса с заземлителем. Линии электропередач защищаются тросовыми молниеотводами. Стержневые молниеотводы используют для защиты открытых распределительных узлов подстанций и иных объектов. Условием надежной защиты является хорошее заземление молниеотвода. При ударе молнии в молниеотвод с большим сопротивлением заземления на нем создается высокое напряжение, способное вызвать пробой с молниеотвода на защищаемый объект. Для защиты протяженных объектов используют несколько молниеотводов или устраивают тросовые молниеотводы. Все молниеотводы характеризуются своей зоной защиты, определяемой расчетным путем.
Заземление молниеотводов выполняют в виде вертикальных и горизонтальных электродов, расположенных в земле. На подстанциях заземлитель представляет собой сложную систему, состоящую из вертикальных электродов, объединенных горизонтальными полосами и образующих сетку в пределах площади подстанции. На ЛЭП в качестве заземлителя могут быть использованы их железобетонные фундаменты. Сопротивление заземлителя зависит от его геометрических размеров и удельного сопротивления грунта р, в котором он находится. При больших токах молнии в земле у поверхности электродов создаются очень высокие напряженности поля Е =jp, превосходящие пробивные напряжения грунта. Вокруг электродов образуются зоны искрения, что приводит к увеличению их эффективных размеров и уменьшению сопротивления заземления. На фронте тока молнии создаются падения напряжения на индуктивности протяженного заземлителя, что фактически увеличивает сопротивление заземлителя. Эти факторы определяют импульсное сопротивление заземления. Отношение импульсного сопротивления к стационарному (измеренному или рассчитанному) называется импульсным коэффициентом аи = R„ /R. Импульсные коэффициенты для грунтов с удельным сопротивлением от 100 до 1000 Ом/м лежат в диапазоне 0,7-0,3 и зависят от формы и ориентации заземляющих стержней.
Для защиты подстанций от набегающей с ЛЭП волны перенапряжения используют различные защитные устройства. Их рабо- 282
та основана на том, что они предотвращают появление на энергоустановке импульсных перенапряжений, опасных для ее изоляции. Простейшим из защитных устройств является искровой промежуток, включенный параллельно защищаемому объекту. Простота и дешевизна таких устройств определяют их широкое применение, особенно в сетях низших классов напряжения. На ЛЭП высокого и сверхвысокого напряжений принимаются специальные меры по ограничению внутренних напряжений. Подстанции таких ЛЭП защищаются трубчатыми разрядниками, вентильными разрядниками, нелинейными ограничителями перенапряжения (ОПН) или их комбинацией. Уровень ограничения коммутационных перенапряжений с помощью ОПН составляет — 1,8(7ф ((/ф - фазное напряжение). Уровень ограничения грозовых перенапряжений составляет (2,2—2,4) (/ф в сетях 110 кВ и снижается до 2(/ф для ЛЭП 750 кВ.
Воздушные ЛЭП испытывают ежегодно десятки ударов молнии в каждые 100 км линии. Удар молнии в фазный провод, сопровождающееся прохождением большого тока, создает на проводе такое высокое импульсное напряжение, что практически невозможно создать изоляцию, которая могла бы его выдержать. Наличие заземленных тросов, подвешенных выше фазных проводов, не исключает возможности появления высоких потенциалов на вершине металлической опоры при прямых ударах в нее молнии, в том числе при малых импульсных сопротивлениях земли. Наличие заземленных тросов не исключает полностью также и удара молнии в фазный провод. Эта вероятность возрастает для ЛЭП высокого напряжения.
Вероятность прорыва молнии через тросовую защиту определяют по эмпирической формуле:
lgPfl=aV^”/90±4,
где Лоп - высота опоры, м; a - угол защиты, образованный вертикалью, проходящей через трос, и прямой, соединяющей трос с проводом.
Для соответствия электрической прочности изоляции электрооборудования воздействующим на нее грозовым перенапряжениям, ограниченным защитными разрядниками, установлены испытательные напряжения грозовых импульсов. Испытания проводятся стандартными импульсами 1,2/50 мкс (полными импульсами с фронтом 1,2 мкс и длительностью 50 мкс), а также короткими импульсами, которые представляют собой полные импульсы, срезанные через 2-3 мкс после их начала. Расчетное перенапряжение срезанного импульса (/расч ср для электрооборудования 3-15 кВ принято на 20% выше, а для электрооборудования на все другие классы напряжения — на 25% выше, чем для полного импульса.
Испытательные генераторы импульсных напряжений
Принципиальная схема наиболее распространенного конденсаторного генератора импульсных напряжений (ГИН) показана на рис. 7.1. Конденсаторы С заряжаются через защитное и зарядное сопротивления (Язащ и К3У При Язащ > R3 конденсаторы практически одновременно заряжаются до одинаковых напряжений Uo. Запуск разрядника Рх производится от внешнего источника. При срабатывании Р\ в точке 4 и, следовательно, на Р2 появляется напряжение 2f/0, поскольку паразитная емкость схемы Сп не успевает зарядиться сколь-нибудь существенно через сопротивление R3. Разрядник Р2 пробивается. В результате потенциал точки 5 становится 21/0, а точки 6 - 3{/0. Под действием потенциала 3{/0 пробивается разрядник Р3 и т.д. Под действием напряжения nU0 (п - число конденсаторных секций) пробивается отсекающий разрядник и на объекте испытания (Об) возникает импульс высокого напряжения.
Полярность импульса напряжения на объекте определяется схемой включения выпрямителя В. Значение напряжения импульса регулируется изменением зарядного напряжения конденсаторов. Регулировке подлежат и расстояния между электродами разрядников. Напряжение Ux = nU^ называется суммарным зарядным напряжением ГИН и является его паспортной величиной. Другой паспортной величиной является наибольшее значение запасаемой в ГИН электрической энергии nCU^OM!2. Плотность энергии, запасаемой в импульсных конденсаторах, невелика и для конденсаторов ИК-100-0.4 не превышает 0,062 Дж/г. Поскольку для избежания пробоев высоковольтные ГИН размещаются в емкостях, заполненных маслом, удельная плотность запасаемой энергии после монтажа составляет 0,02-0,04 Дж/г. При энергозапасе 1 МДж масса ГИН составляет около 40 т. Такие массо-габаритные характеристики практически исклю-
Рис. 7.1. Принципиальная схема генератора импульсных напряжений
чают возможность создания на основе ГИН транспортабельной испытательной установки. Разработчики и изготовители энергооборудования в соответствии с действующим ГОСТом испытывают выпускаемое оборудование стандартным испытательным импульсом. После транспортировки и монтажа оборудование нс испытывается. Система защиты энергообъектов строится по расчетным методикам. Однако грозоупорность объектов в реальных натурных условиях со всеми связями и взаимодействиями оказывается иной. Определение гро- зоупорности в натурных условиях сдерживалось до последнего времени отсутствием транспортабельных энергоисточников, способных моделировать импульсную составляющую тока молнии.
Импульсные трансформаторы и нелинейные элементы на основе взрывных и электровзрывных коммутаторов в сочетании с ВМГ позволяют создавать систему преобразования параметров генерируемых импульсов до напряжений ~10 МВ. Поскольку генерация энергии и преобразование параметров импульса осуществляются в течение короткого времени работы взрывомагнитного генератора (~1(Н с), то стабильность его параметров некритична к условиям окружающей среды.
Эксплуатационная особенность ВМГ, являющаяся прямым следствием уникальности его удельных параметров, состоит в том, что он уничтожается в процессе работы. Именно это обстоятельство при наличии позитивных альтернатив сделало использование взрывомагнитных генераторов в практике массовых лабораторных исследований нецелесообразным. Однако там, где необходим мобильный автономный импульсный электрогенератор для моделирования мощных природных и техногенных электромагнитных воздействий на объекты в реальных условиях их работы и при наличии всего комплекса функциональных связей, включая неверифицируе- мые, там, где условия проведения испытаний могут варьироваться в широких пределах, там, где нет необходимости в систематическом накоплении большого объема данных (^lO3), взрывомагнитному генератору сегодня нет альтернативы. Впервые экспериментальная демонстрация возможности построения на основе ВМГ мобильного имитатора импульсной составляющей тока молнии осуществлена в работах [41, 42]. Были использованы серийные ВМГ типа МК-80 и МК-160 и получены в индуктивно-омической нагрузке импульсные токи, близкие по параметрам к току молнии.
Мобильный имитатор тока молниина основе ВМГ
Основное условие эффективной магнитной кумуляции — магнитное число Рейнольдса Rem ^> 1 - предусматривает минимальные потери магнитного потока. Поэтому для эффективных ВМГ характерно малое внутреннее сопротивление, и для запитки высокоом-
Рис. 7.2. Эквивалентная электрическая схема имитатора тока молнии на основе взрывомагнитного генератораРис. 7.2. Эквивалентная электрическая схема имитатора тока молнии на основе взрывомагнитного генератора
Рис. 7.2. Эквивалентная электрическая схема имитатора тока молнии на основе взрывомагнитного генератора
Рис. 7.2. Эквивалентная электрическая схема имитатора тока молнии на основе взрывомагнитного генератора
ных нагрузок, к которым относятся объекты испытаний на грозо- упорность, требуется решить проблему согласования. Для генерации высоких напряжений необходимо реализовать максимальную скорость изменения магнитного потока d<S>!dt. В условиях преобразования больших порций энергии безальтернативной, видимо, является схема согласования параметров ВМГ с импульсным трансформатором (ИТ), увеличивающим магнитный поток и сокращающим время изменения магнитного потока электровзрывным прерывателем тока (ЭВП), адекватным ВМГ по мощности и одноразовости действия.
Для создания электрофизических основ расчета и конструирования моделирующих молнию установок необходимо дальнейшее изучение процессов преобразования химической энергии ВВ в магнитную и рассеяния последней как внутри ВМГ, так и в согласующих устройствах и самой нагрузке. Определение оптимальной совокупности условий этих процессов является основным путем повышения эффективности преобразования, облегчает задачу обеспечения безопасности испытаний и снижает общие затраты на их проведение.
Если потери энергии в ИТ очевидны и непреодолимы, то исследования ЭВП, согласование параметров его электрической цепи, размеров проводников и физических свойств окружающей их среды позволяют сократить затраты энергии в процессе переключения тока в нагрузку. Немаловажную роль играет правильный выбор схемы построения ВМГ, максимально удовлетворяющей основному условию эффективной работы ЭВП: высокой скорости ввода энергии в материал проводников.
В [41-43] предложена электрическая схема имитатора тока молнии (ИТМ) на основе ВМГ. В этой схеме, представленной на рис. 7.2, для обострения импульса тока ВМГ и формирования сильноточного высоковольтного импульса в нагрузке использованы ИТ, ЭВП и разделяющий разрядник.
В условиях, когда суммарная постоянная времени ИТ и нагрузки оказывается менее 50-70 мкс, в [41] предложено увеличить время спада тока в нагрузке введением в схему дополнительного индукто-
pa L5, который, кроме того, используется как верхнее плечо делителя напряжения нагрузки для разгрузки вторичной обмотки ИТ от недопустимо высокого напряжения. При использовании в этой схеме коммерческого (выпускаемого серийно заводом “Электросила”) генератора МК-160 [44] (с запиткой от другого ВМГ - МК-80) в работе [41] на нагрузке с сопротивлением 5-7 Ом и индуктивностью 100 мкГн получены следующие результаты: пиковый ток 35-50 кА, время нарастания тока 6-9 мкс, длительность тока на полувысоте 35-80 мкс. При этом напряжение на вторичной обмотке составило 380 кВ, на нагрузке — около 1 МВ, а масса ВВ в ВМГ превысила 10 кг. Параметры токового импульса отвечают среднестатическим параметрам тока молнии, а параметры нагрузки типичны для объектов испытания на грозоупорность. Дальнейшее увеличение параметров авторы связывают только с увеличением энергоемкости ВМГ и, следовательно, с увеличением массы ВВ. Действительно, авторам в работе [41] удалось выйти на ток до 160 кА в нагрузке индуктивностью 98 мкГн и сопротивлением 27 Ом. Использование коммерческих ВМГ МК-80 и МК-160 в связке и тем более в двухкаскадном исполнении из-за значительных масс ВВ (10-20 кг) снижает возможность создания на их основе мобильного источника импульсных токов, пригодного для использования в реальных условиях эксплуатации промышленных энергоустановок.
Следует добавить, что в указанных выше работах применялись МК-генераторы универсального типа (не специально разработанные для этой задачи). Поэтому была предпринята попытка уменьшить потребную массу ВВ, создав специализированный ВМГ. При этом необходимо исходить из представления о мобильном имитаторе тока молнии (ИТМ) как об устройстве, размещаемом на транспортном средстве, и для которого не требуется производства земляных работ для обеспечения безопасной эксплуатации. Поэтому ВМГ должен размещаться во взрывной барокамере. В работах [45, 46] показано, что для сохранения несущей способности барокамеры ее масса должна превышать массу используемого ВВ в 100-600 раз. Мобильный испытательный комплекс должен генерировать импульс тока, максимально приближенный к принятому в энергетике. В этом случае для испытания энергообъектов в сетях ЛЭП до 500 кВ вырабатываемая ВМГ электрическая энергия должна составлять ~1 МДж. Если исходить из типичных значений эффективности преобразования энергии взрывчатого вещества в электромагнитную в малоиндуктивных ВМГ на уровне 10%, то потребная масса В В составит около 2,5 кг. Генератор с такой массой ВВ потребует принятия мер по организации противоосколочной и противоударной защиты. Кроме того, в однокаскадной схеме ИТМ в силу ограниченности его размеров весьма сложно организовать высоковольтные (~1 МВ) коммутирующие устройства (взрывные и электровзрывные размыкатели) и импульсные трансформаторы с рабо-
чим напряжением уровня 1 МВ. Учитывая изложенное, целесообразно было рассредоточить ВВ в нескольких генераторах.
Для повышения выходного напряжения целесообразно использовать “вольтов столб” из нескольких трансформаторных ВМГ, предложенный в работе [47]. Объединение ВМГ в параллельно-последовательный режим производится по вторичным цепям выходных импульсных трансформаторов.
Из энергетического баланса к моменту достижения током в нагрузке своего максимального значения для схемы на рис. 7.2 масса ВВ в ВМГ может быть выражена следующим образом:
^вв = <wH + w3M1T + и^ + и;н)/(пе),
где (WH + 1ГИН + Wp^) - сумма магнитных энергий в индуктивности соответственно нагрузки, индуктора и ИТ, И^вит - энергия джоулевой диссипации в ЭВП, т] — эффективность ВМГ, Q — энергосодержание ВВ. Прямые потери ИэВПТ в прерывателе входят в эту формулу в качестве слагаемого, а 7] - в качестве делителя (в дальнейшем будет указано, что энергия в индукторе WHH и частично в ИТ И/ргг вносят незначительный вклад). Энергию на сублимацию материала проводников в ЭВП можно представить как 1УЭВПТ = e/s, где Е - энергия сублимации. Длина проводников / приближенно может быть определена из выражения для максимальной напряженности электрического поля в прерывателе Е/1 = L^ dlH /dt. Площадь поперечного сечения проводников 5 определяется из выражения для постоянного для каждого материала проводника “интеграла действия тока” 5 = Ur<^t^, где
^эф — I ^*О 'max
Таким образом, для уменьшения энергопотребления проводниками необходимо:
увеличивать электрическую прочность продуктов электрического взрыва Е;
уменьшать суммарную индуктивность вторичного контура L^
сокращать эффективное время работы ВМГ /эф.
Для эффективной генерации ВМГ необходимо согласование законов выделения энергии В В и магнитной энергии. Одной из наиболее рациональных конструкций высокоэнергетичных ВМГ является конструкция спирально-коаксиального типа, переходящего в конусно-коаксиальный [18], обеспечивающая принцип бегущей магнитной волны постоянной амплитуды. Нельзя одновременно выполнить условие максимальной эффективности и получения больших коэффициентов усиления энергии wy Высокая эффективность возможна только в случае, когда магнитное давление одного порядка с давлением расширяющихся продуктов детонации ВВ (или давлени-
ем торможения лайнера), т.е. изначально в полости ВМГ должно быть создано достаточно высокое магнитное поле от постороннего источника. Таким источником может быть емкостной накопитель энергоемкостью в десятки килоджоулей (масса 1 ОО-килоджоульной батареи конденсаторов составляет примерно 2 т, а для ее зарядки достаточно высоковольтного (25 кВ) источника с мощностью 1 кВт). Тем самым производится перераспределение массы между взрывной барокамерой (ВБК) и массой источника начальной энергии в пользу последней и с выигрышем в массе всего ИТМ. При этом экономятся невосполнимые стоимости материалов и изготовления предусилительной малоэффективной части ВМГ. Этот фактор особенно выразителен при массовых испытаниях объектов.
Коэффициент wu усиления в ВМГ энергии, первоначально запасенной в конденсаторе Со VU^C^ I2 = LXOIXO 12), принимает максимальное значение, когда отношение индуктивностей £ = L$ IL^ = 0 и ^ = Lp (Lxx = 0, так как wu = к^^ /Ц^11^ /[(! + £)(! + 0] (индуктивная нагрузка вторичного контура Ц^ = ^П -к^ /О + £) + £]) [49]. При £ = 0 в качестве индуктивного накопителя (ИН) выступает сам ИТ. Это схема преобразования с трансформаторным индуктивным накопителем (ТИН). Здесь Lp - паразитная индуктивность в первом контуре, ^.-коэффициент взаимной индукции, F- коэффициент совершенства ВМГ, характеризующий общий уровень потерь (для идеального генератора F = 1, для коаксиально-конического ВМГ F = 0,9), L1() - начальная индуктивность ВМГ, ^1эф = ^iU-^2 ^0 + 5) + £1 - эффективная индуктивность первичной обмотки ИТ. Эквивалентная индуктивность ТИН в первичной цепи £21эф = ^,(1-^+0, а во вторичной L^ = ^[l-к* /(1 +0].
289289Однако данная схема обладает рядом недостатков, иллюстрацией которых являются представленные на рис. 7.3 зависимости коэффициента передачи энергии ВМГ с помощью трансформатора к, = wa la1F-x от отношения индуктивностей £ (здесь а = LXJL1X - коэффициент перестройки индуктивности ВМГ при разомкнутой вторичной обмотке трансформатора), построенные для различных значений £. Во-первых, это высокая чувствительность коэффициента передачи энергии ИТ к величине паразитной индуктивности Lp, в том числе и к невыведенной к началу электрического взрыва проводников индуктивности самого ВМГ. Во-вторых, ко вторичной обмотке ИТ прикладывается амплитудное значение напряжения нагрузки. Это предъявляет жесткие требования к электрической прочности межобмоточной изоляции. Возможности ее из-за требований высоких значений кс ограничены. О существенном влиянии этого параметра на величину мощности свидетельствуют результаты расчетов с увеличением кс до 0,9. Максимальная мощность возросла с 3,5 до
289
289
. Взрывные генераторы...
Рис. 7.3. Зависимости нормированного коэффициента передачи энергии ИТ во вторичный контур kt для различных £ (сплошные линии) и коэффициента деления напряжения kd (штриховая линия) от £ [49]
3 ГВт. Такое значительное увеличение связано также и с тем, что увеличился коэффициент перестройки индуктивности ВМГ за счет уменьшения £21 эф-
лентное внутреннее сопротивление ВМГ р =лентное внутреннее сопротивление ВМГ р =ацацdt ^(0+ ^эф>dt ^(0+ ^эф>бы-бы-Снижение напряжения на вторичной обмотке ИТ за счет увеличения отношения £ приводит к существенному уменьшению кг Для определения области согласования параметров было проведено ее численное моделирование. При этом нагрузка моделировалась некоторым эффективным постоянным сопротивлением г, сам ВМГ - переменной индуктивностью L^r). Для определенности выбран такой закон вывода индуктивности генератора £^0, чтобы эквива-
лентное внутреннее сопротивление ВМГ р =
лентное внутреннее сопротивление ВМГ р =
ац
ац
dt ^(0+ ^эф>
dt ^(0+ ^эф>
бы-
бы-
ло инвариантно относительно времени. В этом случае
ЦМ” ^зфЦМ” ^зф^- + 1 ехр^- + 1 ехрР'Р'
ЦМ” ^зф
ЦМ” ^зф
^- + 1 ехр
^- + 1 ехр
Р'
Р'
индекс 0 соответствует начальным значениям параметров. Следует отметить, что сам по себе закон вывода индуктивности ВМГ, как показано в [18], слабо влияет на эффективность генератора.
Для моделирования ЭВП использовалась двухстадийная динамическая эмпирическая модель [48, 49]. На рис. 7.4 приведены результаты численного моделирования схемы с трансформаторным индуктивным накопителем в виде линий уровня мощности pd=udirv В качестве независимых переменных выбраны комплексы Т = tee Id и Q = rz£H/(p£22). Входящие в первый комплекс переменные имеют следующий физический смысл: числитель характеризует время на-
грева проволочек, приблизительно равное времени работы ВМГ, знаменатель - время потери проволочками электропроводности, пропорциональное диаметру d. Второй комплекс представляет собой отношение сопротивления нагрузки к приведенному ко вторичной обмотке трансформатора внутреннему сопротивлению ВМГ. При использовании такого вида представления результатов достаточно просто определить оптимальную по мощности точку (^опт> ^ОПТ )•
Расчеты были произведены в следующем диапазоне изменения параметров: tee = 10 4- 40 мкс, г1 = 5 4- 40 Ом, d = 0,035 4- 0,5 мм, р = 0,01 4- 0,04 Ом. При этом были неизменными коэффициент магнитной связи трансформатора кс = 0,8, начальная энергия CqU^H = = 0,5 кДж, максимальное значение электродвижущей силы генератора (ЭДС) г = IdLJdt. которое определяет максимальный уровень напряжения в ВМГ [51] (£тах = 40 кВ), эффективная индуктивность первичной обмотки ТИН £2ьф = М мкГн. Тогда Lvo определяется из решения системы уравнений: £тах = /юР(аэф + О» /ю = U^Cq/Lx^^ аэф = £0/£21эф- коэффициент перестройки индуктивностей ВМГ при замкнутой вторичной обмотке ИТ.
Для указанных исходных данных Q = 3 4-4, Т = 0,12 4-0,14 с/м. Эти равенства являются условиями согласования параметров. Полученные условия согласования позволяют сделать некоторые важные выводы:
с увеличением времени действия ВМГ оптимальный диаметр проволочек ЭВП увеличивается;
увеличение энергоемкости ВМГ за счет увеличения его длины и, следовательно, увеличения tee не приводит к выигрышу в электрической мощности.
Г/£ц/(р£22)Г/£ц/(р£22)Рис. 7.4. Линии уровня мощности (ГВт) в координатах r^x xK^L^ и teeld
Г/£ц/(р£22)
Г/£ц/(р£22)
Таблица 7.1
Результаты численного моделирования ИТМ
п
/, м
d, мм
uPl кв
МА
^2* кА
<ее>
МКС
р.
1/мкс
^ мкс
МВ
/н, кА
<05' мкс
8
5,8
0,3
200
15,8
41
196
1,06
5,9
0,82
26
72
6
3,6
0,2
200
5,3
39
24,2
6,7
2,3
2,2
33
74
5
2,7
—
200
5,3
35
22,6
8
2,5
1,9
33
76
6
3,5
—
300
5,3
39
24
6,7
1,8
3,4
32
70
б
3,5
—
100
5,3
39
24
6,2
3,1
1,7
30
78
Наращивание энергоемкости ВМГ для увеличения электрической мощности следует производить либо за счет увеличения диаметра спирали, либо путем увеличения числа генераторов.
Как видно из рис. 7.4, в достаточно широком диапазоне изменения параметров схемы с ТИН мощность в омической нагрузке изменяется сравнительно слабо, на 30-40%. Это свидетельствует о достаточно высокой степени согласования ВМГ и высокоомной омической нагрузки, которую обеспечивает ТИН с ЭВП.
Принимая во внимание результаты оптимизации ИТМ, можно предложить следующие мероприятия по повышению эффективности канонической схемы:
заменить единичный энергоемкий универсальный ВМГ МК-160 на батарею из не менее эффективных трансформаторных ВМГ малого диаметра;
для разгрузки вторичных обмоток ИТ от перенапряжения использовать их серийное соединение. При этом вся батарея из ВМГ разбивается на группы. Каждая группа генераторов снабжена индивидуальной системой запитки. В процессе работы ВМГ по цепи первичных обмоток ИТ отсутствуют гальванические связи между группами (после зарядки накопителей каждой группы источник высокого напряжения с помощью высоковольтных разъединителей отключается).
Как показало проведенное численное моделирование ИТМ, отдельные результаты которого приведены в табл. 7.1, указанные мероприятия позволяют при одинаковых параметрах нагрузки (LH = = 100 мкГн и RH = 5 Ом) снизить массу В В с 10 до 2-2,5 кг. В математической модели ЭВП были использованы результаты экспериментального исследования, изложенные выше. В табл. 7.1 в первой строке приведены расчетные данные для схемы ИТМ, представленной на рис. 7.2, с генератором МК-160, в следующих строках - данные для батареи из 10 генераторов МК-40.
Для обеспечения заданной ширины импульса тока в нагрузке в схеме на рис. 7.2 предусмотрен дополнительный индуктор. Накопление в индукторе энергии, необходимой только для формирования
Рис. 7.5. Схема ИТМ с активным способом формирования тока в нагрузке
1 - спираль, 2 - лайнер
заднего фронта импульса тока нагрузки, происходит здесь за счет пропускания тока ИТ через ЭВП, сопротивление которого растет по мере увеличения интеграла действия тока. В результате происходит потеря части магнитного потока. Переключение тока в нагрузку в условиях эксперимента в [41] происходит при неоптимальном соотношении индуктивностей накопителя и нагрузки а = L^ /Lu = 4. В данном случае даже при использовании идеального размыкателя в нагрузку может быть передано почти на 40% энергии меньше, чем при оптимальном а = 1.
Индуктивность индуктора препятствует быстрому нарастанию тока в нагрузке, и для обеспечения заданной скорости нарастания тока в нагрузке требуется увеличивать напряжение на прерывателе, т.е. увеличивать длину проволочек и энергопотребление ими. Поэтому вполне логично желание развязать между собой процессы формирования переднего и заднего фронтов имитируемого тока молнии. Для этого предлагается батарею из ВМГ разделить на две группы генераторов: быстроходных с малым эффективным временем нарастания тока и генераторов со временем работы порядка заданной длительности спада тока в нагрузке. Для начальной запитки током второй группы ВМГ-2 предпочтительно использовать отбор энергии от первой группы с помощью известного и достаточно отработанного в экспериментах [14, 16, 51-53] метода перехвата магнитного потока (динамического трансформатора). Для включения в действие ВМГ-2 необходимо разомкнуть цепь, образованную остаточной индуктивностью ВМГ-1 и обмоткой ИТ. Рационально использовать один и тот же размыкатель тока как для включения тока ВМГ-2, так и для реализации заданной скорости нарастания тока в нагрузке, т.е. перенести ЭВП из вторичного контура в первичный в соответствии, например, со схемой, показанной на рис. 7.5.
Данная схема ИТМ функционирует следующим образом. Замыкается ключ К1 и электрическая энергия емкостного накопителя
CqW-H преобразуется в начальную магнитную энергию спиральнокоаксиального ВМГ-1. В момент максимума последней происходит срабатывание ключа К2, замыкание рабочей полости генератора и отсечка разряженного накопителя. Под действием давления продуктов детонации ВВ внутренняя труба расширяется и контур ВМГ деформируется. Ток в нагрузке генератора (первичной обмотке ИТ и ЭВП) нарастает. Поперечное сечение проводника ЭВП выбирается таким, чтобы момент перехода ко взрывной стадии роста сопротивления прерывателя наступал в конце процесса деформации ВМГ. Одновременно с работой ВМГ-1 происходит нарастание тока в цепи обмотки (спирали), намотанной поверх коаксиальной части ВМГ-1. т.е. в цепи, образованной вторичной обмоткой динамического трансформатора ДТ1 и первичной обмоткой ДТ2. В процессе взрывного нарастания сопротивления ЭВП ток в первичной обмотке ИТ обрывается, напряжение во вторичной обмотке резко возрастает, срабатывает под действием перенапряжения ключ КЗ, и ток в нагрузке нарастает с заданной скоростью до пикового значения.
Длина размыкателя подбирается такой, чтобы происходило полное отключение тока в цепи ВМГ-1 с полным восстановлением электропрочности межэлектродного промежутка ЭВП. После этого ключ К4 замыкается. Происходит перехват магнитного потока, созданного внешней обмоткой ДТ2, и начинается деформация контура ВМГ-2. Генерируемая в ВМГ-2 энергия через ИТ поступает в цепь нагрузки и частично компенсирует джоулеву диссипацию энергии в нагрузке с тем, чтобы затянуть во времени спад тока до известных пределов. Таким образом, в первичной обмотке ИТ энергия усиливается, а в контуре нагрузки происходит ее потребление.
Ликвидация дополнительного индуктора снижает пиковое значение индуцированного напряжения на нагрузке, но при этом оно полностью прикладывается ко вторичной обмотке ИТ, поэтому модули, состоящие из ВМГ-1, ВМГ-2 и систем их запитки необходимо соединять по принципу вольтового столба. Для развязки модулей по потенциалу в качестве ключа К1 следует применять взрывной замыкатель, в котором отрезок трубы расширяется под действием давления продуктов детонации ВВ, заполняющего эту трубку, и замыкает электроды. В ключах К2 и КЗ роль такой трубки играет труба лайнера ВМГ. Причем, такой модуль, как показывают предварительные расчеты, рационально составлять из одного ВМГ-2 и батареи синхронно работающих ВМГ-1;
Предварительные расчеты данной схемы показали, что путем соответствующего выбора закона вывода индуктивности ВМГ-2 возможны вариации формы импульса на спаде тока, в том числе получение площадки тока на полувысоте импульса. Однако на вершине импульса спад тока будет происходить с постоянной времени, близкой к (L2 + LH)/RH, заметно меньшей заданной, поскольку коэффициент усиления энергии в ВМГ является сильно возрастающей
функцией, а джоулева диссипация в нагрузке - сильно затухающей функцией времени.
Необходимость экспериментального исследования отключающих свойств ЭВП, работающих в схеме ИТМ по рис. 7.2, диктуется тем, что в проведенных ранее исследованиях во главу угла ставились задачи получить за счет высоких скоростей нарастания сопротивления прерывателя экстремально крутые фронты тока, например в сильноточной ускорительной технике. В проблеме создания ИТМ на первый план выступает генерация сильных токов с умеренными временами его нарастания порядка 10 мкс. Если для ускорителей требуются высокие инкременты сопротивления р, то для ИТМ при умеренных значениях Р необходимо стремиться к высоким напряженностям Е электрического поля в ЭВП. Более того, в ИТМ возникает задача снижения значений р с целью предотвращения излишне высокой скорости нарастания тока нагрузки, чреватой генерацией неоправданно высокого напряжения, т.е. задача независимого регулирования р и Е. Как показано в [54], для гладких со свободной поверхностью проволок оптимальный по Е диаметр проволок Д^т равен удвоенному значению диаметра, оптимального по инкременту сопротивления. Эту жесткую связь позволяет разорвать использование плотной среды (полиэтилен, фторопласт и т.п.) при размещении проволок. Например, в [54] при взрыве в масле критическая длина проволочек уменьшается на 30% по сравнению со взрывом в газовой среде, а напряжение уменьшается на 20%. В отличие от исследований взрыва фолы в плотных средах [55], результаты которых могут быть широко использованы при реализации схемы ИТМ на рис. 7.5, исследования взрывающихся проволочек в оболочках весьма ограничены.
Для экспериментального исследования отключающих свойств ЭВП использовался ТС/?-контур с характеристиками, обеспечивающими подобие условий электрического взрыва во вторичном контуре трансформаторного ВМГ-генератора МК-40. Выбор параметров контура с емкостным накопителем производился с учетом результатов работы [56]. в которой выработаны четкие критерии подобия, и экспериментальных данных работы [57], в которой в контуре с ВМГ в виде динамического трансформатора проверялась применимость расчетов работы [48]. Основным критерием моделирования является приведенная скорость нагрева материала проволоки р№. Чтобы эта величина была равна 5 • 109 А2/м3, что соответствует условиям, указанным в табл. 7.1, были выбраны следующие параметры контура: U0 = 10 кВ, Со = 25 мкФ, 1^ = 1 мкГн, d = 0,3 мм. Для расчета изменения во времени основных электрических параметров цепи с ЭВП при условии его малости индуктивности по сравнению с общей индуктивностью цепи (чему вполне удовлетворяют указанные параметры контура) достаточно одной осциллограммы производной тока
I, кА; U, кВ; R, ОмI, кА; U, кВ; R, Омгw(/) = J R(.o I2(Odt.гw(/) = J R(.o I2(Odt.
I, кА; U, кВ; R, Ом
I, кА; U, кВ; R, Ом
г
w(/) = J R(.o I2(Odt.
г
w(/) = J R(.o I2(Odt.
Рис. 7.6. Временные зависимости основных электрических параметров эвп
через ЭВ-проводники. Измерения dlldt производились с помощью пояса Роговского, собственная постоянная времени не превышала 5 нс, а сигнал пояса регистрировался посредством осциллографа “Tektronix” со временем дискретности 2 нс. Основная зависимость ЭВП /?(0 определялась из уравнения Кирхгофа для £С7?-цепи:
RW =RW =Ro.Ro.И l^dt + Ut0-L^- -Lс оdt} /(г)
RW =
RW =
Ro.
Ro.
На рис. 7.6 представлены временные зависимости основных электрических параметров электрического взрыва медных проволочек с диаметром 0,3 мм в полиэтиленовой оболочке толщиной 1 мм для критической длины (наименьшей длины, обеспечивающей размыкание тока).
На рис. 7.7 показана зависимость относительного сопротивления ЭВП от введенной в проводник удельной энергии w.
Рис. 7.7. Зависимость относительного сопротивления ЭВП от введенной в него энергии
78 9
Рис. 7.8. Конструкция спирально-коаксиального BMP МК-40
I - втулка из изолятора, 2 - заряд В В, 3 - трубка лайнера, 4-6 - части обмотки генератора. 7, 9 - стальные плиты, 8 - облицовка, 70 - бетонная оболочка
Данная зависимость вместе с рассчитанными по результатам этих экспериментов значениями инкремента сопротивления на стадии взрыва р = IdR/dtVR^O ~ 106 1/с и максимальной напряженностью электрического поля Е = 180 кВ/м использовались для численного моделирования схемы ИТМ, результаты которого были приведены в табл. 1.
Как было сказано выше, для повышения эффективности ИТМ предложено использовать батарею из синхронно работающих относительно небольших ВМГ с высокими удельными характеристиками. В качестве таких генераторов по результатам расчетов табл. 7.1 был выбран ВМГ, конструктивный чертеж которого представлен на рис. 7.8, с диаметром спирально-коаксиального соленоида 40 мм и двукратным расширением трубки лайнера 3. Спираль генератора состоит из отдельных секций. Секция образуется укладкой параллельно друг другу нескольких изолированных проводов. Начала проводов равномерно распределены по окружности. При переходе из одной секции в другую каждый провод раздваивается. Различные законы вывода индуктивности можно реализовать изменением длины секций. Расщепляющиеся витки с током создают однородные электрические и магнитные поля. Генератор условно можно разделить на усилительную часть 4 (три секции одинаковой длины 1С = 40 мм с шагом спирали 5, 10 и 20 мм) и генераторную часть (две спиральные секции каждая длиной 40 мм и цилиндрический коаксиал 5 длиной 80 мм). Первая секция наматывалась проводом с диаметром по изоляции 2,4 мм в два захода.
В экспериментах первичная обмотка ИТ моделировалась тороидом, индуктивность которого составила L ~ 8 нГн. Внутри тороида для измерения параметров токового импульса был установлен одно- витковый магнитный зонд. Традиционный ножевой входной замыкатель (контактор) не применялся. Отсечка батареи конденсаторов и образование замкнутой рабочей полости ВМГ в разработанной кон-
Рис. 7.9. Осциллограммы основных параметров МК-40
струкции происходит в момент соударения поверхности расширяющегося лайнера и начального витка спирали. До этого момента усиление энергии происходит сначала за счет разряда батареи, а
затем и за счет деформации поля расширяющегося лайнера. Для обеспечения центровки лайнера на входе установлена втулка из изолятора /. Такая конструк
ция этого узла позволяет снизить потери при скольжении расширяющейся трубы по поверхности входного контактора и просто решить проблему обеспечения электрической прочности контактора при создании начального магнитного потока. Задний контактор имеет угол скоса ~67° и выполнен заодно с центральной втулкой тороида.
Особое внимание было уделено снижению переходных сопротивлений соединений между втулкой тороида и трубками коаксиала, для чего использовался принцип соединения поверхностей “конус по конусу” с обеспечением натяга с помощью резьбовых соединений. Для предотвращения потерь энергии на разлет наружных стенок соленоида спираль и коаксиал обматываются стеклолентой в эпоксидном компаунде и помещаются в бетонную оболочку 10.
В результате проведенных экспериментов в нагрузке (£и = 8 нГн, RH = 0,3 мОм) зафиксирован пиковый ток 2,5-3,1 МА. Осциллограммы тока в нагрузке /(Г), запиточного тока 1оО) и производной тока dljdt представлены на рис. 7.9. При начальной энергии запитки 1,5 кДж коэффициент усиления магнитной энергии составил wy = 17, коэффициент преобразования энергии 70 г ВВ, заполнявших трубку лайнера, в магнитную энергию составил 7%, а общая эффективность с учетом выделения тепла в нагрузке достигла 12%.
Важным результатом экспериментов является тот факт, что импульсный трансформатор (нагрузка) не пострадал от воздействия
продуктов детонации и мог использоваться многократно.
Дальнейшее увеличение параметров при высокой эффективности возможно, если к цилиндрическому коаксиалу пристыковать конический [18]. В таком коаксиале ширина токовой поверхности продолжает увеличиваться главным образом за счет увеличения диаметра центральной трубы, которая является наиболее критичной по напряженности магнитного поля частью коаксиала (особенно для ВМГ малого диаметра). Дополнительными резервами уве-
личения выходной магнитной энергии являются увеличение коэффициента перестройки индуктивности за счет уменьшения индуктивности нагрузки, например за счет трансформаторного эффекта [Г,лф = ^иО-^2 +01’ увеличения начальной энергии до 5- 6 кДж, с тем чтобы на входе в коаксиальную часть ВМГ энергия была максимально допустимой (40 кДж). Надо отметить, что можно, конечно, уменьшить и сопротивление нагрузки. Однако это относительно высокое сопротивление имитирует конечное приведенное к первичной обмотке ИТ сопротивление ЭВП и не подлежит уменьшению. Все эти мероприятия позволят поднять выходную энергию до 100-120 кДж при массе ВВ 150 г.
Трансформаторный узел ВМГ (см. рис. 7.8), используемый с МК-40, состоит из бандажа в виде двух стальных плит 7, 9 с выфре- зеровками, образующими при болтовом соединении две цилиндрические полости диаметром 60 мм и длиной 80 мм. Внутренняя поверхность полостей облицована медным листом толщиной 0.5 мм. Облицовка 8 состоит из двух половин, одна из которых соединяется с наружной трубой коаксиала, а другая - с центральной трубой с помощью конических выступов, отвальцованных (вычеканенных) в центральных частях листов. Листы между собой соединены с помощью пайки и образуют первичную обмотку ИТ. Бандаж, кроме функции предотвращения преждевременного раскрытия витков первичной обмотки, обеспечивает натяг по коническим контактным поверхностям коаксиала и облицовки. Внутрь цилиндрических полостей первичной обмотки вставляются каркасные цилиндрические катушки, изготовленные из провода с изоляцией, электрическая прочность которой не менее 50 кВ. и медной арматурой диаметром 2,4 мм. Провод уложен в три захода. Между облицовкой первичной обмотки и катушкой проложена слоистая (пленочная) лавсановая изоляция общей толщиной 0.5 мм.
Таким образом, анализ основных методов повышения эффективности преобразования химической энергии ВВ в энергию сильноточного электромагнитного импульса высокого напряжения, имитирующего воздействие молнии, показал, что оптимальная схема имитатора тока молнии может быть построена на базе индуктивного накопи теля, ввод энергии в который осуществляется от ВМГ через импульсный трансформатор, а вывод энергии в нагрузку - с помощью электровзрывного прерывателя тока через обостряющий разрядник. В качестве наиболее рационального взрывного источника энергии была признана система, состоящая из двух частей:
для формирования переднего фронта импульса тока - батарея небольших высокоэффективных спирально-коаксиальных ВМГ с коэффициентом усиления энергии не более 15-20, в генераторную часть которых магнитный поток вводится с использованием энергоемкого емкостного накопителя;
Рис. 7.10. Ток (сплошные линии) и напряжение в нагрузке (точечные линии) для трех значений разброса в эффективности среди всех ВМГ в батарее
4,5 - моменты электрического взрыва в модуле с наибольшей и наименьшей эффективностью соответственно
для формирования заднего фронта импульса тока - ВМГ с временем работы порядка заданной длительности спада тока
молнии.
Для дополнительного снижения энергопотребления в прерывателе тока предложено использовать “толстые” проволочки, помещенные в электропрочную плотную среду. Данная схема предъявляет повышенные требования к разбросу в срабатывании ЭВП каждого модуля и, следовательно, к высокой стабильности и высокой
воспроизводимости выходных параметров ВМГ-1. На рис. 7.10 представлены расчетные осциллограммы тока и напряжения на RL-на- грузке для батареи модулей, состоящих из ВМГ, ЭВП и ТИНЭ, для трех случаев: 1) эффективность ВМГ во всех модулях одинакова (кривые /,/’), 2) разброс в эффективности не более 15% (кривые 2,2’), 3) разброс в эффективности не более 40% (кривая 3\ Как видно из этих данных, пиковое значение токового импульса меняется незначительно, основное влияние разброс в эффективности ВМГ оказывает на скорость нарастания тока.
Использование взрывных размыкателей тока ВР, работающих на принципе разрушения фольг в пазах ребристой преграды продуктами детонации конденсированных ВВ, позволяет решить отмеченную проблему. Платой за это являются: 1) более сложная конструкция и технология модуля, 2) снижение эффективности ВМГ (ВР обладает определенной индуктивностью, которая в схеме с ИТ является паразитной и требует работать при повышенной индуктивности первичной обмотки; оптимальный ВМГ в этих условиях должен работать при бегущей волне электрического поля постоянной амплитуды). Расчеты показали, что массовую плотность энергии (энергию, выделившуюся в нагрузке, отнесенную к массе всего устройства, исключая транспортное средство) мобильного ИТМ на базе ВМГ с ВР можно оценить в 140 кДж/т. Для сравнения массовая плотность ГИНа на базе конденсаторов ИК-100-0.25 с аналогичными параметрами составляет 8,2 кДж/т.
Схема МИТМ для /?Г-нагрузок с прерывателем тока в контуре ВМГ дает возможность развязать между собой процессы формирования переднего и заднего фронтов имитируемого тока молнии. Для этого предлагается каждый модуль батареи (рис. 7.11) создать из двух
Рис. 7.11. Эквивалентные электрические схемы модуля МИТМ с активным формированием импульса тока молнии (а) и с моделированием главной последующей компоненты импульса тока молнии (6)
ВМГ: быстроходного с малым эффективным временем нарастания тока и генератора со временем работы порядка заданной длительности спада тока в нагрузке. Каждый ВМГ запитывается от собственной батареи конденсаторов, заряжаемых напряжением противоположной полярности. Согласно схеме на рис. 7.11 размыкатель ВР-1 обеспечивает формирование переднего фронта и подключение ВМГ-2.
Рис. 7.12. Расчетные осциллограммы импульсов тока в /?Г-нагрузке (г, = 10 Ом, Lx = 100 мкГн) для МИТМ со схемой на рис. 7.11, а для различных законов вывода индуктивности ВМГ-2 (сплошные линии) и со схемой на рис. 7.11, б (штриховая линия)Начальная энергия запитки батареи из пяти ВМГ-2 15 кДжРис. 7.12. Расчетные осциллограммы импульсов тока в /?Г-нагрузке (г, = 10 Ом, Lx = 100 мкГн) для МИТМ со схемой на рис. 7.11, а для различных законов вывода индуктивности ВМГ-2 (сплошные линии) и со схемой на рис. 7.11, б (штриховая линия)Начальная энергия запитки батареи из пяти ВМГ-2 15 кДж
Рис. 7.12. Расчетные осциллограммы импульсов тока в /?Г-нагрузке (г, = 10 Ом, Lx = 100 мкГн) для МИТМ со схемой на рис. 7.11, а для различных законов вывода индуктивности ВМГ-2 (сплошные линии) и со схемой на рис. 7.11, б (штриховая линия)
Начальная энергия запитки батареи из пяти ВМГ-2 15 кДж
Рис. 7.12. Расчетные осциллограммы импульсов тока в /?Г-нагрузке (г, = 10 Ом, Lx = 100 мкГн) для МИТМ со схемой на рис. 7.11, а для различных законов вывода индуктивности ВМГ-2 (сплошные линии) и со схемой на рис. 7.11, б (штриховая линия)
Начальная энергия запитки батареи из пяти ВМГ-2 15 кДж
Что касается формы спада тока, то для гиперболического (в общем, гипотетического) закона вывода индуктивности ВМГ-2 ток в последнем нарастает линейно, а в нагрузке в течение работы ВМГ ток неизменен и равен амплитудному. В случае использования реальных экспоненциальных зависимостей Lr(0* как показано на рис. 7.12, возможны вариации. Причем на начальном участке спад тока объясняется тем, что скорость диссипации энергии в нагрузке - убывающая функция, а коэффициент усиления тока ВМГ - возрастающая.
После окончания работы ВМГ-2 в его конечном контуре запасается заметная доля общей энергии. Включение в схему рис. 7.11 дополнительного взрывного размыкателя тока ВР-2 позволяет сформировать быстро нарастающий импульс тока обратной основному импульсу полярности и тем самым увеличить общий интеграл действия тока, величина которого определяет адиабатический нагрев проводников тока в системе заземления, и несколько ужесточить условия испытания по размаху напряжения на нагрузке.
Таким образом, реализация общепринятой модели импульса тока молнии, включающей кроме основной компоненты и последующие, возможна при использовании электрической схемы построения МИТМ, представленной на рис. 7.11, причем ВМГ-2 стартует после затухания тока главной стадии в заданный моделью тока молнии момент, и емкостные накопители заряжаются одним знаком.
Натурные испытанияс моделированием импульса тока
Описание экспериментального стенда. На базе электродинамической установки Института проблем химической физики был создан экспериментальный стенд. Стенд состоял из следующих частей:
Взрывная камера. Основной деталью взрывной камеры является стальной сосуд диаметром 3 м, длиной 5 м и толщиной стенки 30 мм. С одного торца сосуд закрыт стальной крышкой, которая прижимается к нему с помощью 60 болтов и гаек М40. В крышке располага-
ются отверстия для входа в камеру, электрических вводов и иллюминаторов. Входное отверстие диаметром 0,7 м закрывается двойными металлическими дверями. Внутренняя дверь состоит из двух массивных половин и предназначена для отсечки прямого воздействия ударных волн на внешнюю дверь, которая плотно прижимается к корпусу с помощью шести болтов М20. Для предотвращения пробивания камеры осколками взрывомагнитных генераторов внутренняя поверхность сосуда снабжена заменяемой противоосколочной защитой, состоящей из трех слоев листов “сталь—алюминий—сталь” толщиной по 10 мм. Энергия от низковольтной батареи конденсаторов передается внутрь камеры с помощью коаксиального малоиндуктивного электроввода, выдерживающего токи до 500 кА при напряжении до 15 кВ. Для удобства подключения ВМГ к батарее внутри камеры имеется монтажный столик. Ввод электрических импульсов осуществляется через соответствующий фланец четырьмя кабелями типа КВИ, разрушающимися в каждом взрывном эксперименте.
Низковольтная батарея конденсаторов. Батарея состоит из 420 конденсаторов К-41-И7 на 5 кВ-100 мкФ, разбитых на три секции. Они включены последовательно по две, что позволяет запасать энергию ~0,5 МДж при напряжении до 10 кВ. Для зарядки батареи применяется повышающий трансформатор ТМ-25/10, запитка которого осуществляется от стандартной трехфазной сети на 220 В через регулирующие ЛАТры. Использование выпрямителя на диодах КД203 и зарядных сопротивлений на резисторах ПЭВ-100 позволяет обеспечить зарядные токи до 10 А и время зарядки всей батареи не более 2 мин. После окончания зарядки конденсаторов цепь зарядки отключается от батареи выключателями ВВ-5. Аварийный вывод энергии из конденсаторов осуществляется через балластные сопротивления, отдельные для каждой секции. В качестве коммутаторов в схеме применены игнотронные разрядники ИТР-б по два на секцию. Эти разрядники позволяют производить подключение секций в заданные моменты времени на свою модельную “землю”. Энергия батареи от разрядников к коаксиальному электровводу передастся жгутом кабелей марки ФКП. В описываемых экспериментах использовалась одна секция (С = 1 мФ), которая заряжалась в зависимости от требований к опыту в пределах 5-6 кВ.
Накопительная индуктивность. Конструкция индуктивности обеспечивает динамическую устойчивость под воздействием понде- ромоторных сил, возникающих при протекании больших импульсов тока. Для снижения электрической напряженности на концах индуктивности надеваются охранные кольца, которые одновременно являются электродами для крепления высоковольтного кабеля от ВМГ, ЭВП, разделительного разрядника.
Обостряющий разрядник. Разрядник осуществляет быструю коммутацию энергии, запасенной в накопительной индуктивности, на нагрузку. Разрядник представляет собой газовый коммутатор на
Рис. 7.13. Электровзрывной прерыватель тока
напряжение 500 кВ. Материал изоляционной камеры разрядника - оргстекло. Рабочий газ - смесь азота с элегазом (SF6). Материал электродов — Ст. 45. Изоляционная камера выполнена из двух секций внешним диаметром 182 мм и внутренним 142 мм. Электроды закрепляются на металлических фланцах и представляют собой полусферы диаметром 60 мм. Фланцы и секции стягиваются капроло- новыми шпильками. Изменение пробивного напряжения осуществляется изменением давления газа и расстояния между электродами.
Опорный изолятор. Изолятор выполнен из полиэтилена, имеет форму цилиндра длиной 240 мм. Принимая во внимание пробивную электрическую прочность по поверхности полиэтилена в трансформаторном масле -100 кВ/см, высота изолятора должна выдержать напряжение до 1 МВ. С торцов изолятора расположены металлические фланцы. С помощью нижнего фланца изолятор крепится к нижней крышке бака, а с помощью верхнего - к обостряющему разряднику.
Электровзрывной прерыватель тока (ЭВГГ). ЭВП представляет собой набор из нескольких десятков (30—50) медных проволочек диаметром 0,05-0,06 мм, намотанных по спирали на изоляционные диски с угловым сдвигом относительно друг друга (рис. 7.13). Диски из винипласта размещены на несущей винипластовой трубе с шагом, задаваемым дистанционирующими патрубками. Внутри несущей трубы размещен проволочный малоиндуктивный делитель напряжения. ЭВП снабжен также токовым шунтом, выполненным из набора малоиндуктивных сопротивлений типа ТВО. Сборка ЭВП помещена в специальную камеру, снабженную изолятором, предотвращающим пробои с высоковольтной стороны прерывателя на землю (корпус камеры). Для предотвращения пробоев вдоль прерывателя камера заполняется азотом под давлением до 4 атм. Исключение пробоев вдоль прерывателя достигается также выбором соответствующей длины проволочек. Для оценки работы ЭВП проводятся измерения тока и напряжения ЭВП. Импульс тока в модельной “земле” регистрируется на осциллографе с помощью интегрирующего PL-пояса Роговского.
Импульс от ВУ-19
Рис. 7.14. Схема испытаний с генератором импульсных напряжений
Генератор импульсных напряжений. Генератор импульсных напряжений (рис. 7.14) на 250 кВ состоит из семи конденсаторов типа I ИК-100-0.25У4, собранных по схеме Аркадьева-Маркса, с емкостью в ударе С = 50 нФ и запасаемой энергией до 1,2 кДж. Зарядка конденсаторов осуществляется с помощью установки УВ-50-50 до 45 кВ. В качестве коммутаторов используются воздушные шаровые разрядники, один из которых - управляемый.
Система регистрации и контроля параметров установки. В экспериментах снимались осциллограммы тока и его производной в цепи ВМГ, тока и напряжения в ветви с ЭВП и полного тока модельной “земли” (по ЯГ-поясу). Токи через ЭВП измерялись шунтом из резисторов ТВО-0.25. Шунт и ГГ-пояс предварительно градуировались в специальном ГС-контуре с малым затуханием. Напряжение на ЭВП измерялось проволочным малоиндуктивным делителем. Пере- 1 ходные характеристики делителей снимались путем подачи импульса со специального калибровочного генератора импульсов с амплитудой 50-200 В и фронтом 2-3 нс. Кроме того, производилась градуировка делителей на высоком напряжении (10-30 кВ). Коэффициенты делителей в обоих случаях совпадали с точностью до погрешности измерения. Особые меры принимались для подавления помех в измерительных линиях, для чего кабели прокладывались в стальных трубах или металлических оплетках. Ток ВМГ и его производная регистрировались двумя поясами Роговского в цепи запитки и модельной “земли” вне взрывной камеры. В экспериментах с запиткой от спираль-
Рис. 7.15. Схема проведения экспериментов с ВМГ
ных ВМГ два дополнительных пояса размещались во взрывной камере в цепи с током, генерируемым запиточным ВМГ. Тарировка последних осуществлялась перед каждым экспериментом. Регистрация сигналов проводилась осциллографами 09-8. Запуск батареи конденсаторов, устройств для подрыва ВВ и регистрирующих приборов осуществлялся генераторами задержанных импульсов ГЗИ-1 в заданные моменты времени. Для избежания наводок, обусловленных случайными полями и возникающих при работе высоковольтной аппаратуры, ВМГ, ЭВП и модельной “земли”, измерительные осциллографы помещались в специальной экранированной комнате.
Схемы проведения отдельных серий экспериментов. Для определения сосредоточенных RLC параметров всей цепи с модельной землей были экспериментально изучены, а затем проанализированы следующие схемы.
Схема 1а; ГИН, накопительная индуктивность, разделительный разрядник и высоковольтный кабель на выходе, закороченный на землю установки.
Схема 16; ГИН. накопительная индуктивность, разделительный разрядник, модельная “земля”.
Серии экспериментов по генерации импульсов высокого напряжения проводились по следующим схемам.
Схема 2а; ГИН, накопительная индуктивность, ЭВП, разделительный разрядник и высоковольтный кабель на выходе, закороченный на землю установки.
Схема 26; ГИН, накопительная индуктивность, ЭВП, разделительный разрядник, модельная “земля”.
Эксперименты с генерацией импульсов высокого напряжения от ВМГ проводились по схеме 3; ВМГ, накопительная индуктивность, ЭВП, разрядник, модельная “земля” (рис. 7.15).
Рис. 7.16. Осциллограммы импульсов тока в цепи а - схема эксперимента 1 а; б - схема 1 б; 1/рин = 45,5 кВ
Результаты экспериментов. Схемы 1а и 16. Эксперименты по этим схемам проводились при напряжении на ГИНе до 250 кВ, пробивное напряжение в разряднике U = 60 кВ. На рис. 7.16 представлены осциллограммы импульсов тока в цепи. Период периодического разряда в цепи равнялся в первом случае 6,5 мкс, во втором — 8 мкс (/фз - токи на модельную “землю”).
Схема 2а. Эксперименты проводились при напряжении ГИНа до U = 215 кВ, пробивное напряжение в разряднике U = 60 кВ, величина накопительной индуктивности L = 4,75 мкГн, диаметр проводников ЭВП 0,05 мм, длина проводника 550 мм, число проводников 6. На рис. 7.17 представлены осциллограммы регистрируемых импульсов тока. Ток ветви с ЭВП равнялся 11 кА. При одном и том же напряжении на выходе ГИН за счет накопительной индуктивности и ЭВП напряжение на выходе увеличивалось в 1,5-2 раза. Амплитуда тока на закороченном выходе составляла 2,5 кА.
Схема 26. Эксперименты проводились при напряжении ГИНа до U = 205 кВ, пробивное напряжение в разряднике U = 60 кВ, величина накопительной индуктивности L = 4,75 мкГн, диаметр проволоки
I, кА!
Рис. 7.17. Осциллограммы импульсов тока в цепи на ЭВП (7 ) и на землю (7 )
Схема эксперимента 2ар
Рис. 7.18. Осциллограммы импульсов тока напряжения в цепи Схема эксперимента 26,1/гин = 41 кВ
ЭВП 0,05 мм, длина проводника 870 мм, число проводников 8. На рис. 7.18 представлены осциллограммы регистрируемых импульсов. Из осциллограммы напряжения ЭВП видно, что при одном и том же ударном напряжении ГИНа напряжение на выходе увеличивалось в 1,5 раза. Фронт импульса напряжения составлял 100 нс. Амплитуда тока модельной “земли” достигала 6,3 кА.
Схема 3. Были подготовлены и проведены специальные серии экспериментов по генерации от ВМГ на модельную “землю” импульсов высокого напряжения. В каждом эксперименте измерялись ток на модельной “земле” и ток в запиточной цепи ВМГ двумя поясами Роговского, ток через ЭВП измерялся малоиндуктивным шунтом, а напряжение ЭВП - омическим делителем. В ходе экспериментов оптимизировались параметры ЭВП.
Рис. 7.19. Осциллограммы производной тока и тока запитки ВМГ (а), тока на модельной “земле” /ф3 и в цепи ЭВП /пр (б), и производная тока на выходе ВМГ (в)
Схема эксперимента 3
В экспериментах с ВМГ использовались “быстроходные” (время работы 10 мкс) высоковольтные ВМГ с перехватом потока с энергией на выходе до 6 кДж. Заряд взрывчатого вещества инициируется таким образом, чтобы замыкание вторичной рабочей це-
пи взрывным ключом произошло в момент максимума тока в £1. При расширении лайнера магнитный поток “перехватывается” внутренним соленоидом £2, вызывая появление тока в цепи ЭВП (рис. 7.19, а). ВМГ работает 10 мкс, вырабатывая напряжение около 40 кВ при токе до 25 кА. ЭВП представляет собой набор из 60 параллельно соединенных медных проводников диаметром 50 мкм длиной 720 мм, помещенных в атмосферу азота под давлением 0,4 МПа. Геометрические размеры проволочек подбирались таким образом, чтобы максимальная скорость роста их электросопротивления (стадия собственно электрического взрыва) достигалась в конце работы ВМГ. В связи с тем, что конструкции высоковольтных генераторов выдерживали напряжения до 50 кВ, а при электровзрыве они достигали 350 кВ, между ВМГ и ЭВП включалась индуктивность £н, предназначенная для электрической развязки и накопления энергии. Возникающее при размыкании тока перенапряжение приводит к пробою разрядника Р, и высоковольтный импульс прикладывается к модельной “земле”. В ходе экспериментов изменялись также параметры ЭВП и осуществлялся подбор режимов, наиболее выгодных с точки зрения получения высоких напряжений. Энергия, необходимая для взрыва проводников, составляла 2—3 кДж. В результате к модельной “земле” подводились импульсы тока до 8 кА длительностью 1,5 мкс и крутизной переднего фронта -100 нс.
Осциллограммы тока запитки, ЭВП и тока в модельной “земле" приведены на рис. 7.19, а, б. Производная тока на выходе ВМГ показана на рис. 7.19, в.
Проведенные эксперименты по генерации импульсов тока на контуре заземления с помощью ВМГ на уровне напряжений 350 кВ и токов до 25 кА выявили уменьшение сопротивления земли на 20-25% по сравнению с измеренным стандартными методами, принятыми в энергетике. Последнее свидетельствует об интенсификации процессов искрообразования в земле при прохождении сильно- точных импульсов тока. Генерируемые импульсы тока на модельной “земле” были близки по длительности к принятым в энергетике укороченным импульсам, используемым для испытаний энергоустановок.
Перспективные компоновкимобильных испытательных комплексовдля определения грозоупорности объектов
Предлагаемые выше схемы построения МИТМ перспективны для генерации импульсов тока наиболее часто встречающихся молний. Для генерации импульсов тока, необходимых для испытаний на грозоупорность объектов ЛЭП-500, можно воспользоваться более простыми и дешевыми схемными решениями без существенного сни-
Рис. 7.20. Электрическая схема генератора с использованием упрощенных вариантов обрыва тока в первичной цепи выходных импульсных трансформаторов
С = 36 мкФ (Uy =25 кВ, Ир = 12,5 кДж); разрядник (Р) наполнен смесью SF6 + N2 до 10 атм, t/p = 100* 1000 кВ (регулируется давлением наполняющего газа); масляный бак (МБ) снабжен высоковольтными выводами и системой быстрого наполнения, /МБ=1,2м,Л6=КРД„
жения требований к выходному импульсу. Некоторое отклонение возможно только в крутизне переднего фронта импульса тока. При переходе к испытаниям укороченным импульсом можно выйти на импульсы с фронтом менее стандартного вида и тем самым восполнить эту область испытаний. На рис. 7.20 представлена одна из возможных электрических схем генератора с использованием упрощенных вариантов обрыва тока в первичной цепи выходных импульсных трансформаторов. Создание начального магнитного потока в генераторах ВМГ1-4 может быть осуществлено в двух вариантах:
от бустерного ВМГ через согласующий трансформатор;
от емкостного накопителя электрической энергии с энергозапасом на уровне 100 кДж.
В первом варианте начальная электрическая энергия (10-15 кДж) запасается в емкостном накопителе, выполненном на конденсаторах типа ИКМ 25-12. В заданный момент времени подается команда на запуск ВМГ0. Последний через согласующий импульсный трансформатор создает начальный магнитный поток в ВМГ1-4. Каждый ВМГ запитывается независимо посредством собственной вторичной обмотки импульсного трансформатора. При достижении током запитки максимальных значений подается команда на запуск всех четырех ВМГ одновременно. Каждый ВМГ работает на первичную обмотку импульсного трансформатора. Начальная магнитная энергия увеличивается до 300-350 кДж. Балластный резистор R6, включенный во вторичную цепь, исключает режим холостого хода и тем самым снижает вероятность пробоя. В момент
окончания работы ВМГ при достижении током максимальных значений срабатывает взрывной размыкатель в первичной цепи импульсного трансформатора. Размыкатель располагается соосно с подвижным якорем - медной трубой. Инициирование взрывчатого вещества размыкателя производится детонационной волной, распространяемой no ВВ, заполняющему медную трубу (подвижный якорь). Разрыв тока в первичной цепи импульсного трансформатора приводит к перехвату потока вторичной обмоткой. Обрыв тока за несколько микросекунд генерирует э.д.с. в первичной цепи в несколько десятков киловольт и, как следствие, до 0,5—1,0 МВ во вторичной цепи. Балластное сопротивление выбирается из условия LR6 ^ LRW Напряжение от четырех вторичных обмоток трансформаторов суммируется. При достижении суммарного напряжения пробойного уровня обострительного разрядника последний срабатывает и подключается нагрузка. Фронт импульса тока в нагрузке определяется в основном временем срабатывания взрывного размыкателя и параметрами вторичного контура импульсного трансформатора. Оптимизация параметров элементов схемы была выполнена вычислительными методами.
Во втором варианте начальный магнитный поток в В МП-4 создается разрядом четырехсекционного емкостного накопителя. Секция накопителя собрана из шести-восьми конденсаторов типа ИКМ 25-12. Зарядка всех секций накопителя осуществляется от автономного энергоисточника с выходным напряжением до 25 кВ и мощностью 1-5 кВт. После зарядки до требуемого напряжения все секции отключаются от зарядного источника и становятся гальванически независимы друг от друга. В заданный момент времени подается команда на управляемые разрядники. Последние подключают секции накопителя к соответствующему ВМГ. При достижении током максимальных значений производится запуск ВМГ. В этом варианте общая масса устройства возрастает на 1,2-1,5 т по сравнению с первым вариантом. В условиях массовых испытаний это может быть оправдано.
В работе [42] для моделирования токовой составляющей молнии авторы использовали взрывомагнитные генераторы МК-80 и МК-160. Была успешно продемонстрирована возможность генерации импульсной составляющей тока молнии на реальное заземление с использованием ВМГ. Однако применение ВМГ типа МК-160, обладающих необходимыми параметрами и одновременно значительной массой взрывчатого вещества (~10 кг) , не позволяет ориентироваться на этот тип ВМГ в практике испытаний промышленных объектов энергетики, так как противоосколочная защита ВМГ с такой массой ВВ приводит к необходимости применения массивной взрывной камеры (—20 т).
Мобильный испытательный комплекс должен генерировать импульс тока, максимально приближенный к стандартному принятому 312
в энергетике. В этом случае для испытания энергообъектов в сетях ЛЭП до 500 кВ вырабатываемая ВМГ электрическая энергия должна составлять ~1 МДж. Если исходить из типичных значений эффективности преобразования энергии ВВ в электромагнитную для малоиндуктивных ВМГ на уровне 10%, то исходная масса ВВ составит около 2,5 кг. Генератор с такой массой взрывчатого вещества потребует принятия серьезных мер по организации противоосколоч- ной и противоударной защиты.
Учитывая изложенное, представляется целесообразным рассредоточить ВВ на два-четыре генератора. Каждый ВМГ должен располагаться в своей взрывной камере и иметь свою противоосколоч- ную защиту. Объединение ВМГ в параллельно-последовательный режим работы производится по вторичным цепям выходных импульсных трансформаторов.
С целью апробации работы мобильного генератора импульсных токов по схеме, представленной на рис. 7.20, были проведены экспериментальные исследования малогабаритных ВМГ с импульсным трансформатором. На первом этапе испытывались ВМГ с диаметром спирали 40 мм и лайнером 0 20 мм. Трансформатор выполнен из двух симметричных одновитковых шин шириной 70 и диаметром 72 мм. Две катушки вторичной обмотки, намотанные высоковольтным проводом (Up > 70 кВ) на жестком каркасе из стеклотекстолита, помещались внутрь первичной обмотки. Катушки допускали как параллельное, так и последовательное соединение. Масса ВВ, используемая в этих ВМГ, не превышала 70 г. При начальной энергии 1 кДж, генератор усиливал ее до 50 кДж. На основе этих испытаний был разработан ВМГ с диаметром спирали 74 мм. В этом генераторе использовался медный лайнер 0 30 мм, который расширялся к моменту окончания работы первой секции ВМГ до 40 мм. Масса используемого ВВ составила 320 г.
Внешний вид ВМГ-70, лайнера и импульсного трансформатора представлен на рис. 7.21. Для этого типа ВМГ разработаны два вида импульсных трансформаторов: с металлическим (дюралевым) корпусом и тороидальный. Конструкции узла стыковки ВМГ и трансформатора с металлическим корпусом выбраны так, что в процессе работы ВМГ импульсный трансформатор не разрушается. Коэффициент связи для данного типа трансформатора достигал значений 0,90-0,91. На рис. 7.22 показан импульсный трансформатор после испытаний. Осциллограммы тока и его производной представлены на рис. 7.23.
С целью повышения эффективности передачи энергии в нагрузку был разработан тороидальный трансформатор с коэффициентом связи 0,96. Первичная обмотка такого трансформатора выполнена многозаходным проводом с электрической прочностью не ниже 50 кВ. Витки первичной обмотки размещены на том же радиусе, что и витки вторичной обмотки, благодаря чему дос- 313
Рис. 7.21. Внешний вид ВМГ-70, лайнера и импульсного трансформатораРис. 7.21. Внешний вид ВМГ-70, лайнера и импульсного трансформатораРис. 7.22. Импульсный трансформатор после испытанийРис. 7.22. Импульсный трансформатор после испытанийРис. 7.23. Осциллограммы производной тока (а) и тока (б) для ВМГ с импульсным трансформаторомРис. 7.23. Осциллограммы производной тока (а) и тока (б) для ВМГ с импульсным трансформатором
Рис. 7.21. Внешний вид ВМГ-70, лайнера и импульсного трансформатора
Рис. 7.21. Внешний вид ВМГ-70, лайнера и импульсного трансформатора
Рис. 7.22. Импульсный трансформатор после испытаний
Рис. 7.22. Импульсный трансформатор после испытаний
Рис. 7.23. Осциллограммы производной тока (а) и тока (б) для ВМГ с импульсным трансформатором
Рис. 7.23. Осциллограммы производной тока (а) и тока (б) для ВМГ с импульсным трансформатором
тигается коэффициент связи близкий к единице. На рис. 7.24 представлена фотография ВМГ-70, совмещенного с тороидальным трансформатором. ВМГ и трансформатор помещены в противо- осколочную защиту из бетона. Масса бетонной оболочки ВМГ превышает массу ВВ более, чем в 50 раз, и составляет 35 кг. Этого оказалось достаточно для исключения поражения осколками и многократного снижения интенсивности взрывной волны, воздействующей на элементы конструкции взрывной камеры. Тороидальный трансформатор, помещенный в бетонную оболочку, полностью сохранялся.
1
Рис. 7.24. ВМГ-70, совмещенный с тороидальным трансформатором
В заключение данного раздела можно сделать общий вывод о том, что использование ВМГ в мобильных имитаторах тока молнии (МИТМ) для моделирования импульса тока молнии с предельными параметрами кажется пока безальтернативным. Для согласования низкоимпедансного ВМГ и высокоимпедансной нагрузки целесообразно применение индуктивного накопителя энергии, воздушного импульсного трансформатора и прерывателя тока, в качестве которого отработана схема с электрически взрывающимися проволочками в контуре нагрузки.
Применение коммерческих ВМГ в МИТМ с защитными металлическими камерами оправдано только при испытании объектов с индуктивным импедансом, а для резистивно-индуктивного характера нагрузки следует создавать специализированные трансформаторные ВМГ.
Анализ результатов оптимизационных многовариантных расче-
тов, основанных на численных методах с использованием экспериментально уточненной модели ЭВП промежуточного уровня, показал, что для повышения эффективности преобразования химической энергии КВ В в энергию, выделяющуюся в активном сопротивлении нагрузки, необходимо:
увеличить вклад в общую индуктивность индуктивного накопителя эффективной индуктивности импульсного трансформатора;
использовать батареи синхронно работающих ВМГ с укороченным эффективным по интегралу действия тока временем работы;
увеличить отношение энергии емкостного накопителя к энергии, производимой в ВМГ;
использовать для резистивно-индуктивных нагрузок взрывающиеся проволочки в твердой изоляции, для индуктивных - в капиллярах.
Проведенные эксперименты со спирально-коаксиальными ВМГ подтвердили высокую эффективность преобразования химической энергии ВВ в магнитную энергию. При коэффициенте усиления энергии 15—17 эффективность ВМГ составила 10-12%.
Разрабатываемая схема построения мобильного имитатора тока молнии, базирующегося на ВМГ, с трансформаторным индуктивным накопителем и прерывателем тока в контуре ВМГ позволяет:
повысить эффективность преобразования химической энергии ВВ;
понизить потребную для формирования заданной длительности тока индуктивность вторичной обмотки ТИНЭ;
применить модульное исполнение МИТМ;
активно (с помощью дополнительного ВМГ) формировать импульс тока на спадающей его ветви;
моделировать “повторный” удар молнии в объекты (при введении в схему еще одного прерывателя).
Следует отметить, что использование ЭВП предъявляет повышенные требования к воспроизводимости характеристик ВМГ: разброс в значениях коэффициентов усиления энергии отдельных ВМГ в батарее не должен превышать 15—20%. Замена ЭВП на взрывной размыкатель позволяет построить МИТМ в удобном для эксплуатации варианте при незначительном снижении крутизны фронта токового импульса.
Генерация импульсов высокого напряженияна вакуумном СВЧ-триоде
Современный прогресс в разработке мощных импульсных генераторов когерентных колебаний микроволнового диапазона сделал возможным, в частности, получение в лабораторных условиях интенсивных потоков СВЧ-излучения гигаваттного уровня мощностей при характерной энергии импульса в сотни джоулей [58-60]. Это от-
крывает перспективы использования таких потоков для направленного воздействия на конденсированные материалы и ионосферную плазму, для нагрева плазмы в термоядерных установках, для передачи электроэнергии из космоса на Землю, в радиолокации и связи, для функционального воздействия на клетки живого организма. Успешное решение этих задач связано с дальнейшим продвижением по шкале мощностей и энергий излучения, но уже сейчас это лимитируется возможностями системы электропитания СВЧ-генераторов, в качестве которых обычно используются емкостные накопители, являющиеся сложными, громоздкими и дорогостоящими инженерными сооружениями. В мегаджоульном диапазоне энергий, как указывалось, в частности, в работах [2, 25, 61, 62], реальной альтернативой емкостным накопителям являются взрывомагнитные генераторы (ВМГ). При этом, однако, возникает ряд нетривиальных проблем, вызванных несоответствием масштаба характерных энергий. Дело в том, что типичный уровень удельного высвобождения энергии при детонации КВВ соответствует энергии связи валентных электронов и составляет величину порядка электрон-вольта, в то время как эффективное преобразование энергии электронного пучка в электромагнитное излучение осуществляется в релятивистском диапазоне £ = тес2 - 0,5 МэВ.
В ряде работ перспективным источником когерентного СВЧ-излучения был выбран сильноточный релятивистский генератор - виркатор на основе триода с виртуальным катодом [58], в котором энергия интенсивного релятивистского электронного пучка с достаточно высоким КПД преобразуется в энергию электромагнитного поля при осцилляторном движении электронов в потенциальной яме, создаваемой реальным и виртуальным катодами. Механизмом формирования интенсивного электронного пучка является взрывная эмиссия [63], обеспечивающая на “холодных” катодах значительные (до 106 А/см2) плотности тока и требующая поэтому для своей реализации токов от генератора запитки в единицы или десятки килоампер. Важно, что при этом в виркаторе удается сформировать электронные потоки, интенсивность которых значительно превосходит предельный вакуумный ток без громоздкой системы создания внешнего фокусирующего магнитного поля, и обеспечить рекордно высокие (до 20 ГВт [64]) мощности СВЧ-излучения при крайней простоте генерирующего устройства. Кроме того, в вирка- торных системах удается регулировать частоту излучения от 0,5 до 30 ГГц, формировать диаграмму направленности излучения в телесном угле -20°, а также получать СВЧ-импульсы микросекундной длительности [65].
Вместе с тем физические особенности генерации СВЧ-излуче- ния в триоде предъявляют жесткие требования к системе электропитания, которая должна обеспечить импульсы напряжения з=300 кВ с резким (^1О7 с) фронтом нарастания и импульсы тока
^10 кА. Обычно для реализации таких параметров используют генераторы Маркса с двойной формирующей линией [63]. В схемах с индуктивным накопителем для получения электронного пучка и генерации рентгеновского излучения эффективным оказывается использование электровзрывных прерывателей (ЭВП) [55]. ЭВП являются усилителями мощности электрического импульса, позволяя повысить напряжение в электрической цепи примерно в 10 раз, однако накладывают жесткие требования на источник питания, который должен обеспечить энергию, необходимую для электрического взрыва, за время ^1О5 с.
С этой целью были разработаны специальные высоковольтные взрывомагнитные генераторы [37, 25, 26, 31, 66] спиральной конструкции с осевым инициированием заряда КВВ и малогабаритные генераторы со скользящим контактом. От других ВМГ их отличает способность реализовать импульсы напряжения -50-150 кВ непосредственно на генераторе при небольшом количестве КВВ (^ 1 кг) за счет быстрого (5-15 мкс) изменения большой начальной индуктивности генератора. Конструкция генератора обеспечивает на согласованной нагрузке электрические импульсы энергией несколько килоджоулей и мощностью -10 ГВт.
В экспериментах [55] по взрывной генерации СВЧ-излучения для формирования электрического импульса -350 кВ и согласования импедансов ВМГ и виркатора использовались повышающий импульсный трансформатор с коэффициентом трансформации -4 и обостряющий газонаполненный разрядник. Зарегистрированная мощность излучения (-105 Вт) ограничивалась недостаточной скоростью нарастания электрического импульса. Перемыкание анодно-катодного промежутка ионной плазмой наступало раньше момента достижения критических для мощной генерации электронных токов. Введение во вторичную цепь обостряющей емкости (1-30 нФ) позволило повысить мощность излучения до 106 Вт при длительности -700 нс.
Анализ проведенных экспериментов показал, что для создания на виркаторе электрических импульсов требуемой крутизны нарастания, амплитуды и длительности необходимо использовать ЭВП. В этом случае оказывается возможным работа СВЧ-генератора с низким уровнем энергий в индуктивном накопителе (несколько килоджоулей). В такой схеме питания высоковольтный трансформатор отсутствует.
Экспериментальное оборудование и диагностика
Экспериментальный стенд, на котором проводились эксперименты, был создан на базе электродинамической установки Института проблем химической физики в Черноголовке (ИПХФ РАН). Стенд состоит из взрывной металлической камеры, в которой иро-
Рис. 7.25. Схема установки для генерации СВЧ-излучения
водился подрыв ВМГ; низковольтной батареи конденсаторов (8 кВ, 1,4 мФ) для запитки ВМГ, накопительной индуктивности, электровзрывного прерывателя тока (ЭВП) и обостряющего разрядника, конструктивно размещенных в одном блоке. Все вышеперечисленные составляющие экспериментального стенда подробно описаны в разд. 7.1.5. На выходе блока после обостряющего разрядника подключен виркатор. Для предварительных экспериментов в качестве имитатора ВМГ использовался генератор импульсных напряжений (220 кВ, 0,05 мкФ). Схематически установка изображена на рис. 7.25.
Высоковольтный изолятор триодного генератора. Изолятор размещен в металлическом баке цилиндрической формы, высотой 100 и диаметром 800 мм. Изолятор состоит из 10 секций из оргстекла, между которыми установлены градиентные металлические кольца. С целью принудительного распределения потенциала на наружной поверхности между градиентными кольцами установлены активные сопротивления типа ТВО величиной 1 кОм. Секционированный изолятор размещен между металлическими фланцами, которые стягиваются стержнями из капролона. На высоковольтном фланце укреплен анододержатель, выполненный из нержавеющей трубы, с сетчатым анодом триода на конце. Для оценки работы источника напряжения на нагрузку, представляющую собой триодный генератор, проводятся измерения тока и напряжения в генераторе. Импульс тока, протекающего через катод-анодный промежуток генератора, регистрируется на скоростном осциллографе 6ЛОР-4М. Сигнал снимается с датчиков тока, выполненных в виде пояса Роговского и шунта обратного тока. Для измерения ускоряющего напряжения в триодной системе используется активный делитель напряжения, подключенный к высоковольтному фланцу секциониро-
ванного изолятора. С низкоомного плеча делителя импульс напряжения снимается на осциллограф 6ЛОР-4М.
Триод с .виртуальным катодом. Триодный генератор состоит из металлической вакуумной камеры, по оси которой расположен анододержатель. На конце анододержателя закреплен анод, выполненный в виде сетки, напротив анода устанавливается многоострий- ный взрывоэмиссионный катод. Для вывода СВЧ-мощности из камеры на ее торце установлено окно из оргстекла. При разработке триода для эффективной его работы тщательно выбирались анод, катод и электродинамическая система (геометрия вакуумной камеры), соответствующие параметрам источника питания и формируемого импульса напряжения.
Катод. Было установлено, что длительность импульсов СВЧ- излучения в триоде ограничивается временем перемыкания плазмой анод-катодного промежутка. Уменьшить скорость распространения плазмы и, следовательно, увеличить время перемыкания можно путем улучшения равномерности распределения плазмы по поверхности катода. Такой режим реализуется при многоострийном катоде. Установлено также, что одним из условий достижения высокой эффективности генерации и стабилизации частоты излучения является формирование однородного по сечению электронного тока. В случае отсутствия внешнего магнитного поля наиболее однородные по сечению электронные потоки получаются тоже с помощью многоострийного катода. Не менее важным является и выбор материала катода. Известно, что скорость распространения плазмы на графитовых остриях меньше, чем на остриях из стали и меди. Ранее проведенные эксперименты показали, что использование графитовых остриев позволяет увеличить длительность импульса напряжения по сравнению с медными или стальными. Однако при длительной работе графитового катода наблюдается его значительная эрозия. При больших токах графитовые острия разрушаются и загрязняют вакуумную камеру. Это накладывает ограничения на использование графитовых остриев в катодах триодной системы. Предыдущий опыт работы показал, что при длительностях СВЧ-импуль- сов в сотни наносекунд наиболее оптимальными являются много- острийные катоды с металлическими остриями.
Анод. В триодных системах для генерации импульсов СВЧ-излучения большой длительности используются сетчатые аноды. При этом в зависимости от формы и амплитуды импульса напряжения прозрачность сетки должна иметь вполне определенное значение. Так, для напряжения до 500 кВ с фронтом импульса 20 нс и длительностью импульса 80 нс оптимальной является сетка с прозрачностью 0,7-0,75. При этом диаметр анода Da должен удовлетворять соотношению Da/DK = 1,5, где DK - диаметр катода. Такое соотношение определяется увеличением эффективного диаметра электронного пучка за счет расширения эмитирующей границы катодной
321321Взрывные генераторы...
321
321
плазмы в поперечном направлении. При несоблюдении указанного соотношения часть электронного пучка проходит мимо анода и не участвует в процессе генерации. На уровень мощности излучения существенное влияние оказывают однородность сетки и параллельность ее расположения относительно поверхности катода.
Вакуумная камера триода. Вакуумная камера с расположенными в ней катодом и анодом во многом определяет размеры СВЧ-ге- нератора, и поэтому нахождение оптимального размера камеры — один из основных вопросов. Были проведены эксперименты по влиянию вакуумной камеры на процесс генерации. Объем камеры меняли от 0,03 до 0,4 м3. Дальнейшее уменьшение объема ограничивалось размерами катодного и анодного узлов, электрической прочностью. Уровень мощности излучения был одного порядка, но увеличение объема камеры приводило к изменению величины пускового тока. С увеличением объема камеры увеличивался пусковой ток, что можно объяснить ослаблением обратной связи. Было установлено, что с увеличением обратной связи эффективность генерации возрастает, а пусковой ток уменьшается.
Система регистрации и контроля параметров установки. В экспериментах снимали осциллограммы тока и его производной в цепи BMP, а также тока и напряжения в ветви с ЭВП и полного тока в виркаторе. Напряжение на ЭВП измеряли проволочным малоиндуктивным делителем. Принимались особые меры для подавления помех в измерительных линиях. Для подавления синфазных помех применяли режекторные дроссели в виде отрезков кабелей, намотанных на ферритовые кольца.
Ток BMP и его производную регистрировали поясами Роговского. Регистрация СВЧ-сигнала проводилась с помощью лампового СВЧ- диода типа 6ДЗД. Мощность оценивали по диаграмме направленности излучения с фиксированной длиной волны.
Микросекундные сигналы регистрировались осциллографами С9-3, наносекундные - 6ЛОР-04М.
Для инициирования КВВ использовали установку ВУ-19. Запуск батареи конденсаторов, устройств для инициирования ВВ и регистрирующих приборов осуществлялся генераторами задержанных импульсов ГИ-1 в заданные моменты времени.
Согласование ВМГ и виркаторав бестрансформаторной схеме
В бестрансформаторной схеме с виркатором для исследования режимов генерации СВЧ-импульса были выбраны и оптимизированы конкретные устройства и их параметры.
Принципиальная схема электрической цепи, предлагаемая для запитки виркатора, приведена на рис. 7.26. Здесь ИТ - источник тока запитки. Это может быть емкостной источник энергии, аккуму-
Рис. 7.26. Электрическая схема запитки виркатора
ляторная батарея или ВМГ, использующий первоначальную энергию постоянных магнитов, пьезокерамики, феррокерамики. ВМГ с “перехватом” магнитного потока предназначен для выработки во вторичной цепи электрического импульса с заданными параметрами. ВМГ представлен следующими индуктивно связанными соленоидами: спиралями первичной и вторичной обмоток ВМГ Ц и Г2 и индуктивностью лайнера Lv Индуктивность Lnap - паразитная индуктивность первичной цепи ВМГ. Электровзрывной прерыватель тока (Re - Le), обмотка L2 и индуктивный накопитель LH образуют вторичную цепь. Элементы Кд и Гд моделируют виркатор - нелинейную полезную нагрузку. Ключи S, и S2 - замыкатели ВМГ, S3 - обостряющий разрядник, Соб - обостряющая емкость. Конструкция индуктивного накопителя обеспечивает динамическую устойчивость под воздействием пондеромоторных сил, возникающих при протекании больших импульсов тока. Для снижения электрической напряженности на концах индуктивности надеваются охранные кольца, которые одновременно являются электродами для крепления высоковольтного кабеля от ВМГ, ЭВП, разделительного разрядника.
В момент достижения максимума тока запитки происходит подрыв заряда конденсированного взрывчатого вещества (КВВ). Ключи S, и S2 замыкаются, ВМГ начинает работать. Движение лайнера 2 приводит к изменению индуктивностей Lx-L3 и их взаимоиндуктив- ностей. Во вторичной цепи генерируется электрический ток, а на накопительной индуктивности появляется напряжение. Параметры электровзрывных прерывателей (ЭВП) подбираются таки образом, чтобы взрыв проволочек происходил при максимуме тока во вторичной цепи. При взрыве ЭВП происходит резкий подброс напря-
55Рис. 7.27. Эквивалентная электрическая схема подключения омической нагрузки
5
5
жения, разрядник S3 пробивается, и ток переключается в триод. Оценим параметры этой схемы с целью выяснения требований, предъявляемых к электрическим импульсам, вырабатываемым ВМГ. Главным критерием является получение мощности СВЧ-излу- чения на уровне порядка 1 ГВт.
В настоящее время отсутствует хорошая модель с обратной связью, которая описывала бы зависимость параметров СВЧ-излучения от электрического импульса в триоде. По экспериментальным данным [58] для СВЧ-излучения мощностью 1 ГВт требуются: напряжение на триоде 300-500 кВ, ток / ^ 10 кА, фронт нарастания импульса тф ^ 100 нс и длительность импульса 0,5-1 мкс.
Переключение индуктивного накопителя на вакуумный диод. Для проведения оценок рассмотрим конечную стадию работы схемы рис. 7.26. В связи с тем, что процесс электровзрыва проволочек происходит достаточно быстро (50-100 нс) по сравнению со временем работы ВМГ (5—10 мкс), в первом приближении рассмотрим упрощенную схему на рис. 7.27. В начальный момент t = 0 в постоянной индуктивности Ен накоплена энергия E = Lh/q/2, где /0 - начальный ток в левом контуре цепи. Электросопротивление ЭВП начинает быстро расти от начального значения R^ соответствующего значению начала электровзрыва проводников. Согласно [55] на стадии электровзрыва сопротивление можно аппроксимировать простым законом Re = R^, где величина параметра р = 107 с-1 зависит от скорости вклада энергии. Положим также, что в начальный момент ключ 5 замыкается, подключая нагрузку, которую для простоты заменим активным сопротивлением Ён.
В этом случае цепь описывается системой дифференциальных уравнений:
at
^2=^3» Л=/2+'з>
решение которой
Rh + Re0 RH+RCRh + Re0 RH+RC^н ^Р^-н)
Rh + Re0 RH+RC
Rh + Re0 RH+RC
При этом на нагрузке развивается напряжение
RA Rr + RHRA Rr + RHRH + ^оRH + ^оRH+Re ,RH+Re ,х/?„ I$L„ )х/?„ I$L„ )
RA Rr + RH
RA Rr + RH
RH + ^о
RH + ^о
RH+Re ,
RH+Re ,
х/?„ I$L„ )
х/?„ I$L„ )
максимальное значение которого
(7.2.1)(7.2.1)(7.2.2)(7.2.2)( R -и R ^и /(^£н ^
(7.2.1)
(7.2.1)
(7.2.2)
(7.2.2)
г 7р I R I
^нтах ^н'юР^н^ ^ R y+R^ /(^н )
достигается в момент времени
'тах рП^
Подставив характерные величины р = 5 - 107 с-1, LH » 5 • КН1, R^ « 2,5 Ом, RH ~ 40 Ом, получим, что при токе 710 = 15 кА в нагрузке можно получить напряжение UHmax ~ 500 кВ со временем достижения максимума rmax -100 нс.
Для получения максимального напряжения в нагрузке важное значение имеет выбор величины индуктивности накопителя. Как показывают имеющиеся экспериментальные данные, габариты ВМГ прямо зависят от вырабатываемой энергии на выходе, поэтому зафиксируем начальную энергию в индуктивном накопителе и максимизируем значение 6/нтах относительно величины индуктивности LH. Найдем численное значение индуктивности
L™T~2,5/?H/p. (7.2.3)
Для характерных значений величин Тн = 2 мкГн, при этом для получения в нагрузке напряжения примерно 500 кВ достаточна первоначальная энергия £0 ~ 300 Дж.
Таким образом, использование простых аналитических формул позволяет оценить основные параметры электрического импульса в реальной нагрузке, используя эквивалентное ей омическое сопротивление, а также выбрать величину индуктивной нагрузки и первоначальный запас энергии.
Однако с электротехнической точки зрения вакуумный диод представляет собой переменное сопротивление, уменьшающееся со временем. Его вольт-амперная характеристика описывается законом Чайльда-Ленгмюра:
или Un ^AW^-или Un ^AW^-A^S^ 1-Т2 _Р^'1
или Un ^AW^-
или Un ^AW^-
(dK-vmt)2 \ + Т2 (l-vmt/dj2’
Здесь Ао = 2,3-10-6 А/В3^2 - постоянная, U^ - напряжение на диоде, SK - площадь катода, dK - расстояние между анодом и катодом,
Рис. 7.28. Эквивалентная электрическая схема подключения диода
уменьшающееся со временем, ит - скорость движения фронта плазмы, t - время, Т- коэффициент прозрачности анода для электронов.
Наличие существенно нелинейного элемента в цепи значительно изменяет проведенные выше простые оценки, поэтому были проведены расчеты импульсов напряжения, генерируемых в диоде при переключении на него с помощью ЭВП индуктивного накопителя по схеме, приведенной на рис. 7.28. Эта цепь описывается уравнениями:
А = к + Л-
Численное интегрирование этой системы уравнений было проведено для Р = 3,8-107 с -*. На рис. 7.29 приведены расчетные формы импульсов напряжения в диоде для различных индуктивностей нагрузки при фиксированной величине первоначально запасенной энергии Ео = 450 Дж. Видно наличие оптимальной величины индуктивности =2 мкГн, когда достигаются максимальные напряжения. Уменьшение индуктивности нагрузки приводит к значительному сокращению длительности импульса, что весьма нежелательно. На
Рис. 7.29. Расчетные формы импульсов напряжения в диоде при разной индуктивности нагрузки
/-0,4мкГн; 2-1; J-2; 4-4; 5- 10; 6-20; 7-40мкГн
<710s, В
Рис. 7.30. Расчетные зависимости максимального напряжения в диоде от величины индуктивности нагрузки при различных энергиях
1 - 0,45 кДж, 2 - 1,0,3 - 4,5 кДж
рис. 7.30 приведены максимальные значения напряжения на диоде в зависимости от величины нагрузочной индуктивности для трех фиксированных энергий. При увеличении энергии оптимальные величины индуктивности значительно уменьшаются, что связано с уменьшением эквивалентного сопротивления диода. Для достижения мегавольтного уровня напряжений необходима энергия в индуктивном накопителе £ = 5 кДж, а для реализации напряжения 500 кВ достаточно Е = 1 кДж, что соответствует току /0 = 30 кА в нагрузке £н = 2-1(НГн.
Оценка параметров ЭВП. Проведенные оценки позволяют определить величину запасенной в индуктивном накопителе энергии и оптимальные значения его индуктивности. При этом предполагалось, что проволочки прерывателя достигают стадии собственно взрыва в момент максимума тока запитки от ВМГ. Оценим параметры ЭВП и выясним требования к импульсу запиточного тока. Для этого воспользуемся приближенной моделью электровзрыва [67], в которой весь процесс делится на две стадии: нагрев и собственно взрыв.
Стадия нагрева включает нагрев твердого металла, плавление и нагрев жидкого металла до начальной точки взрыва. Удельное сопротивление материала р = RSH представляется в виде кусочно-линейной функции удельной введенной энергии w = W/(S/), где 5 - на-
чальное сечение проводника, I - его длина. Параметры этой зависимости приведены в [37].
На стадии взрыва происходит взрывное вскипание перегретого металла и резкий рост сопротивления, который можно считать экспоненциальным во времени. Инкремент нарастания сопротивления р зависит от диаметра проволочки и скорости ввода энергии:
где d - диаметр проволочки, уп - плотность тока в начальной точке стадии взрыва, Уо и Вх - параметры модели, постоянные для данного металла и окружающей среды. Величину Уо можно рассматривать как некую предельную “скорость волны потери проводимости” при электровзрыве. Численные значения этих параметров для медных проволок, взрываемых в воздухе: Vo = 2,44 103 м/с, Вх = 2,4 -Ю^ А2/м3. Для оценки необходимого количества N проволочек служит интеграл действия
J l2dt = S2h,
где / = /(г) - ток ЭВП, t„ - “момент взрыва”, S = bhuPH - общее сечение ЭВП, h - “удельное действие”. Величина h слабо зависит от плотности тока, и в интересующем нас диапазоне можно принять для медных проволок в газе
Л = (1,8 ± 0,1)-1017 А2с/м4.
При использовании этой формулы наибольшие затруднения вызывает определение тока, так как обычно известны параметры электрического импульса в отсутствие ЭВП. Как показывают имеющиеся экспериментальные данные, наличие ЭВП уменьшает амплитуду максимального тока в цепи 1т = (0,7 + 0,8) /т0. Оценку интеграла можно проводить по формуле kl^txv где к — множитель, зависящий от формы импульса тока: если она близка к четверти периода синусоиды, то к = 0,5, если близка к треугольной, то к = 0,33.
Для определения необходимой длины проволочек можно использовать зависимость, связывающую пробивное напряжение ЭВП со скоростью ввода энергии:
где I - длина проволок, Uu - пробивное напряжение, уи - плотность тока в начальной точке взрыва, А и В2 - эмпирически определенные константы: А ~ (10 + 2)-103 В/м1/2, В2 = 2,2 • 1018 А2/м3. Величина А за-
висит от подключаемой нагрузки (растет с ростом ее сопротивления). Наиболее неопределенная величина в этой формуле -jB. Можно принять ;„ = (0,8 + LO)yw, гдеут = 1JS.
Как видно из выражения для инкремента р, он уменьшается с уменьшением плотности тока или с увеличением времени протекания тока по проводникам. Для получения достаточно больших значений Р ^ 107 с-1 время протекания тока не должно превышать г„ ^ 10 мкс. Чтобы показать это, примем для простоты, что jlt = у„р тогда kj^ = h. Выразим отсюда у^, подставим его в выражение для инкремента и умножим левую и правую части на гв:
Правая часть этого равенства как функция tjd имеет максимум, когда выражение в скобках равно (-1). Поэтому левая часть тоже ограничена:
prM ^ V^hWY
Полагая к = 0,5 и подставив приведенные выше значения параметров, получим
ргк ^ 130.
Тогда, например, для р = 2 107 с -’, надо иметь гв ^ 6,5 мкс. При заданном времени протекания тока существует оптимальный диаметр проводника, для которого инкремент максимален:
4пт = В1^«1Н.
Этих формул достаточно для оценки параметров прерывателя. Если ток / = 30 кА достигается за 7 мкс, а форма его импульса близка к треугольной, то необходимо взять N ~ 50 проволок диаметром d « 0,05 мм и длиной / ~ 600 * 800 мм.
Оценить энергию, необходимую для электровзыва проводников, можно исходя из того, что при оптимальном их диаметре энергия, потребляемая при взрыве, примерно равна энергии связи Е ~ 50 Дж/мм [67]. В нашем примере полная энергия, потребляемая прерывателем, составляет Е ~ 3 кДж.
Математическая модель. Для подбора оптимальных величин параметров используемых в экспериментах устройств было проведено численное интегрирование уравнений Кирхгоффа для электрической цепи, рис. 7.27, где в качестве нелинейных элементов входят ВМГ, ЭВП, разрядник и виркатор. Последний каскад ВМГ представлен индуктивностями внешнего соленоида Lx и внутреннего соленоида L2, которые уменьшаются при работе генератора в соответствии с положением точки скользящего контакта. В ВМГ с осевым
инициированием индуктивность L^ полагалась постоянной. Лайнер рассматривается как одновитковый соленоид с индуктивностью L^ радиус которого увеличивается в случае его осесимметричного разлета. При торцевом инициировании заряда КВВ лайнер принимает форму, близкую к конической. Предполагалось, что после достижения внутренней спирали лайнер занимает ее место. При этом лайнер можно разбить на три части с соответствующими индуктивностями: покоящийся лайнер L3 , расширяющейся конус Ц и соленоид, занимающий место внутренней спирали L5. Все индуктивности ВМГ связаны коэффициентами связи к^ которые изменяются при работе генератора в соответствии с геометрией соленоидов. В условиях экспериментов времена запитки и работы ВМГ достаточно малы, так что магнитное поле не проникает внутрь лайнера. Тогда магнитные потоки в цепях внутреннего и внешнего соленоидов ВМГ связаны с
соответствующими токами в контурах уравнениями
Ф1= ^ х-^I ;=зФ1= ^ х-^I ;=з+ ^21 к A + ^.v V ^ ^2 ^2 *+ ^21 к A + ^.v V ^ ^2 ^2 *7=37=3'н'н/2 + ks ^Ц Lq 1\./2 + ks ^Ц Lq 1\.
Ф1= ^ х-^
I ;=з
Ф1= ^ х-^
I ;=з
+ ^21 к A + ^.v V ^ ^2 ^2 *
+ ^21 к A + ^.v V ^ ^2 ^2 *
7=3
7=3
'н
'н
/2 + ks ^Ц Lq 1\.
/2 + ks ^Ц Lq 1\.
1 Z ^о + ^21* / ^н7=31 Z ^о + ^21* / ^н7=3Здесь к& — Г ^ 2 — ^кхjk2j К 7=3 ;
1 Z ^о + ^21* / ^н
7=3
1 Z ^о + ^21* / ^н
7=3
Г21*- остаточная индуктивность первого контура, индекс нуль относится к значениям параметров в начальный момент. Потери магнитного потока при работе генератора связаны с наличием точки скользящего контакта в согласии с разд. 6.1.4.
С электротехнической точки зрения виркатор представляет собой вакуумный диод, вольт-амперная характеристика которого описывается законом Чайльда-Ленгмюра с учетом уменьшения промежутка анод-катод dK со временем и прозрачности анода Т [25]:
, А^'ЧХ-ТЪ
V^-Vt^O + T2)'
где SK - площадь катода, V - скорость движения фронта плазмы, Ап — постоянная.
Обостряющий разрядник описывается моделью источника напряжения с экспоненциальным спадом: Ua = U^ exp(-f/zK), где UdO - напряжение пробоя разрядника, гк - время коммутации.
Для описания ЭВП использовалась полуэмпирическая модель [37], в которой различаются три стадии электрического взрыва: стадия нагрева, стадия собственно взрыва и стадия пробоя. Удельное электросопротивление проводников г представляется в виде произ- 330
ведения двух сомножителей: г = рт), где р = р(и ) является функцией удельной введенной энергии и*, а Т| = Т|(и’, /) учитывает неоднозначность зависимости электросопротивления от и*, связанную с инерцией расширения продуктов взрыва. Зависимость r(w) имеет кусочнолинейную форму: р = pz- + РДи’ - и0, i = 1,2,3, 4. Здесь р,, и; - значения величин в точках излома, р, - угловые коэффициенты наклона. Физически точка 1 соответствует комнатной температуре, точки 2 и 3 - началу и концу плавления, точка 4 - энергии связи. Зависимость от энергии второго множителя задается уравнениями
Т| = 1 при и* ^ и 5, dx\!dt = 2т| v(M-)Zdo при и* 2? и’5, где d^ — начальный диаметр проводника, и 5 - точка начала стадии взрыва, у(и’) - функция с размерностью скорости (“скорость расширения”), которая определяется из экспериментальных данных по электровзрыву проволок в £С-контуре. Предлагаемая модель построена по аналогии с моделью “волны испарения” Ф. Бенетта [68]. На каждом шаге интегрирования сравниваются напряжения на прерывателе с пробивными напряжениями продуктов взрыва, выражения для которых брались из работы [37]. При превышении первого по сравнению со вторым происходит пробой прерывателя, его электросопротивление скачком уменьшается до значении, обусловленных ионизацией продуктов взрыва.
Уравнения для электрической цепи рис. 7.27, составленные методом контурных токов и дополненные уравнениями для ЭВП. имеют вид:
1 dr fе dr
момента замыкания клю-момента замыкания клю--Ld ^ = -^ + ии + ud. co6 ^ = Z2 - Л - /4,dw rl^ f/r, dv\v _ rl Nnd^dr S1 dr d0 e S 4
момента замыкания клю-
момента замыкания клю-
Начальные условия задаются для ча S3: /, = 7Ю, Л = /3 = /4 = О, Uc = О,
ю *ю *Л 1-Л 1-Ф 20 — * «о V^1^20^ 1 о •Ф 20 — * «о V^1^20^ 1 о •
ю *
ю *
Л 1-
Л 1-
Ф 20 — * «о V^1^20^ 1 о •
Ф 20 — * «о V^1^20^ 1 о •
В момент пробоя разрядника при U = U^ полагалось /4 = 0 и накладывались условия непрерывности потоков, связанных с контурами.
Программа расчета вышеописанных уравнений MCGWD написана на языке фортран-77. Программа имеет удобный интерфейс ввода и вывода данных. Результаты расчетов по этой программе и сравнение с экспериментами представлены ниже.
Рис. 7.31. Схема эксперимента по генерации импульсов высокого напряжения на виркаторе
/ - ВМГ, 2 - электровзрывной прерыватель, 3 - виркатор
Результаты расчетов и экспериментов. Использование ВМГ с перехватом магнитного потока позволило разработать бестранс- форматорную схему (рис. 7.31) генерации импульсов высокого напряжения на нагрузках диодного типа [25, 26, 37]. Приведенные в предыдущих разделах оценки позволяют сформулировать требования к электрическим параметрам, вырабатываемым ВМГ, для обеспечения на диоде по выбранной схеме необходимых условий для генерации СВЧ-излучения: U = 300 500 кВ, У > 10 кА, тф « 100 нс, т„ = 0,5 ^-1 мкс. Для этого ВМГ должен вырабатывать на индуктивной нагрузке в несколько микрогенри энергию до 100 кДж за время г 5 10 мкс. При применении ЭВП взрывомагнитный генератор должен обеспечить дополнительную энергию для электровзрыва проводников.
Основу схемы составляют: “бустерный" спиральный ВМГ с перехватом потока (выполняющий роль энергетического источника), “быстрый" высоковольтный ВМГ с перехватом потока, взрывающиеся проволочки, газонаполненный разрядник, обостряющая емкость и виркатор. От небольшой емкости Со = 1(М Ф напряжением 3 кВ осуществляется запитка внешней спирали бустерного ВМГ £и, который усиливает электрическую энергию в нагрузке (внешнем соленоиде высоковольтного ВМГ L^ до 5 кДж*. Заряд взрывчатого вещества инициируется таким образом, чтобы замыкание вторичной цепи взрывным ключом S3 произошло в момент максимума тока в £Р При расширении лайнера высоковольтного ВМГ магнитный поток “перехватывается" внутренним соленоидом L2, вызывая появ-
ление тока в цепи электровзрывного прерывателя Rr Высоковольтный ВМГ работает 6-8 мкс, вырабатывая напряжение 50 - 200 кВ при токе до 30 кА. ЭВП представляет собой набор из нескольких десятков (7V = 30 -s- 60) параллельно соединенных медных проводников диаметром d = 40 + 50 мкм длиной / = 0,5 -ь 1 м, помещенных в азот под давлением 0,5 МПа. Геометрические размеры проволочек подбирались таким образом, чтобы максимальная скорость роста их электросопротивления (стадия собственно электрического взрыва) достигалась в конце работы ВМГ. В связи с тем, что конструкции высоковольтных генераторов выдерживали напряжения до 200 кВ, а при электровзрыве они достигали 600 кВ, между ВМГ и ЭВП включалась индуктивность Ln, предназначенная для электрической развязки и накопления энергии. Возникающее при размыкании тока перенапряжение приводит к пробою разрядника Р, и высоковольтный импульс прикладывается к аноду А виркатора, вызывая взрывную эмиссию с катода С, формирование электронного пучка и генерацию СВЧ-излучения.
Были проведены серии экспериментов по генерации на виркато- ре импульсов высокого напряжения, электронного пучка и импульсов СВЧ-излучения с помощью ВМГ. В каждом эксперименте измерялись ток и его производная в индуктивной нагрузке, во внешнем соленоиде высоковольтного ВМГ и в запиточной цепи “бустерного” генератора двумя поясами Роговского или индуктивными датчиками разной чувствительности. Токи через виркатор и ЭВП измерялись малоиндуктивными шунтами, а напряжения — омическими делителями. Регистрация СВЧ-сигнала осуществлялась рупорной антенной с ламповым СВЧ-диодом, которая располагалась на расстоянии 1,5 м от виркатора. Мощность излучения оценивали по диаграмме направленности излучения с фиксированной длиной волны.
Были проведены экспериментальные исследования работоспособности предложенной схемы, ее возможности по формированию импульса напряжения с требуемыми характеристиками фронта, длительности, а также по генерации СВЧ-излучения. В ходе экспериментов оптимизировались параметры ЭВП, накопительной индуктивности, катода, величины промежутка катод-анод и другие параметры.
Для более полного понимания условий генерации СВЧ-колебаний в триоде были экспериментально изучены, а затем проанализированы следующие схемы:
Схема 1: ГИН - разделительный разрядник - виркатор.
Схема 2: ГИН - индуктивный накопитель - ЭВП - разрядник - виркатор.
Схема 3: ГИН - индуктивный накопитель - ЭВП - обостряющая емкость — разрядник — виркатор.
Схема 4: ВМГ - индуктивный накопитель - ЭВП - разрядник - виркатор.
Рис. 7.32. Осциллограммы импульсов напряжения U, тока I и мощности СВЧ- излучения N в опытах по схеме 1
Схема 1. Эксперименты проводились при напряжении ГИНа 350 кВ, пробивное напряжение в разряднике Un = 100 кВ. На рис. 7.32 представлены осциллограммы регистрируемых импульсов. При напряжении в триоде 168 кВ была получена мощность излучения на уровне 10 МВт. Генерация начинается при пусковом токе на уровне 7 кА через 220-240 нс после подачи напряжения на катод-анодный промежуток.
Схема 2. Эксперименты проводились при напряжении ГИНа 350 кВ, пробивное напряжение в разряднике 1/п = 100 кВ, величина накопительной индуктивности L = 2 -ь 12 мкГн, диаметр проволоки ЭВП 0,05 мм, длина проводника 550 мм, число проводников 30. На рис. 7.33 представлены осциллограммы регистрируемых импульсов. Из осциллограммы напряжения ЭВП видно, что при одном и том же ударном напряжении ГИНа за счет накопительной индуктивности и ЭВП напряжение на катод-анодном промежутке увеличилось в 3 раза. Фронт импульса напряжения составлял 60 нс. Амплитуда тока достигала 11,7 кА, однако мощность генерации не превышала 100 МВт. Генерация начинается в момент времени, когда ток достигает максимального значения 11,7 кА (это значительно превышает значение пускового тока 7 кА), и протекает на спаде импульса напряжения и тока.
Схема 3. Эксперименты проводились при напряжении ГИНа 380 кВ, пробивное напряжение на разряднике Un = 370 кВ, величина накопительной индуктивности 1-8 мкГн, диаметр проволоки ЭВП 0,05 мм, длина проводника 550 мм, число проводников 30. На
о 80160240320 t. нс
Рис. 7.33. Осциллограммы импульсов напряжения U, тока Z, и мощности СВЧ- излучения N, а также напряжения ЭВП 1/эвп и тока /эвп в опытах по схеме 2
рис. 7.34 представлены осциллограммы регистрируемых импульсов. Видно, что за счет обостряющей емкости повышается пик напряжения -750 кВ с фронтом нарастания -20 нс. Амплитуда тока достигает 11,7 кА. Однако мощность генерации СВЧ-излучения и момент ее появления существенно нс изменяются по сравнению со схемой 2, в которой отсутствует обостряющий разрядник.
Схема 4. Эксперименты проводились на спиральных ВМГ с перехватом потока двух типов: с осевым инициированием и со скользящим контактом. Параметры экспериментов даны в табл. 7.2. Эксперименты, отмеченные буквой О относятся к осевым генераторам,
Рис. 7.34. Осциллограммы импульсов напряжения U, тока /, и мощности СВЧ- излучения N, а также напряжения ЭВП СЭвП и тока /эвп в опытах по схеме 3
С - цилиндрическим, D - коническим. В эксперименте DI 1, использовались два конических ВМГ, соединенных последовательно. В экспериментах с осевыми генераторами, отмеченных звездочкой, для запитки использовались спиральные генераторы с энергией ~60 кДж. В ходе эксперимента изменялись также энергия запитки, ВМГ, величина накопительной индуктивности и параметры ЭВП.
На рис. 7.35 и 7.36 представлены осциллограммы зарегистрированных импульсов на триоде и ЭВП в экспериментах 018 и D8. В опыте D8 был сформирован импульс напряжения амплитудой 600 кВ с фронтом нарастания ~60 нс, при этом амплитуда тока в вир-
Рис. 7.35. Осциллограммы импульсов на ЭВП (с) и триоде (б) в эксперименте 018 по схеме 4 с осевым ВМГ (см. табл. 7.2)Рис. 7.35. Осциллограммы импульсов на ЭВП (с) и триоде (б) в эксперименте 018 по схеме 4 с осевым ВМГ (см. табл. 7.2)Рис. 7.36. Осциллограммы импульсов напряжения U, тока / и мощности СВЧ-излучения N в эксперименте D8 по схеме 4 с коническим ВМГ (см. табл. 7.2)
Рис. 7.35. Осциллограммы импульсов на ЭВП (с) и триоде (б) в эксперименте 018 по схеме 4 с осевым ВМГ (см. табл. 7.2)
Рис. 7.35. Осциллограммы импульсов на ЭВП (с) и триоде (б) в эксперименте 018 по схеме 4 с осевым ВМГ (см. табл. 7.2)
каторе достигала 15,5 кА, а мощность электронного пучка ~10 ГВт. Однако, как и в схемах 2 и 3, наблюдалось запаздывание начала генерации. Генерация происходила на спаде импульсов напряжения и тока, а ее начало соответствует току, превышающему пусковое значение. Полученная пиковая мощность излучения составила не менее 100 МВт.
В экспериментах серии D (с коническим ВМГ) использовались индуктивности L„ = 4,8 + 8,9 мкГн. Токи, вырабатываемые ВМГ на
Таблица 7.2
Результаты опытов, проводимых по схеме 4
L„. мкГн
Эксперимент
Ео, кДж
кА
Ен, кДж
/, мм — л
1/, кВ
/, кА
N, отн. ед-
8,9
04
28,8
16,2
1,2
540-28
205
3,8
9
8,9
05
32,0
13,0
1,4
470-32
325
7,4
50
8,9
Об
54,0
13,1
0,8
780-46
130
1,5
—
8,9
07
37
13,2
0,8
700-40
155
1,7
—
8,9
08
27,0
16,4
1,2
540-52
175
1,8
—
8,9
09
28,0
16,4
1,2
470-32
270
4,3
10
8,9
О10
27,3
15,2
1,0
540-32
255
5,4
13
8,9
ОН
27,0
16,6
1,2
470-27
320
6,7
22
8,9
012
27,2
14,8
1,0
540-28
210
3,2
1
7,9
018*
53,1
19,9
1.6
620-42
450
11,6
130
7,9
019*
63,0
21,1
1,8
870-54
170
4,2
10
7,9
020*
60,2
23,6
2,2
780-50
250
5,8
30
7,9
D11
3,0
24,0
2,2
680-50
450
10,9
150
4,8
022
16,9
20,7
1,0
720-44
130
3,0
—
4,8
023
22,0
23,0
1,3
720-44
270
7,5
115
4,8
024
31,0
22,4
1,2
720-48
130
2,0
—
4,8
025
29,5
21,4
1.1
620-44
140
3,0
—
4,8
С2
5,0
15,4
0,6
650-44
200
6,5
1
4,8
D1
2,3
22,7
1,2
620-42
200
6,0
1
4,8
D2
3.0
19,1
0.8
550-38
280
3,3
—
4,8
D5
2,5
25,7
1,6
475-42
420
8,0
22
4,8
D6
2,6
26,6
1.7
475-46
430
8,5
2
4,8
D7
3,0
21,7
1,1
720-37
390
9,5
132
4,8
D8
3,4
30,0
2,2
680-50
600
15,5
190
Примечание. LH и Ео - индуктивность и начальная энергия накопителя соответственно, /тах и Е„- ток и энергия на индуктивной нагрузке соответственно, U и / — напряжение и ток в триоде соответственно, N— пиковая мощность СВЧ-излучения, /-длина проволочек ЭВП, п - количество проволочек ЭВП.
индуктивной нагрузке, составили до 30 кА при энергии не более 2 кДж. В ходе экспериментов изменялись также параметры ЭВП и осуществлялся подбор режимов, наиболее выгодных с точки зрения получения высоких напряжений на виркаторе. Энергия, необходимая для взрыва проводников, составляла 2—3 кДж. В результате к виркатору подводились импульсы напряжения до 600 кВ длительностью 180-500 нс и крутизной переднего фронта -60 нс. Амплитуда тока в триоде достигала 16 кА, что соответствует мощности релятивистского электронного пучка -10 ГВт. Пиковая мощность выведенного в атмосферу СВЧ-излучения составила 100-120 МВт на длине волны X = 10 см при длительности сигнала 100-200 нс.
Интересно сравнить два режима, отличающихся протеканием процесса взрыва проволочек. Сигналы импульсов напряжения и то-
I, мкс
t, мкс
/, мкс
Рис. 7.37. Характерные экспериментальные расчетные формы импульсов тока ВМГ (я), напряжения на нагрузке (6), тока на ЭВП (в), тока на виркаторе (г), напряжения на виркаторе и мощности СВЧ-излучения Nb N2 (д) в двух экспериментах по схеме 4
В режиме / пробой ЭВП отсутствовал, в режиме 2 наблюдается пробой и неполное отключение тока
ка на индуктивной нагрузке, ЭВП и триоде, а также огибающие СВЧ-импульсов, полученные в этих двух экспериментах, приведены на рис. 7.37 (сплошные кривые 1 и 2 соответственно). В этих опытах ВМГ вырабатывали импульсы в индуктивной нагрузке с близкими параметрами, однако геометрия ЭВП была подобрана таким образом, что в первом случае пробой ЭВП отсутствовал, а во втором наблюдался пробой и неполное отключение тока. В результате во втором опыте напряжение на триоде в 1,5 раза превышает напряжение в первом опыте, хотя длительность сигналов почти в 1,5 раза меньше. В обоих случаях видно несоответствие моментов достижения максимальных значений напряжения, тока и мощности излучения. Генерация начинается и проходит на спаде импульсов напряжения и тока, что приводит к нестабильности процесса возбуждения электромагнитного излучения в триоде с виртуальным катодом, чем и объясняется сравнительно невысокий уровень полученных мощностей. Все это говорит о недостаточной согласованности элементов схемы в этих двух опытах.
На этих же рисунках приведены расчетные кривые (штриховые) по математической модели, рассмотренной выше. В целом наблюдается вполне удовлетворительное согласие экспериментальных и вычисленных значений. Это делает весьма привлекательным использование данной модели при постановке экспериментов и прогнозировании их результатов.
Таким образом, описанные в данном разделе эксперименты показали работоспособность бестрансформаторной схемы запитки из- лучателя-виркатора от взрывомагнитных генераторов. К виркатору подведены импульсы напряжения до 600 кВ с фронтом нарастания 60 нс при токе до 16 кА. Пиковая мощность выведенного в атмосферу СВЧ-излучения составила ~100-200 МВт при мощности в электронном пучке до 10 ГВт.
В ходе экспериментов обнаружено отличие процесса генерации СВЧ-излучения по сравнению с наблюдаемым в традиционных схемах (когда в качестве источника напряжения используются сильноточные ускорители прямого действия). В качестве накопителя энергии в сильноточных ускорителях применяются ГИНы по схеме Ар- кадьсва-Маркса, а импульс напряжения формируется с помощью двойных формирующих линий и газовых коммутаторов. В экспериментах на ускорителях генерация начинается при пусковых токах не более 10 кА, как правило на переднем фронте импульса напряжения (и импульса тока), а прекращается на спаде импульса напряжения. При длительностях импульса 80-210 нс генерация прекращается в конце импульса напряжения, и длительность импульса СВЧ оказывается сравнимой с длительностью импульса напряжения. В этих экспериментах за время генерации СВЧ-излучения катод-анодный промежуток нс заполняется катодной и анодной плазмой. С момента генерации и до конца процесса генерации катод-анодный проме-
жуток работает в режиме ограничения пространственного заряда. При этом создаются стабильные условия формирования виртуального катода, фазовой группировки и селекции частиц в триоде, что позволяет генерировать в триоде СВЧ-излучение с высокой эффективностью (кпд 10-30%).
В экспериментах по схеме 1 генерация начиналась при пусковом токе 7 кА и протекала обычным образом. Катод-анодный промежуток работал в режиме ограничения пространственного заряда. Об этом свидетельствует зависимость изменения эффективного зазора катод-анодного промежутка за время действия импульса напряжения. Видимо, в случае работы триода непосредственно от ГИНа со временем происходит уменьшение эффективного зазора катод- анодного промежутка, что характерно для взрывоэмиссионных диодов, работающих в режиме ограничения пространственного заряда. Уменьшение зазора за время действия импульса напряжения объясняется перекрытием катод-анодной плазмой промежутка катод-анод. Так как достижение пускового значения тока происходит через 220-240 нс после подачи напряжения на промежуток катод-анод, то за это время плазма успевает заполнить промежуток. Это приводит к нарушению стационарного состояния системы с виртуальным катодом и к снижению эффективности генерации.
В экспериментах по схемам 2-4 процесс генерации начинался при токах значительно больше пусковых и протекал на спаде импульсов напряжения и тока. Генерация на спаде импульса напряжения происходила в условиях нарушения стабильного состояния формирования виртуального катода, группировки и селекции частиц в генераторе, что приводит к нарушению стабильности частоты СВЧ- излучения. Все это резко снижает эффективность генерации. Поэтому уровень мощности генерируемых колебаний при полученных в этих опытах параметрах импульса напряжения и тока был сравнительно невысок. Запаздывание процесса генерации и его начало при токах, значительно превышающих пусковые для данного виркато- ра, очевидно, связано с тем, что до момента генерации в катод-анод- ном промежутке были нарушены условия работы промежутка в режиме ограничения пространственного заряда.
Генерация импульсов высокого напряженияи мощного СВЧ-излучения в схемес формирующей линией
Большинство из действующих мощных наносекундных сильно- точных генераторов созданы на основе одной из двух схем. Первая из них включает в себя высоковольтный микросекундный ГИН по схеме Маркса, несколько последовательных ступеней формирующих линий (ФЛ) и передающую линию с нагрузкой на конце. Дру-
гая - относительно низковольтный ГИН, вакуумный индуктивный накопитель, энергия которого переключается на нагрузку с помощью плазменного эрозионного размыкателя тока (ПЭР). К достоинствам генераторов, реализованных по первой схеме, можно отнести эффективную энергопередачу от ГИН в нагрузку (40-50%) и значительное увеличение выходной мощности по отношению к мощности ГИН (в 3-5 раз), к недостаткам — большие размеры высоковольтного ГИН и формирующих линий. Достоинства генераторов, действующих по второй схеме, очевидны — отсутствие формирующих линий и систем их обеспечения и надежный в работе низковольтный ГИН. Однако существенным недостатком генераторов данного типа является относительно низкая величина сопротивления ПЭР в фазе передачи энергии в нагрузку. Последнее приводит к тому, что в большинстве случаев такой прерыватель позволяет достаточно быстро (< 100 нс) нарастить ток в нагрузке, но без существенного увеличения выходного напряжения и мощности по отношению к аналогичным характеристикам ГИН и при низкой эффективности энергопередачи (~ 10%).
Прерыватель на основе электрического взрыва проводников (ЭВП) лишен этого недостатка и позволяет в аналогичной схеме без особых проблем увеличить напряжение на нагрузке в 5-6 раз по отношению к напряжению на выходе ГИН. Стремление уменьшить массо-габаритные характеристики системы генерации наносекунд- ных сильноточных импульсов привело к использованию ВМГ с индуктивным накопителем энергии (ИНЭ) в виде соленоидальной катушки, для вывода в нагрузку энергии из которого используется электрический взрывной прерыватель тока (ЭВП). Такая система в качестве источника для генераторов микроволнового излучения [58] рассмотрена в [25].
Как показали приведенные в этих работах результаты экспериментов, микроволновая генерация происходила с аномально большим запаздыванием на спаде тока, при токах, значительно больших пусковых. Проведенный анализ этих резко снижающих эффективность генерации явлений в [69] показывает, что основная причина кроется в низком качестве формируемого пучка электронов вследствие нестабильности ускоряющего напряжения и высокого выходного сопротивления источника с сосредоточенной индуктивностью. Включение между катушкой и разрядником промежуточной емкости, предложенное в [70], несколько улучшает ситуацию, но и увеличивает габариты устройства. Поэтому в данном разделе описана попытка вернуться к использованию ФЛ, только уже в виде одинарной кабельной линии. При этом учитывалось, что в связке с однократно используемыми ВМГ и ЭВП, импульсно заряжаемый коаксиальный кабель может быть значительно перегружен по напряжению. Одновременно вставала дилемма выбора способа зарядки кабельной ФЛ: напряжением, как рассмотрено в [69], или током, как
предложено в [71]. В результате элементарного анализа этой проблемы приоритет был отдан второму пути. Действительно, хотя результаты, приведенные в [69], свидетельствуют об относительно высокой эффективности зарядки емкостной нагрузки, однако, поскольку используется одинарная ФЛ, при равном напряжении на нагрузке в первой схеме напряженность электрического поля в линии оказывается в 2 раза больше. К преимуществам зарядки линии током следует отнести также то, что в этой схеме линия совмещает в себе функции ИНЭ.
Ниже приводится описание основных элементов многоцелевого компактного генератора мощных наносекундных сильноточных импульсов (ГМНСИ), созданного на основе схемы с запитываемой током ВМГ формирующей линией с твердым диэлектриком, и предварительные результаты экспериментов по запитке с его помощью двух нагрузок: “быстрой” ФЛ (БФЛ) с жидкостным диэлектриком и отражательного триода.
Конструкция генераторананосекундных импульсов
Конструктивно генератор состоит из заполненного тщательно очищенным трансформаторным маслом объема, внутри которого находятся наполненный воздухом диэлектрический пенал с ЭВП, обостряющий разрядник и омический делитель напряжения. Для запитки вакуумных нагрузок в генераторе предусмотрен секционированный проходной изолятор, а для работы с нагрузками, заполненными жидким диэлектриком, - изолятор из оргстекла. Масляный объем имеет четыре кабельных ввода, позволяющих варьировать волновое сопротивление ФЛ, и газовый ввод для регулировки давления в обостряющем разряднике. Кроме того, генератор имеет устройства для вакуумной откачки, заполнения и слива масла, измерения давления и компенсации температурного расширения масла. Конструкция спроектированного ускорителя позволяла решить вопрос о месте подключения источника тока зарядки линии двумя способами. На рис. 7.38 показаны электрические схемы генератора с различными способами включения ВМГ. Схема на рис. 7.38,а предполагает низкую индуктивность передающей линии (ПЛ). После срабатывания ПТ и пробоя разрядника энергия, “застрявшая” (отсеченная) в индуктивности ПЛ и в “невыведенной” индуктивности ВМГ, медленно диссипирует в ПТ и не вызывает дополнительной эрозии электродов (анода и сетки) триода. Эта схема в основном использовалась в экспериментах с емкостным накопителем (ЕН) с короткой ФЛ. Для экспериментов с ВМГ более эффективна оказалась схема рис. 7.38,6, в которой ФЛ выполняет роль передающей линии от ВМГ, располагаемого во взрывной камере. При этом возникают более жесткие требования к числу импульсов и к
Рис. 7.38. Принципиальная электрическая схема генератора мощных сильно- точных наносекундных импульсов на основе ФЛ, запитываемой током ВМГ
величине невыведенной к моменту срабатывания ПТ индуктивности ВМГ (с увеличением этой индуктивности растет пиковое напряжение на фронте волны, отраженной от нагруженного на эту индуктивность в конце ФЛ).
Процесс запитки ФЛ до начала резкого возрастания сопротивления ЭВП почти не отличается от запитки катушки с индуктивностью L = ZQte (Zo - волновое сопротивление ФЛ, fe - ее электрическая длина), так как характерное время на этом этапе значительно больше двойной электрической длины ФЛ. После срабатывания ЭВП запасенный в ФЛ ток переключается в нагрузку и, если постоянная времени ЭВП т < te, то на нагрузке формируется импульс напряжения UL = I^^ZJ^Z^ + Z^ длительностью 2te (/0 — ток, запасенный в линии к моменту электрического взрыва, ZL — импеданс нагрузки). При согласованной нагрузке ZL = Z^ напряжение UL = 1ДД. Следовательно, такой генератор ведет себя как инвертирующая на входном конце одинарная линия, первоначально заряженная до напряжения (/0 = /oZo.
Основным энергоисточником данного генератора наносекунд- ных импульсов является ВМГ, использование которого делает этот генератор рекордным по удельномассовым характеристикам. Для поисковых исследований и наладочных операций, требующих многократных пусков, в состав ГМНСИ введен ГИТ. Исходные параметры ГИТ выбирались из условия моделирования работы ВМГ на высокоимпедансные нагрузки с помощью емкостного накопителя. Эти условия сформулированы в [57] и состоят в равенстве эффективного времени протекания тока через ЭВПТ и магнитных потоков в ИНЭ в момент старта электрического взрыва. ГИТ состоит из четырех маслонаполненных блоков, внутри которых расположены по четыре конденсатора типа ИК-100/0,4 и по тригатрону. Максимальная запасаемая энергия ГИТ 32 кДж при напряжении зарядки 100 кВ.
Взрывомагнитные генераторы. В качестве взрывного источника выбран двухкаскадный ВМГ (2КВМГ) с предусилителем (ПУ) и оконечным каскадом в виде динамического трансформатора (ДТ). По результатам многочисленных публикаций, начиная с [20], такой
ВМГ обеспечивает в интересующем нас диапазоне энергий (до нескольких десятков килоджоулей) наиболее оптимальные условия зарядки ИНЭ. 2КВМГ позволяет реализовать малые эффективные времена протекания тока через ЭВП при высоких значениях коэффициента усиления энергии. Наиболее ярко преимущества 2КВМГ проявляются в схеме с ФЛ, так как в данном случае ИНЭ (ФЛ) не может быть совмещен с импульсным трансформатором, т.е. исключается реализация эффективного трансформаторного индуктивного накопителя.
Для выбора оптимальных параметров 2КВМГ прежде всего следует решить вопрос о величине индуктивности заряжаемого им ИНЭ. Для этого были использованы результаты численных многофакторных оптимизационных расчетов, проведенных для диодной нагрузки в [71], а для емкостной - в [69]. В этих расчетах применяли простые математические модели основных элементов ГМНСИ (в частности, для ВМГ использовалась электротехническая модель [15]), причем учитывали не только величину, но и поведение импеданса этих нагрузок. Для диодной нагрузки характерно падение импеданса по времени, а для емкостной — напротив, увеличение его по мере зарядки емкости. Для зарядки быстрой линии с емкостью С = 2 нФ при времени зарядки 200 нс ( эффективный импеданс ~102 Ом) выбрана кабельная линия с Zo = 50 Ом, электрической длиной 80 нс, индуктивностью 4 мкГн (один кабель РК-50-24 длиной 16 м). В экспериментах с вакуумным диодом (эффективный импеданс -20 Ом) была применена кабельная линия с Zo = 25 Ом, электрической длиной 40 нс, индуктивностью 2 мкГн (два кабеля длиной 16 м).
Для детального расчета 2КВМГ оптимальной конфигурации (с минимальной массой ВВ) возможности электротехнической модели крайне ограничены. Эта нуль-мерная модель ВМГ безоговорочно предполагает, что в каждый момент времени ток, индуцированный в арматуре, локально совпадает с токами спирали, поэтому она приемлемо описывает законы изменения индуктивностей для медленно меняющегося по длине спирали шага. Для оптимального 2КВМГ характерны высокие напряжения между лайнером и спиралями и, следовательно, высокие значения dUdt как для предусилителя, так и для ДТ. Поэтому для таких расчетов была создана (см. разд. 6.2) компьютерная программа, в основу которой положена декомпозиционная модель [15]. Результаты расчетов по данной программе позволили более обосновано подойти к выбору конструкции и параметров 2КВМГ. Шаг, толщина изоляции провода и длина первой из трех секций предусилителя ПУ определяются напряжением спираль-лайнер. На рис. 6.8 представлены расчетные кривые распределения напряжения спираль-лайнер Uc_a по длине ПУ в моменты последовательного отключения витков трехсекционной спирали 2КВМГ движущимся со скоростью детонации КВВ конусом раскрыв-
шегося лайнера. Максимум напряжения U^ приходится на момент отсекания лайнером 32-го из 38 витков спирали первой секции и прикладывается к третьему витку второй секции. Отношение величины U^ к значению электродвижущей силы lxdLx!dt в этот же момент времени составило 0,57.
Комбинация шагов и длин второй и третьей секций определяется допустимым напряжением холостого хода Uxx на вторичной обмотке ДТ. При расчете Uxx достаточно учитывать только напряжение Mdljdt, поскольку значения dMIdt и dL2X/dt до момента достижения максимума напряжения Uxx пренебрежимо малы (Л/ - взаимная индуктивность первичной и вторичной обмоток ДТ, L2X —индуктивность первичной обмотки). Максимальное напряжение между спиралью ДТ и лайнером для рассматриваемых длин ДТ не превышает напряжения нагрузки.
Форма спирали ДТ влияет на его параметры. Если принимать во внимание не заданное априори время работы ДТ, которое было отправной точкой в разд. 6.3, а оптимальное время вывода индуктивности вторичной обмотки, как это сделано для цилиндрической формы спирали в [53], то вычисления по данной программе в сходных условиях показывают, что индуктивность вторичной обмотки в момент перехвата магнитного потока для конической спирали оказывается выше на 20-30%. Тем самым коэффициент усиления энергии ДТ будет увеличен на 10-15%. Однако это увеличение эффективности не компенсирует технологическую сложность изготовления конической спирали. Тем более, что при этом в 1/(1 — tgO/tga) раза уменьшается допуск (для исключения перескоков точки контакта спирали и лайнера) на смещение оси лайнера относительно оси спирали (6 - угол наклона спирали, a — угол раскрытия лайнера). Для 0 = 5° при a = 15° этот допуск уменьшается почти в 2 раза. Кроме того, увеличиваются фазовая скорость скольжения точки контакта лайнера со спиралью (увеличиваются контактные потери) и напряжение холостого хода Uxx.
В рассматриваемом двухкаскадном 2КВМГ оказалось целесообразно отказаться от замыкателя в виде металлического диска, поскольку даже в секционированном варианте в результате экранирования спирали диском начальная индуктивность ПУ заметным образом уменьшается. Для предотвращения такого явления конус расширяющегося лайнера в данной конструкции замыкает контур спирали в точке ее начала. При этом до момента такого замыкания одновременно происходит усиление тока как за счет магнитной кумуляции, так и в результате продолжающегося разряда ЕН начальной зарядки. Установлено, что существует оптимальное время задержки инициирования заряда ВВ, расположенного в лайнере, относительно старта разряда ЕН. 2О-расчеты выявили также существование вполне определенного оптимального времени го создания первона-
Таблица 73
Оптимизация геометрических параметров 2 КВМГ и результаты экспериментов для двух случаев запитки
Вариант
^ИНЭ' мкГ
А.з.
ММ
^221» ММ
^222» ММ
^223’ ММ
1 кзпт» кА
^кзпт* кДж
К1
Запитка ВД
2.2
10
10
50
3
121,8
15J8
30,6
Запитка БФЛ
4.2
12
20
40
2
71,4
10,5
20.1
чального магнитного потока в ПУ. Действительно, при увеличении to (уменьшении напряжения зарядки ЕН) увеличивается время диффузии магнитного поля в полость лайнера и тем самым увеличивается начальная индуктивность ПУ. С другой стороны, одновременно при этом растут омические потери в спирали и лайнере за счет увеличения интеграла тока зарядки.
Уменьшение индуктивности нагрузки 2КВМГ влечет за собой увеличение токовой составляющей в магнитной энергии ИНЭ и для снижения омических потерь требует увеличения токовой поверхности на конечных витках вторичной обмотки (увеличения шага). Ввиду трудоемкости изготовления высоковольтной спирали переменного шага прибегают к ее секционированию. Расчеты показали, что при этом происходит выравнивание напряжения по виткам такой спирали, и при заданном максимальном рабочем напряжении провода спирали выходная энергия ДТ может быть увеличена. Однако при этом увеличивается эффективное время его работы.
Оказалось целесообразным также для уменьшения напряжения холостого хода ввести на начальном участке спирали вторичной обмотки ДТ короткую секцию большого шага (фактически распределенный замыкатель). Оптимальная для каждой величины индуктивности нагрузки длина замыкателя уменьшается с уменьшением индуктивности нагрузки.
В табл. 13 представлены результаты оптимизационных расчетов геометрических параметров 2КВМГ и результаты проведенных экспериментов с такими 2КВМГ в режиме короткого замыкания ЭВП для двух случаев: запитки вакуумного диода (ВД) и быстрой формирующей линии БФЛ. В таблице указаны лишь те параметры, которые различны для этих генераторов. Общими для них являются следующие: наружный диаметр лайнера 39,6 мм, толщина стенки 1,8 мм, диаметр цилиндрической спирали 80 мм. Предусилитель ПУ состоит из трех секций равной длины /н = = ^12 - ^13 = 60 мм. Шаг первой секции hn= 1,6 мм, второй - Л|2 = = 5 мм (три захода), третьей — hX3 (шесть заходов). Начальная индуктивность ПУ Lo = 108 мкГн. В ПУ максимальное напряжение “лайнер-спираль” Uc_a = 19 кВ. Шаг и длина первичной обмотки
ДТ A2i= 23 мм, /2, = 90 мм. Вторичная обмотка ДТ трехсекционная. Шаг первой секции длиной /22| — Л22Ь второй секции длиной /222 - /?222, третьей секции длиной /223 - Л223. В табл. 7.3 Ку — коэффициент усиления энергии 2КВМГ, WK3nT и 7Кзпт — магнитная энергия и ток в индуктивном накопителе энергии генератора (в режиме короткого замыкания проволочек ЭВП). Начальная магнитная энергия в ПУ около 0,5 кДж.
Электровзрывной прерыватель тока. В работе рассматриваемой схемы ГМНСИ многое зависит от поведения сопротивления ЭВП, которое в свою очередь, может зависеть от какого-либо макропараметра (интеграла действия тока, критерия приведенной скорости нагрева, удельной введенной в проводник энергии wc). Так как компьютерные расчеты ЭВП в схемах с ВМГ проводятся с использованием интерполяционных формул поведения сопротивления, полученных в результате обработки многочисленных экспериментальных данных исключительно в £С/?-контурах, то такие расчеты, естественно, не гарантируют правильный результат. Необходима экспериментальная проверка с возможной дальнейшей корректировкой расчетных формул. Такая проверка, выполненная, например, в [57] показала аргументированную возможность распространения этих формул на случай альтернативных источников накачки. Для рассматриваемой схемы при любом источнике накачки (аккумуляторная батарея, емкостной накопитель, ВМГ) неминуема стадия преобразования первичной энергии (химической, электрической, электрохимической и т.д.) в магнитную энергию. Такой процесс наиболее естествен для ВМГ, который сам производит магнитную энергию. Дело осложняется тем, что, в отличие от ЕН, когда в схеме имеется один нелинейный элемент (ЭВП), ВМГ сам является нелинейным элементом, что затрудняет получение обобщенных зависимостей. Для £С/?-контуров достаточно далеко продвинуты методы физического моделирования, в частности, для работы на емкостную нагрузку.
В работе [54] на основе теорий подобия и размерности выработаны основные принципы: 1) запасенную в ИНЭ энергию можно вывести во внешнюю цепь, если к моменту ее подключения в проводник вложена достаточно высокая удельная энергия, и проводник длиной / выдерживает возникающее напряжение; 2) в стадии собственно взрыва сопротивление и перенапряжение имеют максимум при wc = wcy6jI, где wcy6jl - энергия сублимации (при wc < ^субл низка скорость изменения плотности металла, а при wc > wcy6jI влияют ионизационные явления). Эти положения позволили авторам [72] предсказать пути повышения эффективности: 1) осуществить принцип “согласованного” взрыва, в котором энергия полностью выделяется в проводнике за первый импульс тока, и к началу второй стадии взрыва первичный емкостной накопитель разря-
U, MB; Т)
Рис. 7.39. Расчетные зависимости эффективности передачи энергии из ИНЭ в емкость С/, пикового зарядного напряжения Uc и напряжения пробоя U^ от длины ЭВПТ для С, = 2 нФ
Первичный источник - 2КВМГ, диаметр проволок 0,14 мм, число проволок 8, напряжение срабатывания разрядника 200 кВ
жен полностью; 2) обеспечить более раннее по сравнению с точкой начала электрического взрыва (т.е. при большем токе в индуктивности) подключение нагрузки; 3) использовать прерыватель меньшей длины для сохранения достаточно высокой плотности введенной энергии. Можно утверждать, что в полной мере эти пути (естественно, кроме первого пункта) следует применять в случае использования ВМГ.
В [50] представлены результаты численного моделирования ГМНСИ рассматриваемого типа, полученные с использованием математических моделей ЭВП, изложенных в [48, 49]. Если задача определения площади поперечного сечения проводников, необходимой для старта взрывной стадии работы ЭВП в пределах времени работы ДТ, не вызывает затруднений, то вопрос об оптимальной длине проводников требует проведения дополнительных экспериментальных исследований. На рис. 7.39 показаны расчетные зависимости пробивного напряжения для ЭВП (/пр по [49], пикового зарядного напряжения Uc и коэффициента передачи Т| энергии из ИНЭ в емкость ФЛ для двух ее значений (2 и 20 нФ) в зависимости от длины проводников ЭВП.
Из представленных результатов становится очевидной предпочтительность работы в области значений пиковых напряжений, превышающих напряжение пробоя.
Ударная зарядка быстрой формирующей линии
Для проведения экспериментов по ударной зарядке быстрой ФЛ она была спроектирована из условия минимального объема. Это условие выполняется при использовании в качестве основной изоляции диэлектрика с максимальным значением с£„р’ гДе £ — диэлектрическая проницаемость, £пр - импульсная прочность диэлектрика. В результате была выбрана дисциллированная вода, так как при ударном характере воздействия высокого напряжения вода имеет высокую электрическую прочность и не требует тщательной деионизации. Эффективная емкость БФЛ составила 2 нФ, волновое сопротивление Zo = 3 Ом, а ее электрическая длина 5 нс. На рис. 7.40 представлены осциллограммы токов в первичной обмотке 7Н вторичной обмотке /2, а на рис. 7.47 осциллограммы напряжения Uc на БФЛ, измеренного с помощью омического делителя напряжения, и производной тока dlldt через ЭВП (восемь медных проволок диаметром 0,14 мм и длиной 600 мм). В эксперименте вместо 2КВМГ использовался только ДТ, а ПУ имитировался емкостным накопителем (С = 250 мкФ, Uo = 10,5 кВ). Делитель напряжения был подключен в цепи нагрузки перед газонаполненным разрядником, настроенным на срабатывание при напряжении около 200 кВ.
Как видно из осциллограмм рис.7.41, в момент пробоя разрядника параллельно ЭВП происходит подключение незаряженной емкости, т.е. фактически ПТ шунтируется малоиндуктивной цепью. По мере зарядки емкости током, переброшенным в нее из ЭВП, импеданс этой цепи увеличивается, ток зарядки уменьшается, и напряже-
Рис. 7.40. Осциллограммы токов в первичной (7) и вторичной (2) обмотках
Рис. 7.41. Осциллограммы напряжения на БФЛ U и производной тока dlldt через ЭВПТ
ние на емкости достигает максимального значения ( в данном эксперименте и^™ = 788 кВ). Уменьшение тока зарядки происходит также и вследствие возобновления тока в ЭВП из-за пробоя продуктов электрического взрыва проволок, поскольку их длина была выбрана на 20-30% меньше критической .
Результаты проведенных экспериментов показали, что режим зарядки ФЛ с пробоем проводников ЭВП наиболее оптимален. Всего же с зарядкой БФЛ от 2КВМГ было проведено пять экспериментов, разброс амплитуды напряжения зарядки БФЛ не превышал 10%, что свидетельствует о хорошей воспроизводимости результатов. Следует отметить, что выбор параметров ЭВП производился как с помощью численного моделирования, так и с использованием анализа результатов предварительных экспериментов с первичным емкостным накопителем, моделирующим ВМГ.
Работа на диодную нагрузку
Иллюстрацией работы ГМНСИ с первичным источником 2КВМГ на диодную нагрузку являются осциллограммы тока /д, напряжения t/д вакуумного диода и мощности электронного пучка, а также некоторого эффективного сопротивления диода (/?д = UJl^,
Л ГВт; 0,17?д, Ом
Рис. 7.42. Осциллограммы тока /д, напряжения U^ эффективного сопротивления R^ вакуумного диода и мощности электронного пучка электронов Р
представленные на рис.7.43. ЭВП содержал 39 проволок диаметром ОД мм длиной 0,7 м. Вакуумный диод имел графитовый катод диаметром 102 мм, зазор между анодом (сетка с прозрачностью порядка 0,7) и катодом равнялся 14,5 мм. В области максимальной мощности (более 18 ГВт) среднее эффективное сопротивление диода составило примерно 20-30 Ом, что вполне согласуется с волновым сопротивлением кабельной ФЛ. Интегральная энергия пучка электронов составила 2,6 кДж. В качестве диодной нагрузки был использован отражательный триод. Замеренная с помощью калориметра импульсного излучения [73] энергия микроволнового излучения составила 10,8 Дж.
Как показали проведенные опыты, кабель РК-50-24 выдерживал несколько десятков нагружений импульсами наносекундной длительности субмегавольтного диапазона. ГМНСИ продемонстрировал хорошую стабильность работы. Отклонение мощности пучка при одних и тех же начальных условиях не превышало 3%, что соответствовало точности измерения зарядного напряжения первичного ГИТ, с помощью которого проверялась стабильность устройства.
Таким образом, была показана целесообразность создания генератора мощных наносекундных сильноточных импульсов с одинарной формирующей линией с твердотельным диэлектриком, которая запитывается током многокаскадного ВМГ с оконечным каскадом в виде динамического трансформатора. На ее основе разработан и был запущен в эксплуатацию универсальный компактный генератор, демонстрирующий привлекательные стороны такой схемы. Эксперименты по работе такого генератора на емкостную и диодную нагрузки подтвердили обоснованность заложенных предположений и расчетов.
Генерация импульсов высокого напряженияи мощного СВЧ-излучения при работе ВМГ на триодс виртуальным катодом в трансформаторной схеме
Анализ исследований и разработок
Трансформаторная схема согласования ВМГ с высокоимпедансными нагрузками (например, с виркатором) выглядит перспективной для получения пролонгированных импульсов излучения (до 1 мкс). При этом используется повышающий трансформатор с переключателями для формирования на нагрузке заданного импульса напряжения. ВМГ (с перехватом потока) работает на небольшую индуктивную нагрузку (< 1 мкГн), с энергией на выходе в несколько десятков килоджоулей.
Как следует из схемы на рис.7.43, формирователь импульсов содержит два контура, один из которых (ВМГ — L|T) с момента работы ВМГ и до начала размыкания прерывателя R3 обеспечивает ввод тока в индуктивный накопитель, а второй (Г2т-/?н) при размыкании ЭВП и срабатывании разрядника Р формирует импульс напряжения с требуемыми параметрами. До момента размыкания прерывателя Rd (режим короткого замыкания) максимальные значения токов в контурах, время нарастания тока до максимального значения, при котором происходит взрыв проводников ЭВП, определяется параметрами первичного источника энергии (ВМГ), индуктивностью Гикк = ^1т0 -^2) катушки первого контура при коротком замыкании второй катушки, коэффициентом связи между катушками к и коэффициентом п = Л/Г2т/Г1т. При размыкании прерывателя R3 и срабатывании разрядника Р происходит переключение тока индуктивности Ггткз = ^2т0 ~^2) и длительностью t ~ Г2ТКЗ / ^н (^2ТКЗ - индуктивность второй катушки при коротком замыкании первой).
Таким образом, разделение цепей ввода энергии в индуктивный накопитель и вывода энергии в нагрузку позволяет при оптималь-
Рис. 7.43. Схема формирования импульса напряжения
LlT. /.1т - индуктивный накопитель. Рэ - электровзрывной прерыватель. Р - обостряющий разрядник: RH - сильноточный диод виркатора
Lu
Гис. 7.44. Электрическая схема замещения ВМГ с трансформатором
ных режимах работы первичного источника энергии (ВМГ) и ЭВПТ формировать на нагрузке импульсы напряжения требуемой амплитуды и длительности.
Если L|T индуктивность первичной обмотки трансформатора, LT -индуктивность ВМГ, L] = LT + LXn LH - индуктивность нагрузки, L2t - индуктивность вторичной обмотки трансформатора, £2= = LH + L2n МХ2 - взаимоиндуктивность первичной и вторичной обмоток, М12 = кл[1А.гЬ2т, к - коэффициент связи, Rx, R2 - омические сопротивления контуров, то эквивалентная схема ВМГ (рис. 7.44) с трансформатором описывается уравнениями:
dlL^/dt + R^ + MX2dl2/dt = O,
L^d^ / dt + R2I2 + Mx2dlx I dt = 0.
В работе [86] представлены результаты анализа зависимости конечной энергии ВМГ и нагрузки от трех безразмерных параметров: / = Lx!Lx.n кЕ = WIW№ ктр = ^,7%.
При Rx = 0
ZG+o)-^ак1 ( к1 )
Е\ + а-к2 ’ тр (l + a-A2)2(1 + aj’
где а = LJL2t. Максимум А^, достигается при a = 1 - А2:
к^" = 0,25(1 - а)2[/ - (1 - а)2 /(1 + а)] / а.
При заданном А^т необходимое значение а достигается подбором Гн за счет L|T и МХ2. Если А = const, то МХ2 = A[A^TZ^T(1 - А2)]0,25. При Rx=0 для достижения А.ф = А.фах необходимо выбрать Мх2 =А[Г1тГ2т(1-А2)]0,5.
В работе [75] проведен анализ согласования работы ВМГ с трансформатором на индуктивные и омические нагрузки. Показано, 354
что без учета влияния взаимоиндуктивности с возможной в опыте
металлической взрывной камерой максимум энергии в нагрузке оп
ределяется функцией/=/{Е1т. L1TY
При L2i = const оптимальное значение для LXl есть (£,.,/£„) = = (1 + а)/(1 + а - А), где L„- индуктивность вывода тока из взрывной камеры. Соответствующий максимум функции/(Г|т. L2r) равен
/Г/Гаа1 + а1 + а,0.5,0.52(l + a)La(l + a-A’)J2(l + a)La(l + a-A’)J
/Г
/Г
а
а
1 + а
1 + а
,0.5
,0.5
2(l + a)La(l + a-A’)J
2(l + a)La(l + a-A’)J
При Lx r = const оптимальное значение для Г2г равно: (Г21/ГН)О||Т - = (1 + Р)/( 1 + Р - А-’Р), где Р = LVvILv
Оптимизация по величинам индуктивности обмоток LXr и L2r достигается при LxJLtt = L2JLH = (1 - А2)-*1-. В этом случае Л^О^/О + л^2").
Таким образом, если трансформатор оптимизирован по обеим обмоткам, эффективность системы не зависит от величины нагрузки, но сильно зависит от коэффициента связи.
При оптимизации трансформатора но мощности было показано [74], что оптимальные значения индуктивности L2r, вычисляемые из условий достижения максимальной энергии и максимальной мощности, совпадают, а для обмотки Lx г — отличаются в 2 раза. Однако выбирая для LxJLn некоторое среднее значение, можно практически обеспечить выполнение обоих условий.
В работе [75] был проведен также подобный анализ работы ВМГ на индуктивную нагрузку при установке трансформатора внутри взрывной камеры. Показано, что генератор с трансформатором внутри взрывной камеры по эффективности передачи энергии на порядок превосходит генератор с трансформатором вне камеры. В этом случае первичная обмотка трансформатора должна иметь по возможности меньшую индуктивность, а для индуктивности вторичной обмотки имеется оптимальное значение.
Наиболее простая система “ВМГ — трансформатор — нагрузка", в которой число независимых переменных существенно сокращено, была рассмотрена в работе [76]. Если LXv L2v Гн - соответственно индуктивности первичной и вторичной обмоток трансформатора и нагрузки и если активные сопротивления первого и второго контуров малы (/?, = Ri = 0), то решение системы уравнений, описывающих процессы в контурах, дает:
Таблица 7.4
Зиачеиия *тр при изменении параметров а и к [761
а
0,5
0,6
0,7
0.8
0,85
0,9
0,02
0,006
0,01
0,018
0,033
0,047
0,076
0,05
0,014
0,025
0,042
0,07
0,105
0,16
0,1
0,027
0,044
0,073
0,13
0,17
0,25
0,2
0,043
0,071
0,12
0,19
0,25
0,35
0,4
0,062
0,099
0,15
0,24
0,3
0,39
0,7
0,07
0,11
0,17
0,25
0,3
0,37
1.0
0,071
0,11
0,16
0,24
0,28
0,34
2,0
0,06
0,09
0,13
0.18
0,21
0,25
5,0
0,036
0,053
0,074
0.099
0,11
0,13
10,0
0,021
0,03
0,042
0,056
0,063
0,071
а
0,95
0,98
0,99
0,995
0,999
0,02
0,15
0,32
0,48
0,65
0,89
0,05
0,29
0,46
0,67
0,79
0,91
0,1
0,42
0,63
0,74
0,82
0,89
0,2
0,51
0,67
0,74
0,79
0,82
0,4
0,52
0,62
0,67
0,69
0,71
0,7
0,47
0,53
0,56
0,57
0,59
1,0
0,41
0,46
0,48
0,49
0,5
2,0
0,29
0,31
0,32
0,33
0,33
5,0
0,15
0,16
0,16
0,16
0,17
10,0
0,082
0,087
0,0890,09
0,091
Максимальное значение коэффициента передачи энергии достигается при условии dk^da. = 0:
^ = (1 -аО||Т) /(1 + аопт), к2 = 1 + а^.
Анализ значений £гр показывает, что большие значения коэффициента передачи к.гр = 0,9 требуют высоких значений коэффициента связи обмоток трансформатора (к = 1), который вряд ли достижим на практике. При к =0,9 с помощью трансформатора удается передать лишь 40% энергии. Влияние значения а на коэффициент передачи энергии более слабое. Полученные зависимости для ктр при изменении и 1 > и $ 0,05 и к = 0,97 были подтверждены в специальной серии экспериментов [76].
Анализ работы схемы “ВМГ-трансформатор—омическая нагрузка” представлен в работе [77]. Известно, что условием максимального КПД преобразования взрыва в электромагнитную энергию является постоянство линейной плотности тока на линии контакта шин. Тогда, учитывая уравнение баланса энергии для рабочей стадии £м| + £мсх = £м2 + £н|, где £м|, £м2 -энергия магнитного поля при t = 0 и t = тр соответственно, £мсх -механическая работа продук- 356
Таблица 75
Характеристика разных генераторов по данным [78]
Характеристика
Генератор
1 [62]
2 [62]
3 [80]
4 [79]
5(78]
Т, мкс
120
75
45
80
500
(Ф/Фо)
0,05
0,1
0,2
0,4
0,2
725
46
10
0,4
500
Ц, нГн
ПО
85
70
12
500
Wo,кДж
15
92
70
73
500
Wli ,МДж
5
5
2
1
100
WR| ,МДж
13
9
2
0,5
108
WRI .кДж
40
25
6
6
330
L\, нГн
252
195
161
28
1150
L
1660
106
23
0,9
1150
1/,кВ
440
180
90
7
400
Ьд, нГн
25
50
15
10
100
Lt, нГн
236
171
151
24
1080
l2/l
1,93
1,64
1,95
1,52
1,97
W2lWr
0,32
0,24
0,32
0,21
0,33
тов взрыва против электромагнитных сил, £н1 -энергия, переданная в нагрузку за время t = ТР, оптимальное значение £1т определяется электрическим к.п.д. £Hi/(£Mi + ^мех) = £2/[2( 1 + LJL^.
В лучшем случае электрический к.п.д. составляет 0,5. При к = 1, LJLH = 1 к.п.д. уменьшается в два раза. Отметим, что при рассмотрении вопроса о предельной мощности Р оптимальное значение первичной обмотки £|т определяется зависимостью ЕмХ + £мех = = [8 (1 - O.S^PJPVCfcV2), где j - плотность тока.
Таким образом, как показано в работах [74-77], использование повышающего трансформатора с оптимальными параметрами, определяемыми двумя безразмерными независимыми переменными к и ос, является эффективным способом согласования ВМГ и нагрузки.
Использование трансформаторной схемы оказалось достаточно перспективным во многих конкретных задачах. В работе [8] использовался повышающий трансформатор с воздушным сердечником для согласования плоского ВМГ с омической нагрузкой более 20 Ом. Начальная индуктивность генератора была всего 17 нГн, а время работы около 7,7 мкс. Трансформатор имел одновитковую первичную обмотку 27,3 нГн при коэффициенте к = 0,76. В качестве нагрузки использовался водный раствор CuSO4 определенной концентрации для получения заданной величины сопротивления. В лучшем эксперименте было получено пиковое напряжение 1,08 МВ на нагрузке 25,5 Ом, при этом напряжение на первичной обмотке было около 50 кВ. Пиковая мощность составила 50 ГВт.
Пять разнообразных примеров использования трансформатора для согласования ВМГ с £/?-нагрузкой приведены в работе [78] (табл. 7.5).
Данные по генераторам 1—4 были выбраны в соответствии с опубликованными результатами [62,79,80]. Пятый пример представляет собой гипотетический генератор на 100 МДж, основанный на экстраполяции данных по существующим ВМГ.
В работе [4] описаны успешные эксперименты по запитке электронного вакуумного диода от плоского ВМГ. Для согласования использовался повышающий трансформатор 1:30. Импеданс ВМГ при размерах пластин 13,2 х 52,8 см составлял 30-40 мОм, при этом импеданс электронной пушки был около 45 Ом в момент максимальной мощности пучка. Напряжение, подаваемое со вторичной обмотки трансформатора на электронную пушку, достигало 540 кВ за время 220 нс, а максимум тока достигал значения 14 кА на 20 нс позже максимума напряжения. Электрическая мощность во вторичной цепи составила 6,2 ГВт.
В работе [81] авторы проанализировали различные модели и конструкции трансформаторов с целью их использования для запитки от ВМГ нагрузок 10, 20 и 30 Ом напряжением до 1 МВ, а также для получения в перспективе 510 МВ на нагрузке с импедансом 377 Ом.
В работе [82] проанализирована трансформаторная схема с размыкающим ключом в первичной цепи и замыкающим ключом во вторичной цепи. Показано, что работа всей цепи по передаче энергии в значительной степени определяется коэффициентом взаимоиндукции трансформатора. На основе выбранного подхода был изготовлен модельный трансформатор с тяжелой одновитковой первичной обмоткой, изготовленной из ленточной фольги. Трансформатор имел первичный виток в 175 нГн, вторичную обмотку из шести витков 9,03 мкГн и взаимоиндукцию в 1,03 мкГн. Для запитки омической нагрузки 10 Ом использовался спиральный ВМГ с начальной индуктивностью 4 мкГн и временем работы 50 мкс. Пиковая электрическая мощность в нагрузке достигала 80 ГВт.
Авторы [22] использовали ВМГ-160 для запитки через трансформатор лампы бегущей волны с внешним соленоидом по оригинальной схеме с размыкающим и замыкающим ключами во вторичной цепи. Трубчатый электронный пучок диаметром 350 мм формировался в сильноточном диоде. В результате взаимодействия пучка с электромагнитным полем осуществлялось преобразование энергии пучка в микроволновое излучение. Ток в первичной цепи достигал 28 МА, ток через индуктивный накопитель во вторичной цепи был 170 кА, и при его размыкании на сильноточный диод подавалось через разрядник напряжение до 900 кВ. Ток пучка составлял 20 кА в импульсе, а выходное микроволновое излу-
чение из окна диаметром 1,5 м составило 100 МВт на длине волны 3 см за время 800 нс.
Для запитки вакуумного диода в работе [23] во вторичной цепи трансформатора использовался индуктивный накопитель 2 мкГн. энергия которого после переключения с помощью взрывного плазменного размыкателя передавалась в диод. Ток ВМГ в первичной цепи трансформатора был 10 МА. При размыкании сопротивление плазменного ключа достигало 7—10 Ом, а на диод подавалось напряжение до 1,5 МВ с фронтом 0,3-0,5 мкс. Ток диода достигал 250 кА.
В работе [24] с целью создания полностью автономной системы для питания высокоимпедансной нагрузки была создана и протестирована трехкаскадная система. Источник начальной энергии содержал 22 батарейки для карманного фонаря, преобразователь напряжения постоянного тока и конденсатор, что давало начальную энергию 1,6 кДж для запитки первого бустерного спирального генератора. Первый ВМГ с помощью перехвата потока запитывал второй спиральный каскад ВМГ, выход которого непосредственно подсоединялся к третьему оконечному каскаду — плоскому ВМГ. Третий каскад служил для увеличения пиковой мощности примерно в пять раз. Плоский генератор для согласования им- педансов подсоединялся на выходе к нагрузке через трансформатор, что в итоге позволило получить на нагрузке напряжение 320 кВ, ток 310 кА, электрическую энергию 117 кДж и пиковую мощность 60 ГВт.
Экспериментальные результаты
В описываемой ниже серии экспериментов с трансформаторной схемой использовались разработанные одно- и двухкаскадные ВМГ с цилиндрическим и коническим обострительным каскадом. ВМГ имели одинаковые диаметры статорной обмотки (0,1 м) и лайнера (0,05 м).
Для отработки параметров трансформаторной схемы и тестирования виркатора был создан экспериментальный стенд (рис. 7.45), включающий в себя ВМГ с взрывной камерой, имитатор ВМГ, устройство формирования импульса высокого напряжения и СВЧ-генератор (триод с виртуальным катодом).
Имитатор ВМГ позволяет формировать импульсы тока по параметрам, близким к параметрам импульса тока ВМГ. В качестве имитатора ВМГ используется генератор импульсов тока (ГИТ). Коммутация ГИТ на первую катушку осуществляется управляемым разрядником, в котором коммутация тока осуществляется многоканальным разрядом по поверхности твердого диэлектрика.
Устройство формирования импульса высокого напряжения с СВЧ генератором конструктивно состоит из четырех основных уз-
Рис. 7.45. Устройство формирования импульса высокого напряжения с СВЧ- генератором
лов: индуктивного накопителя, блока коммутации, вакуумного изолятора, триода с виртуальным катодом (ВК). Индуктивный накопитель выполнен в виде двух индуктивно связанных катушек, намотанных соосно медной фольгой. Блок коммутации включает в себя ЭВП и двухэлектродный газовый обостряющий разрядник. ЭВП представляет собой набор медных проволочек, соединенных параллельно и натянутых на каркас из изоляции. Прерыватель размещается в атмосфере азота под давлением. Вакуумный изолятор выполнен традиционно - чередующиеся диэлектрические и металлические кольца с принудительным распределением потенциала вдоль изолятора. На оси изолятора расположен высоковольтный электрод, на выходном конце которого в вакуумной камере триода с ВК закреплен анод. Триод с виртуальным катодом включает в себя анод-сетку и взрывоэмиссионный катод, которые располагаются в вакуумной камере. Вывод СВЧ мощности осуществляется через диэлектрическое окно.
На рис. 7.46 приведены результаты экспериментов по генерации СВЧ излучения с имитатором ВМГ. Эксперименты проводились при следующих параметрах накопителя: Lx = 1.36 мкГ, £2 = 21,4 мкГ, к = 0,7, напряжение на ГИНе 45 кВ. Энергия в ЭВП вводилась за время Г ~ 310-6 с, и максимальное значение тока в ЭВП составляло 22 кА. При указанных параметрах был сформирован в триоде с виртуальным катодом импульс напряжения амплитудой до 500 кВ, ток в катод-анодном промежутке достигал 14 кА, и длительность импульса — не меньше 300 нс. Это позволи-
/, кА
Рис. 7.46. Типичные осциллограммы импульсов тока в ЭВП /, напряжения в триоде с ВК UH1 тока в триоде /н и огибающей СВЧ-излучения Р
ло достигнуть генерации СВЧ-импульсов мощностью 300- 400 МВт, длительностью 200-250 нс в десятисантиметровом диапазоне длин волн.
Для использования ВМГ в широкой области электрических параметров исследовались двухкаскадные генераторы. В основной серии экспериментов проводились исследования запиточного каскада в двух его модификациях: посредством трансформаторной связи спиралей LM и Z>12 (внешнее возбуждение) и посредством прямой за-
CD У ЯCD У Яо яо яtr л ыtr л ыЯ я яЯ я я««a оa оX яX яГС яГС яX to ZX to Zя о Яся о ЯсяУяяУяж 2 £ 9ж 2 £ 9яяи эд О Яи эд О Я■g^ g 3 5й £ * О Я■g^ g 3 5й £ * О ЯУ =Я чУ =Я чя я ГС о Xя я ГС о Xя я яя to Яс я ГСя я яя to Яс я ГСX X ЭДX оX X ЭДX оS ZЯС *S ZЯС *§ я§ яrcrcО X toО X toZ 5Z 5яяя' яXя' яXя я я я яя я я я яо Z8о Z8й я ооя2й я ооя2я -3 ГС а я я о 3X to ГС X to в toя -3 ГС а я я о 3X to ГС X to в toя ГС в о я to я я Яся ГС в о я to я я ЯсяяaasosoO'O'g оg ояояоя z яя z яо Pо PO)O)о я яо я яя я яя я яxxЯЯ— to а® X Я— to а® X Яя X оЕя X оЕZ я оZ я ояяя я а я яя я а я яa a оa a оss3 s я3 s яZ SZ SXXГТ я я ГТ ZГТ я я ГТ ZXXо я to я я Scо я to я я ScяX to о X to в яяX to о X to в яXX22я о X to to to яя о X to to to яяX toX ё яяX toX ё яScSc22иио оз о о ■аяГС а я я о 3X toX й toо оз о о ■аяГС а я я о 3X toX й toо СЛ У toо СЛ У toо Zя ё яя оо Zя ё яя оя Z я-< ая Z я-< аа я я оа я я оа хУ ГС я я ГС Ясо Ch Z 3 X яа хУ ГС я я ГС Ясо Ch Z 3 X яя ая to X to я Я я to оя ая to X to я Я я to оя я о я оя я о я ояяя Z 2 я to Яс я ГС У о Zяя Z 2 я to Яс я ГС У о ZяГС я яЕ я я я яя яГС я яЕ я я я яя я55X оX оо У о 3о У о 3У X S о SУ X S о S§ я X о о§ я X о оо sо sX о X ЗУ с X о X -3У gX о X ЗУ с X о X -3У gяяto toto toи to ГСи to ГСa яa яя я н х яя я н х яяяtotoя я У g яя я У g яя5■ая5■ая sя sя я я оя я я оЕ ГС я я яЕ ГС я я яя оя ояяggss3я g3я gя я У gУ Sя я У gУ Sssto zto zё ГСя toя ГСё ГСя toя ГСto У я ж я я я во я ГСto У я ж я я я во я ГСI to я g я я Е ЯсZ toя 5 яI to я g я я Е ЯсZ toя 5 яо Яся W g эдо Яся W g эдX g яЯсX g яЯсЯс я 3X я я я яЯс я 3X я я я яI gI gXXО' о to toО' о to to2 в В? §2 в В? §Таблица 7.6
CD У Я
CD У Я
о я
о я
tr л ы
tr л ы
Я я я
Я я я
«
«
a о
a о
X я
X я
ГС я
ГС я
X to Z
X to Z
я о Яс
я о Яс
яУя
яУя
ж 2 £ 9
ж 2 £ 9
я
я
и эд О Я
и эд О Я
■g^ g 3 5й £ * О Я
■g^ g 3 5й £ * О Я
У =Я ч
У =Я ч
я я ГС о X
я я ГС о X
я я я
я to Яс я ГС
я я я
я to Яс я ГС
X X ЭД
X о
X X ЭД
X о
S Z
ЯС *
S Z
ЯС *
§ я
§ я
rc
rc
О X to
О X to
Z 5
Z 5
я
я
я' я
X
я' я
X
я я я я я
я я я я я
о Z
8
о Z
8
й я о
о
я
2
й я о
о
я
2
я -3 ГС а я я о 3
X to ГС X to в to
я -3 ГС а я я о 3
X to ГС X to в to
я ГС в о я to я я Яс
я ГС в о я to я я Яс
я
я
a
a
so
so
O'
O'
g о
g о
яо
яо
я z я
я z я
о P
о P
O)
O)
о я я
о я я
я я я
я я я
x
x
Я
Я
— to а
® X Я
— to а
® X Я
я X о
Е
я X о
Е
Z я о
Z я о
я
я
я я а я я
я я а я я
a a о
a a о
s
s
3 s я
3 s я
Z S
Z S
X
X
ГТ я я ГТ Z
ГТ я я ГТ Z
X
X
о я to я я Sc
о я to я я Sc
я
X to о X to в я
я
X to о X to в я
X
X
2
2
я о X to to to я
я о X to to to я
я
X to
X ё я
я
X to
X ё я
Sc
Sc
2
2
и
и
о оз о о ■а
я
ГС а я я о 3
X to
X й to
о оз о о ■а
я
ГС а я я о 3
X to
X й to
о СЛ У to
о СЛ У to
о Z
я ё я
я о
о Z
я ё я
я о
я Z я
-< а
я Z я
-< а
а я я о
а я я о
а х
У ГС я я ГС Яс
о Ch Z 3 X я
а х
У ГС я я ГС Яс
о Ch Z 3 X я
я а
я to X to я Я я to о
я а
я to X to я Я я to о
я я о я о
я я о я о
я
я
я Z 2 я to Яс я ГС У о Z
я
я Z 2 я to Яс я ГС У о Z
я
ГС я я
Е я я я я
я я
ГС я я
Е я я я я
я я
5
5
X о
X о
о У о 3
о У о 3
У X S о S
У X S о S
§ я X о о
§ я X о о
о s
о s
X о X ЗУ с X о X -3
У g
X о X ЗУ с X о X -3
У g
я
я
to to
to to
и to ГС
и to ГС
a я
a я
я я н х я
я я н х я
я
я
to
to
я я У g я
я я У g я
я
5
■а
я
5
■а
я s
я s
я я я о
я я я о
Е ГС я я я
Е ГС я я я
я о
я о
я
я
g
g
s
s
3
я g
3
я g
я я У g
У S
я я У g
У S
s
s
to z
to z
ё ГС
я to
я ГС
ё ГС
я to
я ГС
to У я ж я я я в
о я ГС
to У я ж я я я в
о я ГС
I to я g я я Е Яс
Z to
я 5 я
I to я g я я Е Яс
Z to
я 5 я
о Яс
я W g эд
о Яс
я W g эд
X g я
Яс
X g я
Яс
Яс я 3
X я я я я
Яс я 3
X я я я я
I g
I g
X
X
О' о to to
О' о to to
2 в В? §
2 в В? §
Результаты исследований двухкаскадных ВМГ
Эксперимент
1
2
3
4
5
6
7
8
9
10
£0, кДж
1,3
0,52
0,676
0,8
0,877
0,78
0,48
1,0
1,03
1,86
LH, мкГн
5,2
5,19
5,1
4,91
4,93
4,9
5,78
5,3
4,89
1,08
£|2 + £2Ь мкГн
206.3
216,7
218,0
227,0
220,3
221,0
222,9
202,6
46,83
44,56
£21, мкГн
0,37
0,3
0,448
0,37
0,448
0,448
0,448
0,37
0,2
0,145
£22, мкГн
26,1
18,9
25,0
23,5
33,8
16,9
36.1
14,0
28,9
10,3
Лтр^св
6,55
6,1
5,9
6,1
6,95
4,97
7,1
4,7
9,0
5,56
Фд, Вб
0,67
0,475
0,543
0,6
0.622
0,587
0,463
0,639
0,31
0,407
Ф2Ь ®^
0,129
0,108
0,156
0,174
0,167
0,137
0,188
0,107
0,121
Ф220- Вб
0,846
0,657
0,92
1,207
0,832
0,975
0,822
0,963
0,673
Фн.Вб
0,582
0,461
0,495
0,537
0,472
0,428
0.515
0.515
0.47
0.3
£н. кДж
32,5
20,5
24
29,4
22,6
18,7
22,9
25
22,5
41
Рис. 7.48. Осциллограммы производной тока (а, б) и тока (в, г) в первичной обмотке (а, в) и в нагрузке (б, г) при работе двухкаскадного ВМГРис. 7.48. Осциллограммы производной тока (а, б) и тока (в, г) в первичной обмотке (а, в) и в нагрузке (б, г) при работе двухкаскадного ВМГРис. 7.49. Осциллограммы производной тока (а) и тока (б) во вторичной обмотке при работе двухкаскадного ВМГРис. 7.49. Осциллограммы производной тока (а) и тока (б) во вторичной обмотке при работе двухкаскадного ВМГ
Рис. 7.48. Осциллограммы производной тока (а, б) и тока (в, г) в первичной обмотке (а, в) и в нагрузке (б, г) при работе двухкаскадного ВМГ
Рис. 7.48. Осциллограммы производной тока (а, б) и тока (в, г) в первичной обмотке (а, в) и в нагрузке (б, г) при работе двухкаскадного ВМГ
Рис. 7.49. Осциллограммы производной тока (а) и тока (б) во вторичной обмотке при работе двухкаскадного ВМГ
Рис. 7.49. Осциллограммы производной тока (а) и тока (б) во вторичной обмотке при работе двухкаскадного ВМГ
мы которых представлены на рис. 7.48,а, б. На рис. 7.48,в, г представлены значения соответствующих токов в индуктивностях LX2 и LH.
Проведена также серия экспериментов по генерации мощных СВЧ-импульсов с использованием конусного обостряющего каскада. Спираль первичной обмотки L2X изготавливалась намоткой изолированным проводом сечением 5 = 4 мм2 в один заход, количество витков и = 18. Спираль вторичной обмотки L22 диаметром dmax = = 102 мм, dmin = 80 мм, длиной / = 76 мм изготавливались намоткой
1I
О 52 104 156 208 260 312 364 г, нс
Рис. 7.50. Типичные осциллограммы импульсов тока в ЭВП /эвп, т°ка в триоде /тр и огибающей СВЧ-излучения Р
высоковольтным проводом с шагом h = 2,54 мм. Замыкание вторичной спирали £22 с расширяющимся лайнером осуществлялось посредством специального замыкателя шириной 20 м.
Осциллограммы dllx!dt и /21 представлены на рис.7.49. Типичные формы сигналов импульсов тока на ЭВП и триоде, а также огибающие СВЧ-импульсов приведены на рис. 7.50.
Эксперименты проводились при следующих параметрах: начальная энергия ВМГ 8-10 кДж, £1т = 1,36 мкГн, £2т = 21,4 мкГн, /1Т =132 кА, длина проводника ЭВП 700 мм, число проводников 30, диаметр проводника 0,05 мм. Энергия в ЭВП вводилась за время 7-8 мкс, ток ЭВП 14,7 кА. Ток пучка был 11,8 кА, при длительности импульса СВЧ не менее 150 нс и мощности 250 МВт.
Таким образом, схемы с трансформатором перспективны для преобразования энергии химических взрывчатых веществ в энергию электромагнитного излучения с использованием ВМГ. Использование в трансформаторной схеме ключей определяет время ввода энергии в ЭВП, амплитуду и длительность импульса напряжения на нагрузке. Применение данной схемы позволяет генерировать импульсы СВЧ-излучения в триоде с виртуальным катодом с высоким уровнем мощности.
ЗАКЛЮЧЕНИЕ
Вопросы получения и преобразования различных видов энергии - это фундаментальные проблемы физики и энергетики, поскольку создание и использование источников энергии, в том числе электрической, определяют развитие материальной культуры и благосостояние общества. Одновременно возрастает роль импульсной электроэнергетики, находящей все большее применение не только в обеспечении физических опытов, в том числе и уникальных, но и в ряде промышленных и военных приложений. Известен широкий спектр исследований в термоядерной физике, физике твердого тела, технике высоких напряжений, проводимых с применением импульсных преобразователей энергии, компрессирующих ее как в пространстве (повышение удельной плотности), так и во времени (повышение мощности). С использованием различных систем получены мегагауссные магнитные поля, мегавольтные напряжения и ме- гаамперные токи. Для систем однократного использования в импульсных однократных процессах предельные энергии и мощности достигают уровня 1010 Дж и 1013 Вт. Системы с частотным режимом имеют большое значение для новых технологий, но предельно достижимые параметры этих систем снижаются на два-три порядка величины.
Импульсные взрывные магнитогидродинамические системы представляют собой перспективные направления в развитии импульсной техники микро- и миллисекундной длительности. Полученные результаты и постоянный прогресс в развитии техники дают основание рассчитывать, что сфера их практического применения будет расширяться.
ЛИТЕРАТУРА
Вводная часть
Космическое оружие: дилемма безопасности / Под ред. Велихова Е.П., Сагдеева Р.З., Кокошина А.А. М.: Мир. 1986.
Сверхсильные магнитные поля: Тр. III Междунар, конф, по генерации мега- гауссных магнитных полей и родственным экспериментам. Физика. Техника. Применение. Новосибирск. 13-17 июня 1983 / Под ред. Титова В.М., Швецова Г.А. М.: Наука, 1984.
Proceedings of the 9th IEEE International pulsed power Conf. Albuquerque, NM, 1993.
Мегагауссная и мегаамперная импульсная технология и применения: Тр. VII Междунар, конф. Саров, 5-10 авг. 1996 г. Саров: ВНИИЭФ, 1997. Т. 1/2.
BEEM'S 96. Proc, of the 11th Intern, conf, on high power particle beams. Prague, 1996. Vol. 1/2.
Кнопфелъ Г. Сверхсильные импульсные магнитные поля. М.:Мир, 1972. 361 с.
Павловский А.И., Любаев Р.З. Вопросы современной экспериментальной и теоретической физики. М.: Наука, 1984.
Бут ДА., Алиевский БЛ., Мизюрин С.Р., Васюкевич П.В. Накопители энергии. М.: Энергоатомиздат, 1991.
Коровин Н.В. Электрохимическая энергетика. М.: Энергоатомиздат. 1991.
Кузьмин МА.., Чилин Ю.Н. Накопители в автономных энергетических системах // Изв. АН СССР. Энергетика и трансп. 1983. № 3. С. 82-91.
Накопление и коммутация энергии больших мощностей. Пер. с англ. / Под ред. Бостика У. М.: Мир, 1979.
Шейндлин А.Е. Новая энергетика. М.: Наука, 1987.
Велихов Е.П., Глебов И.А., Глухих В.А. Некоторые электротехнические проблемы управляемого термоядерного синтеза И Электротехника. 1981. № 1. С. 2-27.
Физика высоких плотностей энергии. Пер. с англ. / Под ред. Кальнирола П., Кнопфеля Г. М.: Мир, 1974.
Магнитогидродинамические преобразователи энергии / Под ред. Б.Я. Шу- мяцкого, М. Петрика. М.: Наука, 1979.
Глебов И.А., Рутберг Ф.Г. Мощные генераторы плазмы. М.: Энергоатомиздат, 1985.
Физика и техника мощных импульсных систем / Под ред. Велихова Е.П. М.: Энергоатомиздат, 1987.
Шнеерсон ГА.. Поля и переходные процессы в аппаратуре сверхсильных токов. М.: Энергоатомиздат, 1992.
Импульсные МГД-преобразователи химической энергии в электрическую / Под ред. Шейдлина А.Е., Фортова В.Е.: М.: Энергоатомиздат, 1997.
Сюсюкин А.И. Сравнительная характеристика возможностей импульсных источников электропитания Ц Техн, электродинамика. 1984. № 3. С. 77-82.
Жимерин Д.Г. Энергетика. Настоящее и будущее. М.: Знание, 1978. 159 с.
Стырикович М.А., Шпилърайн Э.Э. Энергетика. Проблемы и перспективы М.: Энергия, 1981.
Розо Р. Магнитогидродинамическое преобразование энергии. М.: Мир, 1970.
Roza RJ. Magnetohydrodynamic energy conversion. N.Y.: McGrawd-Hill, 1968.
Титов B.M., Швецов ГЛ. Генерация электрических импульсов высокой мощности с помощью кумулятивного взрыва И Физика горения и взрыва, 1980. № 5. С. 17-56.
Brockhurst F.C. Application of subsystem summary algorithmos for high power system studies // Proc, of the 2nd Intern, pulsed power conf., Lubbock. Tex. USA. June, 1979. Digest, techn. pap. / Lubbock (Tex.), 1979.
Поляков П.М. Принятие решений при выборе предположительного варианта сложных энергетических систем в начальной стадии проектирования // Изв. вузов. Энергетика. 1977. № 1. С. 3-7.
Буянтуева АД. Существенные свойства электроэнергетических систем и их классификация//Там же. 1978, № 11. С. 128-131.
Бортников Ю.С., Рубашов И.Б., Чаплий В.И. Эффективность накопителей энергии различных типов // Изв. АН СССР. Энергетика и трансп. 1973. № 4. С. 97-101.
Комин А.В., Кучинский ВТ. Мощные импульсные источники питания. Л., 1978. (Препр./НИИЭФА им. Ефремова. ОК-21).
Cover ЕЕ. A Compressed field generator system model И Proc, of the 2nd Intern, pulsed power conf. Lubbock. Tex, USA, June, 1979: Dig. techn. pap. I Ed. A. Guenther, M. Kristiansen. Lubbock (Tex.), 1979. P. 402-405.
Popular Science. 1987. Vol. 231, N 2. P. 45-58.
Aviation week and space technology. 1990. Vol. 132, N 19. P. 88-89.
Science et vie. 1990. N 873. P. 40 47, 169.
Branitskii A.V.. Grabovskii E.V., Fedulov M.V. et al. ANGARA-5-1 Program development of superfast lines implosion for ICE Physics study and basic reseach // Proc, of BEEM’S 96, Minolta, Praque, 1996. Vol. I. P. 140-145.
Smirnov V.P., Grabovski E.V., Zaitsev V.l. et al. Progress in investigation on a dense Plasma Compression. ANGARA-5-1: Proc, of BEAMS-90 // Wold Sci. 1990. Vol. 1. P. 61.
Cook D. New development and application of intense pulsed radiation sources of Sundia Nat.Lab. // 11th IEEE Intern, pulsed power conf. Baltimore, M., USA, June 29 - July 2, 1999: Digest of techn. pap. Baltimore (Md.), 1999. P. 25-31.
Иванов A.M., Герасимов А.Ф. Молекулярные накопители электрической энергии на основе двойного электрического слоя // Электричество. 1991. № 8. С. 19-28.
Потоцкий А.П. Об эффективности передачи энергии из индуктивных накопителей Ц Там же. 1985. № 6. С. 64-71.
Башкатов В А., Орлов П.П., Шпильрайн Э.Э. Характеристики поршневых гидродинамических МГД-генераторов // Теплофизика высоких температур. 1971. №4. С. 14-21.
Бреев В.В., Губарев А.В., Панченко В.П. Сверхзвуковые МГД-генераторы. М.: Энергоатомиздат, 1988.
Velikhov Е.Р., Pismenny VD„ Matveenko O.G. et al. Pulsed MHD power system “Sakhalin": The world largest solid propellant fuelled MHD generator of 500 MV electric power output Ц Intern, conf, on MHD power generation and high temperature technology. Beijing, 1999. Vol. 2. P. 387—398.
Aitov NL, Velikhov E.P., Zhukov B.P. at al. Pulsed MHD facility of “Sever-1” for search for oil and natural gas in the eastern Siberia // Proc, of the 10th Intern, conf, on MHD electric power generation, India, 1989. Delhi, 1989. Vol. 5. P. 299-303.
Венгерский В.В., Шелков Е.М., Бабаков Н.П. МГД-генератор на твердом топливе с продолжительностью импульса 100 секунд // Proc, of the 8th Intern, conf, on MHD, Moscow, USSR, 1983. Moscow, 1983. Vol. 5. P. 115-119.
Aitov NE., Rikman VYu., Novikov VA. et al. Powder—fuel plasma generation for geophysical MHD-plants “Pamir" // Proc, of the 10th Intern, conf, on MHD electric power generation, India, 1989. Delhi, 1989. Vol. 5. P. 306-308.
Dogadaev R.V., Koroleva LA., Martinov D.V. et al. Experimental and numerical investigations of the pulsed solid propellant diagonal type MHD generator “Pamir-06” // 13th Intern, conf, on MHD electric power Generation, Yokohama. Japan, 1996. Vokanama, 1966. Vol. 1. P. 61-70.
Swallom D.W., Goldfarb V.M., Zeigarnik VA. et al. Pulsed magnitohydrodynamic power system program // J. Propulsion and Power. 1998. Vol. 14, N 6. P. 1049-1058.
Velikhov E.P., Feldman IS., Bezruk I A. et al. MHD-sounding at the Siberian Platform // Abstracts of the 10th Workshop on electromagnetic induction in the Earth, Aug.22-29, 1990, Ensenado. Mexico. P. 8-10.
Велихов Е.П., Зейгарник BA. МГД-метод преобразования в геофизике // МГД-теория, энергетика, технология. 1985. № 1. С. 19-30.
Велихов Е.П., Жуков Б.Н., Шейдлин А.Е. и др. Состояние и перспективы развития геофизической МГД-энергетики // Proc, of the 8th Intern, conf, on MHD, Moscow, USSR, 1983. Moscow, 1983. Vol. 5. P. 59-64.
Глевое И.А., Вырвинский В.В., Катарский Э.Г. и др. Системы электропитания кратковременного действия с электромашинными агрегатами // Источники электропитания кратковременных и импульсных нагрузок большой мощности. Л.: ВНИИЭлектромаш, 1981. С. 3-17.
Глебов ИА., Катарский Э.Г., Рутберг Ф.Г., Хуторецкий Г.М. Мощные генераторы переменного тока с инерционными накопителями энергии для питания электрофизических установок//Электротехника. 1981. № 1. С. 20-22.
Козловский Е.Я., Данилевич Я.Б., Катарский Э.Г., Рубисов Г.В. Аномальные режимы крупных синхронных машин. Л.: Наука, 1969.
Headifen G.R., Pappas LA., Weldon LM. et al. Preliminary design of a 1 giga Joul homopolar generator // IEEE Trans. Magn. 1993. Vol. 22, N I. P. 980 985.
Дружинин A.C., Кучинский Г.С.,Ларионов БА. Компрессионные генераторы Ц Физика и техника мощных импульсных систем / Под рсд. Велихова Е.П. М.: Энергоатомиздат, 1987. С. 280-295.
Proceedings of VI Symposium on electromagnetic launch technology // IEEE Trans. Magn. 1993. Vol. 22. N 1.
Pratap S.B. Advanced compulsator technology Ц Ibid. P. 1043-1047.
Herbst J.D., Coon K.G., Kuenast RA. 9 MJ range gun compulsator stator design and fabrication // Ibid. P. 986-991.
Lippert 1.Р. Supply for the new electromagnetic torpedo launches. // Ibid. P. 1009-1012.
Pappas I A., Headifen G.R., Weldon I.M., Wright I.C. Design of a 500 MJ, 5 MA power supply // Ibid. 1993. Vol. 22, N 1. P. 1027-1032.
Colgate SA., Aamodt RE. Plasma reactor promises eirect electric power // Nucleonics. 1957. N 15(8). P. 50-55.
Дмитриевский В.А., ЗаклязьминскийЛА. Индукционный МГД-генератор с полостным ядерным реактором Ц Теплофизика высоких температур. 1971, № 2. С. 405-413.
Ядерные ракетные двигатели / Под ред. А.С. Коротеева. М.: Норма-ин- форм, 2001.
Proceedings of VII Symposium oh electromagnetic launch technology // IEEE Trans. Magn. 1995. Vol. 31, N 1.
Rachleig S.C., Marshall SJ. Electromagnetic acceleration of macropanicles to high velocities Ц J.Appl.Phys. 1978. Vol. 49. P. 297-304.
Hawke RS., Brooks A.L., Fowler G.M., Peterson D.R. Electromagnetic railgun launches: Direct launch feasibility // AIAA J. 1982. Vol. 20, N 7. P. 978-985.
Brumfield R.G., Evans E.W., McKinnon C.N. Pulsed MHD power generation // Proc, of the 4th Symp. on Engineering. Aspects of MHD. Berkeley. 1963. P. 171-174.
Козлов Г.И., Ступицкий EA. Расчет состояния аргона за падающей ударной волной в диапазоне чисел Маха от 20 до 50 с учетом возбуждения, многократной ионизации и кулоновского взаимодействия // Журн. прикл. механики и техн, физики. 1968. № 3. С. 94-97.
Грязнов В.К., Иосилевский ИЛ., Фортов В.Е. Расчет ударных адиабат аргона и ксенона // Там же. 1973. № 3. С. 70-76.
Саттон Дж., Шерман А. Основы технической магнитной гидродинамики. Пер. с англ. М.: Мир, 1968. 371 с.
Зельдович Я.Б., Райзер Ю.П. Физика ударных волн и высокотемпературных гидродинамических явлений. М.: Физматгиз, 1963. 611 с.
Терлецкий Я.П. Получение сверхсильных магнитных полей путем быстрого сжатия проводящих оболочек // Журн. эксперим. и теорет. физики. 1967. Т. 32, № 2. С. 387-388.
Беннет Ф. Физика высоких плотностей энергии. Пер. с анг. / Под ред. Каль- нирола П., Кнопфеля Г. М.: Мир, 1974.
Павловский А.И., Васюков ВА„ Русаков А.С. Формирование быстронара- стающих мегаамперных импульсов тока от магнитокумулятивных генераторов // Письма в ЖТФ. 1977. Т. 3, № 16. С. 789-792.
Биттер Ф. Сверхсильные импульсные магнитные поля // Успехи физ. наук. 1996. № 4. С. 735-764.
Conger R.L. Large electric power pulses by explosive magnetic field compression // J. Appl. Phys. 1967. Vol. 38, N 5. P. 2275-2277.
П. Батыгин B.B., Топтыгин И.П. Сборник задач по электродинамике. М.: Физматгиз, 1962. 301 с.
Пейн Г., Смай Р. Опыты по получению электрической энергии от движущейся плазмы Ц Механика. 1962, № 3(73). С. 95—108.
Jones M.S., McKinnon СП. Explosive driven linear MHD generators Ц Proc, of the conf, on megagauss magnetic field generation by explosives and related experiments, Frascaty, Italy, Sept., 1965. Brussels: Euratom, 1966. P. 349-366.
Кашкин Ю.Ф. Исследование концевых электрических токов при движении плазмы по каналу электроразрядной трубы через неоднородное магнитное поле Ц Журн. прикл. механики и техн, физики. 1970. № 1. С. 119-123.
Ватажин А.Б., Любимов Г.А., Регирер С.А. Магнитогидродинамические течения в каналах. М.: Наука, 1970. 515 с
Джонс М.С., Мак-Киннон Ц.П., Блекман В.Х. Генерация кратковременных импульсов в линейных МГД-генераторах. Пер. С англ. / Под ред. Губарева А.В. М.: Мир, 1965. С. 34-69.
Brumfield R.C. Pat. 3317763 USA, GL 310-11. Pubb. 1976.
Кириллин BA., Альтов BA., Асиновский Э.И. и др. Взрывной магнитогидродинамический генератор со сверхпроводящей магнитной системой // Докл. АН СССР, 1969. Т.185. № 2. С. 316-319.
Bangerter СП., Hopkins B.D., Brogan T.R. Explosively driven MHD power generation // Proc, of the 6th Intern, conf, on MHD electrical power generation. Washington, D.C. June 1975. Wash. (D.C.), 1975. Vol. 4. P. 155-170.
Jones M.S., Blackman VH. Parametric studies of explosive driven MHD power generations Ц Proc, of the 2nd Intern, symp. on MHD electrical power generation. Paris, July 1964. P„ 1964. Vol.2. P. 803-817.
Asinovsky EJ.. Kuznetsov YuA., Lebedev E.F. et al. Motion of plasma driven by a non-conducting piston in a magnetic field // Proc, of the 6th Intern, conf, on MHD electrical power generation. Washington. D.C., June, 1975. Wash. (D.C.), 1975. Vol. 4. P. 53-64.
Осташев В.Е., Максимов А.М.. Лебедев Е.Ф. и др. Нестационарное взаимодействие потока плазмы за сильной ударной волной с магнитным полем // Теплофизика высоких температур, 1975. Т. 13. № 1. С. 110-115.
Gill S.P., Baum D.W. Pat. 3316878 USA, GL 310-11. Publ. 1975.
GHI S.P. Directed energy power course could generate EW-technology revolution // Defense Electronics. 1984. Vol. 16, N 4. P. 116-120.
Jones M.S., Bangerter C.D., Hopkins B.D. et al. //Techn. Rep. MHD Research Inc. 1969. N 669.
Шурупов A.B., Гальбурт B.A., Давыдов A.H., Лебедев Е.Ф. Цилиндрические взрывные течения. М., 1985. (Препр. ИВТАН; № 1-157).
Давыдов А.Н., Лебедев Е.Ф., Перков С.А. Экспериментальное исследование газодинамической неустойчивости в потоке плазмы за цилиндрической ударной волной. М., 1979. (Препр. ИВТАН; № 1-46).
Шурупов А.В., Гальбурт В.А., Лебедев Е.Ф. Влияние неустойчивости Рэлея—Тейлора на структуру взрывного цилиндрического течения // Письма в ЖТФ, 1985. Т. 11, № 9. С. 554-557.
Давыдов А.Н., Шурупов А.В.. Лебедев Е.Ф. Развитие рэлей-тейлоровской неустойчивости в цилиндрическом взрывном течении // Там же. 1983. Т. 9, № 7. С. 429-430.
Деревянко В А., Заклязьминский Л.А., Кацнельсон С.С., Лебедев Е.Ф. Исследование нестационарного взаимодействия сгустка проводящего газа с заданным электрическим контуром Ц Журн. прикл. механики и техн, физики. 1968. № 2. С. 59-67.
.Яковлев В.И. Индуктивное взаимодействие расширяющегося плазменного шнура с внешним электрическим контуром Ц Там же. 1963. № 2. С. 31-38.
Кацнельсон С.С., Славин В.С. Расчет течения в радиальном МГД-генерато- ре с учетом двухмерности магнитного поля И Магнит, гидродинамика, 1977. № 1. С. 49-55.
Керкис А.Ю., Трынкина НА. Экспериментальное исследование эффективности индукционного взаимодействия проводящего газа с заданным электрическим контуром Ц Журн. прикл. механики и техн, физики, 1971. № 3. С. 143-146.
Керкис А.Ю., Соколов В.С., Трынкина НА., Фомичев В.П. Экспериментальные исследования эффекта токового слоя Ц Докл. АН СССР, 1973. Т. 211. №1. С. 69-72.
А.с. № 147460 СССР от 05.08.80 по заявке 2265100 с приоритетом от 05.10.76. Канал цилиндрического МГД-генератора / В.Р. Хамраев, Е.Ф. Лебедев, М.Г. Ефимов, В.И. Туманов.
Ландах ЛД„ Лифшиц Е.М. Электродинамика сплошных сред. М.: Наука, 1982.
А.с. № 118624 СССР от 01.08.75 по заявке 1570221 с приоритетом от 06.09.73. Радиальный взрывной МГД-генератор / Э.И. Асиновский, Е.Ф. Лебедев, В.Н. Рыбкин, С.Д. Савров, А.И. Хованский, Е.М. Шелков.
А.с. № 157985 СССР от 06.04.81 по заявке 2280292 с приоритетом от 26.05.80. Способ введения легкоионизирующейся присадки / А.Н. Давыдов, Е.Ф. Лебедев, М.Э. Лаваришек, С.А. Перков.
Jones М.С., Bangerter C.D., Peterson А.Н., Me Kinnon C.N. Explosive magnetohydrodynamics / Air Force Aero Propulsion Laboratory, Directorate of Laboratories. Air Force Systems Command. Wrigt-Patterson Air Force Base. Ohio. 1967. (Techn. Report AFAPL-Tr-67-64).
Чернышов B.K. Сверхмощные взрывомагнитные источники энергии для термоядерных и физических исследований Ц Мегагауссная и мегаамперная
импульсная технология применения: Тр. VII междунар, конф. Саров. 5-10 авг. 1996 г. Саров: Изд-во ВНИИЭФ, 1887. С. 41-59.
Сахаров АД. Взрывомагнитные генераторы // Успехи физ. наук. 1966, Т. 88, № 4. С. 725-756.
Fowler С.М., Garn W.B., Caird R.S. Production of very magnetic fields by implosion //J. Appl. Phys. 1960. Vol. 31. P. 588—593.
Сахаров АД., Людаев P.3., Смирнов Е.М. и др. Магнитная кумуляция И Докл. АН СССР, 1965. Т. 165. № 1. С. 65-68.
Быченков Е.И., Войтенко А.Е., Демчук А.Ф. Эксперименты со взрывомагнитным генератором в лабораторных условиях // Там же. 1968. Т. 183. С. 1280-1291.
Shearer I.W., Abraham F.F., Aplin В.Р. et al. Explosive driven magnetic field compression generators // J.Appl. Phys. 1968. Vol. 39, N 4. P. 2102-2116.
Павловский А.И., Колокольчиков Н.П.. Рольтенко Н.И. и др. Каскадный магнитокумулятивный генератор сверхсильных магнитных полей // Сверхсильные магнитные поля: Тр. III Междунар. Конф, по генерации мегага- уссных магнитных полей и родственным экспериментам. Физика. Техника. Применение. М.: Наука, 1984. С. 19-22.
Павловский А.И., Дружинин В.В., Таценко О.М. и др. Магнитооптические исследования в сверхсильных магнитных полях // Там же. С. 130-135.
Биченков В.И., Швецов ГА. Мегагауссные магнитные поля. Физика. Техника. Применение // ЖПМТФ, 1997. Т. 38, № 4. С. 90-101.
Асиновский Э.И., Осташев В.Е. Предельные возможности импульсного МГД-преобразователя по генерации электрической энергии на омическую нагрузку Ц Теплофизика высоких температур, 1976. № 5. С. 1079-1082.
Хан Р., Антони Б., Лусидарме Ж. и др. Магнитокумулятивные генераторы с использованием газообразных взрывчатых веществ // Накопление и ком мутация энергии больших мощностей. М.: Мир, 1979. С. 137-143.
Chare Е.С., Brooks W.R.. Cowan М. // Proc, of the 2nd IEEE Intern, pulsed power conf., Lubbock. Tex. USA, June, 1979. Digest of techn. pap. / Ed. A. Guenther, M. Kristiansen. Lubbock (Tex.), 1979. P. 343-346.
Wright T.R., Baker L.. Cowan M„ Freeman I.R. Magnetic flux compression by expanding plasma armatures Ц Proc, of the 2nd Intern, conf, on megagauss magnetic fields generation and related topics. Washington, D.C., USA, May, 1979. N.Y.; L.: Plenum press, 1980. P. 241-247.
Cowan M., Chare E.C., Leisker W.B. et al. Pulsed energy conversion with a superconducting magnet // Cryogenics. 1976. December. P. 699-704.
Лебедев Е.Ф., Осташев В.Е. Взрывные МГД-генераторы: М., 1982. Препр. ИВТАН; (№ 3-076).
Лебедев Е.Ф., Осташев В.Е., Швецов ГА. Преобразование химической энергии взрывчатого вещества магнитогидродинамическим способом // Физика горения и взрыва, 1982. Т. 18, № 5. С. 3—20.
Взрывные МГД-генераторы / Под ред. Асиновского Э.И. М.: ИВТАН, 1991.
Bangerter C.D., West L.R.. Brogan T.R. et al. Explosive magnetohydrodynamic program H Techn. Rep. AFAPL May 1973. TR 73-16.
Жаринов Е.И, Демидов B.A., Рябинкин А.И., Чернышов В.К. Предельные возможности коаксиального ВМГ с осевым инициированием заряда // Сверхсильные импульсные магнитные поля: Тр. III Междунар, конф, по генерации мегагаусных магнитных полей и родственным экспериментам. Физика. Техника. Применения. М.: Наука, 1984. С. 298-301.
Солем Дж.С., Фаулер К.М., Гетти Дж Д. и др. Дирак: Серия экспериментов по изучению физики и химии в сверхсильных магнитных полях Н Мегагаусс-
ная и мегаамперная импульсная технология и применения: Тр. VII Междунар, конф. Саров, 5-10 авг. 1996 г. Саров: Изд-во ВНИИЭФ, 1997. С. 772-777.
Азаркевич Е.И., Диденко А.Н., Долгополов П.В. и др. Генерация импульсного СВЧ-излучения с помощью энергии химических взрывных веществ // Докл. АН СССР, 1991. Т. 319, № 2. С. 352-355.
Пляшкевич Л.Н., Борискин А.С., Гайнулин К.Г., Безрук И.А. Возможность применения магнитного диполя, питаемого магнитокумулятивным генератором, для электромагнитного зондирования в геофизических исследованиях Ц Мегагауссная и мегаамперная импульсная технология и применения: Тр. VII Междунар, конференции. Саров, 5-10 авг. 1996 г. Саров: Изд-во ВНИИЭФ, 1997. С. 1013-1016.
Головина В.В., Исаков В.П., Фортов В.Е. Взрывомагнитный генератор - источник магнитного и сейсмического полей в геофизических исследованиях // Там же. С. 1017-1020.
Борискин А.С., Димант Е.М., Козлов М.Б. и др. Транспортабельные установки на основе МКГ для моделирования на протяженных объектах импульсной составляющей тока молнии Ц Там же. С. 963-969.
Часть 1
Brumfield R.G., Evans E.W., McKinnon CM. Pulsed MHD power generation H Proc, of the 4th Symp. on engineering aspects of MHD. Berkeley, 1963.
Jones M.S., McKinnon CM. Explosive driven linear MHD generators Ц Proc, of the conf, on megagauss magnetic field generation by explosives and related experiments, Frascaty, Italy, Sept., 1965. Brussels: Euratom, 1966. P. 349-366.
Кириллин B.A., Шейдлин A.E., Альтов В.А. и др. Импульсный магнитогидродинамический генератор со сверхпроводящей магнитной системой // Докл. АН СССР. 1969. Т. 185. № 2. С. 316-319.
Cnare Е.С., Brooks W.R., Cowan М. Explosive MHD generators Ц Proc, of the 2nd IEEE Intern, pulsed power conf, Lubbock. Tex., USA, June, 1979. Digest, of techn. pap. / Ed. A. Guenther, M. Kristiansen. Lubbock (Tex.), 1979. P. 343-346.
Jones M.S., Bangerter CD., Hopkins BD. et al Explosive MHD generation Ц MHD Res. Inc. Techn. Rep. 1969. N 669.
Джонс M.C., Мак-Киннон Ц.П., Блекман B.X. Генерация кратковременных импульсов в линейных МГД-генераторах / Пер. с англ, под ред. А.В. Губарева. - М.: Мир, 1965. С. 34-69.
Jones M.S. Experimental observation of pick current limit in explosive driven MHD generation // Proc, of the 13th Symp. on engineering aspects of MHD, USA, Stanford Univ., 1973: Late paper session. Stanford, 1973. P.l.
Bangerter CD., West L.R., Brogan ТД. et al Explosive magnetohydrodinamic program // Techn. Rep. AFAPL. 1973. N TR-73.16.
Jones M.S.. Webster P.W., Webb EM. et al. Large scale explosively driven MHD-gen- erator experiments // Proc, of the 7th Symp. on Engineering Aspects of MHD. Pittsburg, 1965. P. 965.
Кириллин B.A., Альтов B.A., Асиновский Э.И. и др. Взрывной магнитогидродинамический генератор со сверхпроводящей магнитной системой // Докл. АН СССР. 1969. Т. 185. № 2. С. 316-319.
Bangerter CD., Hopkins BD., Brogan T.R. Explosively Driven MHD power generation // Proc, of the 6th Intern, conf, on MHD electrical power generation, Washington D.C., June, 1975. Wash. (D.C.). 1975. Vol. 4. P. 155-170.
Козлов Г.И., Ступицкий Е.А. Расчет состояния аргона за падающей ударной волной в диапазоне чисел Маха от 20 до 50 с учетом возбуждения, мно-
гократной ионизации и кулоновского взаимодействия // Журн. прикл. механики и техн, физики. 1968. № 3. С. 94-97.
Грязное В.К., Иосилевский ИЛ., Фортов В.Е. Расчет ударных адиабат аргона и ксенона Ц Там же. 1973. № 3. С. 70-76.
Реслер Е..Лин Ш.Ч., Кантровиц А. Получение газов высокой температуры в ударных трубах // Ударные трубы / Пер. с англ, под ред. Х.А. Рахматулина. С.С. Семенова. - М.: Изд-во иностр, лит., 1962. С. 218-237.
Лебедев Е.Ф., Осташев В.Е. Взрывные МГД-генераторы. - М.: 1982. (Препр. ИВТАН; № 3-076).
Asinowsky E.I., Kuznetsov Yu.A., Lebedev E.F. et al. Investigation of energy exchange process between plasma and driven gas in magnetic fields // Proc, of the 15th Conf, on engineering aspects of MHD. Philadelphfia. May 1976. Philadelphia, 1976. Pt. 9. P. 71-76.
Максимов A.M., Осташев В.Е. Пробой газа перед фронтом ударной волны в индуцированном электрическом поле П Теплофизика высоких температур. 1975. Т. 13. С. 544-547.
Jones М.С., Bangerter C.D., Peterson А.Н.. McKinnon C.N. Explosive magnetohydrodynamics / Air Force Aero Propulsion Laboratory, Directorate of Laboratories, Air Force Systems Command, Wrigt-Patterson Air Force Base. Ohio. 1967. (Techn. Rep. AFAPL; Tr-67-64).
A.c. 679070 СССР. Корпус канала импульсного генератора / ВТ. Попов, В.В. Плетнев, Е.Ф. Лебедев, и др. 1979.
Лебедев Е.Ф., Осташев В.Е., Швецов ГА. Преобразование химической энергии взрывчатого вещества магнитогидродинамическим способом // Физика горения и взрыва. 1982. Т. 18. № 5. С. 3-20.
Саттон Дж., Шерман А. Основы технической магнитной гидродинамики. Пер. с англ. М.: Мир, 1968.
Губарев А.В., ДегтяревЛ.М., Фаворский А.П. К вопросу о продольном краевом эффекте в магнитогидродинамических каналах // Магнит, гидродинамика. 1970. № 2. С. 77-82.
Деревянко В.А., Соколов В С. Об отрыве потока от электродов при сильном гидромагнитном взаимодействии вследствие влияния анизотропии проводимости Ц Изв. СО АН СССР. 1974. Вып. 9, № 8. С. 21-26.
Кашкин Ю.Ф. Исследование концевых электрических токов при движении плазмы по каналу электроразрядной трубы через неоднородное магнитное поле И Журн. прикл. механики и техн, физики. 1970. № 1. С. 119-123.
Ватажин А.Б., Любимов Г.А., Регирер С.А. Магнитогидродинамические течения в каналах. - М.: Наука, 1970.
Керкис А.Б., Фомичев В.П. Пьезоэлектрический датчик для измерения давления в импульсных электроразрядных установках Ц Вопросы газодинамики. — Новосибирск, 1975. Вып. 5. С. 299-305.
Knight Н., Volenable D. Apparatus for pression flash radiography of shock and detonations waves on gases Ц Rev. Sci. Instrum. 1958. Vol. 29. P. 922-925.
Окунь Н.Б. Измерение разрядных токов поясами Роговского Ц Приборы и техника эксперимента. 1968. № 6. С. 120-126.
Colgate SA., Aamodt R.L. Plasma reactor promises direct electric power Ц Nucleonics. 1957. N 15(8). P. 50-55.
Дмитриевский В А., ЗаклязъминскийЛА. Индукционный МГД-генератор с полостным ядерным реактором // Теплофизика высоких температур. 1971. № 2. С. 405-413.
Деревянко В А., Заклязьминский ЛА.. Кацнельсон С.С.. Лебедев Е.Ф. Исследование нестационарного взаимодействия сгустка проводящего газа с за-
данным электрическим контуром // Журн. прикл. механики и техн, физики. 1968. № 2. С. 59-67.
Кацнельсон С.С., Славин В.С. Численное моделирование процесса взаимодействия потока плазмы за сильной ударной волной с поперечным магнитным полем Ц Теплофизика высоких температур. 1977. Т. 15, № 2. С. 321-330.
Яковлев В.И. Индуктивное взаимодействие расширяющегося плазменного шнура с внешним электрическим контуром // Журн. прикл. механики и техн, физики. 1963. № 2. С. 31-38.
Кацнельсон С.С., Славин В.С. Расчет течения в радиальном МГД-генерато- ре с учетом двухмерности магнитного поля // Магнит, гидродинамика. 1977. № 1. С. 49-55.
Керкис А.Ю., Соколов В.С., Трынкина НА., Фомичев В.П. Экспериментальные исследования эффекта токового слоя // Докл. АН СССР. 1973. Т. 211 №1. С. 69-72.
А.с. 147460 СССР от 05.08.80 по заявке 2265100 с приоритетом от 05.10.79. Канал цилиндрического МГД-генератора / В.Р. Хамраев, Е.Ф. Лебедев, М.Г. Ефимов, В.И. Туманов.
А.с. 144972 СССР от 05.06.80 по заявке 2262532 с приоритетом от 10.08.79. Способ инициирования цилиндрических зарядов / А.Ф. Чумак, В.М. Купри- ненок, В.Р. Хамраев и др.
А.с. 1083679 СССР от 01.12.83 по заявке 350797 с приоритетом от 28.12.82. Способ генерации радиальных ударных волн в разреженных газах / Е.В. Лебедев, В.Р. Хамраев, В.И. Туманов.
Камруков А.С., Козлов Н.П., Протасов Ю.С., Семенов А.М. О возможности создания высокояркостных источников излучения на основе ударного торможения гиперзвуковых плазменных потоков в плотных газах // Журн. техн, физики. 1982. Т. 52, № 11. С. 2314-2317.
Wright T.R., Baker L., Cowan M.. Freeman I.R. Magnetic flux compression by expanding plasma armatures // Proc, of the 2nd Intern, conf, on megagauss magnetic fields generation and related topics, Washington, D.C., USA. May, 1979. N.Y.; L.: Plenum press, 1980. P. 241-247.
Cowan M„ Chare E.C., Leisker W.B. et al. Pulsed energy conversion with a superconducting magnet Ц Cryogenics. 1976. December. P. 699-704.
Лебедев Е.Ф., Кондратенко M.M., Осташев B.E. Моделирование частотного режима работы взрывного МГД-генератора // Теплофизика высоких температур. 1983. Т.21, № 4. С. 825-826.
Демчук А.Ф. Один метод расчета взрывных камер И Журн. прикл. механики и техн, физики. 1968. № 5. С. 47-50.
Иванов А.Г., Могилев В.А., СиротовАА. и др. Реакция трехслойных камер при подрыве в них удлиненных зарядов ВВ Ц Физика горения и взрыва. 1982. №4. С. 88-93.
Бузуков А А. Особенности поведения стенок взрывных камер под действием импульсной нагрузки // Там же. 1976. № 4. С. 605-610.
Ждан С А. Расчет динамической нагрузки, действующей на стенку взрывной камеры // Там же. 1981. № 2. С. 142-146.
Васильев А.А., Ждан С А. Параметры ударных волн при взрыве цилиндрического заряда в воздухе // Там же. 1981. № 6. С. 99-105.
Гальбурт ВА. Взрывные газодинамические течения: Методика расчета. М., 1983. (Препр. ИВТАН; № 2-098).
Фортов В.Е., Дремин А.Н. Полуэмпирическое уравнение состояния тринитротолуола // Докл. АН СССР. 1975. Т. 222, № 1. С. 162-165.
Фортова Т.Н., Шкадинский К.Г., Дремин А.Н., Фортов В.Е. Расчет развития детонационных волн // Физика горения и взрыва. 1977. Т. 13, № 1. С. 69-77.
Шурупов А.В., Гальбурт В А., Давыдов А.Н.,Лебедев Е.Ф. Цилиндрические взрывные течения. М., 1985. (Препр. ИВТАН; № 1-157).
Гальбурт В А.,Лебедев Е.Ф., Черных ЕВ. Определение радиальных деформаций цилиндрических камер под действием нагрузки, возникающей при осесимметрическом подрыве заряда Ц Физика горения и взрыва. 1985. № 5. С. 116-122.
Федоренко А.Г., Цыпкин В.И., Ионов А.Г. Особенности динамического деформирования и разрушения цилиндрических стеклопластиковых оболочек при импульсном нагружении // Механика композитных материалов. 1983. № 1. С. 9-14.
Филин В.П. Прикладная механика твердого деформируего тела. Сопротивление материалов с элементами теории сплошных сред и строительной механики. М.: Наука, 1981. Т. 3.
Давыдов А.Н., Лебедев Е.Ф., Перков С.А. Экспериментальное исследование газодинамической неустойчивости в потоке плазмы за цилиндрической ударной волной. М., 1979. (Препр. ИВТАН; № 1-46).
Давыдов А.Н., Гальбурт В А., Лебедев Е.Ф. и др. Исследование физических процессов во взрывных МГД-генераторах Ц Тр. 8-й Междунар, конф, по МГД-преобразованию энергии. - М., 1983. Т. 5. С. 120-125.
Michel-Levy А., Мигаоиг Н„ Vassy Е. // Rev. optique. 1941. Vol. 20. Р. 49.
Stettbacher A. Spreng und Schiebstoffe. Zurich: Rascher, 1948.
Минцев В.Б., Фортов B E. Взрывные ударные трубы // Теплофизика высоких температур. 1982. № 4. С. 745-764.
Цикулин М.А., Попов Е.Г. Излучательные свойства ударных волн в газах. М.: Наука, 1977.
Модель И.Ш. Измерение высоких температур в сильных ударных волнах в газах Ц Журн. эксперим. и теорет. физики. 1957. № 32. С. 714.
Compton D.L., Cooper D.M. Duplication in a shock tube of stagnation region jn a Jovian atmosphere-entry probe // Proc, of the 9th Intern, shock tube symp. Stanford, 1973. P. 318.
Glenn H.D., Crowly B.K. Marvel-nuclear driven shock-tube experiment Ц J. Appl. Phys. 1970. Vol. 41. P. 689.
Титов B.M., Фадеенко Ю.В.. Титова H.C. Разгон твердых частиц кумулятивным взрывом // Докл. АН СССР. 1968. Т. 180, № 5. С. 1051.
Савров СД., Агеев И.М., Лебедева В.Р. Возбуждение спектров высокотемпературного газа во взрывной трубе Ц Теплофизика высоких температур. 1975. Т. 13, № 4. С. 722-725.
Seay G.D.. Seely LB., Fowler R.G. Ц J. Appl. Phys. 1954. Vol. 25. P. 324.
Christian R.H., Duff R E., Yarger F.L. Equation of state of gases by shock wave measurements //J.Chem.Phys. 1955. Vol. 23. P. 2045.
Асиновский Э.И., Зейгарник B.A., Лебедев Е.Ф. и др. Импульсные МГД- преобразователи химической энергии в электрическую. М.: Энергоатомиз- дат, 1997.
Норман Г.Э., Старостин А Н. Термодинамика сильно неидеальной плазмы Ц Теплофизика высоких температур. 1970. № 8. С. 413-436.
Фортов В.Е. Динамические методы в физике неидеальной плазмы / ОИХФ. Препринт. Черноголовка, 1981.
Войтенко А.Е., Исаков В.П., Соболенко Т.М. Воздействие плазмы большого давления и температуры с металлическими стенками И Теплофизика высоких температур. 1975. Т. 13, № 5. С. 1098.
Войтенко А.Е., Любимова МА., Маточкин Е.П. Взрывная ударная труба // Там же. 1972. Т. 10, № 6. С. 1280.
Дафф М., Блэкуэлл А. Взрывные ударные трубы // Приборы для науч, ис- след. 1966. Т. 37, № 5. С. 39.
Pat. 3235816, USA, cl. 331-945 / L.K. Wanlass. Publ. 1964.
Дремин A.H., Трофимов B.C., Савров СД., Шведов К.К. Детонационные волны в конденсированных взрывчатых веществах. - М.: Наука, 1970.
Физика взрыва / Под ред. К.П. Станюковича. - М.: Наука, 1975.
Фортов В.Е.. Иванов Ю.В., Дремин А.Н. и др. Взрывной генератор неидеальной плазмы Ц Докл. АН СССР. 1975. Т. 221. С. 1307-1310.
Фортов В.Е., Мусянков С.И., Якушев В.В., Дремин А.Н. Об “аномальных" эффектах при выходе детонационной волны на свободную поверхность Ц Теплофизика высоких температур. 1974. Т. 12. С. 957.
Попель О.С., Синкевич О.А. Распад разрыва с учетом реального уравнения состояния продуктов детонации конденсированного взрывчатого вещества Ц Изв. АН СССР. Сер. Механика жидкости и газа. 1975. № 2. С. 184-187.
Попель О.С., Синкевич О А. Использование конденсированного взрывчатого вещества для получения высокоскоростных ударных волн в ударных трубах //Теплофизика высоких температур. 1977. Т. 15, № 1. С. 150-157.
Фортов В.Е. Модели уравнений состояния вещества / ОИХФ. Препринт. Черноголовка, 1980.
Зельдович Я.Б., Станюкович К.П. Об отражении плоской детонационной волны // Докл. АН СССР. 1947. Т. 55. С. 591-594.
Ландау Л Д., Станюкович К.П. Определение скорости истечения продуктов детонации некоторых газовых смесей // Там же. 1945. Т. 47. С. 205-207
Ландау Л Д., Станюкович К.П. Определение скорости истечения продуктов детонации конденсированных взрывчатых веществ // Там же. С. 273-276.
Козорезов К.И., Сергеев В.В. Трехстадийная изэнтропа расширения ПД ВВ // Физика горения и взрыва. 1975. Т. 11. № 1. С. 102.
Станюкович К.П. Неустановившиеся движения сплошной среды. - М.: Наука, 1971.
Freiwald DA. Approximate blast wave theory and experimental date for shock trajectories in linear explosive-driven tubes // J. Appl. Phys. 1972. Vol. 43. P. 2224.
Майрлс Г. // Ударные трубы: Пер. с англ. - М.: Изд-во иностр, лит.. 1962.
Гриб А А. Влияние места инициирования на параметры воздушной ударной волны при детонации взрывчатых газовых смесей // Прикл. математика и механика. 1944. С. 273-286.
Иванов Ю.В., Минцев В.Б., Фортов В.Е., Дремин А.Н. Электропроводность неидеальной плазмы // Журн. эксперим. и теорет. физики. 1976. Т. 71. № 1(7). С. 216.
СедовЛ.И. Методы подобия и размерности в механике. - М.: Наука, 1965.
Попель О.С., Синкевич О А., Шевченко АЛ. Затухание ударной волны при разлете продуктов реальной детонации ВВ в газ // Физика горения и взрыва. 1977. Т. 13, № 6. С. 936-939.
Savitt I.S., Stresua R.H. Velosity attenuation of explosive-produced air // J. Appl. Phys. 1954. Vol. 25, N 1. P. 89.
Козорезов К.И., Сергеев В.В. Расчет параметров ударной волны вблизи заряда ВВ Ц Физика горения и взрыва. 1975. Т. 11, № 6. С. 928.
Альтшулер Л.В., Зубарев В.Н.. Телегин Г.С. Пересжатые детонационные волны в конденсированных ВВ // Там же. 1974. Т. 10, № 5. С. 728.
Грязнов В.К.. Иосилевский ИЛ., Фортов В.Е. Расчет ударных адиабат аргона и ксенона // Журн. прикл. механики и техн, физики. 1973. № 3. С. 70-76.
Беспалов В.Е., Дьячков Л.Г.. Кобзев Г.А., Фортов В.Е. Излучение плазмы воздуха высокого давления // Теплофизика высоких температур. 1979. Т. 17. № 2. С. 266-273.
Черный Г.Г. Задача о точечном взрыве // Докл. АН СССР. 1957. Т. 112, № 2. С. 213-216.
Taylor G. The instability of liquid surfaces when accelerated in a direction perpendicular to the planes I / Proc. Roy. Soc. London A. 1950. Vol. 201. P. 192-196.
ЮО.Дпвыдов A.H., Попель O.C. Взрывные ударные трубы как инструмент для плазмофизических исследований Ц Динамика сплошной среды. - Новосибирск; 1977. Вып. 29. С. 27.
Савров СД., Лебедев Е.Ф., Кузнецов ЮЛ. Ударные трубы для исследования нестационарных течений при больших магнитных числах Рейнольдса // МГД-метод получения электроэнергии. - М.: Энергия. 1972. Вып. 3. С. 152-160.
Shreffler R.G.. Christian R.H. Boundary disturbance in high-explosive shock tubes // J. Appl. Phys. 1954. Vol. 25. P. 324.
Зацепин ЮЛ., Попов Е.Г.. Никулин МЛ. Яркость фронта ударных волн в некоторых газах // Журн. эксперим. и теорет. физики. 1968. Т. 54. С. 112.
Беспалов В.Е., Грязнов В.К., Дремин А.Н., Фортов В.Е. Динамическое сжатие неидеальной плазмы аргона Ц Там же. 1975. Т. 69. С. 2059-2066.
Адушкин В.В., Немчинов И.В. Приближенное определение параметров газа за фронтом ударной волны по закону движения фронта // Журн. прикл. механики и техн.физики. 1963. № 4. С. 58-67.
Савров СД., Дремин А.Н. Новый метод генерации ударных волн в газе // Докл. АН СССР. 1970. Т. 194, № 4. С. 811-814.
.Зельдович Я.Б., Райзер Ю.П. Физика ударных волн и высокотемпературных гидродинамических явлений. -М.: Физматгиз, 1963.
ЮЯ.Адушкын В.В. О формировании ударной волны и разлете продуктов взрыва в воздухе // Журн. прикл. механики и техн, физики. 1963. № 5. С. 107-114.
Лаврентьев М.А. Кумулятивный заряд и принципы его работы // Успехи матем. наук. 1957. Т. 12, № 4. С. 41.
Забабахин Е.И. Явления неограниченной кумуляции // Механика в СССР за 50 лет. Т. 2. М.: Наука, 1970. С. 313.
ll.BirkhoffG.. MacDougall D.P.. Pugh Е.М., Taylar G. Explosives with lived cavities // J. Appl. Phys. 1948. Vol. 19, N 6. P. 563.
Koski W.S., Lucy FA., Shreffler R.G., Willig FJ. Fast jets from collapsing cylinders // Ibid. 1952. Vol. 23. P. 1300 1305.
Новиков Н.П. О высокоскоростных кумулятивных струях Ц Журн. прикл. механики и техн, физики. 1962. № 6. С. 22.
Новиков Н.П. О некоторых свойствах высокоскоростных кумулятивных струй // Там же. 1963. № 1. С. 3.
Новиков Н.П. О получении сильных ударных волн в лабораторных условиях Ц Докл. АН СССР. 1962. Т. 147, № 3. С. 597.
GHI S.P., Simpkin.son W.V. Analysis and performance of an explosively driven shock tube // Proc, of VII Intern, shock tube symp. Toronto, 1969. P. 366.
GUI S.P. Shock tube with implosive jet driver // Phys. Fluids. 1969. Vol. 12. N 5. Part 2. P. 88-91.
Чистяков В.П., Бондарев C.H., Фадеенко Ю.И. //Динамика сплошной среды. Новосибирск, 1970. Вып. 4. С. 170.
Waldorn H.F., More Е.Т., Steel G.B., Godfrey C.S. A mechanism for the convertion of the chemical energy to the kinetic and internal energy of a gas // AIAA-pap. 1967. N 69. P. 178.
Сильверстов В.В., Горшков Н.Н., Титов В.М., Урушкин В.П. Исследование ударно-волновых процессов в жидком водороде методом реостатных датчиков // Физика горения и взрыва. 1975. Т. 11, № 5. С. 786.
Ададуров Г.А., Дремин А.Н.. Канель Г.И.. Першин С.В. Определение параметров ударных волн в веществе при его сохранении в цилиндрических ампулах // Там же. 1967 Т. 3, № 2. С. 281.
Пряхин ВТ.. Титов В.М., Швецов ГА. Исследование высокоскоростных потоков газа электромагнитным методом // Журн. прикл. механики и техн, физики. 1971. №3. С. 137.
Burnham MW., Marshall SJ. // Proc, of Conf, on megagauss field generation Frascaty, 1965. P. 367.
Лобанов В.Ф., Фадеенко Ю.И. Кумуляция продуктов детонации полого цилиндрического заряда // Физика горения и взрыва. 1974. Т. 10, № 1. С. 119.
Сильвестров В.В., Урушкин В.П. Детонация трубчатых зарядов ВВ в жидком водороде // Там же. 1977. Т. 13, № 1. С. 73.
Юхансон К., Персон П. Детонация взрывчатых веществ. - М.: Мир, 1973.
Woodhead D.W., Totman N. Detonation phenomena in a tubular charge of explosive // Explosivstoffe. 1965. Vol. 6. P. 141-155.
МержиевскийЛА.. Фадеенко Ю.И., Филимонов BA., Чистяков В.П. Ускоренное распространение детонации в газах с полостью, заполненной литием // Физика горения и взрыва. 1976. Т. 12. № 2. С. 233-240.
Бакиров И.Т., Митрофанов В.В. Высокоскоростная двухслойная детонация в системе “ВВ-газ” // Докл. АН СССР. 1976. Т. 231, № 6. С. 1315.
Митрофанов В.В. О сверхскоростной детонации в зарядах с продольными каналами Ц Физика горения и взрыва. 1976. Т. 12, № 1. С. 73.
Мордашев А.М. Численный расчет параметров двухслойной детонации // Журн. прикл. механики и техн, физики. 1977. № 2. С. 50.
Filler IKS. Measurements on the blast wave in a conical tube Ц Phys. Fluids. 1960. N 3. P. 444.
Гпасс, Чэн, Броуд. Сильные ударные волны, возбуждаемые сферическими имплозиями, вызываемые взрывами твердого ВВ // Ракет, техника и космонавтика. 1974. Т. 12, № 3. С. 139.
Сильвестров В.В., Титов В.М. Сходящаяся ударная волна в жидком водороде // Физика горения и взрыва. 1975. Т. 11, № 4. С. 655.
Бернстайн Д., Геттельман С. Формирование цилиндрически симметричной имплозии Ц Приборы для науч, исслед. 1966. № 10. С. 89-91.
Войтенко А.Е. Получение газовых струй большой скорости Ц Докл. АН СССР. 1964. Т. 158, № 6. С. 1278.
Войтенко А.Е. Сильные ударные волны в воздухе // Журн. техн, физики. 1966. Т 36, № 1. С. 178.
Романов Г.С., Урбан В.В. Численное моделирование взрывного плазменного генератора в газодинамическом приближении // Инж.-физ. журн. 1979. Т. 37, №5. С. 859.
CrowlyB.K., GlennH.D. Numerical simulation of high-energy (Mach 120 to 40) air shock experiment // Proc, of VII Intern, shock tube symp. Toronto, 1969. P. 314-342.
Войтенко А.Е. Ускорение газа при его сжатии в условиях остроугольной геометрии // Журн. прикл. механики и техн, физики. 1966. № 4. С. 112.
Glenn H.D., Crowly В.К. High speed (40-60 km/sec) gas jet propogation // J. Appl. Phys. 1970. Vol. 41, N 10. P. 4157.
Минцев В.Б., Фортов B.E., Грязнов B.K. Электропроводность высокотемпературной неидеальной плазмы Ц Журн. эксперим. и теорет. физики, 1980. Т. 79, № 1(7). С. 116-124.
Кирко В.И. Энергетические характеристики взрывного плазменного генератора // Физика горения и взрыва. 1979. Т. 15, № 6. С. 135-139.
Войтенко А.Е., Кирко В.И. КПД взрывного плазменного компрессора // Там же. 1975. Т. 11, № 6. С. 956.
Cowan М., Freiwald D.H. Ц Proc, of VII Intern, shock tube symp. Toronto, 1969. P. 432.
Кейбл Ф. Ускорители для метания со сверхвысокими скоростями // Высокоскоростные ударные явления. - М.: Мир. 1973. С. 13.
Хэшцелл Б. Ударные трубы. - М.: Изд-во иностр, лит., 1962.
Лаптев В.И.. Тришин Ю.А.//Журн. прикл. механики и техн, физики. 1974. №6. С. 128-132.
Сильвестров В.В. Взрывной ускоритель микрочастиц на жидком водороде // Физика горения и взрыва. 1979. Т. 15, № 6. С. 104.
Войтенко А.Е., Любимова М.А., Соболев О.П.. Сынах В.С. Градиентное ускорение ударной волны и возможные применения этого эффекта / Новосибирск, 1970. (Препринт ИЯФ. № 14-70).
Войтенко А.Е.,Любимова МЛ., Соболев О.П. Экспериментальное наблюдение ускорения ударной волны в газе с градиентом плотности // Журн. техн, физики. 1972. Т. 42, № 1. С. 111.
Седов Л.И. Методы подобия и размерности в механике. М.: Наука, 1967.
Гросс Р. Физика высоких плотностей энергии. - М.: Мир, 1974.
Войтенко А.Е., Соболев О.П. Особенности динамического деформирования и разрушения цилиндрических стеклопластиковых оболочек при импульсном нагружении //Журн. прикл. механики и техн, физики. 1968. № 2. С. 51-53.
Коробейников В.П. Вопросы магнитной гидродинамики и динамики плазмы. Рига. 1962.
Закайдаков В.В.. Сынах В.С. Рапространение ударных волн в неоднородной плазме // Журн. прикл. механики и техн, физики. 1976. № 2. С. 22.
Закайдаков В.В., Исаков В.П., Кирко В.И., Сынах В.С. Рапространение ионизирующей МГЦ ударной волны в неоднородной среде Ц Там же. 1976. № 5. С. 46.
Альтшулер Л.В. Применение ударных волн в неоднородной среде Ц Успехи физ. наук. 1965. Т. 85. С. 187.
Фортов В.Е., Леонтьев АЛ., Дремин А.Н., Грязнов В.К. Генерация неидс- альной плазмы мощными ударными волнами И Журн. эксперим. и теорет. физики. 1976. Т. 71, № 1(7). С. 225-236.
Фортов В.Е., Дремин АН., Леонтьев А.А. и др. Ударно-волновое сжатие неидеальной плазмы Ц Теплофизические свойства низкотемпературной плазмы. - М.: Наука, 1976. С. 39-42.
Фортов В.Е., Леонтьев АЛ.. Першин С.В., Дремин А.Н. Изэнтропическое расширение ударно-сжатого свинца // Письма в ЖЭТФ. 1974. Т. 20, № 1. С. 30-33.
Баум ФЛ.. ОрленкоЛ.П., Станюкович К.П. и др. Физика взрыва. - М.: Наука, 1975.
DuffR.F. High explosive drivers for shock tubes // Proc, of VII Intern, shock tube symp. Toronto, 1969. P. 398.
Culbertson D.W. Discription and performance of a conical shock tube air blast simulator // Ibid.
Очерки физики и химии низкотемпературной плазмы / Под ред. Л.С. Полака. - М.: Наука. 1971.
Грязнов В.К., Иосилевский ИЛ. и др. Теплофизические свойства рабочих сред газофазного ядерного реактора / Под ред. В.М. Иевлева. — М.: Атом- издат, 1980.
Балеску Р. Статистическая механика заряженных частиц. - М.: Мир, 1967.
Климентович ЮЛ., Эбелинг В. Квантовые кинетические уравнения для неидеального газа и неидеальной плазмы // Журн. эксперим. и теорет. физики. 1972. Т. 63, № 3(9). С. 905-917.
Спитцер Л. Физика полностью ионизованной плазмы: Пер. с англ. - М.: Мир, 1965.
Gould НА., DeWitt Н.Е. Convergent kinetic equation for a classical plasma Ц Phys. Rev. 1967. Vol. 155. P. 68-74.
Kihara T., Aono O. //J. Phys. Soc. Jap. 1963. Vol. 18, P. 837.
Иванов Ю.В., Дремин A.H., Минцев В.Б., Фортов В.Е. Электропроводность сильно неидсальной плазмы // Журн. эксперим. и теорет. физики. 1976. Т. 81, № 1. С. 216-223.
Минцев В.Б., Фортов В.Е. Электропроводность ксенона в закритических условиях // Письма в ЖЭТФ. 1979. Т. 30, № 7. С. 401-404.
Валуев А.А., Норман Г.Э. Метод молекулярной динамики и теории электронных коэффициентов переноса неидеальной плазмы Ц Теплофизика высоких температур. 1977. Т. 15, № 4. С. 689-694.
Воробьев В.С., Хомкин АЛ. К термодинамике кулоновских систем // Там же. 1976. Т. 14, № 1. С. 204-207.
Грязнов В.К., Иванов Ю.В., Старостин А.Н., Фортов В.Е. Теплофизические свойства ударно-сжатого аргона и ксенона // Там же. 1976. Т. 14, № 1. С. 643-646.
Блатт Ф. Физика электронной проводимости в твердых телах: Пер. с англ. - М.: Мир, 1971.
Минцев В.Б., Грязнов В.К., Фортов В.Е. Электропроводность высокотемпературной неидеальной плазмы // Журн. эксперим. и теорет. физики. 1980. Т. 79, № 1. С. 116.
Грязнов В.К., Жерноклетов М.В., Зубарев В.Н. и др. Термодинамические свойства неидеальной плазмы аргона и ксенона Ц Там же. Т. 78, № 2. С. 573-585.
Keeler R.N., Van-Thiel М„ Alder В J. Corresponding states at small interatomic distances // Physica. 1965. Vol. 31. N 9. P. 1437.
Сеченов В.А., Сон Э.А., Щекотов O.E. Проводимость неидеальной цезиевой плазмы за отраженной ударной волной // Письма в ЖТФ. 1975. Т.1, № 19. С. 891-894.
Аскеров Б.М. Кинетические эффекты в полупроводниках. - М.: Наука, 1970.
Грязнов В.К., Иосилевский ИЛ., Фортов В.Е. Расчет ударных адиабат аргона и ксенона И Журн. прикл. механики и техн, физики. 1973. № 3. С. 70-76.
Козлов Г.И., Райзер Ю.П., Ройтенбург Д. Ч. Ионизационная релаксация за фронтом ударной волны в аргоне, содержащем примесь воздуха // Там же. 1968. № 1. С. 140-145.
Ермохин Н.В., Ковалев Б.М.. Кулик П.П., Рябый В.А. Температурная зависимость электропроводности плотной цезиевой плазмы, полученной импульсным изобарным омическим нагревом //Теплофизика высоких температур. 1977. Т. 15, № 4. С. 695-702.
Калиткин Н.Н., Кузьмина Л.В., Рогов В.С. И Физика плазмы. 1976. Т. 2. С. 858; Численные методы механики сплошной среды.. 1973. Т. 4, № 4. С. 88; Теплофизика высоких температур. 1968. Т. 6, № 5. С. 801; 1970. Т.8, № 4. С. 689.
СедовЛ.И. Движение воздуха при сильном взрыве //Докл. АН СССР. 1946. Т. 52, № 2. С. 135-150.
Коробейников В.П., Мельников И.С., Рязанов А.В. Теория точечного взрыва. - М.: Физматгиз, 1961.
Ландау ЛД„ Лифшиц Е.И. Механика сплошных сред. - М.: Гостехиздат, 1963.
Berri E.D., Holt М. Blast wave calculation Ц Proc. Roy. Soc. London A. 1954. Vol. 224. P. 236-251.
BroudeIL. Blast waves from a spherical charge//J. Appl. Phys. 1958. P. 217-229.
Анисимов С.И.. Зельдович Я.Б. Рэлей-тейлоровская неустойчивость границы между продуктами детонации и газом при сферическом взрыве Ц Письма в ЖТФ. 1977. Т. 3. № 20. С. 1081-1084.
Lord Rayleigh. Investigation the character of the eguilibrium of the incompressible heavy fluid of variable density // Scientific paper. Cambridge, 1900. P. 200-207.
Taylor G. The instabilities of liquid surfaces when accelerated in a direction perpendicular to their planes Ц Proc. Roy. Soc. London A. 1950. Vol. 201. P. 192-196.
Anisimov S.I., Zeldovich Ya.B., Inogamov NA., Ivanov M.F. The Taylor instability of contact boundary between expanding detonation products and a surrounding gas Ц Shock wave, explosion and detonation. N.Y., 1983. P. 218-227. (Progress of Astronaut, and Astrophys. Vol. 87).
Попель O.C., Синкевич O.A. О возможности образования вторичной ударной волны при одномерном разлете продуктов реальной детонации в среду с противодавлением Ц Тр. МЭИ. 1972. Вып. 115. С. 21-32.
Сон Э.Е. Рэлей-тейлоровская неустойчивость проводящей жидкости в магнитном поле Ц Магнит, гидродинамика. 1979. № 2. С. 35-38.
Недоспасов А.В. Физика МГД-генераторов Ц Успехи физических наук.
1977. Т. 123, № 4. С. 333-348.
Malplat Y.P., PorteR. Contabution a 1’etude des effects de I’instabilite de Rayleigh- Taylor dans une Veine ingomogen industrelle et dans la Viene modele MHD-6. P., 1966. (Ref. IEP; 13803).
Хаит ВД. О неустойчивости Рэлея-Тейлора, вызываемой электромагнитными силами // Магнит, гидродинамика. 1974. № 2. С. 69-72.
Байков И.С. Гидродинамическая теория устойчивости слоистого потока плазмы Ц Журн. техн, физики. 1970. Т. 40, № 2. С. 431-440.
Кнопфель Г. Сверхсильные импульсные магнитные поля: Пер. с англ. - М.: Мир, 1972.
Сахаров АД., Людаев Р.З., Смирнов Е.М. и др. Магнитная кумуляция Ц Докл. АН СССР. 1965. Т. 165, № 1. С. 65-68.
Samon Y.P. The dynamical instabilities of cylindrical shells // J. Fluid Meeh. 1969. Vol. 38. N 4. P. 769-791.
Андрианов A.M., Геннадиев H.H., Демидов В.Ф. и др. Физические процессы при генерации мегагауссных магнитных полей в одновитковых соленоидах Ц Тр. Междунар, конф, по генерации мегагауссных магнитных полей и родственным экспериментам. - М.: Наука, 1984. С. 29-38.
Kraws L., Malamud Н„ Zadoff L., Bogun М. Rayleigh-Taylor Instability in Q- pinch // Bull. Amer. Phys. Soc. 1964. Vol. 9. P. 507.
Имшеник B.C. Гидродинамическая неустойчивость границы плазмы с магнитным полем при учете вязкости // Докл. АН СССР. 1972. Т. 204, № 6. С. 1335-1338.
Wesson YA. Plasma stability theory Ц Plasma physics. L.; Bristol. 1974. P. 93-130.
Plesset M.S., Whipple C.G. Viscous effects in Rayleigh-Taylor instability // Phys. Fluids. 1974. Vol. 17, N 1. P. 1-7.
Robinson Y.S. A novel form of the MHD Rayleigh-Taylor instability // J. Fluids Meeh. 1975. Vol. 72, N 1. P. 135-143.
Рей И.К. Экспериментальное исследование неустойчивости Рэлея-Тейлора в электрических пленках при наличии магнитного поля М Материалы университетской школы: Нелинейные задачи теории гидродинамической неустойчивости. - М.: Изд-во МГУ, 1976. С. 43-44.
Абрамова К.В., Златин Н.А., Перегуд Б.П. Магнитогидродинамические неустойчивости жидких и твердых проводников: Разрушение проводников электрическим током Ц Журн. эксперим. и теорет. физики. 1975. Т. 69, № 6. С. 2007-2022.
Roderick N.F.. Husey T.W.. Fache R.Y., BoydR.W. Two-dimentional simulation of the hydromagnetic Rayleigh-Taylor instability in an imploding foil plasma // Appl. Phys. Lett. 1978. Vol. 32, N 5. P. 273-275.
Chaik ABD. Rayleigh-Taylor instability of the viscous layers Ц Phys. Fluids. 1976. Vol. 19, N3.P. 473-480.
Henderson D.B., Morse R.L. Symmetiy of laser-driven implosions // Phys. Rev. Lett. 1974. Vol. 32, N 7. P. 355-359.
Анисимов С.И., Прохоров A.M., Пашинин П.П. Лазерный термоядерный синтез И Успехи физ. наук. 1976. Т. 119, № 3. С. 401-424.
Гасилов В.А., Головизин В.М., Таран М.В. и др. О численном моделировании рэлей-тейлоровской неустойчивости в несжимаемой жидкости. М., 1979. (Препр. ИПМ; № 70).
Гамалий Е.Г., Гасилов В А., Розанов В.Б. и др. Исследование устойчивости процесса сжатия тонких стеклянных оболочек Ц Изучение гидродинамической неустойчивости численными методами / Под ред. А.А. Самарского. - М.:ИПМ. 1980. С. 28-65.
Иванов А.Г., Новицкий Е.З., Огородников А.А., Пинчук С.Ю. Разгон пластин до гиперзвуковых скоростей. Неустойчивость при торможении о воздух Ц Журн. прикл. механики и техн, физики. 1982. № 2. С. 90-93.
Мешков Е.Е. Неустойчивость границы раздела двух газов, ускоряемой ударной волной Ц Изв. АН СССР. Механика жидкостей и газов. 1968. № 5. С. 151-157.
Бахрак С.М., Гришина ГА., Мешков Е.Е. и др. Некоторые вопросы экспериментального и численного исследования тейлоровской неустойчивости Ц Числ. методы механики сплош. среды. 1976. Т. 10. С. 17-30.
Анучина Н.Н, Вахрах С.М.. Забродин А.В. и др. Исследования гидродинамической неустойчивости границы раздела двух сред И Исследования гидродинамической неустойчивости с помощью ЭВМ. - М.: Наука, 1981. С. 108-162.
Ферми Э. Тейлоровская неустойчивость Ц Ферми Э. Научные труды. - М.: Наука, 1972. Т. 2. С. 490-501.
Han S.G. Stability of an expanding cylindrical plasma envelope Rayleigh-Taylor instability Ц Phys. Fluids. 1982. Vol. 25, N 10. P. 1723-1729.
Harris E.G. Rayleigh-Taylor instabilities of a collapsing cylindrical shell in a magnetic field Ц Ibid. 1962. Vol. 5. P. 1057-1062.
Алиханов С.Г., Будкер Г.И., Кичагин Г.Н., Комин А.В. Схлопывание металлической оболочки под действием магнитного поля Ц Журн. прикл. механики и техн, физики. 1966. № 4. С. 38-41.
Restover N., Jansiki Н. Rayleigh-Taylor instability for acceleration shell Ц Comments Plasma Phys, and Contr. Fusion. 1977. Vol. 3, N 2. P. 39-45.
Волкова O.A., Головицин B.M., Улинич Ф.М., Фаворский А.П. Численное моделирование обжатия магнитного поля кумулирующим лайнером. М., 1976. (Препр. ИПМ; №111).
Павловский А.И., Долотенко М.И., Колокольчиков Н.Н. и др. Неустойчивость схлопывающейся цилиндрической оболочки при магнитной кумуляции энергии Ц Письма в ЖТФ. 1977. Т. 9, № 22. С. 1360-1364.
Ким К.И. Неустойчивость Рэлея-Тейлора в жидкометаллических синхронных МГД-генераторах и способы ее стабилизации // Proc, of conf, electr. MHD. Vienna, 1968. Vol. 3. P. 1965-1979.
Сюсюкин А.И. Влияние неустойчивости Рэлея-Тейлора на процессы взаимодействия поршня в линейном канале. Киев, 1982. (Препр. Ин. электродинамики АН УССР; № 285).
Беленький С.З., Фрадкин Е.С. Теория турбулентного перемешивания // ФИАН СССР. 1965. Т. 29, № 1. С. 28-36.
Baker I. Compressible Rayleigh-Taylor instability // Phys. Fluids. 1984. Vol. 26, N 4. P. 950-952.
Michner M., Landshof K.M. Rayleigh-Taylor instability for compressible fluids Ц Ibid. 1964. Vol. 7, N 6. P. 862-866.
Vandewoort P.D. The Character of the equilibrium of a compressible invicid fluid of varying density // Astrophys. J. 1964. Vol. 134. P. 699-717.
Сон Э.Е. Нелинейная теория рэлей-тейлоровской неустойчивости “опрокинутой мелкой воды"//Письма в ЖТФ. 1978. Т. 4. С. 1023-1026.
Башилов Ю.А., Покровский С.В. Нелинейное развитие тейлоровской неустойчивости тонкой цилиндрической оболочки // Журн. техн, физики. 1977. Т. 47, № 11. С. 2257-2263.
Book D.L., Sulton AL., Ott E. Rayleigh-Taylor instability in the “shallow-water” approximation Ц Phys. Fluids. 1974. Vol. 17. P. 676.
Kalra GL., Kathuria SEI. Nonlinear Rayleigh-Taylor instability in a hydromagnetics // J. Plasma Phys. 1976. V.15, N 2. P. 239-244.
Ingraham RL. Taylor instabilities of the interface between superposed fluid — solution by successive approximation // Proc. Phys. Soc. 1954. Vol. 67. P. 748- 752.
Amaranath T., Rajappa N.R. Investigation of Taylor instability of two-superposed fluids H Acta mech. 1976. Vol. 24, N 1/2. P. 87-97.
Kelvin (Thompson W). Mathematical and physical papers. Cambridge: Univ, press, 1910. Vol. 4.
Emmons H.W., Chang E.T., Watson B.S. Taylor Instability of Finite Surface Waves // J. Fluid Mech. 1960. Vol. 7. P. 117-193.
Иевлев B.M., Сон Э.Е. Стабилизация рэлей-тейлоровской неустойчивости проводящей жидкости магнитным полем и потоком тепла // Теплофизика высоких температур. 1980. Т. 18, № 4. С. 769-774.
By S-Р Но. Linear Rayleigh-Taylor stability of viscous fluids with mass and heat transfer//J. Fluid Mech. 1980. Vol. 101, N 1. P. 111-128.
Bruesker KA., Yorna S. Stabilisation of Rayleigh-Taylor growth by thermal conduction Ц J. Plasma Phys. 1976. Vol. 16, N 3. P. 285-288.
Trayon F.. Griber R. Theory of the dynamic stabilization of the Rayleigh-Taylor instability // J. Phys. Fluids. 1971. Vol. 14, N 10. P. 2069-2073.
Щелкачев M.B. Тейлоровская неустойчивость границы раздела двух жидкостей, находящихся в электромагнитном поле // Изв. АН СССР. Механика жидкости и газа. 1976. № 5. С. 24—27.
Hussei T.W. Scaling of MHD instability in implating plasma liners // J. Appl. Phys. 1980. Vol. 51, N3.P. 962.
Полянин А Д. Развитие тейлоровской неустойчивости в сжимаемых проводящих средах, находящихся в магнитном поле Ц Изв. АН СССР. Механика жидкостей и газов. 1975. № 5. С. 15-19.
Hosking R.I., Lister G.G. Rayleigh-Taylor instability in the presence of a vertical magnetic field and effects of eesistivity and hall currents П J. Plasma Phys. 1972. Vol. 7, N 3. P. 553-562.
Bhatia P.K., Steiner YH. Finite larmor radius effects on the Rayleigh-Taylor instability of a rotating plasma of variable density // Astrophys. and Space Sci. 1975. Vol. 34, N 2. P. 459-465.
Banerjee M.B., Gupta Y. Rayleigh-Taylor instability with hall currents // J. Phys. Soc. Jap. 1974. Vol. 37, N 1. P. 291-298.
Areel P.D. Effect of pinite larmor radius on Rayleigh-Taylor instability of a plasma in the presence of a vertical magnetic field // Nuovo cim. B. 1971. Vol. 6B, N 2. P. 124-130.
Bhowmik G. Rayleigh-Taylor instabilities of viscous hall plasma with magnetic field // J. Plasma Phys. 1972. Vol. 7, N 1. P. 117-132.
Sharma R.C. The Rayleigh-Taylor instability of a viscous incompressible fluids with finite resistivity in the presence of a ingomogenous horisontal magnetic field // Ind. J. Phys. 1971. Vol. 45, N 10. P. 484-485.
Николаев Ю.М. Влияние магнитного поля на развитие тейлоровской неустойчивости сжимаемых проводящих жидкостей // Вести. МГУ. 1967, № 5. С. 80-87.
Chahraborty В.В. Rayleigh-Taylor instability in the presence of an oscellating magnetic field operating both heaver and lighter fluid // J. Phys. Fluids. 1980. Vol. 23, N 3. P. 464-471.
Hosking R.L. Lister G.G. The effect of resistivity and parallel Ion viscosity on Rayleigh-Taylor instability in the presence of a horizontal magnetic field Ц Plasma Phys. 1973. Vol. 15. P. 931-935.
Gupta Y. Rayleigh-Taylor instability of a viscous electrically conducting fluid in the presence of a horizontal magnetic field // J. Phys. Soc. Jap. 1963. Vol. 18, N 7. P. 1035.
Green T.S., Niblett G.B.F. Rayleigh-Taylor instability of a magnetically accelerated plasma // Nucl. Fusion. 1960. Vol. 1. P. 42-46.
Зимин Э.П., Эйсмонт 0.4. О неустойчивости Рэлея-Тейлора в магнитной гидродинамике в гальваническом приближении Ц Журн. прикл. механики и техн, физики. 1970. № 5. С. 31-38.
Kruskal М., Schwarzchild М. Some instability in the presence of a magnetic field // Proc. Roy. Soc. London A., 1954. Vol. 223. P. 376-396.
Васильева P.B., Ерофеев A.B., Зуев АД. и др. Об устойчивости низкотемпературной плазмы, ограниченной газодинамическими разрывами, при движении в поперечном магнитном поле // Письма в ЖТФ. 1985. Т. 10. № 22. С. 35-38.
Glass LI., Lin IV.5. Effects hydrogen impurities on shock structure and stability in ionizing monoatome gases. P. 1. Argon Ц J. Fluid Meeh. 1978. Vol. 84, N 1. P. 55-57.
Bostick W.N., Dichinson H., Di Marko 1.М., Koslov S. Experimental study of Rayleigh-Taylor instability in plasma // Phys. Fluids. 1962. Vol. 5, N 9. P. 1048-1056.
Lewis D.Y. The instabilies of liquid surfaces when accelerated in a direction perpendicular to their planes // Proc. Roy. Soc. London A., 1950. Vol. 202. P. 81-96.
Ratafia M. Experimental investigation of Rayleigh-Taylor instability // Phys. Fluids. 1973. Vol. 16, N 8. P. 1207-1210.
Зайцев С.Г.. Чеботарева Е.И., Титов C.H. и др. Влияние переходного слоя на развитие неустойчивости Рэлея-Тейлора // Письма в ЖТФ. 1989. Т. 15. № 13. С. 33-37.
Иногамов Н.А., Демьянов А.Ю., Сон Э.Е. Гидродинамика перемешивания. М.: МФТИ, 1999. 464 с.
Герасимов С.И., Лень А.В., Севастьянов В.П., Хомин С.А. Радиационные характеристики взрыва сферического заряда в воздухе // Вопросы атомной науки и техники. Техн, и прикл. физика. 2000. Вып. 1. С. 55-57.
Адушкин В.В. Взрыв сферического заряда в воздухе Ц Журн. прикл. механики и техн, физики. 1963. № 5. С. 143-160.
Пункевич В.С. Развитие гидродинамического возмущения при взрыве сферических зарядов ВВ в воздухе и аргоне // Физические процессы при горении и взрыве. М.: Наука, 1980. С. 127-139.
Рождественский В.Б., Христофоров БД., Юрьев ВЛ. Влияние состава продуктов на радиационные характеристики взрыва ВВ в воздухе Ц Физика горения и взрыва. 1989. № 5. С. 145-148.
Неуважаев В.Е., Яковлев В.Г. Турбулентное перемешивание границы раздела в численном газодинамическом расчете Ц Журн. вычисл. математики и матем. физики. 1976. Т. 16, № 2. С. 440-450.
Mayer КА., Blewett Р.1. Numerical investigation of the stability of a shock-acceleration interface between two fluids Ц Phys. Fluids. 1972. Vol. 15. P. 753-759.
Иногамов H.A. О неустойчивости Рэлея-Тейлора в сжимаемой среде ИТФ. Препринт. Черноголовка, 1980.
Иногамов Н.А. Турбулентная стадия тейлоровской неустойчивости // Письма в ЖТФ. 1978. Т.4, № 12. С. 743-747.
Анучина Н.Н., Кучеренко Ю.А., Неуважаев В.Е. и др. Турбулентное перемешивание на ускоряющейся границе разноплотных жидкостей Ц Изв. АН СССР. Механика жидкостей и газов. 1978. № 6. С. 157-161.
Давыдов Ю.М.. Пантелеев М.С. Развитие трехмерных возмущений при рэ- лей-тейлоровской неустойчивости Ц Журн. прикл. механики и техн, физики. 1981. № 1. С. 117-122.
Иногамов Н.А. Неустойчивость фронта абляции при ускорении абляционным давлением // Письма в ЖТФ. 1983. Т. 9, № 11. С. 158-161.
Иногамов Н.А. Турбулентное перемешивание продуктов детонации с окружающим газом при взрыве // Материалы международной школы-семинара: Процессы турбулентного переноса в реагирующих системах / ИТФ. Черноголовка, 1985. С. 100-111.
Давыдов А.Н., Лебедев Е.Ф., Хамраев В.Р., Шурупов А.В. Экспериментальное исследование неустойчивости Рэлея-Тейлора в ударно-волновом течении Ц Теплофизика высоких температур. 1983. Т. 2. № 2. С. 414.
Chandrasekhar S. Hydrodynamic and Hydromagnetic Instability. Oxford: Clarendon press, 1963. P. 467 472.
Биркгоф Г. Неустойчивость Гельмгольца и Тейлора Ц Гидродинамическая неустойчивость. Пер. с англ. М.: Мир, 1964.
Шурупов А.В., Гальбурт В.А., Лебедев Е.Ф. Влияние неустойчивости Рэлея-Тейлора на структуру взрывного цилиндрического течения Ц Письма в ЖТФ. 1985. Т. 11, № 9. С. 554-557.
Давыдов А.Н., Шурупов А.В., Лебедев Е.Ф. Развитие рэлей-тейлоровской неустойчивости в цилиндрическом взрывном течении Ц Там же. 1983. Т 9 № 7. С. 429-430.
Минцев В.Б., Фортов В.Е., Павлов Г.А., Грязнов В.К. Электропроводность сильноразогретой неидеальной плазмы ксенона Ц Там же. 1980. Т 6 № 4. С. 234-237.
Shardin М. Calculation of blast waves from a spherical charge // Commun. Pure and Appl. Math. 1954. Vol. 7, N 1. P.223-243.
Шуршалов Л.В. Цилиндрический взрыв в среде с противодавлением Ц Докл. АН СССР. 1972. Т. 199, № 5. С. 1262-1264.
Коробейников В.П., Марков В.В.. Путянин Б.В. О распространении цилиндрических взрывных волн с учетом излучения и магнитного поля Ц Изв. АН СССР. Механика жидкостей и газов. 1977. № 4. С. 133-138.
Беспалое В.Е.. Фортов В.Е., Грязнов В.К., Дремин А.А. Динамическое сжатие неидеальной плазмы аргона // Журн. эксперим. и теорет. физики. 1975. Т. 69, № 6. С. 2059-2066.
Lin S.C., Resler E.L., Kantrowitz S. Electrical conductivity of high ionized argon, producted by shock waves///J. Appl. Phys. 1955. Vol. 26. P. 95-109.
Алинов C.B., Ткаченко B.K. Электропроводность воздуха за ударными волнами Ц Теплофизика высоких температур. 1974. Т. 12, № 6. С. 1292-1293.
Калиткин Н.А., Кузьмина Л.В., Рогов В.С. Таблицы термодинамических функций и транспортных коэффициентов плазмы. М., 1972. (Препр. / ИПМ; № 125).
Козлов Г.И. К вопросу о проводимости аргона и коэффициента рекомбинации в нем Ц Теплофизика высоких температур. 1965. Т. 3, № 4. С. 510-519.
Devoto R.S. Simplifield expressions for the transport properties of ionized monoatomic gases Ц Phys. Fluids. 1967. Vol. 10, N 10. P. 2105-2112.
Диагностика плазмы. Пер. с англ. / Под ред. Р. Хадлстоуна и С. Леонарда. Пер. с англ. М.: Мир, 1967.
Ударные трубы / Пер. с англ, под ред. Х.А. Рахматулина и С.С. Семенова. М.: Изд-во иностр, лит., 1962.
Солоухин Р.И. Ударные трубы для физико-химических исследований. Новосибирск: Наука, 1968.
Таблицы термодинамических функций воздуха для температур от 6000 до 20000 К и давлений 0,001 до 1000 атм / Под ред. А.С. Предводителева. М.: Изд-ва АН СССР, 1959.
Кузнецов Н.М. Термодинамические функции и ударные адиабаты воздуха при высоких температурах. М.: Машиностроение, 1965.
Коньков А_А_, Соколов А.И. Интерферометрические исследования распространения мощных ударных волн в воздухе // Изв. АН СССР. Механика жидкостей и газов. 1977. № 4. С. 167-172.
Баженова Т.В., Гвоздева Л.Г. Ударные волны в реальных газах. М.: Наука, 1968.
Roth Y. Measured temperature at strong shock wave in argon //J. Appl. Phys. 1964. Vol. 35, N 5. P. 1429-1433.
Генералов Н.Г., Зимаков В.П., Козлов Г.И. Метод ИК-диагностики плазмы и его использование для исследования ионизации и рекомбинации ксенона за фронтом ударной волны // Журн. эксперим. и теорет. физики. 1970. Т. 58, №6. С. 1928-1937.
Ступоченко Е.В., Лосев С.А., Осипов Л.И. Релаксационные процессы в ударных волнах. М.: Наука, 1965.
Harwell К.Е., Yahn R.C. Initial ionization rates in shock-heated argon, krypton and xenon // Phys. Fluids. 1964. Vol. 7. P. 214—222.
Nerem R.M., Golobik RA., Bader Y.B. Laboratory studies of radiative transfer effects in shock-heated gases Ц Proc, of VIII Intern, symp. shock, tubes. L„ 1971. P. 19-38.
Kodayashi Y., Nerem R.M. An estimate of radiative emission from an isothermal xenon plasma at temperatures up to 50000 К // J. Quant. Spectr. Radial. Transfer. 1972. Vol. 12. P. 1647-1657.
Севастьяненко ВТ., Якубов И.Т. Радиационное охлаждение газа, нагретого сильной ударной волной // Оптика и спектроскопия. 1964. Т. 16. С. 3-10.
Коньков А.А.. Соколов А.И. Экспериментальное изучение распространения мощных ударных волн в канале // Журн. прикл. механики и техн, физики. 1976. № 4. С. 23-28.
Козлов Г.И., Кузнецов В.А., Масюков В.А. Лучистые потери аргоновой плазмы и излучательная модель непрерывного оптического разряда // Журн. эксперим. и теорет. физики. 1974. Т. 66, № 3. С. 954-964.
Осташев В.Е. Исследование процессов преобразования энергии во взрывном магнитогидродинамическом генераторе. Дис. ... канд. физ.-мат. наук. М„ 1976.
Conger R.L. Large electric power pulses by explosive magnetic field compression Ц J. Appl. Phys. 1967. Vol. 38, N 5. P. 2275-2277.
Титов B.M., Швецов ГА. Генерация электрических импульсов высокой мощности с помощью кумулятивного взрыва Ц Физика горения и взрыва. 1980. № 5. С. 17-56.
Пейн Г., Смай Р. Опыты по получению электрической энергии от движущейся плазмы Ц Механика. 1962. № 3(73). С. 95-108.
Асиновский Э.И., Осташев В.Е. Предельные возможности импульсного МГД-преобразователя по генерации электрической энергии на омическую нагрузку //Теплофизика высоких температур. 1976. № 5. С. 1079-1082.
Полюдов В.В., Титов В.М., Швецов ГА. Движение проводящего поршня в канале с переменной индуктивностью // Журн. прикл. механики и техн, физики. 1973. № 6. С. 41-46.
Асиновский Э.И., Кузнецов ЮА. Влияние секционирования на энергетические характеристики МГД-генератора при больших магнитных числах Рейнольдса Ц Теплофизика высоких температур. 1968. Т. 6. № 4. С. 615-620.
Синкевич О.А., Крылова Л.М. Движение плазменного сгустка в канале с переменной индуктивностью Ц Магнит, гидродинамика. 1970. № 1 С. 28-34.
Попель О.С., Синкевич О А. К вопросу о предельных значениях энергии, генерируемой импульсными МГД-преобразователями Ц Теплофизика высоких температур. 1977. Т. 15, № 2. С. 385-389.
Фортов В.Е., Минцев В.Б. Оптимальные условия работы взрывных МГД- генераторов Ц Там же. 1982. Т. 20, № 3. С. 584—586.
Франкенталь С. Характеристики термохимических МГД-преобразовате- лей Ц Ракет, техника и космонавтика. 1968. Т. 6, № 6. С. 3-12.
Буренин Ю.А., Швецов ГА. К исследованию энергетических характеристик в импульсных МГД-системах П Физика горения и взрыва. 1975. Т. И, № 3. С. 433—437.
Sardei Г., Willeke М. Numerical and experimental investigation of transient plasma-flow interaction with strong magnetic fields Ц Plasma Phys. 1971. Vol. 13. P. 999.
Зайцев С.Г., Михайлов А.В., Фаворский И.К. Исследование свойств разрыва, возникающего в сверхзвуковом потоке плазмы, проходящем через поперечное магнитное поле Ц Изв. АН СССР. Механика жидкостей и газов. 1975. №1. С. 86-91 .
Тихонов А.Н., Самарский АА.. Заклязьминский ЛА. и др. Нелинейный эффект образования самоподдерживающегося высокотемпературного слоя газа в нестационарных процессах магнитной гидродинамики Ц Докл. АН СССР. 1967. Т. 173, № 4. С. 808-811.
Самарский А.А.,Дородницин В А., Курдюмов С.П., Попов Ю.П. Образование Т-слоев в процессе торможения плазмы магнитным полем // Там же. 1974. Т. 216, № 6. С. 1254-1257.
Бут ДА Вход ударной волны со скачком проводимости в поперечное магнитное поле Ц Магнит, гидродинамика. 1970. № 4. С. 310.
Любимов ГА., Куликовский А.Г. Магнитная гидродинамика. М.: Физматгиз, 1962.
Дашук П.М., Зайенц С.Б., Комельков В.С. и др. Техника больших импульсных токов и магнитных полей. М.: Атомиздат, 1970.
Деревянко В.А., Славин В.С., Соколов В.С. МГД-генератор сТ-слоем Ц Тр. 8-й Междунар, конф, по МГД-преобразованию энергии. М.: Наука, 1983. Т. 2. С. 13-20.
Goldfrey T.S. Application of explosive driven gases // Technol. Rev. 1970. Vol. 72, N3. P. 215.
Захаров А.И., Клавдиев В.В., Письменный В.Д. и др. Экспериментальные наблюдения Т-слоев в движущейся плазме, взаимодействующей с магнитным полем Ц Докл. АН СССР. 1973. Т. 212, № 5. С. 1092-1095.
Волосевич П.П., Курдюмов С.П., Попов Ю.П. Влияние конечной проводимости на взаимодействие ударной волны с магнитным полем // Изв. АН СССР. Механика жидкостей и газов. 1968. № 4. С. 15-22.
Дегтярев Л.М., Заклязьминский Л.А., Курдюмов С.П. и др. Развитие конечных локальных возмущений электропроводности в потоке слабопрово- дящего газа в присутствии магнитного поля Ц Теплофизика высоких температур. 1969. Т. 7, № 3. С. 471-478.
Деревянко В.А., Заклязьминский Л.А., Лебедев Е.Ф. Экспериментальное исследование отражения ударной волны от токовой решетки // Журн. прикл. механики и техн, физики. 1968. № 4. С. 139-141.
Medin SA., Thring M.V., Frideraich N. The possibilities of streateel layer MHD- generator Ц Proc, of the Intern, symp. MHD power generator. P., 1964. Vol. 2. P. 781-802.
Рикато П., Зетвог П. МГД-генератор с неоднородным потоком рабочего газа Ц Прикладная гидродинамика / Пер. с англ, под ред. А.В. Губарева. М.: Мир, 1965. С. 93-109.
Альвен Г.Х. Физика плазмы, космические исследования и происхождение солнечной системы // Успехи физ. наук. 1971. Т. 104, № 4. С. 529-574.
Заклязьминский Л.А. Анализ явления отражения волны от токовой решетки // Журн. прикл. механики и техн, физики. 1968. № 6. С. 123-128.
Генкин А.А, Кудряшова Л.А., Сухов Г.С. Нестационарное течение плазмы в магнитогидродинамическом канале ударной трубы // Магнит, гидродинамика. 1969. № 3. С. 20-26.
Гребенщиков С.Е., Райзер МД.. Рухадзе АА, Франк АТ. Отражение и преломление ударных волн в магнитной гидродинамике И Журн. техн, физики, 1961. Т. 31, № 5. С. 529-538.
Boublil У., Earnsren К. Propagation of a reflected shock wave in a transverse magnetic field // Phys. Fluids. 1964. Vol. 7, N 6. P. 876-881.
Vlases G.C. Experiments on magnetohydrodynamic shock wave // Ibid. N 8. P. 1358-1365.
Демичев В.Ф., Струнников B.M. Взаимодействие плазменных сгустков большой плотности с магнитным полем Ц Докл. АН СССР. 1963. Т. 150, № 2. С. 523-526.
Klingenberg Н.. Sardei F., Zimmerman W. Experiments for investigating the interaction between shock waves and stationary magnetic fields // Proc, of the 8th Intern, conf, on phenomena in ionized gases. Vienna, 1967. Pap. 4.5.25. P. 471-474.
Борисов М.Б., Зайцев С.Г., Лазарева E.B, Чеботарева Е.И. Экспериментальное исследование взаимодействия ударной волны с магнитным полем // Изв. АН СССР. Механика жидкостей и газов. 1971. № 3. С. 153-159.
Rosciszewki L, Gallaher W. Shock tube flow interation with on electromagnetic field/ П Proc, of the 7th Intern, shock tube symp, Canada, Toronto, July, 1969. Toronto, 1969. P. 475-489.
Zauderer В., Tate E. Interaction of incident shock tube flow with on electromagnetic field. Pt. 2 // Ibid. P. 490-505.
Bout DA.. Gross RA. Interaction of ionized shock wave with transverse magnetic field // Phys. Fluids. 1970. Vol. 13. P. 29-38.
Горячев ВЛ., Сухов Г.С. О взаимодействии движущейся плазмы с поперечным магнитным полем // Магнит, гидродинамика. 1969. № 1. С. 143-146.
Зайцев С.Г., Лазарева Е.В., Чеботарева Е.И. Исследования ионизированного аргона за ударной волной интерферометрическим методом // Там же. 1967. № 3. С. 86-90.
lohnson Milton R. Shock-induced flow interaction with transverse magnetic field Ц Phys. Fluids. 1967. Vol. 10, N 3. P. 539-545.
Зайцев С.Г., Лазарева E.B., Чеботарева Е.И. Изучение структуры сверхзвукового потока ионизированного аргона, движущегося в поперечном магнитном поле при съеме индуцированной ЭДС // Изв. АН СССР. Механика жидкостей и газов. 1968. № 2. С. 87-91.
Патрик А., Броган В. Одномерное течение ионизированного газа через магнитное поле // Вопр. ракет, техники. 1959. № 8. С. 19^4-2.
Pain H.Z., Smy P.R. Magnetic field interactions with shock ionized argon // Proc. Phys. Soc. 1960. Vol. 76, N 492. P. 849-856.
Asinovsky E.L, Kuznetsov YuA., Lebedev E.F. et al. Motion of plasma driven by a non-conducting piston in a magnetic field // Proc, of the 6th Intern, conf, on MHD electrical power generation, Washington, D.C. June 1975, Wash (D.C.), 1975. Vol. 4. P. 53-64.
Осташев B.E., Максимов A.M., Лебедев Е.Ф. и др. Нестационарное взаимодействие потока плазмы за сильной ударной волной с магнитным полем // Теплофизика высоких температур. 1975. Т. 13, № 1. С. 110-115.
Ватажин А.Б. Распространение ударной волны в канале при взаимодействии сжатого в ней газа с неоднородным магнитным полем Ц Прикл. математика и механика. 1970. Т. 34, № 4. С. 672-684.
Попель О.С., Синкевич О.А., Шевченко АЛ. Образование вторичной ударной волны при торможении сверхзвукового потока в магнитном поле Ц Изв. АН СССР. Механика жидкости и газа. 1978. № 3. С. 169-170.
Зайцев С.Г., Фаворская И.К., Чистяков Ю.А. Исследование установления стационарного режима течения потока плазмы в поперечном магнитном поле // Там же. 1977. № 5. С. 112-119.
Капица ПЛ. Энергия и физика // Природа. 1979. № 2. С. 70-76.
Кузнецов Н.М., Шведов К.К. Изоэнтропическое расширение продуктов детонации гексогена // Физика горения и взрыва. 1967. № 2. С. 203-210.
Asinovsky Е.1., Lebedev E.F., Ostashev V.E. Investigation of process determining the efficiency of energy conversion in a linear explosive MHD-generator Ц Proc, of the 7th Intern, conf, on MHD electrical power generation, Cambridge, June, 1980. Cambridge, 1980. Vol. 2. P. 605-620.
Давыдов A.H., Кондратенко M.M., Лебедев Е.Ф. и др. Процессы, ограничивающие сжатие магнитного поля плазменным поршнем в линейном и радиальном взрывных течениях // Тр. III Междунар, конф, по генерации ме- гагауссных магнитных полей и родственным экспериментам М.: Наука, 1984. С. 256-258.
Понтрягин Н.М. Дифференциальные уравнения. М.: Физматгиз, 1966.460 с.
Батыгин В.В., Топтыгин И.П. Сборник задач по электродинамике. М.: Физматгиз, 1962.
Козлов Н.П., Лесков Л.В., Протасов Ю.С., Хвесюк В.И. Экспериментальное исследование плазменного фокуса в ускорителях эрозионной плазмы // Журн. техн, физики. 1973. Т. 43, № 4. С. 740-743.
Козлов Н.П., Лесков Л.В., Протасов Ю.С. Экспериментальное исследование плазменного фокуса в ускорителях эрозионной плазмы. Энергетические характеристики плотного плазменного фокуса Ц Там же. 1974. Т. 44, № 12. С. 2519-2523.
Козлов Н.П., Протасов Ю.С. Экспериментальное исследование плазменного фокуса в ускорителях эрозионной плазмы. О механизме формирования плазменного фокуса в магнитоплазменном компрессоре И Журн. техн, физики. 1982. Т. 52, № 8. С. 1526-1541.
Владимиров В.В., Дивное И.И., Зотов Н.И. и др. Магнитоплазменный компрессор с взрывомагнитным генератором энергии // Там же. 1980. Т. 50. №7. С. 1521-1526.
Камруков А.С., Кашников Г.Н., Козлов Н.П. и др. Экспериментальное исследование эффективности согласования магнитоплазменного компрессора с взрывным МГД-генератором Ц Теплофизика высоких температур. 1984. Т. 22, № 2. С. 377-381.
Камруков А.С., Козлов Н.П., Протасов Ю.Г., Семенов А.М. О возможности создания высокоскоростных источников излучения на основе ударного торможения гиперзвуковых плазменных потоков в плотных газах Ц Журн. техн, физики. 1982. Т. 52, № 11. С. 2314—2317.
Pat. 3316878 USA. GL 310-11 / Gill S.P.. Baum D.W. Publ. 1975.
Gill S.P. Directed energy power cource could generate EW-technology revolution // Defense Electronics. 1984. Vol. 16, N 4. P. 116-120.
Jones M.S. Experimental observation of a peak current limit in explosive driven MHD generators Ц Proc, of the 13th Symp. on engineering aspects of MHD, USA, Stanford University, 1973: Late paper session. Stanford, 1973. P. 1.
Teno L, Sonju O.R. Development of explosively driven MHD generator for short pulse air craft high power Ц Techn. Rep. AFAPL. 1974. NTR-74—48. P. 451.
Brennan M., Bird W.L., Gully l.N. et al. The mechanical design of a compensated pulsed alternator prototype Ц Proc, of the 2nd Intern, pulsed power conf., Lubbock, Tex., USA, June, 1979. Digest of Techn. pap. Lubbock (Tex.), 1979. P. 314.
38A. Lebedev E.F., Ostashev V.E., Fortov V.E. Explosive MHD generator Ц Report 7.01 VUI-th Intern. Conf, on megagauss magnetic field generation and related topics / October 18-23, 1998, Tallochasel, Florida, USA.
Камруков A.C., Козлов Н.П., Кондратенко M.M. и др. Плазмоинамиче- ский источник излучения с взрывным МГД-генератором энергии. М., 1983. (Препр. ИВТАН; № 3-110).
Давыдов А.Н., Лебедев Е.Ф., Осташев В.Е. Сравнительный анализ импульсных источников энергии различных видов И Тез. докл. Всесоюз. конф, по импульс, источникам энергии для физ. и термоядер, исслед. Юрмала, 1983. С. 4-9.
Кондратенко М.М., Лебедев Е.Ф., Осташев В.Е. К вопросу об эффективности преобразования энергии во взрывном МГД-генераторе И Теплофизика высоких температур. 1984. Т. 22, № 2. С. 407-409.
Кондратенко М.М., Лебедев Е.Ф., Осташев В.Е. К вопросу об эффективности взрывного МГД-генератора, работающего в частотном режиме. Томск: Изд-во Том. ун-та, 1981. Ч. 2. С. 70-73.
Часть 2
Кнопфель Г. Сверхсильные импульсные магнитные поля. М.: Мир. 1972.
Сахаров АД., Людаев Р.З., Смирнов Е.Н. и др. Магнитная кумуляция // Докл. АН СССР. 1965. Т. 165, № 1 .С. 65-68.
Сахаров АД. Взрывомагнитные генераторы Ц Успехи физ. наук. 1966. Т 88 № 4. С. 725-734.
Freeman BL., Ericson DJ., Fowler CM. et al. Magnetic flux compression powered electron beam experiments // Megagauss technology and pulsed power application. N.Y.; L.. Plenum Press, 1987. MG-IV. P. 729-737.
Fowler CM., Peterson D.R., Kerrisk J.F. et al. Explosive flux compression strip generators // Сверхсильные магнитные поля. Физика. Техника. Применение. MG-III. М.: Наука, 1984. С. 282-291.
Moir D.C., Ruhe J.R., Armstrong W.T. Pulsed magnetic field for phermex-injected curcular accelerator Ц Megagauss technology and pulsed power application. N.Y.; L.: Plenum Press, 1987. MG-IV. C. 739-746.
Jones C.R., Fowler CM., Ware F.D. High-energy atomic iodine laser driven by magnetic flux-comression generator H Ibid. P. 747-755.
Erickson DJ., Caird R.S., Fowler CM. et al. A megavolt pulse transformer powered by fast plate generator // Сверхсильные магнитные поля. Физика. Техника. Применение. MG-III. М.: Наука, 1984. С. 333-341.
Демидов В А., Жаринов Е.И., Казаков С.А., Чернышев В.К. Высокоиндуктивные взрывомагнитные генераторы с большим коэффициентом усиления энергии Ц Журн. прикл. механики и техн, физики. 1981. № 6. С.106-111.
Демидов В.А., Жаринов Е.И., Казаков С.А., Чернышев В.К. Быстроходные спиральные взрывомагнитные генераторы // Сверхсильные магнитные поля. Физика. Техника. Применение. MG-Ш. М.: Наука, 1984. С. 330-332.
Caird R.S., Fowler CM. Conceptual design for shortpulse explosive-driven generator H Megagauss technology and pulsed power application. N.Y.; L.: Plenum Press, 1987. MG-IV. P. 425-431.
Fowler CM., Caird R.S., Freeman BL., Marsh S.P. Design of the MARK-101 magnetic flux compression generator // Ibid. P. 433^139.
Freeman BL., Fowler CM., King, et al. Testing of the MARK-101 magnetic flux compression generator // Ibid. P. 441-445.
Чернышев В.К. Давыдов BA. Ванеев B.E. Исследование процесса магнитной кумуляции в системе с перехватом магнитного потока Ц Сверхсильные магнитные поля. Физика. Техника. Применение. MG-III. М.: Наука. 1984 С. 278-280.
Павловский А.И., Людаев Р.З., Юрыжев С А. и др.Многосекционный генератор МК-2 Ц Там же. С. 312-320.
Bichenkov E.I., Gilev S.D., Prokopiev V.S. et al. Cascade MC-generator with flux trapping Ц Megagauss technology and pulsed power application. N.Y.; L.: Plenum Press, 1987. MG-IV. P. 377-388.
Chernyshev V.K., Davydov VA. Generation of the magnetic flux by multicascade capture Ц Megagauss physics and technology. MG-11. N.Y.; L.: Plenum Press, 1980. P. 651-656.
Pavlovskii A.I., Lyudaev R.Z., Zolotov VA. et al. Magnetic cumulation generator parameters and means to improve them // Ibid. P. 557-584.
Давыдов BA., Чернышев В.К. Генерирование магнитного потока способом многоступенчатого перехвата // Журн. прикл. механики и техн, физики. 1981. №6. С. 112.
Cnare Е.С., Kaye RJ., Cowan М. An explosive generator of cascade helical stage Ц Сверхсильные магнитные поля. Физика. Техника. Применение. MG-III. М.: Наука, 1984. С. 50-56.
Chernyshev I .К., Zharinov E.L, Vaneev V.E. et al. Effectiveness comparison of explosive magnetic cascade systems Ц Megagauss fields and pulsed power systems. Ed. Titiv V.M. and Shvetsov G.A. N.Y.: Nova Sci., 1990. P. 355-365.
Pavlovskii A.L, Kravchenko A.S., Seiemir V.D. et al. EMG magnetic energy for superpower electromagnetic microwave pulse generation // Megagauss magnetic fields and pulsed power systems: MG-VI. P. 961—968.
Pavlovskii A.L, Popkov N.F., Kargin VJ. et al. Magnetic cumulation generator as a power source to accelerate intense electron fluxes // Megagauss Fields and Pulsed Power Systems: MG-V. P. 449-452.
Хеберлинг Р.Ф., Фаулер K.M.. Фриман БЛ. и др. Электрические характеристики трехкаскадной системы сжатия потока Ц Мегагауссная и мегагаам- перная импульсная технология и применения: MG-VII. Саров, 1997. С. 331-333.
Азаркевич Е.И., Диденко А.Н., Долгополов П.В. и др. Генерация импульсного СВЧ-излучения с помощью энергии химических взрывчатых веществ //Докл. АН СССР. 1991. Т. 319, № 2. С. 352-355.
Азаркевич Е.И., Диденко А.Н., Жерлицын А.Г. и др. Генерация электронного пучка и импульсов СВЧ-излучения с помощью энергии химичесих взрывчатых веществ Ц Теплофизика высоких температур. 1994. Т. 32, № 1. С. 127-132.
Бродский А.Я., Вдовин В.А., Корженевский А.В. и др. Преобразование энергии взрыва в электромагнитное излучение микроволнового диапазона И Докл. АН СССР. 1990. Т. 314, № 4. С. 846-849.
Минцев В.Б., Ушнурцев А.Е., Фортов В.Е. Модели работы взрывомагнитных генераторов с перехватом магнитного потока Ц Теплофизика высоких температур. 1993. Т. 31, № 3. С. 469-475.
Карпушин Ю.В..Леонтьев А.А., Минцев В.Б. и др. Экспериментальные исследования работы компактных взрывомагнитных генераторов с перехватом магнитного потока //Там же. № 4. С. 662-667.
Калантаров ПЛ., Цейтлин Л.А. Расчет индуктивностей: Справочная книга. Л.: Энергоатомиздат, 1986.
Жерлицын А.Г., Исаков В.П.,Лопатин М.В. и др. Генерация импульсов высокого напряжения взрывомагнитным генератором с осевым инициированием Ц Теплофизика высоких температур. 1990. Т. 28, № 5. С. 988-994.
Chernyshev V.K., Zharinov E.I., Kazakov SA. et al. Magnetic flux cutoffs in helical explosive magnetic generators // Megagauss technology and pulsed power application. N.Y.; L.: Plenum Press, 1987. MG-IV. P. 455-469.
McGlaun J.M., Thomson S.L, Freeman J.R. Comang III: A 2-D MHD code for helical CMF generators Ц Megagauss physics and technology: MG-П. N.Y.; L.: Plenum Press, 1980. P. 193-204.
Tipton R.E. A 2-D Lagrange MHD code //Megagauss technology and pulse power applications: MG-IV. N.Y.: L.: Plenum Press, 1987. P. 299-306.
Новак Б.В., Смит И.Р. и др. Простая двухмерная модель спиральных МКГ Ц Мегагаусная и мегаамперная импульсная технология и применения: MG-VII. Саров, 1997. Т. 1. С. 477^183.
Chernyshev V.K., Blinov A.V. et al. Helical generator model and voltage distribution in the coil H Magnetic field generation and pulsed power application: MG-V. 1990. P. 371-375.
Азаркевич Е.И., Диденко A.H., Жерлицын А.Г. и др. Получение импульсов СВЧ-излучения с помощью энергии химических взрывчатых веществ. Препринт. Черноголовка: ИХФЧ, 1992.
Азаркевич Е.И., Котов ЮЛ., Седой В.С. Применение теории подобия для расчета электровзрыва Ц Журн. техн, физики. 1975. Т. 45. № 1. С. 175.
Базелян Э.М.. Райзер Ю.П. Физика молнии и молниезащиты. М.: Наука, 2001. 319 с.
Юман М.А. Физика молнии. М.: Мир, 1972.
Борискин А.С., Гусев Н.И., Золотов ВА. и др. Транспортабельные имитаторы молнии на основе магнитокумулятивных генераторов Ц Электричество. 1995. № 10. С. 29-32.
Борискин А.С., Димант Е.М., Козлов М.Б. и др. Транспортабельные установки на основе МКГ для моделирования на протяженных объектах импульсной составляющей тока молнии Ц Megagauss magnetic field generation and related topics: MG-VII, 1996. Sarov. 1997. P. 963-969.
Пат. 2057370РФ. Зарегистрирован 27.03.96.
Бухаров В.Ф., Васюков В.А., Гурин В.Е. и др. МКГ с трансформаторным выводом энергии //Журн. прикл. механики и техн, физики. 1982. № 1. С. 4-10.
Войтенко. А.Е., Демчук А.Ф., Исаков В.П. Взрывная камера для работы с взрывомагнитными генераторами и взрывными источниками плазмы Ц Физика горения и взрыва. 1979. Вып. 6. С. 180.
Демчук А Ф., Исаков В.П. Металлические взрывные камеры. Красноярск: Изд-во Краснояр. ун-та. 2002. 240 с.
Boriskin A.S., Brodskii A.Ya., Dimant E.M. et al. Linear and circular multiloop voltage multipliers Ц Megagauss magnetic field generation and pulsed power application: MG-VI. 1994. Vol. 2. P. 697-712.
Азаркевич Е.И., Котов Ю.А. Расчет электровзрывного каскада двухкаскадного прерывателя тока // Тез. докл. совместного заседания секций научных советов АН СССР. Томск, 1986. С. 111-112.
Азаркевич Е.И.. Котов Ю.А. Пробивные напряжения ЭВПТ // Там же. С. 105-106.
Горбачев К.В., Нестеров Е.В., Строганов В.А., Черных Е.В. Ускоритель с запитываемой током ФЛ // Научные труды ИТЭС. 1999. С. 99.
Mintsev V.B., Ushnurtsev А.Е., Fortov V.E. et al. Multi-stage flux-trapping helical compression generators Ц Pulsed power plasma science. 2001. P. 232.
Леонтьев A.A., Минцев В.Б., Уишурцев А.Е. и др. Двухкаскадный взрывомагнитный генератор с перехватом потока И Мегагаусная и мегаамперная импульсная технология и применения. Саров, 1997. Т. 1. С. 334—338.
Черных Е.В., Нестеров Е.В., Шурупов А.В. и др. Двухкаскадный МКГ для генерации быстронарастающих импульсов тока // Там же. С. 339-343.
Азаркевич Е.И., Котов Ю.А., Седой В.С. Применение теории подобия для расчета электровзрыва //Журн. техн, физики. 1975. Т. 45, № 1. С. 175.
Бурцев В А., Калинин И.В., Лучинский А.В. Электрический взрыв проводников и его применение в электрофизических установках. М.: Энергоатом- издат. 1990.
Pavlovskii А.1., Lyudaev R.Z. et al. MC-generators with magnetic flux trapping Ц Megagauss magnetic field generation and pulsed power application: MG-VI. N.Y.: L.: Plenum Press, 1994. P. 607-618.
Горбачев K.B., Карпушин Ю.А., Лебедев Е.Ф. и др. Применение принципа магнитной кумуляции для генерации мощного микроволнового излучени // Мегагауссная и мегаамперная импульсная технология и применения: MG- VII. Саров. 1997. С. 918-923.
Диденко А.Н., Арзин А.П., Жерлицын А.Г. и др. Ц Релятивистская высокочастотная электроника. Горький: ИПФ АН СССР. Вып. 4. С. 104-108.
Бугаев С.П., Канавец В.Н., Климов А.И. и др.// Радиотехника и электроника. 1987. Т. 32, № 7. С. 1488.
Burhard S. И J. Appl. Phys. 1987. Vol. 62, N 1. Р. 75.
Павловский А.И., Людаев Р.З. Вопросы современной экспериментальной и теоретической физики. М.: Наука, 1984. 206 с.
Shearer J.W. et al. Explosive-driven magnetic-field compression generators Ц J. Appl. Phys. 1968. Vol. 39. P. 2102-2116.
Месяц Г.А., Иванов С.А., Комик Н.И., Пеликс ЕА. Мощные наносекундные импульсы рентгеновского излучения. М.: Энергоатомиздат, 1983.
Bromborsky A., Kehs RA., Huttlin GA. et al // IEEE Intern, conf, in plasma science: Abstracts. Arlington, 1987. P. 39.
Диденко A.H., Жерлицын AT.. Сулакшин A.C. и др. Генерация СВЧ-излучения в триодной системе сильноточным пучком микросекундной длительности//Письма в ЖТФ. 1983. № 24. С. 1510-1513.
Zherlitsin A.G., Isakov V.P., Lopatin M.V. et al. High voltage pulse generation using an explosive magnetic generator with axial initiation // Megagauss fields and pulsed power systems. N.Y.: Nova Sci., 1990. P. 607-613.
Азаркевич Е.И., Коблучко A.B., Котов Ю.А., Лисецкая ТА. !ГТез. докл. на конф. “Научные основы электрофизики и электроэнергетики". Томск, 1986. С. 109-110.
Бенетт Ф. Физика высоких плотностей энергии. М.: Мир, 241 с.
Горбачев К.В., Нестеров Е.В., Строганов В А. и др. Генерация мощных микроволновых импульсов на базе ускорителя // Мегагауссная и мегаамперная импульсная технология и применения: MG-VII. Саров. 1997. Т. 2. С. 924—930.
Месяц ГА. Генерирование мощных наносекундных импульсов. М.: Сов. радио. 1974.
Нестеров Е.В., Строганов В. А., Черных Е.В., Фортов В.Е. Использование ВМГ с электровзрывным прерывателем тока в схемах зарядки формирующей линии Ц Материалы IX Междунар, конф. “СВЧ-техника и телекомму- никационнные технологии". 1999. С. 322.
Коростелев А.Ф., Седой В.С., Лучинский А.В. Работа индуктивно-емкостного источника с электровзрывным прерывателем на емкостную нагрузку// Изв. вузов. Физика. 1995. № 12. С. 45-51.
Лисичкин АЛ., Нестеров Е.Н., Строганов В А. Калориметр импульсного сверхвысокочастотного излучения Ц Приборы и техника эксперимента. С. 82-84.
Кравченко А.С.,Людаев Р.З., Павловский А.И. и др. Питание индуктивных и омических нагрузок магнитокумулятивного генератора с помощью трансформатора Ц Журн. прикл. механики и техн, физики. № 5. 1981.
Герасимов Л.С. Согласование взрывомагнитного генератора с индуктивной нагрузкой Ц Журн. техн, физики. 1974. Т. 44, № 9.
Чернышев В.К., Давыдов В А. Предельные возможности трансформаторного способа передачи энергии из взрывомагнитного генератора в индуктивный накопитель Н Нестационарные проблемы гидродинамики. Новосибирск, 1980. Вып. 48.
Герасимов Л.С. Согласование взрывомагнитного генератора с активной нагрузкой с помощью трансформатора Ц Журн. прикл. механики и техн, физики. 1978, № 4.
Herlach F. Explosive-driven energy generators with transformer coupling Ц J. Phys.E: 1979. Vol. 12.
Knoepfel H., Kroegler H., Luppi R., Van Montfoort J. Generation and switching of magnetic energies in the megajoule range by explosive systems Ц Rev. Sci. Instrum. 1969. Vol. 40. P. 60-67.
Crawford J.C., Damerow RA. Explosively driven high-energy generators Ц J. Appl. Phys. 1968. Vol. 39. P. 5224-5231.
Freeman B.L., Bostick W.H. Transformers for explosive pulsed power coupling to various loads Ц Megagauss technology and pulsed power applications: MG-IV. N.Y.; L.: Plenum Press. P. 583-591.
Reinovsky R.E., Colclaser R.G., Welby J.M., Lopez EA. Energy storage transformer power conditioning systems for megajoule class flux compression generators Ц Ibid P. 575-582.
ОГЛАВЛЕНИЕ
Предисловие 5
Список сокращений 9
Вводная часть
Взрывные генераторы в технике мощных импульсовэлектрического тока
Накопители электрической энергии 17
Емкостные накопители 17
Молекулярные накопители энергии 19
Индуктивные накопители 20
Сверхпроводящие индуктивные накопители 21
Импульсные МГД-генераторы 23
Взрывомагнитные генераторы 23
Взрывные плазменные МГД-генераторы 23
Жидкометаллические МГД-генераторы 24
МГД-генераторы кратковременного действия 24
Электромашинные преобразователи 26
Синхронные электрогенераторы в режиме ударного и динамического торможения 26
Униполярные ударные генераторы 26
Компрессионные генераторы 26
Химические источники тока 27
Электрохимические аккумуляторы 27
Импульсные электроаккумуляторы 29
Гальванические и топливные элементы 30
Энергоемкие импульсные системы 30
Структура мощных энергетических комплексов 31
Выбор вариантов систем электропитания 34
Прогноз развития мощных импульсных источников энергии 39
Взрывные генераторы в импульсной энергетике 41
Часть 7
Взрывные плазменные МГД-генераторы
Гпава 1
Экспериментальные конструкции взрывных МГД-геиераторов 56
Основные проблемы создания МГДВГ 56
Экспериментальные взрывные МГД-генераторы, разработанные в России 59
Линейные генераторы 60
Генераторы с цилиндрическим взрывным течением79
Генерация серий импульсов 94
Ударная прочность МГД-каналов 98
Гпава 2
Ударно-волновые взрывные течения 105
Взрывные методы генерации сильных ударных волн 105
Взрывные ударные трубы 108
Кумулятивные взрывные ударные трубы 116
Ускорение взрывных ударных волн с газах с уменьшающейся плотностью 125
Взрывной генератор прямоугольных импульсов 128
Крупномасштабные взрывные устройства 130
Электропроводность плотной плазмы в линейных взрывных течениях 132
Развитие неустойчивости Рэлея-Тейлора в цилиндрических взрывах • 37
Плотность газов в головной зоне цилиндрического взрыва 149
Электропроводность плазмы в цилиндрических взрывных течениях 155
Глава 3
Магнитогидродинамические процессы в каналах МГДВГ 165
Расчетная модель взрывного МГД-преобразователя энергии 165
Энергообменные процессы 174
Глава 4
Энергетика взрывных МГД-генераторов 198
Предельные энергетические параметры линейных генераторов ... 199
Нелинейные эффекты и энергетика цилиндрических генераторов 204
Согласование с нагрузками, обострение импульсов 210
Экспериментальные исследования эффективности работы взрывного МГД-генератора на индуктивную нагрузку 220
Согласование МГДВ-генератора с нелинейной импульсной нагрузкой активно-индуктивного типа 224
Исследование предельных возможностей ножевого кон- дукционного токосъема 226
Проектные разработки МГДВ-генераторов 230
Часть 2
Взрывомагнитные генераторы
Глава 5
Генерация мощных электрических импульсов с использованием ВМГ 242
Электрическая схема ВМГ 242
Методы получения импульсов высокого напряжения с помощью ВМГ 243
Глава 6
Взрывомагнитные генераторы с перехватом магнитного потока 246
Электротехнические модели ВМГ с перехватом потока 246
Цепь без потерь 248
Влияние емкости в цепи запитки на параметры импульсов 249
Модель ВМГ с осевым инициированием 251
Модели ВМГ со скользящим контактом 252
Двухмерное моделирование процессов в ВМГ 255
Оптимизация параметров ВМГ 260
Конструкции ВМГ с перехватом потока 264
ВМГ с осевым инициированием 266
Цилиндрические ВМГ 267
Конические ВМГ 268
Работа ВМГ с перехватом потоканаиндуктивную нагрузку 269
Двухкаскадные системы ВМГ с перехватом потока 273
Глава 7
Генерация импульсов высокого напряжения в высокоимпедансных нагрузках 280
Взрывомагнитные генераторы для имитации параметров молнии 280
Молния как источник грозовых перенапряжений 280
Системы молниезащиты энергообъектов 282
Испытательные генераторы импульсных напряжений 284
Мобильный имитатор тока молнии на основе ВМГ 285
Натурные испытания с моделированием импульса тока 302
Перспективные компоновки мобильных испытательных комплексов для определения грозоупорности объектов .... 310
Генерация импульсов высокого напряжения на вакуумном СВЧ-триоде 317
Экспериментальное оборудование и диагностика 319
Согласование ВМГ и виркатора в бестрансформаторной схеме 322
Генерация импульсов высокого напряжения и мощного СВЧ-излучения в схеме с формирующей линией 341
Конструкция генератора наносекундных импульсов 343
Ударная зарядка быстрой формирующей линии 350
Работа на диодную нагрузку 351
Генерация импульсов высокого напряжения и мощного СВЧ-излучения при работе ВМГ на триод с виртуальным катодом в трансформаторной схеме 353
Анализ исследований и разработок 353
Экспериментальные результаты 359
Заключение 366
Литература 367
Научное издание
ВЗРЫВНЫЕГЕНЕРАТОРЫмощных импульсовэлектрического тока
Утверждено к печатиИнститутом теплофизикиэкстремальных состояний РАН
Зав. редакцией Г.И. ЧертоваРедактор Л.Е. КононенкоХудожник Т.В. БолотинаХудожественный редактор В.Ю. ЯковлевТехнический редактор Т.А. Резникова
Корректоры З.Д. Алексеева,ГД. Дубовицкая, Р.В. Молоканова
ЛР № 020297 от 23.06.1997
Подписано к печати 10.06.2002Формат 60 х 90Vi6. Гарнитура Таймс
Печать офсетная
Усл.печ.л. 25,0- Усл.кр.-отт. 25,0. Уч.-изд.л. 28,2Тираж 600 экз. Тип. зак. № 6406
Издательство “Наука"
117997 ГСП-7, Москва В-485, Профсоюзная ул., 90
E-mail: secret@naukaran.ruInternet: www.naukaran.ru
ППП “Типография “Наука”121099, Москва, Шубинский пер., 6
В табл. 7.4, заимствованной из [76], приведены значения А,г при изме
нении параметров а и А в интервалах 0,5 < А ^ 0,999, 0,02 « а « 10.
«НАУКА»«НАУКА»ЗбЙЙЙЙЙ!^^ЗбЙЙЙЙЙ!^^
«НАУКА»
«НАУКА»
ЗбЙЙЙЙЙ!^^
ЗбЙЙЙЙЙ!^^
ВЗРЫВНЫЕГЕНЕРАТОРЫмощных импульсовэлектрического тока
EXPLOSIVEGENERATORSof powerful pulsesof an electrical current
EDITED BY
ACADEMICIAN V.Ye. FORTOV
ВЗРЫВНЫЕГЕНЕРАТОРЫмощных импульсовэлектрического тока
ПОД РЕДАКЦИЕЙ
АКАДЕМИКА В.Е. ФОРТОВА
MOSCOW NAU КА 2002MOSCOW NAU КА 2002
MOSCOW NAU КА 2002
MOSCOW NAU КА 2002
МОСКВА «НАУКА» 2002
УДК 621.31
ББК 31.261.1
В40
Авторы:
Э.И. Асиновский, Е.Ф. Лебедев, А./V Леонтьев. В.Б. Минцев.
Е.В. Нестеров. В.Е. Осташев. В.А. Строганов, А.В. Ульянов,А.Е. Ушнурцев, В.Е. Фортов, Е.В. Черных, А.В. Шурупов
Рецензенты:
доктор технических наук С.А. Мейин.доктор технических наук В.И. Ковбасюк
Взрывные генераторы мощных импульсов электрического тока /
Под ред. В.Е. Фортова. - М.: Наука. 2002. - 399 с.
ISBN 5-O2-OO26O2-6
Рассмотрены физико-технические основы создания двух типов генераторов: магии toi идродинамического взрывного с плазменным подвижным якорем и взрывомаиннкого (В\1Г) с металлическим якорем. Подробно описаны экспериментальные исследования взрывных плазменных течении, подверженных действию неустойчивости Рэлея Чейло ра. Рассмотрены процессы преобразования энергии продуктов детонации в импульсы электрической энерти и их эффективность. Дано описание конструкции малогабаритных ВМГ. вредна шачепны.х для запитки высокоомных нагрузок (например, релятивистских элеыронных пучков) импульсами длительное!ыо порядка сотен наносекунд. Особое внимание уделено проблеме coi ласования ВМГ и обопри! слеп мощности на основе элек гровзрыва проводников с натру зками. Приведены данные о ре пльтатах опытов по зато - ке СВЧ-и злуча юлей виркаюрною тина.
Для специалистов в области физики взрыва, магнитной гидродинамики и импульсной энергетики
ТП 2002 П-151
FLxplosive generators of powerful pulses of an electrical current / Editor V.E. Fortov. - M.: Nauka, 2002. - 399 p.
ISBN 5-02-002602-6
The phy sico-technical bases of cieanon of two types of generators are considered: magneto- hydrody namical explosive with a plasma mobile armature and explosive magnetic geneiaior t EMG) w ith a metal armature. The experiment al researches of explosive plasma currents subjected ю action oi Rayleigh-Tay lor instability are described in detail. The processes of tiaiisformation of detonation products encigy into pulses ot electrical energy and efficiency of such processes are consid ered The desciipiion of design of small-sized EMG intended tor supplying high-resistance loads (for example, ot relativistic electronic beams) by pulses ot about hundreds nanoseconds duration is given. The special attention is given to a problem oi the co-ordination oi EMG and power peakers based on a principle ot conductor electroexplosion. with loads. The data on experimental results on supplying a microwave radiaior with virtual cathode by initial energy are given.
Гог specialist in explosion physics, magnetic hydrodynamics and pulse power engineering.
ISBN 5-02-002602-6ISBN 5-02-002602-6Без объявления
ISBN 5-02-002602-6
ISBN 5-02-002602-6
© Российская академия наук. 2002
© Издательство "Наука". 2002