/
Author: Леонтьев А.А. Асиновский Э.И. Лебедев Е.Ф. Минцев В.Б.
Tags: электротехника электрические машины и аппараты электронно-и аппаратостроение физика гидродинамика электрический ток физика взрыва
ISBN: 5-02-002602-6
Year: 2002
Text
ВЗРЫВНЫЕ
ГЕНЕРАТОРЫ
мощных импульсов
электрического тока
«НАУКА»
EXPLOSIVE
GENERATORS
of powerful pulses
of an electrical current
EDITED BY
ACADEMICIAN V.Ye. FORTOV
MOSCOW NAU KA 2002
ВЗРЫВНЫЕ
ГЕНЕРАТОРЫ
мощных импульсов
электрического тока
ПОД РЕ ДА KI JMEI1
АКАДЕМИКА В.Е. ФОРТОВА
МОСКВА «НАУКА» 2002
УДК 621.31
ББК 31.261.1
В40
Авторы:
Э.И. Асиновский. Е.Ф. Лебедев. А.А. Леонтьев. В.Б. Минцев,
ЕВ. Нестеров. В.Е. Остатев. В.А. Строганов. А.В. Ульянов.
А.Е. Ушнурцев. В.Е. Фортов, Е В. Черных. А.В. Шурупов
Рецензенты:
доктор технических наук С.А. МеОин.
доктор технических наук В.И. Ковбасюк
Взрывные генераторы мощных импульсов электрического тока /
Под ред. В.Е. Фортова. - М.: Наука. 2002. - 399 с.
ISBN 5-02-002602-6
Раесмо грены физико-технические основы создания двух типов генераторов: магии
TOi идродинамического взрывного с плазменным подвижным якорем и взрывомаз ни то-
го (В\1Г) с металлическим якорем. Подробно описаны экспериментальные исследования
взрывных плазменных течений, подверженных действию неустойчивости Рэлея Тепло
ра. Рассмотрены процессы преобразования энергии продуктов детонации в импульсы
электрической энериш и их эффективность. Дано описание конструкций малогабарит-
ных ВМГ. предназначенных для запитки высокоомных нагрузок (например, релятивист-
ских элек i ровных пучков) импульсами длительностью порядка сотен наносекунд. Особое
внимание уделено проблеме coi .пасования ВМГ и обостри!елей мощности на основе элек
гровзрыва проводников с натру зками. Приведены данные о результатах опытов по запит -
ке СВЧ-излуча le.icH виркаторного типа.
Для специалистов в области физики взрыва, магнитной гидродинамики и импульс-
ной энергетики
ТП 2002 И 151
Explosive 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 cieaiion of two types of generators are considered: magnet o-
hydrody namical explosive with a plasma mobile armature and explosive magnetic gene i at or < EMG)
w ith a metal armature. The experimental researches of explosive plasma currents subjected to action
ot Rayleigh-Tay lor instability are described in detail. The processes of tiaiisformation of detona-
tion products encigy into pulses ot electrical energy and efficiency ot such processes are consid
ered The description of design o| small-sized EMG intended lor 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 electroex plus ton. with loads. The data on experimental results on
supplying a microwave radiator with virtual cathode by initial energy are given.
Гог specialists in explosion physics, magnetic hydrodynamics and pulse power engineering.
Без объявления
ISBN 5-02-002602-6
© Российская академия наук. 2002
© Издательство "Наука". 2002
ПРЕДИСЛОВИЕ
В 50-е годы прошлого века в СССР и США создаются генерато-
ры сверхсильных магнитных полей на основе быстрой кумуляции
магнитного потока при сжатии металлических токонесущих оболо-
чек под действием сверхвысоких давлений, развивающихся при де-
тонации конденсированных взрывчатых веществ. Развитие этих
идей привело к разработке так называемых взрывомагнитных гене-
раторов (ВМГ) мощных импульсов электрического тока. В них в од-
ном устройстве совмещаются все элементы обычного электрогене-
ратора: приводом якоря служат продукты детонации взрывчатого
вещества, магнитное поле создается за счет собственного тока гене-
ратора. электрическая мощность генератора определяется потоком
энергии к механическому приводу и ограничена механической, теп-
ловой и электрической прочностью элементов системы преобразо-
вания 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 про-
блему запитки импульсных нагрузок, когда необходимо минимизи-
ровать источник питания по габаритам и массе или генерировать
уникальные токи и мощности.
В 60-е годы в связи с ракетно-космическими проектами получи-
ли широкое развитие исследования низкотемпературной плазмы,
плазмодинамики и магнитной гидродинамики. В это время начина-
ются разработки магнитогидродинамических (МГД) генераторов
электрической энергии. В отличие от обычных электрогенерато-
ров, 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 ки-
нетической энергии). По этой причине МГД-генераторы стали на-
зывать установками прямого преобразования энергии: топливо сжи-
гается в камере сгорания, ускоренный поток продувается через по-
перечное 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 ис-
пользуются в геофизических методах прогноза землетрясений и по-
иска полезных ископаемых.
5
Взрывом;»! ни 1 ныс и плазменные МГД-гснсрагоры образовали
две асимптотики в ряду устройств прямого преобразования энер| ни.
Якорь электрической машины на основе взрывома! ни гною гепера
юра - сосредо।оченпын мсзаллический проводник (лайнер», пере-
метаемый ироду к ।ами разлога мощного взрывчатого вещества и
компрессирующий мэнппное ноле (и энергию. с ним связанную) из
обкома генератора в электрическую нагрузку. Якорь электриче-
ской машины в плазменном МГЛ-генеразоре - распределенный,
илазмеинин. слабо возмещающий магниiное поле, в котором он
днижстся пот действием давления продуктов сгорания топлива.
Сингезоу» этих двух асимптотических в указанном смысле уст-
ройств явился взрывной MI Д-генератор (МГДВГ). впервые предло-
женный в США в начале 6()-х годов и активно разрабатывавшийся в
России в ряде организаций. Схемно МГДВГ представлял собой пло-
ский взрывома! нитный генератор, в котором механический лайнер
был заменен компактным сгустком электропроводящей плазмы,
формирующимся за ударной волной в головной част и взрывного по-
тока. Замена металлического лайнера на плазменный позволила со-
здать неразрушаемый генератор, способный работать в режиме ге-
нерации серий мощных электрических импульсов.
В книге представлены результаты исследований мощных ВМГ и
МГДВГ. выполненных в Российской академии наук. Мы надеемся,
что она окажется полезной для широкого круга специалистов, от-
крывая нм доступ к оригинальным результатам и работам, позволяя
ориентироваться как в вопросах преобразования видов энергии, фи-
зики взрыва, магнитной гидродинамики, гак и в вопросах построе-
ния и оптимизации выбора мощных систем электропитания. Боль-
шое внимание в книге уделено вопросам практического применения
взрывных генераторов мощных импульсов тока и их конкуренто-
способности в сравнении е другими импульсными источниками.
Книга состоит из трех частей и заключения.
Во вводной части книги обсуждается место мощных взрывных
генераторов в импульсной энергетике. Кратко рассмотрены энерге-
тические характеристики накопителей электрической энергии (кон-
денсаторы и индуктивности), электромашинных преобразователей
(электрогенераторы традиционного исполнения в режиме ударного
торможения), химических источников тока (аккумуляторы и гальва-
нические элементы), а также энергоемких систем "преобразова-
тель-накопитель". Представлены обобщенные энергетические па-
раметры 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 Рэ-
лея-Тейлора, методам преодоления ее негативных последствий.
Измерения реальных значении плотности и электропроводности
6
в головной зоне взрыва позволило оценить предельные энергети-
ческие параметры и эффективность обмена энергией между хо-
лодными продуктами детонации и тормозящимся в магнитном по-
ле плазменным сгустком. Выявленные нелинейные эффекты,
связанные с джоулевым нагревом плазмы, дали возможность
обосновать необходимые значения начального внешнего магнит-
ного поля и соответственно указать предельные энергетические
параметры МГДВГ. Представлены результаты испытаний рабо-
ты МГДВГ на характерные нагрузки, а также проекты перспек-
тивных МГДВГ следующего поколения.
История создания и совершенствования ВМГ насчитывает бо-
лее 50 лет. поэтому излагаемые во второй части книги исследования
в большей своей части были направлены на решение наиболее акту-
альной проблемы их использования - запитке высоковольтных на-
грузок 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» (динами-
ческого трансформатора), а также с применением трансформатор-
ных 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 зазе-
мления крупных энергонапряженных объектов с помощью транс-
портабельных имитаторов тока молнии на базе ВМГ. Приводятся
некоторые результаты по созданию электрофизических основ рас-
чета таких устройств, которые в условиях экстремально высоких
параметров импульса молнии являются безальтернативными
по массогабаритным характеристикам. Другое практически значи-
мое направление, которому уделено внимание. - это
создание на основе ВМГ малоразмерных электроисточников им-
пульсной зарядки быстрых формирующих линий БФЛ и запитка
сильноточных вакуумных диодов. Импульсная наносекундная за-
рядка БФЛ. имеющих широкий спектр применения, позволила ис-
пользовать в ней в качестве диэлектрика полярные жидкости с вы-
сокой электрической проницаемостью, получить субмегаволыныс
импульсы и запитать малогабаритные сверхмощные СВЧ-
излучатели на базе триода с виртуальным катодом (виркатора).
Перечень литературы для каждой их грех частей приведен в
конце книги. Авторы стремились по возможности отразить публи-
кации по всем направлениям выполненных в России и за рубежом
исследований и разработок в области преобразования химической
энергии взрывчатых веществ в энергию мощных импульсов элект-
рического тока и их применению.
Изложенные в книге результаты - итог работ, начатых по ини-
циативе академика А.Е. Шейдлина и члена-корреспондента
7
Ф.И. Дубовицкого в Институте высоких температур и Отделении
Института химической физики в Черноголовке. В последние годы
исследования проводились в Институте проблем химической физи-
ки, Институте теплофизики экстремальных состоянии и Шатурском
отделении Объединенного института высоких температур. Значи-
тельный вклад в формирование тематики и научных коллективов
внесли чл.-корреспондент А.Н. Диденко и доктор физико-матема-
тических наук А.Н. Дремин. В создании экспериментальных устано-
вок 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. Кузне-
цов, 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. Строга-
новым, 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 "быстрая" формирующая линия
ВАХ вольт-амперная характеристика
ВБК взрывная барокамера
ВВ взрывчатое вещество
ВК взрывная камера
ВК виртуальный катод
ВМГ взрывомагнитный генератор
ВР взрывной размыкатель тока
ВУВ возвратная ударная волна
ВФУ высокоскоростная фоторегистрирующая установка
ГИН генератор импульсных напряжений
ГИТ генератор импульсов тока
ГМНСИ генератор мощных наносекундных сильноточных импульсов
ГТД газотурбинный двигатель
ДВС двигатель внутреннего сгорания
ДЛ длинная линия
ДТ динамический трансформатор
ЕНЭ емкостной накопитель энергии
ЖМГДГ жидкометаллический магнитогидродинамический генератор
ИТ импульсный трансформатор
ИТМ имитатор тока молнии
КВВ конденсированное взрывчатое вещество
КГ компрессионный генератор
КЗ короткое замыкание
КП контактная поверхность
ЛЭП линия электропередач
МГДВГ взрывной плазменный магнитогидродинамический генератор
МГДВК взрывной магнитогидродинамический генератор с кумулятивным
плазменным сгустком
МГДГ магнитогидродинамический генератор
МГДКД магнитогидродинамический генератор кратковременного дейст-
вия
МИТМ мобильный имитатор тока молнии
МНЭ молекулярный накопитель энергии
МПК магнитоплазменный компрессор
НРТ неустойчивость Рэлея-Тейлора
ОПН ограничитель перенапряжения
ПД продукты детонации
ПЛ передающая линия
ПУ предусилитель
ПЭР плазменный эрозионный размыкатель тока
РЭ резервный элемент
9
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 ТЕХНИКЕ
МОЩНЫХ ИМПУЛЬСОВ
ЭЛЕКТРИЧЕСКОГО ТОКА
Во второй половине XX столетия широкое распространение для
физических исследований и в практических задачах получили гене-
раторы электрических импульсов, основанные на преобразовании
энергии взрыва в электрическую. Были созданы электромашинные
преобразователи: взрывомагнитные генераторы (ВМГ) с металли-
ческим электропроводящим лайнером (якорем) и взрывные МГД-
генераторы (МГДВГ) с высокотемпературной плазменной армату-
рой. Эти устройства образовали семейство мощных взрывных им-
пульсных генераторов. Кроме того, были разработаны пьезоэлект-
рические взрывные генераторы, в которых электрическая энергия
вырабатывается в процессе ударного нагружения пьезокерамики,
однако диапазон генерируемых ими энергий ограничивается десят-
ками джоулей. ВМГ и МГДВГ образуют класс взрывных генерато-
ров с энергиями, достигающими значений в сотни и тысячи кило-
джоулей.
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 использова-
ния этих двух взрывных импульсных генераторов.
В импульсной энергетике наибольшее применение нашли емко-
стной (ЕНЭ) (конденсатор) и индуктивный (ИНЭ) (катушка с то-
ком) накопители электрической энергии, а также преобразователи
механической энергии (электрогенераторы ударного действия с
инерционным маховиком, называемые электромашинными накопи-
телями (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® 1013 Вт) и энергий (107 Дж). Для передачи энергии от
ИНЭ в нагрузку необходим более сложный элемент: ключ-размы-
катель мощного тока. Параметры этого ключа (время размыкания
11
и удерживаемые напряжения) определяют предельные значения ге-
нерируемых мощностей импульсов (1012-1013 Вт). Импульсные
МГД-генераторы (с жидкометаллическим рабочим телом —
ЖМГДГ, кратковременного действия на продуктах сгорания поро-
ха - МГДКД, с использованием ВВ - плазменные МГДВГ, а также
разрушаемые взрывомагнитные генераторы - ВМГ) используются
в качестве альтернативы ЕНЭ, ИНЭ и ЭМН в случаях, когда необ-
ходимо обеспечить автономность источника, т.е. независимость от
внешних электрических сетей. В автономном режиме маховик ЭМН
должен раскручиваться газовой турбиной, ЕНЭ и ИНЭ - запиты-
ваться от автономных электрогенераторов. Проблема усложняется,
если требуется обеспечить генерацию серии импульсов (так называ-
емый частотный режим работы), так как мощности механического
привода для ЭМН и электрических источников постоянного тока
для запитки ЕНЭ и ИНЭ возрастают пропорционально частоте ге-
нерации импульсов, при этом удельно-массовые характеристики су-
щественно ухудшаются. В таких случаях МГДКД и МГДВГ, исполь-
зующие непосредственное преобразование химической энергии в
электрическую, оказываются конкурентоспособными. Взрывомаг-
нитные генераторы ВМГ имеют наилучшие массогабаритные пока-
затели 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 пре-
образования энергии первичного топлива в электрическую, частота
повторения генерируемых импульсов, автономность от внешних
сетей, условия согласования с нагрузкой.
Проблема реализации частотных режимов работы и условий со-
гласования с нагрузками оказывают самое существенное влияние на
конкурентоспособность источников электрического тока.
В следующих разделах вводной части книги рассмотрены состо-
яние и перспективы развития основных типов мощных импульсных
источников электрической энергии (ИЭЭ), которые могут быть ис-
пользованы для запитки мощных и высокоэнергетических нагрузок.
Для построения обобщенных диаграмм энергетических, массо-
габаритных и основных электрических показателей мощных им-
пульсных ИЭЭ удобно выделить следующие классы: накопители
электрической энергии; электромашинные накопители; МГД-гене-
раторы электрической энергии; химические источники тока; энер-
гоемкие системы.
Класс накопителей электрической энергии включает в себя ем-
костные накопители энергии (в том числе в варианте длинной ли-
нии) и индуктивные накопители энергии, в том числе сверхпроводя-
щие. Кроме этого, используются также так называемые молекуляр-
12
ные накопители энергии (или импульсные конденсаторы с двойным
электрическим слоем).
Класс электромашинных накопителей представлен форсиро-
ванными ударными электрогенераторами: синхронные генераторы,
компрессионные генераторы и униполярные генераторы.
В класс устройств, осуществляющих прямое преобразование
энергии взрывчатых веществ и порохов в мощные импульсы элект-
рической энергии, входят магнитогидродинамические генераторы
взрывного действия и взрывомагнитные генераторы (используют
энергию химических связей ВВ), а также твердотопливные и жидко-
металлические МГД-генераторы (используют энергию потока про-
дуктов сгорания порохов).
Импульсные энергетические устройства особенно интенсивно
развиваются в последние полвека в связи с их активным использова-
нием в физике (управляемый термоядерный синтез, воздействие по-
токов заряженных частиц на материалы и конструкции, создание
мощных лазеров и ряд других направлений) и в специальных прило-
жениях [1]. Регулярно проводятся международные конференции
(Pulse Power, Beams, Megagauss и др.), издаются сборники трудов
(например, [2—5]). Анализу состояния и перспектив развития импульс-
ных генераторов тока посвящен ряд монографий и публикаций [6-20].
Энергетические характеристики первичных видов энергии, кото-
рые используются для преобразования в электромагнитную энер-
гию, являются определяющими для импульсного источника тока.
Удельное энергосодержание различных видов топлива (рис. 1) умень-
шается последовательно от ядерной (~1010 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, электростатиче-
ской (~1 Дж/см3) формам накопления энергии [12, 21, 22]. Для полу-
чения мощных импульсов электрического тока из ядерной и химиче-
ской энергии, как правило, приходится иметь дело с промежуточной
формой — энергией движущегося газа, — и основные потери происхо-
дят именно на этом этапе преобразования в электрогенераторах с
турбоприводом или в МГД-генераторах. Механическая энергия
инертных маховиков эффективно преобразуется в импульсы элект-
рического тока в электромашинных преобразователях. Магнитная
энергия характеризуется на порядок меньшими, чем механическая
энергия удельными параметрами, однако она может быть эффектив-
но преобразована в мощные импульсы при размыкании цепи индук-
тивного накопителя. Наконец, энергия электрического конденсато-
ра наиболее простым образом и с наименьшими потерями коммути-
руется на различные виды нагрузок.
Импульсные генераторы, использующие эти виды первичной
энергии, достигли к настоящему времени такого уровня развития,
13
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 возду
хом, 7- гексоген); 8, 9-тепловая (8 бериллий. 9-водород); 10.11- механическая (10 —
маховик из стекловолокна, / / — маховик стальной); 12, 13 - упругая (12 - водород в бал-
лоне (107 Па, 300 К), 13 — сталь); 14 - электромагнитная (катушка индуктивности);
/5 - электростатическая (конденсатор); 16 — гравитационная (тело на высоте 100 м)
что обеспечивают выделение в нагрузке энергии 107-108 Дж. По по-
рядку величины это эквивалентно энергии, освобождающейся при
взрыве заряда ВВ массой 10 кг.
На рис. 2, следуя работам [23, 24], показаны достигнутые уров-
ни мощности и энергии для наиболее распространенных импульс-
ных источников. По оси ординат отложены значения генерируемой
мощности. Наклонные линии графика дают информацию о генери-
руемой энергии в джоулях. Рассмотрен широкий диапазон длитель-
ностей - от микросекунд до режима непрерывной работы. Кроме
данных о собственно импульсных устройствах приведены характе-
ристики первичных генераторов, которые могут служить для запит-
ки или зарядки накопителей. К таким первичным генераторам мож-
но отнести ХИТ, МГД-генераторы кратковременного действия
(МГДКД), а также ЭМН с длительностью торможения якоря поряд-
ка нескольких секунд. Для каждого энергоисточника указаны опти-
мальные по длительности генерируемых импульсов энергии режи-
мы, когда преобразование энергии происходит с приемлемой мощ-
ностью и эффективностью. Из накопителей энергии показаны ем-
костной (ЕНЭ), индуктивный (ИНЭ) и сверхпроводящий индуктив-
14
Рис. 2. Параметры мощных источников электрической энергии (ИЭЭ) различ-
ных типов
ный (СПИНЭ). Импульсные преобразователи представлены ЭМН в
миллисекундном режиме торможения, взрывомагнитными генера-
торами (ВМГ), двумя видами неразрушаемых взрывных МГД-гене-
раторов (плазменными МГДВГ и МГДВК с кумулятивным плазмен-
ным сгустком [25]).
На протяжении последних 50 лет и практически до настоящего
времени сохраняется следующая тенденция: параметры по край-
ней мере одного из видов импульсных энергоисточников за каж-
дые 10 лет возрастают на порядок. Например, емкостная батарея в
несколько мегаджоулей считалась раньше уникальным сооруже-
нием, сейчас такие батареи создаются в относительно небольших
лабораториях. Энергия взрывомагнитных генераторов достигла
108 Дж при мощностях 1012 Вт и более. Стремительный рывок со-
вершили сверхпроводящие индуктивные накопители, продвинув-
шиеся вверх по шкале энергий на два порядка. Электромашинные
преобразователи стали одним их самых универсальных и энерго-
емких источников питания. Из средств запитки накопителей наи-
большее распространение получили МГД-генераторы кратковре-
менного действия (МГДКД), поднявшиеся по уровню генерируе-
15
мых мощностей до значений, которые может рассчитывать полу-
чить 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 гене-
рируемой энергии -0,01-1 ГДж.
Особую актуальность приобретает вопрос о создании импульс-
ных источников с частотно-периодическим режимом работы. Пере-
ход к частотному режиму работы сопровождается возникновением
ряда проблем, главная из которых связана с необходимостью утили-
зации тепла, диссипируемого в генераторе. Кроме того, для накопи-
телей энергии емкостного и индуктивного типов требуется источ-
ник запитки, средняя мощность которого должна превышать произ-
ведение энергии, генерируемой в каждом импульсе, на частоту сле-
дования импульсов. Это означает, например, что в диапазоне энер-
гий выходного импульса порядка 10 МДж и частотах 1-10 Гц необ-
ходимые 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 частот-
ном режиме весьма сложна, а ее интегральные удельно-массовые
характеристики оказываются низкими.
Выбор наилучшего варианта системы энергопитания при разра-
ботке импульсных потребителей энергии — одна из составляющих
задачи оптимизации качества [26]. Как и всякая задача оптимиза-
ции, выбор предпочтительного варианта осуществляется по задан-
ному критерию. Так как каждый альтернативный вариант описыва-
ется несколькими локальными показателями качества, речь идет о
многокритериальной задаче оптимизации. Разработанный матема-
тический 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]) принци-
пы и правила, используемые для упорядочения свойств системы ста-
ционарной энергетики, к импульсным системам, необходимо прове-
дение сравнительного анализа существующих импульсных энерго-
систем. К настоящему времени известны лишь первые попытки в
проведении такого анализа [20, 26, 29-31].
Наиболее общей комбинацией сопоставимых параметров мо-
жет быть следующая: мощность — время импульса - энергия им-
пульса - частота генерации импульсов — удельно-массовая характе-
ристика системы в целом. Область оптимального применения боль-
шинства импульсных источников энергии можно определить только
в самом грубом приближении при рассмотрении первых трех из ука-
занных критериальных параметров.
16
Учет четвертого критериального фактора — достижимой часто-
ты генерации импульсов - особенно важен для определения места
каждого данного источника среди альтернативных импульсных ис-
точников тока. Например, плазменный МГДВ-генератор является
преобразователем химической энергии в электрическую, способ-
ным создавать серии мощных электрических импульсов без приме-
нения в составе системы для первичной запитки электро- или турбо-
генератора и промежуточных накопителей и коммутаторов. Для ос-
тальных 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 топ-
лива для их питания, вспомогательных агрегатов, жидких или газо-
вых компонентов, промежуточных накопителей энергии, сильно-
точных быстродействующих электрокоммутаторов и т.д.
1. НАКОПИТЕЛИ ЭЛЕКТРИЧЕСКОЙ ЭНЕРГИИ
1.1. Емкостные накопители
Емкостные накопители энергии (ЕНЭ) относятся к разряду наи-
более мощных энергоисточников. Они надежны в работе, обладают
высокой эффективностью передачи накопленной энергии в нагруз-
ку, допускают возможность изменения в широких пределах параме-
тров импульса. Для зарядки ЕНЭ могут быть использованы мало-
мощные зарядные устройства. Вследствие малой удельной энерго-
емкости (наиболее распространенные конденсаторы имеют удель-
ные параметры всего ~0,1 Дж/г, ~0,3 Дж/см3) создание ЕНЭ с запа-
саемой энергией более 10 МДж затруднительно. Увеличение удель-
ной энергоемкости возможно за счет применения более совершен-
ных компонентов при изготовлении конденсаторов, совершенство-
вания технологии их сборки, уменьшения ресурса (числа пусков), ра-
боты 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 ком-
мерческих конденсаторов — СМ и СН. Плотность энергии в указан-
ных типах конденсаторов обеспечена благодаря применению пер-
спективных металлизированных диэлектриков. Известно, что в
Японии при аналогичных разработках используется пластмассовый
диэлектрик на основе фтористых соединений поливинилидена [32].
Особенностью данных типов конденсаторов является малоиндук-
17
Таблица I
Основные параметры работы импульсных конденсаторов серии СМ и СН
Марка Плотность энергии, Дж/г (Дж/см3) Частотность, и мп/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 перепел юсовку 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 конденсато-
ра, обеспечивающая низкий внутренний импеданс. Отличие конден-
саторов 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 ха-
рактеристик после гарантированного срока наработки на отказ, что
позволяет исключить незапланированные аварии. Конденсаторы
этой серии отличаются низкой стоимостью. Гарантируется безот-
казная работа в течение гарантированного срока эксплуатации.
Номинальное напряжение конденсаторов серии СМ - 25 кВ; ма-
ксимальная 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 приве-
дены в табл. 1.
В отличие от конденсаторов серии СМ конденсаторы класса СН
имеют большие пиковые значения амплитуд токов и более глубо-
кую степень разрядки конденсатора; их конструктивное исполнение
является более надежным при работе в неблагоприятных по влаж-
ности и пыли условиях. Эта серия имеет существенно более высокие
характеристики по частоте следования циклов заряд-разряд.
18
Номинальное напряжение зарядки конденсаторов серии СН -
50 кВ; время разрядки - более 100 мкс, амплитудные значения пико-
вых токов достигают 100 кА. Основные параметры и особенности
работы конденсаторов этой серии также приведены в табл. 1.
Вышеизложенное относится к серийно выпускаемым конденса-
торам универсального назначения. Специальные разработки фирмы
“Maxwell” имеют существенно большие удельные характеристики.
Например, в 1990 г. фирма создала конденсаторы с плотностью энер-
гии ~2,8 Дж/г и 5,6 Дж/см3 [33]. При этом показательна динамика ро-
ста 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 конденса-
торов с плотностью энергии 25 Дж/г и 50 Дж/см3 [33, 34].
Удельные параметры полной системы ЕНЭ примерно втрое ху-
же, чем удельные параметры отдельных конденсаторов. Например,
мобильный модуль фирмы FMC с энергозапасом ~11 МДж (22 бан-
ки энергоемкостью 550 кДж каждая), смонтированный на шасси
грузового трейлера в 1988 г., имел объемную плотность энергии
около 0,25 Дж/см3. Разработчики импульсных конденсаторных ба-
тарей предполагают уменьшить массогабаритные показатели за
счет создания интегрированных систем и использования компакт-
ных источников запитки.
ЕНЭ пригодны для работы в режиме генерирования периодиче-
ских импульсов, однако при повышении частоты следования им-
пульсов параметры ухудшаются вследствие снижения допустимых
удельных параметров конденсаторов и наличия в составе системы
все более мощного источника зарядки ЕНЭ.
В области длительностей импульсов тока lO^-lO3 с конкурен-
тами ЕНЭ могут быть взрывные МГД-преобразователи: взрыво-
магнитный генератор (ВМГ) и взрывной МГД-генератор (МГДВГ).
Времена разряда менее 1(H> с реализуются в ЕНЭ на основе длин-
ных линий (ДЛ) [35].
Еще большие мощности уровня 1012-1014 Вт могут быть получе-
ны 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 (10“ Вт) [37].
1.2. Молекулярные накопители энергии
Молекулярные накопители энергии (МНЭ) представляют собой
конденсаторы с двойным электрическим слоем. Они отличаются от
обычных импульсных конденсаторов тем, что для пространственно-
го разделения разноименных зарядов, создающих рабочее электри-
ческое поле, используются не макроскопический диэлектрический
19
слой между проводящими обкладками, а микроскопический поляри-
зованный слой на границе поверхности раздела двух сред. Иссле-
дованиями установлено [38], что максимальная плотность энер-
гии в пределах 102—103 Дж/см3 при минимальной утечке тока
IO3- Ю5 А/Ф может быть достигнута, если осуществляется контакт
полупроводника или металла с диэлектрической (электронно-изо-
лирующей) молекулярной жидкостью, содержащей парные подвиж-
ные 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 пре-
вышает удельную энергию известных конденсаторов. В технологи-
чески освоенных образцах накопителей энергии, испытанных в раз-
личных режимах разряда с длительностью импульса до 0,1-100 с, до-
стигнуты значения удельной энергии 1-10 Дж/г и 2-15 Дж/см3.
Удельная средняя мощность МНЭ составляет в зависимости от дли-
тельности разряда величину 0,1-10 кВт/кг, что существенно превы-
шает удельную мощность традиционных накопителей энергии
(в том числе и аккумуляторов). Количество допустимых циклов
“разряд-заряд” для МНЭ различных типов составляет КУ-К)5. Од-
нако возможность использования данных накопителей значительно
ограничена тем, что для них минимальная длительность разряда ха-
рактеризуется миллисекундными временами, а генерируемые
токи - единицами килоампер.
1.3. Индуктивные накопители
Индуктивные накопители энергии (ИНЭ) характеризуются высо-
кими выходными параметрами электрического импульса (более
105 В, 10п Вт), а также высокими удельными и экономическими по-
казателями. Освоен уровень накапливаемых энергий ~108 Дж. Бли-
жайшей перспективой является практическая реализация параметров
~109 Дж и ~1012 Вт [39]. Широкое практическое использование ИНЭ
ограничивается надежностью коммутирующей аппаратуры многора-
зового действия с уровнем разрывной мощности 101 *-1012 Вт.
Для накачки энергии в ИНЭ используются источники тока с
большой электрической мощностью, чтобы уменьшить время за-
рядки до единиц секунд. В противном случае джоулевы потери энер-
гии при запитке ИНЭ могут оказаться сравнимыми с запасаемой в
накопителе энергией. Для запитки ИНЭ могут быть использованы
электромашинные накопители (ударные униполярные и синхрон-
ные генераторы), МГД-генераторы кратковременного действия
(МГДКД, ЖМГДГ), химические источники тока. Уровень мощности
источников накачки должен быть согласован со временем сохране-
ния энергии в накопителе. По времени сохранения различают рези-
стивные (—1—10 с), криорезистивные с охлаждением до температур
20
жидкого азота (~ 10-100 с) и сверхпроводящие накопители с охлаж-
дением 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 алюми-
ний (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 криоохлаждени-
ем 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].
1.4. Сверхпроводящие индуктивные накопители
Сверхпроводящие индуктивные накопители энергии (СПИНЭ)
имеют широкие перспективы использования, обусловленные воз-
можностью длительного хранения энергии в форме магнитной
энергии, что позволяет создавать системы с высоким уровнем вре-
мени готовности (время от подачи команды до выдачи энергии в на-
грузку ~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 изме-
нения 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 позволя-
ют увеличить значения полного тока в нагрузке, однако другое ог-
раничение (скорость изменения поля не превышает 20 Тл/с) увели-
чивает время разрядки до десятков миллисекунд.
Новые технические возможности в создании СПИНЭ могут
быть связаны с разработкой высокотемпературных сверхпроводни-
ков. Высокотемпературные сверхпроводящие материалы характе-
ризуются сравнительно высокими значениями критических полей
(~100 Тл) и все еще высокими температурами сверхпроводящих со-
стояний.
Энергетические характеристики накопителей энергии приведе-
ны на рис. 3, а тенденции их развития показаны стрелками.
Анализ этих диаграмм показывает, что основное развитие им-
пульсных источников данного класса предполагается в направле-
нии роста запасаемой электрической энергии без заметного увели-
21
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 сравне-
ния); ти - длительность импульса, Еуд, 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 напря-
жений электрических импульсов: токи в интервале 103—107 А, на-
пряжения в интервале десятки вольт - единицы мегавольт, и соот-
ветственно, мощности до 1012 Вт, энергии до 109 Дж. Удельные
энергетические характеристики достаточно высоки и могут дости-
гать значений 102 Дж/г.
22
Из приведенных диаграмм видно, что наибольший прогресс
можно ожидать в области развития емкостных и индуктивных нако-
пителей энергии, но с учетом эксплуатационных преимуществ ЕНЭ
можно предположить сохранение их доминирующего положения
при использовании для самого широкого круга применений.
2. ИМПУЛЬСНЫЕ МГД-ГЕНЕРАГОРЫ
2.1. Взрывомагнитные генераторы
Взрывомагнитные генераторы (ВМГ) - устройства одноразового
действия, реализующие предельные возможности современной техни-
ки генерации мощных импульсов электромагнитной энергии. В клас-
сической схеме ВМГ продукты детонации взрывчатого вещества, воз-
действуя на цилиндрический металлический лайнер, расширяют его
поперек силовых линий созданного заранее магнитного поля, совер-
шая тем самым работу против пондеромоторных сил этого все возрас-
тающего по величине магнитного поля. Накопленная магнитная энер-
гия импульсного тока передается в нагрузку при быстром размыкании
индуктивного контура, образованного в конце процесса сжатия лайне-
ра и вытеснения магнитного потока. Плотность генерируемой элект-
рической энергии в ВМГ может достигать ~102 Дж/г, а удельная мощ-
ность 10|3-1014 Вт/м3. Удельные параметры всей системы электропи-
тания на основе ВМГ (с системой запуска и первичной запитки магнит-
ным полем) примерно на порядок хуже. С использованием ВМГ полу-
чены импульсные токи до ~300 МА и освоен энергетический диапазон
10М08 Дж при пиковой мощности 1013 Вт. Разработанные методы
пространственно-временного преобразования энергии позволяют из-
менять форму токового импульса в нагрузке и его длительность от
IO6 до 10~3—10~2 с [2, 4, 7] (см. также часть 2 данной книги).
Неудобство пользования ВМГ, связанное с взрывным характе-
ром его действия, может не являться определяющим фактором для
ряда приложений. Если для предотвращения бризантного действия
ВМГ помещается в защитной металлической или стеклопластико-
вой взрывной камере, то с учетом ее массы удельные параметры си-
стемы в целом ухудшаются до ~1 Дж/г.
По условиям электрического согласования ВМГ является опти-
мальной системой электропитания для нагрузок с возрастающим во
времени импедансом, например, электромагнитных ускорителей,
z-пинчей.
2.2. Взрывные плазменные МГД-генераторы
Взрывные плазменные МГД-генераторы (МГДВГ) в отличие от
ВМГ - сохраняемый преобразователь химической энергии взрывча-
того вещества. В классической схеме МГДВГ расширяющиеся проду-
23
кты детонации проталкивают электропроводную плазму, образован-
ную за головной ударной волной, через поперечное магнитное поле
МГД-канала. Электроды МГД-канала соединяются с нагрузкой. Бы-
строе расширение газообразных продуктов детонации позволяет ис-
пользовать сохраняемые МГД-канал и взрывную камеру. Неразру-
шаемость конструкции МГДВГ позволяет реализовать частотно-пе-
риодический режим работы устройства. В лабораторных экспери-
ментах 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.
2.3. 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), работа-
ющая в частотном режиме (до 1 Гц) при замене порохового заряда.
Характерная длительность импульса тока КН-1СН с. Маневренность
запуска системы определяется временем разгона рабочего тела и со-
ставляет ~КН с, т.е. ЖМГДГ - система высокого уровня готовности.
Вследствие малого уровня диссипативных потерь в канале ЖМГДГ
может работать в режиме с самовозбуждением, что определяет высо-
кую степень его автономности (коэффициент усиления электриче-
ской энергии в одноступенчатой схеме генератора -10). В существую-
щих проектах на энергию 1-10 МДж, не оптимизированных по весам
установок, удельные энергетические характеристики ЖМГДГ состав-
ляют 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].
2.4. 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 парамет-
ры (удельная мощность свыше 0,5 МВт на тонну конструкции, расход
топлива 25-70 кг/с, удельный энергосъем 0,7 МДж на килограмм топ-
лива). Характерное время генерации электрического импульса в таких
установках 2-10 с. Возможность работы в режиме с самовозбуждени-
ем ^8, 41] обусловливает высокую степень автономности этого энерго-
источника. Эксплуатационными особенностями работы таких устано-
вок являются: ограниченный ресурс МГД-канала (несколько пусков),
экологические проблемы (при генерируемой мощности -1 ГВт расход
24
в
Рис. 4. Характеристики импульсных МГД-генераторов
а — энергомощностные, б — электрические, в — удельные энергетические
топлива с легкоионизирующей присадкой ~2 т/с), наличие значитель-
ного 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 исследовани-
ях структуры земной коры для прогноза землетрясений и поиска по-
лезных ископаемых [48-50].
Энергетические характеристики импульсных МГД-генераторов
приведены на рис. 4.
25
3. ЭЛЕКТРОМАШИННЫЕ ПРЕОБРАЗОВАТЕЛИ
3.1. Синхронные генераторы в режиме
ударного и динамического торможения
В импульсном (ударном) режиме промышленные синхронные
электрогенераторы, применяемые на электростанциях, могут за до-
ли секунды в таком форсированном режиме развить мощность до
109 Вт. В действующих установках таких ударных генераторов в на-
грузку передается до 10 МДж за импульс при эффективности отбо-
ра кинетической энергии от маховика 2-3%. Синхронный ударный
генератор за несколько секунд может обеспечить получение им-
пульсов 1000 МДж при мощности до 100 МВт. По уровню запасае-
мой энергии синхронные генераторы допускают использование их в
режиме генерирования последовательных импульсов (раз в несколь-
ко минут, необходимых для восстановления частоты вращения ро-
тора). Эксплуатация синхронных генераторов сдерживается в ос-
новном 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 плаз-
менных генераторов [16, 51-53].
3.2. Униполярные ударные генераторы
Униполярные ударные генераторы (УУГ) являются специаль-
ным типом электромашинных накопителей и позволяют получать
импульсы с предельной мощностью 10й Вт. Действующие в настоя-
щее время УУГ имеют энергетику до 1 ГДж [54]. Они относительно
просты в изготовлении, характеризуются высокими удельными по-
казателями, низкой стоимостью, высокой эффективностью переда-
чи 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 сравни-
мую величину (~40 В).
3.3. Компрессионные генераторы
Одним из перспективных путей создания источников питания,
работающих в частотном режиме, является использование элект-
ромашинных устройств, называемых компрессионными генерато-
26
рами (компульсаторами [55]). В настоящее время созданы устрой-
ства с энергией 10 Дж в импульсе длительностью 0,2-1 мс при ча-
стоте следования до 200 Гц [8]. По своим удельным параметрам
КГ могут успешно конкурировать с системами частотного дейст-
вия, построенными на основе других принципов. Считается воз-
можным создание компрессионных генераторов с энергией в им-
пульсе -106 Дж и реализация частоты повторения импульсов до
500 Гц. На 6-м симпозиуме по технологии электромагнитного раз-
гона [56] (апрель 1992 г., Остин, Техас, США) было заявлено о со-
здании компульсатора с “воздушным” сердечником на основе ком-
позиционных 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] подтвер-
ждает тезис о перспективности этой электрической импульсной
машины.
Энергетические характеристики электромашинных преобразо-
вателей представлены на рис. 5.
ЭМН имеют диапазон изменения выходной мощности импуль-
сов 30-200 МВт с энергией электрических импульсов от 10 кДж до
уникальных значений уровня 1 ГДж. Характерный диапазон измене-
ния токов и напряжений до 105 А и 105 В.
Перспективными ЭМН с точки зрения возможностей сущест-
венного роста плотности мощности и энергии импульса являются
компрессионные генераторы. Перспективность их использования
определяется возможностью данных устройств генерировать серии
электрических импульсов в частотном режиме.
4. 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, мо-
дульная конструкция, простота эксплуатации и хранения, достаточ-
но высокая надежность, возможность работы в широком диапазоне
температур и давлений.
4.1. 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
27
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 соот-
ветственно, ДЭГ-1, ДЭГ-2 - проекты дисковых электрогенераторов 1992 и 2000 гг.
1,8 МДж/кг [8]. Сохранность ЭА в рабочем состоянии - годы. Пре-
дельная энергоемкость накопителей на основе свинцово-кислотных
аккумуляторов оценивается величиной 109 Дж [60], хотя и существу-
ют проектные проработки накопителей на энергию -1011 Дж. Пер-
28
Луд, ВТ/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] долж-
ны обеспечить высокие удельные характеристики (1 кДж/г,
~2 кВт/см3), однако такие батареи представляют собой технически
сложные энергетические системы. Удельные энергомощностные ха-
рактеристики основных типов аккумуляторных батарей приведены
на рис. 6.
4.2. Импульсные электроаккумуляторы
Из отрывочных полурекламных публикаций известно о раз-
работках аккумуляторов, специально предназначенных для ра-
боты в импульсном режиме разрядов длительностью порядка
0,01—1 с. Свинцовые пластины выполняются из тонких пластин с
развитой поверхностью, поэтому удается существенно повы-
сить 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 аккумуля-
торов.
29
4.3. 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 включе-
нием на нагрузку. РЭ работают кратковременно (максимум несколько
часов). Наиболее энергоемкими в ряду ХИТ являются топливные эле-
менты (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. Счита-
ется, что в перспективе может быть достигнут уровень удельной мощ-
ности ~4 кВт/кг. ТЭ входят в состав электрохимических генераторов
(ЭХГ), объем которых практически полностью определяется разме-
ром вспомогательного оборудования. По этой причине удельные объ-
емные мощности ЭХГ и ТЭ различаются примерно на два порядка.
5. ЭНЕРГОЕМКИЕ ИМПУЛЬСНЫЕ СИСТЕМЫ
В ряде проектов энергоемких систем импульсного электроснаб-
жения рассматриваются варианты создания устройств на энергии до
1 ГДж, генерируемой в течение единиц секунд.
Одним из вариантов является использование СПИНЭ, в кото-
ром доля выделенной в нагрузке энергии составляет 20-30% от за-
пасенной энергии (потери энергии на гистерезис и вихревые токи
сохраняются на приемлемом уровне в криостатически стабилизиро-
ванных проводниках). По оценкам, стоимость получаемой от СПИНЭ
энергии невелика и при полном энергозапасе более 5 109 Дж
становится меньше 5 10-3 долл./Дж, что делает применение СПИНЭ
на эти параметры более целесообразным, чем применение унипо-
лярных генераторов, которое также является одним из возможных
вариантов создания энергоемких систем.
В качестве энергоемкого источника электропитания рассматри-
вается также ЭМН на базе синхронного генератора (с дополнитель-
ными маховыми массами), работающего в режиме динамического
торможения. Инерционные электромеханические накопители хара-
ктеризуются относительно малыми затратами при накоплении и
хранении энергии, высокими удельными энергетическими показате-
лями, высокой степенью надежности и большим сроком службы.
В современных турбоэлектрогенераторах может быть запасено до
109 Дж энергии. В специальных турбоэлектрогенераторах с верти-
кальным валом возможно накопление 1010 Дж энергии и более. Ха-
рактерные мощности при динамическом торможении таких син-
хронных генераторов составляют 108—109 Вт.
30
6. СТРУКТУРА МОЩНЫХ
ЭНЕРГЕТИЧЕСКИХ КОМПЛЕКСОВ
В общем случае мощная автономная система электроснабже-
ния содержит первичный источник энергии, преобразователь
этой энергии в электрическую энергию, а также вспомогатель-
ные системы стабилизации напряжения, автоматики и управ-
ления.
В качестве первичных источников энергии, как уже указыва-
лось в начале вводной главы, могут быть использованы:
• ядерная (деление и синтез ядер);
• химическая (перестройка молекулярных связей);
• тепловая (колебания кристаллической решетки, неупорядо-
ченное движение молекул жидкости и газа);
• механическая (движение макротел);
• упругая (деформация кристаллической решетки, неупорядо-
ченное 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 сле-
дующими параметрами (свойствами):
• величиной удельной плотности энергии;
• временем хранения энергии;
• временем реализации (выделения) энергии;
• возможностью преобразования в другие виды энергии (нали-
чием преобразователей).
Энергия первичного источника преобразуется в электрическую
энергию выходного импульса в один или несколько этапов. Для
мощных импульсных систем преобразователь состоит из преобразо-
вателя вида энергии и накопителя электрической энергии, выполня-
ющего функции преобразователя мощности. В качестве накопителя
используются емкостной, индуктивный и сверхпроводящий индук-
тивный.
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 дето-
нации, толкающие через поперечное магнитное поле металличе-
ский или плазменный лайнер. В МГДВГ конечный накопитель
электрической энергии отсутствует, в ВМГ магнитная энергия
31
Рис. 7. Блок-схема мощных импульсных источников электроэнергии
32
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 электричес-
кой или магнитной энергии для создания начального магнит-
ного поля. В ВМГ эта энергия оказывается много меньше
энергии конечного импульса, в МГДВГ - по порядку вели-
чины совпадает с энергией каждого из генерированных им-
пульсов.
Газотурбинный двигатель (ГТД) и двигатели внутреннего сго-
рания (ДВС) в качестве механического привода имеют широкое
распространение для раскрутки валов электрогенератора, унипо-
лярного 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 преобра-
зования переменного тока в постоянный и запитки (зарядки) ЕНЭ
или ИНЭ.
Пороховой ускоритель плазменного потока или жидкоме-
таллического поршня вместе с магнитной системой в жидко-
металлическом ЖМГДГ или твердотопливном МГДГКД со-
здает импульс тока, который может использоваться самостоя-
тельно или запитывать ИНЭ для увеличения выходной мощ-
ности.
Ядерная энергетическая установка, создающая поток высоко-
температурного водорода, может служить основой для работы
очень мощных МГДГ [61-63].
Электроаккумуляторы (ЭА) и молекулярные накопители
(МНЭ), потребляя от внешней электросети относительно неболь-
шую мощность, могут эффективно запитывать резистивные и крио-
резистивные ИНЭ.
Электрохимический генератор (ЭХГ) и термоэлектрический
преобразователь (ТЭП) как маломощные устройства могут рабо-
тать на бустерный накопитель (МНЭ, ЕНЭ) и далее заряжать ИНЭ
или СПИНЭ.
Фотоэлектрический преобразователь (ФЭП) работает по та-
кой же схеме.
Наконец, заканчивая рассмотрение блок-схем рис. 7, следует
указать, что региональные электросети могут в специальных случа-
ях отдавать в нагрузку мощности до 100 и даже 1000 МВт. С помо-
щью мощной выпрямительной установки можно осуществлять за-
питку ЕНЭ, ИНЭ и СПИНЭ.
2. Взрывные генераторы...
33
7. ВЫБОР ВАРИАНТОВ СИСТЕМ
ЭЛЕКТРОПИТАНИЯ
Рассмотрение возможных вариантов систем электропитания для
различных типов импульсных потребителей целесообразно проде-
монстрировать на примере конкретной нагрузки, например для од-
ного из перспективных устройств современной техники - электро-
магнитного 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 со-
средоточены на создании мощных (1010—1012 Вт) энергоемких
(10—100 МДж) систем с высокими удельными параметрами единич-
ного 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 иерар-
хии “критических технологий”. Рельсотрон - кондукционная рель-
совая схема электромагнитного ускорителя - является потребите-
лем электрической энергии и в этом смысле нагрузкой системы
электропитания. Электрический импеданс рельсотрона имеет ак-
тивно-реактивный характер и изменяется по своей величине в про-
цессе ускорения метаемого тела.
Ниже приводятся различные варианты построения автономных
систем электропитания для рельсотронов.
Взрывомагнитные 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). Пре-
дельный уровень энергии, генерируемый в единичном модуле, дос-
тигает 100 МДж.
Источником электрического возбуждения начального магнит-
ного потока ВМГ обычно является емкостной накопитель энергии.
Удельные весовые характеристики ЕНЭ значительно хуже, чем
ВМГ, поэтому ВМГ должен обеспечивать значительный коэффици-
ент усиления начальной электрической энергии (-Ю^Ю3), для того
чтобы удельные параметры ЕНЭ не определяли параметры систе-
мы в целом. Такие величины коэффициента усиления энергии реа-
34
лизуются только в многокаскадных схемах ВМГ. Необходимо отме-
тить, что в ряду взрывомагнитных генераторов существуют схемы,
в которых достигаются еще более высокие (— 106) значения коэффи-
циента усиления энергии.
Взрывной МГДГ является сохраняемым взрывным источником
мощных импульсов электрической энергии, может работать в час-
тотном режиме следования импульсов. Эффективность преобразо-
вания 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 ком-
понентов составляет 0,3-0,5 Дж/г. МГДВГ обладает практически
мгновенной готовностью к производству энергии, если магнитная
система сверхпроводящая. Создание систем запитки с использовани-
ем МГДВГ на энергии 1-10 МДж сопряжено с определенным рис-
ком вследствие того, что экспериментальные модели устройств от-
рабатывались на масштабах энергии уровня ~0,1 МДж.
Емкостной накопитель (ЕНЭ) является наиболее отработан-
ным элементом сильноточных мощных импульсных устройств. Эле-
ментная база ЕНЭ освоена и выпускается промышленностью. Не
существует принципиальных проблем создания накопителей с запа-
саемой энергией до 10 МДж. В автономном варианте запитка нако-
пителя производится от электрогенератора с соответствующим пре-
образователем и выпрямителем. Электрогенератор может приво-
диться в действие с помощью дизеля или газотурбинного двигателя
(дизель имеет меньшую удельную мощность). Характерная частота
генерации импульсов тока в частотном режиме работы ЕНЭ опре-
деляется электрической мощностью источника накачки и свойства-
ми 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 (усло-
вия размещения, транспортируемость и т.п.).
Если считать, что эффективность преобразования электромаг-
нитной энергии в кинетическую в рельсотроне составляет 10-20%, то
предельные значения кинетической энергии, обеспечиваемые систе-
мой “ЕНЭ-рельсотрон” составляют 1-2 МДж, что соответствует ус-
корению до скоростей 6-8 км/с совокупной массы ударника до 0,1 кг.
Индуктивный накопитель энергии (ИНЭ) из всех накопитель-
ных 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 на-
качки обеспечивает согласованный с электрической нагрузкой ток
и не любая обмотка накопителя допускает накачку до произволь-
ных значений тока. Чтобы согласовать по значениям тока потреб-
ности электрической нагрузки, возможности источника накачки и
2*
35
обмотки накопителя, может быть использована одна из схем умно-
жения тока ИНЭ [39].
Существуют следующие варианты построения СЭС с использо-
ванием индуктивных накопителей энергии.
Резистивный ИНЭ (время хранения энергии ~1 с) может быть
запитан от ударного униполярного генератора (УУГ). УУГ как пер-
вичный 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 нако-
пления энергии в УУГ определяется мощностью привода (электро-
или турбо-), ресурс работы УУГ - сохранностью скользящих токо-
съемных 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), вра-
щающие моменты, приложенные к опорам крепления при торможе-
нии маховых масс УУГ.
ИНЭ (теплый, крио) может быть запитан от:
• компрессионного генератора (КГ), являющегося генератором
периодических импульсов энергии (-100 Гц) с регулируемой скваж-
ностью, поэтому на основе применения КГ может быть построена
система частотно-периодического действия. В сравнении с электро-
машинными генераторами единичных импульсов КГ имеет невысо-
кие (в ряду ЭМН) удельные параметры (-0,1 Дж/г). Малая в сравне-
нии с потребностями рельсотрона амплитуда генерируемых КГ им-
пульсов тока (-10 кА) заставляет создавать системы его умножения;
• электромашинного агрегата на основе синхронного электриче-
ского генератора (СГ), работающего в режиме динамического тормо-
жения с характерным временем реализации энергии 1-5 с. СГ харак-
теризуется высоким уровнем накапливаемой энергии (~ 109 Дж), мощ-
ностью 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 электрогенерато-
ра (ЭГ):
• прямая накачка накопителя при достаточной мощности приво-
да ЭГ. В этом случае в качестве мощного и сильноточного ЭГ мо-
жет быть использован униполярный генератор. Тогда униполярная
машина используется только как преобразователь энергии, но не
как накопитель;
• высокооборотные ЭГ постоянного тока с единичной электри-
ческой мощностью -10 МВт и высоким значением удельной мощно-
сти (-5 кВт/кг).
36
Перечисленные выше системы накачки индуктивных накопите-
лей 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 газотур-
бинный (~10 кВт/кг). Двигатель внутреннего сгорания имеет худшие
удельные параметры (~1 кВт/кг). В качестве первичного энергоис-
точника могут быть использованы органические топлива, а также во-
дород, 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 торможе-
нии пондеромоторными силами в магнитном поле. Первичным
энергоисточником в ЖМГДГ обычно является пороховой заряд, по-
этому мобильность запуска этого генератора достаточно высока
(~ 10-100 мс). При замене пороховых зарядов и реверсе рабочего те-
ла генератор может работать в частотно-периодическом режиме
(~1 Гц). Как и УУГ, ЖМГДГ можно использовать для накачки рези-
стивных ИНЭ. Рельсотрон может быть запитан непосредственно от
нескольких ЖМГДГ при последовательном соединении и синхрон-
ной 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 ос-
нове специальных плазмообразующих топлив характеризуются вы-
сокими значениями генерируемой электрической мощности в еди-
ничном агрегате (15-500 МВт) и удельных параметров (—10 кВт/кг,
~10 кДж/кг), а также малым временем готовности к выдаче импуль-
са энергйи (—1—10 с). Продолжительность единичного импульса
энергии около 2-5 с, ресурс канала 3-5 пусков. Частотность после-
дующих запусков определяется продолжительностью процесса ох-
лаждения МГД-канала, а также временами установки нового заряда,
накопления энергии в системе начального возбуждения, приведения
в готовность системы коммутации и других вспомогательных сис-
тем. Отличительной эксплуатационной особенностью МГДКД яв-
ляется наличие большого продольного механического импульса от-
дачи и значительных дымных выбросов, зависящих от величины
расхода топлива (при генерируемой мощности 500 МВт расход топ-
лива составляет 103 кг/с).
Перспективы совершенствования и развития МГДКД-генерато-
ров связаны в основном с совершенствованием топлива (повышени-
ем его удельной энергоемкости, улучшением плазмофизических па-
раметров продуктов сгорания, обеспечением возможности гибкого
37
регулирования мощности), повышением ресурса непрерывной и по-
вторной работы МГД-каналов и уменьшением затрат на самовозбу-
ждение (обычно составляют до 80% генерируемой мощности).
МГДКД секундного диапазона работы могут быть эффективно ис-
пользованы для накачки крио- и резистивных индуктивных накопи-
телей. 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 ак-
тивной зоне специального ядерного реактора, позволяет создать ав-
тономную 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 пробле-
мы обеспечения радиационной безопасности персонала и радиаци-
онного загрязнения среды, в которую осуществляется разлет рабо-
чего тела генератора.
ИНЭ (теплый, крио) с накачкой от импульсного электроакку-
мулятора (ЭАИ). Если удельные характеристики ЭАИ достигают
-10 Дж/г и 10 Вт/г, то масса его на энергию 100 МДж составит поря-
док 10 т, и накачка ИНЭ с энергоемкостью 100 МДж может быть
осуществлена за время менее 1 с. Такая система накачки ИНЭ дос-
таточно проста, обладает высокой степенью готовности к выдаче
энергии, обеспечивает необходимое значение тока накачки, что по-
зволяет обойтись без системы умножения тока в ИНЭ. На фазе под-
зарядки ЭАИ характеризуется высокой степенью автономности,
так как подзарядка - процесс периодический и не требующий значи-
тельной мощности (ЭАИ рассматривается здесь как первичный ис-
точник энергоснабжения, а не как накопитель в системе преобразо-
вания энергии).
Сверхпроводящий ИНЭ, как и импульсный электроаккумуля-
тор, позволяет хранить электрическую энергию в течение достаточ-
но длительного времени при относительно малых затратах электри-
ческой мощности на компенсацию диссипативных потерь в системе.
Возможность длительного хранения электрической энергии в СПИНЭ
позволяет рассматривать эту систему как мощную систему энер-
госнабжения с высоким уровнем автономности и мобильности запу-
ска. 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 проводни-
ки транспортируют токи уровня -10-20 кА, что заставляет созда-
вать системы умножения тока до необходимых для нагрузки вели-
38
I
чин. В зависимости от условий эксплуатации (базирование, транс-
портировка, режим готовности, мобильность запуска) СПИНЭ мо-
жет 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 систе-
мы 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 использова-
лись ЕНЭ, ИНЭ, ЭМН, ВМГ. Экспериментальные исследования
проводились с помощью ЕНЭ, ИНЭ и ВМГ.
8. ПРОГНОЗ РАЗВИТИЯ МОЩНЫХ ИМПУЛЬСНЫХ
ИСТОЧНИКОВ ЭНЕРГИИ
На рис. 8 в координатах мощность-энергия, ток-напряжение,
удельная мощность-удельная энергия представлены параметры раз-
личных импульсных источников электроэнергии (ИЭЭ) (ЕНЭ - ем-
костной накопитель, ДЛ-ЕНЭ в варианте длинной формирующей
линии, ВМГ - взрывомагнитный генератор, МГДВГ и ЖМГДГ - со-
ответственно импульсный взрывной и жидкометаллический МГД-
генераторы, МГДКД - МГД-генератор кратковременного действия
с твердотопливным генератором плазмы, ИНЭ — индуктивный на-
копитель, 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 дина-
мического торможения, ХИТ - химический источник тока, ЭАИ -
импульсный электроаккумулятор).
Для сравнения приведены накопительные возможности регио-
нальной 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 перспе-
ктиве следует ожидать значительного роста энергии сверхпровод-
никовых накопителей энергии различных модификаций.
39
Рис. 8. Обобщенные характеристики мощных импульсных ИЭЭ
а - энергомощностные, б - электрические, в - удельные энергетические
По мощностным характеристикам на современном уровне раз-
вития науки, техники и технологии лидируют взрывомагнитные ге-
нераторы, 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 оп-
ределять предельные величины достигнутых уровней мощности.
Наибольшей удельной энергоемкостью среди рассматриваемых
классов и типов ИЭЭ обладают и, по-видимому, будут обладать в бу-
40
дущем, химические источники тока, среди которых можно отметить
высокотемпературные сернолитиевые ХИТ. Наибольшей удельной
мощностью характеризуются взрывомагнитные генераторы. С точ-
ки зрения современного уровня развития науки пока не обозначи-
лись их конкуренты по данному показателю.
Энергоисточники кратковременного действия (время работы
более 1 с) могут быть использованы в качестве предварительных
каскадов в составе систем энергоснабжения высокой мощности, ра-
ботающих в импульсном и частотно-периодическом режимах.
Таким образом, уровень энергии 108—109 Дж с мощностью по-
рядка 1010 Вт и более может быть обеспечен на основе индуктив-
ных накопителей различных типов: 107-108 Дж - взрывомагнитным
генератором, 107 Дж и ниже - емкостным накопителем и взрыв-
ным МГДГ. В частотном режиме следования импульсов энергии
могут работать компрессионный генератор, МГДВГ, ЖМГДГ, а
также накопители в режиме частичного сброса энергии при нали-
чии соответствующих коммутаторов. Автономные системы могут
быть построены на основе электромашинных накопителей энер-
гии различных типов (УГ, УУГ, КГ, СГ), МГДГ кратковременного
действия (МГДКД,), МГДВГ, высокоэнергетичных СПИНЭ, хими-
ческих источников тока (импульсных электроаккумуляторов, мо-
лекулярных 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 разру-
шаемые, 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.
9. ВЗРЫВНЫЕ ГЕНЕРАТОРЫ
В 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 взрывомаг-
нитным 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
41
созданию МГДВГ появились в США в 1963 г. [67]. Идея такого гене-
ратора возникла в результате стремления заменить металлический
лайнер в ВМГ плазменным и создать неразрушаемый источник тока.
Определенное влияние на исследования, проводимые в России, оказа-
ли разработки импульсных ударно-волновых МГД-генераторов с га-
зовым ядерным реактором, проведенные в США и СССР [61, 62].
Применение конденсированных ВВ в качестве первичного топ-
лива позволяет осуществить генерацию сильных ударных волн, ско-
рости которых при давлении окружающего газа меньше атмо-
сферного 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) плаз-
мы за ударной волной удается сосредоточить только ~1% начальной
энергии ВВ. Расширяющиеся продукты детонации (ПД) быстро ох-
лаждаются до температур порядка комнатных и становятся практи-
чески неэлектропроводными. Ударно-нагретый газ и продукты де-
тонации разделены контактной поверхностью, причем плотность
ПД за контактной поверхностью (КП) на порядок превышает плот-
ность 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 попе-
речном магнитном поле. Принцип генерации импульса электро-
энергии 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 элект-
рическое поле иВ-Е (здесь и - скорость, В - магнитное поле, Е -
вихревое электрическое поле, rot Е = —ЭВ/(Эг) вызывает попереч-
ный, от одного электрода к другому, дрейф зарядов, и во внешней
цепи возникает электрический ток. Так как положительные и отри-
цательные заряды дрейфуют в противоположных направлениях, в
МГД-канале возникает электрическое поле поляризации, направ-
ленное навстречу индуцированному. Когда внешняя цепь разомкну-
та (/?2 = °°)> ток отсутствует, и поляризационное поле в точнос-
ти компенсирует индуцированное. В этом случае вихревое поле Е
так же, как и ток, равно нулю. При коротком замыкании генерато-
ра (R2 = 0) поляризационное поле отсутствует, плотность индуциро-
ванного тока j = c(uB-E) максимальна. В промежуточном случае
поляризационное поле составляет величину к(иВ-Е), где
к = /?2/(/?1 + /?2) ~ коэффициент нагрузки, и плотность тока равна
42
I
Рис. 9. Схема линейного и цилин-
дрического взрывных МГДВГ
/ - заряд ВВ, 2 - газ ПД, 3 -
плазменный сгусток, 4 - электроды
МГД канала, 5 - обмотка магнита,
6 — выброс ПД. 7 — индуктивная об-
мотка; Л, - сопротивление плазмы,
/?2 сопротивление внешней цепи,
Г(| - полная индуктивность цепи, h -
расстояние между электродами,
a, z0 - ширина канала, /0, г0 - длина
электродов, I, Лга - длина электро-
проводного сгустка, В() - поперечное
магнитное поле, Е - электрическое
поле, j индуцированный ток
j = 0(1 -к)(иВ- Е). При протекании тока / в электрической нагруз-
ке генератора /?2 выделяется энергия QR = J l2R2dt. Возникающая в
плазменном потоке с объемом V электромагнитная (пондеромотор-
ная) сила \jBdV совершает над плазмой механическую работу
v
J J jBu dV di, часть которой диссипируется в плазме и в элементах
Vt
конструкции МГД-канала, а полезная часть этой работы выделяет-
ся во внешней электрической нагрузке. Отбор электрической энер-
гии сопровождается торможением плазменного сгустка, а при силь-
ном взаимодействии потока плазмы с магнитным полем наблюдает-
ся также торможение неэлектропроводного поршня продуктов де-
тонации, толкающего плазменный сгусток. В таком режиме ПД со-
вершают работу против пондеромоторных сил, действующих непо-
средственно 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 ма-
шинах в качестве рабочего тела используется плазма с высоким да-
влением (> 1 МПа). Оценим значение год,,, например, для плазмы ар-
гона 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 ~ 10*4 г/см3, Т2 ~ 15 000 К,
43
nr ~ IO18 см-3, g ~ 20 (Ом см)-', степень ионизации a ~ 0,4. Время сво-
бодного пробега электрона te=kec~l, где сс = (8кТ2УГ2(птс)-'Г2 -
средняя тепловая скорость электрона, ке = О,59(м,(2я)_1 - длина его
свободного пробега при достаточно высокой степени ионизации
(а > 10~3) [70]. Сечение электрон-ионных соударений Qei =
= 6 • IO-6?4 In Л, где Л2 = [9/(1бл)]п;1(А7)3е’6 [71]. Для = 1 + 10 Тл
параметр со,.тг =0,03-0,3 для плазмы аргона. Поэтому в генерато-
ре с воздушной плазмой или ее смеси с продуктами детонации при
Рп > 1 кПа электрическую проводимость с можно тем более считать
анизотропной.
В линейной схеме МГДВ-генератора (см. рис. 9) поперечное
магнитное поле создается седлообразной магнитной системой.
В объеме электродной системы МГД-канала сосредоточено
-10-15% полной энергии магнитной системы. Магнитное поле ft,, со-
зданное индуцированным в МГД-канале током, в области перед
плазменным сгустком складывается с полем В(). В реальных линей-
ных МГДВ-генераторах, работающих на омическую нагрузку, инду-
цированное поле Л, не превышает начального поля возбуждения Во.
В гл. 1 показано, что джоулевы потери в плазме МГДВГ не позво-
ляют осуществлять эффективное усиление магнитного поля в той
мере, в которой это удается во взрывомагнитных генераторах
(Л, 10 Во) [72-75] и в МГДВ-генераторах с кумулятивными струя-
ми (ft, 2 В„) [25, 76].
Для эффективного использования энергии газового потока дли-
на электродов /() выбирается много больше поперечных размеров
МГД-канала (Zo > h = а). Начальная максимальная индуктивность
электродной системы £на., в момент входа плазмы в МГД-канал мо-
жет быть приблизительно оценена как LHa,, ~ 0,005 Z() [77]. Таким об-
разом, для МГД-канала длиной 1 м имеем Гнам = 0,5 мкГн, и макси-
мальное 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 со-
противление плазмы на этом участке также составляет около
0,1 Ом. При движении сгустка плазмы по МГД-каналу одновремен-
но с уменьшением индуктивности токового контура уменьшается и
внутреннее омическое сопротивление за счет роста длины сгустка и
его прогрева, следовательно, в течение всего времени генерации то-
ка внутреннее индуктивное и омическое сопротивления МГД-кана-
ла оказываются сравнимыми.
Индуцированные электрические поля иВ при характерных ско-
ростях 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-
44
стью области пондеромоторного торможения плазменного сгустка
(/0 3 +4 м) вследствие падения скорости взрывного потока из-за
расширения продуктов детонации. Кроме того, при h/l0 > 10-1 из-за
увеличивающегося рассеяния магнитного поля в объеме МГД-кана-
ла остается энергия меньше 10-15% полной энергии катушки магни-
та. Таким образом, в линейном МГДВ-генераторе напряжение холо-
стого хода при коэффициенте неодномерности 0,8 [78-83] может до-
стигать ~ 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 дли-
тельности импульса тока до 1 мс. Приэлектродные падения потен-
циала в линейном МГДВ-генераторе с коротким плазменным сгуст-
ком (/ ~ 1 -е- 10 см) составляют «£ 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. Од-
нако неустойчивость Рэлея—Тейлора, развивающаяся на КП, даже в
варианте двухступенчатой ударной трубы ограничивает (при скоро-
стях 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]. Вы-
сокая электропроводность сгустка (до 103—104 Ом/м) при скорости
10 км/с обеспечивает достижение предельных энергетических пара-
метров, характерных для взрывомагнитных генераторов. Однако
для обеспечения коэффициента преобразования энергии тд ~ 5%
магнитные поля должны достигать 10-20 Тл, и, следовательно, уст-
ройство является разрушаемым.
Магнитная система является наиболее тяжелым звеном МГДВГ,
так как должна содержать на порядок больше энергии, чем генериру-
ет МГДВГ в каждом импульсе. Поэтому работа МГДВГ целесообраз-
на 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 обмот-
ке магнита. Создание потока плазмы с длительностью более 1 мс
позволяет осуществить режим самовозбуждения магнитного поля.
С конденсированным ВВ такая схема (рис. 10) реализована в рабо-
тах [89, 90]. В камере высокого давления при начальном давлении
аргона более 1 МПа после детонации ВВ в газодинамическое со-
45
I 2 3 4 5 6 7 8
Рис. 10. Схема взрывного МГД-генератора с самовозбуждением [89, 90]
/ - детонатор, 2 - заряд ВВ, 3 - металлическая кассета, 4 - герметический контей-
нер, 5 - успокоительная камера. 6 - сопло. 7 - диафрагма, 8 - МГД канал
пло 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 оказа-
лась 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 источ-
никами 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 с0
(см. рис. 9) на порядок меньше диаметра 2гс.
Принципиальное преимущество по сравнению с линейной схе-
мой состоит в отсутствии отдельной взрывной камеры (ВК) и, сле-
довательно, в меньших потерях энергии ВВ. К другим преимущест-
вам относятся: сбалансированность механического импульса отда-
чи, простота создания магнитного поля (соленоид), высокое элект-
рическое напряжение в нагрузке.
В первой экспериментальной установке дисковой схемы взрыв-
ного МГД-генератора [91] осесимметричное течение в канале уста-
новки (рис. 11) создавалось при детонации и разлете заряда гексоге-
на массой 10 г в рабочий газ с давлением 0,1-1 кПа. Скорость фрон-
та УВ расширяющегося плазменного кольца составляла ~5 км/с, эф-
фективные значения магнитного числа Рейнольдса Rem <0,1. По-
пытки авторов увеличить электропроводность плазмы подбором
рода рабочего газа, его давления, применением более мощного ВВ,
оптимизацией количества присадки в заряде к желаемому результа-
46
Рис. 11. Схема дискового взрывного
МГД-генератора [91]
/ - заряд ВВ, 2 - обмотка Mai нита, 3 - ка-
тушка индукционного токосъема; = 2 кДж
г;вв = Ю г. WqWbb = 0.04
ту не привели. Исследования, вы-
полненные в [92-95], показали, что
причиной низкой электропровод-
ности плазменного кольца является
перемешивание неэлектропровод-
ного газа ПД с УНГ, происходящее
вследствие неустойчивости Рэ-
лея-Тейлора. Несмотря на малый
уровень деформации магнитного
поля, в опытах [91] по генерации
электрической энергии энергосъем
осуществлялся индукционным спо-
собом. Максимальное напряжение
на омической нагрузке 100 Ом со-
ставило всего 8 В. Авторы пришли
к выводу о бесперспективности
дисковой схемы МГДВГ.
Полученный в такой постанов-
ке результат следовало предвидеть,
и он не являлся основанием для столь категоричного вывода. Дейст-
вительно, к тому времени были известны исследования [96, 97] ин-
дукционных схем в МГД-генераторах с волнами электропроводно-
сти, выполненные в рамках программы по созданию МГД-генерато-
ра с полостным ядерным реактором [62]. Расчеты [98] и экспери-
менты [96] позволили выявить оптимальное расположение обмотки
магнитной системы, оказавшееся противоположным использован-
ному в [91]. Кроме того, в дальнейшей серии работ [99, 100] была от-
работана электродная схема токосъема в дисковой схеме (показана
на рис. 9), которая обеспечивает необходимую эффективность упра-
вления электрическими полями генератора при Rem 1. В [101] в
экспериментах с дисковыми и радиальными МГДВГ было установ-
лено, что ножевой токосъем удерживает напряжения 50 кВ при ра-
диусе генератора гс > 0,25 м. Для обеспечения сохранности конст-
рукции заряд ВВ должен иметь диаметр, на порядок меньший диа-
метра дискового генератора, а инициирование должно производить-
ся на оси заряда. Последнее требование обеспечивает также созда-
ние осесимметричного и однородного потока продуктов детонации
по координате z. Аксиальное магнитное поле Во образовано корот-
ким соленоидом. В объеме МГД-канала сосредоточено только око-
ло 10% энергии магнитной системы, поэтому дисковый МГДВГ
представляет интерес как энергетический источник, если он будет
47
работать в режиме достаточно часто следующих друг за другом им-
пульсов (до 100 Гц).
После выхода фронта детонационной волны на поверхность за-
ряда в МГД-канал, наполненный рабочим газом, начинает распро-
страняться цилиндрическая ударная волна, толкаемая продуктами
детонации. В реальном случае, как показали исследования, предста-
вленные в гл. 2, уже на радиусах равных пяти и более калибрам за-
ряда, характер цилиндрического взрывного течения в основном оп-
ределяется неустойчивостью Рэлея-Тейлора, развивающейся на
контактной границе “продукты детонации-ударно-нагретая плаз-
ма”. 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 неэлектро-
проводными продуктами детонации. Индуцированное электриче-
ское 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 ва-
рианта. По первому - индукционному - в стенках дискового МГД-
канала устанавливаются [96] концентрические витки рабочей ин-
дукционной обмотки. В соответствии с законами электродинамики
[102] на каждом витке возникает э.д.с., равная 2лг?Е(г,, г), где г, — ра-
диус витка, Е(г,, г) - вихревое электрическое поле в районе располо-
жения витка. При подключении к рабочей обмотке нагрузки инду-
цированный в ней ток создает в плазме дополнительную напряжен-
ность электрического поля, уменьшающую значение иВ-E (и,сле-
довательно, индуцированный ток) по сравнению с режимом холо-
стого хода рабочей обмотки, а плазма совершает работу над внесен-
ным 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 элект-
роды, подключающие индуцированный ток к нагрузке. Дисковый
генератор в таком исполнении представляет собой фактически раз-
вернутый по координате ф линейный МГДВ-генератор. Характер-
ные скорости расширения продуктов детонации меньше, чем в ли-
нейной 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 диско-
вого генератора. Индуцированное электрическое поле иВ при
В() ~ 5 Тл имеет значение около 250 В/см, что при диаметре МГД-ка-
нала 2гс ~ I м создает расчетную э.д.с. едл = 2пгсиВ около 75 кВ. Ре-
альное напряжение на омической нагрузке такого дискового МГД-
генератора с учетом внутренних потерь и нелинейности вольт-ам-
перной характеристики оказывается равным 25-30 кВ при длитель-
ности импульса около 100 мкс.
48
Таким образом, дисковая схема позволяет реализовать МГДВ-
генератор с высоким выходным напряжением и уровнем энергии до
нескольких десятков килоджоулей при длительности импульсов по-
рядка 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 осесимметрич-
ное радиальное истечение газа имеет ряд достоинств: простота маг-
нитной системы, высокие значения генерируемого напряжения, сба-
лансированность механического импульса отдачи, отсутствие по-
терь во взрывной камере. Эти преимущества направили внимание
российских исследователей на изучение процессов в цилиндриче-
ских взрывных течениях с целью создания эффективного импульс-
ного МГДВГ.
Радиальный МГДВ-генератор в отличие от дискового удлинен
в осевом направлении так, что z0 > 2гс (см. рис. 9). При z0 ~ 4гс в объ-
еме МГД-канала удается запасти энергию 1Г0, составляющую
50-70% полной энергии магнитной системы. Поэтому радиальный
МГДВ-генератор восполняет затраты на создание начального маг-
нитного поля за несколько генерируемых импульсов. Другое прин-
ципиальное 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 инду-
цированное напряжение на нагруженном токосъемном “ноже” со-
ставляет около 30 кВ при диаметре МГД-канала 1 м и начальном
магнитном поле 5-6 Тл, то на выходе индукционной обмотки, соз-
данной несколькими витками, можно получить импульсы напряже-
ния 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. Радиаль-
ные МГДВ-генераторы могут быть очень мощными источниками
импульсного тока (до 10и-1012 Вт при энергиях KF-IO8 Дж), работа-
ющими в частотном режиме следования импульсов с частотами пе-
резарядки ~1 Гц. Другие схемы цилиндрических МГДВ-генерато-
ров, в частности с применением начального магнитного поля, ориен-
тированного по ф-координате, не получили развития из-за трудно-
стей создания магнитного поля.
Взрывомагнитные генераторы (ВМГ) по принципу действия
также относятся к импульсным магнитогидродинамическим преоб-
разователям химической энергии в электрическую.
Импульс электрической энергии Qr во внешней нагрузке им-
пульсного магнитогидродинамического преобразователя составляет
долю гд энергии ГГВВ, освобождающейся при детонации заряда
взрывчатого вещества. В зависимости от параметров электропрово-
дящей среды (плазмы или металлического лайнера) и мощности
49
поршня потока продуктов детонации в рассматриваемых преобразо-
вателях меняется отношение генерируемой энергии QR к энергии И/
начального магнитного поля в объеме МГД-канала, которое может
быть названо коэффициентом генерации энергии f = Значе-
ния этих коэффициентов Т]у и/определяют удельно-массовые хара-
ктеристики 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
/ = 10-5- 100 и, следовательно, уникальные выходные параметры
ВМГ: ток в индуктивной нагрузке -108 А, мощность выделения энер-
гии -5 • 10й Вт (с коммутацией и обострением ~1012—1013 Вт), коэф-
фициент преобразования химической энергии ВВ в электомагнит-
ную ~20%, удельные характеристики 100 МДж и 1012 Вт на тонну
конструкции. ВМГ нашел широкое применение в практику электро-
физического эксперимента, несмотря на разрушаемость устройства
и части подводящих коммуникаций при взрыве ВВ в каждом пуске.
Одна из типичных и наиболее простых конструкций ВМГ пред-
ставляет 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, ко-
гда замкнутый проводящий контур, ограничивающий магнитный
поток Фо, сжимается действующими на электропроводящий лайнер
внешними силами. В результате взаимодействия движущегося про-
водника и магнитного поля механическая энергия преобразуется в
энергию магнитного поля. Магнитное число Рейнольдса Rem можно
рассматривать как отношение времени диффузии ( / %0 ) к време-
ни компрессии (xq/h), где х0 - характерный размер области движения
проводника, и - его скорость, параметр Хо - 1/(Ц0о) - коэффициент
магнитной диффузии. При Rem > 1 магнитное поле практически не
проникает в проводник, и поток, связанный с проводящим конту-
ром, остается постоянным. Уменьшение площади контура при дви-
жении проводника вызывает рост магнитной индукции поля и соот-
ветствующего ему тока в контуре.
Было разработано большое количество различных конструк-
ций ВМГ, которые применялись для решения конкретных научных
задач. По принципу усиления поля или увеличения энергии взрыв-
ные генераторы разделяются на два класса! генераторы магнитного
поля и генераторы электромагнитной энергии. Среди генераторов
поля простейшим является цилиндрический взрывомагнитный гене-
ратор (рис. 12, а), в котором цилиндрический лайнер разгоняется
50
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 разделе-
ние электрического контура на генерирующую и нагрузочную час-
ти. Генерируемая в этих устройствах энергия накапливается в на-
грузке в течение всего времени работы генератора. Вектор Пойн-
тинга в генераторах энергии всегда направлен в сторону нагрузки.
Геометрия генераторов энергии чрезвычайно разнообразна, но
практически во всех конструкциях основными элементами являют-
ся два схлопывающихся проводника. В спиральных ВМГ (рис. 12, б)
такими элементами служат неподвижная спираль и концентриче-
ский с ней цилиндрический лайнер. Лайнер расширяется при разле-
те 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-
51
струкциями, спиральный ВМГ обладает наибольшей начальной ин-
дуктивностью, что позволяет усиливать начальную энергию на не-
сколько порядков. В плоском ВМГ (рис. 12, в) сжатие и перемеще-
ние 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 ци-
линдра, внутренний из которых заполнен ВВ. Известны два режима
работы такого генератора: режим скользящей детонации
(рис. 20, г), в котором он работает аналогично плоскому и спираль-
ному, и режим осевого инициирования (рис. 12, д), когда ВВ иници-
ируется одновременно по всей оси генератора, а сжатие потока про-
изводится сразу всей поверхностью лайнера. Второй режим позво-
ляет существенно снизить время компрессии потока и получить им-
пульс тока с более коротким временем нарастания. Из известных
других конструкций быстроходных ВМГ на рис. 12, е приведен дис-
ковый ВМГ, в котором поток сжимается двумя соосными дисками,
перемещаясь от центра к внешней окружности дисков.
Взрывомагнитные генераторы являются уникальными устрой-
ствами для получения сверхсильных магнитных полей в лаборатор-
ных условиях. Именно в экспериментах с этими устройствами зафи-
ксированы рекордные поля в 25-28 МЭ [107, 109] и стабильно полу-
чаются поля в 10-16 МЭ [4, 75, 112] в объемах несколько кубиче-
ских сантиметров. Эти достижения представляют уникальную воз-
можность изучения поведения вещества в сверхсильных магнитных
полях [2, 113], которая особенно ярко была продемонстрирована в
трудах конференции “Мегагаусс-7”[4] в разделе “Сильные магнит-
ные 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 интере-
се к этим проблемам [114].
Чрезвычайно большими возможностями обладают также взры-
вомагнитные генераторы в режиме генерации импульсов электри-
ческого 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 де-
лает их действительно уникальными и неповторимыми, но однора-
зовыми источниками.
В отличие от ВМГ взрывной МГДВГ является сохраняемым уст-
ройством, что обеспечивается умеренными значениями начального и
индуцированного магнитных полей в МГД-канале (В = Во + Ь, < 15 Тл)
и достаточной степенью расширения продуктов детонации к моменту
взаимодействия их со стенками канала генератора (Р < 108 Па).
Удельные энергетические характеристики МГДВ-генератора при
этом ухудшаются по сравнению с ВМГ до уровня ~1 Дж/г, а удельные
мощности-до Ю’О-Ю11 Вт/м3 [82, 84]. Уменьшение удельных параме-
52
трое является необходимой платой за новое эксплуатационное каче-
ство разрабатываемого энергетического источника - неразрушае-
мость конструкции взрывного МГД-генератора, позволяющее, в ча-
стности, 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 ~ VBB>vBB/^ ~ 103 Увв, где
VBB - объем заряда ВВ, ивв - удельное энергосодержание ВВ
(104 Дж/см3). Таким образом, в сохраняемом преобразователе про-
дукты 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 джо-
улевой диссипацией (что характерно для ВМГ- и МГДВ-генераторов
на кумулятивных струях [25]) коэффициент генерации/может дос-
тигать значений 3-7 в оптимальных режимах при непосредственно
включенной омической нагрузке. Для увеличения значения/и гене-
рации больших мощностей ВМГ обычно переводят в режим работы
на согласованную индуктивную нагрузку с последующей переком-
мутацией энергии на омическую нагрузку. Вследствие этого выход-
ной 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 мо-
гут эффективно работать в режиме накопления магнитной энергии
вследствие высокого уровня джоулевой диссипации в МГД-канале
[115]. Значение/в МГДВ-генераторах не превышает единицы, а за-
висимость импульса от времени соответствует параметрам энерге-
тического источника с омическим характером внутреннего импе-
данса: нарастание тока за время 5—10 мкс, связанное с входом плаз-
мы в МГД-канал, плато длительностью 30-200 мкс и спад 15-30 мкс
при выходе плазмы из МГД-канала.
Попытки создать неразрушаемый МГД-преобразователь, занима-
ющий по параметру / промежуточное положение между ВМГ и плаз-
менным МГДВГ, не дали удовлетворительных результатов. Одна из
возможных конструкций такого типа преобразователя описана в рабо-
те [116] (рис. 13). Лайнер в виде тонкостенной алюминиевой цилиндри-
ческой трубы устанавливался коаксиально цилиндрическому металли-
ческому 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-
53
Рис. 13. Схема взрывного МГД-генера-
тора с газообразным ВВ [116]
/ - взрывающаяся проволочка (детона
тор), 2 — алюминиевый лайнер, J смесь
2Н2О + О2,4 - стальной корпус, 5 - датчик то-
ка, б - контакты. 7 - замыкающая система
чал ускорение и расширялся, пре-
терпевая пластическую деформа-
цию. При запасе химической энер-
гии смеси 925 кДж и начальном токе
0,8 МА максимальный ток мог дос-
тигать значений 4,75 МА, длитель-
ность импульса тока 150 мкс, коэф-
фициент усиления магнитной энергии и эффективность преобразова-
ния - соответственно 3 и 3,2%. Основной недостаток устройства связав
с накладываемыми на скорость лайнера ограничениями, обусловлен-
ными необходимостью сдерживать высокое начальное давление газа
внутри лайнера. Предполагается, что если высокое начальное давле-
ние газообразной взрывчатой смеси создавать в расположенном внут-
ри алюминиевого лайнера тонком стальном цилиндре, который будет
разрываться под действием давления детонации, то можно будет сде-
лать лайнер намного легче (толщиной порядка скин-слоя) и разгонять
его до большой скорости. Предлагаемая модификация фактически эк-
вивалентна схеме разгона проводящего лайнера давлением заряда кон-
денсированного ВВ, имеющего радиус меньше радиуса лайнера.
В других попытках формирования параметров плазменных МГДГ
[ 117-119] осевое магнитное поле в МГД-канале создавалось сверхпро-
водящей магнитной системой (СПМС) с диаметром теплого отверстия
0,45 м и запасаемой энергией 0,2 МДж. Индукционная обмотка распо-
лагалась на периферии канала. Первые эксперименты по генерации
тока были проведены с использованием металлического тонкостенно-
го лайнера, аксиально-симметричное расширение которого осуществ-
лялось под действием продуктов взрыва цилиндрического заряда кон-
денсированного ВВ, размещаемого и инициируемого вдоль оси магни-
та [119]. Время нарастания тока составляло 80 мкс, полное время им-
пульса - более 1 мс. Основным достоинством металлического лайне-
ра является высокая электропроводность, что позволяет получать вы-
сокие значения токов. Однако значительная масса лайнера обусловли-
вает ряд существенных недостатков. Так, например, при его использо-
вании ограничена возможность получения коротких (~10“5 с) высоко-
энергетичных импульсов тока. При большой длительности импульса
усложняется защита СПМС от вихревых полей. Наконец, при выход-
ной энергии ~107 Дж и характерном размере канала ~1 м применение
металлического лайнера будет в практическом отношении неудоб-
ным, особенно в устройствах, работающих в частотно-периодическом
режиме.
54
Рис. 14. Схема МГДВГ со схло-
пывающимися потоками [117-
119]
1 — взрывные генераторы пло-
ской ударной волны, 2 — соленои-
дальный магнит, 3 - индукционная
обмотка
Для плазменного лайне-
ра, по мнению авторов [117,
118], напротив, характерна
высокая скорость движения
(что позволяет генерировать
короткие импульсы энергии), простота организации течения и утили-
зации продуктов разлета заряда ВВ. Однако в экспериментах с плаз-
менным лайнером был зарегистрирован ток, составляющий только
2% от тока через металлический лайнер. Нереализуемость расчет-
ных параметров, а также невоспроизводимость результатов при тож-
дественных начальных условиях авторы [120] связали с перемешива-
нием 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 дости-
гало скоростей 15 км/с. В опытах отмечено заметное улучшение
энергетических характеристик плазменного МГДВГ в таком режиме,
однако во всех режимах т|г составлял доли процента. Лишь в экспери-
ментах с разрушаемым металлическим лайнером он достигал 0,6%.
Перечисленные выше две неудачные попытки принципиально
улучшить эффективность преобразования энергии и другие энергети-
ческие характеристики МГДВГ заставляют считать традиционные схе-
мы единственно заслуживающими дальнейшего совершенствования.
Из соображений, изложенных в работах [79, 82, 85, 86, 89,91, 105,
120-123], для МГДВ-генераторов признаны целесообразными две об-
ласти параметров, при которых МГДВГ становятся конкурентными
по отношению к другим импульсным источникам тока: 1) 107 Дж,
1(Н с, 1 Гц и 2) 105 Д ж, 10~5 с. 10-100 Гц. Устройства с такими харак-
теристиками являются транспортабельными и мобильными.
Взрывомагнитные генераторы ВМГ нашли широкое примене-
ние 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 кило-
джоулей до тысячи мегаджоулей при длительностях от единиц до де-
сятков микросекунд.
Часть I
ВЗРЫВНЫЕ ПЛАЗМЕННЫЕ
МГД-ГЕНЕРАТОРЫ
Глава 1
ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНЫЕ КОНСТРУКЦИИ ВЗРЫВНЫХ
МГД-ГЕНЕРАТОРОВ
1.1. Основные проблемы создания МГДВГ
Анализ первых экспериментов с МГДВГ, опубликованных амери-
канскими исследователями в работах [1, 2], позволил сформулиро-
вать основные научные проблемы, которые необходимо было ре-
шить, чтобы выявить предельные значения достижимых энергети-
ческих параметров, а затем решить вопрос о месте МГДВГ среди
других импульсных источников.
Во-первых, оказались явно недостаточными сведения по фи-
зике взрыва, касающиеся реального состояния газа в головной зо-
не течения, определяющего предельные энергетические характе-
ристики генератора. Магнитогидродинамические явления при
торможении в магнитном поле слоистого потока (плазма—продук-
ты детонации), известные лишь в общих чертах, требовали де-
тального экспериментального изучения с учетом развивающейся
во взрывных течениях неустойчивости Рэлея—Тейлора. Принци-
пиальное значение имел вопрос о предельных значениях коэффи-
циентов, 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 дру-
гими 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 не-
устойчивости Рэлея-Тейлора; выявлялись динамика роста малых
возмущений на контактной поверхности, стадии их развития, шири-
на зоны перемешивания и размер неоднородностей; изучалось вли-
яние неустойчивости на общую структуру взрывного течения, пара-
метры в зоне перемешивания; измерялись плотность и электропро-
56
водность головной зоны взрывного потока. На основе этих данных
можно было установить влияние рода рабочего газа в канале
МГДВ-генератора, его давления, наличия легкоионизируюгцейся
присадки и других параметров на выходные энергетические харак-
теристики МГДВГ.
Исследовался процесс обмена энергией между продуктами де-
тонации и электропроводным сгустком с целью нахождения усло-
вий наиболее эффективного включения продуктов детонации в
процесс преобразования. Для достижения большей ясности и на-
глядности интерпретации этого процесса исследователи стреми-
лись 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 магнито-
гидродинамического торможения электропроводного сгустка на
процесс обмена энергией, изучались особенности распада элект-
ропроводного сгустка в магнитном поле с образованием прелом-
ленных и отраженных ударных волн в слоистом взрывном тече-
нии (продукты детонации—ударно-нагретый газ), выявлялись кри-
тические значения безразмерных параметров МГД-взаимодейст-
вия, превышение которых уже не приводит к росту энергетиче-
ских параметров генератора.
На основе полученных экспериментальных данных стали ясны-
ми основные ограничения известных из литературы расчетно-тео-
ретических моделей. Необходимо было создать расчетную модель,
которая давала бы адекватную качественную и количественную ин-
формацию. С помощью этой модели можно было уточнить основ-
ные проблемы, подлежащие экспериментальным исследованиям в
создаваемых МГДВ-генераторах, а также расчетным путем опреде-
лить предельные значения энергетических параметров: полного ко-
эффициента преобразования энергии % и коэффициента использо-
вания энергии начального магнитного поля/(наиболее полно отра-
жающих свойства МГДВ-генератора как электрической машины).
В процессе исследований изучалась газодинамика взрывных те-
чений в линейных, дисковых и радиальных каналах с целью адекват-
ной интерпретации явлений МГД-преобразования в проводимых
экспериментах. Выяснялись особенности, вносимые в течение не-
идеальностью систем инициирования пространственно-разнесенно-
го заряда, предложены и исследованы возможные схемы формиро-
вания взрывных течений для достижения магнитных чисел Рей-
нольдса порядка единицы.
Были созданы различные по типу, размерам и генерируемой
мощности экспериментальные МГДВ-генераторы с целью полу-
чить опыт эксплуатации реальных устройств. Затем было проведе-
но комплексное исследование энергетических характеристик
МГДВ-генераторов и разработана инженерная модель для расчета
57
мощных МГДВ-генераторов. На экспериментальных моделях
МГДВ-генераторов были измерены предельные параметры по ко-
эффициенту преобразования Г|х и определены необходимое пре-
дельное магнитное поле и соотношение /между энергией генериру-
емого импульса и начальной энергией магнитного поля. Исследова-
ны различные варианты кондукционного вывода индуцированного
тока в нагрузку для получения предельных значений генерируемых
в дисковой и радиальной схемах э.д.с., изучены возможности и огра-
ничения индукционного способа передачи энергии в нагрузку. Изу-
чено влияние джоулевой диссипации в канале МГДВ-генераторов на
электропроводность плазмы для получения большей плотности ин-
дуцированных токов.
Исследовалась работа МГДВ-генераторов при реальных им-
пульсных нагрузках, сделаны выводы о характерных значениях
удельной энергии, выделяемой в импульсной нагрузке в виде излу-
чения или в других формах. Разработаны схемы обострения выход-
ных 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 за-
грязнения изолирующих стенок и электродов генератора на энерге-
тические характеристики; установлено предельно допустимое дав-
ление рабочего газа и требования к системе вакуумной откачки; оп-
ределены требования к виду рабочего газа в условиях джоулевой
диссипации и тейлоровского перемешивания ударно-нагретого газа
и продуктов детонации; изучены предельно допустимые динамиче-
ские нагрузки на стенки МГД-каналов.
На основе полученных физических и технических результатов
были сформулированы требования к различным вариантам опти-
мального применения МГДВ-генераторов. выполнены проектные
проработки с обоснованием принятых принципиальных и техни-
ческих решений. Было дано обоснование удельным энергетиче-
ским параметрам МГДВ-генераторов для конкретных вариантов
их применения, выявлены наиболее емкие по массе элементы си-
стемы, найдены способы снижения их влияния на удельные пара-
метры.
Был проведен также сравнительный анализ энергетической
системы (МГДВ-генератор с нагрузкой) с другими конкурирую-
щими энергоисточниками и обоснованы удельные параметры (ге-
нерируемая выходная энергия на 1 г массы затраченного ВВ) та-
кой системы.
В целом, в результате проведенных исследований было дано об-
щее описание МГДВ-генератора как импульсной электрической ма-
шины и определено по совокупности достигнутых параметров его
место среди других импульсных источников электрической энергии.
58
1.2. 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 ВГ-5, созданный в 1968 г. совместно с Ин-
ститутом химической физики, явился первым взрывным МГД-генера-
тором. в котором используется сверхпроводящая магнитная система
(СПМС) [3]. Зарубежные исследователи применили СИМС в 1976 г.
[4]. Успешное испытание ВГ-5 позволило в самом начале работы
сформулировать концепцию автономного МГДВ-генератора с час-
тотным режимом следования импульсов на базе сверхпроводящей
магнитной системы, применение которой, как было выяснено, пред-
ставляется оптимальным для создания в МГД-канале стационарных
магнитных полей с требуемой индукцией около 10 Тл для обеспече-
ния приемлемых удельно-массовых характеристик. Кроме того, на
генераторе ВГ-5 были проведены первые отечественные исследова-
ния физических процессов МГД-преобразования энергии взрыва.
Линейный генератор ВГ-6 (1970 г.) был предназначен для нако-
пления опыта работы при мощностях генерируемых импульсов до
108 Вт. На этом генераторе впервые проведены исследования про-
цесса обмена энергией между продуктами детонации и плазменным
сгустком.
Линейный генератор ВГ-10 был создан в 1974 г. для изучения ус-
ловий 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 детона-
ции ВВ с присадкой) и получено наибольшее количество информа-
ции о физических процессах преобразования энергии, о согласова-
нии с характерными нагрузками, о возможности реализации частот-
ного режима работы генератора. Достигнутый коэффициент преоб-
разования энергии ВВ в энергию электрического импульса т)х ~ 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 ВГ-6 был
накоплен определенный опыт в понимании процесса преобразова-
ния энергии в генераторе, во-вторых, дисковая и радиальная схемы
привлекали внимание как перспективные для запитки мощных на-
грузок. Применение в генераторе Т-2 эффективного токосъема
"ножевого” типа, проведенное комплексное исследование реальных
59
свойств цилиндрических взрывных течений с развитой неустойчиво-
стью Рэлея—Тейлора, высокие генерируемые напряжения (> 10 кВ)
при коэффициенте преобразования т]х = 1%, полученные в этом не-
большом по размерам генераторе, определили направления даль-
нейших исследований.
Дисковый генератор Т-4 (1977 г.) был предназначен для полно-
масштабного моделирования и отработки процессов в МГДВ-гене-
раторе с цилиндрическим взрывным течением. С его помощью от-
работана система “ножевого” токосъема на уровне э.д.с. около
20 кВ, изучены буферные схемы формирования взрывных течений,
которые позволили существенно увеличить эффективную электро-
проводность плазмы и достичь условий, при которых индуцирован-
ные 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 магнит-
ной системы 106-107 Дж и массой зарядов ВВ около 1 кг.
В данной главе дано краткое описание созданных эксперимен-
тальных взрывных МГД-генераторов и обобщены их результирую-
щие энергетические характеристики. Рассмотрено влияние загряз-
нения продуктами детонации стенок МГД-канала на предельное вы-
ходное напряжение и предельную частоту следования импульсов.
Изучение деформаций стенок МГД-каналов, вызванных действием
ударных нагрузок от взрыва, позволили определить области упруго-
сти стеклопластиковых оболочек и минимизировать массу конст-
рукций, т.е. получить конкретные данные, необходимые для рассмо-
трения 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 кон-
кретные сведения о предельных параметрах МГДВ-генераторов.
1.2.1. 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 магнит-
ной системой. Динамические нагрузки на конструкцию, возникаю-
щие при взрыве, генерация сильных импульсных токов вблизи об-
мотки из сверхпроводника требовали экспериментальной проверки
условий его работы. Одновременно необходимо было практически
продемонстрировать возможность создания автономного устройст-
ва, не зависящего от внешних электрических сетей. Положитель-
ные результаты при испытании открывали пути дальнейшего разви-
тия концепции мощного автономного МГДВ-генератора с частот-
60
Рис. 1.1. Первый МГДВГ с СПМС типа ВГ 5
Параметры системы: р0 = 103 Па, скорость плазмы - 7 км/с, Ig = 50 см, Во = 1,3 Тл,
твв = 10 г, сечение канала 1,7 х 5 см
ным режимом работы и удельными характеристиками, позволяю-
щими выполнить его в транспортном варианте. В связи с тем, что
ВГ-5 был первой отечественной разработкой, кроме указанных ос-
новных задач целесообразно было провести также физические ис-
следования, позволяющие проверить и уточнить выводы, получен-
ные в расчетных и экспериментальных исследованиях американ-
ских авторов [1, 2, 6-9]. Основные параметры американских и
российских генераторов приведены в табл. 1.1 (а — удельная мощ-
ность на единицу поперечного сечения канала). На рис. 1.2 —1.4 при-
ведены фотографии американских генераторов.
Подробное описание генератора ВГ-5 содержится в [10]. Конст-
рукция взрывной камеры и МГД-канала (рис. 1.5), а также условия
Таблица 1.1
Основные параметры американских и российских МГДВ-генераторов
Генератор Размер кана- ла, см В0,Тл Nr, МВт Qr. кДж ^вв»г Пх, 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 10 х 46 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
ВГ-6, 1970 10 х 10 х 70 2.5 100 5,0 100 1,0 1,0
[11], 1975 15x80* 3,5 100-200 18,0 100 4,3 0,5-1,0
ВГ-10, 1974 5 х 10 х 100 6,5 50 12,0 40 4,8 1,0
Двустороннее истечение ПД удвоенные результаты для лучшего канала.
61
Рис. 1.2. Детали одного из первых МГДВГ [6]
Поперечное сечение канала 25,4 х 101.6 мм, 10 = 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 боко-
вой 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), 10 = 80 см, Во = 3,5 Тл, швв = 100 г,
диаметр канала 15 см
Рис. 1.4. МГД канал самого большого линейного генератора [9]
Сеченне 15 х 20 см, длина /0 = 100 см, Во = 3,6 Тл, твв = 400 г, Т]Е = 1.6%
62
Рис. 1.5. МГД-генератор ВГ-5
а - элементы конструкции (/ - корпус МГД-канала, 2 - взрывная камера, 3 - крыш-
ка взрывной камеры, 4 — парафиновая обойма для заряда, 5 — кассета из оргстекла, 6 -
электрод, 7 - фланец); б - пуск генератора ВГ-5
опытов в значительной мере повторяли разработки [2] и [6]. Отли-
чие состояло в насыщенности установки средствами диагностики.
Кроме выходных электрических характеристик измерялись
(рис. 1.6) газо- и электродинамические параметры: скорость и стру-
ктура плазменного образования в головной зоне взрывного течения,
электропроводность этого сгустка плазмы, плотность индуцирован-
ного тока, деформация магнитного поля. Эти измерения позволили
получить данные об эффективности преобразования различных ви-
дов энергии во взрывном генераторе и сделать вывод о необходимо-
сти 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
QK = 20 Дж, близкая к измеренному значению джоулевой диссипа-
ции в МГД-канале. Напряжение холостого хода 500 В, ток коротко-
го замыкания 8 кА, коэффициентf = 0,2. Полный коэффициент пре-
образования энергии Т]Е составил 0,03%. Полученные значения в це-
63
Рис. 1.6. Результаты экспериментов на генераторе ВГ-5
а - скоростная фотография электропроводного сгустка; б, в - осциллограммы на-
пряжения и производной тока в нагрузке соответственно; г - схема измерения плотности
тока в плазме и сигнал пояса Роговского; д - сигналы датчика электропроводности: пер-
вый сигнал для длины зоны формирования потока 25 см, второй - для 65 см. Метки вре-
мени на осциллограммах через 2 мкс
лом соответствовали результатам испытаний МГДВ-генераторов
малых размеров [6].
Использованные методы диагностики позволили рассчитать
полную энтальпию плазмы 1ГЭНТ = 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
Д/И^энт » 10%. В ходе экспериментов генератор ВГ-5 проработал в
64
Рис. 1.7. Линейный МГДВГ типа 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,
10 = 70 см, Во = 2,5 Тл, твв = 100 г
полностью автономном режиме четверо суток. Сверхпроводящая
магнитная система выдержала транспортировку в режиме “заморо-
женного” тока на расстояние 70 км и ударные нагрузки, обусловлен-
ные взрывом ВВ.
Малые значения деформации магнитного поля (Ь, - 0,03 Тл при
Во~ 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, совершенст-
вуя качество электропроводного сгустка. Действительно, еще в опы-
тах [6] по оптимизации количества легкоионизирующейся присадки,
вносимой в заряд ВВ, было показано, что достаточное взаимодействие
с магнитным полем может быть обеспечено и при отсутствии присад-
ки, так как средняя электрическая проводимость аргона за фронтом
ударной волны достигает ~10 (Ом • см)-1. Поскольку расчетная элект-
рическая проводимость аргона при скорости потока ~10 км/с состав-
ляет 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 де-
сятков калибров канала. Развитие этой идеи позволяло упростить за-
дачу теоретического описания процесса и, следовательно, интерпрета-
цию экспериментальных результатов. Поэтому следующий отечест-
венный генератор ВГ-6 (рис. 1.7) был построен по классической схе-
ме с ударной волной, что позволило выявить и исследовать механизм
обмена энергией между продуктами детонации и тормозящейся в маг-
нитном поле плазмой и, в конечном счете, показать необходимость
3. Взрывные генераторы...
65
интенсификации этого процесса для достижения приемлемых энерге-
тических параметров МГДВ-генераторов. Этот генератор мог рабо-
тать совместно с двухступенчатой ударной трубой (УТ) для формиро-
вания 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 двухсту-
пенчатую ударную трубу с МГД-каналом прямоугольного сечения
10 х 10 см и импульсным магнитным полем до 3,7 Тл при неоднород-
ности его на длине плазменного сгустка менее 10%. Длина электродов
равнялась 70 см. МГД-канал был сделан из стеклопластика. Полупе-
риод 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 осуществля-
лась визуализация процессов внутри области МГД-взаимодействия,
что позволило получить ряд принципиально важных результатов.
Во взрывной камере применялись заряды массой до 200 г. Сек-
ция высокого давления двухступенчатой ударной трубы заполня-
лась гелием до давления 105 Па, ударная волна имела скорость до
6 км/с и создавала сгусток сжатого гелия длиной до 1 м при давле-
нии до 10к Па. После распада разрыва на диафрагме (рис. 1.8) удар-
но-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). Неустойчи-
вость Рэлея-Тейлора на контактной поверхности была выражена
слабо, поэтому удалось сформировать компактные плазменные сгу-
стки длиной, которую можно было изменять от 3 до 10 см. При на-
чальном 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)-1 соответ-
ственно. 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 плаз-
мы 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 мощ-
ности 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
66
Начало Конец
Расстояние вдоль трубы, м
Рис. 1.8. Картина течения в линейном МГДВ-генераторе
КВД (КНД) - камера высокого (низкого) давления, КП - контактная поверхность.
ОУВ (ПУВ) - отраженная (прошедшая) ударная волна, ФС - фронт свечения
1 2
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) напряже-
ние составило 1150 В. В нагрузку была передана энергия QR, состав-
ляющая /= 0,6 от энергии Wq магнитного поля в объеме МГД-канала.
В опытах на воздухе получена мощность 78 МВт при сопротивлении
нагрузки 4 мОм и Во = 2,5 Тл. При поле 3.7 Тл и нагрузке 10 мОм мощ-
ность достигала 95 МВт, а энергия в нагрузке 5,5 кДж. Воспроизводи-
мость электрических параметров генератора была удовлетворитель-
ной. Эффективность преобразования энергии возросла до 1 %. Вольт-
амперные характеристики генератора ВГ-6 близки к линейным, как и
з*
67
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 милли-
метрах). Кривые 1-7 на рис. 1.10, б соответствуют моментам времени 1-7 на рис. 1.10, о;
- В6 — индуцированные магнитные поля, измеренные зондами М-3 — М-6 соответственно
Индуцированное магнитное поле, Тл
68
Рис. 1.11. Зависимость напряжения, тока и мощности генератора ВГ-6 от вре-
мени (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 пре-
дельных магнитных полей и параметров МГД-взаимодействия; Во = 6,5 Тл, St < 3,
р0 = 100 Па + 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 аме-
риканских исследователей [1, 5,6, 18] позволил создать более совер-
шенную установку — МГДВ-генератор ВГ-10 (рис. 1.12), в котором
69
были обеспечены условия для реализации экстремальных значений
коэффициента преобразования энергии T|z. Устройство генератора
должно было предоставить возможность прямого сопоставления
схем МГДВ-преобразователей с ударной волной и на продуктах де-
тонации с присадкой и построения зависимости ПН^о/^вв)- Кроме
того, в условиях максимальной эффективности преобразования
энергии ставилась задача согласования МГДВ-генератора с реаль-
ными нагрузками (в частности, с импульсными лампами накачки ла-
зеров), реализации частотного режима следования импульсов, обо-
стрения выходных импульсов при минимальном усложнении уста-
новки, а также выявления места МГДВ-генераторов в ряду альтер-
нативных импульсных источников электрической энергии.
Взрывное течение в установке ВГ-10 создавалось при разлете
продуктов детонации заряда диаметром 40 и толщиной 20 мм, име-
ющего массу 40 г и запас химической энергии -200 кДж. Взрывная
камера (рис. 1.13) соединялась с газодинамическими секциями фор-
мирования взрывного течения, имеющими сечение 5 х 10 см. Ис-
пользовались две секции длиной 0,5 м и одна диагностическая сек-
ция с иллюминатором длиной 1 м, так что общая длина участка фор-
мирования взрывного течения /, (см. рис. 9 в вводной части) от заря-
да 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 конден-
саторов WE локализовалась в объеме электродной системы в форме
энергии начального магнитного поля W(). Поскольку электрическая
энергия QK, генерируемая МГДВ-генератором, определяется значе-
нием Wo [15, 20], то проектирование установки ВГ-10 осуществля-
лось на основе представлений о достижимом значении WE с учетом
задач предполагаемых физических исследований. При увеличении
коэффициента преобразования энергии батареи WE в энергию маг-
нитного поля 1Г0 возрастают интегральные характеристики генера-
тора и расширяются возможности достижения высоких удельных
параметров Зная Wo, можно произвести выбор основных масшта-
бов установки - массы ВВ и объема МГД-канала.
Эффективный МГДВ-генератор должен использовать заряд с
энергией порядка энергии магнитного поля 1У0, что определяет тре-
буемую массу ВВ. Объем МГД-канала вычисляется при задании
магнитного поля Во, допустимое значение которого около 6 Тл ог-
раничивается прочностью конструкции. Соотношение сторон МГД-
канала (я = 10 см и А = 5 см) выбиралось исходя из стремления соз-
дать условия для МГД-взаимодействия, по возможности близкие к
одномерным (для упрощения математического моделирования про-
цессов и интерпретации их результатов). При выбранном соотноше-
нии сторон МГД-канала витки магнитной системы целесообразно
70
Рис. 1.13. Схема обмоток магнита и взрывной камеры генератора ВГ-10 и рас-
пределение 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 обеспече-
ния электрической и механической прочности промежутка обмот-
ка-электрод. При выбранных значениях at - 13 см и = 8 см коэф-
фициент использования энергии батареи достигал 15%. При
WE = 0,8 МДж равнялось 120 кДж, что эквивалентно энергии при-
мерно 25 г ВВ.
Длина электродов 10 (см. рис. 9 вводной части) для импульсного
генератора со слоистым течением и коротким плазменным сгуст-
ком I должна на порядок превышать характерный размер попереч-
ного сечения МГД-канала, поэтому в ВГ-10 длина /0 выбрана равной
71
Сигнал
Рис. 1.14. Схемы измерения давления и массовой плотности взрывного потока
и конструкция пьезодатчика давления и типичная осциллограмма тарировки дат-
чика слабой ударной волной (1 - пьезоэлемент, 2 волновод, 3 - экран, 4 - воск, 5 - труб-
ка, 6 - корпус); б - схема измерения массовой плотности взрывного потока по поглоще-
нию рентгеновских лучей (/ - рентгеновская трубка, 2 - управляющий разрядник. 3 -
конденсатор (Со = 50 мкФ), 4 - бериллиевые диаграммы, 5 - сцинтиллятор, 6 - фотоум-
ножитель, ЭПУ — электроподжигающее устройство)
1 м. Длина витков магнитной системы несколько превышала длину
электродов, что увеличивало рассеяние магнитного поля, однако
области значительных его градиентов оказались за пределами элек-
тродной системы, что уменьшало концевые эффекты [22—25]. Элек-
трическая нагрузка присоединялась к электродам генератора сим-
метрично 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 помо-
щью пьезодатчиков давления (рис. 1.14), которые описаны в [26].
72
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 коак-
сиальностью его конструкции, демпфированием паразитных звуко-
вых колебаний, а также тем, что акустические наводки, обусловлен-
ные взрывом, распространялись по стенкам ударной трубы со ско-
ростью, меньшей, чем средняя скорость сверхзвукового газодинами-
ческого потока. Набор из четырех датчиков давления использовал-
ся 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, а).
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), работаю-
щими одновременно в режимах щелевой развертки и покадровой
73
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 де-
тонации проводилось методом импульсной рентгенографии [27].
Оптические шлирен-метод Теплера и интерферометрия оказались
малопригодными в связи с высокой плотностью продуктов детона-
ции, их непрозрачностью в видимом диапазоне.
В качестве источника мягкого рентгеновского излучения исполь-
зовалась стандартная промышленная рентгеновская трубка БСВ-9.
Напряжение 5-10 кВ обеспечивалось при медленном разряде конден-
сатора (см. рис. 1.14). Интенсивность пронизывающего взрывной по-
ток рентгеновского излучения измерялась фотоэлектрическим мето-
дом через заглушки из бериллия. Ширина входной и выходной щелей
составляла 2 мм, что обеспечивало хорошее пространственное разре-
шение. Для аргона массовый коэффициент поглощения вычисляется
непосредственно. Для продуктов детонации и воздуха этот коэффи-
циент необходимо рассчитывать с учетом их химического состава. Ра-
счет коэффициента поглощения для продуктов детонации гексогена
74
Рис. 1.18. Осциллограммы давления (а) и поглощения рентгеновского излуче-
ния (6) в газодинамическом канале ВГ-10 и результат последовательной обра-
ботки осциллограмм поглощения (в, г)
а - начальное давление воздуха 2 кПа (о) и 0,65 кПа (б - г); расстояние от взрывной
камеры 85 см, масса заряда 40 г. Расположение заряда: I - заряд в центре ВК, 2 - в вы-
ходном сечении ВК; 3 - в выходном сечении ВК с массивной торцевой подложкой
проводился на основе закона аддитивности парциальных коэффици-
ентов поглощения газов, составляющих продукты детонации. Легко
показать, что для воздуха можно принять атомный номер Z = 7 и
атомную массу А = 29, а для продуктов детонации Z = 7,2 и А = 28,7.
Расчетные коэффициенты поглощения сравнивались с эксперимен-
тальными, 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 пассивны-
ми /?С-интеграторами и омических делителей напряжения. Магнит-
75
ные зонды применялись для измерения структуры и скорости дви-
жения электропроводной зоны, определения деформации магнитно-
го поля в области взаимодействия, оценки плотности индуцирован-
ного в плазме тока и его распределения по длине МГДВ-генератора.
Для получения полной пространственно-временной картины дефор-
мации z-компоненты магнитного поля в МГД-канале было установ-
лено 16 магнитных зондов (см. рис. 1.15).
В системе диагностики во избежание потерь информации, много-
кратного повторения одного и того же режима в целях ее воспроиз-
водимости, а также для обеспечения возможности сопоставления раз-
личного рода измерений в тождественных условиях в каждом взрыв-
ном эксперименте регистрировался полный набор данных (до 20 сиг-
налов) с разрешением во времени не хуже 0,5 мкс (рис. 1.19). Система
синхронизации обеспечивала генерацию синхроимпульсов в необхо-
димой временной последовательности для запуска импульсного маг-
нита, 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 продук-
тах детонации с легкоионизирующейся присадкой. Эксперименталь-
ное исследование закономерностей и эффективности преобразова-
ния энергии взрывного потока в энергию электрических импульсов,
передаваемых в нагрузку, проводилось с минимальной длиной уча-
стка формирования (/, = 0). Использовались заряды гексогена с при-
садкой CsNO3. Начальное давление рабочего газа (аргон, продукты
детонации, воздух) варьировалось в диапазоне от 1,3 до 40 кПа, а ин-
дукция внешнего магнитного поля — до 6,5 Тл. В опытах с омической
нагрузкой генератора (рис. 1.20) фазовый сдвиг между током и на-
пряжением не наблюдался (в пределах погрешности определения
временных интервалов), что свидетельствует о преимущественно
омическом характере импеданса исследованных МГДВ-генерато-
ров. Нормированное сопротивление нагрузки R^alh, как и в опы-
тах на других известных генераторах [2, 6]. составило 6 мОм. В ре-
жимах, близких к режиму короткого замыкания (R„ = 3 мОм) на-
блюдается рост тока вследствие джоулева прогрева электропровод-
ного газа с присадкой и уменьшение вследствие этого внутреннего
сопротивления генератора. При увеличении сопротивления нагруз-
ки (7?н = 6,8 и 12,4 мОм) общая длительность импульса уменьшается,
а влияние джоулева разогрева на внутреннее сопротивление генера-
тора ослабевает. Наблюдается некоторый рост напряжения на на-
грузке 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 умень-
шением скорости потока и увеличением его электрической проводи-
мости вследствие джоулева прогрева при сильном МГД-взаимодейст-
76
X, CM
25
45
65
85
Рис. 1.19. Типичные осциллограммы, полученные в экспериментах на ВГ-10
вии в режимах, близких к короткому замыканию. Максимальная
электрическая мощность 2V, 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 отечествен-
ных линейных МГДВ-генераторов, вольт-амперные характеристики
которых близки к линейным и не имеют заметных перегибов (см.
рис. 1.11,6), в генераторе ВГ-10 при Во > 4 Тл были осуществлены ус-
ловия для сильного нелинейного взаимодействия слоистого потока
плазмы и продуктов детонации с магнитным полем. Нелинейную за-
висимость QR от Жо или отклонение от квадратичной зависимости QR
от В() удалось впервые зарегистрировать именно на генераторе ВГ-10.
Из экспериментов, проведенных на генераторе ВГ-10, были найде-
ны режимы работы с обменом энергией между продуктами детонации
77
Рис. 1.20. Электрические характеристики генератора ВГ-10 при разных сопро-
тивлениях нагрузки RH, включая режимы короткого замыкания (КЗ) и холо-
стого хода (XX)
Воздух, р0 - 1,3 кПа. Во = 4,4 Тл. осциллографические развертки 50 мкс/дел. На ос-
циллограммах тока верхний луч - производная тока по времени (сигнал пояса Роговско-
го до интегратора)
и плазменным сгустком, что позволило получить предельные энерге-
тические параметры, близкие к расчетным. Максимальные значения
энерговыделения в нагрузке R„ = 3 мОм в опытах с аргоном составили
QR - 9,2 кДж при Во = 6 Тл и 9,6 кДж при Во = 6,5 Тл. Соответственно
78
предельная эффективность Г]£ преобразования энергии ВВ в энергию
электрического импульса достигла 4,6 и 4,8%, а предельный ток корот-
кого 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 наи-
лучшие условия для эффективного преобразования энергии ВВ в энер-
гию электрического импульса в линейной схеме МГДВ-генератора.
1.2.2. Генераторы с цилиндрическим взрывным течением
Первый дисковый МГДВ-генератор был испытан американски-
ми исследователями [5] в индукционном варианте съема мощности
на внешнюю нагрузку. Авторы пришли к выводу о нецелесообраз-
ности разработок дисковой схемы МГДВ-генератора. Однако име-
ющийся опыт в разработке индукционных МГД-генераторов с вол-
нами электрической проводимости [29-33] позволил считать такой
вывод необоснованным.
Причина низкой эффективности исследуемого генератора заклю-
чалась, главным образом, в неоптимальной организации взаимодейст-
вия плазмы с магнитным полем. Оптимизация расположения витков
индукционной обмотки, выполненная согласно [34], позволила по-
лучить в дисковом МГДВ-генераторе Т-2 (рис. 1.21) на порядок боль-
шие 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, </хх = ' 1 кВ. пиковая мощность 20 МВт, оптимальное р0 =
= 1,3 кПа, масса заряда 10 г, WoWBB = 0,6, Z(/rc = 0,1 -ь 0,2, 2гс = 56 см, материал - текстолит
79
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 магни-
та, 6 — диэлектрическая часть токосъемного элемента, 7 — электроды, 8 — световоды, 9 —
плазма. 10 - токосъемные катушки); в - распределение начального магнитного поля в ус-
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 элект-
рической машиной вследствие малости достигаемых значений Rem из-
за развитой во взрывном течении неустойчивости Рэлея-Тейлора.
Переход к кондукционному съему энергии, реализованный в ге-
нераторе Т-2, позволил впервые получить достаточно высокую эф-
80
Рис. 1.23. Система осевого иници-
ирования цилиндрического заряда
в дисковых генераторах Т-2 и Т-4
а - заряд ВВ в канале установки
(1 - кабель подрыва, 2 - боковая
стенка канала, 3 - проволочка диа-
метром 0,05-0.2 мм. 4 - боковая
крышка, 5 - присадка, 6 - основной
заряд В В, 7- лак, 8 - порошкообраз-
ный заряд ВВ. 9 - боковая крышка);
б - заряд ВВ в сборе с кабелем элек-
трического подрыва; в, г - попереч-
ная фоторазвертка и покадровая фо-
тосъемка 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 то-
косъема в дисковых МГДВ
впервые предложен в рабо-
те [35]. В МГД-канале гене-
ратора Т-2 токосъемные эле-
менты были смонтированы в
виде расположенных вдоль
радиуса клинообразных, пло-
ских или специальной формы
диэлектрических пластин с
электродами на боковых по-
верхностях (см. рис. 1.22).
Конструкция генератора поз-
воляла достичь значений ин-
дукции магнитного поля
вблизи обечайки МГД-кана-
ла до 6 Тл, что было необхо-
а
димо для исследования нели-
нейных эффектов при прогреве плазмы. Это оказалось существен-
ным 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 ини-
циирование цилиндрического заряда ВВ вдоль его оси (рис. 1.23) при
электрическом взрыве устанавливаемой там проволочки. В генера-
81
Рис. 1.24. Многоножевая схема
снятия вольт-амперной характе-
ристики дискового МГДВ-гене-
ратора и типичные сигналы в се-
кторах при различных электри-
ческих нагрузках
торе Т-2 близкий к цилинд-
рическому поток продуктов
детонации формировался
при подрыве заряда октоге-
на, имеющего скорость де-
тонации около 8 км/с (ради-
ус 1 см), с временным раз-
бросом инициирования по
оси около 0,1 мкс.
Применяемые в диско-
вых МГД-генераторах Т-2 и
Т-4 методики измерения в
целом аналогичны разрабо-
танным для исследования
процессов в линейных
МГДВ-генераторах. Иссле-
дования плотности ударно-
нагретого газа (УНГ) и про-
дуктов детонации (ПД) вы-
полнены с применением
рентгеновской методики.
Электрическая проводи-
мость головной зоны цилин-
дрического взрыва измерялась зондовыми контактными методами.
Средняя (эффективная) электрическая проводимость определялась
по вольт-амперным характеристикам генераторов. В опытах широ-
ко применялось скоростное фотографирование движения плазмы в
МГД-каналах для измерения скоростей потоков и их структуры, в ря-
де случаев осуществлялась подсветка для получения теневых изобра-
жений. Измерялись также давление на стенки канала с помощью
пьезодатчиков и деформация магнитного поля с помощью магнит-
ных зондов. Размеры электропроводной зоны определялись индук-
ционными зондами. Одновитковые индукционные измерительные
контуры (£-витки) позволили измерить величины вихревого элект-
рического поля и проводить исследования индукционной схемы то-
косъема для различных обмоток.
Для повышения надежности получаемых данных, изучения воз-
можно большего диапазона начальных условий в экспериментах по
исследованию энергетических характеристик применялась “много-
ножевая” схема кондукционного съема мощности (рис. 1.24). Нес-
82
Рис. 1.24 (окончание)
колько токосъемных ножей, нагруженных на разные сопротивле-
ния, позволяли без взаимного влияния каждого из секторов диско-
вого 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 прово-
дилось поясами Роговского (ПР).
Исследования физических процессов преобразования энергии,
выполненные на дисковом генераторе Т-2, показали, что наиболь-
шее значение тока короткого замыкания наблюдается при началь-
ном 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
83
*
X 1 Г1 Э0 VC Tj Cl
Рис. 1.25. Электрические характеристики генератора Т-2
f '"7х d! 'j
a - производная тока короткого замыкания без присадки ^max = J — «1; б - то же с присадкой (1 % CsNO3); в - производная тока в режи-
ме с нагрузкой генератора R„ = 4 Ом; г - мощность и ток генератора при нагрузке R„ = 4 Ом (р0 - 1,3 кПа, аргон, В = 4 Тл)
порядка (см. рис. 1.25, 6), достигая 4 кА при среднем поле 2 Тл. Пе-
ремешивание ударно-нагретого газа с газом продуктов детонации
является причиной как потери электрической проводимости УНГ,
так и резкого возрастания электрической проводимости потока при
внесении в заряд ВВ легкоионизирующейся присадки.
На рис. 1.25, в, г показаны характерный сигнал с пояса Рогов-
ского и полученные после обработки зависимости тока и мощности
в оптимальной омической нагрузке величиной 4 Ом. При токе
2,2 кА и напряжении 9 кВ пиковая мощность составила около
20 МВт. Джоулева диссипация в оптимальной омической нагрузке и
в плазме составила около 300 Дж. Полный коэффициент преобра-
зования энергии т]г при среднем поле 2 Тл составил 0,8-1%. Замет-
ного торможения плазмы и потока продуктов детонации в этих ре-
жимах не наблюдалось.
Наибольшие значения тока КЗ (5-6 кА при поле 2,5 Тл) были
получены на зарядах с количеством присадки 1-2% от массы заря-
да ВВ в случае использования в качестве рабочего газа аргона с на-
чальным давлением около 1,3 кПа. Максимальное напряжение хо-
лостого хода, достигнутое в генераторе Т-2 и надежно удерживае-
мое изолирующей частью токосъемных ножей, составляло 11 кВ.
Эксперименты показали, что на установке Т-2 (при наличии мень-
ших, чем в ВГ-10, джоулевых потерь) в опытах с присадкой замена
рабочего газа - инертных и тяжелых аргона и ксенона - воздухом
приводит к уменьшению тока КЗ всего в 1,3-1,5 раза. Заметного
влияния рода газа и его начального давления на форму импульса в
опытах не отмечалось.
В исследованном диапазоне начальных давлений газа обеспе-
чивается скорость плазмы 4—5 км/с на расстоянии около 20 кали-
бров заряда. Влияние параметров и рода рабочего газа на эффек-
тивность преобразования энергии ограничено в основном темпе-
ратурой УНГ, которая заведомо превышает необходимую для
ионизации присадки (около 2000 К) в случае использования практи-
чески любых рабочих газов с приведенными выше начальными
параметрами. В экспериментах не наблюдалось заметного влия-
ния количества присадки сверх 2% на ток КЗ. Это свидетельству-
ет о том, что количество образующихся носителей тока ограниче-
но тепловой энергией УНГ, а также интенсивностью турбулент-
ного перемешивания присадки с УНГ. В линейных генераторах
при еще большем уровне джоулевого разогрева зависимость пара-
метров генератора от рода и состава рабочего газа оказывается
значительно меныпей.
На основании полученных результатов создана приближенная
инженерная модель для расчета МГДВ-генераторов с цилиндриче-
ским течением (см. разд. 4.4). Были изучены различные схемы но-
жевого токосъема, определены их свойства по удержанию индуци-
рованного напряжения. Проведено сравнение с индукционными схе-
85
Рис. 1.26. Дисковый генератор Т-4 с импульсной магнитной системой
Магнитное поле В() = 2,2 Тл, U-^ = 11 кВ (в двухступенчатой схеме - 20 кВ), пико-
вая мощность 30 МВт, оптимальное р0 = 1,3 кПа, масса заряда 35 г, = 0,6,
Zo/rc = 0,3, толщина стенок канала 4 см, материал - стеклотекстолит
мами, предложены и опробованы способы обострения формы гене-
рируемых импульсов (см. разд. 4.3).
С целью получения более полных данных об энергетике ради-
альных МГД-генераторов в случае, когда осевая длина генератора
соизмерима с его радиусом, а также для полномасштабного модели-
рования дискового МГДВ-генератора, предназначенного для рабо-
ты в частотном режиме в условиях внешней разреженной атмосфе-
ры, 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 сде-
лать меньше, чем 10 г на 1 см длины, что позволяло при Во = 2,2 Тл
достичь отношения И^Ивв = 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 воз-
можность проводить исследования в условиях, близких к цилинд-
рическим одномерным (в генераторе Т-2 отношение zjrc не пре-
вышало 0,2, в Т-4 достигало ~1). Основные элементы конструкции
86
a
б
Рис. 1.27. Генератор Т-4
а - схема генератора (7 - боковая стенка, 2 - обечайка, 3 - обмотки магнита, 4 - ди
агностическое окно. 5 - токосъемные электроды, 6 - заряд. 7 - взрывающаяся проволоч-
ка); 6 - 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 удли-
ненных зарядов, токосъемный элемент, диафрагменный узел)
описаны в [36-38].
В генераторе Т-4 вследствие большей осевой длины неустойчи-
вость Рэлея-Тейлора оказывает меньшее влияние на электропрово-
димость плазмы, чем в генераторе Т-2. Развитие этой неустойчиво-
87
Рис. 1.28. Генератор РАДАН-1 в сборе с
электродной системой перед установкой
вСПМС
Заряд инициируется осесимметрично
взрывающейся проволочкой длиной 1 м
(твв = 750 г), W'(/WBR = 0,03, толщина стенок
обечайки 6 см материал - стеклотекстолит,
параметры СПМС: “теплый” диаметр 0.7 м.
среднее Во = 2.2 Тл
сти особенно отчетливо проявля-
ется при покадровой съемке тече-
ния навстречу потоку и сбоку (см.
рис. 1.27, б). Некоторые особенно-
сти проявлений неустойчивости
Рэлея-Тейлора были специально
исследованы при многоточечном
инициировании заряда по его дли-
не. Типичная вольт-амперная хара-
ктеристика генератора приведена на рис. 1.27, в. Значения индуци-
рованных 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 двухступенча-
той схеме создания газодинамического потока. Максимальный ко-
эффициент преобразования энергии Г]Е - 2%.
Генератор РАДАН-1 (рис. 1.28), имеющий осевую длину
МГД-канала 1 м при диаметре 0,5 м, является первым МГДВ-ге-
нератором радиального типа (,^гс - 4). Генератор был создан для
натурного моделирования процесса преобразования энергии ВВ в
электрическую. Масса ВВ достигала около 1 кг (1ГВВ = 5 10б Дж).
В сверхпроводящей магнитной системе запасалось около 7 МДж
энергии, в объеме МГД-канала Wo = 125 кДж. Несмотря на то
что сверхпроводящий магнит не был оптимальным для работы с
таким длинным МГД-каналом, генерированные токи до 80 кА со-
ответствовали ожидаемым значениям, оцененным по результа-
там 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, прибли-
жающейся к одномерной цилиндрической, при масштабе характер-
ных 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 генера-
тора РАДАН-1 (рис. 1.29) представлял собой диэлектрический сте-
клопластиковой цилиндр с внутренним диаметром 520 мм. толщи-
88
Торцевые крышки
обечайка X.
Z^ZZZZZ2b2ZZ22ZZZZZZZS
Электрод Е
I «НИШЯЛЛЛЛЛЛЯ
Заряд
'//,ySSSSSSSS7SSSSS/SS//S//<
ОI-----------------1 50 мкс
Рис. 1.29. Схема МГД-канала генератора РАДАН-1 (я) и характерные осцилло-
граммы (б—д)
б - Во = 0,5 Тл, /кз = 16,6 к А; 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 маг-
нитного поля в объеме МГД-канала составляла около 2,6 Тл для
сверхпроводящего магнита и 0,5 Тл для диагностического импульс-
ного магнита.
Исходя из опыта экспериментальных исследований генерато-
ров меньших масштабов, а также расчетных оценок, для проведе-
ния испытаний генератора РАДАН-1 были выбраны следующие
89
Таблица 1 2
Условия и результаты испытаний генератора РАДАН-1
Рабочий газ Начальное давление, кПа Магнитное поле, Тл Магнитная система Нагрузка Ток в на- грузке, кА
Аргон 1,3 0,5 Импульсная КЗ 12,2
Ксенон 3,25 0,5 КЗ 16,6
tl 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, из-
готовленный из октогена с наполнителем (октоген с 20% связую-
щего в виде эпоксидного компаунда). Эксперименты на генерато-
ре Т-4 с этим составом дали результаты примерно в два раза худ-
шие, чем с зарядом из прессованного флегматизированного гексо-
гена. Однако поскольку не было разработано надежной техноло-
гии сборки удлиненных зарядов из гексогеновых шашек, исполь-
зовался 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 мето-
дом 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 сис-
темы выдерживают многократные пуски без повреждений. Уров-
ни тепловых и механических нагрузок, а также электромагнит-
ных наводок на элементы сверхпроводящего магнита не вызыва-
ли его выхода из сверхпроводящего состояния. Оценки энергети-
ческих 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 - магнитоплаз-
менный компрессор (МПК) [39].
Из анализа приведенных данных следует, что во всем диапазоне
магнитных полей индуцированный ток сохраняет линейную зависи-
мость от индукции магнитного поля, что говорит о возможности по-
лучения еще больших значений тока при сохранении параметров
взрывного течения. Несмотря на несоответствие осевой длины ге-
90
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 соот-
ветственно. Рядом с геометрией каналов показаны распределения начального поля Во по
z и г координатам
нератора (z0 - 1 м) длине однородного магнитного поля (АВ = 0,1В0
при Az - ±20 см, а на краях, т.е. при Az = ±50 см, АВ = О,4Во), что при-
водит к протеканию продольных (вдоль оси z) токов по плазме и то-
косъемному электроду, полученные значения индуцированных то-
ков 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, показы-
вает, что создание мощных МГДВ-генераторов с упрощенной систе-
мой 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 осуществ-
лено в достаточной степени однородное инициирование заряда дли-
ной 1 м, создано цилиндрическое взрывное течение и осуществлена
эффективная генерация импульсного тока. На рис. 1.30 приведены
сравнительные схемы и параметры испытанных дисковых и радиаль-
ных генераторов (Т-2 - дисковый, Zo/ro ~ 0,2; Т-4 - переходный от дис-
кового к радиальному, Zq/tq ~ 1; РАДАН-1 - радиальный, Zo/ro = 4).
Показаны, в частности, относительные размеры МГД-каналов и
профили B0(z) индукции магнитного поля. В табл. 1.3 приведены ра-
бочие характеристики указанных генераторов. Максимальное значе-
ние удельного индуцированного тока /уд (/уд = 1пл/(:^0) нормирован на
единицу длины z0 генератора и единицу поля Во, /пл - ток в плазме) по-
лучено на генераторе Т-2 на гексогене (125 кА м 1 - Тл1), что явля-
ется следствием заметного джоулева прогрева плазмы в этом генера-
торе, наблюдаемого при Во ~ 6 Тл на больших радиусах генератора.
91
Таблица 1.3
Рабочие характеристики МГДВ-генераторов
МГДВГ Тип магнита Во. Тл твв-г ВВ Рабочий газ ^кз> кА кАДм Тл)
Т-2 Импульс- ный 2,5 10 Гексоген Аргон 6 125
Т-4 1,45 35 Ксенон 10.3 75
Т-4 1,45 35 Октоген + 20% эпо- ксидной смолы 8 56
РАДАН-1 0,5 750 То же 16 32
РАДАН 1 СПМС 2,6 750 •1 78 30
РАДАН-1 2,6 750 II Продукты детонации 52 20
В генераторе Т-4 величины /уд на 30% меньше (=75 кА м 1 Тл1)-
Джоулев прогрев плазмы при В() = 1,45 Тл практически не проявля-
ется. В аналогичном режиме с зарядом из октогена с балластным на-
полнителем /уд = 56 кА м-1 Тл'. В генераторе РАДАН-1, испытан-
ном только с таким зарядом из октогена, несмотря на значительную
неоднородность магнитного поля, удельный ток составлял
30 кА м_| Тл-*. Все эти величины соответствуют уровню реализо-
ванного 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-1, не требовала
дополнительных экранов для защиты обмотки от индуцированных
токов. Примененные стеклопластиковый корпус и токосъемный
элемент выдержали как механические, так и электрические нагруз-
ки (на установках Т-2 и Т-4 генерировались напряжения до 20 кВ).
Полученные значения индуцированных токов до 125 кА м 1 Тл~*
показывают, что с учетом выявленных энергетических зависимо-
стей при полях 6-8 Тл реально достижимы токи -106 А на метр осе-
вой длины генератора.
В табл. 1.4 сведены основные данные о параметрах американ-
ских и русских МГДВГ с цилиндрическим течением ПД, в том числе
реализующим схемы со встречными потоками плазмы и с металли-
ческим лайнером. Подробный анализ энергетических характери-
стик генераторов с цилиндрическим течением взрывного потока
проводится в разд. 4.2.
92
Таблица 1.4
Характеристики МГДВГ с цилиндрическим течением продуктов детонации
Примечание. /уд = /^/СгоВц), Г = /yj/(mBB/z0), КТ - кондукционный токосъем, /инд - ток индуцированный в нагрузке.
* - Оценка по неполным данным. “ - Оценка по величине 0.5£(/^дх )2.
1.3. Генерация серий импульсов
Описанные выше опыты по генерации электрической энергии
на омическую нагрузку показывают, что во взрывных МГД-генера-
торах при WVWgg = 3050% достижимы значения эффективности
преобразования химической энергии заряда ВВ Т]£ = 5^-10%. Это оз-
начает, что электрическая энергия, генерируемая в нагрузку в еди-
ничном импульсе, составляет примерно десятую часть магнитной
энергии Жо и не восполняет энергетических затрат на создание на-
чального магнитного поля Во. Поэтому взрывной МГД-генератор
становится эффективным источником энергии только в режиме ге-
нерации серии импульсов [7, 18].
При работе генератора в частотном режиме в каждом импульсе,
начиная со второго, разлет заряда ВВ происходит в продукты дето-
нации, оставшиеся от предыдущего взрыва. Давление этого газа оп-
ределяется частотой подрывов и производительностью системы от-
качки. 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 поверхно-
стей МГД-канала.
Проведенные исследования физических процессов преобразова-
ния энергии в каналах МГДВ-генераторов дали основания надеять-
ся на создание таких условий МГД-взаимодействия, которые позво-
лили бы отказаться от применения инертных газов (аргон, ксенон) в
качестве рабочих и использовать остаточные продукты детонации
при сравнительно высоких начальных давлениях. Решение этой за-
дачи позволило бы исключить из состава МГД-генератора громозд-
кую систему наполнения МГД-канала инертным газом и существен-
но 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 часто-
той до 90 Гц. Эксперименты показали, что уже во втором импульсе
энергия, выделяющаяся в нагрузке, была на порядок меньше энер-
гии в первом импульсе. Этот эффект был объяснен авторами тем,
что в паузе между импульсами не удавалось откачать рабочий объ-
ем 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-
94
ния энергетических характеристик генератора, учитывающие влия-
ние различных факторов, не были проведены.
Этот пробел был восполнен в специальной серии опытов на ге-
нераторе ВГ-10 [42]. Магнитное поле устанавливалось на уровне
2,3 Тл, что оказалось достаточным для распространения результа-
тов на другие режимы МГДВ-генератора. Рабочий объем установки
перед опытом заполнялся аргоном, воздухом или продуктами дето-
нации ВВ. Начальное давление варьировалось от 0,4 до 26 кПа. Ис-
пользовались 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 адсорби-
рованными продуктами детонации наиболее результативной и на-
глядной оказалась серия из десяти последовательных опытов,
проведенных при одинаковых начальных условиях без предвари-
тельной очистки канала (первый опыт проводился в чистом кана-
ле). Результаты экспериментов показали, что загрязнение стенок
не влияло на выходные энергетические характеристики генерато-
ра, по крайней мере до исследованного в этой серии уровня напря-
женности индуцированного электрического поля Е* ~ 150 В/см.
Такой уровень электрических полей является характерным для
режимов работы реальных МГДВ-генераторов. Плотности инду-
цированных 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 по-
грешностей регистрации выходных токов и напряжений). Этот
результат указывает на то, что загрязнение стенок канала оказы-
вает в целом малое влияние на выходные параметры генератора.
Кроме того, при частотном режиме имеет место самоочистка сте-
нок 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) осуществля-
лись без очистки МГД-канала. Иногда в специальных контроль-
ных 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 рабо-
чего газа [17] эксперименты проводились не на аргоне, а на возду-
хе при начальном давлении 1,3 кПа в режиме МГДВ-генератора на
продуктах детонации с присадкой. Типичная осциллограмма на-
пряжения холостого хода Uxx при Во - 3,1 Тл приведена на
95
Рис. 131. Генератор ВГ-10
а — осциллограмма напряжения холостого хода при Во = 3,7 Тл, б — зависимость ин-
дуцированного тока (сплошные кривые) и мощности (штриховая кривая) от начального
давления рабочего газа
рис. 1.31, а. Измерения показали, что (7ХХ = О,8иВой, где и - ско-
рость потока, h — 5 см — расстояние между электродами. Уменьше-
ние измеренных напряжений по сравнению с расчетными для иде-
ализированных условий объясняется тем, что скорость по длине
электропроводной части потока в этой серии не была постоянной.
При Во = 5,1 Тл измеренное значение UXx составило 1460 В. При
этом пробойные явления в электродной системе не наблюдались.
Таким образом, электрическая прочность загрязненного продук-
тами детонации МГД-канала составляет не менее 300 В/см, что
обеспечивает его работоспособность в частотном режиме. Необ-
ходимо отметить, что предельная электрическая прочность загряз-
ненных стенок оказалась значительно выше. Об этом свидетельст-
вуют опыты с размыканием цепи индуктивной нагрузки продукта-
ми детонации, когда на электродах генератора ВГ-10 удержива-
лось напряжение до 23 кВ, что соответствует напряженности элек-
трического поля ~4 кВ/см (см. разд. 4.3).
Основной результат в этой серии опытов получен при сравне-
нии 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 продук-
тами детонации заполняется МГД-канал перед подрывом заряда
ВВ (эффективность уменьшается на 5-5-20%). Это объясняется
сходством молекулярных составов воздуха и ПД, а также влияни-
ем прогрева плазменного сгустка при протекании по нему тока.
Таким образом, упрощение системы откачки и заполнения рабо-
чим газом объема генератора возможно без ущерба для его выход-
ных параметров.
Удельные массовые характеристики откачных устройств зави-
сят 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 /V 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 ри-
сунке результатов опытов, проведенных для зарядов ВВ разной
массы (30 и 40 г). Ухудшение электрических характеристик гене-
ратора при увеличении начального давления связано с уменьшени-
ем разогрева электропроводного газа током (должна прогреться
большая масса газа), а также с уменьшением длины электропро-
водного сгустка вследствие уменьшения амплитуды газодинамиче-
ской неустойчивости Рэлея-Тейлора, обеспечивающей термиче-
скую ионизацию присадки.
Из рис. 1.31 следует, что зависимости /(р0) и N(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 мож-
но сделать вывод, что с увеличением массы заряда ВВ значения ге-
нерируемого 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 еди-
ничном импульсе мощность будет уменьшаться вследствие увели-
чения начального давления остаточного газа в канале. Возмож-
ность такой ситуации необходимо учитывать при оптимизации
МГДВ-генератора, работающего в частотном режиме. Следова-
тельно, продукты детонации при своем расширении должны совер-
шать работу против пондеромоторных сил и против сил внешнего
давления р0 лишь в той мере, в которой это необходимо для созда-
ния электропроводящей среды, эффективно взаимодействующей с
магнитным полем.
В заключение отметим, что задача оптимизации взрывного
МГД-генератора по частоте подрыва зарядов ВВ и производитель-
ности системы откачки сводится к тому, чтобы за время, определя-
емое необходимой частотой генерации импульсов энергии, осущест-
вить откачку рабочего объема до начального давления, при кото-
ром 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 началь-
ном давлении.
4. Взрывные генераторы...
97
1.4. Ударная прочность МГД-каналов
Решающее влияние на удельно-массовые характеристики
МГДВ-генераторов оказывает способность элементов конструкции
противостоять действию интенсивных ударных нагрузок при мини-
мальном собственном весе. Корпуса МГД-каналов чаще всего изго-
тавливают из стеклопластиков. Модуль их упругости на порядок ни-
же, чем у конструкционной стали, а прочностные характеристики
одного порядка. Чтобы избежать разгерметизации стеклопластико-
вого МГД-канала, допускаются малые его деформации (-1%). Уро-
вень 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 обес-
печивали 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, действу-
ющие на стенки взрывных камер, и соответствующие деформации
стенок. Расчеты показали, что для цилиндрического взрыва нагруз-
ку 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 те-
чений, а также взаимодействия ударных волн со стенками конструк-
ций, проводилась с использованием экспериментальных данных, по-
лученных на цилиндрических оболочках (рис. 1.32). Обработка при-
веденных на рис. 1.33, а осциллограмм показывает, что отношение
Рис. 1.32. МГД-канал генератора
РАДАН-1 и изображение дина-
мических колебаний стенки на
пленке скоростного фоторегист-
ратора, позволяющее измерить
амплитуды деформаций
98
Рис. 1.33. Характеристики динамической прочности цилиндрического МГДВ
канала
а - осциллограммы давления на стенку радиального МГД-канала при р0 = 0.1 МПа
(kc = (rJr^inQ^fi^pQ)-05); б - зависимость характерных интервалов времени ДТ|_2,
- безразмерное время разлета заряда и от X,; в - ради
альные деформации обечайки в зависимости от импульса давления (1-4 - эксперимен-
тальные данные I -гс = 0,25 м, zjrc = 4,5, 2 - гс = 0,05 м, za/rl =10,3- z<Jrc = 6 [44]. 4 -
zo/rc = 10 [46]
амплитуд первого и второго пиков давления на стенку оболочки, а
также временной интервал Ат(_2 между ними (рис. 1.33, 6) хорошо
соответствуют расчетам. Время действия нагрузки ^To,ipmax оказы-
вается сравнимым с периодом собственных колебаний оболочки,
что подтверждает необходимость учета конкретного вида вре-
4*
99
Рис. 1.34. Измерение и расчет абсолютных деформаций у цилиндрической
обечайки генератора РАДАН-1
Стеклопластик, гс = 0.26 м, zjrc = 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: рз , & - 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, Гоб - период упругих колеба-
ний оболочки.
Обобщенные результаты экспериментов и расчетов по иссле-
дованию динамической прочности стеклопластиковых оболочек
приведены на рис. 1.33, в в виде зависимости комплекса Y = v
' Porcflo
(у - амплитуда смещения стенки оболочки) от величины
л/1 + Х2слСзУ/^
А = а0 —---, ---. В первый входят параметры, характеризую-
лъЖ
щие физико-механические свойства материала и геометрию обо-
лочки. Второй комплексный параметр А пропорционален импульсу
давления, действующему на стенку оболочки. Проведенная таким
образом обработка результатов экспериментов со стеклопластико-
выми оболочками (а также привлечение экспериментальных дан-
ных [44, 46] по деформации металлических оболочек) позволяет
учесть не только физические свойства материала, геометрию обо-
лочек, размеры и свойства зарядов ВВ, свойства заполняющего обо-
лочку газа, но и относительную массу газа, вовлекаемую в движение
(член пбзУ(Хс /а0)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
2tooTm / п (тт время достижения максимума отклонения), период
колебания Гоб, отношение амплитуд смещения стенки к центру ка-
меры и от него (у™ /Ут)- При изменении А.с в пределах (3,84-18,4) • 10"2
значение 2соотт/тг практически постоянно и равно 1,4, что прямо
указывает на распределенность во времени действующей нагрузки.
Величина у~ /у* увеличивается от 0,4 при Л.с = 5,7 • 102 до 0,82
при Хс = 18,4 • 10-2 и при дальнейшем росте стремится к 1. Такое
изменение у^/у* определяется наличием постоянной составляю-
щей 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 способ-
ность которого ограничивается динамическими деформациями сжа-
тия [53] (при достижении определенных деформаций сжатия проис-
ходит потеря устойчивости цилиндрической оболочки). В то же вре-
мя отмечается некоторое (в пределах 20%) количественное несоот-
ветствие абсолютных значений амплитуд колебаний, которое мож-
но объяснить неучетом ряда реальных физических факторов. Про-
веденные опыты с цилиндрическими обечайками при zjrc = 10 с от-
крытыми торцами показали, что амплитуда колебаний в первой ма-
кропульсации составляет -90% расчетной (значения деформаций
при растяжении и сжатии в этих опытах были соизмеримы из-за бы-
строй разгрузки внутренней стенки при истечении ПД через торцы,
открытые наружу).
Таким образом, численные и экспериментальные исследова-
ния показали, что взрывная нагрузка на стенки осесимметричных
газонаполненных взрывных камер при высоких удельных импуль-
сах нагрузки имеет сложную структуру со многими пиками давле-
ния, не имеющими удовлетворительной аппроксимации. Исследо-
вание процесса колебаний стенок цилиндрических камер под дей-
ствием взрывной нагрузки указанного вида не дает основания счи-
тать 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 тор-
цевые 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 ее стенок 60 мм допускал многократ-
ные запуски при использовании заряда ВВ массой до 0,75 кг на
метр осевой длины оболочки.
101
Сформулируем основные выводы из результатов исследований,
изложенных в гл. 1. Созданные и испытанные шесть эксперименталь-
ных взрывных МГД-генераторов различной геометрии (линейные,
дисковые и радиальные) существенно расширили представления о
физических процессах преобразования энергии ВВ. Реализованные
условия МГД-взаимодействия, характеризуемые параметрами подо-
бия Rem ~ 1, St ~ 1 при отношении магнитной энергии к энергии заря-
да ВВ Wo/VVBB до 0,5, позволили провести исследования в области,
обеспечивающей получение предельных энергетических характери-
стик. В экспериментальных генераторах были созданы условия, не-
обходимые для моделирования явлений в крупных МГДВ-генерато-
рах по величинам магнитных полей (до 8—9 Тл с учетом индуцирован-
ной 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 преоб-
разования энергии (до 5%). Впервые была продемонстрирована воз-
можность сочетания ударных импульсов взрывного генератора со
сверхпроводящей магнитной системой (генератор ВГ-5). На основе
испытаний этого генератора сформулирована концепция автоном-
ных МГДВ-генераторов с частотным режимом следования импуль-
сов, 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 энерго-
обменных процессах реализованы в генераторе ВГ-10, с помощью ко-
торого удалось исследовать обе схемы газодинамического течения
(с ионизацией ударной волной и на продуктах детонации с присадкой).
В результате реализации экстремальных режимов коэффициент пре-
образования 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 харак-
теристиках 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 магнит-
ного поля при T]z ~ 1 %. В генераторе Т-4 получены воспроизводимые
и контролируемые электрические импульсы, отработаны токо-
съемные элементы при э.д.с. около 20 кВ и токах 10 кА. Изучены и
нашли применение в генераторах двухступенчатые схемы формиро-
вания цилиндрических взрывных течений, которые позволили на
порядок увеличить эффективную электропроводимость плазменно-
го сгустка, достичь в дисковом генераторе условий Rem ~ 1. Создан и
испытан крупнейший радиальный МГДВ-генератор РАДАН-1.
Успешно продемонстрирована совместная работа сверхпроводяще-
го магнита с энергией до 10 МДж и радиального взрывного МГД-ка-
102
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 специ-
ализированный диагностический комплекс, который включал в себя
модифицированные с учетом требований взрывомагнитного экспери-
мента методы измерений: визуализацию взрывных течений, в том
числе теневую съемку, измерения импульсных давлений на стенки ка-
налов, плотностей плазмы и продуктов детонации, зондовые методы
измерения электропроводимости, определение поля скоростей
взрывного потока, измерение напряженностей электрического и маг-
нитного полей и расчет по ним плотности индуцированного тока, из-
мерения тока и напряжения в нагрузках, измерение деформации эле-
ментов взрывных камер под действием давления торможения удар-
ной волны и продуктов детонации. Точность измерений, временное и
пространственное разрешение были достаточными для надежной ин-
терпретации 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 проанализи-
рованы в различных режимах: при изменении типа ВВ и его характе-
ристик, рода рабочего газа и его давления, индукции магнитного по-
ля, вариации условий инициирования, изменения геометрических раз-
меров установок, концентрации легкоионизирующейся присадки, ва-
риации других исходных параметров. В этих режимах получены рас-
пределения в пространстве МГД-канала индуцированных токов, на-
пряженностей электрического и магнитного полей, напряжений и
токов в различных нагрузках.
В экспериментах были реализованы новые режимы импульс-
ных МГДВ-генераторов с определяющим влиянием джоулевой дис-
сипации энергии в электропроводной части взрывного течения и пе-
редачей энергии от расширяющихся продуктов детонации к тормо-
зящемуся сгустку плазмы. Это определило новые качества генера-
тора в таких режимах, в частности слабую зависимость от состава и
начального давления рабочего газа. Показано также, что вольт-ам-
перные 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 ГД = 5% удельный ток составил 30 кА на каж-
дый сантиметр ширины МГД-канала (или 500 кА м-* • Тл *). В дис-
ковой схеме при максимальном поле 2,2 Тл значение ГД достигало
2% (что соответствует значениям реализованных отношений
Ио/^вв ~ 0,2), удельный ток на метр осевой длины генератора соста-
вил 125—150 кА на 1 Тл магнитного поля. Энергетические парамет-
ры МГДВ-генераторов с цилиндрическим взрывным течением, ап-
103
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 способ-
ность конкурировать с другими импульсными источниками энергии.
Исследованы основные факторы, обусловленные особенностью ре-
жима работы и влияющие на энергетические характеристики гене-
ратора. Показано, что загрязнение МГД-канала продуктами детона-
ции мало влияет на выходную мощность генератора (спад не превы-
шает 10%). Установлено, что электрическая прочность загрязнен-
ного канала достигает значений не хуже 300 В/см, а в режимах с раз-
мыканием цепи индуктивной нагрузки потоком продуктов детона-
ции в канале превысила 4 кВ/см.
Экспериментально была доказана слабая зависимость энергетиче-
ских 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 эффективно-
сти на 5-20% по сравнению с использованием воздуха (аргона), что по-
зволяет значительно улучшить удельно-массовые характеристики ге-
нератора. Определены условия оптимизации частотного режима ра-
боты МГДВ-генератора по характерным параметрам (начальному да-
влению, 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 ди-
намических нагрузок на стенки МГД-канала. Показано, что при сте-
пенях расширения взрывного потока, выбранных из условия сохра-
нения достаточно эффективного уровня МГД-взаимодействия
(Гид ~ Ю3ГВв), динамические нагрузки не превосходят пределов уп-
ругости стеклопластиковых оболочек. Выявлено влияние структу-
ры ударной нагрузки на прочностные свойства радиальных МГД-ка-
налов. Установлено, что стеклопластиковые оболочки имеют пре-
дельно-допустимые радиальные деформации на уровне 3%. Созда-
ны 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 проекти-
ровании автономных МГДВ-генераторов и для анализа перспектив-
ности различных типов плазменных взрывных генераторов с эффе-
ктивным МГД-взаимодействием в каналах. Более подробно резуль-
таты исследований изложены в статьях [10, 15, 16, 20,42, 52, 55, 56].
104
Глава 2
УДАРНО-ВОЛНОВЫЕ ВЗРЫВНЫЕ ТЕЧЕНИЯ
В МГДВ-генераторах применяются линейные и цилиндрические
взрывные течения. Наиболее исследованным является линейное те-
чение, так как в физике и технике получили широкое распростране-
ние взрывные ударные трубы. Цилиндрические течения применя-
лись реже, поэтому при разработке дисковых и радиальных МГДВ
оказалось необходимым выполнить специальный цикл эксперимен-
тальных исследований, связанных, в основном, с влиянием быстро
развивающейся при цилиндрическом взрыве неустойчивости Рэ-
лея-Тейлора (этим вопросам посвящены разд. 2.3-2.5).
2.1. Взрывные методы
генерации сильных ударных волн
Химические конденсированные взрывчатые вещества стали ис-
пользоваться в устройствах типа ударной трубы более 40 лет назад
[57, 58] и прочно вошли в арсенал методов генерации сильных удар-
ных волн в газах (см. обзор [59]). Первоначально примененные как
интенсивные источники импульсного излучения [58, 60, 61] в настоя-
щее время ударные трубы с ВВ с успехом используются для иссле-
дования условий входа искусственных аппаратов в атмосферы пла-
нет [62, 63], имитации метеоритных ударов [64], в спектроскопиче-
ских исследованиях [65 , 66]. Широкое распространение получило
изучение теплофизических свойств газов [67] и плазмы [68—70], ис-
следование воздействия высокотемпературных потоков на физико-
химические превращения на поверхности различных материалов и
ее обработку [71], обтекания моделей [72, 73]. Взрывные устройст-
ва применяются также для накачки лазеров [74].
Применение ВВ позволяет значительно повысить энтальпию
толкающего газа в ударной трубе. При этом энерговыделение про-
исходит в зоне химической реакции за времена ~1О7 с, что обеспе-
чивает высокий (до 1012 Вт) уровень мощности экспериментального
лабораторного устройства. Давление и плотность продуктов дето-
нации достигаютр - 30 ГПа. р ~ 2 г/см3 [75, 76], что на несколько по-
рядков превосходит параметры толкающего газа в камере высоко-
го давления наиболее мощных диафрагменных ударных труб. До-
полнительное увеличение энергии толкающего поршня вызвано
тем фактом, что распад разрыва происходит в системе координат,
105
Таблица 2.1
Сравнительные характеристики ударных труб
Ударные трубы р0, атм us, км/с «, км/с р, атм Г, эВ Е, МДж/см3
Диафрагменные пневматические с электроподогревом 1 <10 - 250 1 ю2
На горении (КВГС) 10-3-10“2 <10 - 10 2 1
Электроразрядные кг4- го2 <20 - 1 2 10"‘
Электромагнитные кг6 - 3 103 10“5 103 кг6
Линейные взрыв- ные 10-‘-100 3-15 15 КР-Ю5 1-4 ю4
То же, с буферным газом 10-3-10-‘ 15 20 102 2-3 ю2
Взрывные с цилинд- рическим кумуля- тивным зарядом с облицовкой, 0 = 0° 1(Г5-10-3 15 90 — — КГ4
То же, с облицовкой 0 = 90° 10-2-10-3 15 20 10 2-3 ю2
То же, режим квази- одномерного выдав- ливания То же, с жидким Н2 1-40 10 10 16 35 103 105 — 104 ю4
То же, без облицов- ки 1 20 20 ю4 6 ю4
То же, ’’двухслойная детонация" 1 14 - 10-3 1 103
С детонацией стержня в канале 1 5-15 - 103 1 ю3
Взрывные с полу- сферическим заря дом 10-3 20 — 10 2 1
То же, с жидким Н2 - - 50 2 105 — ю4
Взрывные со сжа- тием потока в усло- виях остроугольной геометрии, газ в камере сжатия 1-10 23 6- 105 3-6 105
То же, газ в выходной трубке 10-3-1 20-70 90 I04 60 105
То же, с перфори- рованным зарядом КГ5-1 20 70 104 3-5 ю4
106
Таблица 2.1 (окончание)
Ударные трубы Ро» атм и;, км/с «, км/с р, атм Г, эВ Е, МДж/см3
То же, с коническим 10“2 35 140 ю2 5 103
зарядом Взрывной генера- тор прямоугольных импульсов 10-’-50 3-6 - 1О3-1О5 1-3 105
Ядерные 1 130 - 105 40 106
движущейся со скоростью продуктов детонации (~ 2 км/с). Харак-
терные энерговыделения во взрывном эксперименте составляют
105-107 Дж, что может приводить к разрушению определенной час-
ти лабораторного устройства.
Конструктивно взрывные устройства для генерации сильных
ударных волн в газах можно разделить на следующие группы:
I. Линейные взрывные ударные трубы, в которых ударная вол-
на образуется при выходе плоского детонационного фронта с торца
заряда ВВ в исследуемый газ.
2. Кумулятивные взрывные ударные трубы, в которых дополни-
тельное по сравнению с линейной схемой увеличение энергии в ис-
следуемом газе достигается при использовании кумулятивных заря-
дов ВВ или сжатии потока в условиях остроугольной геометрии.
3. Взрывные ударные трубы, использующие эффект кумуляции
при движении ударной волны в газах с уменьшающейся плотностью
(“градиентное” ускорение).
4. Взрывные генераторы прямоугольных импульсов давления,
где генерация ударной волны в исследуемом газе происходит в ре-
зультате расширения ударно-сжатой металлической мишени.
Кроме того, ряд экспериментов выполнен с крупномасштабны-
ми устройствами, использующими большие (более 100 кг) заряды
химического ВВ, а также ядерное ВВ.
В табл. 2.1 приведены характерные величины параметров, оце-
ненные по значениям скорости ударной волны, реализуемым в раз-
личных ударных трубах (р0 — начальное давление газа, в котором
движется ударная волна; us — скорость фронта при начальном давле-
нии р0; и - скорость расширения в вакуум; р2, Т,Е — давление, темпе-
ратура и удельная энергия плазмы за фронтом, КВГС - кислородно-
водородная газовая смесь). Применение ВВ из-за высокого энерго-
содержания толкающего газа особенно пригодно для генерации
мощных ударных волн в предварительно сжатых газах и, следова-
тельно, для получения плотной высокоэнергетичной плазмы. Ниже
описаны устройство и характеристики различных ударных труб, ис-
пользующих детонацию взрывчатых веществ.
107
2.1.1. Взрывные ударные трубы
Схема наиболее раннего и простого метода генерации сильных
ударных волн приведена на рис. 2.1 [60]. Ударная волна в исследуе-
мом газе 5 образуется при квазиодномерном разлете продуктов де-
тонации конденсированных взрывчатых веществ (КВВ). Для созда-
ния плоской детонационной волны в заряде 3 при инициировании
его от капсюля-детонатора 1 используется особым образом профи-
лированная взрывная линза 2. Одномерность течения ударно-сжато-
го газа обеспечивается инерциальным удержанием массивными
стенками канала ударной трубы 4.
С помощью линейной взрывной ударной трубы в газах при ат-
мосферном начальном давлении удается получить скорости ударной
волны £> =? 10 км/с [60] и давление плазмы ~108 Па [77], которое пре-
восходит возможности пневматических и электроразрядных труб.
На рис. 2.2 представлены реализующиеся за фронтом ударной
волны термодинамические состояния, которые определяются на-
чальными параметрами продуктов детонации 1, свойствами исследу-
емого газа и соответствуют точке пересечения 4 изэнтропы разгруз-
ки 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 детона-
ции активного заряда. Стационарная детонационная волна в КВВ
имеет более сложную структуру, состоящую из вязкого скачка уплот-
нения, зоны химической реакции и расширяющихся продуктов дето-
нации (рис. 2.3) [75-78]. Ширина зоны химической реакции в обыч-
ных КВВ составляет около 1 мм [75]; точка и = 0 находится на рассто-
янии около L/2 [76] (L - длина заряда). Характерные значения пара-
метров на поверхности 2 (поверхности Чепмена-Жуге) приведены в
табл. 2.2 (D — скорость фронта детонационной волны, р0 - плотность
ВВ, р2 - давление ПД, р2 - плотность ПД, и2 - скорость потока ПД).
Таблица 2.2
Некоторые параметры взрывчатых веществ [76]
ВВ р0, 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
108
Рис. 2.1. Схема линейной взрывной ударной трубы [60J
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-и-диаграмма процесса расширения продуктов детонации в исследуе-
мый 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 детона-
ции, как правило, превосходит прочностные пределы конструкци-
онных материалов, что приводит к боковому движению стенок и к
потере одномерности течения. При конкретных вычислениях на-
чальных параметров ударной волны, инициируемой от заряда
КВВ, используются результаты экспериментальных измерений
[76] либо полуэмпирических расчетов [76, 79, 80] изэнтроп разгруз-
ки продуктов детонации, а также ударные адиабаты газов, рассчи-
танные с учетом ионизации, электронного возбуждения и межчас-
тичного взаимодействия.
109
Рис. 2.3. Структура детонационной волны
1 - вязкий скачок уплотнения; 2 - поверхность Чепмена Жуге; 1-2 - зона химичес-
кой 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 широ-
кий диапазон плотностей сред от конденсированных вплоть до газо-
вых, в котором адекватные теоретические модели в настоящее вре-
мя не сформулированы [81]. Поэтому для определения изэнтроп
расширения продуктов детонации привлекаются эксперименталь-
ные данные, которые обобщаются [76] в виде полуэмпирических
уравнений состояний:
Р = Pv (р) + <р(р)рТ,
E=Ev(p) + ET(pT), (21)
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].
Изэнтропы разгрузки получают затем численным интегрированием
уравнений [79]:
= —, du = — Jdp/dp, (2.2)
р2 р
где в качестве начальных берутся обычно условия в точке Чепме-
на-Жуге. Отметим, что имеющиеся уравнения состояния [76] полу-
чены на основании экспериментов до давлений р ~ 108 Па. Поэтому
110
Рис. 2.4. Изэнтропы расширения продуктов детонации гексогена с плотностью
1,72 г/см3
Сплошные кривые - расчет изэнтропы расширения (7 - л = 3,2 - двухстадийная [83],
3 [79]. 4 - трехстадийная (2.3) [94]); штриховые кривые - ударные диабаты газов [60,
96]; точки - эксперимент (а - [60], 6 - [77], в - [95])
при низких давлениях точность вычислений не поддается контролю
и поведение реальной изэнтропы может сильно отличаться от рас-
четной [80].
Во многих случаях оказывается удобным иметь аналитическое
приближение для изэнтропы, в качестве которого широко исполь-
зуется представление р~Арп. При расширении продуктов детона-
ции до р = (1-5-2) 108 Па и р = 0,3-5-0,4 г/см3 наилучшее согласие с
опытными данными достигается при п ~ 3 [76,82]. При большем рас-
ширении используют трехстадийное представление реальной адиа-
баты [83-85]:
п = 3
и = 2
п= 1,14
при р > 10 ГПа,
при 10 ГПа s= р >0,15 ГПа, (2.3)
при р « 0,15 ГПа.
На рис. 2.4 проведено сопоставление расчетных изэнтроп раз-
грузки 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 га-
зе представляет значительные трудности ввиду необходимости де-
тального учета структуры детонационной волны [86], размеров ак-
тивного заряда [87], перетекания ударно-сжатого газа в погранич-
111
Рис. 2.5. Зависимость отношения скорости ударной волны us к скорости дето-
нации D в воздухе при р0 = 0,1 МПа от расстояния г от фронта ударного разры-
ва до среза заряда, отнесенного к длине заряда L
1-5 - расчет (/ - по (2.4) [162]. 2 - и = 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: II - [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 м„ отнесенной к скорости детонации заряда D, от от-
ношения 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, полу-
ченными при различных диаметрах зарядов dy Имеющиеся в насто-
ящее время модели движения взрывных волн предполагают подо-
бие течения uJD =f(R/L), видимо, поэтому при их использовании не
удается единообразно описать существующие экспериментальные
данные.
На расстояниях R (I0+30)L распространение ударной волны
обусловлено [76] реальным распределением параметров в продук-
тах взрыва (“реальная” детонация [86]). В этом случае можно прене-
бречь наличием зоны химической реакции (ее влияние заметно на
расстояниях R ~ 1ч-2 мм [86]) и использовать автомодельное решение
задачи о распределении параметров за детонационной волной [76,
89]. Для политропных уравнений состояния продуктов детонации с
п — 3 и исследуемого газа с у- const в случае сильной ударной волны
в [76] получены зависимости для Rut:
112
D I Lc J J
y + 1
и = ------u.
2
(2.4)
Здесь ы0 - начальная скорость движения контактной поверхно-
27 о
сти; с3 =—(у + 1) но О; Ро’ Ровв - начальные плотности газа
32 Ровв
и КВВ.
Область применимости уравнений (2.4) ограничена справедли-
востью принятого закона расширения продуктов детонации (р~Арп,
п = 3), т.е. давлениями 0,1 ГПа [76], поэтому их использование да-
ет хорошее согласие с экспериментом при повышенном начальном
давлении исследуемых газов [90, 91].
Задача о движении ударной волны при одномерном разлете про-
дуктов детонации с учетом реальной структуры детонационной вол-
ны с показателем изэнтропы п = 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 3= (Ровв/Ро) ~
~ 103£, когда масса ударно-сжатого вещества превосходит массу
исходного заряда КВВ, для определения ее траектории можно ис-
пользовать приближение “точечного” взрыва [91]. До тех пор пока
начальное давление в газе пренебрежимо мало, движение является
автомодельным [91, 93], и тогда
us = (3/2)[Е0(ар0)],/2/Г,/2. (2.5)
Здесь £(> - энергия взрыва, отнесенная к единице площади заряда,
а - постоянная, зависящая от показателя адиабаты рабочего газа.
В области промежуточных расстояний R ~ (10-Ч03)£ для описа-
ния движения ударной волны используют различные экстраполяци-
онные формулы. В [87] считается, что давление, плотность и массо-
вая скорость продуктов детонации равномерно распределены по
длине заряда, а их значения равны половине значений на поверхно-
сти Чепмена-Жуге. Траектория движения ударной волны в этом
случае имеет вид [87]
г 2 п-1
и* = Е0 1 Ровв^ + —f—+ — К (2-6)
х 0 8+1J Н0ВВ у + Цу+1 у + 1)
Это соотношение, имея правильную асимптотику на больших
расстояниях и описывая экспериментальные данные [87], для на-
чальной скорости движения дает заниженные значения, слабо зави-
113
сящие от рода газа, что ограничивает применимость этой модели
вблизи заряда. В [94] предложено при расчетах использовать трех-
стадийную изэнтропу, хорошо описывающую начальные парамет-
ры движения [95], а для обеспечения асимптотики на больших рас-
стояниях предполагается, что давление в продуктах детонации при
расширении обратно пропорционально занимаемому объему. В
этом случае каждой точке изэнтропы расширения продуктов дето-
нации ставится в соответствие некоторое “приведенное” ВВ, а пара-
метры ударной волны, соответствующие этой точке, рассчитыва-
ются как начальные параметры на границе “приведенный за-
ряд-газ". Сопоставление рассмотренных моделей взрывного тече-
ния с экспериментальными данными (см. рис. 2.5) показывает, что
они удовлетворительно описывают эксперименты в крайне ограни-
ченном диапазоне параметров. Применение теории реальной удар-
ной трубы [88], учитывающей влияние пристеночных пограничных
слоев, также не позволяет единообразно описать эксперименталь-
ные данные. Дальнейшее развитие теории течений в линейных
взрывных ударных трубах будет связано, по-видимому, с согласова-
нием имеющихся моделей движения взрывных волн [86-88, 92, 94,
96-98] и теории реальной ударной трубы [88], а также с учетом бо-
кового расширения продуктов детонации [86] и реального уравне-
ния их термодинамического состояния [81].
Для проведения физических исследований в ряде случаев необ-
ходимы сведения об одномерности течения, размерах ударно-сжа-
той 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
5= 50 см [77]. При дальнейшем распространении ударной волны воз-
можна 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 ~
~ 10~5 г/см3) вследствие замедления потока на контактной поверхно-
сти развивается неустойчивость Рэлея-Тейлора [99, 100], вызываю-
щая интенсивное перемешивание ударно-сжатого газа и продуктов
детонации. Наблюдение движения ударной волны в воздухе по ее са-
мосвечению позволило установить [101], что плоские ударные вол-
ны образуются при р0 > 130 Па, в то время как при меньшем началь-
ном 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 до Т ~
~ 15 • 103 К [60] и возрастание скорости ударной волны в пристеноч-
ной области. Появляется искривление фронта ударного разрыва.
114
Впервые этот эффект наблюдался в экспериментах на линейных
взрывных ударных трубах в аргоне при и, ~ 8 км/с [102] и в мощных
ядерных взрывах у поверхности Земли [91], затем искривление
фронта было обнаружено для сильных (wf > 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
Аил = Яр(/Р- (2.7)
Справедливость такой оценки для расстояния R ~ L была под-
тверждена в опытах с регистрацией плотности газа методом им-
пульсной рентгенографии [77, 104]. Полученные в [105] оптическим
методом размеры пробки h = З-М см при R ~ 20L в два—три раза мень-
ше Лил и согласуются уже со значениями, предсказываемыми теори-
ей реальной ударной трубы, учитывающей перетекание газа из
пробки в пограничный слой [88]. При низких начальных плотностях
исследуемого газа (р0 10-5 г/см3) на размерах ударно-сжатой обла-
сти сказывается перемешивание плазмы с продуктами детонации
вследствие развития неустойчивости Рэлея-Тейлора, о чем свиде-
тельствует размытость свечения контактной границы [106]. Коли-
чественно влияние этого эффекта на размеры ударно-сжатой обла-
сти не оценивалось. Косвенным подтверждением наличия интенсив-
ного перемешивания на контактной поверхности является увеличе-
ние 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 тол-
щине ударно-сжатой пробки. Для оценки этой неоднородности по
измеренной траектории движения us(R) можно использовать уравне-
ние сохранения импульса, тогда [105]:
Эр5] 2(2y-l)/? R du,
---—— —---------------.
Р\дх JX=R у + 1 us dR
Если , \
4(£] <1.
P^xjx=R
то процесс можно считать квазистационарным и, следовательно, ис-
пользовать для расчета состояний ударно-сжатого газа соотноше-
ния Рэнкина-Гюгонио [107]. Экспериментально наблюдаемые зна-
чения duJdR ~ Юз+Ю4 с-* (см. рис. 2.5), что приводит к неоднородно-
сти давления менее 5% на расстояниях R « L. При R ~ 102£ значения
В достигают ~ 0,5 и при проведении физических экспериментов не-
обходимо учитывать распределение параметров по толщине пробки
[91, 108]. Однородность ударно-сжатой области экспериментально
115
изучалась в аргоне при р() ~ 0,13-^2 кПа hR~L [77, 104] методом им-
пульсной 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 экспери-
ментальных данных (5—7%), что согласуется с оценками, выполнен-
ными на основании траекторных измерений по формуле (2.8).
Таким образом, использование линейных взрывных ударных
труб позволяет получить плоские квазистационарные ударные вол-
ны, 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 разме-
ром h ~ 30-^40 мм, удобные как для проведения термодинамических,
электрофизических, оптических и других плазмофизических иссле-
дований, так и для использования этих течений в качестве рабочих
сред импульсных МГД-генераторов.
2.1.2. Кумулятивные взрывные ударные трубы
Дальнейшее продвижение по шкале давлений и скоростей удар-
ной волны с помощью КВВ связано с применением сходящихся по-
токов, 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 дето-
нации на оси симметрии с образованием кумулятивной струи, дви-
жущейся со сверхдетонационной скоростью [109]. Применение за-
рядов с полусферической выемкой приводит к существенному по-
вышению удельной энергии в кумулятивном фокусе [ПО].
В кумулятивных устройствах, имеющих цилиндрическую выем-
ку 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 гидродина-
мической теории кумуляции в приближении несжимаемой жидкости
[109, 111] параметры струи при истечении в вакуум определяются
формулами:
и, = 2D/sin 0, Ш: = т-—COSP (2.9)
J J 2
Здесь Uj - скорость струи, т и т}масса облицовки и струи на
единицу длины.
Из уравнения (2.9) видно, что при сходящемся цилиндрическом
фронте скорость кумулятивной струи должна неограниченно воз-
растать. Действительно, при использовании таких устройств достиг-
116
Контейнер Не. 42 атм
77777777777777777^
V777////77777/77//7//X--6
Рис. 2.6. Взрывные ударные трубы с кумулятивными зарядами, рассмотренные
в работах [116] («). [78] (б), [131] (в), [143] (г)
Рис. 2.7. Схема течения в цилиндрических кумулятивных зарядах [116]
нуты высокие скорости потока до 90 км/с [112] при истечении в
сильноразреженные среды р0 10~3 мм рт.ст. Если угол обжатия 0
оказывается меньше 10° , то кумулятивная струя не образуется
(w?y —> 0 при Р —> 0) [ 113]. Наблюдение движения струи по ее самосве-
чению показывает, что при истечении в сильноразреженные среды
(от 10-з до 1 мм рт.ст.) образуются [112-114] два потока, движущие-
ся с различными скоростями. В [114] это связывается с испарением
материала облицовки в волне разгрузки и разделением струи на вы-
сокоскоростную газовую часть и основной поток, состоящий из
жидкого материала облицовки. При начальных давлениях р0 2= I мм
рт.ст. наблюдаются скорости движения 15 км/с [115], что указывает
на малую плотность струи ~10 мг/см3.
117
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 ку-
мулятивной струи равна и; - 2D, а ее масса максимальна (~1% коли-
чества материала облицовки [116]). Схема работы ударной трубы с
кумулятивной струей из стекла показана на рис. 2.8 [59, 117]. Цилин-
дрический заряд ВВ с плоским фронтом детонации разрушает стек-
лянную трубку, образуя кумулятивную струю, которая, расширяясь,
действует как поршень, ударно нагревая исследуемый газ. Поршень
состоит из частичек стекла диаметром 10-5-100 мм [118] и концент-
рацией N ~ 400 см--1 [117]. Воздействие кумулятивной струи равно-
сильно непроницаемому поршню, если скорость протекания ударно-
сжатого газа сквозь частицы облицовки гораздо меньше Uj [112]. Та-
кие условия осуществляются в воздухе при р0 ~ 1 мм рт.ст., од-
нако уже при р0 ~ 5 мм рт.ст. исследуемый газ проникает сквозь по-
ристый поршень, что приводит к сокращению пробки в 1,5 раза
[117] по сравнению со значением для идеального газа.
При повышении начальной плотности исследуемого газа влия-
ние струи на формирование потока уменьшается вследствие ее ма-
лой массы: при давлениях во фронте ударной волны 0,2 ГПа воз-
действием 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 удар-
но-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 ко-
ническим поршнем, движущимся со скоростью детонации (рис. 2.9),
тогда скорость ударной волны в газе равна
v +1
^=4—0. (2.10)
Дальнейшее повышение начальной плотности исследуемого га-
за приводит к замедлению скорости сжатия облицовки, она не успе-
118
Рис. 2.9. Схема работы в
режиме квазиодномерно-
го выдавливания [116]
Рис. 2.10. Скорость УВ в
зависимости от координа-
ты фронта при разной
толщине слоя КВВ Д [120]
1 - Д = 2,4 см,
2 - Д = 1,6 см, 3 - Д = 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 и5(х) 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 об-
ласти, 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 об-
разце 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, ско-
рости ударной волны us ~ 20 км/с при р0 > 1 мм рт.ст.
119
Для получения сильных ударных волн с us ~ 13+18 км/с при ат-
мосферном давлении [60] эффективными оказались заряды с куму-
лятивным каналом без облицовки (см. рис. 2.6, б). Струя в этом слу-
чае образуется при схлопывании продуктов детонации. Грубая оцен-
ка величин полученных скоростей сделана в [60] в предположении
постоянства интеграла Бернулли на оси симметрии для стационар-
ного течения — используется уравнение состояния продуктов дето-
нации в виде р() = Ар" вместе с известными соотношениями на дето-
национном фронте:
э
П~
п2 - 1
+
п2 Г 2 YZ
П2 - 1 Д+1 )
(Y + D
Ро
(2.11)
Уравнение (2.11) правильно описывает детонацию заряда огра-
ниченных размеров, если диаметр кумулятивного канала d
(d3 — внешний диаметр заряда), поскольку для стационарности про-
цесса необходимо, чтобы L > 10J [60].
Структура газодинамического потока в кумулятивных зарядах
изучена недостаточно подробно. Проведены лишь измерения про-
филей массовой скорости продуктов детонации электромагнитным
датчиком [122], что представляет большой интерес для опытов по
ускорению микрочастиц до гиперзвуковых скоростей [64]. В экспе-
риментах [122] обнаружена значительная (/ ~ 6 см) область постоян-
ного течения с и ~ 10+13 см/с. В то же время измерение электросо-
противления 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 про-
цесса. Проведенные в [124] расчеты, основанные на прямом ин-
тегрировании нестационарных уравнений газодинамики для заря-
да, помещенного в жесткую оболочку, показывают, что получен-
ная картина течения характеризуется наличием в струе ударных
волн, зоны взаимодействия потока за детонационным фронтом и
струи (рис. 2.11). О резкой неоднородности параметров во фрон-
те говорят значения давления в центре (600 МПа) и на границе
потока (240 МПа).
Выше не был рассмотрен вопрос о взаимодействии кумулятив-
ной струи, опережающей детонационный фронт, со стенками непро-
реагировавшего ВВ. Наличие зоны высокого давления за фронтом
ударной волны приводит к распространению боковой волны сжатия
по исходному ВВ. При этом могуч реализоваться два случая [125]:
1) течение, опережающее фронт детонации, уплотняет прилегаю-
щий слой ВВ, и детонационная волна распространяется в этом слое
с повышенной скоростью; 2) происходит инициирование ВВ каналь-
ной волной по поверхности полости со скоростью, превышающей
скорость детонации.
120
Рис. 2.11. Расчетные параметры кумулятивной струи [124]
Вверху - массовая скорость, внизу - давление
Первый режим экспериментально наблюдался в [125-127] при
исследовании комбинации “вторичное ВВ - газ”. В этом случае за
фронтом канальной волны реализуются сравнительно низкие дав-
ления р ~ 50ч-200 МПа [379], что приводит к уплотнению КВВ (до
40% [125]) в конической волне сжатия, а изменение скорости D свя-
зано с зависимостью D - £)(р0 вв). При заполнении канала воздухом
при р0 = 1 бар зафиксировать инициирование удалось лишь для ма-
лоплотного тетрила ровв = 0,93 г/см3. Использование легких конден-
сированных веществ в полости (жидкий водород [125] и литий [128])
позволило подробно исследовать процесс инициирования по поверх-
ности КВВ. Для гексогена достигнуты значения D, на 17% превыша-
ющие скорость детонации монокристалла [125]. Для низкоплотных
КВВ (гексоген при ровв = 1,18 г/см3, ТЭН - ровв = 1 г/см3) зарегист-
рировано увеличение скорости детонации на 30-^45% [125].
Второй режим был обнаружен в экспериментах, в которых ис-
пользовалось сочетание “первичное ВВ - газ” (тонкий (-0,15 мм)
слой азида свинца и гелий при р0 ~ 250-5-1500 мм рт.ст.) [129]. Зареги-
стрированы скорости волны в канале — 12—14 км/с, в 6 раз превыша-
ющие 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 ограничи-
ваются уносом массы газа в образующийся пограничный слой [130].
121
Продукты Ударно-сжатый Канал Исследуемый газ
ПСТ Orlallnn * гао \ I
1
-КВВ —
7 / ~"Us
/2zT^M^zzzzzszzzzzzzzzzzzzzzzzzzzzzzzzzi
Рис. 2.12. Формирование ударных волн при детонации заряда в канале [60]
Полученные в кумулятивных устройствах без облицовки удар-
ные волны us -10-5-18 км/с отличаются стабильностью своих пара-
метров, чем и определено их практическое применение в качестве
высокоинтенсивных источников излучения [60] и для метания час-
тиц до метеоритных скоростей [64].
Во многом аналогичен кумулятивным зарядам принцип дейст-
вия 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 5/50 должно быть =£16 [60]), течение опере-
жает детонационный фронт [83]. При 5/50 = 4 скорость ударной вол-
ны в воздухе составила 9,5 км/с [60], если 5/50 —> 1, эта скорость
стремится, как показано в [60], к значениям, рассчитанным по фор-
мулам (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 использова-
нии полусферических зарядов. Схема такого типа предложена в
[133] (см. рис. 2.6, в). Полусферическая камера наполнена стехио-
метрической смесью 2Н2 + О2, которая подрывается электровзры-
вом медной проволочки в центре камеры. Детонационная волна рас-
пространяется к периферии и отражается от находящегося у стенки
слоя КВВ, вызывая одновременную по всей площади детонацию.
Возникающая сходящаяся взрывная волна двигается по уже нагре-
тому газу, сжимая и нагревая его еще сильнее, концентрируется и
отражается в центре камеры, разрывает диафрагму, производя в ис-
следуемом 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 со-
храняемую ударную трубу [133]. Отличная от рассмотренной схема
реализации сферического взрыва была использована в [134]. Блок
полусферического КВВ инициируется по наружной поверхности с
122
Рис. 2.13. Взрывной газовый компрес-
сор Войтенко [136]
помощью системы, использующей
принцип “мышеловки” [135]. При-
менение метода сферической ку-
муляции позволяет получить схо-
дящуюся волну в жидком водороде
с давлением около 20 ГПа. При
разгрузке ударно-сжатого водоро-
да 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 иде-
ально, траектория волны отклоня-
ется от расчетной, что приводит к
неполной передаче взрывной
энергии исследуемому газу.
Другое направление с более
сильной по сравнению с линейны-
ми ударными трубами кумуляцией
энергии в исследуемом газе связа-
но 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, отвер-
стие 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 тако-
го 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 поло-
сти [138]. Генерируемая пластиной ударная волна 1 отражается от
стенки сегмента в виде волны 2, которая пересекается с боковой
123
Перфорированный заряд
Рис. 2.14. Схема ударных фронтов при сжатии газа внутри сферического сег-
мента в последовательные моменты времени (слева — более ранний) [138]
Рис. 2.15. Схема кумулятивных устройств из работ [145] (а) и [119] (б)
волной 3. В начале процесса пересечение волн 2 и 3 является регу-
лярным, затем в результате возрастания угла между волной 3 и по-
верхностью сегмента — нерегулярным (маховским) с возникновени-
ем 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 исследова-
лось лишь с точки зрения получения больших скоростей и обеспече-
ния оптимальной для этой цели конструкции. Структура ударно-
сжатого 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 получе-
ния скоростей us ~ 20 км/с возможно применение конических камер
[60, 142], однако при углах конуса 30° ударные волны тормозятся
внутри камеры до us ~ 5 км/с [60]. Диафрагма практически не влия-
ет на скорость течения, если ее масса составляет менее 5% массы ра-
бочего газа [136]. Линейное уменьшение массовой скорости потока
по координате, полученное электромагнитным методом [122], сог-
ласуется 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 сущест-
венно неодномерно. После кумуляции потока на оси системы по ме-
124
ре заполнения трубки плазмой наблюдаются радиальные движения
в струе с периодом ~2 мкс, при которых плотность и давление воз-
растают попеременно на оси и стенках трубки. Интересно, что тем-
пература при этом остается практически одинаковой во всех ее точ-
ках (60-70 кК).
В работах [119, 145] предложены конструкции, которые можно
рассматривать как комбинацию методов: использование кумулятив-
ных зарядов и сжатие потока в условиях остроугольной геометрии.
Схема разработанного в [145] устройства (рис. 2.15, а) мало отлича-
ется 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 газо-
вые потоки со скоростями ~70 км/с в выходной трубке диаметром
50 мм при р0 = 1 мм рт.ст. Характеристики течения специально не
исследовались.
В [116] кратко описан генератор на основе обратного конуса,
покрытого КВВ (рис. 2.15,6). В воздухе при р0 = 20 мм рт.ст. достиг-
нуты скорости 35 км/с, но возникающее течение характеризуется
значительной неоднородностью параметров. В [146] на таком уст-
ройстве получены струи водорода и гелия при истечении в вакуум со
скоростью ~140 км/с.
2.1.3. Ускорение взрывных ударных волн
в газах с уменьшающейся плотностью
Газодинамические процессы кумуляции связаны с передачей
энергии уменьшающейся массе вещества таким образом, что ее
удельная энергия при этом возрастает [107, ПО]. В предыдущем раз-
деле рассмотрены устройства, в которых использование центро-
стремительных течений обеспечивает уменьшение массы вещества
вследствие уменьшения объема, которому передается энергия. Дру-
гой способ кумуляции энергии осуществляется при движении удар-
ной волны в среде с уменьшающейся плотностью (градиентное ус-
корение [110]).
Простая механическая аналогия этого явления — последователь-
ное соударение ряда шаров уменьшающейся массы, результатом че-
го является увеличение скорости легкого шара. Простейший при-
мер такого рода в газодинамике - ускорение ударной волны на рез-
ком скачке плотности при переходе в среду с меньшей динамиче-
ской 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 р-н-диаграмма процесса, которая пока-
зывает, что если изэнтропа разгрузки продуктов детонации (ПД)
125
Рис. 2.16. р-и-диаграмма процесса с ис-
пользованием буферного газа
1 - начальное состояние ПД, 2 - изэн-
тропа разгрузки ПД, 3.5 - ударные адиабаты
исследуемого и буферного газов соответст-
венно, 4.6 - состояния, реализующиеся при
расширении ПД в исследуемый и буферный
газы соответственно 7 - изэнтропа расшире-
ния буферного газа, 8 - реализующееся со-
стояние 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 согласова-
ния труб, 9 - диафрагма, 10 — выходная трубка
идет более круто, чем у буферного газа, то в этом случае получает-
ся дополнительное увеличение скорости потока Ал. Согласно [147]
оптимальное начальное давление буферного газа оказывается по-
рядка среднего геометрического из давлений рабочего и исследуе-
мого газов.
Схема линейной взрывной ударной трубы с буферным газом (ге-
лий, водород) предложена в [106] (рис. 2.17). Ударная волна в буфер-
ном газе, создаваемая при разлете продуктов детонации КВВ, раз-
рывает 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-ЗО мм рт.ст. со значительными (Л ~ 30-И0 мм) раз-
мерами ударно-сжатой плазменной пробки.
Применение ВВ является особенно эффективным в экспери-
ментах с легкоиспаряющимися конденсированными мишенями в ка-
честве буферного вещества. В случае, если необратимое увеличение
энтропии ударно-сжатой мишени превосходит энтропию в крити-
ческой точке, то в волне разгрузки происходит испарение матери-
ала этой мишени и дополнительное увеличение скорости расшире-
ния. Эффект испарения ударно-сжатых жидких газов Н2 и N2 был ус-
126
Рис. 2.18. Взрывные устройства с жидким Н2 [149]
пешно использован для расширения скоростных возможностей ку-
мулятивных ударных труб (рис. 2.18) [149]. Примененные в этих уст-
ройствах цилиндрические и полусферические заряды дали возмож-
ности реализовать для потока предварительно ударно-сжатого до
давлений 3-5 и 20 ГПа и расширяющегося в вакуум водорода скоро-
сти 35 и 50 км/с соответственно.
При распространении ударной волны в среде с непрерывно
уменьшающейся плотностью скорость ударной волны неограничен-
но возрастает [107, 150-152]:
«s-p’“, а = 0,2-s-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 вол-
ны 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, удо-
влетворительно 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 исход-
ном положении камера сжатия заполнена воздухом при нормальных
условиях, а выходная трубка откачана до давления ~ 1 мм рт. ст. Раз-
ряд конденсаторной батареи приводит к прорыву диафрагмы, после
чего газ начинает перетекать в выходную трубку. Использованный
взрывной генератор в воздухе при р() = 1 бар дает ударную волну со
скоростью 20 км/с после прохождения области разрежения [150].
Для целей термоядерного синтеза представляют интерес ско-
рости движения плазмы больше 103 км/с. Торможение такого по-
127
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 ~1(Н г/см3 [153]. Перспек-
тивным в этом отношении представляется использование гради-
ентного 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 по-
ля, зависимость скорости от плотности: а = 0,5. В [150] обсужде-
ны возможные эксперименты по достижению скорости
~103-105 км/с в ионизированном газе в магнитном поле ~105 Э. Од-
нако проведенные к настоящему времени эксперименты с ионизу-
ющей МГД-волной [157] показали, что эффект усиления ударной
волны в этом случае незначителен, так как магнитное поле вытес-
няется в область перед фронтом.
2.1.4. Взрывной генератор прямоугольных импульсов
При исследовании физических свойств вещества в области вы-
соких 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 прово-
дятся 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].
128
Рис. 2.20. Схема взрывного генератора
прямоугольных импульсов [160]
Схема взрывного генератора
прямоугольных импульсов пред-
ставлена на рис. 2.20 [160]. Удар-
ник 2 разгоняется расширяющими-
ся продуктами детонации активно-
го заряда 1. Удар по экрану экспе-
риментальной 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 рела-
ксировать вызванные детонацией
волновые процессы [75, 76, 162].
При столкновении в мишени обра-
зуется ударная волна с давлением
до 1 Мбар, выход которой на сво-
бодную поверхность приводит к
генерации ударной волны с us ~
~ 3+6 км/с в исследуемом газе 5.
Для расширения скоростных воз-
можностей устройства используют
мишени из сильносжимаемых полимерных материалов (полиуретан,
плексиглас), а также легкоиспаряющихся веществ (пористый сви-
нец, медь) [159, 160]. Варьирование интенсивности и длительности
генерируемых импульсов давления в мишени осуществляется при-
Рис. 2.21. х - r-диаграмма течения в генераторе прямоугольных импульсов
5. Взрывные генераторы...
129
менением взрывных систем с различными размерами и бризантно-
стью 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-r-диаграмму процесса (рис. 2.21). Выз-
ванные боковыми волнами разрежения эффекты неоднородности
устраняются путем изготовления ударника и мишени в виде тонких
широких дисков (отношение толщины к диаметру =£ 0,05). Правиль-
ность такого рода вычислений контролируется оптическими изме-
рениями, которые дают возможность фиксировать приходящие с
тыльных и боковых поверхностей возмущения.
Использование взрывных генераторов прямоугольных импуль-
сов позволяет получить воспроизводимость динамических парамет-
ров ~1% при асинхронности движения ударной волны в мишени не
хуже КН с и обеспечивает высокую однородность и стационарность
реализующегося течения за времена ~1(Н с в области пространства
в несколько миллиметров [159-161].
2.1.5. Крупномасштабные взрывные устройства
ВВ успешно применяются для проведения крупномасштабных
экспериментов с целью изучения поведения различных объектов
при воздействии взрывной волны, что особенно важно при разра-
ботке 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 = 105 Па) по-
лучить давления на выходе из трубы ~ 7 105 Па с продолжительно-
стью области повышенного давления т ~ 0,2 с.
Созданное в [75, 163] аналогичное устройство представляло со-
бой железную трубу диаметром 0,6-2 м и длиной 3-15 м, которая ус-
танавливалась вертикально. В результате детонации расположенного
Рис. 2.22. Схема конической взрывной ударной трубы [164]
130
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, соответ-
ствующие приходу к измерительной секции воздушной ударной вол-
ны и продуктов детонации. Для получения треугольного профиля да-
вления 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 уст-
ройство имеет длину -700 м с максимальным диаметром 7,2 м и уг-
лом конуса -0,56°. Зарегистрированные в воздухе при нормальных
условиях величины скорости ударной волны, давления и продолжи-
тельности потока с повышенным давлением лежат в пределах us ~
~ 300+800 м/с, р = (5+85) 1 О*5 Па, т = 0,2+0,5 с.
В [63] описано устройство типа линейной взрывной ударной тру-
бы 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-з с, изменяя свою скорость от 130 до 10 км/с на конце трубы.
Зарегистрированная температура на начальной стадии движения
5*
131
—120 кК гораздо меньше расчетной -4 МК,что, видимо, объясняет-
ся экранировкой выходящего излучения [63].
В целом можно сказать, что применение КВВ для генерации
сильных ударных волн в газах представляет уникальную возмож-
ность проникновения в область экстремальных параметров состоя-
ния веществ (больших концентраций энергии, высоких температур
и давлений, высоких скоростей потоков) и стало надежным и испы-
танным методом при решении актуальных задач современной экс-
периментальной физики.
2.2. Электропроводность плотной плазмы
в 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, по-
этому привлечение теоретических исследований достижимых вели-
чин электропроводности позволяет прогнозировать применение
различных схем формирования линейных потоков.
Электропроводность — наиболее показательная и легко наблю-
даемая характеристика плазмы, определяющая ее диссипативный
разогрев и взаимодействие с электромагнитным полем. Дополни-
тельным обстоятельством, привлекающим внимание эксперимента-
торов к этой проблеме, является относительная простота и хорошая
отработанность методов регистрации, а также возможность прове-
дения электрофизических измерений в самых разнообразных экспе-
риментальных условиях.
В ранних экспериментах с плазмой [165] достигнутые парамет-
ры неидеальности Г = е21(кТг), характеризующие кулоновское взаи-
модействие заряженных частиц в плазме, не превосходили 0,1-0,2. В
этих случаях взаимодействие адекватно учитывается на основе ис-
пользования кинетических уравнений или методов временных кор-
реляционных функций [166].
С ростом неидеальности возникают значительные сложности в
обосновании исходных кинетических уравнений и методов их реше-
ния. В частности, ввиду сильного коллективного взаимодействия в
плотной плазме не удается однозначно разделить характерные вре-
мена элементарных процессов и временная эволюция системы под
действием внешнего поля, вообще говоря, уже не описывается мар-
ковским процессом [167]. Особую проблему составляет учет связан-
ных состояний в частично ионизованной плазме [168] из-за отсутст-
вия соответствующих кинетических уравнений и транспортных се-
чений для использования полуэмпирических методов. Поэтому вы-
числения здесь носят экстраполяционный характер и остро нужда-
ются в экспериментальной проверке.
132
Рис. 2.24. Зависимость безразмерной электропроводности о от параметра
неидеальности Г
Кривые 1-6 - теория (1 - 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 о . вызванные неоднозначностью выделения кулонов-
ской компоненты
На рис. 2.24 приведен ряд таких экстраполяций для безразмер-
„ — —.1/2 z ч ® v 2 4 пне2
нои электропроводности o = (l + z) y(z)—Г, со =--------, y(z)-
Юр ™
поправочный множитель [169]. Кривая 7 соответствует широко ис-
пользуемой в физике плазмы теории Спитцера [169], основанной на
численном интегрировании кинетического уравнения Фокке-
ра-Планка. Применением диаграммной техники (учтены кольцевые
и лестничные фрагменты) к уравнениям движения для временных
функций Грина в [170] получено сходящееся кинетическое уравне-
ние, учитывающее межчастичное взаимодействие через экраниро-
ванный кулоновский потенциал и справедливое в первом порядке по
Г (кривая 2). Учет коллективных эффектов в кулоновском взаимо-
действии был выполнен в [171] на основе уравнения Фоккера-План-
ка 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 со2<со2 = 4кпе11т) электропроводности плазмы
в широком диапазоне параметров неидеальности от Г ~ 0,3, где раз-
личия между теориями невелики, и имеется значительное количест-
во опытных данных [165], до области экстремально высоких Г ~
133
~ 5-s-lO, где расходится большинство теоретических приближений и
результаты экспериментов являются основой для построения физи-
ческих моделей электронного переноса в плотной неупорядоченной
среде [174—177]. Данный диапазон исследован с помощью различ-
ных сред: цезия, воздуха, неона, аргона и ксенона в частично пере-
крывающихся между собой и с другими измерениями диапазонах па-
раметров. Существенно, что для плазмы этих элементов наряду с
электропроводностью были выполнены термодинамические и газо-
динамические 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 ~
~ (1-5-2) • 104 К) были получены на ксеноне, где экспериментами уда-
лось охватить сверхкритические плотности р ~ 1-И г/см3 [172, 173,
178,179]. Это позволило непрерывным образом проследить за пове-
дением электропроводности от состояний малой плотности, где “ра-
ботают” плазменные модели [170, 171, 174-176], до области полу-
ченных динамическим сжатием жидкого ксенона конденсированных
плотностей, в которой ударная сжимаемость описывается зонной
теорией твердых тел [180], а электропроводность подчиняется полу-
проводниковым моделям [177].
Полученная совокупность экспериментальных данных
(рис. 2.24) определенно указывает на занижение измеренных значе-
ний электропроводности по сравнению с теорией Спитцера [169], в
то время как более строгие теории [170, 171] предсказывают увели-
чение проводимости с ростом кулоновского взаимодействия. Коли-
чественное расхождение между данными различных групп экспери-
ментов на рис. 2.24 связано как с особенностями поведения высоко-
температурной плазмы, так и с фактическим несоответствием пер-
вичных данных и трудностями выделения кулоновской компоненты
в слабоионизованной плазме. Последнее обстоятельство является
наиболее характерным для экспериментов со щелочными металла-
ми [181], где вклад нейтральных частиц особенно велик ввиду боль-
ших сечений рассеяния электронов на атомах в основном и возбуж-
денном состояниях и недостаточной степени ионизации. Эти эффе-
кты приводят к неопределенности выделения кулоновской компо-
ненты электропроводности из результатов низкотемпературных из-
мерений [181], достигающей сотен процентов (см. стрелки на
рис. 2.24).
Благодаря использованию мощных взрывных волн была по-
лучена [172, 173, 178] плазма с высокой степенью ионизации, для
которой отсутствует проблема выделения кулоновской компонен-
ты. Это существенно упростило интерпретацию экспериментов,
уменьшив неопределенность в термодинамическом составе и сече-
ниях некулоновских элементарных процессов. Полученные дина-
мическими методами результаты можно условно разделить на
низкотемпературные (Т 2 - 104 К) [172, 173] и высокотемпера-
134
турные (Т 2 • 104 К) [178] данные. При этом низкотемператур-
ные данные соответствуют экстремально высоким значениям
плотности р ~ 4 г/см3, которые близки к границе вырождения
электронной компоненты, и при которых реализуется сильное ку-
лоновское взаимодействие Г ~ 5-ИО, а в высокотемпературной об-
ласти возникает плазма с развитой однократной и двукратной ио-
низацией. Рис. 2.24 показывает, что полученные на различных ве-
ществах (аргон, ксенон, неон, воздух) результаты согласуются ме-
жду собой и позволяют проследить влияние кулоновского взаимо-
действия на электропроводность в широком и непрерывно меняю-
щемся диапазоне параметров неидеальности Г ~ 0,З-г-5,0 и темпе-
ратур Т~(1+10) 104 К.
Уменьшение электропроводности неидеальной плазмы по срав-
нению с данными асимптотических теорий может быть вызвано
возрастанием сечений кулоновских столкновений по сравнению с
результатами теоретических оценок, которые при Г 1 предсказы-
вают аномально малые 108 см) радиусы экранирования. По-види-
мому, в неидеальной плазме происходит перенормировка взаимо-
действия, и радиус корреляции зарядов оказывается порядка межча-
стичного расстояния [172] подобно тому, как это имеет место в ме-
таллах 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 учитыва-
лись в заимствованном из теории жидких металлов и полупроводни-
ков приближении Займана [182], а рассеяние зарядов рассчитыва-
лось в борновском приближении с экранированным кулоновским
потенциалом. В т-приближении [182] для электропроводности спра-
ведливо выражение
с- -FJ -----------—, (2.12)
Зу/mnJ о nra(x) + Ly(Z7.)nf/x)
j
где Zj - заряд j-ro иона, Е, - активность, связанная в рамках кольце-
вого дебаевского приближения с концентрацией электронов пе соот-
ношением ^ = Mf(l + y/2)_|, а х = е/(кТ) [183]. Частота столкно-
вений электрона с ионами вычисляется в приближении Займана
[177, 182]:
/у 1 4е/с2
oti/2p372- J 1^(?)12а,(?)Л.
1071 Е q
где для структурного фактора а, и форм-фактора псевдопотенциала
Uj{q) использованы выражения, следующие из дебаевского прибли-
135
жения:
4nZ е2
^-7^’
4^^)
Щ?2+Хо)
(2.13)
Тогда
Vej
— ng4 72 I I
mzvi 1 iJ' 1
| ln(l + a,)-
aj zjba2j
1 + ot: (1 + a,)
где Ь =----—------ a = —о— Yn - магнитная проницаемость.
2(YZ2nk+ne) Ze2Xo
Полученные соотношения имеют правильную спитцеровскую
асимптотику при Г —» 0 и обладают приемлемыми экстраполяцион-
ными свойствами, не имея расходимостей и удовлетворительно опи-
сывая эксперимент вплоть до экстремально высоких значений пара-
метра кулоновской неидеальности.
Характерная особенность экспериментов с неидеальной плаз-
мой заключается в относительно низких температурах Т 4 104 К,
так как эти опыты ориентированы на получение развитой кулонов-
ской неидеальности, которая с ростом температуры падает. Исполь-
зование кумулятивных ударных труб и эффектов отражения удар-
ных волн от преград позволило продвинуться [ 178] в область экстре-
мально высоких температур и получить сильноразогретую много-
кратно ионизованную плазму с развитой кулоновской неидеально-
стью Г ~ 1+5. Электрофизические свойства такой плазмы оказались
в значительной мере неожиданными и противоречащими существо-
вавшим ранее моделям [184]. Результаты высокотемпературных
экспериментов [178] свидетельствуют об отсутствии подобия куло-
новской компоненты неидеальной плазмы (безразмерная электро-
проводность высокотемпературной плазмы (см. рис. 2.24) оказыва-
ется меньше, чем для высокотемпературной при тех же значениях
кулоновской неидеальности Г). Этот результат находится в качест-
венном противоречии с моделями [185, 186], предельно упрощаю-
щими описание близких столкновений в плазме путем принудитель-
ного ограничения минимального прицельного расстояния тепловой
дебройлевской длиной волны электрона и предсказывающими про-
тивоположную зависимость приведенной электропроводности от
температуры.
Анализ высокотемпературных экспериментов [178] показыва-
ет, что причиной этого эффекта является некулоновский характер
рассеяния электронов высоких энергий на тяжелых ионах. Действи-
тельно, с ростом температуры амплитуда кулоновского рассеяния
fk = е2/(кГ) убывает и оказывается сравнимой с характерными раз-
мерами ионов ахе ~ 4А, так что высокоэнергетические электроны
проводимости при своем рассеянии могут подходить достаточно
136
близко к ядру, где потенциал взаимодействия уже не является чисто
кулоновским и оказывается искаженным внутренними электронны-
ми оболочками. В этой окрестности ядра потенциал -Zelr (Z - заряд
ядра) является более сильным, чем внешний ионный потенциал
-Z'elr (Z.' - кратность ионизации), что приводит к увеличению сече-
ния рассеяния и, следовательно, к наблюдаемому в опытах относи-
тельному уменьшению электропроводности (см. рис. 2.24). Обстоя-
тельством, благоприятствующим проявлению этого эффекта в не-
идеальной плазме, является экранировка, уменьшающая внешний
ионный потенциал.
Для описания эффекта некулоновского рассеяния в [178] была
использована псевдопотенциальная модель, в которой проводи-
мость вычислялась в приближении Фроста, а электрон-ионное взаи-
модействие описывалось эффективным парным потенциалом, учи-
тывающим наличие ионного остова:
(2.14)
1,8Z4'3 е2 I кТ
=--------> а~----• Рд=,--------г-
Z-Z; h D \8-nne2
При малых г этот потенциал совпадает с потенциалом Томаса-
Ферми
_ Ze2 l,8Z4/3e2
<₽9" г ~ (Z-Z,)a0'
а при г Р-1 переходит в дебаевский. Потенциал (2.14) использовал-
ся при численном решении уравнения Шредингера для радиальной
части волновой функции с последующим расчетом транспортных
сечений рассеяния методом парциальных плоских волн (использова-
но до 50 фаз), что позволило описать установленный в эксперимен-
тах (см. рис. 2.24) эффект расслоения изотерм электропроводности
высокотемпературной плазмы.
2.3. Развитие неустойчивости Рэлея-Тейлора
в цилиндрических взрывах
Взрывные течения широко применяются в физических экспери-
ментах и технических приложениях. Исследования сферических и ци-
линдрических взрывов выполнены в классических теоретических ра-
ботах [152, 162, 187-191] и многочисленных лабораторных и полигон-
ных экспериментах. Скоростное фотографирование расширяющихся в
окружающий газ продуктов взрыва, проводимое практически во всех
экспериментах, указывало на турбулизацию излучающего слоя газа,
137
движущегося вслед за головной ударной волной. На это явление либо
не обращали внимание, либо связывали его с начальной объемной не-
однородностью заряда ВВ. С появлением в 1977 г. теоретической рабо-
ты [192] стало ясно, что одной из основных причин наблюдаемых неод-
нородностей взрывного течения может быть развитие гидродинамиче-
ской неустойчивости Рэлея-Тейлора (НРТ) на контактной границе ме-
жду ударно-нагретым газом (УНГ) и расширяющимися продуктами де-
тонации. Проникновение сравнительно холодных ПД в УНГ наиболее
заметным образом проявляется в уменьшении интегрального светово-
го потока, излучаемого взрывной волной, и в резком падении электро-
проводности 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 оказа-
лись наиболее удобными для исследования НРТ, оно характеризуется
меньшей степенью расширения, чем сферическое, однако в цилиндри-
ческом потоке сравнительно просто осуществляется комплексная ди-
агностика. Поэтому ниже описаны результаты экспериментов с цилин-
дрическим 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 опере-
жения струями ПД фронта головной ударной волны. Впервые экспе-
риментально обнаружена и изучена возвратная (обращенная к цент-
ру) ударная волна. Исследовано реальное распределение массовой
плотности в головной зоне течения, охваченной НРТ, что не удава-
лось надежно установить современными вычислительными метода-
ми. Изучено влияние на турбулизацию головной зоны потока вторич-
ной ударной волны, идущей по ПД от центра и догоняющей головную
волну взрывного течения на поздних стадиях расширения (для цилин-
дрического взрыва на калибрах расширения более 20). При исследо-
вании среднего электросопротивления турбулизованной плазмы по-
казано, что заметное влияние ионизирующейся присадки, вносимой в
заряд ВВ, связано с развитием (в головной зоне турбулентно-переме-
шанных УНГ и ПД) мелкомасштабных мод неустойчивости с длиной
волны порядка долей миллиметра, что приводит к прогреву первона-
чально холодных продуктов детонации, содержащих присадку и ок-
руженных 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-
138
Рис. 2.25. Покадровая скорост-
ная фотосъемка камерой ВФУ
цилиндрического потока (вид
вдоль оси)
Аргон. р0 = 13 кПа, z0 = 2 см,
r3 = 1 см. Между кадрами 0,5 мкс
(крайний правый ряд задиафрагми-
рован больше других)
Рис. 2.26. Расчетные зависимо-
сти параметров при цилиндриче-
ском расширении продуктов ре-
альной детонации без учета не-
устойчивости Рэлея-Тейлора
Время от начала процесса
30 мкс, r3 = 1 см
ющегося плазменного кольца (рис. 2.25). Они являются следствием
развития одной из гидродинамических неустойчивостей - неустой-
чивости Рэлея-Тейлора - на границе раздела сред с разной плотно-
стью при движении с ускорением [193, 194]. Во взрывных течениях
это явление развивается за единицы микросекунд и формирует в ко-
нечном счете область мелкомасштабной турбулизации ударно-на-
гретой плазмы и продуктов детонации.
На рис. 2.26 приведен характерный результат численного рас-
чета с учетом реальной детонации, выполненного по методике
139
[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 тем-
ператур по обеим сторонам от КП плотность газов различается в
10-100 раз. В холодных продуктах детонации вблизи КП обнару-
живается 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 счет-
ной ячейки. Эта волна ранее была замечена в расчетах сфериче-
ских взрывов в [187, 188]. В линейных взрывных течениях ВУВ об-
наружена при аналитическом расчете расширения ПД в разрежен-
ный газ в [196]. Таким образом, головная зона взрыва ограничена
с внутренней стороны течения возвратной ударной волной, рас-
пространяющейся к центру по ПД.
В цилиндрическом случае для заряда ВВ радиусом 1 см на ради-
усе около 12 см область газа, сжатого ВУВ, имеет радиальный раз-
мер около 1 см, тогда как размер ударно-нагретого газа достигает
4 см (см. рис. 2.26). Скорость win движения ВУВ относительно КП со-
ставляет 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, попа-
дая 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 го-
ловной ударной волны, также постепенно замедляется.
Итак, существуют три поверхности разрыва плотности потока:
фронт головной УВ, контактная поверхность и фронт ВУВ. На пер-
вых 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 не бу-
дем обсуждать устойчивость фронта ударных волн. По этому вопро-
су имеются противоречивые теоретические и экспериментальные
данные.
Неустойчивость Рэлея—Тейлора возникает в большинстве не-
стационарных физических явлений, когда жидкости или газы под-
вержены воздействию объемной силы, направленной по нормали к
поверхности их раздела. В реальных условиях на развитие НРТ ока-
зывают влияние сжимаемость, вязкость и теплопроводность сред и
нестационарность режима ускорения. Впервые неустойчивый харак-
тер равновесия жидкостей был отмечен Рэлеем [193] при объясне-
нии природы образования морских волн. Через полвека после пио-
нерских работ Рэлея более детальное исследование этих явлений
140
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 задача-
ми 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]. Экспери-
ментально НРТ изучалась при торможении в воздухе металличе-
ских 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 различно-
го рода явлениях и технических процессах, число эксперименталь-
ных исследований этого явления весьма ограничено [219—222,
267-269]. Одна из последних монографий, связанная с рассматрива-
емыми проблемами [270], содержит гидродинамическую теорию
турбулентного перемешивания, обобщает многие результаты ис-
следований и содержит обширную библиографию.
Во взрывных течениях НРТ практически не исследовалось экспе-
риментально. 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 рас-
четных работ [192, 195, 275-282]. В частности, авторы [195] впервые
показали, что наличие возвратной ударной волны является определяю-
щим для развития НРТ, ограничивая диапазон длин волн неустойчиво-
сти сверху. Практические потребности разработки взрывных МГД-ге-
нераторов инициировали проведение параллельно указанным расчет-
ным работам серии экспериментальных исследований [51, 55, 283], ос-
новные результаты которых излагаются в данной главе.
Согласно классической формуле Чандрасекхара [284], для на-
чальных стадий расширения цилиндрического взрыва оценка наибо-
лее неустойчивой моды НТР = 4ng-|/3v2/:i (g - замедление головной
зоны, v - кинематическая вязкость) дает значение менее 0,1 мм, что
по порядку величины совпадает с дисперсностью используемых заря-
дов ВВ. Для инкремента нарастания неустойчивости получается со-
ответственно gm = 0,4g2^~iri ~ 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 gt = v2 / Z3 = 106 м/с2, которое характе-
ризует 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]
141
Продукты детонации
Рис. 2.27. Схема образования зоны турбулентного перемешивания (1) ударно-
нагретого газа (2) и продуктов детонации (3) во взрывных течениях [195]
4 - расчетное положение контактной поверхности, 5 - нижняя граница турбулент-
ной 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 А = Ат.
Этот процесс иллюстрирует рис. 2.27. Он построен на основе
разработанных в [195] представлений о динамике НРТ, получивших
частичное подтверждение в описанных далее опытах. Эксперимен-
тально не удалось исследовать самые начальные стадии процесса,
соответствующие примерно стадиям 1]—г6 на рис. 2.27. Момент вре-
мени соответствует начальной, линейной стадии с указанной вы-
ше минимальной длиной волны Ат = 0,1 мм. Момент Г2 соответству-
ет развитию нелинейной стадии, когда “всплывающие пузыри”
ударно-нагретого газа сливаются друг с другом, оставляя за собой,
внутри зоны УНГ, локальные образования продуктов детонации
(момент г3). При этом происходит двукратное увеличение длины
волны неустойчивости. Холодные ПД в локальных образованиях
быстро перемешиваются с горячей плазмой УНГ, образуя зону мел-
142
комасштабной турбулизации (момент г4). Далее процесс периодиче-
ски повторяется, и зона мелкомасштабной турбулизации (ЗМТ) рас-
ширяется (г5-/|0), 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* ~ FrJgf^,
где /, - характерный размер пузырей, Fr - число Фруда (при перепа-
де плотностей на контактной поверхности порядка 10 величина
Fr ~ 0,3). Скорость н,+ определяет верхнюю границу Дг+ области
турбулентного перемешивания. Из работ [195, 278] следует, что Аг+
растет во времени ускоренно: Аг+ = 0,5<?+ + g(t)t2 = а + r(t), 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 /,f = а+ Fr 2 g(t)t2 получаем
/, - Лг+. Таким образом, средний размер /, пузырей УНГ, “всплыва-
ющих” в продукты детонации (рис. 2.27), по порядку величины бли-
зок к среднему размеру Аг+ зоны перемешивания УНГ и ПД (отсчет
/, ведется от начального положения контактной поверхности Аг+).
В некоторый момент времени t, ] “всплывающие пузыри”, фор-
мирующиеся в зоне мелкомасштабной турбулизации, достигнут
фронта возвратной ударной волны. При этом режим свободного пе-
ремешивания нарушается и устанавливается впервые указанный в
[195] квазистационарный режим с автоматической регуляцией вели-
чины моды неустойчивости на уровне А ~(uin)2 1g. где н1П - ско-
рость втекания ПД вВУВ, определенная в идеализированном расче-
те (см. рис. 2.26). “Нижняя” граница зоны турбулентного пере-
мешивания расширяется согласно [195] в сторону УНГ по закону
Дг_(0 ~ a_r(t) (см. рис. 2.27). Таким образом, общая протяженность
зоны мелкомасштабного турбулентного перемешивания УНГ и ПД
есть Дг(1) = Дг+(0 + Ar (z) = (а+ + a. т.е. она однозначно связана с
радиусом расширения взрыва.
Для экспериментов с МГДВ-генераторами цилиндрического ти-
па оценки дают следующие значения параметров НРТ для радиуса
взрыва г = 10 см при радиусе заряда r3 = 1 см: длина волны моды ав-
торегуляции А* ~ 0,5 см (для аргона с давлением 105 Па), область тур-
булентно-перемешанных УНГ и ПД Ar ~ 1 см; время достижения
струями ПД фронта ударной волны (момент /ц-г12 на рис. 2.27) со-
ставляет около 20 мкс. Таким образом, теоретические разработки
показали, что во взрывных течениях развитие НРТ должно приво-
дить 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 тече-
ния, охваченного НРТ, производилось на установке, структурная схе-
143
ма которой повторяла схемы цилиндрических МГДВ-генераторов
Т-2 и Т-4 (см. гл. 1) [286, 287]. Расстояние между прозрачными торце-
выми плоскостями, образующими канал, менялось в пределах от 1,5
до 10 см в соответствии с длиной используемого заряда ВВ. Радиус за-
ряда 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 помо-
щью 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 высоко-
скоростных камер ВФУ-1 (в ряде экспериментов использовались
фоторегистратор ЖЛВ-2 и теневая подсветка течения от импульс-
ного источника ЭВ-45); для изучения объемной структуры течения
использовалась синхронная съемка с двух направлений — по оси те-
чения и навстречу;
- измерение давления на заданных радиусах (70, ПО, 150,
200 мм) с помощью пьезоэлектрических датчиков давления с вре-
менным разрешением не хуже 0,2 мкс;
- измерение зависимости распределения массовой плотности по-
тока на заданном радиусе от времени по поглощению рентгеновско-
го излучения с временным разрешением до 0,5 мкс;
- измерение радиальной протяженности электропроводной зо-
ны с помощью двойного электрического зонда с временным разре-
шением до 0,5 мкс;
— измерения электропроводности головной зоны течения с по-
мощью четырехточечного электрического зонда по методике, опи-
санной в [288].
Начальное давление рабочего газа (аргон, воздух) варьирова-
лось от 650 Па до атмосферного. Исследовались цилиндрические те-
чения с отношением радиуса взрыва к радиусу заряда (калибром) до
35. Замедление контактной поверхности, полученное по результа-
там фотосъемки течения, оказалось в среднем на 25% ниже расчет-
ного (см. рис. 2.26).
Измеренный профиль давления в целом соответствовал расчетно-
му, но его амплитуда составляла 0,8 от расчетного значения при по-
грешности 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-
144
4
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
1 — фронт головной ударной волны, 2 - расчетное положение контактной поверхно-
сти, 3 — расчетное положение возвратной ударной волны в ПД, 4 - струи продуктов дето-
нации, пронизывающие плазму. Аргон, р0 = 13 кПа, калибр расширения - 12, время экс-
позиции кадра 1 мкс, z0 = 2 см
Рис. 2.30. Изменение длины X* моды са-
морегуляции НТР в зависимости от на-
чального давления рабочего газа
Радиус ударной волны - 10 см, г3 = 2 см,
z0 = 2 см, треугольники - эксперимент;
сплошная линия - оценка по формуле
X' = (uin)2/g с использованием результатов
идеализированного газодинамического рас-
чета
1про[13О Па]
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 впе-
ред. Количество струй ПД постоянно от опыта к опыту при фиксиро-
ванных 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
145
Воздух, 50 кПа
6
3
I
4
5
2
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 поверхно-
сти, 3 — расчетное положение возвратной УВ в ПД; Дтунг — область ударно-нагретого
газа (с крупномасштабными неоднородностями X* ~ 1 см); Дг^ - область мелкомасштаб-
ного турбулентного перемешивания с размером неоднородностей порядка 1 мм
Рис. 2.32. Фоторегистрация цилиндрического взрывного течения со струями,
опередившими фронт УВ (г3 = 2 см, z0 = 4 см, экспозиция кадров 1 мкс)
а - р0 = 13 кПа, Г] = 12 мкс, калибр г/г3 = 10; 6 - р0 = 13 кПа. г, = 18 мкс, калибр 12.
1 - фронт головной ударной волны. 2 - результат взаимодействия струй ПД с ударно-нагре-
тым газом, 3 - струи ПД, обогнавшие фронт головной ударной волны (становятся различи-
мыми при ударе об обечайку канала); 4Л - 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 эксперимен-
та затруднено. Путем специальной обработки фотопленок удалось за-
фиксировать слои турбулентно-перемешанных ПД и УНГ (рис. 2.31) и
проследить их развитие во времени. Обработка фотоснимков показа-
ла, что характерный размер неоднородностей в этой зоне мелкомас-
штабной турбулизации составляет около 1 мм. Суммарный.размер “чи-
стого” УНГ и зоны перемешивания превосходит расчетный размер
слоя УНГ. Экспериментальный размер турбулентной зоны удовлетво-
рительно согласуется с оцененным по формуле Дг(() = (а+ + а_)г(0 при
(а+ + а.) ~ 0,6. Изложенные результаты показывают, что представлен-
ные в [195] данные о скорости развития турбулентной зоны находят
удовлетворительное экспериментальное подтверждение.
146
Рис. 2.33. Теневая съемка струй продук-
тов детонации при р0 = 1,3 кПа (л) и
13 кПа (6)
1 — фронт головной ударной волны,
2 - граница турбулентной зоны, 3 - струи ПД,
движущиеся сквозь УНГ. 4 - струи ПД, обогнав-
шие фронт УВ (диаметр окна подсветки 80 мм)
Рассмотрим эксперименталь-
ные данные о движении струй про-
дуктов детонации, формирующих-
ся в результате развития моды ав-
торегуляции. Струи ПД в процессе
своего развития могут полностью
пронизывать слой УНГ и, более
того, обгонять фронт ударной вол-
ны. Явление демонстрируется на
рис. 2.32, где отчетливо видны струи ПД (5), движущиеся впереди
фронта ударной волны. Они становятся различимыми при фоторе-
гистрации вследствие формирования на них косых скачков уплотне-
ния. Для наглядности на рис. 2.32 указано расчетное положение кон-
тактной поверхности (4) и волны сжатия ВУВ (5) в продуктах дето-
нации, находящихся в слабосветящейся зоне турбулентно-переме-
шанных ПД и УНГ.
Выход струй ПД перед фронтом ударной волны наиболее отчет-
ливо проявляется во взрывных течениях, инициированных зарядами
ВВ с меньшей скоростью детонации. В результате этого на малых
радиусах разлета имеет место большее замедление потока и, следо-
вательно, НРТ развивается быстрее и раньше выходит на режим ав-
торегуляции. Типичная скорость движения (по отношению к фрон-
ту головной ударной волны) струй ПД, вышедших перед фронтом
ударной волны, для начальных давлений рабочего газа (аргон, воз-
дух) 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 об-
ласть относительно низких давлений (менее 50 кПа) струи ПД обго-
няют фронт головной ударной волны практически при любых усло-
виях детонации ВВ. Опережение струями ПД фронта головной удар-
ной волны подтверждается фоторегистрацией процесса взаимодейст-
вия струй ПД с прозрачной преградой. При торможении на ней струи
ПД высвечиваются в виде круговых пятен с диаметром, меньшим ха-
рактерного размера X* ~ 1 см. Это свидетельствует также о струйном,
а не желобковом характере развитой неустойчивости. Еще одно под-
тверждение явлению обгона струями ПД фронта головной ударной
волны было получено с использованием теневой фотосъемки. При
детальном анализе снимков удалось зафиксировать поглощение эти-
ми струями излучения от источника подсветки ЭВ-45 (рис. 2.33). При
147
г, CM
Рис. 2.34. Диаграмма движения вторичной ударной волны, ее визуализация (Г),
сигнал двойного электрического фонда (//) и рентгенограмма поглощения (III)
1 - фронт головной УВ, 2 - расчетное положение КП. 3 — внутренняя граница тур-
булентной зоны, 4 — вторичная УВ, распространяющаяся по зоне турбулентного переме-
шивания. Время экспозиции кадра 1 мкс. Режим: заряд ВВ - 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, вклю-
ченного 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, эксперимен-
тально было установлено неизвестное ранее явление обгона струя-
ми ПД, формирующимися в результате развития моды авторегуля-
ции НРТ, фронта головной ударной волны.
Сформулируем некоторые выводы о развитии НРТ во взрыв-
ных течениях.
Экспериментальные исследования, описанные в данном пара-
графе, показали, что возмущения светящегося кольца плазмы яв-
ляются результатом прихода в эту область струй продуктов дето-
нации. Установлено, что струи ПД полностью пронизывают плаз-
му и достигают фронта головной ударной волны, а при давлениях
рабочего газа (аргон, воздух) =£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, соответствую-
щих моде авторегуляции НРТ, является снижение скорости движения
головной ударной волны из-за ослабления интенсивности толкающе-
го поршня ПД, обусловленного проникновением газа ПД через кон-
тактную поверхность. Развитие неустойчивости Рэлея-Тейлора во
взрывных течениях приводит к интенсивному турбулентному переме-
шиванию плазмы и продуктов детонации и образованию области тур-
булизованной плазмы с одновременным прорывом узкими струями
продуктов детонации фронта головной ударной волны, что сущест-
венным образом влияет на характеристики МГДВ-генератора.
На поздних стадиях расширения, когда радиус КП становится
сравнимым с классическим радиусом остановки ПД [162], была об-
наружена и исследована вторичная волна сжатия, распространяю-
щаяся по продуктам детонации от центра. При атмосферном дав-
лении эта волна догоняет головную зону взрывного течения на ка-
либре 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 све-
чения. 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 электропро-
водность головной зоны взрыва вследствие дополнительного сжа-
тия газа, что особенно проявляется при использовании легкоиони-
зирующейся присадки.
2.4. Плотность газов
в головной зоне цилиндрического взрыва
В соответствии с выводами п. 2.3, где представлены расчетные и
экспериментальные данные о динамике развития НРТ, должно на-
блюдаться существенное отклонение реальных параметров газа в
головной зоне взрывного течения от результатов идеализированно-
го газодинамического расчета. Теоретическое описание развития
НРТ [195], используемое в настоящей работе для объяснения ре-
зультатов эксперимента, базируется на расчетных данных о распре-
делении плотности в головной зоне течения. Наблюдаемую в экспе-
рименте моду саморегуляции НРТ с длиной волны V = 1 см удается
объяснить в рамках представлений о существовании ВУВ [195]. Эта
волна, как уже указывалось, отчетливо фиксируется в газодинами-
ческих расчетах сферических [191, 289] и цилиндрических [47, 290,
291] взрывных течений даже при малых давлениях окружающего
149
газа. В [196] установлено, что ВУВ должна формироваться также и
в плоском взрывном течении. Вместе с тем экспериментальные дан-
ные, подтверждающие реальное существование ВУВ, нам неизвест-
ны. При импульсной рентгенографии плоских взрывных течений
[292] возвратная ударная волна не была обнаружена. Для цилиндри-
ческих взрывных течений измерения распределения плотности по-
тока, 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, харак-
терный 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 возду-
хе 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 недоста-
точной). Снижение начального давления воздуха ниже 50 кПа в ка-
налах с z0 = 10 см приводило к уменьшению поглощения и снижению
отношения сигнал-шум. Увеличение массового коэффициента по-
глощения путем снижения напряжения на трубке также снижало от-
ношение сигнал-шум до предельных значений. Оптимальные усло-
вия работы рентгеновского излучателя подбирались опытным пу-
тем. Оптимальное напряжение на трубке для воздушной плазмы со-
ставило 6-7 кВ, а для плазмы аргона 8-9 кВ. Погрешность измере-
ния 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 ре-
зультатами статической градуировки массовый коэффициент по-
глощения в аргоне при заданной энергии рентгеновского излучения
в 20-23 раза превышает соответствующий коэффициент в воздухе.
Массовый коэффициент поглощения в ПД в пределах точности та-
рировки (15%) равен массовому коэффициенту поглощения в возду-
хе. Это означало, что в режимах с аргоном поглощать рентгенов-
ское излучение будет практически только ударно-сжатый аргон, по-
скольку 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
150
p IO3, г CM-3 pmaA = 2,5 - 1(Г2 г см“3
Ртах = 4,3 • 1О"2 Г СМ-3
Рис. 2.35. Рентгенограммы поглощения в плазме аргона, результаты их обра-
ботки (/) и расчетные зависимости плотности без учета НРТ (2) и с учетом
НРТ (3) [286]
До — граница зоны электрической проводимости (по сигналам двойных ионизацион-
ных 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 ре-
зультаты обработки типичных сигналов поглощения рентгеновско-
го излучения и результаты идеализированного расчета из работы
[51], выполненной по методике, изложенной в [48]. В связи с неко-
торым различием расчетных и экспериментальных данных по ско-
рости 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 ударно-
сжатого аргона непосредственно за фронтом головной ударной вол-
ны в пределах погрешности измерений совпадает с расчетным зна-
чением (степень сжатия аргона 3,3 ± 0,7 при скорости фронта
2,8 км/с). Длительность фронта изменения плотности (= 1,5 мкс) в
151
О 32 36 40 44 48 52 t, мкс
Рис. 2.36. Рентгенограммы поглощения в плазме воздуха, результаты их обра-
ботки (/) 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 проводимо-
сти (по сигналам двойных ионизационных зондов); КП' - реальное положение контакт-
ной поверхности. Калибр 13,5 и 22, z0 = 10 см; заряд ВВ - ТЭН, г, = 1 см, р0 = 100 кПа, на-
пряжение иа трубке 7 кВ
головной ударной волне соответствует измерениям давления и све-
чения. Более быстрое падение измеренной плотности по сравнению
с расчетным объясняется наличием турбулентного перемешивания
ПД и УНГ. Это приводит, в частности, к увеличению протяженно-
сти зоны электропроводности до точки Д0, определенной по сигна-
лам двойного электрического зонда с погрешностью 3 мкс или
4-6 мм. Точку Ас можно считать внутренней границей зоны турбу-
лентного перемешивания УНГ и ПД. Из рис. 2.35 следует также сов-
падение (с учетом реальной скорости головной зоны течения, кото-
рая несколько меньше расчетной в пределах погрешности измере-
ний) размера турбулентной зоны, определяемого по наличию элек-
тропроводности, с расчетным расстоянием от головной ударной
волны до ВУВ.
При начальном давлении аргона 100 кПа наблюдается увеличе-
ние времени нарастания сигнала плотности на 2—3 мкс, что объясня-
ется неоднородностью фронта головной ударной волны, вызванной
развитием моды саморегуляции X* и проникновением струй ПД не-
посредственно до фронта УВ. Абсолютное значение плотности на
фронте головной ударной волны, измеренное в этом режиме, не-
152
сколько ниже расчетного. Расхождение объясняется проникновени-
ем ПД до фронта головной ударной волны и значительным охлаж-
дением УНГ. Это приводит к снижению реализуемой степени сжа-
тия до значения 2,6 ± 0,6. Протяженность электропроводной зоны
(точка <4О) в этом режиме в пределах погрешности измерений так-
же совпадает с расчетным расстоянием между ударными волнами,
ограничивающими головную зону взрывного потока.
Таким образом, в цилиндрических взрывных течениях наблюда-
ется отличие абсолютных значений плотности газа непосредствен-
но за фронтом ударной волны от расчетных значений. В направле-
нии контактной поверхности имеет место быстрое снижение плот-
ности плазмы и увеличение ее протяженности по сравнению с ре-
зультатами идеализированного газодинамического расчета. Эти
расхождения вызваны турбулентным перемешиванием УНГ и ПД
из-за развития НРТ на контактной поверхности.
Одной из целей измерения распределения массовой плотности по-
тока было непосредственное обнаружение ВУВ. Наглядным доказа-
тельством наличия такой волны в цилиндрическом взрывном течении
могло быть обнаружение в экспериментах скачка плотности, ограни-
чивающего головную зону течения с внутренней стороны, т.е. со сто-
роны 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 наблю-
дать существенное отличие характера сигналов поглощения на воз-
духе от сигналов поглощения на аргоне. Результат обработки ос-
циллограмм представляет собой суммарную плотность УНГ и ПД.
Выделить поглощение излучения ударно-нагретым воздухом из это-
го сигнала не представляется возможным, поэтому можно лишь
приближенно восстановить профиль плотности ударно-сжатого воз-
духа по аналогии с профилем ударно-сжатого аргона (см. рис. 2.35).
За границу зоны ударно-сжатого воздуха можно выбрать точку Ла,
соответствующую границе зоны электропроводности. Результатом
такого восстановления является кривая 3 на рис. 2.35. За абсолют-
ное 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 значе-
ния для УВ. Используя эти данные, можно оценить реальное поло-
жение контактной поверхности. Отчетливо регистрируемый
затянутый на 1,5-2 мкс фронт ударной волны вызван его неоднород-
ностью из-за развития НРТ и, возможно, некоторым его искривле-
нием по высоте канала. Таким образом, однозначно идентифициро-
вать ВУВ при измерениях на калибре 13,5 не удается.
Для прямой регистрации ВУВ необходимо производить изме-
рения профиля плотности на больших (20-30) калибрах расшире-
153
ния, когда интенсивность ВУВ возрастает. Поэтому эксперимен-
тальные данные на малых калибрах расширения ПД лишь косвен-
но подтверждают наличие у контактной границы области сжатых
ПД. Действительно, ПД, проникающие через контактную поверх-
ность в область турбулентного перемешивания (косая штриховка
на рис. 2.36), поступили из области, расположенной между кон-
тактной поверхностью КП и точкой (верхняя граница турбу-
лентной зоны). При условном перенесении ПД из области переме-
шивания 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). Распреде-
ление плотности ПД в зоне перемешивания представлено линией
4. Оно близко к безразмерному профилю плотности тяжелой ком-
поненты в зоне перемешивания, получаемому в рамках теории
турбулентной диффузии [275].
При увеличении калибра расширения ПД до 22 при нормаль-
ном начальном давлении воздуха метод импульсной рентгеногра-
фии позволил отчетливо зарегистрировать ВУВ. Результаты об-
работки осциллограммы сигнала рентгеновского поглощения (см.
рис. 2.36) показывают, что на профиле суммарной плотности с
внутренней стороны головной зоны течения имеется разрыв, сов-
падающий в пределах погрешности измерений с внутренней гра-
ницей турбулентной зоны (точка А„) и скачком резкого падения
давления (см. далее рис. 2.38). Общая протяженность головной зо-
ны 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 по-
грешности совпадает с расчетным значением. При исследованных
давлениях рабочего газа и калибрах расширения от 10 до 25 основ-
ная часть ПД, находящихся в головной зоне потока, сосредоточе-
на ближе к контактной поверхности, где охлаждение плазмы УНГ
наиболее велико. В районе фронта головной ударной волны на та-
ких калибрах расширения масса продуктов детонации, проника-
ющих в УНГ, невелика (20-30%), и охлаждение плазмы здесь
выражено меньше.
Таким образом, выполненные измерения реального распределе-
ния плотности газов в головной зоне цилиндрического взрыва дока-
зали наличие возвратной ударной волны, сжимающей продукты де-
тонации 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 ударно-
нагретого газа через зону турбулентного перемешивания к зоне не-
возмущенного неустойчивостью Рэлея—Тейлора течения продуктов
детонации перед возвратной ударной волной.
154
2.5. Электропроводность плазмы
в цилиндрическиих взрывных течениях
Значение и распределение электропроводности в головной зоне
цилиндрических взрывных течений имеют определяющее значение
для создания эффективных МГДВ-генераторов дискового и ради-
ального типов.
Экспериментальные исследования были проведены с примене-
нием интегральных методов, дающих усредненные значения элект-
ропроводности плазменного образования (по индуцированным в
магнитном поле эдс и протекающему току), и локальных методов
(ионизационных и магнитных зондов, различающих неоднородно-
сти 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 ре-
зультатов известных экспериментов [14,292-294] и расчетов [13, 288,
295-297], должен был бы составить в воздухе 40-300 (Ом м)-', а в ар-
гоне и ксеноне - (2-10) • 103 (Ом • м)-1. В работе [55] для указанного
диапазона начальных параметров получены оценки параметра плаз-
менной 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 ре-
зультаты - она оказалась на 1-3 порядка меньше расчетной. В каче-
стве примера на рис. 2.37 сплошными линиями показаны характер-
ные для генератора Т-2 измерительные сигналы (заряд ВВ без лег-
коионизирующейся присадки). Рассчитанная по этим данным сред-
няя электропроводность составила для аргона всего около 10 (Ом м)1
при расчетном значении 4 • 103 (Ом м)-1. В ксеноне измеренные значе-
ния иэф составили всего 10 (Ом • м)-1, в воздухе — около 1 (Ом м)_|.
Были проведены оценки возможного влияния на электропровод-
ность излучения и ионизационной релаксации. В [55] с использовани-
ем методики, предложенной в [107], и с привлечением известных экс-
периментальных и расчетных данных [26, 54, 298-313] показано, что
вследствие радиационных потерь электропроводность может умень-
шиться в 2-3 раза в аргоне и в 8-10 раз в ксеноне. Таким образом,
учет радиационных потерь не объясняет полностью расхождение из-
меренных и расчетных значений электропроводности. Оценки иони-
зационной релаксации показали также, что лишь в опытах с аргоном
при сравнительно малых давлениях (< 1,3 кПа) можно ожидать за-
держку ионизации до 2 мкс, что соответствует расстояниям от фрон-
155
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, /тах = 60 А, 2 - режим с присадкой, 7maj = 4кА; Аг, р0 = 13 кПа, z0 = 2 см,
Во = 4 Тл; Дгунг = (dr dt) Д/, = 2 см, Дго = (drldt)t>d2 = 5 см
та головной ударной волны не более 1,5 см (при протяженности УНГ
около 3 см). При этом наличие примесей воздуха должно еще умень-
шить время ионизационной релаксации.
Как стало ясно после проведения исследований, изложенных в
п. 2.3 и 2.4, основной причиной наблюдаемого снижения электро-
проводности является неустойчивость Рэлея—Тейлора. Первые
сведения о наличии зоны мелкомасштабной турбулизации и о пе-
ремешивании в этой зоне ударно-нагретого газа с продуктами де-
тонации были получены в опытах с легкоионизирукицейся присад-
кой. Было отмечено, что введение присадки в количестве от 0,1 до
5% во всех исследованных режимах существенно изменяет сред-
нюю электропроводность взрывного течения, а при отсутствии
магнитного поля не оказывает заметного влияния на светимость,
скорость, давление и плотность потока. Характерные сигналы, от-
ражающие электропроводность взрывного потока с присадкой
156
Рис. 2.38. Фотография фрагмента ци-
линдрического взрывного течения и ти-
пичные сигналы пьезодатчиков давле-
ния и двойных электрических зондов
1 — фронт головной ударной волны; 2 -
граница зоны свечения; 3 - расчетное поло-
жение КП; 4 - расчетное положение ВУВ в
ПД. Калибр 15, г0 = 2 см, заряд ВВ - гексо-
ген, г3 = 1 см, аргон, р0 = 13 кПа
(см. рис. 2.37, штриховые кривые)
обнаруживают заметное ушире-
ние электропроводной зоны Дго
по сравнению с расчетной протя-
женностью зоны ударно-нагрето-
го газа Лгунг. В опытах без при-
садки размеры зоны электропро-
водности Дго и свечения УНГ пра-
ктически совпадали. В опытах с
присадкой Дго всегда превышала
ширину области свечения плаз-
менного потока, а сигнал произ-
водной индуцированного тока
значительно превышал сигнал в
отсутствие присадки (до двух по-
рядков).
Данные о средней электро-
проводности плазмы в головной
зоне взрывного течения были
подтверждены также сигналами
двойных и четырехточечных
электрических зондов, которые
позволили более подробно изу-
чить локальную структуру зо-
ны электропроводности Дго. На
рис. 2.38 представлен типичный сигнал двойного электрического
зонда. Для сравнения там же показаны сигнал пьезодатчика давле-
ния и фотография соответствующего фрагмента течения. Фронт
сигнала зонда имеет длительность не более 0,5 мкс и соответству-
ет длительности фронта головной ударной волны по измерениям
давления и светимости потока. Зона свечения совпадает с протя-
женностью сигнала зонда высокого уровня (участок а-б), а интер-
вал между фронтом головной ударной волны и фронтом возврат-
ной ударной волны совпадает с общей протяженностью сигнала
зонда (участок a-в). Отметим, что в области турбулентного пере-
мешивания (участок б~в) амплитуды сигнала двойного электриче-
ского зонда меньше.
157
Проведем оценку электропроводности по характерному сигна-
лу, представленному на рис. 2.38, без учета приэлектродных паде-
ний напряжения. Падение напряжения Д(/ между двумя проводника-
ми, помещенными в среду с электропроводностью и, определяется
по формуле из [288]: Д(/ = //(п<ууэл) (уэл - расстояние между провод-
никами). Ток / определяется по падению напряжения на эталонном
сопротивлении Ro - 5 Ом. Получаем и > 1ДпуэлК(Ди)~1.
Для области а—б получаем и ~ 100 (Ом м)-1, а для области б-в
5-8 (Ом - м)_|. Эффективная электропроводность для данного режи-
ма, измеренная по индуцированным ЭДС и току, равна
15-20 (Ом • м)-1. Таким образом, по измерениям с двойного электри-
ческого зонда можно рассчитывать общую протяженность зоны
электропроводности Дгс и протяженность ДгЕ зоны турбулентного
перемешивания. Поскольку общая протяженность ДгЕ зоны переме-
шивания плазмы УНГ и ПД, имеющей крупно- и мелкомасштабные
неоднородности, совпадает на калибрах более 10 с протяженностью
зоны электропроводности Дгс, то дополнительные данные о разви-
тии последней здесь не приводятся.
В канале шириной z0 = 2 см удалось осуществить опыты, когда
на некоторые пары двойных зондов попадали струи ПД, соответст-
вующие моде саморегуляции X* ~ 1 см. Пары двойных зондов специ-
ально 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 соответст-
вии с фоторегистрацией попала струя ПД, обрывается практически
через 2 мкс после прохождения фронта головной ударной волны
(точка а), в то время как протяженность сигнала с зондов, находя-
щихся в области яркого свечения, соответствует протяженности а-б
головной зоны течения, определенной по соответствующему сигна-
лу пьезодатчика давления (см. рис. 2.38).
В связи с тем, что применение двухзондовой методики измере-
ний может приводить к погрешности вследствие образования вок-
руг электродов приэлектродных слоев, для более точного локаль-
ного измерения электропроводности был применен четырехточеч-
ный 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 че-
рез зонд, пренебрежимо мал по сравнению с полным током в среде.
Четырехзондовая методика (см. [292]) основана на идее разде-
ления функций токопроводящих и регистрирующих электродов.
Ток от автономного источника э.д.с. подводится к транспортным
электродам ОО’ (рис. 2.39). Значение транспортного тока опреде-
ляется по падению напряжения на шунте /?ш. Измерив MJAE меж-
ду потенциальными электродами, можно определить электропро-
водность [288, 292]. Зонды, устанавливаемые на диагностической
стенке, изготовлены из медной проволочки диаметром 0,1 мм, по-
158
G, (Ом • м) 1
240
200
160
120
80
40
0 12 14 16 18 г. мкс
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 на-
встречу потоку. Время установления транспортного тока не пре-
вышало 0,3 мкс. Расстояние ОО’ между транспортными электро-
дами выбиралось так, чтобы оно было меньше крупномасштаб-
ных неоднородностей в плазме. Расстояние между токовыми и по-
тенциальными электродами, равное 1 мм, значительно превыша-
159
ло размер приэлектродных слоев, совпадающих по порядку ве-
личины с дебаевским радиусом lO^-lO-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 опреде-
ления геометрического фактора была проведена тарировка в им-
пульсном режиме на растворе NaCl. Градуировка показала, что
погрешность метода составляет 40-50%. С учетом значительной
неоднородности плазмы во взрывном течении погрешность изме-
рений можно оценить в 50-70%.
Проведенные таким методом количественные измерения элект-
ропроводности плазмы в головной зоне цилиндрического взрывно-
го течения показали, что при давлениях аргона выше 13 кПа и ксе-
нона выше 3,3 кПа и при любых исследованных давлениях воздуха
ярко светящиеся участки головной зоны потока обладают вы-
сокой, сравнимой с расчетной электропроводностью. Это свиде-
тельствует 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 ре-
жима (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 • м)4 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) *. Таким образом, зарегист-
рированная 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 крупно-
масштабных разрушений УНГ на калибре 11,5 имеет протяжен-
ность около 1 см. Время ионизационной релаксации согласно оцен-
кам 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 перемешива-
ния 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 возду-
ха 50 кПа. Максимальная измеренная электропроводность состави-
ла ~100 (Ом - м) *, а в соответствии с расчетами [295], электропро-
водность должна иметь значение 60 ± 20 (Ом м)-1 при
и = 4,2 ± 0,1 км/с и Т ~ 6000 К. Таким образом, измеренное в экспе-
рименте максимальное значение электропроводности воздушной
160
плазмы в области, близкой к заряду, соответствует в пределах по-
грешности измерений расчетным значениям.
Длительность фронта проводимости (участок а-б сигнала) опре-
деляется движением УНГ по электродам длиной 4 мм. Область б-в со-
ответствует неразрушенному УНГ, область в-г - зоне перемешивания
ПД и УНГ. В этом режиме (воздух, 50 кПа, калибр 7) зона перемеши-
вания, как видно из рис. 2.39, невелика (== 1 см). Общая временная про-
тяженность зоны проводимости Дга равна 4,0 ± 0,5 мкс, что соответст-
вует 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 го-
ловной зоны течения и данные о развитии НРТ, полученные в п. 2.3
и 2.4, позволяют сделать ряд выводов о причинах уменьшения сред-
него значения электропроводности плазменного кольца во взрыв-
ном цилиндрическом течении. Как было показано, развитие НРТ
приводит к образованию турбулентной зоны, имеющей мелкомас-
штабные неоднородности ~1 мм, с одновременным проникновением
через зону мелкомасштабной турбулизации узких струй ПД, вызы-
вающих крупномасштабные разрушения слоя УНГ. Анализ резуль-
татов исследования НРТ и распределения электропроводности в го-
ловной зоне течения позволил установить, что в режимах без легко-
ионизирующейся присадки снижение электропроводности происхо-
дит в основном из-за развития зоны перемешивания УНГ и холод-
ных ПД, а также быстрого охлаждения потока в этой области.
Оценка с использованием данных о распределении плотности, пред-
ставленных в п. 2.4, показывает, что в аргоне и ксеноне температу-
ра должна падать примерно в 3 раза (т.е. до ~ 3000 -s- 6000 К), а в
воздушной плазме - в 2-2,5 раза (до ~ 3000 -н 4000 К). Сильное
снижение температуры в зоне перемешивания и приводит к резкому
уменьшению электропроводности.
Для установления степени влияния струй ПД на величину эффе-
ктивной электропроводности иэф были проведены сравнительные
измерения в каналах с z0 = 2 см и с0 = 10 см по измерениям индуци-
рованного тока при наложении диагностического осевого магнитно-
го поля до 4 Тл. Было установлено [56, 283], что при z0 = 10 см про-
исходит снижение <Уэф в 15-20 раз, а при z0 = 2 см - в 102 - 103 раз.
Это объясняется струйным характером развития моды саморегуля-
ции НРТ и меньшим влиянием торцевых стенок. В узком дисковом
течении струи ПД с V = 1 см могут перекрыть значительную часть
сечения канала, что вместе с развитием турбулентного перемешива-
ния приводит к сильному снижению оэф в направлении координаты
ср. Таким образом, в режиме без присадки основной вклад в эффек-
тивную электропроводность плазмы вносит ярко светящаяся об-
ласть, имеющая крупномасштабные разрушения, которые вызваны
струями ПД, соответствующими моде саморегуляции.
6. Взрывные генераторы...
161
Установление факта существования области турбулентного
перемешивания плазмы УНГ и ПД позволяет понять механизм ча-
стичного восстановления электропроводности плазмы смеси при
внесении в заряд ВВ легкоионизирующейся присадки. Присадка
CsNO3, вносимая на поверхность заряда, располагается в окрестно-
сти контактной поверхности. В процессе разлета она попадает в
холодные ПД, так как в результате развития НРТ образуется об-
ласть турбулентного перемешивания плазмы УНГ и ПД. Тем са-
мым присадка вносится в область турбулизованной плазмы. Из-за
малых характерных размеров микротурбулентностей (= 1 мм) про-
исходит быстрый подогрев ПД и установление температуры, дос-
таточной для заметной ионизации присадки. Основной вклад в эф-
фективную электропроводность в режимах с присадкой вносит
именно область турбулентного перемешивания УНГ и ПД. Следо-
вательно, в этом режиме на значение <уЭф не должны оказывать
влияние мода саморегуляции X* НРТ и ширина канала. Действи-
тельно, в режимах с присадкой получено одинаковое значение оЭф
для каналов z0 = 2 см и 10 см.
Представленные в этом разделе данные позволили понять про-
цессы разрушения электропроводного УНГ и восстановления сред-
ней электропроводности головной зоны взрывного течения в режи-
мах с присадкой за счет повышения электропроводности участка
мелкомасштабной турбулизации. В опытах с присадкой значения
оЭф составили для воздуха 102 (Ом м)-1, для аргона и ксенона
(3-4) • 102 (Ом м)1. Значения иэф для режимов с аргоном и ксено-
ном оказались примерно одинаковыми вследствие значительного
радиационного охлаждения ксенона в исследуемой области параме-
тров. 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)_|-
В заключение данной главы сформулируем основные выводы.
Эксперименты, проведенные в широком диапазоне начальных усло-
вий, 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 экспери-
ментальных результатов. Максимальный радиус каналов составлял
35 см, это обеспечило проведение исследований вплоть до затухания
течения продуктов детонации. Давление рабочего газа (воздух, ар-
гон, ксенон) изменялось от 260 Па до атмосферного. Применена
комплексная диагностика процессов, включающая визуализацию
течения, измерения давления, плотности плазмы и продуктов дето-
нации, измерение электропроводности потока. Временное разреше-
162
ние измерительных устройств было не хуже 0,5 мкс, что обеспечи-
вало также необходимое пространственное разрешение исследуе-
мых параметров. Были получены данные о скорости распростране-
ния взрывных потоков и замедлении головной зоны течения. По-
строены аппроксимационные зависимости для расчета кинематиче-
ских параметров потока. Обнаружено, что протяженность зоны
электропроводности заметно превышает область интенсивного све-
чения ударно-нагретого газа в головной зоне взрыва. Исследованы
проявления неустойчивости Рэлея-Тейлора в таких взрывных тече-
ниях. Было показано, что наблюдаемый характерный размер неод-
нородностей нельзя объяснить в рамках линейной теории развития
тейлоровских возмущений. Экспериментально подтвержден устано-
вленный ранее теоретически механизм формирования струй проду-
ктов детонации и их взаимодействия с ударно-нагретым газом. Экс-
периментально доказано, что структура области турбулентного пе-
ремешивания 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 турбу-
лентного перемешивания. На первом этапе ее протяженность рас-
тет пропорционально на втором - пропорционально t015. На
третьем этапе зона турбулентного перемешивания ограничивается
головной ударной волной и возвратной, обращенной к центру удар-
ной волной в продуктах детонации.
В результате экспериментов было доказано существование воз-
вратной ударной волны, ранее не регистрировавшейся в экспери-
ментах.
Экспериментально подтверждены также выводы теории о воз-
никновении предельной моды саморегуляции на определенном эта-
пе развития зоны турбулентного перемешивания при достижении
ею возвратной ударной волны. В результате развития моды саморе-
гуляции формируются устойчивые струйные течения продуктов де-
тонации сквозь область турбулентного перемешивания. Стала ясной
динамика струй продуктов детонации, соответствующих моде само-
регуляции. Видимые на фотографиях возмущения (затемнения) в
светящейся плазме являются струями продуктов детонации, достиг-
шими этой области. Они полностью пронизывают и зону мелкомас-
штабной 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 ско-
рости головной ударной волны. Плотность ударно-нагретого газа
непосредственно за фронтом головной ударной волны соответству-
ет расчетным значениям с погрешностью < 25%, а протяженность
6*
163
зоны, содержащей ударно-нагретый газ, существенно превышает
расчетное значение и фактически совпадает с расстоянием между
скачками давления и протяженностью зоны проводимости. Это свя-
зано с развитием неустойчивости Рэлея-Тейлора на контактной по-
верхности.
Экспериментально определены профили плотности продуктов
детонации и ударно-нагретого газа, перемешанных в зоне мелко-
масштабной турбулизации. На калибрах 10-20 область продуктов
детонации, сжатых у контактной поверхности в возвратной ударной
волне, отсутствует из-за развития в реальном течении неустойчиво-
сти Рэлея—Тейлора и возникновения обширной зоны турбулизации,
охватывающей все пространство между головной ударной волной в
окружающем газе и возвратной ударной волной в продуктах детона-
ции. Поэтому доказать реальность существования возвратной удар-
ной волны впервые удалось лишь в специально поставленных экспе-
риментах при высокой степени расширения взрывного потока.
В цилиндрических взрывных течениях электропроводность яр-
ко светящихся плазменных образований, соответствующих невоз-
мущенному ударно-нагретому газу, при давлении рабочего газа ар-
гона >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 вы-
сокой электропроводностью (невозмущенный ударно-нагретый газ)
отсутствует. Показано, что в ближней к заряду области при калиб-
рах 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 при-
садки снижение электропроводности происходит из-за развития об-
ласти турбулентного перемешивания ПД и УНГ. Эффективная
электропроводность в этом режиме определяется зоной ударно-на-
гретого газа, имеющей крупномасштабные разрушения, вызванные
струями продуктов детонации. В узком дисковом течении при шири-
не канала, близкой к длине моды саморегуляции ~1см, влияние не-
устойчивости Рэлея-Тейлора на величину эффективной электро-
проводности на порядок больше, чем в широких МГД-каналах. В ре-
жимах без легкоионизирующейся присадки характерные значения
<уЭф на 2-3 порядка меньше, чем в невозмущенном неустойчивостью
ударно-нагретом газе, и составляют около 1 (Ом • м)~* для цилинд-
рического взрыва в воздухе и около 10 (Ом • м) 1 в ксеноне и арго-
не. В режимах с присадкой оэф увеличивается до 102 (Ом • м)-1 в воз-
духе и до (3-4) 102 (Ом • м) 1 в аргоне и ксеноне, что делает цилин-
дрические взрывные течения пригодными для применения в МГД-
преобразователях энергии.
Глава 3
МАГНИТОГИДРОДИНАМИЧЕСКИЕ ПРОЦЕССЫ
В КАНАЛАХ МГДВГ
Исследования физических процессов преобразования энергии в
каналах взрывных МГД-генераторов целесообразно начать с про-
стой расчетной модели, описывающей основные явления, которые
отвечают за эффективность работы МГД-канала со слоистым пото-
ком газа. Эта модель демонстрирует существо процессов преобразо-
вания энергии в МГДВ-генераторах и позволяет оценить предель-
ные параметры устройства. На основе этой модели получены опре-
деляющие энергетические зависимости, проведено сопоставление
двух схем формирования взрывного потока: с ионизацией рабочего
газа ударной волной и с использованием легкоионизирующейся при-
садки (для включения во взаимодействие с магнитным полем голов-
ной турбулизованной зоны продуктов детонации).
После проведения экспериментальных исследований газодина-
мических параметров взрывных течений в МГД-каналах (линейных
и радиальных, одно- и двухступенчатых, с присадкой и с чистым
ударно-нагретым газом) было экспериментально исследовано взаи-
модействие плазменных слоистых течений с поперечным магнит-
ным полем, сначала в условиях, близких к расчетным (с ударно-на-
гретым газом и почти идеальной контактной поверхностью), а за-
тем при развитой неустойчивости Рэлея-Тейлора. Это позволило
провести комплексное исследование процессов преобразования
энергии во взрывных МГД-генераторах.
3.1. Расчетная модель
взрывного МГД-преобразователя энергии
Проведем анализ условий достижения предельных энергетиче-
ских параметров импульсного МГД-преобразователя сначала в са-
мом общем виде. По определению полная эффективность преобра-
зования энергии Т]х = QR/Wm или г)х = /Ио^вв’ где Wo - энергия
магнитного поля в объеме МГД-канала, WBB - химическая энергия
заряда взрывчатого вещества; QR - энергия, выделившаяся в нагруз-
ке генератора; f= QR/Wa.
Если Wo < 1ГВВ, то можно пренебречь возмущением параметров
взрывного течения вследствие МГД-эффекта и считать скорость
электропроводного сгустка и постоянной. В этом случае электриче-
ская энергия Qr выделяется в нагрузке за минимальное время т = lju
165
с мощностью =Qr/t~ fuSBg, так как w0 = l0SBg, где l0 - дли-
на МГД-канала, 5 - его поперечное сечение.
Учитывая свойства функции/, установленные в работе [314], за-
пишем выражение для эффективности преобразования энергии при
условии, что Wo/WgB < 1, следующим образом:
[RemW0/lVBB, Rem« 1,
(3.1)
lo,6VVWBB, Rem = 1,
т.е. при Rem 1, r]x < 1.
Если 1VO > WBB, то из ограниченности д£ следует f= QR/W0 1,
т.е. в этом предельном случае энергия в нагрузке генератора опре-
деляется энергосодержанием ВВ и составляет малую часть магнит-
ной энергии 1У0. Средняя мощность
- WBBV = Nm^Ww /Wo « N^. (3.2)
Таким образом, в работе взрывного МГД-преобразователя обо-
значены два асимптотических варианта работы:
1) режим генерации мощных импульсов (Л^ ~ fB^uS, 1);
2) режим экономического преобразования кинетической энер-
гии ВВ (тд « 1, ymM)-
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 кон-
денсированного ВВ, обладающего высокой мощностью энерговы-
деления. Таким образом, существуют промежуточные режимы, в
которых генератор вырабатывает энергетический импульс с мощ-
ностью, близкой к 7Vmax , при конечных (не нулевых) значениях эф-
фективности преобразования %. Очевидно, что этот режим реали-
зуется при энергии магнитного поля Wo, сравнимой с энергией заря-
да WBB. Из физических соображений следует также, что за время
импульса по продуктам детонации проходит волна сжатия, образую-
щаяся при торможении в МГД-канале электропроводного сгустка.
В этом случае генератор будет характеризоваться конечными зна-
чениями эффективности преобразования энергии гд и мощности NR
ее генерации. Важно выяснить, как связаны эти параметры генера-
тора, чтобы понять, в какой мере он утрачивает качество источни-
ка мощных импульсов при оптимизации его по эффективности пре-
образования энергии.
После предварительных замечаний об энергетике взрывного
МГД-генератора рассмотрим следующую физическую модель пре-
образователя. Пусть через поверхность х = 0 (рис. 3.1), отстоящую
от начала электродов МГД-канала на расстоянии /, втекает неэлек-
166
Рис. 3.1. Пространственно-временная диаграм-
ма модельного течения газового потока в МГД-
канале
7 - невозмущенный рабочий газ МГД-канала.
2 - электропроводный сгусток, 3 - продукты детона-
ции, сжатые отраженной от магнитного поля ударной
волной, 4 - невозмущенный газ продуктов детонации
тропроводный газ продуктов детонации с
параметрами и4, р4, р4, однородно распре-
деленными вдоль потока. В головной ча-
сти потока находится невесомый, несжи-
маемый сгусток постоянной длины / и
электропроводности 0. Вход электро-
проводного сгустка в МГД-канал, к элек-
тродам которого подключена омическая нагрузка, сопровождается
его торможением и, следовательно, торможением части толкающе-
го газа, прилежащего к контактной поверхности. Предполагается,
что при этом в толкающем газе формируется отраженная ударная
волна АС, вовлекающая во взаимодействие невозмущенный газ
продуктов детонации. Если индуцированными магнитными полями
можно пренебречь, то за время ~1/и4 (малое по сравнению с длитель-
ностью импульса тока) устанавливается квазистационарный режим
течения, при котором массовая скорость движения сгустка «2 и ско-
рость фронта волны сжатия в продуктах детонации Оотр 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 и2 и включает в себя обычные газо-
динамические соотношения на стационарном скачке уплотнения —
ударной волне АС:
Рз г fl । у + | Рз>| f Рз , Y + C \
Р4 I Y-IP4JIP4 Y-iJ
р4(и4 Оотр) р3(и3 DOTp),
(3.3)
/ ГА \2
Р3 _ | в4 Вртр 1 Y ~ 1
Р4 Y + Ц «4 J У + 1’
Здесь у - показатель адиабаты, о4 - скорость звука в области 4.
Уравнение Ньютона для невесомого сгустка в пренебрежении
начальным давлением р, имеет вид
р3 - р4=ии2Во(1-к)1.
(3.4)
Представленные уравнения (при заданных значениях парамет-
ров н4, р4, р4, а4 невозмущенного поршня продуктов детонации, зна-
167
чении коэффициента электрической нагрузки к генератора и маг-
нитном поле Во) образуют замкнутую систему для определения
м2 = н3> Рз’ Рз и ^отр-
Генерируемая мощность определяется по формуле
NR = с(и2В0)Ц( 1 - k)Sl, (3.5)
где 5 - поперечное сечение канала.
Электрическая энергия в нагрузке QR = NR(r2 ~ ri) составит неко-
торую долю Т]4 работы А, совершенной потоком против пондеромо-
торной силы (f2—И есть время взаимодействия, см. рис. 3.1). Коэффи-
циент Т]4 при Rem < 1 совпадает с коэффициентом электрической на-
грузки генератора к.
Вовлеченный во взаимодействие неэлектропроводный газ (про-
дукты детонации, охваченные волной АС) совершает работу с эф-
фективностью Т]3. Этот коэффициент равен отношению работы А к
полной внутренней энергии
г 2 А
«S = РзЯ(«з-Чтр)('2-'|)
Цу-1)Рз 2 )
(3.6)
продуктов детонации, возмущенных отраженной ударной волной
АС.
Эффективность вовлечения поршня продуктов детонации в про-
цесс энергетического взаимодействия можно характеризовать ко-
эффициентом Т|2 = W3/W4, где W4 - где полная внутренняя энергия
взрывного потока, вошедшего к моменту окончания МГД-процесса
в область зг > 0:
W4 =
Р4
ДУ-1)р4
р45(и4-и3///4)(ь
-6).
(3.7)
Полная эффективность преобразования химической энергии
ВВ в энергию электрического импульса может быть представлена в
виде произведения Т]^ = тдПгПзП* где Л1 = ^д/^вв _ коэффициент
преобразования химической энергии ВВ в энергию движущегося
потока.
Если с помощью р4, р4, <?4, и4 и характерного масштаба мощно-
сти потока продуктов детонации /Vnfl - р4н45/2 сделать безразмер-
ной полную систему уравнений и дополнительных энергетических
связей, то получим:
Рз = 1 + yW4(l -*)Stnfl и2 = ^-Л/2(1-Оогр)2Izl, (3.8)
Рз =
|-ЧТр
1<2 ~ ^чтр
у+1 YV+1
+ । Л —7
-1 Ду-1
+ Рз
(3.9)
1
168
ДзП4 = ^ (1-Ч.р) 1 +
2
Y(Y-l)A/4
ь
2
у(у-1)Л/42_
(3.10)
(3.11)
Пе / Л| — Nr
NR ~ 2Аг(1 —^)$1пд н2,
Stnfl =cB^l/(p4u4), М4=и4/а4. (3.12)
Для заданного потока продуктов детонации (у, М4) искомое ре-
шение представляет собой семейство по двум параметрам: коэффи-
циенту нагрузки к и параметру МГД-взаимодействия Stnfl (числу
Стюарта), рассчитываемому по электропроводности и характерным
размерам электропроводного сгустка, но по плотности и скорости
продуктов детонации. В конкретных расчетах по предлагаемой мо-
дели принималось: у = 1,2 и 1,4, М4 = 5 и 10.
Обсудим результаты решения, приняв к ~ 0,5 (близкое к опти-
мальному значение). При увеличении параметра МГД-взаимодейст-
вия скорость и2 электропроводного сгустка и равная ей скорость «3
заторможенной части продуктов детонации монотонно уменьшают-
ся (рис. 3.2), достигая значений около 0,4л4 при Stnfl = 2. Аналогич-
ным образом изменяется скорость фронта отраженной ударной вол-
ны Оотр в продуктах детонации. Степень уплотнения р3/р4 продуктов
детонации за фронтом отраженной ударной волны возрастает, стре-
мясь к своему предельному значению (у + 1 )/(Y - 1). Электрическая
мощность генератора NR достигает максимума при Stnfl ~ 2 (см.
рис. 3.2) и далее с ростом числа Стюарта уменьшается, так как от-
меченное выше падение и2 уже не может быть в полной мере ком-
пенсировано ростом Stnj( в зависимости NR! Nna = 2k(l-k)Stnau2.
Из ограниченности скорости и2 следует, что уменьшение NR проис-
ходит при больших значениях Stnfl
по закону Nr ~ (StnH)_|. Значение
предельной генерируемой мощно-
сти, как показывает график на
рис. 3.2, не превышает 0,2 от мощ-
ности потока продуктов детонации
Апд (последняя, в свою очередь,
составляет 10-2—10-3 часть от мощ-
ности освобождения химической
энергии ВВ). Эти обстоятельства
определяются требованием сохра-
няемости МГД-генератора. Из рас-
Рис. 3.2. Результаты решения модель-
ной задачи для у= 1,2, к = 0,5, М4 = 5
169
четов также следует, что слабо зависит от числа Маха М4 по-
тока продуктов детонации.
Поскольку коэффициент преобразования Т]4 согласно постанов-
ке задачи совпадает с коэффициентом нагрузки к, выявленная зави-
симость произведения Т]-1Т]4 от Stnfl (см. рис. 3.2) показывает, что ме-
ханический коэффициент преобразования энергии Т]3 достигает при
Stnfl ~ 1 своего предельного значения около 50%.
Полная эффективность преобразования т]х, отнесенная к эффе-
ктивности взрывной камеры т],, также имеет двухсторонние экстре-
мумы по числу Stnfl, с минимумом при Stnfl = 2 + 3 (см. рис. 3.2), при-
чем при увеличении относительной длины участка формирования
потока /]//0 от 0 до 1 величина Hx/Hi уменьшается на 30%, а при
1}[10 - 2 - вдвое. Это объясняется тем, что при удлинении участка
формирования /, взрывного потока возрастает также пространст-
венная часть газа, не вовлеченного во взаимодействие в МГД-про-
цесс. Из этого следует, что при создании МГДВ-генераторов необ-
ходимо стремиться к тому, чтобы с поверхности заряда ВВ вход в зо-
ну МГД-взаимодействия был виден под максимальным углом (этот
вывод является одним из соображений в пользу дисковой и радиаль-
ной схем МГДВ-генераторов).
С ростом /|//0, как показали расчеты, экстремумы Пх/Пi смеща-
ются в сторону больших значений Stnfl, поскольку при увеличении
этого параметра отраженная ударная волна £>отр охватывает все
большую часть поршня продуктов детонации. Поэтому рост газоди-
намического коэффициента преобразования энергии Т]2 компенси-
рует уменьшение произведения Т|3Т]4. В целом, анализ зависимости
энергетических параметров от отношения l\/lG показывает, что ус-
ловие /| = 0 является необходимым для реализации экстремальных
значений полной эффективности МГДВ-генератора.
Результаты решения позволяют также установить взаимную
связь эффективности генератора Т]х и его абсолютной мощности NR.
Если параметры потока продуктов детонации (р4, р4, н4, а4) фикси-
рованы, то вариация параметра Stnn осуществляется за счет измене-
ния величины магнитного поля Во. Расчетный график зависимости
Пе(М?) приведен на рис. 3.3 при различных значениях Stnfl. При уве-
личении Stnfl (направление увеличения показано стрелками) мощ-
ность Nr и эффективность т|х возрастают. При некотором Во
(StnH = 3,2) достигается максимум NR. При дальнейшем увеличении
Во и Stnn, когда мощность уже падает, достигается максимум T]z, по-
сле чего и мощность, и эффективность уменьшаются до нуля при
StTO —> 0. При /,//0 = 0 установленная связь Т1х(М?) становится одно-
значной. Максимальное значение NR ~ ОДбЛ^щ.
Если при фиксированном Во варьировать, например, плотность
толкающего поршня р4, то с ее увеличением (т.е. с уменьшением
числа Stnjj) степень торможения потока продуктов детонации
уменьшается (см. рис. 3.2). Мощность при этом возрастает (см.
170
Рис. 3.3. Эффективность МГДВ-генера-
тора в зависимости от числа 51Пд
рис. 3.3) и стремится к своему пре-
делу 0,5о(«4В0)2/5 (однако, несмот-
ря на увеличение абсолютного зна-
чения NR при уменьшении Stnfl ее
доля в мощности газового потока
уменьшается). Причем, как следу-
ет из рис. 3.3, мощность МГДВ-ге-
нератора, оптимизированного по
коэффициенту преобразования,
значительно меньше мощности ге-
нератора в режиме, когда Stnfl —> 0.
Оценим, как связаны между сс
0 0,04 0,08 0,12 NR/Nna
энергетические параметры
QR (генерируемая энергия), WQ (энергия магнитного поля в объеме
МГД-канала) и WBB (химическая энергия ВВ). Можно показать,
что /= QR[W0 = Цоам2/ - Rem. Следовательно, при увеличении пара-
метра взаимодействия StnH функция/монотонно уменьшается вме-
сте с падением «2 (см. рис. 3.2). В то же время при Stnfl < 2 -н 3 пол-
ный коэффициент преобразования увеличивается с ростом Stnfl
(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 коэффи-
циента преобразования энергии Т]х - ДйгПз'Пд’ оценим коэффици-
ент Д]. Для линейной взрывной трубы в работе [162] показано, что
при инициировании ВВ с торца поток газа, движущийся в направ-
лении поверхности инициирования, может содержать до 60% на-
чальной энергии ВВ. В работах [316, 334] специально ставилась за-
дача об эффективном переводе энергии заряда ВВ в энергию дви-
жущегося потока. С помощью кумуляции в эксперименте были до-
стигнуты значения гд =0,4. Близкие или несколько большие значе-
ния должны реализоваться при радиальном истечении продуктов
детонации [162]. Если основываться на этих данных, то полная эф-
фективность МГДВ-генератора должна составлять дх = 6 + 9%, так
как ТЬД]-1 = 16% (см. рис. 3.2 и 3.3). Экспериментальные исследова-
ния, описываемые ниже, позволили подтвердить и уточнить эти
значения.
Вольт-амперная характеристика (ВАХ) МГДВ-генератора в
рассматриваемой расчетной модели задается простыми зависимо-
стями:
к ~ ЛсзП к)и2(к), UR — Uxxku2(k),
(3.13)
171
Рис. 3.4. Расчетные вольт-ампер-
ные характеристики генератора
для различных уровней МГД-взаи-
модействия
Штриховая кривая — эксперимен-
тальная ВАХ МГДВГ типа ВГ-10 с эф-
фективностью Т)Е = 5%
где /кз - ток короткого замы-
кания; (7ХХ - напряжение хо-
лостого хода. Анализ вольт-
амперных характеристик
(рис. 3.4), построенных для
различных параметров МГД-
взаимодействия StnH, показы-
вает, что с увеличением Stnfl предельные токи уменьшаются, вольт-
амперные характеристики все больше отклоняются от прямой, со-
единяющей точки (/кз, 0) и (0, (7ХХ). Максимальная мощность уст-
ройства приближается к значению 0,25/кз(7хх с уменьшением пара-
метра Stnfl. При Stnfl =1-5-2 мощность генератора равна приближен-
но O^lI^Uxx- 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 эффектив-
ности преобразования энергии потока в МГД-процессе является вы-
полнение условия Stnfl ~ 1. При этом следует отметить, что посколь-
ку ранее электропроводный сгусток считался несжимаемым, то па-
раметр взаимодействия взрывного потока с магнитным полем Stnfl
определялся по давлению торможения продуктов детонации. Оце-
ним влияние сжимаемости электропроводного сгустка.
В самом начале выполнения данной работы были сформулиро-
ваны два подхода к создания электропроводной зоны взрывного те-
чения.
МГДВ-генератор на ударно-нагретом газе использует плазму
за фронтом сильной ударной волны (М > 15). Для формирования
плазменного сгустка специально отрабатывались способы создания
течения во взрывных ударных трубах [101, 106]. Первичные физи-
ческие представления о процессе МГД-преобразования в генерато-
ре 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 работа-
ет с использованием возникающей вследствие развития неустойчи-
172
вости Рэлея-Тейлора зоны перемешивания ударно-нагретого га-
за 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, позволя-
ют 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 молеку-
лярных масс, приходим к очевидному выводу, что плотность толка-
ющего газового поршня по крайней мере на порядок превышает
плотность ударно-нагретого газа. Следовательно, если для опти-
мальных условий преобразования энергии газового поршня получе-
но Stnfl ~ 1, то параметр МГД-взаимодействия для ударно-нагретого
газа Stуцг = оВо/(р2и2)-1 должен достигать значений около 10. Од-
нако реализовать такой режим МГД-взаимодействия не удается, так
как существуют процессы, ограничивающие значение StyHr. Анализ
известных результатов и экспериментальные исследования, изло-
женные далее, показывают, что при достижении условия StyHr ~ 1 в
электропроводной ударно-нагретой плазме течение перестраивает-
ся: образуются преломленные и отраженные ударные волны и само-
поддерживающиеся высокотемпературные образования типа Г-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 StnH <§ StyHr < 1, ограничивает энергетику МГДВ-гене-
ратора малыми значениями Т]х.
Возможный вариант схемы МГДВ-генератора с ударно-нагре-
той плазмой, в котором энергия продуктов детонации практически
полностью используется для создания предельно длинного плазмен-
ного 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 контакт-
ной поверхности. Это подтверждено первыми испытаниями генера-
тора ВГ-6.
Во взрывном генераторе на продуктах детонации с присадкой па-
раметр взаимодействия Stnfl и параметр взаимодействия StnjI, оценен-
ный по свойствам плазмы в зоне перемешивания, близки по своим ве-
личинам, так как неустойчивость Рэлея-Тейлора способствует турбу-
лентному перемешиванию ударно-нагретого газа и плотных продук-
тов детонации (рунг « рпд « рпл). Поскольку Stnfl = StnjI = O,lStyHr, то
173
в МГДВ-генераторе на продуктах детонации с присадкой может быть
достигнут Stnfl ~ 1 при магнитных полях Вп ~ 8 -s- 10 Тл, значительно
превышающих оптимальный уровень для генератора на ударно-на-
гретом газе. Это означает, что удельные энергетические характери-
стики генератора с присадкой могут быть значительно выше, чем ха-
рактеристики 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 не-
обходимого уровня электропроводности рабочего тела генератора -
головной зоны продуктов детонации, но и, что особенно важно, эф-
фективным средством, с помощью которого достигаются высокие
удельные параметры импульсного МГДВ-генератора.
В заключение данного раздела, содержащего обоснование соз-
данной расчетной модели взрывного МГД-преобразования и физи-
ческих следствий, сформулированных на ее основе, можно сделать
следующие выводы:
- необходимыми условиями достижения экстремальной эффек-
тивности преобразования энергии потока в импульсном МГД-гене-
раторе являются: ~ 1, Stnfl = 1, 1}/10 ~ 0;
- в оптимальном по коэффициенту преобразования энергии ре-
жиме генерируемая мощность не превышает 20% от мощности тол-
кающего поршня продуктов детонации;
- значение параметра f - Qr/W0 уменьшается при увеличении
полной эффективности преобразования Г|, т.е. при увеличении доли
генерируемой энергии QR по отношению к WBB доля этой энергии по
отношению к энергии магнитного поля Ип уменьшается;
- мощность генератора, оптимизированного по т]£, почти на по-
рядок меньше предельной его мощности, реализуемой при г]х = 0;
- в рамках обсуждаемой расчетной модели предельный уровень
Т]х 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 пока-
зывает, что высокие энергетические параметры могут быть достиг-
нуты 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-
174
стых) течений в магнитном поле, проведенное исследование расши-
ряет представления о нестационарном взаимодействии слоистых по-
токов с поперечным магнитным полем. Отличие от известных ра-
бот состоит в учете влияния на процесс взаимодействия многократ-
ной передачи энергии от толкающего газового поршня (практиче-
ски неэлектропроводных продуктов детонации) к плазме электро-
проводного сгустка, взаимодействующего с магнитным полем непо-
средственно. Такой обмен энергией в обычном (без магнитного по-
ля) ударно-волновом или слоистом изоэнтропическом течении осу-
ществляется с помощью слабых (квазизвуковых) волн сжатия и раз-
режения, обеспечивая, например, установление параметров газа за
фронтом ударной волны. Значительно больший интерес явление
обмена энергией представляет при изучении и практическом ис-
пользовании слоистых потоков, таких, например, как течения с ин-
дуцированными 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 эффектив-
ность процесса генерации электроэнергии. Для взрывного МГД-ге-
нератора, как показали исследования, именно механизм передачи
энергии продуктов детонации к тормозящемуся сгустку обеспечива-
ет возможность получения практически приемлемых коэффициен-
тов преобразования (Т)х = 5 + 10%).
Методически экспериментальные исследования были поставле-
ны следующим образом: сначала с помощью описанной в разд. 1.2
двухступенчатой ударной трубы явление обмена энергией было об-
наружено для гелиевого толкающего поршня. Было дано объясне-
ние проявлений этого обмена через серию последовательно возни-
кающих волн сжатия и разрежения. Затем задача состояла в реали-
зации эффективной энергетической подпитки ударно-нагретого га-
за от продуктов детонации в одноступенчатой взрывной ударной
трубе (с маловозмущенной контактной поверхностью). И, наконец,
это явление исследовалось в МГДВ-генераторе, работающем на сгу-
стке плазмы, электропроводность которого обеспечивалась введе-
нием легкоионизирующейся присадки в зону тейлоровской мелко-
масштабной турбулизации взрывного течения.
Как известно, моделирование в лабораторных условиях неста-
ционарного течения электропроводящего газа в магнитном поле
при значениях магнитного числа Рейнольдса Rem = 1 достаточно лег-
ко осуществить на ударных трубах при скоростях движения фронта
ударной волны ~5 км/с. При этом, если магнитное и газовое давле-
ние сравнимы, то осуществляется так называемое сильное МГД-вза-
имодействие, при котором существенно изменяется как магнитное
175
поле, так и поле скоростей потока. Задача о сильном взаимодейст-
вии движущейся плазмы с магнитным полем имеет ряд интересных
приложений, в частности в астрофизике [341] и при разработке вы-
сокотемпературных МГД-генераторов [29, 30].
Математическое решение этой задачи [328, 329, 337, 342, 343],
сложное даже в одномерной постановке, позволяет установить ос-
новные явления при сильном взаимодействии, а также предсказыва-
ет возникновение в потоке самоподдерживающихся высокотемпе-
ратурных токовых слоев. Имеющиеся в литературе эксперимен-
тальные данные по исследованию МГД-взаимодействия в этих усло-
виях 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 интерпрета-
цию возникающих возмущений параметров плазмы и магнитного
поля. Эксперименты на диафрагменных ударных трубах [327,
346-356] проводились в условиях малой деформации внешнего маг-
нитного поля (Rem 1), в них была получена подробная информа-
ция о перестройке газодинамического потока. В этих работах, вы-
полненных при скоростях ударных волн 3-4 км/с, явление, как пра-
вило, усложнялось из-за значительного времени установления иони-
зационного 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 вы-
полнен ряд расчетных и экспериментальных исследований, углубив-
ших понимание явления пондеромоторного торможения плазменных
сгустков в магнитных полях. В частности, изучено движение прелом-
ленных и отраженных ударных волн, возникновение зон перегревной
неустойчивости (Г-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 процес-
сах были выполнены исследования, приведенные ниже.
Первая часть исследований проведена на установке ВГ-6. Она со-
стояла из двухступенчатой ударной трубы с гелием в секции высоко-
го давления, магнитогидродинамической секции и системы диагно-
стики электро- и плазмофизических процессов. При начальном дав-
лении газа в рабочей секции 650 Па скорость фронта ударной волны
на входе в зону МГД-взаимодействия на расстоянии до 1,5 м от диа-
фрагмы достигала 9,3 км/с, длина пробки ударно-нагретого газа (ар-
гона или воздуха) изменялась от 3 до 10 см (газодинамика течения
подробно описана в работах [101, 359, 360], применяемая диагности-
ке
ка - в гл. 1). Для осуществления взаимодействия плазмы за фронтом
ударной волны с магнитным полем в магнитогидродинамической сек-
ции длиной 1 м и сечением 10 х 10 см заподлицо со стенками устанав-
ливались сплошные электроды длиной 70 и шириной 9 см, закорочен-
ные на выходе симметричным образом плоскими широкими медны-
ми 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), ко-
торые устанавливались в диэлектрических стенках канала в 2 мм от
потока плазмы с шагом 5-10 см вдоль оси.
Для оценок плотности индуцированного тока jy по показаниям
магнитных зондов (система координат показана на рис. 1.1) предпо-
лагалось, что Bz(t, х, у, z) = B:(t, х)<р(у, z), где Bz(t, х) - магнитное поле,
создаваемое током jv в одномерном случае, а <р(у, х) < 1 учитывает
отклонение от одномерности и связанное с этим рассеяние магнит-
ного поля. Зависимость <р от у и z выражена слабо, поэтому можно
пренебречь компонентами магнитного поля Вх и Вуи записать:
. , ,_____1_ ЭД.(г,х) _ _ 1 <)Bz(t,x,y,z) _
Jy[t4X)
Ро Эх p0<p(y,z) Эх
(3.14)
1 ЭД,(/,х,0,5)
Цоф(О,5) Эх
где Bz(t, х, 0, 5) - измеряемое значение магнитного поля. Функция
<р(у, z), описывающая распределение z-компоненты индуцированно-
го магнитного поля, вычислялась по модели бесконечно длинных
электродов. Для канала квадратного сечения <р(0,5) = 0,36. Отметим,
что значения полного тока /(t) = af jv(t.x)dx (а — ширина канала)
совпадали с соответствующими значениями полного тока, измерен-
ными независимо поясом Роговского.
В отсутствие магнитного поля скорость фронта ударной волны
мало изменяется при движении вдоль МГД-секции. Специально про-
веденными 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 плазмен-
ной пробки контролировалась специально.
Чтобы оценить влияние вихревых токов, возникающих на входе
и выходе из электродной системы в областях, где магнитное поле не-
однородно, была измерена плотность этих токов. Измерения прово-
дились при разомкнутых электродах, поскольку в этих условиях вих-
ревой ток больше, чем в короткозамкнутой электродной системе. На
177
Рис. 3.5. Регистрограммы параметров линейного генератора ВГ-6
1 — фронт преломленной волны, 2 - фронт свечения, 3 - граница электропроводной
зоны
рис. 3.5,в показано распределение плотности тока вдоль пробки элек-
тропроводного газа при у = 0, рассчитанное по сигналам с магнитных
зондов. Максимальная плотность вихревого тока не превышала
30 А/см2, полный ток в концевой зоне =£ 10 кА. Сравнивая получен-
ные значения плотности вихревого тока с плотностью тока, опреде-
ляющего основное МГД-взаимодействие (1-2 кА/см2, полный ток
170 кА), следует считать концевой эффект и связанное с ним наруше-
ние неодномерности МГД-взаимодействия пренебрежимо малыми.
На рис. 3.5,6 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
О и ±4 см. Плавный подъем сигнала dBJdt показывает прогрессирую-
щий рост магнитного поля, связанный с захлопыванием магнитного по-
тока 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, реализу-
ющих наиболее эффективное взаимодействие плазмы за ударной вол-
ной с магнитным полем, электродинамические параметры зависят в ос-
новном от продольной координаты х. Таким образом, длинная элект-
родная система, плоская ударная волна и относительно малый гради-
ент начального магнитного поля обеспечили преимущественную зави-
симость всех параметров от продольной координаты.
При разомкнутых электродах пространственно-временные диа-
граммы движения плазмы обнаруживают некоторое замедление
фронта ударной волны при входе в неоднородное магнитное поле и
перестройку параметров потока. Последнее отмечается на фоторе-
гисгрограммах как изменение характера свечения за ударной вол-
ной. При выходе из магнитного поля плазменный сгусток ускоряет-
ся. Зарегистрированная картина соответствует представлениям, из-
ложенным 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 электро-
дах на фоторегистрограммах движения плазмы в магнитном поле
(рис. 3.5,й) отмечается образование внутри плазменного сгустка све-
тящейся зоны, ширина которой возрастает от 2 см в начале форми-
рования до 7-8 см при дальнейшем развитии. Пространственно-вре-
менная диаграмма движения плазмы (рис. 3.5,г) позволяет опреде-
лить характерные скорости распадающегося потока. Так, скорость
фронта ударной волны / уменьшается до 5 км/с, скорость границы
электропроводной зоны 3 - до 4 км/с. В некоторых опытах наблю-
дались две светящиеся зоны. Возникновение и развитие зоны повы-
шенного свечения на фоторегистрограммах фиксируется и магнит-
ными зондами, как возникновение и развитие токовых зон. Возни-
кающая в МГД-канале картина распределения плотности тока изо-
бражена на рис. 3.5,в,г. Максимум плотности тока достигается не сра-
зу 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 удар-
ной волны точно синхронизирован с началом тока. Методика изме-
рений плотности тока с помощью магнитных зондов не имеет доста-
точного пространственного разрешения, поэтому мелкомасштаб-
ные детали в распределении плотности тока остаются невыяснен-
179
Рис. 3.6. Производная тока в плазме генератора ВГ-6 с гелиевым толкающим
поршнем
а - Bq = 2,5 Тл, / = 3 см, j = 2 кА/см2, jB(l - 0,5 МПа/см; б - 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 производ-
ные индуцированного магнитного поля отмечают особенности в его
распределении, а, следовательно, и в распределении тока.
В экспериментах с закороченными электродами трансформиру-
ется не только поле скоростей потока. На рис. 3.5,6 представлено рас-
пределение вдоль продольной оси индуцированного магнитного поля
для фиксированных моментов времени. С развитием тока и уменьше-
нием 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 магнитно-
го поля в рамках гидравлической теории обсуждаются в [25].
Отличие постановки данного магнитогидродинамического экс-
перимента от известных из литературы работ состоит в том, что
длительность взаимодействия плазмы за ударной волной с магнит-
ным полем определяется временем пролета относительно короткой
пробки электропроводящего газа (3-10 см) в электродной системе
длиной 70 см. Поэтому во взаимодействие может включаться холод-
ный неэлектропроводный газ за контактной поверхностью (в уста-
новке ВГ-6 - гелиевый поршень), что позволяет фиксировать волны
сжатия, распространяющиеся по плазменному сгустку от контакт-
ной поверхности к фронту ударной волны. Наглядная демонстрация
этого явления подтверждается при анализе осциллограмм производ-
ной рабочего тока. На рис. 3.6 приведены некоторые наиболее ха-
рактерные режимы взаимодействия, различающиеся длиной плаз-
менного сгустка (/ = 3 и 10 см) и магнитным полем (Во = 2,5 и 3,7 Тл).
При длине сгустка около 3 см и Во = 2,5 Тл (см. рис. 3.6,а) в плаз-
ме 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
180
нем по данным фоторегистрации не наблюдается заметных неодно-
родностей, а зависимость полного тока в плазме от времени имеет
колоколообразный вид. При увеличении длины сгустка до 10 см (см.
рис. 3.6,е) при том же поле 2,5 Тл средняя плотность тока и понде-
ромоторное давление на плазму остаются практически неизменны-
ми, 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 восстанавлива-
ющей среднюю скорость электропроводного сгустка, уменьшившу-
юся в начальный период в результате МГД-взаимодействия.
Впервые отраженная от магнитного поля ударная волна тормо-
жения 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 определе-
ния условий возникновения волн торможения были проведены экспе-
риментальные 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 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 по-
верхностью и уменьшает скорость ее движения. После этого в толка-
ющий 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 ге-
лиевым поршнем. Далее происходит новый распад газодинамиче-
ского разрыва, в результате которого возникают две ударные вол-
ны: 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 гу-
бительным образом для этого режима работы МГДВ-генератора:
возникающие неоднородности скорости, электропроводности и дру-
гих параметров потока приводят к возникновению кольцевых замк-
нутых внутри электродной системы токов, что регистрируется маг-
нитными зондами, а интегрально проявляет себя в уменьшении
средней плотности индуцированного тока (до 0,8 кА/см2 при
Во = 3,7 Тл по сравнению с 2 кА/см2 при йп = 2,5 Тл). В этом режиме
поступающая в плазменный сгусток энергия от толкающего порш-
181
ня диссипируется в нем, что непродуктивно для организации процес-
са генерирования электрической энергии.
Положительный эффект достигается при поле Во = 3,7 Тл и ма-
лой длине сгустка (/ - 3 см) в режиме с многократными актами обме-
на энергией. В этом случае фиксируется (см. рис. 3.6,г) около пяти по-
следовательных 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 соста-
вляет 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 энер-
гией 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 обра-
зованием 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 удар-
ной 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 электро-
проводности ударно-нагретого газа имели соответственно значения
1,6 • 104 К, 0,6 МПа и 102 (Ом см)-1. При Во = 1 Тл параметр Холла
озехе и параметр МГД-взаимодействия StyHr - сВ^1(р2и2)~] составля-
ли 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 гене-
раторе ВГ-6, приводило к перестройке потока и при разомкнутых
электродах. Фоторегистрограммы отмечают нарушение продоль-
ной однородности поля свечения плазменного сгустка и незначи-
тельное уменьшении скорости прошедшей (преломленной) волны.
Основными причинами перестройки потока в режиме холостого хо-
да являются, как и в установке ВГ-6, взаимодействие движущейся
плазмы с градиентным магнитным полем до входа в электродную
систему [25], сопровождающееся возникновением в плазме вихре-
вых токов [22-24, 357]. Разность потенциалов на разомкнутых элек-
тродах Ухх остается неизменной в течение почти всего времени дви-
жения сгустка вдоль электродов (рис. 3.7,0). Измеренное значение
182
Рис. 3.7. Рабочие характеристики линейного генератора ВГ-10
а - в - осциллограммы производной индуцированного тока; г - осциллограммы из-
менения давления; д - напряжение холостого хода; е - зависимости тока короткого замы-
кания и магнитного числа Рейнольдса Re® от Во; ж - деформация магнитного поля в ка-
нале; а - x-r-диаграммы ударных волн и контактной поверхности (/ - результаты изме-
рения СФР, 2 - пьезодатчик давления, 3 - магнитный зонд)
183
Vxx = 675 В в пределах погрешности регистрации соответствует рас-
четному значению где и2 определяется по x-r-диаграмме кон-
тактной поверхности.
Экстремальное МГД-взаимодействие, реализуемое в режиме
короткого замыкания электродов на выходе из канала, сопровожда-
ется отчетливым нелинейным эффектом, выражающимся, в частно-
сти, в том, что /кз перестает расти при Во > 1 Тл (см. рис. 3.7,е). При
увеличении поля до 5,3 Тл максимальные значения индуцированно-
го тока в этом режиме не превосходили 80 кА. Анализ осцилло-
грамм производной индуцированного тока (см. рис. 3.7,a-е) показы-
вает также, что чем больше начальное поле, тем скорее индуциро-
ванный ток достигает своего предельного значения. Записывая па-
раметр МГД-взаимодействия в виде StyHr - 1В0(р2и%1)~1. получаем,
что наблюдаемое ограничение тока наступает при условии
StyHI 3=0,15.
Рассмотрим подробнее эволюцию состояния плазменного сгуст-
ка, так как ограничение индуцированного тока связано с ростом эф-
фективного внутреннего сопротивления генератора (индуцирован-
ная э.д.с., как показали измерения, растет с ростом Во). Фоторегистро-
граммы показывают, что в режиме интенсивного торможения плаз-
менный сгусток распадается на множество светящихся слоев, при-
чем с увеличением магнитного поля число таких слоев возрастает,
общая протяженность области свечения увеличивается, а спад ин-
тенсивности свечения наступает раньше. Значительные деформа-
ции в потоке отмечаются и магнитными зондами. Сравнение осцил-
лограмм при полях 1,1 и 3,2 Тл (рис. 3.8,а,б) показывает, что в обо-
их случаях имеет место “двугорбость” отрицательной фазы сигнала
зонда (каждый отрицательный сигнал соответствует пролету мимо
зонда соответствующей токовой зоны). При меньшем поле эта осо-
бенность сигнала появляется позднее и выражена слабее, поэтому
можно утверждать, что отмеченная особенность в показаниях маг-
нитных 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 распределение j(v) такое, что можно го-
ворить о единственном токовом слое, хотя и намечается его транс-
формация. При поле 3,2 Тл первоначальный токовый слой отчетли-
во распадается на два.
В описываемых опытах максимальная деформация магнитного
поля В, составила 0,7 Тл (см. рис. 3.7ж), что соответствует значе-
нию, определенному по формуле В, = ц()/а1<р„, где (р„ < 1 учитыва-
ет рассеяние индуцированного поля. Далее определим параметр
Л = BJBG, характеризующий относительную деформацию магнитно-
го поля. Учитывая, что / ~ оп(В0 + B^al = оиВ0(1 + Л)а/, имеем
Re° = <р„; Re„, ~ Л(1 + Л)-1, где Re° - магнитное число Рейнольдса,
184
Во= 1,1 Тл
Во = 3,2 Тл
j, кА/см2
Рис. 3.8. Рабочие характеристики линейного генератора ВГ-10
а, б - осциллограммы, полученные с магнитных зондов, расположенных вдоль ка-
нала генератора; в, г - распределение плотности индуцированного тока; д - изменение
давления потока газа на стенки канала при различных значениях Во
185
характеризующее деформацию магнитного поля в неодномерном
случае [24]. Построенная для условий опытов зависимость Re° от
Во имеет убывающий характер (рис. 3.7,е). Таким образом, экспери-
ментальные факты показывают, что при достижении определенно-
го уровня МГД-взаимодействия (StyHr = 1) электропроводный сгу-
сток перестраивается так, что возрастание индуцированного тока и
джоулевой диссипации в плазме ограничивается. Эволюция исследу-
емой системы отражает частное проявление принципа, согласно ко-
торому допустимый уровень взаимодействия характеризуется уров-
нем плотности энергии системы [364]. При условии StyHr ~ 1 плот-
ность 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 изме-
нение 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. 3.8,0, сигналы пьезодатчи-
ка на расстоянии 45 см от входа в МГД-канал), увеличивается про-
странственная часть взрывного течения, вовлекаемого во взаимо-
действие (волна сжатия охватывает все большую часть продуктов
детонации). Максимальное давление, регистрируемое при Во = 5,3 Тл,
достигает 3 МПа (см. рис. 3.8,0), что составляет примерно половину
давления торможения ударно-нагретого газа.
Полученные данные указывают на достижение в установке ус-
ловия StyHr ~ 1. Из анализа х—/-диаграммы характерных фронтов те-
чения (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 неэлектропро-
водный поршень продуктов детонации. Последнее подтверждает ос-
новные 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 сгу-
стком и продуктами детонации в зависимости от параметров взаи-
модействия. Для этого варьировались длина сгустка, начальное дав-
ление газа и магнитное поле. С помощью секции формирования по-
тока длиной /, = 1 м создавался длинный плазменный сгусток
186
Рис. 3.9. Типичные осциллограммы тока короткого замыкания и его производ-
ной по времени для генератора ВГ 10 (Ar. 1.3 кПа. заряд без присадки, I = 10 см)
I кА
О 100 200 г, мкс
(/ = 8-^10 см) в канале генератора. Измерения зависимости тока ко-
роткого замыкания от Во, как и приведенные выше, зарегистрирова-
ли насыщение предельного индуцированного тока при достижении
StyHr ~ 1 -
На рис. 3.9 даны типичные осциллограммы полного тока корот-
кого замыкания и его производной в различных режимах по параме-
тру МГД-взаимодействия StyHr при росте индукции магнитного по-
ля Во в канале генератора. Анализ осциллограмм показал, что
время достижения током короткого замыкания своего максималь-
ного значения с погрешностью <20% описывается зависимостью
~ p2Q(u2/j)2 ~ р2(оВ2)-1, известной из теории перегревной неустой-
чивости (где р2 - плотность ударно-нагретого газа, о - электропро-
водность, вычисляемая по плотности тока j ~ аи2В, скорости и раз-
мерам плазменного сгустка). В режимах с StyHr > 1 при т > тр име-
ют место пульсации полного тока генератора и уменьшение ампли-
187
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 од-
нородный вначале плазменный сгусток к моменту времени тр рас-
падается на два или более слоев с различными значениями темпе-
ратуры и плотности тока, которые движутся вверх по потоку от
фронта ударной волны. Процессы распада фиксировались также
магнитными зондами как образование и развитие в плазме токо-
вых слоев (см. рис. 3.8). Средняя скорость движения газодинамиче-
ских неоднородностей в сгустке относительно газа, определяемая
по фоторегистрограммам течения, составляет около 2 км/с, что со-
ответствует скорости распространения звуковых возмущений в га-
зе с температурой порядка 104 К. Период токовых пульсаций т0, ре-
гистрируемых поясом Роговского (рис. 3.10, а), также соответству-
ет времени пробега звуковых возмущений со скоростью около
2 км/с по сгустку (1а ~ На).
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 взаимодей-
ствуя с контактной поверхностью, осуществляют обмен энергией
между интенсивно тормозящимся электропроводным сгустком и
толкающим поршнем продуктов детонации. Движение волны тор-
можения 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 интенсивно-
сти свечения за фронтом ударной волны. Падение параметров элек-
тропроводного газа и распад однородного плазменного сгустка под
действием пондеромоторных сил приводят к увеличению эффектив-
ного внутреннего сопротивления генератора и резкому уменьше-
нию генерируемого тока (см. рис. 3.9, StyHr = 0,95 и 1,5). При отра-
жении волны торможения от контактной поверхности образуется
волна сжатия, движущаяся вверх по потоку; при этом частично вос-
станавливаются средняя скорость и электропроводность плазмы
(вследствие передачи энергии падающей ударной волне от толкаю-
щего поршня продуктов детонации), а также наблюдается развитие
в волне разрежения, примыкающей в этом случае к контактной по-
верхности зоны с повышенной температурой и плотностью тока,
т.е. высокотемпературного слоя. Эти процессы увеличивают эффе-
ктивную электропроводность потока, что соответствует увеличе-
нию текущего значения полного тока взрывного генератора.
Итак, во взрывном МГД-генераторе на ударно-нагретом газе
при StyHr= 1 вследствие формирования волны торможения возника-
ет обмен энергией между плазменным сгустком и продуктами дето-
188
/, • КГ8, А/с
Рис. 3.10. Обмен энергией в канале генератора ВГ-10 и его влияние на индуци-
рованные токи
а — производная тока в плазме (то - временной интервал между актами передачи
энергии от ПД к электропроводному сгустку); б - зависимость тока короткого замыка-
ния от индукции поля, начального давления и длины зоны электрической проводимости
(/ = 3 и 10 см); в — зависимость Z(/) при разных Во (I = 3 см)
189
нации, который сопровождается нелинейными электро- и газодина-
мическими процессами в сгустке и оказывает влияние на эффектив-
ность преобразования энергии взрывного потока в целом. Именно
поэтому было проведено изучение факторов, определяющих интен-
сивность передачи энергии от продуктов детонации к ударно-нагре-
тому 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. 3.10, б). Из графика следует, что для фиксирован-
ных значений начального давления (т.е. для определенной плотно-
сти ударно-нагретого газа р2) существует предельное значение ин-
дукции магнитного поля (В0)кр ~ (р2)0 5, превышение которого в слу-
чае длинного сгустка приводит к ухудшению энергетических пара-
метров взрывного МГД-генератора.
Измерения предельного тока короткого замыкания для
I ~ 2—4 см показали, что зависимость /кз(^о) вплоть до значений
Во ~ 5 Тл не имеет участка спада тока, характерного для длинного
сгустка (см. рис. 3.10, б). Типичные осциллограммы тока в режимах
с Stynr =* 1 ПРИ начальном давлении аргона р0 = 1 кПа в случае ко-
роткого плазменного сгустка представлены на рис. 3.10, в. Из анали-
за 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. 3.10, в, режим 2,3 Тл) увеличение полного тока вследствие пе-
редачи энергии сгустку весьма значительно (до 30% максимального
значения), а в режиме с StyHr > 1 (см. рис. 3.10, в, режим 5,1 Тл) пол-
ный ток уже в начале МГД-канала растет почти до максимальных
значений и затем продолжает расти медленно благодаря интенсив-
ному обмену энергией во взрывном потоке (ср. с режимами
StyHr = 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 причи-
нами. Во-первых, вследствие меньшей степени расширения потока
продуктов детонации (Ц = 0) в схеме с коротким сгустком перепад
плотностей толкающего и ударно-нагретого газа на контактной по-
верхности составляет 20-30 (вместо 10—15 для /, = 1 м). Это повыша-
ет эффективность обмена энергией из-за большей разницы акусти-
ческих импедансов (ра)0-5 (р - плотность, а - скорость звука) на гра-
нице раздела газов и большей мощности толкающего поршня про-
дуктов детонации. Во-вторых, характерное время обмена энергией
та ~ Иа2 (где а2 - скорость звука в плазме) в случае короткого сгуст-
ка оказывается значительно меньше длительности импульса генера-
тора, что приводит к возможности многократного обмена энергией.
190
В-третьих, происходит ослабление влияния шунтирования полного
тока в расслаивающемся сгустке вследствие его более компактной
пространственной структуры. Наконец, при 1} = 0 неустойчивость
Рэлея—Тейлора на контактной поверхности вызывает незначитель-
ную 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 воз-
можна 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. Экспе-
риментальное исследование в этом случае проводилось на генерато-
ре ВГ-10 при вариации длины /, секции формирования взрывного те-
чения от 0 до 1 м, т.е. как и в предыдущих опытах. Для обеспечения
электропроводности области мелкомасштабной турбулизации пото-
ка продуктов детонации использовалась легкоионизирующаяся при-
садка нитрата цезия. На торцевую поверхность зарядов гексогена
массой 40 г наносились 0,8 г (2%) предварительно измельченной соли
CsNO3. Термическая ионизация присадки осуществлялась при пере-
мешивании 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 оце-
нить температуру продуктов детонации вблизи контактной поверхно-
сти, 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. Иониза-
ция присадки осуществляется (как показали исследования, изложен-
ные в гл. 2) термически при мелкомасштабной турбулизации продук-
тов детонации и ударно-нагретого газа как следствие развития неус-
тойчивости Рэлея-Тейлора. Чтобы при введении присадки электро-
проводная зона располагалась в основном в продуктах детонации, в
качестве рабочего газа в экспериментах использовался воздух, имею-
щий меньшую электропроводность ударно-нагретого газа по сравне-
нию с аргоном. При начальном давлении в канале р0 = 1,3 кПа ско-
рость фронта ударной волны в воздухе практически совпадала с соот-
ветствующей скоростью волны в аргоне и составляла 7,2 км/с. Термо-
динамическое состояние воздуха за фронтом такой ударной волны ха-
рактеризуется следующими параметрами [301]: и2 = 6,9 км/с,
р2 = 4,7 МПа, Т2 = 8 102 К, р2 = 2,4 • КН г/см2, о = 4 (Ом см)-> [14].
Измерения тока короткого замыкания в случае использования возду-
191
50 мкс
Рис. 3.11. Сигналы магнитных зондов и фоторегистрограммы потока в канале
ВГ-10 (заряд ВВ с присадкой нитрата цезия)
а - Во = 2,4 Тл, /] = 0; б-Во = 3,7 Тл, Ц = 0; в - lt = 0,5 м, Во = 3,7 Тл вверху, Во = 2,5 Тл
внизу
ха и заряда без присадки показали, что ток растет линейно при увели-
чении поля и достигает всего около 20 кА при Во ~ 3,4 Тл, что суще-
ственно меньше характерных значений генерируемого тока
(~ 100 кА) при использовании аргона.
Исследование с помощью магнитных зондов и скоростной фото-
съемки структуры электропроводного взрывного потока с присад-
кой в режиме короткого замыкания при нулевой длине участка фор-
мирования потока (lt = 0) показало, что основной индуцированный
ток в начальный период МГД-взаимодействия локализуется в зоне
контактной поверхности, размытой тейлоровской неустойчиво-
стью, 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
192
I, кА
Рис. 3.12. Индуцированные токи в генераторе ВГ-10
Во = 2,3 Тл, длина участка формирования потока /, =0,5 м, длина плазменного сгу-
стка / = 3 см, р0 = 1,3 кПа, скорость сгустка 7,2 км/с. I - lt = 0; 3 - Ц = 1 м; 2,4,5 -1^= 0,5 м
(1.23 — заряд ВВ с присадкой, воздух; 4,5 - заряд ВВ без присадки, воздух, аргон соответ-
ственно)
с присадкой при различных уровнях МГД-взаимодействия. Отсутст-
вие 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 маг-
нитного поля возрастает пондеромоторное торможение потока про-
дуктов детонации, а также наблюдается перераспределение интен-
сивности свечения газа за фронтом ударной волны и в области пере-
мешивания газов (см. рис. 3.11, в). Это указывает на то, что основ-
ной 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 присад-
кой при их прогреве сильным индуцированным током. Явление джо-
улева прогрева продуктов детонации с присадкой особенно четко
фиксируется магнитными зондами как развитие токовой зоны за
контактной поверхностью (см. рис. 3.11, 6) при движении потока в
МГД-канале (отрицательные пики сигналов соответствуют пролету
токовой зоны мимо магнитного зонда, это явление аналогично на-
блюдаемому в генераторе на ударно-нагретом газе, см. рис. 3.8, б).
В экспериментах исследовалось также влияние начального дав-
ления р0 воздуха в МГД-канале на энергетические параметры
взрывного МГД-генератора на продуктах детонации. Измерялись
напряжение холостого хода и индуцированный ток короткого замы-
кания при фиксированном значении магнитной индукции в канале
Во = 2,3 Тл. Анализ осциллограмм тока (рис. 3.12, а) показывает, что
7. Взрывные генераторы...
193
с ростом р0 внутреннее сопротивление взрывного генератора увели-
чивается 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 боль-
шим противодавлением плотность и масса газа продуктов детона-
ции 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 (/ - 0,5рп2#) и к уменьшению мощности джоулевых
потерь (у2**-1 ~ «2 )> влияющих на температуру газа в электропровод-
ной 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 преобразова-
ния энергии во взрывном МГД-генераторе на продуктах детонации.
Исследование закономерностей процесса МГД-преобразования
энергии взрывного потока с присадкой при изменении параметра вза-
имодействия Stnfl, рассчитанного для продуктов детонации, проводи-
лось 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 продук-
тах детонации с присадкой в режимах с малым параметром МГД-вза-
имодействия StIW (при б0 < 2 Тл) предельный индуцированный ток не-
сколько меньше, чем на аргоне в схеме генератора с ударной волной
(кривая 5), но он примерно на порядок больше, чем в опытах с возду-
хом без присадки (кривая 4). Зависимость индуцированного тока от
магнитного поля в диапазоне 2-3 Тл имеет приблизительно квадра-
тичный характер, что указывает на рост эффективной электропро-
водности потока вследствие джоулева прогрева газа индуцированным
током (/ = gu2IB0, <51 ~В0,1~ ). При увеличении длины участка фор-
мирования lt 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 расшире-
ния средняя температура и электропроводность газа в области пере-
мешивания падают вследствие более глубокого адиабатического ох-
лаждения расширяющихся продуктов детонации.
При дальнейшем увеличении параметра МГД-взаимодействия Stnn
зависимость 1(В0) при возрастании ВО обнаруживает тенденцию к на-
сыщению (см. рис. 3.12, б), аналогичную насыщению генерируемого
194
тока в схеме с ударной волной (см. рис. 3.10, б). Фоторегистрация тече-
ния плазмы в полях Во ~ 4-^5 Тл для взрывного потока на воздухе с при-
садкой показывает (см. рис. 3.11, е), что в электропроводном газе на-
блюдаются значительные изменения газодинамических параметров
потока (формируются слои с разными значениями плотности тока, ко-
торые движутся вверх по потоку от контактной поверхности). Эти на-
блюдения свидетельствуют о том, что в рассмотренных режимах дос-
тигаются значения параметра МГД-взаимодействия StnH ~ 1, и, следо-
вательно, ограничение полного индуцированного тока связано с фор-
мированием 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 увеличе-
ние параметра взаимодействия Stnn вследствие уменьшения массовой
плотности продуктов детонации за контактной поверхностью при раз-
лете 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 магнит-
ного 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 про-
должает возрастать до конца процесса МГД-взаимодействия. Кроме
того, на осциллограммах отчетливо виден по крайней мере один пери-
од колебаний, связанный с движением отраженной от магнитного по-
ля 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 универсаль-
ности явления обмена энергией в нестационарных МГД-течениях с
ограниченными размерами зоны проводимости. Влияние этого ме-
ханизма на эффективность преобразования энергии холодного тол-
кающего газа в полезную электрическую энергию оказывается
весьма значительным. Поэтому представляет интерес оценка пре-
дельной эффективности преобразования энергии во взрывном
МГД-генераторе (см. гл. 4), которую можно сделать на основе пред-
ставлений о механизме обмена энергией между тормозящимся в
магнитном поле электропроводным газом и толкающим его неэлек-
тропроводным поршнем.
Сформулируем некоторые выводы. Расчетная модель взрывного
МГД-преобразователя, описывающая основные физические явления,
7*
195
Рис. 3.13. Ток и его производная по времени в МГДВГ ПД (с присадкой) при раз-
ных Во и соответствующих числах 81цц (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 эффектив-
ности преобразования энергии являются IV(/WbB ~ 1, /|//0~ 0 и Stnn = 1,
где число 81пд рассчитано по параметрам поршня продуктов детона-
ции. Установлено, что в оптимальном по коэффициенту преобразо-
вания режиме генерируемая мощность не может превышать 20%
мощности толкающего газового поршня, а значения/= QR/W0 умень-
шаются с ростом Т]х. Расчетная оценка предельного значения Т]х со-
ставляет 6-9%. Проведены сопоставления двух схем реализации элек-
тропроводности потока, создаваемого при взрыве и разлете продук-
тов детонации заряда взрывчатого вещества: схемы на ударно-нагре-
том газе и схемы на продуктах детонации с присадкой. Показано, что
196
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 (Rem > 1), име-
ет низкую газодинамическую эффективность преобразования энер-
гии ВВ в энергию потока продуктов детонации вследствие того, что
время истечения основной массы продуктов детонации (1—2 мс) су-
щественно превышает характерную деятельность МГД-взаимодей-
ствия (50-300 мкс). Показано, что повысить газодинамическую эф-
фективность можно путем применения различных схем кумуляции
энергии взрыва в линейном течении или использования цилиндриче-
ского течения продуктов детонации.
Выполнены комплексные исследования нестационарного взаимо-
действия потока плазмы за фронтом сильной ионизирующей ударной
волны с поперечным магнитным полем в условиях, приближенных к
одномерным. Эксперименты проведены в мало исследованной облас-
ти параметров, характеризуемой как Rem ~ 1, так и St > 1. Определе-
ны условия распадов газодинамического течения. Показано качест-
венное согласие полученных результатов с существующими одномер-
ными расчетами. Продемонстрировано влияние возникающей слои-
стой токовой структуры на энергетические характеристики импульс-
ного преобразователя энергии. Исследованы динамика возникнове-
ния и развития токовых слоев, их влияние на достижимые уровни ге-
нерируемых токов. В отличие от известных работ, исследования вза-
имодействия сгустков плазмы с магнитным полем проведены при та-
ких параметрах, когда изменяются также и параметры неэлектропро-
водного потока продуктов детонации. При достижении Stnn ~ 1 в про-
дуктах детонации начинает распространяться навстречу основному
течению волна сжатия, осуществляющая передачу энергии от проду-
ктов детонации к тормозящейся в магнитном поле плазме с током.
Установлено, что процесс обмена энергией осуществляется через се-
рию волн сжатия, движущихся через плазменный сгусток (вперед-на-
зад), и в продуктах детонации. Исследована зависимость процесса об-
мена энергией от условий постановки опытов.
Процесс обмена энергией протекает тождественно в схемах
МГДВ-генератора на ударно-нагретом газе и на продуктах детона-
ции, отличаясь количеством реализуемых в условиях опытов актов
обмена энергией (от единицы до 6). Ограничение энергетических
параметров взрывного МГД-генератора в схеме на продуктах дето-
нации 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].
197
Глава 4
ЭНЕРГЕТИКА ВЗРЫВНЫХ
МГД-ГЕНЕРАТОРОВ
Предельные значения энергетических параметров МГДВ-гене-
раторов принципиально важны при решении вопроса о конкуренто-
способности 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 энерге-
тической машине. В работах по исследованию МГДВ-генераторов
(см. обзор [20]) достаточно полно отражена специфика преобразо-
вания энергии взрывного течения, однако в них не были учтены в
полной мере физические явления, связанные с сжимаемостью элек-
тропроводного газа и особенностями передачи энергии от толкаю-
щего неэлектропроводного газа.
Рассмотрим влияние обмена энергией во взрывном МГД-тече-
нии при St Э: 1 на эффективность взрывного МГД-генератора.
Эффективность преобразования энергии во взрывном МГД-ге-
нераторе можно оценить из условия оптимального согласования ге-
нератора с внешней омической нагрузкой и из оценки джоулевых
потерь (2Дж в электропроводном газе: к - /?2/(^1 + ^2) ~ 0,5, QR ~ бдж,
Их = Qfl/^вв ~ QkJWbe- Плотность индуцированных токов в плаз-
ме МГДВ-генератора при работе на нагрузку R2 равна
j ~ аи2В(1 -к) ~ 0,5ои2В; следовательно, джоулевы потери в плазме
при условии о ~ const равны
Сдж - J J о[и2 В(1 - к)]2 Vodt = 0,5 Rem %, (4.1)
где Rem - магнитное число Рейнольдса, определенное по длине элек-
тропроводного сгустка /, Vo - объем сгустка.
Эффективность преобразования энергии в МГДВ-генераторе
может быть представлена в виде
Ti^O.SRe^VVWeB. (4.2)
Отсюда следует, что для заданного МГД-течения эффективность
преобразования энергии зависит главным образом от предельно до-
пустимой энергии магнитного поля в МГД-канале Wo, так как пара-
метр Rem достаточно консервативен в широком диапазоне измене-
ния параметра МГД-взаимодействия St.
198
Оценка предельно допустимого магнитного поля может быть
получена из условия осуществления эффективного обмена энергией
во взрывном МГД-течении. Характерное время развития газодинами-
ческих возмущений в сгустке с электропроводностью о и плотно-
стью р2 вследствие его перегрева в МГД-канале индуцированным
током удовлетворяет известной из теории перегревной неустойчи-
вости зависимости тр ~ р2 /(оВд). Обмен энергией во взрывном по-
токе осуществляется при отражении волны торможения от контакт-
ной поверхности. Волна пробегает электропроводную зону и вос-
станавливает параметры потока за время та ~ На (а — скорость зву-
ка). Очевидно, что режим с эффективным обменом энергии реали-
зуется при условии тр ~ то. Из этих условий оценим магнитное поле
Во ~ (р2/(ота))0>5 ~ (р2п/(о/))0-5 и эффективность преобразования
энергии во взрывном МГД-генераторе:
% = 0,5 Rem % / VVBB = 0,25р2и2аVo IWBB. (4.3)
Введя кинетическую энергию плазменного сгустка IVK = О,5р2и?Уо и
длительность процесса МГД-взаимодействия т0 = 1$/и2, получим
Пт = 0,5(т0/та)(И/к/И/0) = и(И/кЛГ0). (4.4)
Физический смысл проведенной оценки состоит в том, что эф-
фективность преобразования энергии во взрывном МГД-генерато-
ре определяется кинетической энергией электропроводного газа и
числом п ~ 0,5т(/с,; актов обмена энергией между электропроводным
газом и толкающим поршнем продуктов детонации за время генера-
ции импульса т0.
4.1. Предельные энергетические параметры
линейных генераторов
Проведем оценки предельной эффективности преобразования
энергии в генераторе ВГ-10. В схеме с ударной волной при исполь-
зовании 40 г гексогена и начальном давлении аргона р0 = 6,5 кПа в
МГД-канале реализуется взрывное течение с параметрами
«2 = 5 км/с, р2 ~ 1,2 • 1(Й г/см3, Т2 ~ 104 К, а ~ 2 км/с, I ~ 5 см. Для этих
данных при 1ТВВ = 200 кДж значение равно 8%. Необходимое для
достижения такой эффективности магнитное поле должно иметь
значение Во ~ 7-^-8 Тл. Необходимо отметить, что магнитные поля
Во ~ 7-i-10 Тл близки к предельным для сохраняемых систем.
В случае работы МГДВ-генератора на продуктах детонации тем-
пература газа с присадкой, при которой реализуется электропровод-
ность о - 103 (Ом м)_|, составляет в среднем около 4000 К, что соот-
ветствует скорости звука а = 1,3 км/с. Длина зоны проводимости со-
ставляет ~10 см. Ограничивая магнитную индукцию Во значением
199
7 Тл, получаем оптимальную плотность р2 ~ ~ 3,5 1СЬ3 г/см3.
Эффективность преобразования энергии такого потока, имеющего
среднюю скорость и2 - 5 км/с, может достигать согласно вышеприве-
денным соотношениям Г]х ~ 12%. В случае Во = 5 Тл при оптимальной
плотности р2 = 1,8 - 10*3 г/см3 эффективность должна иметь значение
Т]Е = 6%. Для сравнения отметим, что в опытах с генератором ВГ-10
при неоптимальной нагрузке были получены близкие значения (при-
мерно 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(/та ~ ®,5(а/и2)(1^Г). В случае ис-
пользования ударно-нагретого газа (а/и2) ~ 0,3, a (IJI) ~ 20, т.е. п ~ 3.
В схеме на продуктах детонации имеем (а/и2) ~ 0,2, (/(|//) « 10, т.е.
п ~ 1. Таким образом, в схеме с ударной волной сравнительно легко
реализуются условия многократного обмена энергией, а в генерато-
ре на продуктах детонации из-за меньшей скорости звука и более
широкой зоны электропроводности обмен энергией протекает мед-
леннее. Например, в условиях установки ВГ-10 имеет место лишь
однократная передача энергии от толкающего поршня к электро-
проводной 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 газоди-
намической неустойчивости Рэлея—Тейлора на контактной поверх-
ности и процессы ионизации присадки вследствие перемешивания
газов в этой зоне, а также процессы развития перегревной неустой-
чивости и возникновения самоподдерживающихся температурных
слоев (Т-слой), процессы радиационного переноса энергии, эффект
опережающей ионизации и т.д.
В качестве экспериментальной модели удобным оказался линей-
ный 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 энер-
гетические параметры взрывного МГД-генератора, когда параметр
МГД-взаимодействия достигает значений, близких к единице, явля-
ется 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 плаз-
ме кольцевых токов. Эффективность вовлечения в процесс
МГД-взаимодействия неэлектропроводного газа продуктов детона-
ции возрастает при уменьшении длины плазменного сгустка и степени
200
расширения потока продуктов детонации, что означает необходи-
мость создания взрывного потока при возможно меньших длинах
участка его формирования. В режимах с обменом энергией предель-
ная эффективность преобразования достигается при определенном
согласовании газодинамических и электродинамических парамет-
ров устройства: значение индукции приложенного магнитного поля
должно соответствовать электропроводности, плотности и протя-
женности электропроводной зоны.
Рассмотрим экспериментальные данные по отбору энергии в ли-
нейных взрывных МГД-генераторах. Зависимость энерговыделения
QR в омической нагрузке от магнитного поля Во, полученная для
взрывного генератора ВГ-10 при различных значениях сопротивле-
ния нагрузки, представлена на рис. 4.1, а. Из графика следует, что
при Во =£ 4 Тл зависимости QR(B0) имеют примерно квадратичный
характер в соответствии с модельными представлениями (см. [2]),
которые долгое время были основой при проектировании и созда-
нии МГДВ-генераторов (/ ~ Во, VR ~ Во, т.е. QR ~ Вд). При больших
магнитных полях квадратичный ход зависимости QR(B0) нарушается,
что связано главным образом с насыщением предельного индуциро-
ванного тока при St ~ 1.
Ограничение скорости роста QR при изменении 1Т0 удалось впер-
вые зарегистрировать на генераторе ВГ-10. Насыщение индуциро-
ванного тока в нагрузке генератора при Во ~ 4-^5 Тл (в опытах на ар-
гоне и воздухе) приводит к ограничению мощности электрического
импульса, передаваемого в нагрузку. Поэтому дальнейшее увеличе-
ние эффективности преобразования энергии в МГДВ-генераторе
возможно только при интенсификации энергообменных процессов
в потоке. Из анализа ВАХ генератора следует (см. рис. 1.20), что ге-
нерируемая устройством мощность является слабой функцией со-
противления нагрузки /?2 в диапазоне 2-г 10 мОм. Это позволяет уве-
личить энерговыделение в нагрузке в режимах, смещенных к корот-
кому замыканию, за счет интенсификации процессов обмена энер-
гией 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
Во = 5,4 Тл пиковые значения токов в нагрузке при этом практиче-
ски не изменились, а энерговыделение QR увеличилось за счет изме-
нения временного профиля генерируемой мощности. Осциллограм-
мы тока в нагрузке, напряжения и мощности в режимах с энергооб-
меном 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 энергообмен-
ные процессы во взрывном МГД-течении приводят к развитию вто-
ричных пиков индуцированного тока и напряжения на нагрузке и со-
201
Рис. 4.1. Предельные энергети-
ческие параметры МГДВ-гене-
ратора ВГ-10
ответственно к увеличе-
нию генерируемой в кана-
ле мощности и эффектив-
ности преобразования
энергии.
Максимальные значе-
ния энерговыделения в на-
грузке Лн = 3 мОм в опытах
с аргоном (см. рис. 4.1, а)
составили QR = 9,2 кДж при
Во - 6,0 Тл и Qr - 9,6 кДж
при Во - 6,5 Тл. Эффек-
тивность преобразования
химической энергии заря-
да ВВ (Ивв = 200 кДж) в
электрическую энергию
составила соответственно
4,6 и 4,8%.
Таким образом, в экс-
периментах на линейном
генераторе ВГ-10 впервые
реализованы режимы ге-
нерации электрической
энергии с энергообменом
во взрывном потоке, в ре-
зультате чего достигнута
высокая эффективность
преобразования энергии.
Для сравнения отметим,
что в разрушаемом взрыв-
ном 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. Мак-
симальная мощность 50 МВт получена при Во = 5,4 Тл и заряде ВВ
массой 80 г. Значение переданной в нагрузку (Лн = 3 мОм) энергии в
этом режиме достигало QR = 12 кДж. Максимальное значение инду-
цированного тока составляло около 30 кА на каждый сантиметр ши-
рины электродной системы. Полученные энергетические и мощно-
стные характеристики близки к предельным для этого генератора.
202
Рис. 4.2. Обобщающая зависимость т]^ от для линейных и цилиндриче-
ских МГДВГ на ПД с присадкой
7-3 - генератор Т-4 (схемы буферная, двухступенчатая и одноступенчатая соответ-
ственно), 4 - Т-2; 5 - линейные генераторы. Значение Т)г = 4,3% для генератора с двусто-
ронним истечением [11] получено удвоением энергии лучшего из каналов
Обсуждая проблему предельной эффективности преобразова-
ния энергии во взрывном МГД-генераторе, можно построить зави-
симость Т]г от параметра WC/WBB по совокупности всех эксперимен-
тальных данных, полученных при исследовании моделей линейных
взрывных МГД-генераторов ВГ-6 и ВГ-10 (рис. 4.2). Из графика
следует, что эта зависимость имеет тенденцию к насыщению при
увеличении отношения запасенной в объеме МГД-канала магнит-
ной энергии Wo к химической энергии заряда ВВ WBB. Предельная
эффективность преобразования энергии в линейной схеме МГДВ-
генератора при Wo/Wgg ~ 50% практически ограничена значением
~ 5%. Дальнейшее увеличение (в области W(/IVBB > 50%) может
быть достигнуто на пути оптимизации энергообменных процессов в
МГД-канале. Отметим также, что увеличение эффективности пре-
образования в МГДВ-генераторе возможно за счет оптимизации га-
зодинамики разлета продуктов детонации (двухсторонняя линейная,
цилиндрическая схемы формирования течений). Например, в соот-
ветствии с результатами [11] можно ожидать, что в двухсторонней
схеме линейного МГДВ-генератора при ИоДГвв ~ 50% полная эффе-
ктивность преобразования энергии достигнет 7-8%.
Анализ полученных результатов позволяет уточнить условия
достижения предельной эффективности взрывного МГД-генера-
тора: газодинамический коэффициент преобразования энергии
г]| = И/4/Жвв должен быть предельно большим (здесь W4 - полная
энергия взрывного потока); протяженность участка формирова-
ния взрывного течения необходимо сделать минимальной для уве-
личения части потока, вовлекаемого во взаимодействие с магнит-
ным полем; параметр МГД-взаимодействия 51пд должен быть по-
рядка единицы для развития эффективного энергообмена во
взрывном потоке.
203
Основные параметры всех экспериментально исследованных
отечественных и американских линейных генераторов были приве-
дены 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 преоб-
разователя энергии.
4.2. Нелинейные эффекты
и энергетика цилиндрических генераторов
Справедливость высказанных выше рекомендации, полученных
из анализа экспериментов на линейных МГДВ-генераторах, апроби-
руем на генераторах, построенных по дисковой и радиальным схе-
мам. Это актуально с практической точки зрения, так как, хотя ли-
нейное взрывное течение характеризуется достаточно высокими па-
раметрами газа (Rem ~ 1) в головной зоне потока, однако оно имеет,
как показано выше, относительно низкую газодинамическую эффе-
ктивность преобразования химической энергии заряда ВВ в энер-
гию потока продуктов детонации. Это связано с большим временем
истечения основной массы газа продуктов детонации из взрывной
камеры (~1 мс), которое существенно превышает характерную про-
должительность 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 характеристи-
ках 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 ци-
линдрическом взрывном течении начальный этап МГД-взаимодей-
ствия характеризуется меньшей, чем в линейном взрывном течении
средней электропроводностью потока и большей средней плотно-
стью. В экспериментах с дисковыми и радиальным генераторами в
магнитных полях до 3 Тл число Стюарта St и магнитное число Рей-
нольдса Rem оказываются на порядок меньше, чем значения, достиг-
нутые в линейных МГДВ-генераторах. В этих условиях не следует
ожидать решающего влияния на процесс преобразования энергии
джоулева прогрева плазмы, заметной деформации параметров тече-
ния и других нелинейных явлений, установленных для линейных
МГДВ-генераторов.
Эти соображения подтвердились в экспериментах с генератора-
ми Т-2 и Т-4. Действительно, скоростная фотосъемка показала, что
в полях до 3 Тл отсутствуют заметные деформации расширяющего-
ся плазменного кольца. Магнитные зонды и пьезодатчики давления
204
не отмечали значительных деформаций параметров при включении
магнитного поля. Зависимости ПгС^сЖвв), представленные на
рис. 4.2, дающие обобщающую информацию об условиях и эффек-
тивности процесса МГД-преобразования, имеют для генераторов
Т-2 и Т-4 практически линейный вид до значений Wq/Wbb =£ 0,3. Для
линейных генераторов линейный ход этой зависимости завершался
при И/С/И'вв = 0,1. Опытные данные для радиального генератора
РАДАН-1 (отмечены на рис. 4.2) ложатся на те же зависимости. На-
пряжение холостого хода зависит от индукции магнитного поля
Во линейно, что также подтверждает тезис о слабом влиянии маг-
нитного поля на параметры течения. При этом ток короткого замы-
кания генератора /кз имеет, как и следует из закона Ома, квадратич-
ную зависимость от Во.
Были проведены прямые измерения джоулевой диссипации в ка-
нале генератора Т-2. Величины индуцированных токов регулирова-
лись различными нагрузками в секторах токосъемной системы
(/?н = ^, Rt, R2, R3 и 0). Чтобы не учитывать особенностей работы
токосъемных ножей, при расчете диссипации рассматривались ин-
тервалы времени от момента прихода переднего фронта плазмы на
электроды (значок о на осциллограмме рис. 1.24) до момента уда-
ра этого фронта об обечайку (значок •*).
На рис. 4.3, а представлены осциллограммы токов при разных на-
грузках, 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 не-
однородностью 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 сопро-
тивления плазмы от времени заметным образом зависит от режима
работы генератора. Чтобы нагляднее проиллюстрировать последнее,
на рис. 4.3, в показаны временные зависимости сопротивления плаз-
мы, отнесенного к ее сопротивлению на входе в электродную систе-
му. В режимах с малыми индуцированными токами относительное со-
противление плазмы в дисковой схеме быстро увеличивается на поря-
док величины из-за газодинамического расширения. В режиме корот-
кого 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 по-
казана на рис. 4.3, г. Приближенная аналитическая аппроксимация
имеет вид
о = Algco-C, (4.5)
где коэффициенты А = 190,5 (Ом • м)_|, С = 803,8 (Ом • м)_|. Таким об-
205
Рис. 4.3. Измерения электрических параметров в генераторе Т-2
а - э.д.с. холостого хода U^x и токи 7 в различных секторах канала, б - внут-
реннее сопротивление плазмы, в - приведенное внутреннее сопротивление плаз-
мы при КЗ и в разных секторах канала (кривые 1-3), г - зависимость эффективной
электрической проводимости от объемной плотности джоулевой диссипации в
плазме
разом, средняя электропроводность плазменной области цилиндри-
ческого взрывного течения, турбулизованной неустойчивостью Рэ-
лея-Тейлора, логарифмически увеличивается с ростом удельной
джоулевой диссипации. Полученная зависимость может быть исполь-
зована для оценок предельных энергетических характеристик диско-
вых и радиальных МГДВ-генераторов.
При полях 2—3 Тл в генераторах с цилиндрическим взрывным
течением число Стюарта St ~ 0,1. Поэтому заметных деформаций
206
плазменного потока и повышения эффективности отбора энергии
от потока следует ожидать лишь при BQ = 8-ь 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 несколь-
ких процентов.
Возможности совершенствования процесса МГД-взаимодейст-
вия для генераторов с цилиндрическим взрывным течением нагляд-
но демонстрируют зависимости Т)1(И/О/И/ВВ), приведенные на рис. 4.2
для двухступенчатой и буферной схем организации течения (генера-
тор 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 (двухсту-
пенчатая схема) уменьшалась до 3 км/с, однако средняя электропро-
водность возрастала до 20 (Ом см)1. В этой схеме на порядок бо-
лее высокая электропроводность проводит к возрастанию числа
Стюарта, а узкая плазменная зона (Аго ~ 2 см) - к возможности эф-
фективного энергообмена. Буферная схема позволила достичь
Т]Е = 2% уже при полях менее 2 Тл (Wo/WBB ~ 0,2). В плазме индуци-
ровался 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 пре-
дельно 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 одноступен-
чатым газодинамическим трактом.
Даже при практически идеальном осевом инициировании заря-
да 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 ге-
нераторов из-за продольных МГД-эффектов. В радиальных МГДВ-
генераторах длина цилиндрического заряда может достигать сотен
сантиметров. В этом случае одновременное по длине инициирова-
ние заряда ВВ может оказаться трудноосуществимым. При иниции-
ровании 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
207
Рис. 4.4. Осциллограммы режимов короткого замыкания и холостого хода в ге-
нераторе Т-4 с зарядом без присадки (штриховые кривые) и с присадкой
(сплошные кривые)
Гексоген, 3,25 кПа, Az = 10г3, Дго = 10415 см, гс = 36 см, Во = 1,45 Тл (б в)
длиной 10 см с обоих торцов. Реальная длина электропроводной об-
ласти 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, ослабляю-
щий ток в нагрузке (рис. 4.4, а, б). 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 коротко-
го замыкания и напряжения холостого хода (см. рис. 4.4, б, в). Дви-
жущиеся 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 на-
чальной фазы сигнала (см. рис. 4.4, в). В опытах без присадки в сиг-
208
нале напряжения выделяется дополнительный импульс (штрихо-
вая кривая), опережающий пробой на носике токосъемного эле-
мента при появлении на нем фронта плазменной области (17Хх Дос-
тигало 1 кВ). В режиме с присадкой явление шунтирования токо-
съемного элемента плазменным слоем с большей, чем без присад-
ки, электропроводностью, приводит к исчезновению напряжения
[/хх в этом интервале времени. Измеренные при &rjr ~ 0,3 значе-
ния средней электропроводности составили 0,9 (Ом см)1 без при-
садки и 2,7 (Ом см)-1 с присадкой. Для сравнения отметим, что в
буферной схеме газодинамического тракта генератора электро-
проводность повышалась до 10 (Ом • см)-1, а э.д.с. холостого хода
достигала 20 кВ.
Возможность дальнейшего повышения коэффициента преобра-
зования в генераторах с цилиндрическим взрывным течением связа-
на с необходимостью изучения нелинейных МГД- и энергообмен-
ных процессов при полях порядка 10 Тл.
В заключение рассмотрим более подробно сводную таблицу ос-
новных параметров МГДВ-генераторов с цилиндрическим течением
продуктов детонации, приведенную в гл. 1 (см. табл. 1.4). Кроме ге-
нераторов с плазменным течением, в этой таблице указаны параме-
тры радиальных генераторов с металлическим лайнером [4, 40, 41],
которые рассматривались как перспективные. Кроме того, даны па-
раметры разрушаемого МГДВ-генератора на встречных потоках,
подробное описание которого содержится в работе [41], а его хара-
ктерные свойства проанализированы в ]4].
Генератор с металлическим лайнером, имея сравнимые с взрыв-
ными генераторами полный коэффициент преобразования энергии
= 0,6% и удельный ток /уд = 200 кА/(м Тл), проигрывает по удель-
ному току на единицу массы ВВ (z* = 0,17 кА/(г Тл)). Оптимальные
длительности импульсов тока находятся в миллисекундном диапазо-
не. Как отмечено в [4], в этом генераторе практически неосущест-
вим частотный режим работы.
Разрушаемый дисковый генератор на встречных потоках [41]
при Zo/rc = 0,2 (z0 - осевая длина, г* - радиус МГД-канала) реализует
идею газовой кумуляции и имеет на порядок большие значения /уя.
Полный коэффициент преобразования энергии, однако, снижается
до 1)1 ~ 0,1% из-за потерь при формировании радиального течения
из двух встречных линейных взрывных потоков. Удельный ток
z* = 0,6 кА/(г Тл) находится на уровне значений, достигнутых в дис-
ковых генераторах Т-2 и Т-4. В целом высокие параметры генера-
тора на встречных потоках сводятся на нет его явным недостатком -
разрушаемостью конструкции. Уменьшение уровня газовой кумуля-
ции с целью предохранить генератор от разрушения (опыты при
г^с = 2) приводят к резкому ухудшению энергетических характери-
стик даже при значительно больших, чем при z0/rc = 0,2 начальных
магнитных полях Во (7уд = 100 кА/(м Тл), i* = 0,1 кА/(г • Тл)).
209
NK/S, МВт/см2
l0l ВГ-6[9]Щ]______ iE10
ВГ-10
ВГ-10 •
• ________
о 1
• 2
0,8
0,6
0,4
0,2
/Т-4
- / °°Т-2
[6]
/ВГ-10
./ •
/.ВГ-5
Рис. 4.5. Зависимость ге-
нерируемой мощности от
Stnfl для цилиндрических
и линейных МГДВ-гене-
раторов
_______।-----1______।________।______।_____
0 1 2 3 4 5 Stun
।____।_______________।_____।_________।_____।
2,3 4,4 5,3 6,5В0.Тл
Созданные дисковые (z^ ~ 0,1 ^-0,3) генераторы Т-2 и Т-4 с кон-
дукционным энергосъемом имеют преимущества по значениям /уд
и Г. В генераторе Т-4 с буферной схемой формирования течения дос-
тигнуты максимальные для умеренных магнитных полей удельные
параметры />д = 150 кА/(м Тл), Г = 0,45 кА/(г Тл) при т]Е = 2%. Ге-
нератор 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 Г (уступая
лишь в 3-5 раз генератору с металлическим лайнером).
На рис. 4.5 сделана попытка обобщить результаты энергетиче-
ских испытаний всех известных линейных и цилиндрических генера-
торов с плазменным течением. Пиковая мощность NR линейных ге-
нераторов отнесена к поперечному сечению МГД-канала 5 = ah.
В качестве аналогичного сечения для генераторов с цилиндриче-
ским взрывным течением можно выбрать боковую поверхность за-
ряда. 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 зна-
чения плотности продуктов детонации, их скорости, а также элект-
ропроводности плазменного сгустка и его длины, необходимые для
расчета Stnfl = оВ0/ /(рп)пд , взяты для линейных генераторов по ре-
зультатам 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 то-
ждественный характер зависимости NR/S от Stna для взрывных
МГД-генераторов всех типов.
4.3. 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
210
различные схемы подключения нагрузки, обращался ряд авторов
(см., например, [315-317]). Решение этой задачи может быть полу-
чено методом оптимального управления [368]. Рассмотрим следую-
щую модель импульсного линейного МГД-преобразователя.
В МГД-канале с размерами /0, Л, а в однородном внешнем магнитном
поле Во движется с постоянной скоростью и недеформируемый
электропроводный сгусток длиной I < 10 и сопротивлением /?,. Оми-
ческая нагрузка генератора R2 = const подключена на выходе из ка-
нала. Конечная (при 0 f =£ IJu) индуктивность нагрузки моделиру-
ется индуктивностью L, включенной последовательно с Ток в це-
пи генератора изменяется в соответствии с выражением
(у -t) dl/dt + (а-1)1=1. /(0) = 0, (4.6)
где а = [(/?, + R2)/(iiou)]a/h, у= 1 + [Z./(lWo)lfl^> а значения времени t и
тока / приведены соответственно к IJu и aBJ^. Найдем экстремум
функционала Q = 2jl2(t)a(t)dt, определяющего энергию, выделяющу-
юся на омическом сопротивлении Rt + R2 за время взаимодействия
(Q приведено к И 70 - B^al^h /(2ц0)). Будем считать, что a(t) е [0, nJ.
Выбор нижней границы значений а(г), как и предложение о посто-
янстве и, определяется стремлением найти предельный уровень ге-
нерируемой в омическую нагрузку энергии. Очевидно, что а = 0 ре-
ализуется при Rem > 1 и замыкании R2. При этом верхняя граница
а(г) определяется сопротивлением нагрузки генератора R2, поэтому
Оо = const.
Сформулируем задачу поиска экстремума в терминах [368]: най-
ти такое допустимое управление a(t) g [0, OJ, t g [0, 1], чтобы при
соответствующей функции 7(t), определяемой из уравнения
dlldt = [ 1 - (а - 1 )/]/(у -1) (4.7)
и начинающейся из точки /(0) = 0, функционал Q принимал макси-
мальные значения. Рассматриваемая задача относится к классу за-
дач с фиксированными временными границами и описывает поведе-
ние неавтономной системы. Для ее решения воспользуемся соответ-
ствующим принципом максимума: для того чтобы допустимое упра-
вление a(t), t g [0, 1] и соответствующая ей траектория /(г) давали
решение оптимальной задачи с закрепленным левым концом (вре-
менные границы фиксированы), необходимо существование такой
ненулевой непрерывной вектор-функции Т = (^(t), 'Г,(г)), соответ-
ствующей функциям a(t) и /(г), что
1) для всех t G [0, 1 ] функция
Н = -/2а% + ~(а- 1)7
Y-1
переменного a(t) g [0, о^] достигает в точке а(г) максимума
W('P(t),/(t),t)= sup W(T(t),/(t),/,a(t));
a(<)e[O,ao)
(4.8)
(4.9)
211
2) выполняется условие
Т(1) = (-1,0). (4.10)
Соотношение (4.8) с учетом (4.9) и области определения а(г) дает
ес™ X’<41|>
(0, если ^^(у-г)/,
где T|(f) определяется из cWJdt = -дН/д! и условия (4.10).
Предположим, что существует t* е [0, 1], при котором
Т,(Г*) = (у-Г*)7(Г’) (4.12)
(назовем t* временем переключения). Тогда из (4.11) и 7(0) = 0 следует
а(,) = /°’ если Ге[0/]’ (4.13)
|а0, если zg[z*,1]
(неоднозначность определения a(z‘) не играет сколь-нибудь существен-
ной роли). Таким образом, решение задачи о нахождении оптимально-
го управления омической нагрузкой МГД-преобразователя получено.
Условие согласования параметров a(t) и t* определяется из (4.12).
В рассматриваемом устройстве происходит преобразование энер-
гии поршня, обеспечивающего постоянство скорости электропровод-
ного сгустка, в электрическую энергию, диссипируемую на сопротив-
лении Rt + R2, а также в энергию индуцированного магнитного поля.
Интенсивность взаимодействия электропроводного сгустка с магнит-
ным полем увеличивается с уменьшением /?, + R2. Это означает, что
наиболее эффективен по преобразованию энергии толкающего
поршня в электромагнитную энергию режим короткого замыкания
(а = 0). Ясно, что чем больше Z*, тем больше накопленная электро-
магнитная энергия. Во второй фазе процесса при подключении оми-
ческого сопротивления эта энергия частично диссипируется на нем.
Из этих представлений очевиден ряд следствий. С увеличением
Z* уменьшается время, в течение которого происходит выделение
энергии в омическом сопротивлении, однако значение этой энергии
будет возрастать, поскольку преобразователь более длительное
время (1 - z‘) работает в экстремальном по взаимодействию режиме.
В частности, это приводит к тому, что обезразмеренная средняя по
времени мощность N = <2/(1 - Z*) при увеличении С возрастает быст-
рее, чем (1 - г*)-', и варьирует в пределах более широких, чем Q.
Большую электромагнитную энергию можно диссипировать за
меньшее время только на большем сопротивлении, поэтому при
увеличении t* оптимальное Oq должно возрастать.
Для иллюстрации полученного решения построим зависимость
<2(0^, z‘) при независимых вариациях и t*, полагая у= 1,1. Отметим
некоторые свойства преобразователя.
1. Для любого фиксированного t* g [0, 1] существует оптималь-
ное значение Oq g аопт, при котором достигается максимум Q
212
Рис. 4.6. Зависимости генерируемой энергии от верхнего предела функции уп-
равления при различных значениях времени переключения
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 тол-
кающего поршня расходуется преимущественно на генерацию элек-
тромагнитной энергии в форме индуцированного магнитного поля,
а джоулева диссипация Q < 1. Таким образом, в рассматриваемом
преобразователе подмагничивание системы за счет индуцированно-
го магнитного поля целесообразно лишь до некоторого уровня.
2. Применение размыкателя внешней нагрузки позволяет согла-
совать конкретное устройство с широким спектром омических на-
грузок. Более того, так как с увеличением Г значение Q в меньшей
степени зависит от с^, если > аопт, то устройство становится ме-
нее критичным к условиям согласования.
3. Для любого фиксированного «о существует Г g [0, 1], при ко-
тором 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).
4. По закону сохранения электромагнитная энергия, вырабаты-
ваемая 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 '°[и(В0-В,)2-В2
! 2ц0
ahu dt.
(4.14)
а, следовательно, и электромагнитная энергия достигают своего
213
предельного значения, равного (у - 1)-', т.е. определяются отно-
шением индуктивности электродной системы к индуктивности на-
грузки L.
Найдем lim Q или, что то же, lim Q, где f и связаны урав-
г*->1 а0->~
нением (4.12). Легко убедиться, что
emax= lim e = (Y-l)-1. (4.15)
«0~»~
Таким образом, применение размыкателя в описываемом преобра-
зователе позволяет увеличить долю электромагнитной энергии, вы-
деляемой в омической нагрузке, приближая ее при Г —> 1 к предель-
но достижимому уровню.
Аналогично можно проанализировать подключение нагрузки на
входе в электродную систему. Однако из предыдущего очевидно, что
оптимальное управление преобразователем и в этом случае осущест-
вляется с применением размыкателя внешней нагрузки, а предель-
ный уровень электрической энергии равен Wo[ 1 - (у- 1)’’]/[ 1 + (у- I)2].
Подключение нагрузки на выходе из электродной системы эффек-
тивнее подключения нагрузки на входе - если в первом случае отсут-
ствует абсолютный экстремум Q по у (при у —> 1 Q неограниченно
возрастает), то во втором он есть и равен единице (или Wo в размер-
ном виде). Специально отметим, что отсутствие абсолютного экстре-
мума Q по у (напомним, что у— 1 ~ L) делает нецелесообразным вклю-
чение в оптимизационные параметры внешней индуктивности.
Если нагрузка подключена симметрично (на входе и выходе
электродной системы) и сопротивлением приводящего сгустка мож-
но пренебречь (Rem > 1), то взаимного влияния нагрузок нет и пре-
дельный уровень энергии, генерируемый устройством, определится
суммой этих энергий Wof(y — I)-1 + 1]. При рассмотрении импульсных
МГД-преобразователей целесообразность симметричного включе-
ния нагрузок либо не обсуждается, либо отрицается на том основа-
нии, что размагничивающее воздействие, которое реализуется при
подключении нагрузки на входе, ухудшает характеристики устрой-
ства. Из приведенного анализа ясно, что вопрос об организации
внешней цепи должен решаться конкретно для каждого вида нагруз-
ки [318].
Взрывной МГД-генератор с индуктивной нагрузкой представля-
ет собой один из вариантов включения, расширяющий диапазон ге-
нерируемых напряжений. Оценим эффективность работы МГДВ-
генератора на чисто индуктивную нагрузку LK. Исследуются две воз-
можные 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 рас-
сматривались в [322], где, в частности, анализировались условия оп-
214
Рис. 4.8. Схема линейного МГД-преобразователя с индуктивно-омической на-
грузкой
тимального согласования преобразователя с индуктивной нагрузкой
и предельный уровень запасенной электромагнитной энергии QL в
схеме включения нагрузки на выходе из электродной системы (схе-
ма 2). Так как схема включения 1 также представляет определенный
интерес, то задачу следует рассмотреть в общем плане.
Схема импульсного МГД-генератора линейного типа с индук-
тивно-омической нагрузкой в модели с сосредоточенными парамет-
рами представлена на рис. 4.8. В МГД-канале с размерами b х h х /0
в однородном магнитном поле В() с постоянной скоростью и движет-
ся плазменный сгусток длиной Предполагается также, что сопро-
тивление сгустка ri = h/(obl„) = const, а безразмерная длительность
импульса т = t/t* е [0, 1 ], где t* = lju - масштаб времени. Эквивалент-
ная электрическая схема с нагрузкой включает в себя внутреннее
сопротивление генератора г,, сопротивление нагрузки гн, индуктив-
ность нагрузки LK (размерную) и переменную во времени собствен-
ную индуктивность электродной системы Lt, зависящую от ее гео-
метрии и способа включения нагрузки. При условии и = const мож-
но считать, что
ГДт) = L0T + L„ (схема 1),
ГДт) = £0(1 ~ т) + Гп (схема 2),
где Lo - - индуктивность системы плоскопараллельных
токовых шин, Агпл = k^h/b) - геометрический фактор электродной
“двушинки” [367], L„ - минимальная конечная (паразитная) индук-
тивность электродной системы (L„ < Го).
В случае г„ - 0 МГД-генератор работает в режиме индуктивно-
го накопителя электрической энергии QL в конечной индуктивности
контура LK = LH + Lt (1) (паразитной индуктивностью L„ пренебрега-
ем). Накопленная к концу процесса энергия QL может быть выделе-
на на омическом сопротивлении гн, подключаемом к генератору в
момент времени т 1. Очевидным преимуществом работы МГД-ге-
нератора в режиме индуктивного накопителя является возможность
значительного расширения спектра допустимых омических нагру-
215
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 индук-
тивного контура LJRH и в случае высокоомной нагрузки может быть
значительно меньше характерного времени накопления энергии t*.
Однако проблема качественного размыкателя сильноточной цепи
создает определенные трудности при использовании такого вариан-
та генерации энергии в МГДВ-генераторе.
Работа генератора в общем случае на индуктивно-омическую
нагрузку (гн Ф 0) описывается в модели с сосредоточенными параме-
трами уравнением:
'Ч7!+''«) += “Д)Л (Г= L„ +£](т)). (4.16)
at
Введем безразмерные переменные:
т = tit*, I =
R, = r,bl(y^hu), RK = r^bRy^hu),
£H = LKb/^hl0).
Тогда уравнение (4.16) запишется в виде:
/(Л>,+Л’и) + ^|^ = 1, /(0) = 0. (4.16)
at
Рассмотрим последовательно схемы 1 и 2 включения индуктив-
ности нагрузки. Обозначим безразмерный параметр индуктивной
нагрузки е = ^н/^0-
Индукпгивность нагрузки включена по схеме 1 (на входе в элект-
родную систему). В этой схеме включения общая индуктивность гене-
ратора с нагрузкой возрастает во времени в процессе преобразования
энергии (5£ = =£н + .Х(1т = J£()(e + т)) и генератор работает с положитель-
ным реактивным (индуктивным) сопротивлением х, = > 0.
Уравнение тока в цепи имеет вид:
dl !-/(/?,+/?н+££0)
dr ££от + ££н
(4.17)
Решение этого уравнения с начальным условием /(0) = 0 выглядит
следующим образом:
/(т) =
1
ai
(4.18)
где А| = (/?, + RH)/5£0 + 1. Величина запасенной электромагнитной
216
Рис. 4.9. Зависимости оптимального значения индуктивности нагрузки Е = S?H/i£0
(штриховые кривые) и предельной запасаемой энергии QL в конечной
индуктивности S£K (сплошные кривые) от магнитного числа Рейнольдса Re*'
Режим 1 - индуктивность на входе, = 2!0(£опт + 1); режим 2 - индуктивность на вы-
ходе, = ££ое°"т; SE0 = 0,65, blh = 0,5
энергии в конечной индуктивности контура генератора равна
£ V
£ + Т
Cl=^kZ2(t) = -^-
й| л0
1-
= f(L". (4-19)
(В этом уравнении энергия QL безразмерна, параметр обезразмери-
вания - энергия магнитного поля в МГД-канале % = —— bhlQ .) 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 а,:
a, = Ri/<£0+l = ri/L0 + l = ri/xi + l =—-+ 1, (4.20)
кпл
где Re” = ц0оп/я - магнитное число Рейнольдса, определенное по
длине плазменного сгустка /п, кпл = 0.65 при blh = 0,5.
Анализ зависимости (4.19) QL = QL(£, at) показывает, что для лю-
бого значения 1 щ существует оптимальное значение коэф-
фициента индуктивной нагрузки Еопт, при котором величина накоп-
ленной в конечной индуктивности генератора энергии достигает мак-
симального значения Q™'. На рис. 4.9 показаны расчетные зависи-
217
мости 2{nax(Reml) и EonT(Rem‘) для случая “двушинки” с соотношени-
ем сторон канала blh = 0,5 (геометрия установки ВГ-10). Из графи-
ков следует, что в схеме 1 включения нагрузки накопленная элект-
ромагнитная энергия Ql стремится к своему предельному значению
ql = //££0 =1,54 (4.21)
при условии /?, —> 0 (Rem °°). При этом одновременно значение па-
раметра еО11Т —> 0. Это означает, что в схеме 1 в случае бесконечно
проводящего плазменного сгустка, в принципе, оказывается выгод-
ным накапливать электромагнитную энергию в собственной индук-
тивности Lo электродной системы генератора.
Анализ зависимости тока в контуре /(т) = /(е, а,) (4.18) пока-
зывает, что при Rem —> °° (т.е. при щ —> 0 и Еопт —> 0) индуцирован-
ный в контуре ток достигает максимальной величины Г™* = 1/!£0
за характерное время т ~ Еопт < 1. Следовательно, в случае бес-
конечно проводящего сгустка (Rem §> 1) рассматриваемый МГД-
преобразователь в оптимальном режиме представляет собой ин-
дуктивный накопитель с собственной линейно растущей во вре-
мени индуктивностью и постоянным током накачки этой индук-
тивности. Увеличение накопленной электромагнитной энер-
гии Ql, как следует из формулы (4.21), возможно при уменьше-
нии безразмерной индуктивности электродной системы ££0 (т.е.
уменьшении реактивного сопротивления контура Го). Для случая
“двушинки” это означает требование 0 и ЫЬ —> 0. Однако
из (4.19) следует, что это возможно только при одновременном
выполнении условия Rem —> т.е. необходимо использование ра-
бочего 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 ~ 0,20,3.
Анализ решения (4.18) показывает, что для величины накопленной
электромагнитной энергии QL при Rem=s 1 имеет место зависимость
Ql ~ (Rem)2. В случае же работы взрывного МГД-генератора на оми-
ческую нагрузку, как известно уже из первых работ [6], имеет мес-
то зависимость QL ~ Rem. Таким образом, вариант работы МГД-ге-
нератора по схеме индуктивного накопителя становится конкурен-
тоспособным в сравнении с вариантом генератора с омической на-
грузкой только при реализации в электропроводном потоке условия
Rem > 1. В случае Rem < 1 схема индуктивного накопителя, хотя и ха-
рактеризуется меньшим коэффициентом преобразования энергии,
однако может иметь преимущества, связанные, как указывалось вы-
ше, с возможностью расширения спектра допустимых омических
нагрузок и укорочения длительности полезного импульса МГД-ге-
нератора.
218
Индуктивность нагрузки включена по схеме 2 (на выходе из
электродной системы). В этой схеме включения индуктивное сопро-
тивление генератора отрицательно: х, = = - ££ 0 < 0 .
Уравнения для тока в цепи в этом случае приведено в работе [322]:
J/ !-/(/?,+/?н-^0)
dr ££0(1-т) + ^н
Полученное решение при начальном условии 7(0) = 0 имеет вид
7(т) =
1__
й2^0
fe + i-rY2
I е + 1 J
(4-23)
где а2 = (/?, + 7?н)/^о ~ 1 • Запасенная электромагнитная энергия
(4.24)
где для случая RH = 0 (индуктивный накопитель)
а2 = R[/^£0-l = ri/L + \ =--------1. (4.25)
^пл
Расчетные зависимости (2j,,ax(Rem) и £onT(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 Рей-
нольдса Rem максимальная запасенная энергия и оптимальное
значение параметра нагрузки Еопт в схеме 2 включения больше, чем
в схеме 1. При увеличении параметра Rem значение £)™ах быстро
растет и при Rem -» °° достигает значений
0Г = 1/^пр,
(4.26)
где ££пр — минимально возможная индуктивность цепи МГД-гене-
ратора при т = 1. Так как ££пр < ££0, то, сравнивая предельные зна-
чения накопленной электромагнитной энергии в конечной инду-
ктивности генератора (см. рис. 4.9), можно отметить, что в схе-
ме 2 включения в случае использования идеально проводящего
лайнера коэффициент накопления электромагнитной энергии
/2) По характеру зависимости индуктивности генератора от
времени (убывает от !£0 до ££пр) и тока в контуре (растет как
1/(1 + £ - т)) схема является, по существу, аналогом взрывомаг-
нитного 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 /?н и др.).
219
Таким образом, проведенные модельные расчеты показали, что
импульсный МГД-генератор может достаточно эффективно рабо-
тать в варианте индуктивного накопителя электромагнитной энер-
гии в различных схемах подключения индуктивной нагрузки. В диа-
пазоне значений Rem > 1 вариант индуктивного накопителя конку-
рентоспособен в отношении варианта работы МГД-генератора на
омическую нагрузку.
4.3.1. Экспериментальные исследования
эффективности работы взрывного МГД-генератора
на индуктивную нагрузку
Эксперименты проводились с генератором ВГ-10 в схеме с ми-
нимальной 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 L„ 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 соб-
ственной индуктивности генератора (Е = 0). Сопротивление омиче-
ской нагрузки /?н варьировалось в диапазоне от 35 до 280 мОм. Ис-
пользовались заряды гексогена массой 40 г с присадкой натрия (це-
зия). Начальное давление рабочего газа в МГД-канале (аргон, воз-
дух) варьировалось в диапазоне р0 = 1-?25 Тор.
В опытах регистрировались величины тока /н накачки индуктив-
ного контура генератор-нагрузка, тока разряда /р через сопротивле-
ние нагрузки при размыкании этого контура, а также напряжение
размыкания индуктивного контура ир - L^dlldt (LK - конечная индук-
тивность). Регистрация токов проводилась поясами Роговского и
RC-интеграторами, регистрация напряжения - омическими делите-
лями напряжений с коэффициентами деления.
В части опытов проводилось исследование работы генератора
по схеме 1 включения индуктивности нагрузки (в начале электро-
дов) при фиксированном значении индукции магнитного поля
В() = 2,3 Тл. При вариации индуктивности нагрузки £„ от 0 до 1,1 мкГн
(Е = 0; 1,5 и 2,7) проводились опыты холостого хода (омическое со-
противление RH = оо) и опыты с выделением накопленной электро-
магнитной энергии Ql на /?н. Омическая нагрузка RH подключалась
на выходе из электродной системы и была изготовлена из стально-
го проводника определенного сечения. Разряд конечной (во време-
ни) индуктивности контура LK на нагрузку RH происходил после вы-
хода плазмы из электродной системы при разрыве продуктами дето-
нации цепи тока запитки индуктивного контура /н, т.е. осуществля-
лась “автоматическая” коммутация омической нагрузки в цепь ин-
дуктивного накопителя. Так как при величине сопротивления на-
220
a
б
4 кВ/дел
Рис. 4.10. Осциллограммы токов накачки /н и разряда /р и напряжение размы
кания «р индуктивного контура ВГ-10 в схеме 1 включения нагрузки
а - Е = 0; б- £ = 1,5; развертка 50 мкс/дел
2 кВ/дел
грузки RH > R, (Rj ~ 34-5 мОм) ток утечки через нагрузку RH мал
(«0,1/н), то потери энергии при запитке индуктивного контура, соз-
данного по схеме 1, с подключенной на выходе из электродной сис-
темы омической нагрузкой не превышали 10-20%.
Типичные осциллограммы токов накачки /н, разряда /р индуктив-
ного контура взрывного генератора и напряжения его размыкания ир
в схеме 1 представлены на рис. 4.10. В опытах с параметром индук-
тивности нагрузки е = 0 ток накачки индуктивного контура (элект-
родной системы генератора) достаточно быстро достигал максимума
и далее оставался постоянным вплоть до конца процесса (рис. 4.10, а).
Характерные значения токов индуктивного разряда через сопротив-
ление Rv в режимах 1 и 2 составляли /р ~ 6 4-10 кА. По форме тока на-
качки /н (скорости роста в начале процесса) можно, используя уравне-
ние (4.18), определить значение параметра и, следовательно, эффе-
ктивное магнитное число Рейнольдса Rem электропроводного тока в
канале МГД-генератора. Расчет по (4.18) дает: а, = 3,7, Rem = 0,56. Да-
лее, зная значение параметра Rem, можно найти оптимальные усло-
вия нагружения МГД-канала еопт (см. рис. 4.9), т.е. определить опти-
мальную величину индуктивности LK. Как следует из графиков на
рис. 4.9, в схеме 1 для течения с параметром Rem = 0,56 величина
е°пт = 1,9, а значение коэффициента накопления fL = 0,17.
221
Таблица 4.1
Результаты исследования работы МГДВГ по схемем 1 и 2
Номер опыта Во, Тл Газ Ро- Тор Аг мкГн /?„. мОм Аг кА V кА Ct- кДж кё Схе- ма
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 •1 10 0.6 70 40 7 0,8 6 1
4 2,3 п 5 0,6 оо 45 — 1,0 6 1
5 2,3 II 1 0,6 280 50 3 1,3 15 1
6 2,3 II 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 СЮ 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 соответст-
вии с расчетной зависимостью (4.18). Пиковые значения тока были
меньше, чем при £ = 0. В то же время наблюдалось увеличение мак-
симального напряжения размыкания индуктивного контура ир (см.
рис. 4.10), что связано с наибольшей конечной индуктивностью кон-
тура LK.
В последующих опытах исследовалось влияние параметра £, со-
става и давления рабочего газа на величину запасенной электромаг-
нитной электроэнергии QL и напряжения размыкания индуктивного
корпуса при поле Во = 2,3 Тл. Результаты этих опытов представле-
ны в табл. 4.1.
При использовании аргона в качестве рабочего газа и нулевой
индуктивности нагрузки (е = 0, опыты 1 и 2) ток накачки индуктив-
ного контура достигал значений = 70 кА, запасенная электромаг-
нитная энергия в электродной системе QL ~ 1 кДж. В опытах с инду-
ктивностью нагрузки LH = 0,6 мкГн (£ = 1,5, опыты 3-5) характерные
значения токов накачки уменьшались до 40-50 кА. Измерения так-
же показали, что при уменьшении начального давления р0 аргона от
10 до 1 Тор значения запасаемой электромагнитной энергии увели-
чиваются. Максимальное значение QL ~ 1,3 кДж было получено при
сопротивлении нагрузки /?н = 280 мОм (ток утечки пренебрежимо
мал) и начальном давлении аргона 1 Тор (скорость потока продук-
тов детонации максимальна). При дальнейшем увеличении LH
(£ = 2.7, опыты 6,7 ) значения QL снова уменьшаются, что объясня-
ется неоптимальностью параметра нагрузки е в этом диапазоне L„.
Влияние состава рабочего газа на величину QL (опыты 6 и 7)
оказались незначительным, что и ожидалось для режимов с исполь-
зованием присадки (см. разд. 1.3). Повышение начального давления
р0 не только несколько снижало QL, но также существенно умень-
шало напряжение размыкания контура лр (опыты 2-5). Этот факт
222
Рис. 4.11. Осциллограммы то-
ка /н и напряжения размыка-
ния Wp в схеме 2 включения
нагрузки (£ = 1,5, развертка
50 мкс/дел)
Рис. 4.12. Зависимости макси-
мального тока накачки 1„
(штриховые линии) и запасен-
ной в конечной индуктивно-
сти электромагнитной энер-
гии Ql (сплошные линии) от
величины магнитного поля Во
в канале взрывного генерато-
ра с индуктивной нагрузкой
/_£ = 0;2-е = 2
может быть объяснен тем, что с увеличением массовой плотности
электропроводного газа при повышении давления рс увеличивается
время размыкания Дг, что приводит к снижению величины ир. Сред-
нее время размыкания токового контура, определенное по осцилло-
граммам ир рис. 4.10, составляет примерно 10 мкс.
По схеме 2 включения индуктивной нагрузки (в конце электрод-
ной схемы) был осуществлен один опыт без оптимизации индуктив-
ности нагрузки (е = 1,5). Осциллограммы тока накачки индуктивно-
го контура и напряжения размыкания в этом режиме показаны на
рис. 4.11. Величина электромагнитной энергии, переданная в на-
грузку £н = 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 запаса-
емой электромагнитной энергии QL от величины индукции магнит-
ного поля В(, 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 параме-
тра нагрузки е = 0 и Е = 2 (значение £ = 2 близко к оптимальному).
Из графиков следует, что в случае £ = 0 (энергия запасается в инду-
ктивности электродной системы Lo = 0,4 мкГн) значения QL насыща-
223
ются при увеличении Во свыше 3-4 Тл. Это насыщение связано с на-
сыщением тока накачки контура (тока короткого замыкания), ко-
торое 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 L„ = 0,8 мкГн
снижает максимальный индуцированный в контуре ток до значений,
не превышающих 100 кА (при Во =S 5,2 Тл; рис. 4.12, кривые 2), од-
нако зависимость QL{B^) при этом еще не входит в область насыще-
ния вследствие меньшей величины тока /н в этом случае по сравне-
нию со случаем Е = 0 (/„ ~ 140 кА). Иными словами, включение на-
грузки L„ не только необходимо для оптимизации энергии QL, запа-
саемой в конечной индуктивности контура, но также позволяет уве-
личить эффективность электромагнитного накопления энергии при
больших магнитных полях. Так, в режиме Е = 2 (кривые 2 на
рис. 4.12) сохраняющаяся степенная зависимость QL ~В('‘ (п > 2) по-
зволила достичь при величине индукции магнитного поля Во = 5,2 Тл
значений накопленной электромагнитной энергии QL ~ 6 кДж, что
соответствует эффективности накопления T)L = QJWBB = 3%. Коэф-
фициент 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 индуктив-
ную нагрузку может достигать значений ~3%, т.е. таких же, как и
для случая работы устройства на чисто омическую нагрузку. По-
лучены также зависимости, позволяющие проводить расчет и оп-
тимизацию 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 ге-
нерации 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.
4.3.2. Согласование МГДВ-генератора с нелинейной
импульсной нагрузкой активно-индуктивного типа
Проблему согласования удобно продемонстрировать на приме-
ре плазменного излучателя на основе сильноточного магнитоплаз-
менного 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 компрессор
зовался МПК с коаксиально-цилиндрической геометрией элект-
родной системы. Диаметр наружного электрода (анода) 16 мм, ка-
тода - 5 мм. Состав электроразрядной плазмы определялся проду-
ктами эрозии фторопластовой межэлектродной втулки. Исследо-
вания проводились в условиях как свободного разлета эрозионной
плазмы в атмосферу, так и радиального ограничения плазменного
потока МПК кварцевыми цилиндрическими трубками. Спектраль-
ные потоки и энергия излучения разряда в видимой, ближней и ко-
ротковолновой областях спектра измерялись фотоэлектрическим
методом.
На рис. 4.13 представлены регистрируемые в опытах разряд-
ный ток /, напряжение U на МПК (Во = 3 Тл) и рассчитанные элек-
трические характеристики разряда - мощность N, вводимая в раз-
ряд 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 ха-
рактерной длительностью 150 мкс). Максимум мощности, вводи-
мой в разряд, достигался на 50 мкс и составлял примерно 15 МВт.
За время работы взрывного генератора в МПК вкладывалась
электрическая энергия Q ~1 кДж. Согласно проведенным фото-
электрическим измерениям плотность световых потоков в види-
мой и ультрафиолетовой областях спектра соответствовала излу-
чению абсолютно черного тела с яркостной температурой
(1-2) 104 К. Интегральная энергия излучения в полосе прозрачно-
сти воздуха (>186 нм) составляла 0,5-0,6 кДж, или 25-30% вклады-
ваемой в МПК электрической энергии.
Анализ полученных результатов и сравнение с полученными ра-
нее результатами экспериментов [373-375] показывает, что основ-
ные энергобалансовые соотношения и радиационно-газодинамиче-
ские процессы в целом идентичны при запитке МПК от взрывных
МГД-генераторов, взрывомагнитных генераторов и емкостных на-
копителей энергии.
8 Взрывные генераторы ..
225
В экспериментах по накачке МПК реализована эффектив-
ность преобразования химической энергии конденсированного В В
в электрическую энергию на уровне 1%. Достигнутая эффектив-
ность преобразования химической энергии ВВ в излучение разря-
да МПК составляет около 0,3%. Поскольку эффективность преоб-
разования 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 генера-
тором [330] соответствующие значения составили 0,08-0,15% и
4-8 Дж с 1 г заряда ВВ.
4.3.3. Исследование предельных возможностей
ножевого кондукционного токосъема
Это исследование было осуществлено в дисковых генерато-
рах 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 плаз-
мы (а), с двойным ножом с нулевым углом обтекания плоскости
электродов (б) и одинарным ножом с отрицательным углом обте-
кания (в).
Токосъемный нож в варианте (а) не позволял удерживать на-
пряжение 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, а). В генераторе Т-4
подъем напряжения сопровождался периодическими срывами на-
пряжения.
Применение токосъемных ножей типа б позволило в генерато-
ре 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 напряжени-
ем холостого хода 20 кВ (см. рис. 4.14, б). Предельные возможности
этой схемы токосъема выявить не удалось, поскольку не было воз-
можности генерировать большие напряжения. Токосъемный нож
типа в удовлетворительно работал в генераторе Т-2 при напряжени-
ях 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-
226
Рис. 4.14. Схемы токосъемных элементов, скоростные фотографии их обтека-
ния потоком и осциллограммы напряжения холостого хода
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 про-
цессе разрыва индуцированного тока диэлектрической частью
ножа. Острая кромка ножа начинается на радиусе 8 см. Магнит-
8*
227
г^= 10см|
I, см рИСв 4Д5. Схема расположения из-
мерительной системы с токосъем-
ным ножом и осциллограммы
процесса размыкания плазменно-
го контура с током в радиальном
генераторе
20 Гф,
Гд = 15 СМ
г3=2°см| | |
6 '2 'з
---- С ножом
- - - Без ножа
0 10 20 30 Г, мкс
ный зонд М31 на радиусе
10 см в момент tx фиксирует
начало размыкания ножом
зоны индуцированного то-
ка. Зонды на радиусах 15 и
20 см (М32 и МЗЗ) реагиру-
ют на этот процесс значительно меньшими сигналами. Время
полного размыкания составляет около 5 мкс, что равно време-
ни набега токовой зоны на нож. Позднее t2 все зонды фиксиру-
ют отсутствие тока в плазме, т.е. полное его размыкание. В мо-
мент ?3 фиксировался пробой индуцированной э.д.с., удержива-
емой диэлектрической частью ножа, на электроды токосъем-
ного ножа. Максимальный сигнал регистрируется зондом, рас-
положенным ближе к началу электродов. В момент ?4 происхо-
дит торможение переднего фронта плазмы при ударе по обе-
чайке на радиусе 22 см. Таким образом, индукционная схема мо-
жет быть одним из вариантов вывода энергии во внешнюю на-
грузку (в том числе в варианте обострения импульса токосъем-
ным ножом).
Представляет интерес рассмотреть различные варианты вы-
полнения индукционной обмотки. Если для радиального генера-
тора этот вопрос решается фактически единственным образом —
в виде соленоида внутри обечайки МГД-канала (так как иное раз-
мещение 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, б) представляет
собой два встречно включенных Е-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 основ-
ном магнитный поток от индуцированного тока на поздних стади-
ях расширения плазмы. Непосредственные измерения показали,
что индуцированные во всех видах таких индукционных обмоток
э.д.с. и токи короткого замыкания почти одинаковы (см. осцилло-
граммы на рис. 4.16). Таким образом, в зависимости от техниче-
ского решения компоновки дискового генератора (с выхлопом
228
Рис. 4.16. Схемы индукционных токосъемных контуров, осциллограммы на-
пряжений холостого хода и производной тока при коротком замыкании
продуктов взрыва по радиусу или по оси) возможно применение
того или иного варианта обмоток.
В вариантах индукционного съема в омической нагрузке генера-
тора Т-2 выделена практически такая же энергия, как и при ноже-
вом токосъеме.
229
4.4. Проектные разработки МГДВ-генераторов
Как показано в предыдущих разделах, основные научные проб-
лемы создания взрывных МГД-генераторов были детально прора-
ботаны в различных лабораториях. Получены обобщающие крите-
риальные соотношения, пригодные для проектирования генерато-
ров различных масштабов. Построены расчетные модели, позволя-
ющие адекватно описывать процессы преобразования энергии.
Продемонстрирована работа генераторов на конкретные электри-
ческие 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: линей-
ных, 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 ново-
го поколения. Первым поколением можно считать генераторы
М. Джонса разработки конца 60-х годов. Вторым - выполненные в
70-80-х годах исследования, которые практически подготовили пе-
реход к реализации МГДВ-генератора как электрической машины.
Проведенные исследования позволяют ответить на весь комплекс
вопросов, возникающих при конструкторской проработке взрыв-
ных генераторов.
Покажем, каким образом инженеру можно рассчитать парамет-
ры дисковых и радиальных генераторов на базе полученных экспе-
риментальных данных. В качестве основного допущения примем,
что цилиндрические взрывные течения в каналах генераторов раз-
личных масштабов обладают свойствами подобия, параметрами ко-
торого являются радиусы заряда и канала. Именно, пусть при рас-
ширении продуктов детонации от начального радиуса заряда г3 до
расстояния г, = уг3 скорость и расширения плазменного кольца (ци-
линдра) шириной Аго, а также отношение Е, = Аго/г3 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 частот-
ном режиме генерации серии импульсов. Опираясь на результаты
опытов на генераторе Т-2, выберем параметр £ = 5 (на калибре рас-
ширения 20 размер Аго = 5 см при r3 = 1 см и скорости и = 5 км/с).
Примем также, что удельные характеристики плазмы в генераторах
любого размера подчиняются зависимостям, установленным экспе-
риментально для исследованного МГДВ-генератора Т-2. Тогда по-
лученная эмпирически длительность импульса тока определяется из
соотношения Аг = \5rju. Продолжительность импульса до удара о
стенку (отмечена на рис. 4.14 и 1.24 знаком *) Агс = 0,5Аг. Энергия
230
джоулевой диссипации в плазме до удара о стенку бпл = 0,37/V™axAfc,
где ( - максимальное значение мощности энерговы-
деления в плазме (в момент времени о). Энергия, выделяющаяся в
нагрузке QK = 0,37 At, где /V™x = Rl^ - максимальное значе-
ние мощности в нагрузке также в момент -о-. Эмпирический коэффи-
циент 0,37 учитывает форму импульса в нарастающем к периферии
канала магнитном поле установки Т-2. При равномерном распреде-
лении поля по радиусу в длинном соленоиде радиального генерато-
ра этот коэффициент будет больше. Таким образом, для проектиру-
емого генератора эти формулы дадут оценку снизу.
Установленная в п. 4.2 нелинейная зависимость электропровод-
ности от величины удельной джоулевой диссипации в плазме вида
G = Algo- С позволяет провести (с учетом указанных выше допуще-
ний) расчет основных энергетических параметров генераторов с ци-
линдрическим взрывным течением. Для определенности выберем
осевую длину вдвое больше диаметра канала (z0 = 4гс).
Запишем соотношения, связывающие параметры генератора:
Дго=5г3=0,25гс, z0=4rc
*пл =2hrc(G((a)z0Arc)~l;
R = 2л(1 - ^x^Gdo))"1, к = Япл (Япл + Я)"1;
^хх = 2лгсиВ0;
J = кг*Воис№);
At = 15г3 /и = 0,75гс /и, Atc= 0,5At; (4.27)
= К»»'2 = 2кг?(киВ0)2с(ы);
= (1 - k)N™ /к, QK = 2(1 - *)СПЛ /к;
Спл = 0,37 N™, Atc = О,28пи(кВог2)2и(Ы);
WBB = «ввР^Ло = 10’2О)ввр3лгс3 = 8- 107лгг3;
совв=5106 Дж/кг, р3 = 1,6Т03 кг/м3.
Для удельной джоулевой диссипации в плазме имеем:
со = Qnn(2nrcz0Ars Г1 = 0,14rfH(*B0)2°(®)> (428)
о(со) = Algco-C.
231
Рис. 4.17. К расчету параметров МГДВ-генератора с цилиндрическим взрыв-
ным течением (Во = 6 Тл, и = 5 км/с)
Из этих двух уравнений получаем трансцендентную зависимость
1g® - а® - р = О,
где а' = 0, 14Ак2иВ0 = 0,36к2/гс и р= С А-' = 4,22.
Изменяя значения коэффициента нагрузки Л от 0 до 1, можно полу-
чить зависимости энергетических параметров, в том числе и полного
коэффициента преобразования Т]х = С/У^вв» 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]£ отмече-
ны светлыми кружками). С увеличением радиуса МГД-канала от 0,2 до
1 м значение T]Zniax растет от 1% (соответствует генератору Т-2) до 8%.
232
На рис. 4.17 для генераторов разных масштабов приведены зна-
чения оптимальной нагрузки /?™г (порядок величины 5 10~2 Ом),
энергии в нагрузке (порядок 2 107 Дж), тока в нагрузке /°пт
(порядка 5 • 106 А). Там же приведены длительность генерируемого
импульса Аг (порядок величины 100 мкс), напряжение холостого хо-
да (7ХХ (порядок 100 кВ), мощность N1™ (порядок 1011 Вт), напря-
жение на оптимальной нагрузке (50-70 кВ), коэффициент преобра-
зования Т]* энергии ВВ в электромагнитную энергию 0,5Г/хз плаз-
менного контура в режиме короткого замыкания при токе /кз (по-
рядка 107 А), электропроводность плазмы в оптимальном режиме
(понт = з Ом-1 см-1) и в режиме короткого замыкания
(°кз ~ 5 Ом-1 см-'), а также уровни удельных диссипаций в плазме
юО11Г ~ 2 106 Дж/м3 и сокз ~ 7 • 106 Дж/м3. В качестве эксперименталь-
ной поддержки этих данных имеем при г, - 0,22 м (радиус генерато-
ра Т-2) ток короткого замыкания около 600 кА при осевой длине
20 = 4гг = 0,88 м и поле 6 Тл, или /уд = 114 кА(м - Тл)-', т.е. значение,
близкое к экспериментально измеренному в Т-2 значению
125 кА(м • Тл)-' (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
f = 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 оптимально-
го формирования плазменного сгустка).
Таким образом, линейные и дисковые МГДВ-генераторы ново-
го поколения могут иметь объем МГД-каналов около 0,1 м3, а ради-
альные - порядка единиц кубических метров. На рис. 4.18 приведе-
Рис. 4.18. Стсклопластиковый канал для ра-
диального МГДВ-генератора, рассчитанно-
го на работу с зарядами ВВ массой до 10 кг
Рис. 4.19. Необходимые технологические
зазоры и толщины обечаек при размещении
МГД-каналов в “теплом” объеме СПМС
233
Таблица 4.2
Сравнительные параметры магнитных систем солеиоидального типа
Тип магнита То, к Тк, К р. Ом м N, МВт тк, м3/мин 'в. мин
HAT 239 — 2,8-10-8 7 19 — ю4 80
ОАТ 78 150 3,4-10"9 5,7 3 1000 30 50
О АЖ 78 88 3,4-IO"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 ра-
диального генератора, изготовленного для проведения прочностных
испытаний. На рис. 4.19 дана схема расположения обмотки (толщи-
ной Д4) сверхпроводящего магнита в криостате и стеклопластико-
вой стенки МГД-канала (толщиной ДгД Отмечены также зазо-
ры Д|, технологически необходимые для акустической изоляции
корпуса криостата от взрывного канала, вакуумно-экранной изоля-
ции азотного резервуара А2 и Д6, гелиевой изоляции Д3 и Д5. Энергия
магнитного поля в зазоре (Дгс + Aj+ Д2 + Д3) между обмоткой магни-
та и МГД-каналом близка к энергии поля в канале Wo. Как будет по-
казано далее, именно магнитная система определяет удельно-массо-
вые характеристики МГДВ-генератора.
Создание оптимальной магнитной системы генератора является
одной из ключевых технических задач. Предпочтение, естественно,
следует отдать сверхпроводящей магнитной системе СПМС, обеспе-
чивающей после зарядки практически полную автономность (не-
большая стационарная мощность нужна лишь для управления и ди-
агностики). Для подтверждения этого в табл. 4.2 приведены сравни-
тельные параметры различных магнитных систем солеиоидального
типа, в том числе СПМС, обеспечивающие поле Во = 2 Тл в теплом
объеме радиусом I м и длиной z0 = 3 м (То - 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 ис-
точника, - расход хладагента для восстановления начальной тем-
пературы, tn - время восстановления исходных параметров после на-
грева обмотки, - 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
234
(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 еди-
ниц и даже десятков мегаВатт, что на порядок ухудшает удельно-
массовые характеристики системы генерирования мощных импуль-
сов энергии. Кроме того, время работы в цикле пусков снижается до
единиц и десятков секунд из-за джоулева нагрева, роста сопротивле-
ния 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 характери-
стик взрывных МГД-генераторов за счет реализации режима само-
возбуждения магнитного поля (по аналогии с системами самовозбу-
ждения в пороховых МГД-генераторах). Такая схема исследована в
[376, 377]. Разрушаемая часть генератора представляет собой
взрывную ударную трубу, содержащую контейнер с аргоном при да-
влении до 2,5 МПа. При подрыве заряда ВВ контейнер раскрывает-
ся и создает ударно-волновое течение плотной плазмы с давлением
~ 30 ГПа и температурой ~ 2 104 К. После раскрытия торцевой диа-
фрагмы 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)Е достигал 1,2 %. Ре-
конструкция некоторых других параметров генератора, не содержа-
щихся в работах [376,377], позволяет установить, что максимальное
значение магнитного поля составляло 10 Тл, т.е. магнитная система
была неразрушаемая. Параметры плазменного потока соответство-
вали условию Re„, > 1, поэтому в соответствии с результатами рас-
четов 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 вре-
мени более 100 мкс практически невозможно сохранить МГД-канал
для частотно-периодического режима работы. Действительно,
оценку предельного значения индуцированного тока /кр можно уп-
ростить, если использовать экспериментальное значение критиче-
ского интеграла действия g = J j2dt. Для плоского электрода шири-
ной а при глубине скин-слоя 8 = (г/(Ря<т))°-5 значение критического
235
тока /кр = a(g/(Ho<5))0-5. Для меди g = 1018 А2 • с м4, следовательно,
/кр = 3,3 • 107 А. Магнитное поле от этого тока при т = h Вкр ~ 20 Тл.
Указанные оценки позволяют получить представление о предель-
ных токах и полях, допустимых по соображениям сохраняемости элек-
тродов для осуществления частотного режима. Для всех описанных
выше МГДВ-генераторов, кроме изученных в [376, 377], генерирован-
ный ток был на порядок меньше критического значения. Для генера-
тора из работы [377] при ширине электродов 2 см имеем /кр = 6 • 105 А.
Следовательно, при рабочем токе = 5,5 106 А электроды будут разру-
шаться из-за теплового “взрыва” скин-слоя. Удельно-массовые харак-
теристики этого генератора, по проектным оценкам не превысят
0,6 Дж/г (при проектном Т]г ~ 12%). Реально достигнутые значения со-
ставили 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, генери-
руемой в нагрузку (удельная масса), определяется из соотношения:
"’ул =«%,)' =^/QR=(Mu+MK+nmB^/QR=[(W0/WJf]-'
х {(-К/ %)+[(К /mBB) + n](mBB / %B)0VBB / Wo)(% /WM)}, (4.29)
где п - число генерированных импульсов; тъъ - масса каждого заря-
да, Ми, Мк - массы магнита и канала (с системами) соответственно,
WM - полная энергия магнита, QR - энергия в нагрузке генератора, f-
параметр “самовозбуждения” генератора (Q/?/Hz0), WBB - энергия ка-
ждого заряда, % - энергия магнитного поля в объеме МГД-канала,
(Оуд - 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 по-
тери. При повышении начального магнитного поля до 6 Тл следует
ожидать заметного влияния джоулева прогрева плазмы и возраста-
ния параметра/. Режимы с/= 1 реализуются в МГДВ-генераторах с
кумуляцией газового потока [316]. Для взрывомагнитных генерато-
ров с металлическими лайнерами характерны значения/= 5 + 20. Ра-
счетные значения соуя для числа генерированных импульсов п = 100,
1000, как правило составляли около 1 Дж на 1 г массы конструкции.
При большом числе генерированных импульсов начинает сказы-
ваться масса зарядов, уменьшая соуя вдвое и более. Можно надеять-
ся, что генераторы третьего поколения будут характеризоваться
удельными параметрами (оуд = 1 + 1,5 Дж/г и/= 0,2 + 0,5.
Приведем данные о конкретных проектах линейных МГДВ-гене-
раторов нового поколения (рис. 4.20, табл. 4.4), описание которых со-
236
Таблица 4.3
Удельные характеристики МГДВ-генератора в зависимости от параметров рабочего тела
Исходные данные (0v,,
as
2
В
X
s
ш
I
Рис. 4.20. Проект МГДВ-
генератора линейного ти-
па периодического дейст-
вия с напряжением 235 кВ
[378]
/ — сверхпроводящая об-
мотка магнита. 2 — криостат,
3 - продольные диэлектриче-
ские перегородки, 4 — элект-
роды, 5 - заряд ВВ
Рис. 4.21. Проект сверх-
проводящей магнитной си-
стемы фирмы АВКО с
Во = 5 Тл и диаметром теп-
лого объема 0,5 м [380]
держится в работах [378, 379]. Это крупные генераторы с массой за-
ряда 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], выпол-
нен с двухсторонним истечением продуктов детонации из взрывной
камеры. В нем нашла воплощение продуктивная идея, апробирован-
ная в работе [11] с реализацией полной эффективности преобразова-
ния ~ 4,3 % при Во = 3,55 Тл. В проекте предусмотрено поперечное
секционирование электродов МГД-канала, что позволяет иметь вы-
сокое напряжение на нагрузке (до 235 кВ). Проект предусматривает
замену канала с зарядом ВВ в каждом пуске. Генератор из работы
238
Рис. 4.22. Проект многоканального
МГДВГ с СПМС [381]
[379] рассчитан для работы на низко-
омную нагрузку с током до 9 МА. В
[379] описан также генератор мень-
ших размеров с массой заряда 0,8 кг и
генерируемой энергией ~ 0,2 МДж,
который вдвое больше генератора
первого поколения Джонса [9]. Час-
тота 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 часто-
той следования импульсов. Генератор использует сверхпроводящую
магнитную систему тороидального типа, имеющую внешний диа-
метр 3 м и “теплые” отверстия для размещения 30 линейных МГД-
каналов (рис. 4.22) с независимыми взрывными камерами. Масса за-
ряда ВВ в каждом канале 100 г. Расчетный коэффициент преобра-
зования энергии Т]х = 7%. Размеры МГД-каналов 10 х 10 х 100 см3,
начальное магнитное поле 6,5 Тл. В объеме каждого МГД-канала
сосредоточено около 10 кДж энергии магнитного поля. Под крио-
статом расположена демпфирующая емкость объемом 10 м3, соеди-
ненная с вакуумным насосом эжекторного типа производительно-
стью 1 м3/с, обеспечивающая откачку продуктов детонации до дав-
ления 13 кПа. Расчетная масса всей системы 30 т, масса сверхпро-
водника Nb3Sn Ют. Расход хладагентов на первичное захолажива-
ние — 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 поз-
воляет 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. Напря-
жение на нагрузке может меняться от 1 до 30 кВ путем электриче-
ской коммутации (токи в нагрузке от 12 до 0,4 МА соответственно).
В другом предельном случае каналы могут запускаться последова-
тельно 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-
239
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 опре-
деляется высокими электропрочностными свойствами каналов
МГДВГ сразу после выхода головной электропроводной зоны пото-
ка из области электродов. Технически быстрая перекоммутация вы-
ходных 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 пре-
образования химической энергии заряда ВВ в электрическую энер-
гию Т|х достигается при условии согласования газо- и электрофизиче-
ских параметров взрывного течения с индукцией магнитного поля Во,
которая должна выбираться в зависимости от реализуемой электро-
проводности потока ст, плотности р2 и длины электропроводной зоны
I в соответствии с соотношением Во ~ (р2а/(ст/)0-5. В режимах с обме-
ном энергией между плазмой с током и неэлектропроводным порш-
нем газа продуктов детонации предельная эффективность преобразо-
вания энергии т]х определяется интенсивностью обмена и отношени-
ем кинетической энергии плазменного образования в головной зоне
взрывного потока к химической энергии заряда ВВ. Проведенные
оценки показали, что при Во ~ 7 Тл и = 0,5 в схеме на ударно-
нагретом газе возможно достижение Г|Е = 8%, а в схеме на продуктах
детонации с легкоионизирующейся присадкой Т)£ = 12%.
Проведены экспериментальные исследования предельных энерге-
тических параметров МГДВ-генераторов. Созданная серия взрывных
МГД-генераторов (различных по габаритам и схемам организации те-
чений) позволила получить эти данные в широком диапазоне условий.
В линейных генераторах достигнута эффективность преобразо-
вания ~ 4,8% при Вр = 6,5 Тл. Предельная линейная плотность ин-
дуцированного тока составила 30 кА на 1 см ширины электрода, а
удельная - 500 кА/(м Тл).
В генераторах с цилиндрическим взрывным течением при ин-
дукции до 2 Тл достигнута эффективность Т]х = 2%. При этом не бы-
240
ло отмечено перестройки параметров течения, и зависимость т]х от
Во сохраняла нарастающий характер. Значения удельных индуциро-
ванных токов достигли 125 кА/(м Тл). Величины э.д.с., надежно
удерживаемые токосъемными элементами в радиальной схеме гене-
ратора, составили 20 кВ. Было показано, что в цилиндрических ге-
нераторах развитие нелинейных процессов джоулевой диссипации
приводит к росту электропроводности плазмы. Установлена зависи-
мость электропроводности головной зоны взрывного потока от
удельной диссипации энергии в ней. Указаны пути совершенствова-
ния МГДВ-генераторов этого типа.
Аналитически и экспериментально исследованы вопросы согла-
сования МГДВ-генераторов с различными электрическими нагруз-
ками, в том числе и с нелинейными активно-индуктивными нагруз-
ками. Достигнута эффективность преобразования химической энер-
гии ВВ в интегральную энергию оптического излучения разряда
магнитоплазменного компрессора (в полосе прозрачности воздуха)
Т)£ = 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 индук-
тивную нагрузку. Аналитически определены условия оптимального
электрического нагружения МГД-канала. Проведены эксперимен-
тальные исследования закономерностей накопления энергии в индук-
тивности контура взрывного генератора с нагрузкой. Показана воз-
можность сокращения длительности импульса тока и повышения
мощности системы при размыкании контура генератора собствен-
ным потоком продуктов детонации. В линейной схеме МГДВ-генера-
тора длительность импульса сокращается в 4 раза, а выходное напря-
жение повышается с 1 до 23 кВ. В генераторах с цилиндрическим
взрывным течением исследованы различные схемы нагружения кана-
ла. Достигнутые значения выходных напряжений 20 кВ не исчерпы-
вали предела электрической прочности системы кондукционного то-
косъема. Продемонстрирована возможность реализации эффектив-
ной индукционной схемы вывода энергии с обострением импульсов.
Даны примеры выполнения МГДВ-генераторов нового поколе-
ния в линейном, дисковом и радиальном вариантах с использовани-
ем накопленных данных для оценки параметров генераторов и обос-
нования 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 конкурентоспо-
собными в сравнении с другими импульсными источниками элект-
рической энергии.
Более подробно представленные в этой главе результаты опуб-
ликованы в работах [15, 16, 42, 56, 359, 360, 366, 367, 374, 381-385J.
Часть 2
ВЗРЫВОМАГНИТНЫЕ ГЕНЕРАТОРЫ
Глава 5
ГЕНЕРАЦИЯ МОЩНЫХ ЭЛЕКТРИЧЕСКИХ
ИМПУЛЬСОВ С ИСПОЛЬЗОВАНИЕМ ВМГ.
5.1. Электрическая схема ВМГ
Для анализа процесса генерации электрического импульса
в системах со сжатием магнитного потока [1—3] удобно ис-
пользовать электротехническую схему. Простейшая эквива-
лентная электрическая схема взрывомагнитного генератора
приведена на рис. 5.1, в которой индуктивность генератора мо-
делируется убывающей во времени функцией Lr(t), а нагруз-
ка — постоянной индуктивностью LH. Сопротивление R(t) фор-
мально включает в себя все потери магнитного потока. Ток I,
протекающий по этой цепи, определяется дифференциальным
уравнением
d(U)
dt
+ RI — O.
(5.1)
Разрешая уравнение (5.1) относительно потока Ф = LI, L - Lr(t) + £н,
для любого момента времени получаем
LI = Ly /0 ехр-1 - J — I0X(t).
I о J
(5.2)
где /0 ток и £0 - полная индуктивность в момент времени t - 0, Х(г) -
коэффициент сохранения потока.
Для тока в цепи можно найти следующее выражение:
/До = ой, (5.3)
где сс= LJL - коэффициент перестройки. Для усиления энергии в це-
пи получаем:
V = £/£0 = ой2. (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) > 2R.
242
Рис. 5.1. Эквивалентная электри-
ческая схема подключения МГ
Для оценок параметров ВМГ удобно переписать соотношения
(5.1)—(5.4) через коэффициент совершенства:
F = ln(/J//0)An(L0/LA). (5.5)
Здесь индекс к относится к конечным состояниям цепи. Параметр F
легко определяется из экспериментальных данных. Типичные зна-
чения для хороших ВМГ достигают значений на уровне 0,85. Пола-
гая F = const, можно найти следующие простые выражения:
I/I0 = aF, X = aft|/ = a2F-1. (5.6)
5.2. Методы получения импульсов высокого напряжения
с помощью ВМГ
В большинстве проведенных экспериментов взрывомагнитные
генераторы использовались для запитки малоиндуктивных нагрузок
(1-100 нГн). Однако в последнее время значительно повысился ин-
терес к исследованию возможности применения их для запитки не-
традиционных высокоимпедансные нагрузок, таких как вакуумные
диоды [4], рельсотрон [5], источники сильноточных пучков электро-
нов и протонов для ускорителей [6], системы возбуждения и питания
мощных лазеров [7]. Для реализации значительной мощности в та-
кой нагрузке взрывомагнитный генератор должен обладать боль-
шой скоростью изменения своей индуктивности dLJdt 1 Ом и раз-
вивать при этом значительные напряжения (105-106 В).
Из уравнений (5.1)-(5.4) следует, что усиление энергии в генера-
торе достигается при условии \dLJdt\ > 2R. Таким образом, для гене-
ратора с высокоимпедансной нагрузкой необходимо создавать кон-
струкции, имеющие как можно больший внутренний импеданс
dLJdt. Напряжения, появляющиеся при этом на индуктивной нагруз-
ке, могут быть достаточно большими. Действительно, из (5.2)
£ . LK{Lr0 + LH)( dL, )
dt ° (Д. + ГНГ I dt )
(5.7)
243
Следовательно, для реализации высоких напряжений на высо-
коимпедансной нагрузке необходимо, чтобы выполнялось
\dLJdt\ > /?, а потери потока были бы малы (X s 1). В реальных экс-
периментах внутренний импеданс генератора dLJdt должен состав-
лять нс менее \dLJdt\ > 10 + 100 Ом. При этом в нагрузке
LH = 10-6 Гн с начальным потоком Фо = 0,1 Вб должны развиваться
напряжения t/H =—р£,./Л|= 1 МВ.
Анализ формулы (5.7) показывает наличие оптимальных соот-
ношений индуктивностей генератора и нагрузки для получения вы-
соких напряжений в случае, если генератор уменьшает при работе
свою индуктивность до некоторого конечного значения LTK. Про-
дифференцировав выражение (5.7) для случая без потерь, можно
найти оптимальное значение индуктивности нагрузки:
гОПТ _ А-оЛ-.к _ ^гО
" Lr0-2Lr.K ае-2*
где аЕ = Хг 0 / Lrii- При этом напряжение на нагрузке будет:
У max _ ^i-p/p Г
“ ~ 4(Хг0 —Lric)\ dt
(5-8)
Наличие потерь в контуре значительно изменяет оптимальные
условия, при этом L°HnT -> Lr0.
Для согласования импсдансов взрывомагнитного генератора и
нагрузки возможно использование различных схем переключения, а
также импульсных трансформаторов. На рис. 5.2 приведены неко-
торые из возможных электрических схем подключения нагрузки ZH.
Использование замыкающего ключа К (схема рис. 5.2, а) позволяет
подключить нагрузку в заданный момент времени при достижении
определенной величины напряжения. Применение трансформато-
ров (рис. 5.2,6) открывает широкие возможности согласования на-
грузки и генератора при сильно различающихся импедансах. Пер-
спективным выглядит использование размыкающего ключа Р
(рис. 5.2,в). Здесь энергия взрывомагнитного генератора передается
в нагрузку при разрыве контура. Возможно большее число комби-
наций этих схем, одна из которых приведена на рис. 5.2, г. Во всех
приведенных схемах эффективность передачи энергии в высокоим-
педансную нагрузку будет тем выше, чем более высокое напряже-
ние может выдержать конструкция ВМГ.
В работе [8] быстрый взрывомагнитный генератор типа “куз-
нечные меха” вырабатывал напряжение ~ 40 кВ и подключался с
помощью специальных замыкателей к трансформатору с омиче-
ской нагрузкой - 25 Ом, на которой были получены напряжения
~ 1,1 МВ. При использовании этой схемы на вакуумном диоде полу-
244
Рис. 5.2. Возможные электрические схемы подключения нагрузки ZH
чсно напряжение - 530 кВ [4]. В этих экспериментах использовались
быстроходные взрывомагнитные генераторы с характерным време-
нем 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 вы-
сокой индуктивностью (более 100 мкГн), имеют низкое быстродей-
ствие (—КН с). Время работы спиральных генераторов ограничено
скоростью перемещения точки скользящего контакта. Увеличение
скорости скольжения точки контакта при данной скорости детона-
ции возможно за счет уменьшения угла между образующей конуса
лайнера и образующей рабочего соленоида ВМГ (конусного или ци-
линдрического). На практике отношение скорости точки контакта к
скорости детонации не 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 предложе-
ны в работах [11-13], где для уменьшения вероятности пробоев и,
следовательно, возможности реализации напряжений -1 МВ пред-
лагается 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 ГЕНЕРАТОРЫ
С 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 электромагнит-
ная энергия, генерируемая в одном контуре, передается и усиливает-
ся в другом. Проведенные в работах [19—21] теоретические и экспери-
ментальные исследования показали несомненные преимущества сис-
тем с перехватом магнитного потока по сравнению с традиционной
трансформаторной схемой. В многокаскадных системах реализованы
усиления магнитного потока до 310 раз при коэффициенте увеличе-
ния 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 многокон-
турной электрической схемы замещения с индуктивностями и коэф-
фициентами связи, зависящими от времени [28, 29].
6.1. Электротехнические модели ВМГ
с перехватом потока
ВМГ с “перехватом" магнитного потока (рис. 6.1) состоит из со-
осно расположенных внешнего запиточного соленоида Lx, внутрен-
него соленоида Г2 и цилиндрического лайнера Г3 с зарядом конден-
сированного взрывчатого вещества (КВВ) внутри. Начальный
поток в соленоиде Lt создается при запитке от конденсаторной ба-
тареи Со или работе другого ВМГ Lp на соленоид Lx. В момент дос-
тижения максимума тока инициируется заряд КВВ. Продукты дето-
нации приводят в движение лайнер, который замыкает вторичную
цепь, “перехватывая” магнитный поток, созданный внешним соле-
ноидом. В случае осевого инициирования лайнер осесимметрично
расширяется относительно продольной оси ВМГ в виде цилиндра, а
при инициировании с торца - в виде конуса, который последователь-
но замыкает витки спирали L2. В результате магнитный поток вы-
тесняется в нагрузку LH. 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 по-
тока рассматривается состоящим из постоянной индуктивности внеш-
него соленоида Гь индуктивности внутреннего соленоида Ln, уменьша-
ющейся в зависимости от времени при движении скользящей точки
контакта генератора. Индуктивность лайнера можно разделить на три
части: индуктивность неподвижной части трубы Г3, индуктивность рас-
ширяющегося конуса Г4 и индуктивность соленоида Г5, занимающего
место внутреннего соленоида генератора. Магнитные потоки, связан-
ные с соответствующими индуктивностями записываются в виде
м = {1,...,5}, (6.1)
j
где /, - азимутальный ток в <-м соленоиде, k,j — коэффициент связи
i-ro и j-ro соленоидов. Использование законов Кирхгоффа для всех
247
цепей генератора приводит к системе уравнений
- + L*^- + U:=Q, i,_/ = {!,„.,5}, (6.2)
dt dt
где £, - постоянные индуктивности в цепях, в частности, в цепи вну-
треннего соленоида ВМГ такой индуктивностью является индуктив-
ность нагрузки 1^ = LH; Ц = UlR + Uia - определяет потери потока
как за счет омических потерь UiK = Ift, так и потери магнитного по-
тока в точке скользящего контакта Uia. Омическое сопротивлении
провода соленоида и лайнера R, = p/WJ/yS, рассчитывается с учетом
их разогрева за счет протекания токов. При расчетах также учиты-
вается зависимость удельной электропроводности от введенной
энергии, для чего к системе уравнений добавлены уравнения для
плотности внутренней энергии в проводниках. При расчете сечений
5,, 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 - Ло! Л = 0; Фз = ф4 = ф5 - 0. Последнее условие означает, что при
запитке магнитный поток не проникает внутрь лайнера. Для чис-
ленного решения исходной системы уравнений необходимо задаться
законом изменения индуктивностей и их коэффициентов связи. Ни-
же приводится ряд упрощенных решений.
6.1.1. Цепь без потерь
Если пренебречь потерями потока в контурах (/?, = 0), а емкость ба-
тареи конденсаторов считать достаточно большой (С > т2/£,, т - время
работы генератора), система уравнений (6.2) легко интегрируется:
Ф1 + = Фю + Lpl ю,
Фг + *нЛ = Фго"
Фз = Фзо = 6-
Здесь ф,0 - начальные магнитные потоки в контурах. После пре-
образований формулы для Л и /2 принимают вид:
, , , . , , ,2 7^*20 (*120 *230 Х*12 ~*13*2з) _
Л = AoUp + *1 1 - *130 - ---. , ,2-----7------- Х
x-L + Lj 1 —fc23—12 23)2
р |_ £2(l-*23)+LH
/ю
(*120 *130*230 )7*1*20_
£,+41-^-%-^-
(6.3)
248
х 1 -JLj / Ljo
(Л|2 Л|3Л2з)[Л(1 Л23о) + ^р]
(&120 — Мзо^23о)[л(1 — Лз)+ ^р
Зная закон изменения L2(t) и kAt), можно найти параметры элек-
трического импульса в контурах в зависимости от времени. Для ге-
нераторов со скользящим контактом в конце работы при t = lL2(i) =
= 0 Л12(т) = 0, Л13(т) = А:13к. Тогда для токов получим следующие про-
стые выражения:
Лк =
Л (1 ^(зо) + Lp
LS\-k^)+Lp
Ло>
(6.4)
Лк - (Лго ~ ^1 зо^2зо )'^ , Ло
(6.5)
Для систем с перехватом потока большое значение имеет коэф-
фициент усиления магнитного потока X. В последнем случае маг-
нитный поток ф2к = Гн/2к превышает начальный магнитный поток
ф10 = L1(l-JtI230)ZI0 во внешнем соленоиде в раз, где
Фгк _ (^120 ЛзсЛгзо ) 1^20
Фю (1— Лзо) V Л
(6.6)
Таким образом, ВМГ с “перехватом” магнитного потока при
Г20 > Г, являются усилителями потока. Найдем коэффициент усиле-
ния энергии в идеальной системе с перехватом потока со скользя-
щим контактом. В начальный момент в первичной цепи запасена
энергия El0 = L| (1 - k[i0)Ii0 / 2 , в конечный момент в нагрузке имеем
Е2к = Ен/22 / 2 , тогда
Ук
^2к _ (Л20 Л 30^230 )2 ^20
£10 (1~ Л23о)^н
(6.7)
6.1.2. Влияние емкости в цепи запитки
на параметры импульсов
Для отладки ВМГ с перехватом потока технически удобно запи-
тывать внешний соленоид от емкостного накопителя. При этом воз-
никает вопрос о правомочности применения полученных формул
для расчета конкретных многокаскадных систем. Чтобы точнее
оценить влияние накопителя, рассмотрим простейшую модель, опи-
санную в предыдущем подразделе, с емкостью в цепи запитки. Для
дальнейших оценок полагаем, что индуктивность внутреннего соле-
ноида убывает линейно со временем: L2 = L^X-x)', х = f/т, а коэффи-
249
Рис. 6.2. Расчетные величины то-
ков в первом (штриховые линии)
и во втором контурах (сплошные
линии), отнесенные к их харак-
терным значениям при ц = 10~2
(/), 10 (2), 100 (5)
циент связи ki2 = kl20yll-x. Лайнер разделим на две части с коэф-
фициентами связи к13 = £130Vl-x , к23 - к230, кы~ км4х , ки = 0. То-
гда при L20 > LH система (6.2) преобразуется к виду
— JJ l{dt2 + L, [ а - b - = аЦ Цо, (6.8)
с0 V TJ
1-(1-х)/,//10
(^0/£н)(1-х)(1-Л223)
(при f = 0 /,=/10)
(6.9)
dl\_b
где
2
а = 1 + Lp / Ц - _(fe12o.-?i3o^23o) ..
(1~ ^230 )
д_г2 Г2 (^120 “^130^230 )2
О - к130 — —
“ к230>
Решение уравнения (6.8) имеет вид
Г _ , Zo[^o(2q)^i(z) — -/o(Zo)Pi(z)J
'I — ' In ----------------------1
z[^o(ZoVl(Zo)— ^o(Zo)Pi(Zq)] (6.10)
где z = 2 ш|1-— |, p = —у——; J, и У, - функции Бесселя i-го no-
y V al J
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-
250
рс в согласии с формулой (6.10). Конечный ток в нагрузке, как вид-
но из выражения (6.9), также определяется уравнением (6.5), однако
скорость нарастания и конкретная форма импульса в нагрузке зави-
сит от величины емкости в цепи запитки. На рис. 6.2 приведены рас-
четные 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 на-
грузке превосходит конечные значения почти в полтора раза, дости-
гая своего максимума в момент времени, равный полупериоду раз-
ряда батареи на Г, при работе ВМГ.
6.1.3. Модель ВМГс 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 ради-
усом г3. В этом случае, если пренебречь омическими потерями для
определения параметров электрического импульса, можно пользо-
ваться формулами (6.3) с L = Lm. Коэффициенты связи двух кату-
шек длины /, и радиуса г, определяются по приближенной формуле,
представляющей первые члены разложения в ряд формул из [30]
(6.П)
гдеЛ = г^/4, r^r,, k = i,j.
Для определения зависимости радиуса лайнера от времени необ-
ходимо использовать экспериментальные данные. В работах [12,31]
показано, что в конце работы генератора вследствие скин-эффек-
та значения радиусов, входящих в формулу (6.11), отличаются
от их геометрических величин. Толщину скин-слоя 8 = с\/хпт
( х01 = ц0о - коэффициент диффузии магнитного поля, с - постоян-
ная, зависящая от скорости нарастания магнитного поля) надо доба-
вить к радиусам катушек
Й.2 => Й.2 +б- 'з=>'з~8
В условиях работы [31] наилучшее согласие с эксперименталь-
ными данными получается при с = 2,5 и коэффициенте перестройки,
равном отношению начальной индуктивности генератора к конеч-
ной индуктивности: а = Z^o / ^ = 5. Большое значение для работы
генератора с осевым инициированием имеет выбор оптимальных
251
Рис. 6.3. Зависимости E2k!Ew
(сплошные линии) и (7™ах/ф2о
(штриховые линии) от Гн/Г20 для
осевого ВМГ при а = 5ис = О(7,
7"), 1 (2,21 2,5 (33")
соотношений между индук-
тивностями нагрузки и гене-
ратора. Если требуется по-
лучить в нагрузке макси-
мальный ток при заданном
магнитном потоке ф20,то на"
чальную индуктивность ге-
нератора при его фиксиро-
ванной геометрии следует
выбирать из следующих со-
ображений. Величина 12 будет максимальна в том случае, когда ге-
нератор вырабатывает наибольшее напряжение. Действительно,
г т max
и2
н dt
Анализ соотношений (6.3) показывает, что величина
f = (/™ах / ф20 является функция только отношения х = Ен/Е20. На
рис. 6.3 приведены зависимости /от х при а = 5 для различных вели-
чин скин-слоев. Приведенные также на этом рисунке зависимости
||/ = E2k!Ew (где Ею1Л0(\-к^У0)1^Г2 - начальная энергия;
Е2к = (^н + '-о.к^2к /2. ^24= ^2о(! - к23к) ~ остаточная индуктивность
ВМГ) указывают на чрезвычайно малые значения коэффициента
передачи энергии (^ 2) для ВМГ с осевым инициированием и пере-
хватом потока, что связано с выбранным малым значением коэф-
фициента перестройки а = 5. Видно, что в отличие от расчетов в ра-
боте [31], в генераторах с “перехватом” потока нет оптимальных ус-
ловий по напряжению.
6.1.4. Модели ВМГ со скользящим контактом
Модель работы ВМГ с перехватом потока и скользящим
контактом может быть построена при произвольной форме лай-
нера. Лайнер разделяется на маленькие цилиндры и им присваи-
ваются индексы от i = 3 и выше. Предполагается, что магнитные
потоки внутри каждого цилиндра равны нулю, т.е. ф, = 0, а коэф-
фициенты их связи между собой малы: кц ~ 0, i,j > 3. Если по-
терями потока в первичном контуре можно пренебречь, а ем-
кость считать достаточно большой, ток /2 будет описываться
252
уравнением
^+I2R2 =0.
dt 2 2
Здесь z2={L2e + LH)I2 + ks{LiL2)/'1Iw\ L2e - эффективная индук-
тивность внутреннего соленоида, равная
(6.12)
^12 “
7=3
1 - -----^-2-------
7=з 21 l-^ + Lp/L,
j=3
Начальным условием при t = 0 будет
Z20 — Ф20 — I ^120 ZKjo^2jo л/^1^2оЛо-
7=3
(6.13)
Для дальнейших оценок необходимо задаться конкретным зако-
ном изменения параметров цепи.
Допустим, что L2e = L2e0 (1—t/т); R2 = const; k& = к& (l-t/x)1/2. В этом
случае уравнение (6.12) интегрируется:
/2 = 4<р. (6.14)
Здесь <р - функция, определяющая потери магнитного потока в цепи
и зависящая от коэффициента ее перестройки:
а
<р =---
1-d
р-г/т + аУ 1
V 1 + а )
если d ^1,
<р = а In
1-т/а)
1 + а )
если d - 1,
где d = rc/L2e0, а = LH/L2e0.
Магнитный поток и энергия в индуктивной нагрузке будут уве-
личиваться в X = Х*А<р и 47 = t|/j.(p2 раз, соответственно. В омичес-
кой нагрузке в конце работы генератора выделится энергия
т
Eg - JRI2dt, и коэффициент передачи энергии в омическую нагруз-
о
ку будет равен:
* а2
(а + 1)(</-1)2 Г 1 / а )2(<'-1)
+ 2----------------a Н---------------
а(2</-1) 2б/-11а + и
253
J I J 1
если a * —, a * 1,
2
= Va 2a 4^/a(a + l) - a(a +1)[ In —“ + 3j ,
2"
если d - —.
2
если <7=1.
* Г, , a + 1
V/? = V a a + 2-al 1 + ln---
Полученные аналитические выражения для тока в нагрузке хо-
рошо коррелируют с реальными экспериментальными данными, ес-
ли 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. Мож-
но 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 (ин-
декс 5) - лайнер, занимающий место внутренней спирали. Рассмот-
рим общий случай, когда внутренняя и внешняя спирали также ко-
нические с радиусом в начале скольжения г,, в конце - г2 и с коэф-
фициентом связи Л120 Ф 1. Для оценки величины индуктивности ко-
нических спиралей будем считать, что шаг намотки постоянен, и
воспользуемся известным соотношением [30]:
Во^2лгс2
/
^(Гср/0,
(6.15)
где r^p = (r? + rirj + , К(гср//) - поправочный множитель, г„ г, -
наибольший и наименьший радиусы конуса. В этом приближении
мы заменяем коническую спираль цилиндрической с эффективным
радиусом г^. Тогда для коэффициентов связи можно пользоваться
приближенной формулой (6.11), где под г, подразумеваются (г,)ср.
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 г. о — Ut
U/D-(ri-r2)ll тс М/[£>(Г1-г2)]-1
а время работы генератора:
т = Ы D — (rl—r2)/U.
Таким образом, в рамках предложенной модели становится из-
вестна геометрия системы в любой момент времени, следовательно,
254
известны все коэффициенты связи и индуктивность L2 в зависимо-
сти от времени. Далее использование уравнения (6.12) позволяет
вычислить изменение электрических параметров в цепи при работе
генератора. Пятиконтурная модель хорошо описывает эксперимен-
тальные данные при использовании разумной функции потерь пото-
ка в генераторе.
Если эти потери потока в генераторе учесть по модели, предло-
женной в работах [15, 32], тогда в уравнении (6.12) сопротивление
R2 = ^2ом + Rf ’ где Rf = Т11 ~ I & , (коэффициент ПрОПОрЦИО-
нальности определялся путем сравнения с экспериментальными
данными). Скорость изменения индуктивности вычислялась числен-
ным дифференцированием соотношения (6.13). Сопротивление R2om
является чисто омическим сопротивлением цепи. Расчеты по дру-
гим более простым моделям потерь потока (в частности для слу-
чая, когда потери пропорциональны величине потока [1], т.е
Rf = т|2 = ) не позволяют достаточно точно описать форму им-
пульса тока в нагрузке.
6.2. Двухмерное моделирование процессов в ВМГ
Известно, что основным механизмом потерь в ВМГ (кроме диф-
фузионного) являются потери магнитного потока в области, примы-
кающей к точке контакта лайнера и спирали. Они пропорциональ-
ны величине магнитного поля B(t), которая в этой области достига-
ет своего максимального значения. Одномерная модель не позволя-
ет получить распределение B(f) в объеме рабочей полости генерато-
ра. Кроме того, в такой упрощенной постановке задачи практически
невозможно выявить источники дополнительных потерь в динами-
ческих 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 ге-
нератор, разбитый на эквивалентные z- и 0-токонесущие контуры.
z-Контур состоит из соленоида, спирали и лайнера и закорачивается
нагрузкой. Спираль разбивается на N колец (по числу витков соле-
ноида), через которые ток нагрузки протекает азимутально, созда-
вая поле В2 , и вместе с арматурой создает поле Вв. Для адекватно-
го описания 0-тока в лайнере индуцированного при изменении тока
I. спирали рассматривается ряд раздельных 0-контуров в виде отдель-
ных колец, как это показано на рис. 6.5. На рисунках показаны соле-
ноиды ВМГ с постоянным шагом. В общем случае может быть рас-
смотрен многосекционный соленоид и нет препятствий для рассмот-
рения в задаче еще одного, индуктивно связанного соленоида, т.е. ди-
намического трансформатора. Уравнение для контура нагрузки:
255
0 - токовые контуры z - токовые контуры
Рис. 6.4. Разбиение ВМГ на 0- и z-токонесущие контуры [35]
Рис. 6.5. Эквивалентные 0- и z-токонесущие контуры [35]
di? . ,e dMzi
dt ' dt
Для 0-цепей записывается N уравнений:
dt dt dt
di N(
^=_^+Z\mz
dt ,=il
= 0.
„ df® „ dM?
— + -------------~
,J dt J dt
где i = 1, 2, 3,..., N.
dt
256
Рис. 6.6. Зависимости от вре-
мени тока в первичной (7), вто-
ричной (2) обмотках ДТ и в
лайнере (3)
Рис. 6.7. Распределение норми-
рованного тока по виткам п
лайнера для различных момен-
тов времени
С использованием известных из [30] соотношений для расчета ин-
дуктивностей z- и 0-контуров и взаимоиндукции между любыми дву-
мя кольцами удается выполнить расчет тока в спирали и в лайнере
сначала для односекционного ВМГ с лайнером, расширяющимся в ви-
де 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 прове-
дены для динамического трансформатора (ДТ) (пока только для ци-
линдрического лайнера). Длины лайнера и обеих обмоток ДТ не оди-
наковы и могут варьироваться в некотором диапазоне. В качестве ил-
люстрации на рис. 6.6 и 6.7 приведены результаты расчета для дина-
9. Взрывные генераторы...
257
мического трансформатора, имеющего диаметр первичной обмотки
£>! = 90 мм, длину Zq = 60 мм, число витков W{ = 16; для вторичной
обмотки О2 = 85 мм, Ь2 = 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 про-
исходит с постоянной скоростью, равной 1,5 км/с, время до замыка-
ния 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 на-
растания тока в короткозамкнутой первичной обмотке до начала дви-
жения 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. Ко-
нечные значения токов хорошо согласуются с рассчитанными по мо-
дели сохранения магнитного потока вдоль оси z. На рис. 6.7 приведе-
ны распределения токов в эквивалентных витках лайнера для не-
скольких времен (также в относительных единицах).
Из представленных токовых эпюр видно, что основное прира-
щение тока в обмотках ДТ происходит для различных положений
цилиндрического лайнера (разных моментов времени) в области,
когда зазор между лайнером и витками вторичной обмотки А < /щ-
(/дт _ длина ДТ). Распределение тока по номерам колец практически
равномерное и зависимость /apM(z) близка к прямоугольной функ-
ции: /apM(z,t) = 7(0 на участке длины лайнера между сечениями, сов-
падающими с началом и концом вторичной обмотки, /apM(z, t)~0 вне
этого участка. Иными словами, для описания работы ДТ в этой об-
ласти 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 достигает-
ся в окрестности точки контакта.
Другой важной задачей, которая не может быть решена в рам-
ках простой электротехнической модели, является расчет распреде-
ления электрического поля в рабочей полости магнитокумулятив-
ных предусилителей энергии. В ВМГ этого класса реализуются вы-
сокие значения коэффициентов усиления энергии при относительно
невысокой (в пределах нескольких процентов) эффективности пре-
образования энергии ВВ в магнитную энергию. В этих условиях ми-
258
Рис. 6.8. Распределение напряжения “спираль-лайнер” по длине предусилителя
нимальные размеры (максимальные удельные характеристики) оп-
ределяются в основном предельно допустимой напряженностью
электрического поля. В идеальном предусилителе (с наименьшей
длиной) необходимо реализовать режим “бегущей волны электри-
ческого поля постоянной амплитуды” [18]. Другими словами, закон
вывода индуктивности должен обеспечить постоянство напряжения
на участке “спираль-лайнер” (/с_а. Задача расчета напряжения 1/с_^
при торцевом инициировании (для конической формы движущегося
лайнера) решена в [36] только в одномерном приближении для не-
прерывно изменяющегося шага цилиндрической спирали (полубес-
конечная спираль с экспоненциальным законом изменением шага).
В рамках рассматриваемой в данном параграфе двухмерной модели
расчет Uc_a(t, z) был проведен для трехсекционной спирали, т.е. для
ступенчатого изменения шага ( наиболее просто реализуемого в ра-
бочих устройствах). Результаты этих расчетов позволили более
обосновано подойти к выбору конструкции и параметров ВМГ.
На рис. 6.8 представлены расчетные кривые распределения напря-
жения “спираль-лайнер” Uc_a по длине предусилителя в моменты по-
следовательного отключения витков трехсекционной спирали
ВМГ. Витки отключаются конусом расширяющегося лайнера со
скоростью детонации ВВ. Максимум напряжения 1/™* приходится
на момент отсекания лайнером 32-го из 38 витков спирали первой
секции и прикладывается к третьему витку второй секции. Отноше-
ние величины к значению электродвижущей силы l^dLJdt в
этот же момент времени составляет 0,57.
9*
259
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 распреде-
ления индукции магнитного поля достаточно произвести суммирование
элементарных полей этих круговых токов (принцип наложения).
6.3. Оптимизация параметров ВМГ
Оптимизация параметров ВМГ преследует цель получения мак-
симальных коэффициентов усиления энергии в индуктивной нагруз-
ке при заданном времени работы. Для вычисления оптимального за-
кона изменения (вывода) индуктивности можно считать, что макси-
мальная энергия в нагрузке будет достигаться при постоянном мак-
симально возможном для данной изоляции напряжении U между
концом соленоида и лайнером. Это предположение справедливо для
коротких ВМГ, когда их длина меньше длины раскрывающегося ко-
нуса. В цепи без потерь
^2е^2 + = + $20 >
A12W) = U.
at
Здесь второе уравнение определяет необходимый закон изменения
тока. Подставляя /(г) в первое уравнение, находим L2(r)/L20. Для оп-
ределения начальной индуктивности необходимо знать т - время ра-
боты ВМГ и начальную энергию в первичной цепи Е1о. Тогда
^20 —
Цт
kso j
1
2 Ею
На рис. 6.9 приведены рассчитанные по пятиконтурной модели
кривые вывода оптимальной индуктивности и кривые вывода инду-
ктивности цилиндрического и конических ВМГ в различных реаль-
ных конструкциях, из которых следует, что для обеспечения опти-
мального закона вывода индуктивности необходимо реализовать
более высокие ее 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 спе-
циального экспериментального рассмотрения.
Для обеспечения максимально возможных начальных индуктив-
ностей ВМГ целесообразно проанализировать геометрию генерато-
ра в момент перехвата потока (рис. 6.10).
260
J___________I__________I_________I__________I
2 4 6 8 t ,mkc
Рис. 6.9. Вывбд индуктивности в зависимости от времени
1 - оптимальная индуктивность, 2 - цилиндрическая геометрия ВМГ, 3,4 - кониче-
ская геометрия с у = 9,4° и у = (J соответственно (см. рис. 6.10)
ВВ
Рис. 6.10. Геометрия ВМГ в момент перехвата потока
Пусть у - угол спирали генератора, 0 - угол раскрытия лайнера.
Введем также специальный цилиндрический замыкатель 5 длиной
ls. Простые оценки показывают, что при заданных одинаковых на-
чальных условиях индуктивность цилиндрического генератора по-
стоянна, в то время как за счет специально установленного замыка-
261
теля эффективная индуктивность конусного генератора в момент
перехвата может изменяться в широких пределах и достигать макси-
мального значения при оптимальной длинах замыкателя /°пт, гене-
ратора 1°"т и оптимальном минимальном диаметре , зависящих
от угла конусной спирали и времени скольжения лайнера по замы-
кателю. При заданных значениях скорости расширения лайнера U,
диаметра лайнера dt, максимального dmax и минимального dmin диа-
метров конусной спирали, скорости детонации конденсированного
взрывчатого вещества D, длины генератора без замыкателя 10 и уг-
ле конусной спирали у« arctgKJ^ - dt)/(2l0)], оптимальные пара-
метры генератора принимают значения:
С = /опт = /0-/0гЛ1/т,
d^ = dnan+2l0tsltgylT,
где время скольжения лайнера по замыкателю tsl рассчитывается в
рамках пятиконтурной модели по уравнению
I ( (21 Л 1
J- d? - 4™, + Н2- МёТ + 4(Jmax - )2 - df] = О,
п X \ ✓ /
TDteB
где Jmin =dnm- 2l0 tg у, l0 = / .
tgp-tgy
При у > arctg[(Jmax - J;)/(27|)] длина генератора без замыкателя
1Х всегда меньше /0, а время скольжения лайнера по конусной спира-
ли всегда меньше заданного времени работы генератора. В этом
случае
/5ОПТ = I +1 D, /°"т = /, - l'ts2 ,
s '° s2 1 r — ls0ID
d°^=dl+2ltts2tgyl(T-ls0/D).
где значение ts2 определяется из уравнения
c{(dl-2Uts2)2-d^]-
2Udts2
tgy(l+2l/^2)
= 0,
где
d[ ^max 21sq tgP.
DZ,tgy f T£) + jmax 4
Dt-Is0 s0 2
J____
tgP tgyj
Для выбора оптимальных конструкций конусных ВМГ и оценки
их предельных возможностей были проведены многочисленные
расчеты генераторов на заданные параметры. Расчеты выполнены
262
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 энер-
гии Т, уменьшения эффективной индуктивности при перехвате маг-
нитного потока А., и увеличения напряжения при работе конусного
обострителя по сравнению с цилиндрическим генератором Ки. Рас-
четы выполнены в зависимости от угла конусной спирали при
D = 6 мм/мкс, U = 1,65 мм/мкс, LK = 5 мкГн, т = 10 мкс, d = 100 мм и
h — 1,75 мм. При у = 12,5 величина Ч* принимает максимальное значе-
ние Ч* =13,8. Однако при этом генерируются высокие напряжения, ог-
раничивающие усиление энергии и предъявляющие дополнительные
требования к изоляции соленоидов и проводника спирали. С учетом
требовании по напряжению, можно рекомендовать проектировать
конусные генераторы с углом у =е arctg[( Jmax - </,)/ 2/0 ].
Отметим, что максимальное значение угла конусной спирали,
при котором достигается предельное значение коэффициента уси-
ления энергии, определяется из уравнения:
1 .3 . 2 п .
2 '° ''
1 7 1 1
- Ц - 2tD tg p)2 - - df tg2 у + - df tg2 p +
_2 О J 2
+ df(dl -2rDtgP)tgPtgy = 0.
Исследования конусных генераторов при углах конусной спира-
ли 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
263
опытов и результаты экспериментальных исследований конусных
генераторов при углах конусной спирали Р > у, подтверждающие
выполненные оценки оптимальных параметров генератора с уче-
том требований, предъявляемых к конструкциям ВМГ.
6.4. Конструкции ВМГ с перехватом потока
Для эффективной работы ВМГ с перехватом потока необходи-
мо выбирать большие значения индуктивности внутренней спирали.
Однако, для обеспечения этого при работе генератора на высокоим-
педансную нагрузку возникает ряд сложностей. Вследствие высокой
скорости нарастания магнитного поля при сжатии магнитного пото-
ка в объеме генератора развиваются большие электрические поля,
способные привести к возникновению пробоев и снижению энергии
в нагрузке. Напряжение, вырабатываемое между лайнером В и кон-
цом внутренней спирали А (рис.6.12),
UK = = 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 лай-
нера по статору, а витки спирали наматывались проводом в стекло-
волоконной изоляции на толстой полиэтиленовой трубе, обеспечи-
Рис. 6.12. Схема ВМГ с перехватом потока
264
вающей 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 не 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 от-
сутствие объемного пробоя и пробоя по поверхности между спира-
лями. Для выполнения этого требования необходимо увеличение
изоляции между соленоидами, что приводит к уменьшению коэф-
фициента связи катушек и, следовательно, к уменьшению эффек-
тивности работы ВМГ, так как в конце работы генератора значи-
тельная часть магнитного потока остается в пространстве между со-
леноидами. Кроме того, при запитке генератора его обмотки рабо-
тают как трансформатор. На зажимах взрывного ключа и между
спиралями появляются напряжения соответственно U20 = Х*ИДЦ ,
t/2io = Uж ~ ^i> которые могут достигать сотен киловольт, и
поэтому требуются специальные меры для предотвращения преж-
девременного пробоя.
Если конструкция генератора способна выдержать напряжение
не более заданной величины UQ, это накладывает ограничения на
максимально возможные значения энергии, достижимые в нагрузке.
Для избежания пробоев магнитный поток в нагрузке не может быть
больше Ьи12к = а максимальная энергия £н - (1/0х)2 /(2£н). При
Uo - 50 кВ, т = IO-5 с, L„ = 10 мкГн значения энергии достигают
£тах - 25 кДж.
Кроме требований по напряжению максимальная величина ин-
дуктивности 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]:
j _ । Mf,
— I------ — 1 мм,
у
где J — интеграл действия плотности тока.
Таким образом, при выбранных параметрах импульса в нагруз-
ке и уровне напряжений ~ 50 кВ, шаг намотки рабочей спирали ге-
нератора не может быть меньше 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
265
резко возрастают, если расширяющаяся часть лайнера не представ-
ляет собой правильного конуса или не 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 опреде-
ляться 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 при скорости детонации КВВ
D = 6 км/с не может быть больше чем
(£2о)эф = V^SKTnlh2 =100 мкГн.
Для конической однозаходной спирали время работы ВМГ оп-
ределяется углом конуса, а максимально возможная длина — радиу-
сом, при котором лайнер не теряет своей сплошности: гтах ~
~ (2-5-3)г0. Видно, что при полученных значениях индуктивностей
ВМГ нельзя рассчитывать на большие коэффициенты усиления
энергии электрического импульса, с учетом реальных потерь пото-
ка в соответствии с соотношением (6.7) они могут составить
Ч* = 3 + 5. Вопрос о возможной эффективности работы генераторов
с переменным шагом спирали представляется отдельной задачей.
Для исследования процессов, происходящих при перехвате маг-
нитного потока, были разработаны конструкции ВМГ с простейши-
ми однозаходными спиралями с постоянным шагом.
6.4.1 ВМГ с осевым инициированием
Основная идея конструкции - для избежания пробоя “лайнер-спи-
раль” отказаться от наличия точки скользящего контакта, а рабочую
спираль хорошо изолировать. Генерация тока в цепи нагрузки обес-
печивается за счет увеличения коэффициента связи “лайнер-внут-
ренняя спираль” при быстром осесимметричном расширении медного
лайнера, которое вызывается цилиндрической расходящейся детона-
ционной волной, образующейся при осевом инициировании КВВ.
Конструкция ВМГ с осевым инициированием (рис. 6.13) представляет
собой коаксиально расположенные лайнер 1, внутренний соленоид 2
и внешний соленоид 3 длиной 200 мм. Для предотвращения межвит-
ковых пробоев и пробоя “лайнер-спираль” внутренний соленоид на-
матывается медной шинкой со стекловолоконной изоляцией по спи-
ральным канавкам во фторопластовой трубе 4 диаметром 104 мм
толщиной А ~ 3 мм, и заливается эпоксидным компаундом. Затем на-
матывается несколько витков полиамидной пленки 5 общей толщи-
266
г
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, пропитан-
ной эпоксидным компаундом. На корпус генератора, во избежание
пробоев по поверхности, наклеиваются специальные ребра 7. Лайнер
изготавливается из медной трубы диаметром 70 мм и толщиной стен-
ки ~ 2,5 мм. Труба протягивается на оправке по внутренней поверхно-
сти, а по внешней - шлифуется. Лайнер центрируется по оси симмет-
рии генератора с помощью конического медного кольца-замыкателя
8 с фторопластовой вставкой 9 и кольца 10 из оргстекла. Иницииро-
вание КВВ 11 (порошкообразный гексоген т = 600 г) производится от
взрывающихся медных проволочек 12, которые располагаются по
продольной оси лайнера.
6.4.2. Цилиндрические ВМГ
Цилиндрические ВМГ со скользящей точкой контакта наиболее
просты в изготовлении, поэтому были испытаны конструкции в бо-
лее широком диапазоне параметров для понимания предельных воз-
можностей генераторов с перехватом потока. Конструкция предста-
вляет собой (рис. 6.14) соосно расположенные внешний запиточный
соленоид Гц, внутренний соленоид L21 и медный лайнер Lin с зарядом
КВВ т - 200 -ь 400 г внутри. Соленоид Г21 изготавливается из медно-
го 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 эпоксид-
ный компаунд и наматывается слой фторопластовой ленты, на ко-
торой закрепляется внешний соленоид. Вся сборка стягивается сте-
267
Рис. 6.14. Схема ВМГ с двумя каскадами
I - цилиндрический ВМГ. 2 - конический ВМГ
клолентой, пропитанной эпоксидным компаундом. В качестве лай-
нера использовались медные трубы диаметром 50 мм и толщиной
стенки 2-3 мм. Инициирование КВВ осуществлялось с торца заряда
электродетонатором. Продукты детонации расширяют медный лай-
нер, формируя конус, который замыкает ключ К2, а затем последо-
вательно витки спирали внутреннего соленоида, вытесняя захвачен-
ный магнитный поток в нагрузку LH и генерируя в ней ток.
6.4.3. Конические ВМГ
Время работы цилиндрического ВМГ определяется длиной рабо-
чей спирали. Более выгодными в этом отношении представляются
конические генераторы, в которых образующие соленоидов располо-
жены 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 ко-
нического генератора мало отличается от цилиндрического. Так как
возникающие в таком генераторе напряжения выше, для провода ис-
пользовалась 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 замыка-
тель, так что вторичная цепь начинала работать при непосредствен-
ном достижении лайнером спирали. Длина соленоида составляла
80-100 мм, больший диаметр конуса - 104 мм, меньший диаметр ме-
нялся в диапазоне 60-90 мм. Масса КВВ составляла 200-300 г. Перед
268
каждым экспериментом измерялись индуктивности соленоидов, оп-
ределялись их коэффициенты связи kjj0. Готовые изделия проверя-
лись в соответствующих точках на электрическую прочность при по-
стоянном напряжении до 50 кВ и импульсном до 150 кВ.
6.5. Работа ВМГ с перехватом потока
на индуктивную нагрузку
Для проверки применимости предлагаемых моделей были про-
ведены специальные серии экспериментов с осевыми, цилиндриче-
скими и коническими ВМГ, подробно описанные в работе [37].
С каждой моделью проведены специальные серии опытов. На-
чальный магнитный поток создавался при запитке внешнего соле-
ноида от конденсаторной батареи емкостью С = 1 мФ. Подрыв КВВ
осуществлялся с учетом значения первого максимума тока и време-
ни скольжения лайнера до первого витка вторичной спирали. Для
измерения тока запитки использовался пояс Роговского. Регистра-
ция сигналов осуществлялась осциллографами С9-8 и TLS-216.
На рис. 6.15 приведены характерные зависимости тока и напря-
жения в нагрузке от времени, зарегистрированные в одном из опы-
тов 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. Индук-
тивность внешнего соленоида составила L, = 160 мкГн, внутрен-
него L2 = 36 мкГн, а индуктивность нагрузки Ln = 15 мкГн. Внешний
соленоид запитывался током/10 = 15,4 кА. В нагрузке получены ток
12к = 16,4 кА и напряжение 1/™“ - 75 кВ. На том же рис. 6.15 приве-
дены также расчетные кривые для тока и напряжения для различ-
ных значений величины скин-слоя.
Рис. 6.15. Сравнение экспери-
ментальных (точки) и расчет-
ных данных для тока (сплош-
ные кривые) и напряжения
(штриховые кривые) для ВМГ с
осевым инициированием
1.Г-с = 0-,2,2'-с= l;3J'-c =
= 2.5
269
Рис. 6.16. Параметры аиЧ'в зависимости от шага цилиндрической спирали
Наилучшее согласие расчетных данных с экспериментальными
получается при с = 1 (с — постоянная, зависящая от скорости нарас-
тания магнитного поля и характеризующая толщину скин-слоя 8).
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 значитель-
но меньше, приближаясь к значениям, характерным для меди при
комнатной температуре (с = 0,6) [1].
Особые требования в экспериментах с цилиндрическими и кони-
ческими генераторами предъявлялись к выбору оптимального шага
спирали. Более высокая индуктивность достигается уменьшением
шага спирали. Однако при этом возрастают потери магнитного по-
тока через скользящий контакт. Для исследования этого вопроса
были проведены эксперименты с простейшими цилиндрическими
однозаходными ВМГ с постоянным шагом спирали на низком уровне
энергий. Результаты приведены в табл. 6.1. Параметр (рис. 6.16), ха-
рактеризующий совершенство работы генератора, значительно увели-
чивается при уменьшении шага спирали в отличие от параметра ср.
Таблица 6.1
Результаты экспериментов с однозаходным цилиндрическим ВМГ
й, мм Ео, Дж £20, мкГн LH, мкГн /2, кА Ф во
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
270
1, кА; 17, кВ
I, мкс
Рис. 6.17. Экспериментальные (сплошные кривые) и расчетные (штриховые кри-
вые) зависимости тока и напряжения на нагрузке (эксперимент 2 из табл. 6.2)
С точки зрения усиления энергии в этом случае оказывается не-
выгодным 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 принимает максимальные значения при ша-
ге цилиндрической спирали h = 1,25 мм, поэтому в исследованиях ко-
нических генераторов использовались конструкции с шагом спира-
ли 1,5 мм. Типичный вид зарегистрированных сигналов представ-
лен 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 специаль-
ного замыкателя, длина генератора и его минимальный диаметр) со-
ответствовали оптимальным значениям для заданных углов конус-
Таблица 6.2
Результаты экспериментов с коническим ВМГ
Характеристики Эксперимент
1 2 3 4 5 6
У град 6,8 8 8,2 8,2 10,5 10,5
Е0, Дж 742 2310 1420 2620 71 86
L2, мкГн 147 88 90 90 148 145
/н,кА 25 44 35 48 9 8
у 0,54 0,55 0,65 0,63 0,42 0,52
Ч' 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
271
ной спирали. В ходе опытов изменялись диаметр провода, межвит-
ковая изоляция, шаг спиралей и начальная энергия. Исследовалась
работа ВМГ на постоянную нагрузку £н = 5 мкГ. В нагрузке получе-
ны 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 дости-
гается не за счет использования более мощного КВВ, а за счет
оптимального значения угла конусной спирали. При этом уменьша-
ется угол подхода расширяющегося цилиндрического лайнера к ко-
нусной спирали, что позволяет надеяться на увеличение коэффици-
ента усиления энергии.
Таким образом, проведенные экспериментальные исследования
показали эффективность работы конусных ВМГ с перехватом маг-
нитного потока. Хорошее согласие теоретических исследований с
результатами экспериментов позволяет проектировать оптималь-
ные 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 компактно-
сти характеризуются коэффициентами усиления энергии до Ч* = 2,3,
что близко к предельным величинам для данных генераторов. Поте-
ри 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 сигна-
ла в конце работы ВМГ, что делает привлекательным использова-
ние таких генераторов для получения импульсов высокого напряже-
ния непосредственно на ВМГ. В экспериментах с взрывающимися
проволочками такая конструкция ВМГ выдерживала импульсы на-
пряжения до 200 кВ. Однако вследствие малых величин коэффици-
ента перестройки а ~ 5 эффективность передачи энергии из конту-
ра в контур оказывается низкой (до = 33%).
Цилиндрические генераторы оказываются наиболее удобны-
ми для получения максимальных коэффициентов усиления маг-
нитного потока X - 6,1 и усиления энергии Ч* ~ 20. Разработанные
конструкции позволяли сохранять до 90 % процентов захваченно-
го магнитного потока. Однако для обеспечения таких параметров
приходится снижать уровень реализуемых в генераторе напряже-
ний за счет увеличения времени его работы. Видимо, наиболее эф-
фективно использование таких ВМГ в качестве “бустерных” или
запиточных ВМГ.
Приведенные эксперименты послужили основой для создания
двухкаскадных систем.
272
6.6. Двухкаскадные системы ВМГ
с перехватом потока
Для получения на выходе больших мощностей ВМГ, запитыва-
ющие высокоимпедансные нагрузки, должны иметь малое время
работы (< 10 мкс) и вырабатывать в нагрузке энергию до ста кило-
джоулей.
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 иссле-
дованы различные двухкаскадные ВМГ с перехватом магнитного
потока. Первый каскад используется для усиления начальной энер-
гии запитки (200 Дж-1,5 кДж), а второй обостряет электрический
импульс на выходе.
Ниже описаны эксперименты с несколькими конструкциями ВМГ:
1) спиральный генератор диаметром 60 мм с обостряющим ци-
линдрическим каскадом;
2) спиральный бустерный генератор диаметром 100 мм с конус-
ным обострителем;
3) спиральный ВМГ диаметром 110 мм с цилиндрическим обост-
ряющим 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, вну-
тренний соленоид £3с, подключенный к нагрузке). Медный цилинд-
рический лайнер с зарядом ВВ расположен коаксиально с внутрен-
ними соленоидами. Начальный магнитный поток в генераторе соз-
Рис. 6.18. Схема двухкаскадного ВМГ с перехватом потока
273
дается при разряде конденсаторной батареи Со на соленоид Lt. В мо-
мент первого максимума тока Ц инициируется заряд ВВ. Продукты
детонации расширяют лайнер, который последовательно включает
в работу соленоиды £2в и Т3с. Происходит перехват магнитного по-
тока и вывод его в нагрузку Е3н.
Время нарастания тока в нагрузке определятся динамикой расши-
рения лайнера и геометрией соленоида L3c. Для эффективной работы
обостряющего каскада, необходимы большие значения индуктивно-
сти L3c. Если время работы обострителя меньше 10 мкс, возникают
большие выходные напряжения (до 100 кВ и выше) и большие поте-
ри 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 не-
обходимо обеспечить хорошую межвитковую изоляцию, изоляцию
между лайнером и внутренними соленоидами, а также изоляцию ме-
жду внутренними и внешними соленоидами. Однако чем больше
изоляция провода в компактном ВМГ, тем меньше начальная инду-
ктивность рабочих спиралей. В генераторах со скользящей точкой
контакта при увеличении толщины изоляции Д проводов снижается
эффективность работы ВМГ. Для величин пробивной напряженно-
сти электрического поля 100 кВ/мм толщина изоляции должна быть
больше чем Ду = 0,5 мм.
Кроме того, при работе первого бустерного каскада в обостри-
тельном (вторичном) каскаде возникает напряжение холостого хода
(/()с между лайнером и началом рабочей спирали L3c. Тогда выходное
напряжение бустерного каскада должно быть: ULi < 1^с,
где - максимально допустимое напряжение между лайнером
и началом рабочей спирали L^. Поэтому при проектировании сек-
ций и шагов рабочей спирали бустерного каскада учитывалось до-
полнительно требование для U.
При замыкании внутренних спиралей ключами и К2 возника-
ет перехват магнитного потока. Бустерный генератор усиливает на-
чальную энергию во внешнем соленоиде /.2н, а после замыкания
лайнером вторичной цепи с уменьшением индуктивности внутрен-
него соленоида L3c энергия выводится в нагрузку. Внутренние соле-
ноиды наматывались медным проводом во фторопластовой изоля-
ции на цилиндрической оправке (с предварительно нарезанными
спиральными канавками для укладки провода) и закреплялись эпок-
сидным компаундом. Между внутренними и внешними соленоидами
укладывалось десять слоев фторопластовой пленки. Лайнеры изго-
тавливались из медных труб. Трубы протягивались на цилиндриче-
ских оправках и шлифовались по внешней поверхности. КВВ иници-
ировалось электрическим детонатором. Было разработано несколь-
ко конструкций ВМГ.
274
Таблица 6.3
Результаты экспериментов со спиральным ВМГ
Характеристика Эксперимент
1 2 3 4
7^6, мкГн 130,3 129,1 134,5 71,15
мкГн 0,56 0,56 0,56 0,28
£,3С, мкГн = 60 =60 = 60 47,55
Е3н, мкГн 4,94 0,95 5,01 4,85
Е|, Дж 271,6 236 545,8 405
/2б, кА 85,2 88,37 164,3 205,8
Е2б, кДж 2,03 2,18 7,56 5,92
Гос, 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
*!2 7,47 9,24 13,85 14,6
*2.3 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 цилиндри-
ческий ВМГ; Lje, Ljh- - идуктивности, измеренные при наличии лайнера.
Спиральный бустерный ВМГ диаметром 60 мм с цилиндриче-
ским обостряющим каскадом. Бустерный каскад имел диаметр
60 мм и длину около 150 мм. Рабочая спираль бустерного ВМГ со-
стояла из пяти секций длиной 50, 40, 30, 20, и 15 мм с шагом 1,25, 6,
8, 10, и 15 мм, соответственно. Цилиндрический обострительный ка-
скад 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. Бус-
терный 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 кас-
кад наматывался проводом 0 2 мм во фторопластовой изоляции.
Длина конусной спирали 90 мм; больший диаметр конуса 100 мм,
меныпий 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 ис-
пользовались конденсатор (Со - 100 мкФ, 3 кВ) или конденсаторная
батарея (С, = 1000 мкФ, 8 кВ). Производные токов измерялись поя-
сами Роговского или индуктивными датчиками различной чувстви-
275
Рис. 6.19. Производная тока (в) и ток (б) бустерного ВМГ (0 60 мм, экспери-
мент 4)
(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. Динамиче-
ские процессы расширения лайнера исследовались на высокоскоро-
стной камере ВФУ-1. Типичные результаты экспериментов для пер-
вых 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). Коэф-
фициент увеличения энергии 'Г, 2 = 14,6. Индуктивность вычисля-
лась для момента времени перед замыкание цепи второго каскада. На-
276
dl1(lldt, кА/мкс
Рис. 6.21. Производная тока (я) и ток (6) бустерного ВМГ (0 100 мм, экспери-
мент 2)
Рис. 6.22. Производная тока (я) и ток (б) конусного обострителя ВМГ
(0 100 мм, эксперимент 2)
пряжение холостого хода 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 хо-
да составило более 34 кВ. Конический обостритель работал 10 мкс
и имел на выходе 2,5-5,8 кДж. Типичные осциллограммы представ-
лены 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 увеличе-
ния энергии Т, з = 11,9. Конический каскад ВМГ имел коэффициент
увеличения энергии Т2з ~ 1.
Было замечено, что при работе второго конусного каскада
последовательно с бустерным на одном лайнере коэффициент
*¥2з уменьшается в два раза по сравнению с экспериментами на
отдельном конусном каскаде. Видимо, это обусловлено наличием
277
Рис. 6.23. Производная тока (я) и ток (6) бустерного ВМГ (0 110 мм)
Рис. 6.24. Производная тока (а) и ток (6) обострителя ВМГ (0 110 мм)
остаточных взаимоиндуктивностей между первым и вторым кас-
кадами.
Общее усиление энергии Ту 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 показа-
ли способность вырабатывать на нагрузках 5 мкГн энергию до 6 кДж
за время 10 мкс. ВМГ диаметром 60 мм довольно компактен и его уси-
ление около 10. ВМГ диаметром 100 мм с конусным обострителем ра-
ботает 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. Мас-
са ВВ составляла 1 кг. Результаты некоторых экспериментов пока-
заны табл. 6.4. Индуктивность L7l была рассчитана в момент начала
работы второго каскада. Типичные токи и его производные показа-
278
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
Я,, 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
Е26, кДж 27,38 23,84 25,6 20,1 11,35 12,28 16,96
1^., кА 81,16 72,1 69,9 74,6 82,35 73,49 76,75
£3с, кДж 17,1 13,25 12,25 13,8 17,1 13,34 15,76
*1,2 34,2 28 36,8 26,9 20,0 19,33 27
*2,з 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 ко-
эффициент усиления энергии для бустера был 36,8 (табл. 6.4, экспе-
римент 3). Второй каскад работал 15 мкс с выходной энергией
15-30 кДж. Общий коэффициент усиления был приблизительно 20.
Таким образом, разработанные ВМГ имеют хорошие парамет-
ры, что позволило использовать их в экспериментах по генерации
импульсов высокого напряжения в высокоимпедансных нагрузках.
Глава 7
ГЕНЕРАЦИЯ ИМПУЛЬСОВ ВЫСОКОГО НАПРЯЖЕНИЯ
В ВЫСОКОИМПЕДАНСНЫХ НАГРУЗКАХ
В данной главе на практических задачах рассмотрены проблемы
согласования ВМГ при получении импульсов высокого напряжения
и мощности в высокоимпедансных нагрузках.
7.1. Взрывомагнитные генераторы
для имитации параметров молнии
7.1.1. Молния как источник грозовых перенапряжений
Молния представляет собой электрический разряд между обла-
ком и землей или между облаками. Молнии предшествует процесс
разделения и накопления электрических зарядов в грозовых обла-
ках, 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 мол-
ний, остальные 60-70% составляют разряды между разноименно за-
ряженными частями облаков. По мере концентрации в нижней час-
ти облака отрицательных зарядов напряженность электрического
поля увеличивается. Когда она достигает критического значения
(20-24 кВ/см), происходит ионизация воздуха, и в сторону земли на-
чинает развиваться разряд. На начальной стадии молния предста-
вляет собой относительно медленно развивающийся слабо светя-
щийся канал (лидер). По мере приближения к земле лидера, имею-
щего избыточный заряд того же знака, что и облако, на поверхно-
сти 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 проби-
вается 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 повышен-
ной напряженности перемещается к облаку со скоростью 0,5 скоро-
сти света. Процесс сопровождается сильным свечением и называет-
ся главным разрядом. Ток в канале за 5-10 мкс достигает десятков
280
килоампер, а затем за 25—100 мкс спадает до половины амплитудно-
го значения. Фронт импульса тока главного разряда соответствует
нейтрализации зарядов в лидерном канале, а спад тока - нейтрали-
зации зарядов в зоне ионизации лидера. В завершающей стадии
молнии по каналу в течение десятков миллисекунд проходит ток по-
рядка десятков и сотен ампер, что приводит к нейтрализации заря-
дов облака. На ток финальной стадии часто накладываются повтор-
ные разряды. Скорость нарастания тока главного разряда в повтор-
ных разрядах выше, чем в первом, а амплитуда ниже.
Если волна нейтрализации отрицательного заряда за счет поло-
жительных зарядов, поступающих в канал молнии с поверхности зе-
мли, распространяется вверх со скоростью V, то амплитуда тока
/м - GV, где о - плотность отрицательного заряда на единицу длины.
Если учесть сопротивление R объекта или земли, то ток уменьшает-
ся и определяется как
где Z - эквивалентное волновое сопротивление канала молнии. Из
этого соотношения видно, что ток молнии должен зависеть от зна-
чения сопротивления в месте удара. Волновое сопротивление кана-
ла молнии составляет 1-8 кОм. При больших амплитудах тока мо-
жет уменьшаться до нескольких сотен Ом. При сопротивлении зазе-
мления до R ~ 50 Ом с достаточной степенью точности для расчетов
молниезащиты можно принимать эквивалентное волновое сопроти-
вление канала молнии бесконечно большим и рассматривать мол-
нию как источник тока.
Ток молнии имеет вид апериодического импульса с длительно-
стью фронта Тф и длительностью импульса ти. С точки зрения элект-
ромагнитного 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 ак-
тивных 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 вероятно-
стью не более 0,1% ток молнии может достигать 200 кА [40]. Кру-
тизна фронта тока молнии в 50% случаев составляет 13 кА/мкс. Од-
нако с вероятностью менее 0,1 % крутизна фронта тока молнии мо-
жет превышать 500 кА/мкс. Интеграл квадрата тока (интеграл дей-
ствия) J I2dt определяет нагрев проводников при прохождении по
ним тока молнии и механическое воздействие.
281
7.1.2. 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 молниеот-
воды выполняются в виде вертикально установленных стержней
или мачт, соединенных с заземлителем, а тросовые — в виде гори-
зонтально подвешенных тросов. По опорам, к которым крепится
трос, прокладывают токоотводы для соединения троса с заземли-
телем. Линии электропередач защищаются тросовыми молниеот-
водами. Стержневые молниеотводы используют для защиты от-
крытых распределительных узлов подстанций и иных объектов.
Условием надежной защиты является хорошее заземление мол-
ниеотвода. При ударе молнии в молниеотвод с большим сопроти-
влением заземления на нем создается высокое напряжение, спо-
собное вызвать пробой с молниеотвода на защищаемый объект.
Для защиты протяженных объектов используют несколько мол-
ниеотводов или устраивают тросовые молниеотводы. Все молние-
отводы характеризуются своей зоной защиты, определяемой рас-
четным путем.
Заземление молниеотводов выполняют в виде вертикальных и
горизонтальных электродов, расположенных в земле. На подстан-
циях заземлитель представляет собой сложную систему, состоящую
из вертикальных электродов, объединенных горизонтальными по-
лосами и образующих сетку в пределах площади подстанции. На
ЛЭП в качестве заземлителя могут быть использованы их железо-
бетонные фундаменты. Сопротивление заземлителя зависит от его
геометрических размеров и удельного сопротивления грунта р, в ко-
тором он находится. При больших токах молнии в земле у поверхно-
сти электродов создаются очень высокие напряженности поля
Е - jp, превосходящие пробивные напряжения грунта. Вокруг электро-
дов образуются зоны искрения, что приводит к увеличению их эф-
фективных размеров и уменьшению сопротивления заземления. На
фронте тока молнии создаются падения напряжения на индуктивно-
сти протяженного заземлителя, что фактически увеличивает сопро-
тивление заземлителя. Эти факторы определяют импульсное со-
противление заземления. Отношение импульсного сопротивления к
стационарному (измеренному или рассчитанному) называется им-
пульсным коэффициентом аи = /?и /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 перена-
пряжения используют различные защитные устройства. Их рабо-
282
та основана на том, что они предотвращают появление на энерго-
установке импульсных перенапряжений, опасных для ее изоляции.
Простейшим из защитных устройств является искровой промежу-
ток, включенный параллельно защищаемому объекту. Простота
и дешевизна таких устройств определяют их широкое примене-
ние, особенно в сетях низших классов напряжения. На ЛЭП высо-
кого и сверхвысокого напряжений принимаются специальные ме-
ры по ограничению внутренних напряжений. Подстанции таких
ЛЭП защищаются трубчатыми разрядниками, вентильными раз-
рядниками, нелинейными ограничителями перенапряжения
(ОПН) или их комбинацией. Уровень ограничения коммутацион-
ных перенапряжений с помощью ОПН составляет ~1,8(7ф ((/ф -
фазное напряжение). Уровень ограничения грозовых перенапря-
жений составляет (2,2-2,4) (/ф в сетях 110 кВ и снижается до 217ф
для ЛЭП 750 кВ.
Воздушные ЛЭП испытывают ежегодно десятки ударов мол-
нии в каждые 100 км линии. Удар молнии в фазный провод, сопро-
вождающееся прохождением большого тока, создает на проводе
такое высокое импульсное напряжение, что практически невоз-
можно создать изоляцию, которая могла бы его выдержать. Нали-
чие заземленных тросов, подвешенных выше фазных проводов, не
исключает возможности появления высоких потенциалов на вер-
шине 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 мол-
нии в фазный провод. Эта вероятность возрастает для ЛЭП высо-
кого напряжения.
Вероятность прорыва молнии через тросовую защиту определя-
ют по эмпирической формуле:
lg Ра = / 90 ± 4,
где Лоп — высота опоры, м; а — угол защиты, образованный верти-
калью, проходящей через трос, и прямой, соединяющей трос с
проводом.
Для соответствия электрической прочности изоляции электро-
оборудования воздействующим на нее грозовым перенапряжениям,
ограниченным защитными разрядниками, установлены испытатель-
ные напряжения грозовых импульсов. Испытания проводятся стан-
дартными 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 им-
пульса (/расч ср для электрооборудования 3—15 кВ принято на 20% вы-
ше, а для электрооборудования на все другие классы напряжения -
на 25% выше, чем для полного импульса.
283
7.1.3. Испытательные генераторы импульсных напряжений
Принципиальная схема наиболее распространенного конденса-
торного генератора импульсных напряжений (ГИН) показана на
рис. 7.1. Конденсаторы С заряжаются через защитное и зарядное со-
противления (/?защ и /?3). При /?защ > /?3 конденсаторы практически од-
новременно заряжаются до одинаковых напряжений t/0. Запуск раз-
рядника Pt производится от внешнего источника. При срабатыва-
нии Pi в точке 4 и, следовательно, на Р2 появляется напряжение 2(/0,
поскольку паразитная емкость схемы Сп не успевает зарядиться
сколь-нибудь существенно через сопротивление R3. Разрядник Р2
пробивается. В результате потенциал точки 5 становится 2{/0, а точ-
ки 6 - 3(/0. Под действием потенциала 3 (70 пробивается разрядник Р3
и т.д. Под действием напряжения nU0 (п - число конденсаторных
секций) пробивается отсекающий разрядник и на объекте испыта-
ния (Об) возникает импульс высокого напряжения.
Полярность импульса напряжения на объекте определяется схе-
мой включения выпрямителя В. Значение напряжения импульса ре-
гулируется изменением зарядного напряжения конденсаторов. Регу-
лировке подлежат и расстояния между электродами разрядников.
Напряжение U\ = nU0 называется суммарным зарядным напряжени-
ем ГИН и является его паспортной величиной. Другой паспортной
величиной является наибольшее значение запасаемой в ГИН элект-
рической энергии nCU^QM / 2 Плотность энергии, запасаемой в им-
пульсных конденсаторах, невелика и для конденсаторов ИК-100-0.4
не превышает 0,062 Дж/г. Поскольку для избежания пробоев высоко-
вольтные 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 око-
ло 40 т. Такие массо-габаритные характеристики практически исклю-
Рис. 7.1. Принципиальная схема генератора импульсных напряжений
284
чают возможность создания на основе ГИН транспортабельной ис-
пытательной установки. Разработчики и изготовители энергообору-
дования в соответствии с действующим ГОСТом испытывают выпус-
каемое оборудование стандартным испытательным импульсом. Пос-
ле транспортировки и монтажа оборудование не испытывается. Сис-
тема защиты энергообъектов строится по расчетным методикам. Од-
нако грозоупорность объектов в реальных натурных условиях со все-
ми связями и взаимодействиями оказывается иной. Определение гро-
зоупорности в натурных условиях сдерживалось до последнего време-
ни отсутствием транспортабельных энергоисточников, способных
моделировать импульсную составляющую тока молнии.
Импульсные трансформаторы и нелинейные элементы на осно-
ве взрывных и электровзрывных коммутаторов в сочетании с ВМГ
позволяют создавать систему преобразования параметров генериру-
емых импульсов до напряжений ~10 МВ. Поскольку генерация энер-
гии и преобразование параметров импульса осуществляются в тече-
ние короткого времени работы взрывомагнитного генератора
(~1(Н с), то стабильность его параметров некритична к условиям ок-
ружающей среды.
Эксплуатационная особенность ВМГ, являющаяся прямым
следствием уникальности его удельных параметров, состоит в том,
что он уничтожается в процессе работы. Именно это обстоятель-
ство при наличии позитивных альтернатив сделало использование
взрывомагнитных генераторов в практике массовых лабораторных
исследований нецелесообразным. Однако там, где необходим мо-
бильный автономный импульсный электрогенератор для моделиро-
вания мощных природных и техногенных электромагнитных воз-
действий 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 (~ 103), взрывомагнитному ге-
нератору 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.
7.1.4. Мобильный имитатор тока молнии
на основе ВМГ
Основное условие эффективной магнитной кумуляции - маг-
нитное число Рейнольдса Rem > 1 - предусматривает минимальные
потери магнитного потока. Поэтому для эффективных ВМГ хара-
ктерно малое внутреннее сопротивление, и для запитки высокоом-
285
Рис. 7.2. Эквивалентная
электрическая схема ими-
татора тока молнии на ос-
нове взрывомагнитного
генератора
ных нагрузок, к которым относятся объекты испытаний на грозо-
упорность, требуется решить проблему согласования. Для генера-
ции высоких напряжений необходимо реализовать максимальную
скорость изменения магнитного потока d<$>/dt. В условиях преобра-
зования больших порций энергии безальтернативной, видимо, яв-
ляется схема согласования параметров ВМГ с импульсным транс-
форматором (ИТ), увеличивающим магнитный поток и сокращаю-
щим время изменения магнитного потока электровзрывным пре-
рывателем тока (ЭВП), адекватным ВМГ по мощности и однора-
зовости действия.
Для создания электрофизических основ расчета и конструиро-
вания моделирующих молнию установок необходимо дальнейшее
изучение процессов преобразования химической энергии ВВ в маг-
нитную и рассеяния последней как внутри ВМГ, так и в согласую-
щих устройствах и самой нагрузке. Определение оптимальной со-
вокупности условий этих процессов является основным путем по-
вышения эффективности преобразования, облегчает задачу обес-
печения безопасности испытаний и снижает общие затраты на их
проведение.
Если потери энергии в ИТ очевидны и непреодолимы, то иссле-
дования ЭВП, согласование параметров его электрической цепи,
размеров проводников и физических свойств окружающей их среды
позволяют сократить затраты энергии в процессе переключения то-
ка в нагрузку. Немаловажную роль играет правильный выбор схе-
мы построения ВМГ, максимально удовлетворяющей основному ус-
ловию эффективной работы ЭВП: высокой скорости ввода энергии
в материал проводников.
В [41-43] предложена электрическая схема имитатора тока мол-
нии (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-
286
pa Ls, который, кроме того, используется как верхнее плечо делите-
ля напряжения нагрузки для разгрузки вторичной обмотки ИТ от
недопустимо высокого напряжения. При использовании в этой схе-
ме коммерческого (выпускаемого серийно заводом “Электросила”)
генератора МК-160 [44] (с запиткой от другого ВМГ - МК-80) в ра-
боте [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 объе-
ктов испытания на грозоупорность. Дальнейшее увеличение пара-
метров авторы связывают только с увеличением энергоемкости
ВМГ и, следовательно, с увеличением массы ВВ. Действительно, ав-
торам в работе [41] удалось выйти на ток до 160 кА в нагрузке ин-
дуктивностью 98 мкГн и сопротивлением 27 Ом. Использование
коммерческих ВМГ МК-80 и МК-160 в связке и тем более в двухка-
скадном исполнении из-за значительных масс ВВ (10-20 кг) снижа-
ет возможность создания на их основе мобильного источника им-
пульсных токов, пригодного для использования в реальных услови-
ях эксплуатации промышленных энергоустановок.
Следует добавить, что в указанных выше работах применялись
МК-генераторы универсального типа (не специально разработан-
ные для этой задачи). Поэтому была предпринята попытка умень-
шить потребную массу ВВ, создав специализированный ВМГ. При
этом необходимо исходить из представления о мобильном имитато-
ре тока молнии (ИТМ) как об устройстве, размещаемом на транс-
портном средстве, и для которого не требуется производства земля-
ных 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 им-
пульс тока, максимально приближенный к принятому в энергетике.
В этом случае для испытания энергообъектов в сетях ЛЭП до
500 кВ вырабатываемая ВМГ электрическая энергия должна соста-
влять ~1 МДж. Если исходить из типичных значений эффективно-
сти преобразования энергии взрывчатого вещества в электромаг-
нитную в малоиндуктивных ВМГ на уровне 10%, то потребная мас-
са ВВ составит около 2,5 кг. Генератор с такой массой ВВ потребу-
ет принятия мер по организации противоосколочной и противоудар-
ной защиты. Кроме того, в однокаскадной схеме ИТМ в силу огра-
ниченности его размеров весьма сложно организовать высоко-
вольтные (~1 МВ) коммутирующие устройства (взрывные и элект-
ровзрывные размыкатели) и импульсные трансформаторы с рабо-
287
чим напряжением уровня 1 МВ. Учитывая изложенное, целесооб-
разно было рассредоточить ВВ в нескольких генераторах.
Для повышения выходного напряжения целесообразно исполь-
зовать “вольтов столб” из нескольких трансформаторных ВМГ,
предложенный в работе [47]. Объединение ВМГ в параллельно-по-
следовательный режим производится по вторичным цепям выход-
ных импульсных трансформаторов.
Из энергетического баланса к моменту достижения током в на-
грузке своего максимального значения для схемы на рис. 7.2 масса
ВВ в ВМГ может быть выражена следующим образом:
мвв = (и; + И'эыгг + + и;н)/(пе),
где (WH + WHll + WHT) - сумма магнитных энергий в индуктивности со-
ответственно нагрузки, индуктора и ИТ, W3Brrr - энергия джоулевой
диссипации в ЭВП, т] - эффективность ВМГ, Q - энергосодержание
ВВ. Прямые потери W3Brn в прерывателе входят в эту формулу в
качестве слагаемого, а г) — в качестве делителя (в дальнейшем будет
указано, что энергия в индукторе W„H и частично в ИТ вносят
незначительный вклад). Энергию на сублимацию материала про-
водников в ЭВП можно представить как W3BITr = els, где £ - энергия
сублимации. Длина проводников I приближенно может быть опре-
делена из выражения для максимальной напряженности электриче-
ского поля в прерывателе Е/1 = Lz dl„ /dt. Площадь поперечного се-
чения проводников 5 определяется из выражения для постоянного
для каждого материала проводника “интеграла действия тока”
/s)2t3^, где
Ч /2
Гэф — f “72
О *тах
Таким образом, для уменьшения энергопотребления проводни-
ками необходимо:
1) увеличивать электрическую прочность продуктов электриче-
ского взрыва Е;
2) уменьшать суммарную индуктивность вторичного контура
3) сокращать эффективное время работы ВМГ гэф.
Для эффективной генерации ВМГ необходимо согласование за-
конов выделения энергии ВВ и магнитной энергии. Одной из наибо-
лее рациональных конструкций высокоэнергетичных ВМГ является
конструкция спирально-коаксиального типа, переходящего в конус-
но-коаксиальный [18], обеспечивающая принцип бегущей магнит-
ной волны постоянной амплитуды. Нельзя одновременно выпол-
нить условие максимальной эффективности и получения больших
коэффициентов усиления энергии wy. Высокая эффективность воз-
можна только в случае, когда магнитное давление одного порядка с
давлением расширяющихся продуктов детонации ВВ (или давлени-
288
см 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 100-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 энер-
гии в пользу последней и с выигрышем в массе всего ИТМ. При
этом экономятся невосполнимые стоимости материалов и изготов-
ления предусилительной малоэффективной части ВМГ. Этот фак-
тор особенно выразителен при массовых испытаниях объектов.
Коэффициент wu усиления в ВМГ энергии, первоначально запа-
сенной в конденсаторе С() (l/oCo/2 = Llo/2o/2), принимает макси-
мальное значение, когда отношение индуктивностей Е, = L, /Г22 = 0 и
C, = Lp fLu = 0, так как wa - к2Щ01 Т1эф)2/Г-1 /[(1 + £)(! +01 (индуктив-
ная нагрузка вторичного контура /(I+£) + £]) [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 со-
вершенства ВМГ, характеризующий общий уровень потерь
(для идеального генератора F = 1, для коаксиально-коничес-
кого ВМГ F = 0,9), Г10 - начальная индуктивность ВМГ,
Г21зф =/^[1-£(2/(! + !;) + £] - эффективная индуктивность первич-
ной обмотки ИТ. Эквивалентная индуктивность ТИН в первичной
цепи Г21эф = ^(1 -Л2 +Q, а во вторичной Ь,2зф = Г>2[1 -к2 /(1 +0].
Однако данная схема обладает рядом недостатков, иллюстра-
цией которых являются представленные на рис. 7.3 зависимости ко-
эффициента передачи энергии ВМГ с помощью трансформатора
к, = wo /a2F 1 от отношения индуктивностей (здесь а = LXJL2X - коэф-
фициент перестройки индуктивности ВМГ при разомкнутой вторич-
ной обмотке трансформатора), построенные для различных значе-
ний £. Во-первых, это высокая чувствительность коэффициента пе-
редачи энергии ИТ к величине паразитной индуктивности Lp, в том
числе и к невыведенной к началу электрического взрыва проводни-
ков 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 высо-
ких значений кс ограничены. О существенном влиянии этого пара-
метра на величину мощности свидетельствуют результаты расчетов
с увеличением кс до 0,9. Максимальная мощность возросла с 3,5 до
10. Взрывные генераторы...
289
Рис. 7.3. Зависимости нор-
мированного коэффициен-
та передачи энергии ИТ во
вторичный контур к, для
различных £ (сплошные
линии) и коэффициента
деления напряжения kd
(штриховая линия) от
[49]
7,3 ГВт. Такое значительное увеличение связано также и с тем, что
увеличился коэффициент перестройки индуктивности ВМГ за счет
уменьшения Г21эф.
Снижение напряжения на вторичной обмотке ИТ за счет увели-
чения отношения приводит к существенному уменьшению к,. Для
определения области согласования параметров было проведено ее
численное моделирование. При этом нагрузка моделировалась не-
которым эффективным постоянным сопротивлением г, сам ВМГ —
переменной индуктивностью Т,(г). Для определенности выбран та-
кой закон вывода индуктивности генератора L](z), чтобы эквива-
лентное внутреннее сопротивление ВМГ Р = <^1.—^бы-
ло инвариантно относительно времени. В этом случае
МО- Мф
индекс 0 соответствует начальным значениям параметров. Следует
отметить, что сам по себе закон вывода индуктивности ВМГ, как по-
казано в [18], слабо влияет на эффективность генератора.
Для моделирования ЭВП использовалась двухстадийная динами-
ческая эмпирическая модель [48, 49]. На рис. 7.4 приведены резуль-
таты численного моделирования схемы с трансформаторным инду-
ктивным накопителем в виде линий уровня мощности Pd =Ud 11\.
В качестве независимых переменных выбраны комплексы Т - tee Id
и Q = Г/L, (/(рГ22). Входящие в первый комплекс переменные имеют
следующий физический смысл: числитель характеризует время на-
290
грева проволочек, приблизительно равное времени работы ВМГ,
знаменатель — время потери проволочками электропроводности,
пропорциональное диаметру d. Второй комплекс представляет со-
бой отношение сопротивления нагрузки к приведенному ко вто-
ричной обмотке трансформатора внутреннему сопротивлению
ВМГ. При использовании такого вида представления результатов
достаточно просто определить оптимальную по мощности точку
1^ОПТ’ ^ОПТ )•
Расчеты были произведены в следующем диапазоне изменения
параметров: tee = 10 4- 40 мкс, rt = 5 -j- 40 Ом, d = 0,035 -г 0,5 мм,
р = 0,01 0,04 Ом. При этом были неизменными коэффициент магнит-
ной связи трансформатора кс = 0,8, начальная энергия CqUqI2 =
= 0,5 кДж, максимальное значение электродвижущей силы генера-
тора (ЭДС) £ = IdLJdt, которое определяет максимальный уровень
напряжения в ВМГ [51] (£тах = 40 кВ), эффективная индуктивность
первичной обмотки ТИН Г2|эф = 0,1 мкГн. Тогда Ll0 определяется из
решения системы уравнений: £П1ах = /10 р(аэф + 1), /10 = UM(C0 /Г10)0-5,
аэф = ^о/^21эф_ коэффициент перестройки индуктивностей ВМГ при
замкнутой вторичной обмотке ИТ.
Для указанных исходных данных Q = 3 4, Т = 0,12 •? 0,14 с/м.
Эти равенства являются условиями согласования параметров. Полу-
ченные условия согласования позволяют сделать некоторые важ-
ные выводы:
1) с увеличением времени действия ВМГ оптимальный диаметр
проволочек ЭВП увеличивается;
2) увеличение энергоемкости ВМГ за счет увеличения его дли-
ны и, следовательно, увеличения tee не приводит к выигрышу в элек-
трической мощности.
Рис. 7.4. Линии уровня
мощности (ГВт) в коорди-
натах Г/Т| 1ЛРГ22) и
10*
291
Таблица 7 1
Результаты численного моделирования ИТМ
п 1, м d, мм Up. кв Л. ха ^2* iA МКС Р, 1/мкс tf, МКС и«. МВ 4. ьА 'од, 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
6 3,5 — 100 5,3 39 24 6,2 3,1 1,7 30 78
Наращивание энергоемкости ВМГ для увеличения электриче-
ской мощности следует производить либо за счет увеличения диа-
метра спирали, либо путем увеличения числа генераторов.
Как видно из рис. 7.4, в достаточно широком диапазоне измене-
ния параметров схемы с ТИН мощность в омической нагрузке изме-
няется сравнительно слабо, на 30-40%. Это свидетельствует о доста-
точно высокой степени согласования ВМГ и высокоомной омиче-
ской нагрузки, которую обеспечивает ТИН с ЭВП.
Принимая во внимание результаты оптимизации ИТМ, можно
предложить следующие мероприятия по повышению эффективно-
сти канонической схемы:
1) заменить единичный энергоемкий универсальный ВМГ
МК-160 на батарею из не менее эффективных трансформаторных
ВМГ малого диаметра;
2) для разгрузки вторичных обмоток ИТ от перенапряжения
использовать их серийное соединение. При этом вся батарея из
ВМГ разбивается на группы. Каждая группа генераторов снабже-
на индивидуальной системой запитки. В процессе работы ВМГ по
цепи первичных обмоток ИТ отсутствуют гальванические связи
между группами (после зарядки накопителей каждой группы ис-
точник высокого напряжения с помощью высоковольтных разъе-
динителей отключается).
Как показало проведенное численное моделирование ИТМ, от-
дельные результаты которого приведены в табл. 7.1, указанные ме-
роприятия позволяют при одинаковых параметрах нагрузки (L„ =
= 100 мкГн и R„ = 5 Ом) снизить массу ВВ с 10 до 2-2,5 кг. В матема-
тической модели ЭВП были использованы результаты эксперимен-
тального исследования, изложенные выше. В табл. 7.1 в первой
строке приведены расчетные данные для схемы ИТМ, представлен-
ной на рис. 7.2, с генератором МК-160, в следующих строках - дан-
ные для батареи из 10 генераторов МК-40.
Для обеспечения заданной ширины импульса тока в нагрузке в
схеме на рис. 7.2 предусмотрен дополнительный индуктор. Накопле-
ние в индукторе энергии, необходимой только для формирования
292
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 происхо-
дит потеря части магнитного потока. Переключение тока в нагруз-
ку в условиях эксперимента в [41] происходит при неоптимальном
соотношении индуктивностей накопителя и нагрузки а = LKH /LK = 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. Поэ-
тому 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 време-
нем нарастания тока и генераторов со временем работы порядка за-
данной 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 от-
работанного в экспериментах [14, 16, 51—53] метода перехвата маг-
нитного потока (динамического трансформатора). Для включения в
действие ВМГ-2 необходимо разомкнуть цепь, образованную оста-
точной индуктивностью ВМГ-1 и обмоткой ИТ. Рационально ис-
пользовать один и тот же размыкатель тока как для включения то-
ка 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. Замы-
кается ключ К1 и электрическая энергия емкостного накопителя
293
COU2I2 преобразуется в начальную магнитную энергию спирально-
коаксиального ВМГ-1. В момент максимума последней происходит
срабатывание ключа К2, замыкание рабочей полости генератора и
отсечка разряженного накопителя. Под действием давления продук-
тов детонации ВВ внутренняя труба расширяется и контур ВМГ де-
формируется. Ток в нагрузке генератора (первичной обмотке ИТ и
ЭВП) нарастает. Поперечное сечение проводника ЭВП выбирает-
ся таким, чтобы момент перехода ко взрывной стадии роста сопро-
тивления 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 транс-
форматора ДТ1 и первичной обмоткой ДТ2. В процессе взрывного
нарастания сопротивления ЭВП ток в первичной обмотке ИТ обры-
вается, напряжение во вторичной обмотке резко возрастает, сраба-
тывает под действием перенапряжения ключ КЗ, и ток в нагрузке на-
растает с заданной скоростью до пикового значения.
Длина размыкателя подбирается такой, чтобы происходило
полное отключение тока в цепи ВМГ-1 с полным восстановлением
элсктропрочности межэлектродного промежутка ЭВП. После
этого ключ К4 замыкается. Происходит перехват магнитного пото-
ка, созданного внешней обмоткой ДТ2, и начинается деформация
контура ВМГ-2. Генерируемая в ВМГ-2 энергия через ИТ поступа-
ет 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 энер-
гия усиливается, а в контуре нагрузки происходит ее потребление.
Ликвидация дополнительного индуктора снижает пиковое зна-
чение индуцированного напряжения на нагрузке, но при этом оно
полностью прикладывается ко вторичной обмотке ИТ, поэтому мо-
дули, 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 за-
мыкатель, в котором отрезок трубы расширяется под действием да-
вления продуктов детонации ВВ, заполняющего эту трубку, и замы-
кает электроды. В ключах К2 и КЗ роль такой трубки играет труба
лайнера ВМГ. Причем, такой модуль, как показывают предвари-
тельные расчеты, рационально составлять из одного ВМГ-2 и бата-
реи 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 по-
лучение площадки тока на полувысоте импульса. Однако на верши-
не импульса спад тока будет происходить с постоянной времени,
близкой к (Lq + LU)/RH, заметно меньшей заданной, поскольку коэф-
фициент усиления энергии в ВМГ является сильно возрастающей
294
функцией, а джоулева диссипация в нагрузке - сильно затухающей
функцией времени.
Необходимость экспериментального исследования отключаю-
щих 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 сопротивле-
ния 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 напря-
женностям Е электрического поля в ЭВП. Более того, в ИТМ воз-
никает задача снижения значений р с целью предотвращения из-
лишне высокой скорости нарастания тока нагрузки, чреватой гене-
рацией неоправданно высокого напряжения, т.е. задача независимо-
го регулирования р и Е. Как показано в [54], для гладких со свобод-
ной поверхностью проволок оптимальный по Е диаметр проволок
d^m равен удвоенному значению диаметра, оптимального по инкре-
менту сопротивления. Эту жесткую связь позволяет разорвать ис-
пользование плотной среды (полиэтилен, фторопласт и т.п.) при
размещении проволок. Например, в [54] при взрыве в масле крити-
ческая длина проволочек уменьшается на 30% по сравнению со
взрывом в газовой среде, а напряжение уменьшается на 20%. В от-
личие от исследований взрыва фольг в плотных средах [55], резуль-
таты 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 ТС7?-контур с характеристиками, обеспечиваю-
щими подобие условий электрического взрыва во вторичном конту-
ре трансформаторного ВМГ-генератора МК-40. Выбор параметров
контура с емкостным накопителем производился с учетом результа-
тов 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 являет-
ся приведенная скорость нагрева материала проволоки р/сР. Чтобы
эта величина была равна 5 • 109 А2/м3, что соответствует условиям,
указанным в табл. 7.1, были выбраны следующие параметры конту-
ра: Uo = 10 кВ, Со = 25 мкФ, Lo = 7 мкГн, d = 0,3 мм. Для расчета из-
менения во времени основных электрических параметров цепи с
ЭВП при условии его малости индуктивности по сравнению с общей
индуктивностью цепи (чему вполне удовлетворяют указанные пара-
метры контура) достаточно одной осциллограммы производной тока
295
Рис. 7.6. Временные зави-
симости основных элект-
рических 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 R(f) определялась из уравнения Кирхгофа для LCR-цепи:
*(')= --Н l(t)dt+Ul0-M-L-R0.
I с о at J /(г)
На рис. 7.6 представлены временные зависимости основных
электрических параметров электрического взрыва медных прово-
лочек 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 сопротивле-
ния ЭВП от введенной в проводник удельной энергии и>,
w-(O = J R(t) l2(t)dt.
Рис. 7.7. Зависимость от-
носительного сопротивле-
ния ЭВП от введенной в
него энергии
296
Рис. 7.8. Конструкция спирально-коаксиального ВМГ МК-40
1 - втулка из изолятора, 2 - заряд ВВ, 3 - трубка лайнера, 4-6 - части обмотки ге-
нератора, 7. 9 - стальные плиты, 8 - облицовка, 10 — бетонная оболочка
Данная зависимость вместе с рассчитанными по результатам
этих экспериментов значениями инкремента сопротивления на ста-
дии взрыва р = [dR/dt]/R(f) ~ 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 отно-
сительно небольших ВМГ с высокими удельными характеристика-
ми. 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 парал-
лельно 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 дли-
ны секции. Расщепляющиеся витки с током создают однородные
электрические и магнитные поля. Генератор условно можно разде-
лить 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 коакси-
ал 5 длиной 80 мм). Первая секция наматывалась проводом с диа-
метром по изоляции 2,4 мм в два захода.
В экспериментах первичная обмотка ИТ моделировалась торои-
дом, индуктивность которого составила L ~ 8 нГн. Внутри тороида
для измерения параметров токового импульса был установлен одно-
витковый магнитный зонд. Традиционный ножевой входной замыка-
тель (контактор) не применялся. Отсечка батареи конденсаторов и
образование замкнутой рабочей полости ВМГ в разработанной кон-
297
Рис. 7.9. Осциллограм-
мы основных параметров
МК-40
струкции происходит в
момент соударения по-
верхности расширяю-
щегося лайнера и на-
чального витка спира-
ли. До этого момента
усиление энергии про-
исходит сначала за
счет разряда батареи, а
затем и за счет дефор-
мации поля расширяющегося лайнера. Для обеспечения центровки
лайнера на входе установлена втулка из изолятора /. Такая конструк-
ция этого узла позволяет снизить потери при скольжении расширяю-
щейся трубы по поверхности входного контактора и просто решить
проблему обеспечения электрической прочности контактора при со-
здании начального магнитного потока. Задний контактор имеет угол
скоса ~67° и выполнен заодно с центральной втулкой тороида.
Особое внимание было уделено снижению переходных сопроти-
влений 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 со-
леноида спираль и коаксиал обматываются стеклолентой в эпоксид-
ном компаунде и помещаются в бетонную оболочку 10.
В результате проведенных экспериментов в нагрузке (LK ~ 8 нГн,
/?„ = 0,3 мОм) зафиксирован пиковый ток 2,5-3,1 МА. Осцилло-
граммы тока в нагрузке /(f), запиточного тока /0(/) и производной
тока dl/dt 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 труб-
ку лайнера, в магнитную энергию составил 7%, а общая эффектив-
ность с учетом выделения тепла в нагрузке достигла 12%.
Важным результатом экспериментов является тот факт, что им-
пульсный трансформатор (нагрузка) не пострадал от воздействия
продуктов детонации и мог использоваться многократно.
Дальнейшее увеличение параметров при высокой эффектив-
ности 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 критич-
ной по напряженности магнитного поля частью коаксиала (особен-
но для ВМГ малого диаметра). Дополнительными резервами уве-
298
личения выходной магнитной энергии являются увеличение коэф-
фициента перестройки индуктивности за счет уменьшения индук-
тивности нагрузки, например за счет трансформаторного эффекта
[А;Эф = Lj(l -А(2 +01’ увеличения начальной энергии до 5- 6 кДж, с
тем чтобы на входе в коаксиальную часть ВМГ энергия была мак-
симально допустимой (40 кДж). Надо отмстить, что можно, конеч-
но, уменьшить и сопротивление нагрузки. Однако это относительно
высокое сопротивление имитирует конечное приведенное к первич-
ной 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 цилиндри-
ческие полости диаметром 60 мм и длиной 80 мм. Внутренняя по-
верхность 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 по-
мощью конических выступов, отвальцованных (вычеканенных) в
центральных частях листов. Листы между собой соединены с помо-
щью пайки и образуют первичную обмотку ИТ. Бандаж, кроме
функции предотвращения преждевременного раскрытия витков
первичной обмотки, обеспечивает натяг по коническим контакт-
ным поверхностям коаксиала и облицовки. Внутрь цилиндрических
полостей первичной обмотки вставляются каркасные цилиндриче-
ские катушки, изготовленные из провода с изоляцией, электриче-
ская прочность которой не менее 50 кВ, и медной арматурой диа-
метром 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 эффек-
тивности преобразования химической энергии ВВ в энергию силь-
ноточного электромагнитного импульса высокого напряжения,
имитирующего воздействие молнии, показал, что оптимальная схе-
ма имитатора тока молнии может быть построена на базе индуктив-
ного накопителя, ввод энергии в который осуществляется от ВМГ
через импульсный трансформатор, а вывод энергии в нагрузку - с
помощью элсктровзрывного прерывателя тока через обосгряющий
разрядник. В качестве наиболее рационального взрывного источни-
ка энергии была признана система, состоящая из двух частей:
1) 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 энерго-
емкого емкостного накопителя;
299
Рис. 7.10. Ток (сплошные линии) и на-
пряжение в нагрузке (точечные ли-
нии) для трех значений разброса в эф-
фективности среди всех ВМГ в ба-
тарее
4,5 - моменты электрического взры-
ва в модуле с наибольшей и наименьшей
эффективностью соответственно
2) для формирования заднего
фронта импульса тока - ВМГ с
временем работы порядка задан-
ной длительности спада тока
молнии.
Для дополнительного снижения энергопотребления в прерыва-
теле тока предложено использовать “толстые” проволочки, поме-
щенные в электропрочную плотную среду. Данная схема предъяв-
ляет повышенные требования к разбросу в срабатывании ЭВП каж-
дого модуля и, следовательно, к высокой стабильности и высокой
воспроизводимости выходных параметров ВМГ-1. На рис. 7.10 пред-
ставлены 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 1, Г), 2) разброс в эффективности не более 15% (кривые
2,2’), 3) разброс в эффективности не более 40% (кривая 3). Как вид-
но 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 проду-
ктами детонации конденсированных ВВ, позволяет решить отме-
ченную проблему. Платой за это являются: 1) более сложная конст-
рукция и технология модуля, 2) снижение эффективности ВМГ (ВР
обладает определенной индуктивностью, которая в схеме с ИТ явля-
ется паразитной и требует работать при повышенной индуктивно-
сти первичной обмотки; оптимальный ВМГ в этих условиях должен
работать при бегущей волне электрического поля постоянной амп-
литуды). Расчеты показали, что массовую плотность энергии (энер-
гию, выделившуюся в нагрузке, отнесенную к массе всего устройст-
ва, 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 парамет-
рами составляет 8,2 кДж/т.
Схема МИТМ для /?Г-нагрузок с прерывателем тока в контуре
ВМГ дает возможность развязать между собой процессы формирова-
ния переднего и заднего фронтов имитируемого тока молнии. Для это-
го предлагается каждый модуль батареи (рис. 7.11) создать из двух
300
Рис. 7.11. Эквивалентные электрические схемы модуля МИТМ с активным
формированием импульса тока молнии (а) и с моделированием главной после-
дующей компоненты импульса тока молнии (6)
ВМГ: быстроходного с малым эффективным временем нарастания
тока и генератора со временем работы порядка заданной длительно-
сти спада тока в нагрузке. Каждый ВМГ запитывается от собственной
батареи конденсаторов, заряжаемых напряжением противоположной
полярности. Согласно схеме на рис. 7.11 размыкатель ВР-1 обеспечи-
вает формирование переднего фронта и подключение ВМГ-2.
301
Рис. 7.12. Расчетные ос-
циллограммы импуль-
сов тока в /?£-нагрузке
(Г] = 10 Ом, L, = 100 мкГн)
для МИТМ со схемой на
рис. 7.11. я для различных
законов вывода индуктив-
ности ВМГ-2 (сплошные
линии) и со схемой на
рис. 7.11, б (штриховая ли-
ния)
Начальная энергия за-
питки батареи из пяти ВМГ-2
15 кДж
Что касается формы спада тока, то для гиперболического (в об-
щем. гипотетического) закона вывода индуктивности ВМГ-2 ток в по-
следнем нарастает линейно, а в нагрузке в течение работы ВМГ ток
неизменен и равен амплитудному. В случае использования реальных
экспоненциальных зависимостей Lr(t). как показано на рис. 7.12, воз-
можны вариации. Причем на начальном участке спад тока объясняет-
ся тем, что скорость диссипации энергии в нагрузке - убывающая
функция, а коэффициент усиления тока ВМГ - возрастающая.
После окончания работы ВМГ-2 в его конечном контуре запа-
сается заметная доля общей энергии. Включение в схему рис. 7.11
дополнительного взрывного размыкателя тока ВР-2 позволяет
сформировать быстро нарастающий импульс тока обратной основ-
ному импульсу полярности и тем самым увеличить общий интеграл
действия тока, величина которого определяет адиабатический на-
грев проводников тока в системе заземления, и несколько ужесто-
чить условия испытания по размаху напряжения на нагрузке.
Таким образом, реализация общепринятой модели импульса то-
ка молнии, включающей кроме основной компоненты и последую-
щие, возможна при использовании электрической схемы построе-
ния МИТМ, представленной на рис. 7.11, причем ВМГ-2 стартует
после затухания тока главной стадии в заданный моделью тока мол-
нии момент, и емкостные накопители заряжаются одним знаком.
7.1.5. Натурные испытания
с моделированием импульса тока
Описание экспериментального стенда. На базе электродинами-
ческой установки Института проблем химической физики был соз-
дан 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 прижима-
ется к нему с помощью 60 болтов и гаек М40. В крышке располага-
302
ются отверстия для входа в камеру, электрических вводов и иллюми-
наторов. Входное отверстие диаметром 0,7 м закрывается двойными
металлическими дверями. Внутренняя дверь состоит из двух массив-
ных половин и предназначена для отсечки прямого воздействия удар-
ных волн на внешнюю дверь, которая плотно прижимается к корпусу
с помощью шести болтов М20. Для предотвращения пробивания ка-
меры осколками взрывомагнитных генераторов внутренняя поверх-
ность сосуда снабжена заменяемой противоосколочной защитой, со-
стоящей из трех слоев листов “сталь-алюминий-сталь” толщиной по
10 мм. Энергия от низковольтной батареи конденсаторов передается
внутрь камеры с помощью коаксиального малоиндуктивного элект-
роввода, 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, раз-
рушающимися в каждом взрывном эксперименте.
Низковольтная батарея конденсаторов. Батарея состоит из
420 конденсаторов К-41-И7 на 5 кВ-100 мкФ, разбитых на три сек-
ции. 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 кото-
рого осуществляется от стандартной трехфазной сети на 220 В че-
рез регулирующие ЛАТры. Использование выпрямителя на диодах
КД203 и зарядных сопротивлений на резисторах ПЭВ-100 позволя-
ет обеспечить зарядные токи до 10 А и время зарядки всей батареи
не более 2 мин. После окончания зарядки конденсаторов цепь заряд-
ки отключается от батареи выключателями ВВ-5. Аварийный вы-
вод энергии из конденсаторов осуществляется через балластные со-
противления, отдельные для каждой секции. В качестве коммутато-
ров в схеме применены игнотронные разрядники ИТР-6 по два на
секцию. Эти разрядники позволяют производить подключение сек-
ций в заданные моменты времени на свою модельную “землю”.
Энергия батареи от разрядников к коаксиальному электровводу пе-
редается жгутом кабелей марки ФКП. В описываемых эксперимен-
тах использовалась одна секция (С = 1 мФ), которая заряжалась в за-
висимости 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 инду-
ктивности надеваются охранные кольца, которые одновременно яв-
ляются 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
303
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 сек-
ций внешним диаметром 182 мм и внутренним 142 мм. Электроды
закрепляются на металлических фланцах и представляют собой по-
лусферы диаметром 60 мм. Фланцы и секции стягиваются капроло-
новыми шпильками. Изменение пробивного напряжения осуществ-
ляется 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 трансформа-
торном масле -100 кВ/см, высота изолятора должна выдержать на-
пряжение 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 (ЭВП). ЭВП представля-
ет 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 напря-
жения. ЭВП снабжен также токовым шунтом, выполненным из на-
бора малоиндуктивных сопротивлений типа ТВО. Сборка ЭВП по-
мещена в специальную камеру, снабженную изолятором, предот-
вращающим пробои с высоковольтной стороны прерывателя на зе-
млю (корпус камеры). Для предотвращения пробоев вдоль прерыва-
теля камера заполняется азотом под давлением до 4 атм. Исключе-
ние пробоев вдоль прерывателя достигается также выбором соот-
ветствующей длины проволочек. Для оценки работы ЭВП прово-
дятся измерения тока и напряжения ЭВП. Импульс тока в модель-
ной “земле” регистрируется на осциллографе с помощью интегри-
рующего KL-пояса Роговского.
304
Рис. 7.14. Схема испытаний с генератором импульсных напряжений
Генератор импульсных напряжений. Генератор импульсных на-
пряжений (рис. 7.14) на 250 кВ состоит из семи конденсаторов типа
ИК-100-0.25У4, собранных по схеме Аркадьева-Маркса, с емко-
стью 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 мо-
дельной “земли” (по /?Г-поясу). Токи через ЭВП измерялись шунтом
из резисторов ТВО-0.25. Шунт и /?Г-пояс предварительно градуирова-
лись в специальном ГС-контуре с малым затуханием. Напряжение на
ЭВП измерялось проволочным малоиндуктивным делителем. Пере-
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 дели-
телей в обоих случаях совпадали с точностью до погрешности изме-
рения. Особые меры принимались для подавления помех в измери-
тельных линиях, для чего кабели прокладывались в стальных трубах
или металлических оплетках. Ток ВМГ и его производная регистри-
ровались двумя поясами Роговского в цепи запитки и модельной “зе-
мли” вне взрывной камеры. В экспериментах с запиткой от спираль-
305
Рис. 7.15. Схема проведения экспериментов с ВМГ
ных ВМГ два дополнительных пояса размещались во взрывной каме-
ре в цепи с током, генерируемым запиточным ВМГ. Тарировка пос-
ледних осуществлялась перед каждым экспериментом. Регистрация
сигналов проводилась осциллографами С9-8. Запуск батареи конден-
саторов, устройств для подрыва ВВ и регистрирующих приборов осу-
ществлялся генераторами задержанных импульсов ГЗИ-1 в заданные
моменты времени. Для избежания наводок, обусловленных случай-
ными полями и возникающих при работе высоковольтной аппарату-
ры, ВМГ, ЭВП и модельной “земли”, измерительные осциллографы
помещались в специальной экранированной комнате.
Схемы проведения отдельных серий экспериментов. Для опре-
деления сосредоточенных RLC параметров всей цепи с модельной
землей были экспериментально изучены, а затем проанализирова-
ны 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 напря-
жения проводились по следующим схемам.
Схема 2а: ГИН, накопительная индуктивность, ЭВП, раздели-
тельный разрядник и высоковольтный кабель на выходе, закоро-
ченный на землю установки.
Схема 26: ГИН, накопительная индуктивность, ЭВП, раздели-
тельный разрядник, модельная “земля”.
Эксперименты с генерацией импульсов высокого напряжения
от ВМГ проводились по схеме 3: ВМГ, накопительная индуктив-
ность, ЭВП, разрядник, модельная “земля” (рис. 7.15).
306
Рис. 7.16. Осциллограммы импульсов тока в цепи
а - схема эксперимента 1а; б - схема 16; 1/гин = 45,5 кВ
Результаты экспериментов. Схемы 1а и 16. Эксперименты по
этим схемам проводились при напряжении на ГИНе до 250 кВ, про-
бивное напряжение в разряднике U — 60 кВ. На рис. 7.16 представле-
ны осциллограммы импульсов тока в цепи. Период периодического
разряда в цепи равнялся в первом случае 6,5 мкс, во втором - 8 мкс
(/ф3 - токи на модельную “землю”).
Схема 2а. Эксперименты проводились при напряжении ГИНа до
U - 215 кВ, пробивное напряжение в разряднике U - 60 кВ, величи-
на накопительной индуктивности L = 4,75 мкГн, диаметр проводни-
ков ЭВП 0,05 мм, длина проводника 550 мм, число проводников 6.
На рис. 7.17 представлены осциллограммы регистрируемых импуль-
сов тока. Ток ветви с ЭВП равнялся 11 кА. При одном и том же на-
пряжении 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
С = 205 кВ, пробивное напряжение в разряднике U = 60 кВ, величи-
на накопительной индуктивности L - 4,75 мкГн, диаметр проволоки
307
Рис. 7.17. Осциллограммы импульсов тока в цепи на ЭВП (7пр) и на землю (/3)
Схема эксперимента 2а
Рис. 7.18. Осциллограммы импульсов тока напряжения в цепи
Схема эксперимента 26,17гин = 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” им-
пульсов высокого напряжения. В каждом эксперименте измерялись
ток на модельной “земле” и ток в запиточной цепи ВМГ двумя поя-
сами Роговского, ток через ЭВП измерялся малоиндуктивным шун-
том, а напряжение ЭВП - омическим делителем. В ходе экспери-
ментов оптимизировались параметры ЭВП.
308
Рис. 7.19. Осциллограммы производной тока и тока запитки ВМГ (а), тока на мо-
дельной “земле” /ф3 и в цепи ЭВП /пр (6), и производная тока на выходе ВМГ (в)
Схема эксперимента 3
В экспериментах с ВМГ использовались “быстроходные” (вре-
мя работы 10 мкс) высоковольтные ВМГ с перехватом потока с
энергией на выходе до 6 кДж. Заряд взрывчатого вещества иници-
ируется таким образом, чтобы замыкание вторичной рабочей це-
309
пи взрывным ключом произошло в момент максимума тока в L1.
При расширении лайнера магнитный поток “перехватывается”
внутренним соленоидом L2. вызывая появление тока в цепи ЭВП
(рис. 7.19, а). ВМГ работает 10 мкс, вырабатывая напряжение око-
ло 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 электросопроти-
вления (стадия собственно электрического взрыва) достигалась в
конце работы ВМГ. В связи с тем, что конструкции высоковольт-
ных генераторов выдерживали напряжения до 50 кВ, а при элект-
ровзрыве они достигали 350 кВ, между ВМГ и ЭВП включалась
индуктивность L„, предназначенная для электрической развязки и
накопления энергии. Возникающее при размыкании тока перена-
пряжение приводит к пробою разрядника Р, и высоковольтный
импульс прикладывается к модельной “земле”. В ходе экспери-
ментов изменялись также параметры ЭВП и осуществлялся под-
бор режимов, наиболее выгодных с точки зрения получения высо-
ких напряжений. Энергия, необходимая для взрыва проводников,
составляла 2-3 кДж. В результате к модельной “земле” подводи-
лись 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 по-
казана 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, при-
нятыми в энергетике. Последнее свидетельствует об интенсифика-
ции процессов искрообразования в земле при прохождении сильно-
точных импульсов тока. Генерируемые импульсы тока на модель-
ной “земле” были близки по длительности к принятым в энергетике
укороченным импульсам, используемым для испытаний энергоус-
тановок.
7.1.6. Перспективные компоновки
мобильных испытательных комплексов
для определения грозоупорности объектов
Предлагаемые выше схемы построения МИТМ перспективны
для генерации импульсов тока наиболее часто встречающихся мол-
ний. Для генерации импульсов тока, необходимых для испытаний на
грозоупорность объектов ЛЭП-500, можно воспользоваться более
простыми и дешевыми схемными решениями без существенного сни-
310
Рис. 7.20. Электрическая схема генератора с использованием упрощенных ва-
риантов обрыва тока в первичной цепи выходных импульсных трансформато-
ров
С = 36 мкФ ( Uq = 25 кВ. Ир = 12,5 кДж); разрядник (Р) наполнен смесью SF6 + N2
до 10 атм 1/р = 100+ 1000 кВ (регулируется давлением наполняющего газа) масляный
бак (МБ) снабжен высоковольтными выводами и системой быстрого наполнения,
/мв=1,2 м,Я6=102Ян
женин 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 воспол-
нить эту область испытаний. На рис. 7.20 представлена одна из воз-
можных электрических схем генератора с использованием упрощен-
ных вариантов обрыва тока в первичной цепи выходных импульсных
трансформаторов. Создание начального магнитного потока в гене-
раторах ВМГ1-4 может быть осуществлено в двух вариантах:
1) от бустерного ВМГ через согласующий трансформатор;
2) от емкостного накопителя электрической энергии с энергоза-
пасом 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 пода-
ется команда на запуск ВМГ0. Последний через согласующий им-
пульсный трансформатор создает начальный магнитный поток в
ВМГ 1-4. Каждый ВМГ запитывается независимо посредством соб-
ственной вторичной обмотки импульсного трансформатора. При
достижении током запитки максимальных значений подается ко-
манда на запуск всех четырех ВМГ одновременно. Каждый ВМГ ра-
ботает на первичную обмотку импульсного трансформатора. На-
чальная магнитная энергия увеличивается до 300-350 кДж. Балласт-
ный резистор R6, включенный во вторичную цепь, исключает режим
холостого хода и тем самым снижает вероятность пробоя. В момент
311
окончания работы ВМГ при достижении током максимальных зна-
чений срабатывает взрывной размыкатель в первичной цепи им-
пульсного трансформатора. Размыкатель располагается соосно с
подвижным якорем - медной трубой. Инициирование взрывчатого
вещества размыкателя производится детонационной волной, рас-
пространяемой по ВВ, заполняющему медную трубу (подвижный
якорь). Разрыв тока в первичной цепи импульсного трансформато-
ра приводит к перехвату потока вторичной обмоткой. Обрыв тока
за несколько микросекунд генерирует э.д.с. в первичной цепи в не-
сколько десятков киловольт и, как следствие, до 0,5—1,0 МВ во вто-
ричной цепи. Балластное сопротивление выбирается из условия
LR6 > LRH. Напряжение от четырех вторичных обмоток трансфор-
маторов суммируется. При достижении суммарного напряжения
пробойного уровня обострительного разрядника последний сраба-
тывает и подключается нагрузка. Фронт импульса тока в нагрузке
определяется в основном временем срабатывания взрывного размы-
кателя и параметрами вторичного контура импульсного трансфор-
матора. Оптимизация параметров элементов схемы была выполне-
на вычислительными методами.
Во втором варианте начальный магнитный поток в ВМГ1-4 соз-
дается разрядом четырехсекционного емкостного накопителя. Сек-
ция накопителя собрана из шести-восьми конденсаторов типа ИКМ
25-12. Зарядка всех секций накопителя осуществляется от автоном-
ного энергоисточника с выходным напряжением до 25 кВ и мощ-
ностью 1—5 кВт. После зарядки до требуемого напряжения все сек-
ции отключаются от зарядного источника и становятся гальваниче-
ски независимы друг от друга. В заданный момент времени подает-
ся команда на управляемые разрядники. Последние подключают
секции накопителя к соответствующему ВМГ. При достижении то-
ком максимальных значений производится запуск ВМГ. В этом ва-
рианте общая масса устройства возрастает на 1,2-1,5 т по сравне-
нию с первым вариантом. В условиях массовых испытаний это мо-
жет быть оправдано.
В работе [421 для моделирования токовой составляющей мол-
нии авторы использовали взрывомагнитные генераторы МК-80 и
МК-160. Была успешно продемонстрирована возможность генера-
ции импульсной составляющей тока молнии на реальное заземление
с использованием ВМГ. Однако применение ВМГ типа МК-160, об-
ладающих необходимыми параметрами и одновременно значитель-
ной массой взрывчатого вещества (~10 кг) , не позволяет ориенти-
роваться на этот тип ВМГ в практике испытаний промышленных
объектов энергетики, так как противоосколочная защита ВМГ с та-
кой массой ВВ приводит к необходимости применения массивной
взрывной камеры (~20 т).
Мобильный испытательный комплекс должен генерировать им-
пульс 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 долж-
на составлять ~1 МДж. Если исходить из типичных значений эффе-
ктивности преобразования энергии ВВ в электромагнитную для ма-
лоиндуктивных ВМГ на уровне 10%, то исходная масса ВВ составит
около 2,5 кг. Генератор с такой массой взрывчатого вещества по-
требует принятия серьезных мер по организации противоосколоч-
ной и противоударной защиты.
Учитывая изложенное, представляется целесообразным рассре-
доточить ВВ на два—четыре генератора. Каждый ВМГ должен рас-
полагаться в своей взрывной камере и иметь свою противоосколоч-
ную защиту. Объединение ВМГ в параллельно-последовательный
режим работы производится по вторичным цепям выходных им-
пульсных трансформаторов.
С целью апробации работы мобильного генератора импульсных
токов по схеме, представленной на рис. 7.20, были проведены экспе-
риментальные исследования малогабаритных ВМГ с импульсным
трансформатором. На первом этапе испытывались ВМГ с диамет-
ром 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 высоковольт-
ным проводом (t7p S® 70 кВ) на жестком каркасе из стеклотекстоли-
та, помещались внутрь первичной обмотки. Катушки допускали как
параллельное, так и последовательное соединение. Масса ВВ, ис-
пользуемая 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 генерато-
ре использовался медный лайнер 0 30 мм, который расширялся к
моменту окончания работы первой секции ВМГ до 40 мм. Масса ис-
пользуемого 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) кор-
пусом и тороидальный. Конструкции узла стыковки ВМГ и транс-
форматора с металлическим корпусом выбраны так, что в процессе
работы ВМГ импульсный трансформатор не разрушается. Коэффи-
циент 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 на-
грузку был разработан тороидальный трансформатор с коэффи-
циентом связи 0,96. Первичная обмотка такого трансформатора
выполнена многозаходным проводом с электрической прочно-
стью 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 внд ВМГ-70, лайнера и импульсного трансформатора
Рис. 7.22. Импульсный трансформатор после испытаний
314
dlldt, кА/мкс
Рис. 7.23. Осциллограммы производной тока (а) и тока (6) для ВМГ с импульс-
ным трансформатором
тигается коэффициент связи близкий к единице. На рис. 7.24 пред-
ставлена фотография ВМГ-70, совмещенного с тороидальным
трансформатором. ВМГ и трансформатор помещены в нротиво-
осколочную защиту из бетона. Масса бетонной оболочки ВМГ
превышает массу ВВ более, чем в 50 раз, и составляет 35 кг. Это-
го оказалось достаточно для исключения поражения осколками и
многократного снижения интенсивности взрывной волны, воздей-
ствующей на элементы конструкции взрывной камеры. Торои-
дальный трансформатор, помещенный в бетонную оболочку, пол-
ностью сохранялся.
315
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 высокоимпеданс-
ной нагрузки целесообразно применение индуктивного накопи-
теля энергии, воздушного импульсного трансформатора и пре-
рывателя тока, в качестве которого отработана схема с электри-
чески взрывающимися проволочками в контуре нагрузки.
Применение коммерческих ВМГ в МИТМ с защитными метал-
лическими камерами оправдано только при испытании объектов с
индуктивным импедансом, а для резистивно-индуктивного характе-
ра нагрузки следует создавать специализированные трансформа-
торные ВМГ.
Анализ результатов оптимизационных многовариантных расче-
316
тов, основанных на численных методах с использованием экспери-
ментально уточненной модели ЭВП промежуточного уровня, пока-
зал, что для повышения эффективности преобразования химиче-
ской энергии КВВ в энергию, выделяющуюся в активном сопротив-
лении нагрузки, необходимо:
- увеличить вклад в общую индуктивность индуктивного нако-
пителя эффективной индуктивности импульсного трансформатора;
- использовать батареи синхронно работающих ВМГ с укоро-
ченным эффективным по интегралу действия тока временем ра-
боты;
— увеличить отношение энергии емкостного накопителя к энер-
гии, производимой в ВМГ;
- использовать для резистивно-индуктивных нагрузок взрывающи-
еся 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 индуктив-
ным накопителем и прерывателем тока в контуре ВМГ позволяет:
— повысить эффективность преобразования химической энер-
гии ВВ;
- понизить потребную для формирования заданной длительно-
сти тока индуктивность вторичной обмотки ТИНЭ;
- применить модульное исполнение МИТМ;
— активно (с помощью дополнительного ВМГ) формировать им-
пульс тока на спадающей его ветви;
— моделировать “повторный” удар молнии в объекты (при вве-
дении в схему еще одного прерывателя).
Следует отметить, что использование ЭВП предъявляет повы-
шенные требования к воспроизводимости характеристик ВМГ: раз-
брос 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 эксплуата-
ции варианте при незначительном снижении крутизны фронта токо-
вого импульса.
7.2. Генерация импульсов высокого напряжения
на вакуумном СВЧ-триоде
Современный прогресс в разработке мощных импульсных гене-
раторов когерентных колебаний микроволнового диапазона сделал
возможным, в частности, получение в лабораторных условиях ин-
тенсивных потоков СВЧ-излучения гигаваттного уровня мощностей
при характерной энергии импульса в сотни джоулей [58-601. Это от-
317
крывает перспективы использования таких потоков для направлен-
ного воздействия на конденсированные материалы и ионосферную
плазму, для нагрева плазмы в термоядерных установках, для переда-
чи электроэнергии из космоса на Землю, в радиолокации и связи,
для функционального воздействия на клетки живого организма. Ус-
пешное решение этих задач связано с дальнейшим продвижением по
шкале мощностей и энергий излучения, но уже сейчас это лимити-
руется возможностями системы электропитания СВЧ-генераторов,
в качестве которых обычно используются емкостные накопители,
являющиеся сложными, громоздкими и дорогостоящими инженер-
ными сооружениями. В мегаджоульном диапазоне энергий, как ука-
зывалось, в частности, в работах [2, 25, 61, 62], реальной альтерна-
тивой емкостным накопителям являются взрывомагнитные генера-
торы (ВМГ). При этом, однако, возникает ряд нетривиальных проб-
лем, вызванных несоответствием масштаба характерных энергий.
Дело в том, что типичный уровень удельного высвобождения энер-
гии при детонации КВВ соответствует энергии связи валентных
электронов и составляет величину порядка электрон-вольта, в то
время как эффективное преобразование энергии электронного пуч-
ка в электромагнитное излучение осуществляется в релятивистском
диапазоне е = тес2 ~ 0,5 МэВ.
В ряде работ перспективным источником когерентного СВЧ-из-
лучения был выбран сильноточный релятивистский генератор -
виркатор на основе триода с виртуальным катодом [58], в котором
энергия интенсивного релятивистского электронного пучка с доста-
точно 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 взрыв-
ная эмиссия [63], обеспечивающая на “холодных” катодах значи-
тельные (до 106 А/см2) плотности тока и требующая поэтому для
своей реализации токов от генератора запитки в единицы или десят-
ки килоампер. Важно, что при этом в виркаторе удается сформиро-
вать электронные потоки, интенсивность которых значительно пре-
восходит предельный вакуумный ток без громоздкой системы соз-
дания внешнего фокусирующего магнитного поля, и обеспечить ре-
кордно 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 телес-
ном 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 электро-
питания, которая должна обеспечить импульсы напряжения
2=300 кВ с резким (=£10~7 с) фронтом нарастания и импульсы тока
318
э=1() кА. Обычно для реализации таких параметров используют ге-
нераторы Маркса с двойной формирующей линией [63]. В схемах с
индуктивным накопителем для получения электронного пучка и ге-
нерации рентгеновского излучения эффективным оказывается ис-
пользование электровзрывных прерывателей (ЭВП) [55]. ЭВП яв-
ляются усилителями мощности электрического импульса, позволяя
повысить напряжение в электрической цепи примерно в К) раз, од-
нако накладывают жесткие требования на источник питания, кото-
рый 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 конст-
рукции с осевым инициированием заряда КВВ и малогабаритные ге-
нераторы со скользящим контактом. От других ВМГ их отличает
способность реализовать импульсы напряжения -50-150 кВ непо-
средственно на генераторе при небольшом количестве КВВ (=£1 кг)
за счет быстрого (5-15 мкс) изменения большой начальной индук-
тивности генератора. Конструкция генератора обеспечивает на сог-
ласованной 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 согласова-
ния импедансов ВМГ и виркатора использовались повышающий им-
пульсный трансформатор с коэффициентом трансформации -4 и
обостряющий газонаполненный разрядник. Зарегистрированная
мощность излучения (-105 Вт) ограничивалась недостаточной ско-
ростью нарастания электрического импульса. Перемыкание анод-
но-катодного промежутка ионной плазмой наступало раньше мо-
мента 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 нарас-
тания, амплитуды и длительности необходимо использовать ЭВП.
В этом случае оказывается возможным работа СВЧ-генератора с
низким уровнем энергий в индуктивном накопителе (несколько ки-
лоджоулей). В такой схеме питания высоковольтный трансформа-
тор отсутствует.
7.2.1. Экспериментальное оборудование и диагностика
Экспериментальный стенд, на котором проводились экспери-
менты, был создан на базе электродинамической установки Инсти-
тута проблем химической физики в Черноголовке (ИПХФ РАН).
Стенд состоит из взрывной металлической камеры, в которой про-
319
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, электро-
взрывного прерывателя тока (ЭВП) и обостряющего разрядника,
конструктивно размещенных в одном блоке. Все вышеперечислен-
ные составляющие экспериментального стенда подробно описаны в
разд. 7.1.5. На выходе блока после обостряющего разрядника под-
ключен 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 оргсте-
кла, между которыми установлены градиентные металлические
кольца. С целью принудительного распределения потенциала на на-
ружной поверхности между градиентными кольцами установлены
активные сопротивления типа ТВО величиной 1 кОм. Секциониро-
ванный изолятор размещен между металлическими фланцами, ко-
торые стягиваются стержнями из капролона. На высоковольтном
фланце укреплен анододержатель, выполненный из нержавеющей
трубы, с сетчатым анодом триода на конце. Для оценки работы ис-
точника напряжения на нагрузку, представляющую собой триодный
генератор, проводятся измерения тока и напряжения в генераторе.
Импульс тока, протекающего через катод-анодный промежуток ге-
нератора, регистрируется на скоростном осциллографе 6ЛОР-4М.
Сигнал снимается с датчиков тока, выполненных в виде пояса Ро-
говского и шунта обратного тока. Для измерения ускоряющего на-
пряжения в триодной системе используется активный делитель на-
пряжения, подключенный к высоковольтному фланцу секциониро-
320
ванного изолятора. С низкоомного плеча делителя импульс напря-
жения 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, выпол-
ненный в виде сетки, напротив анода устанавливается многоострий-
ный взрывоэмиссионный катод. Для вывода СВЧ-мощности из ка-
меры на ее торце установлено окно из оргстекла. При разработке
триода для эффективной его работы тщательно выбирались анод,
катод и электродинамическая система (геометрия вакуумной каме-
ры), соответствующие параметрам источника питания и формируе-
мого 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 пу-
тем улучшения равномерности распределения плазмы по поверхно-
сти катода. Такой режим реализуется при многоострийном катоде.
Установлено также, что одним из условий достижения высокой эф-
фективности генерации и стабилизации частоты излучения являет-
ся формирование однородного по сечению электронного тока.
В случае отсутствия внешнего магнитного поля наиболее однород-
ные по сечению электронные потоки получаются тоже с помощью
многоострийного катода. Не менее важным является и выбор мате-
риала катода. Известно, что скорость распространения плазмы на
графитовых остриях меньше, чем на остриях из стали и меди. Ранее
проведенные эксперименты показали, что использование графито-
вых остриев позволяет увеличить длительность импульса напряже-
ния по сравнению с медными или стальными. Однако при длитель-
ной работе графитового катода наблюдается его значительная эро-
зия. При больших токах графитовые острия разрушаются и загряз-
няют вакуумную камеру. Это накладывает ограничения на исполь-
зование графитовых остриев в катодах триодной системы. Преды-
дущий 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-излу-
чения 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 длитель-
ностью импульса 80 нс оптимальной является сетка с прозрачно-
стью 0,7-0,75. При этом диаметр анода Da должен удовлетворять со-
отношению DZ/DK = 1,5, где £>к - диаметр катода. Такое соотноше-
ние определяется увеличением эффективного диаметра электрон-
ного пучка за счет расширения эмитирующей границы катодной
11. Взрывные генераторы...
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 параллель-
ность ее расположения относительно поверхности катода.
Вакуумная камера триода. Вакуумная камера с расположенны-
ми 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 вли-
янию вакуумной камеры на процесс генерации. Объем камеры ме-
няли от 0,03 до 0,4 м3. Дальнейшее уменьшение объема ограничива-
лось размерами катодного и анодного узлов, электрической прочно-
стью. Уровень мощности излучения был одного порядка, но увели-
чение объема камеры приводило к изменению величины пускового
тока. С увеличением объема камеры увеличивался пусковой ток,
что можно объяснить ослаблением обратной связи. Было установ-
лено, 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 ВМГ, а также тока и напряжения в ветви с ЭВП и полного то-
ка в виркаторе. Напряжение на ЭВП измеряли проволочным мало-
индуктивным делителем. Принимались особые меры для подавле-
ния помех в измерительных линиях. Для подавления синфазных по-
мех применяли режекторные дроссели в виде отрезков кабелей, на-
мотанных на ферритовые кольца.
Ток ВМГ и его производную регистрировали поясами Роговского.
Регистрация СВЧ-сигнала проводилась с помощью лампового СВЧ-
диода типа 6ДЗД. Мощность оценивали по диаграмме направленно-
сти излучения с фиксированной длиной волны.
Микросекундные сигналы регистрировались осциллографами
С9-3, наносекундные - 6ЛОР-04М.
Для инициирования КВВ использовали установку ВУ-19. За-
пуск батареи конденсаторов, устройств для инициирования ВВ и ре-
гистрирующих приборов осуществлялся генераторами задержан-
ных импульсов ГИ-1 в заданные моменты времени.
7.2.2. Согласование ВМГ и виркатора
в бестрансформаторной схеме
В бестрансформаторной схеме с виркатором для исследования
режимов генерации СВЧ-импульса были выбраны и оптимизирова-
ны конкретные устройства и их параметры.
Принципиальная схема электрической цепи, предлагаемая для
запитки виркатора, приведена на рис. 7.26. Здесь ИТ - источник то-
ка запитки. Это может быть емкостной источник энергии, аккуму-
322
Рис. 7.26. Электрическая схема запитки виркатора
ляторная батарея или ВМГ, использующий первоначальную энер-
гию постоянных магнитов, пьезокерамики, феррокерамики. ВМГ с
“перехватом” магнитного потока предназначен для выработки во
вторичной цепи электрического импульса с заданными параметра-
ми. ВМГ представлен следующими индуктивно связанными солено-
идами: спиралями первичной и вторичной обмоток ВМГ Lx и Г2 и
индуктивностью лайнера Г3. Индуктивность Гпар - паразитная инду-
ктивность первичной цепи ВМГ. Электровзрывной прерыватель то-
ка (Re - Le), обмотка L2 и индуктивный накопитель LH образуют вто-
ричную цепь. Элементы /?д и LR моделируют виркатор - нелинейную
полезную нагрузку. Ключи S, и S2 - замыкатели ВМГ, S} - обостря-
ющий разрядник, Со6 - обостряющая емкость. Конструкция индук-
тивного накопителя обеспечивает динамическую устойчивость под
воздействием пондеромоторных сил, возникающих при протекании
больших импульсов тока. Для снижения электрической напряжен-
ности на концах индуктивности надеваются охранные кольца, кото-
рые одновременно являются электродами для крепления высоко-
вольтного кабеля от ВМГ, ЭВП, разделительного разрядника.
В момент достижения максимума тока запитки происходит под-
рыв заряда конденсированного взрывчатого вещества (КВВ). Клю-
чи 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 вто-
ричной цепи. При взрыве ЭВП происходит резкий подброс напря-
н*
323
Рис. 7.27. Эквивалентная
электрическая схема под-
ключения омической на-
грузки
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-из-
лучения от электрического импульса в триоде. По эксперимен-
тальным данным [58] для СВЧ-излучения мощностью 1 ГВт тре-
буются: напряжение на триоде 300-500 кВ, ток I > 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 схе-
мы рис. 7.26. В связи с тем, что процесс электровзрыва проволочек
происходит достаточно быстро (50-100 нс) по сравнению со време-
нем работы ВМГ (5-10 мкс), в первом приближении рассмотрим уп-
рощенную схему на рис. 7.27. В начальный момент t - 0 в постоян-
ной индуктивности LH накоплена энергия Е = /2, где 10 - на-
чальный ток в левом контуре цепи. Электросопротивление ЭВП на-
чинает быстро расти от начального значения RM, соответствующе-
го значению начала электровзрыва проводников. Согласно [55] на
стадии электровзрыва сопротивление можно аппроксимировать
простым законом Re = Ree№, где величина параметра р = 107 с~* зави-
сит от скорости вклада энергии. Положим также, что в начальный
момент ключ S замыкается, подключая нагрузку, которую для про-
стоты заменим активным сопротивлением RH.
В этом случае цепь описывается системой дифференциальных
уравнений:
at
h = h + h>
решение которой
+ Re0
+ Re J
324
При этом на нагрузке развивается напряжение
R R
U,/
Re + RH
/?н /(₽/.„ >
RH + Re0
+ R,
максимальное значение которого
\,“н ' '
достигается в момент времени
^гпах
= 11„₽к.
Р
(7.2.2)
Подставив характерные величины Р = 5 107 с-1, £н = 5 • 10-6,
/?Л ~ 2,5 Ом, /?н = 40 Ом, получим, что при токе /1() ~ 15 кА в нагруз-
ке можно получить напряжение t/Hmai = 500 кВ со временем дости-
жения максимума tmax ~ 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, поэто-
му зафиксируем начальную энергию в индуктивном накопителе и
максимизируем значение £/нтах относительно величины индуктивно-
сти £н. Найдем численное значение индуктивности
ДГ ~2,5/?н/р.
(7.2.3)
Для характерных значений величин LH ~ 2 мкГн, при этом для
получения в нагрузке напряжения примерно 500 кВ достаточна пер-
воначальная энергия £0 ~ 300 Дж.
Таким образом, использование простых аналитических формул
позволяет оценить основные параметры электрического импульса в
реальной нагрузке, используя эквивалентное ей омическое сопроти-
вление, а также выбрать величину индуктивной нагрузки и первона-
чальный запас энергии.
Однако с электротехнической точки зрения вакуумный диод
представляет собой переменное сопротивление, уменьшающееся со
временем. Его вольт-амперная характеристика описывается зако-
ном Чайльда -Ленгмюра:
Ш372 i-t2= р^'2
(dK-vmt)2 \ + Т2 (\-vmtldJ2’
или ия = A(t)I2'3.
Здесь Ао = 2,3-10-* А/В372 - постоянная, Ua - напряжение на дио-
де, SK - площадь катода, dK - расстояние между анодом и катодом,
325
Рис. 7.28. Эквивалентная
электрическая схема под-
ключения диода
уменьшающееся со временем, vm - скорость движения фронта плаз-
мы, t — время, Т — коэффициент прозрачности анода для электронов
Наличие существенно нелинейного элемента в цепи значитель-
но изменяет проведенные выше простые оценки, поэтому были
проведены расчеты импульсов напряжения, генерируемых в диоде
при переключении на него с помощью ЭВП индуктивного накопи-
теля по схеме, приведенной на рис. 7.28. Эта цепь описывается урав-
нениями:
А = 4 + h •
Численное интегрирование этой системы уравнений было про-
ведено для Р = 3,8-107 с На рис. 7.29 приведены расчетные формы
импульсов напряжения в диоде для различных индуктивностей на-
грузки при фиксированной величине первоначально запасенной
энергии Ео = 450 Дж. Видно наличие оптимальной величины индук-
тивности ~2 мкГн, когда достигаются максимальные напряжения.
Уменьшение индуктивности нагрузки приводит к значительному со-
кращению длительности импульса, что весьма нежелательно. На
Рис. 7.29. Расчетные формы им-
пульсов напряжения в диоде при
разной индуктивности нагрузки
7-0,4мкГн; 2-1; 3-2; 4-4; 5-
10; 6 - 20; 7 - 40 мкГн
326
СЮ’, в
8 ' 6 1 llUU-H-Tpk I 1 1 1 11 III 1 1 1 1 1 1 1 III —-etrlTU-L l_LI U_ _J 2\_l _L U Uli L _L -L l_J UШ 1 1 1 1 1 Hill 1 1 Xi 1 1 1111 1 1 । । 11 ни 1 1 1 1 1 1 1 III II 1 Nil 1 III 1 I 1 1 1 1 1 III i i 1111 ни iiii iXih । । । 111 ни _ -I- -4- -l-l-4-1_|-| Ц- —I—I —I-I-1-| —P -J- H 4-4H+ 1 I 1 1 1 1 1 1 1 III N. 1 1 1 1 1 1 III
4 • —1—ГТТГ111 и 1 I nh1111 II l nJ i 1111 ll 1 1 1 1 1 1 IIII III 1НЛ11 1 | ГХН IIII - T T TITITIГ “1 _Г1 T П HTKQ -[ т гж i i i 11и ><i i i ню
2 : 0 1 1 1 1 1 Hill IIII 1 1ПКЦ1 -44 4-14141H- -4-14 + H 1411- 44^ 1 1 1 1 1 lllll 1 1 1 1 1 lllll II IIII 1 lllll IIII 1 lllll 1 1 1 1 1 1 Hi III—1 141 1-ЩЦ—Ш rSQHII 11 lllll 11 lllll 11 lllll
ю 7 10 ‘ 105 L, Гн
Рис. 7.30. Расчетные зависимости максимального напряжения в диоде от вели-
чины 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 фи-
ксированных энергий. При увеличении энергии оптимальные вели-
чины индуктивности значительно уменьшаются, что связано с
уменьшением эквивалентного сопротивления диода. Для достиже-
ния мегавольтного уровня напряжений необходима энергия в инду-
ктивном накопителе Е ~ 5 кДж, а для реализации напряжения 500 кВ
достаточно Е ~ 1 кДж, что соответствует току /0 = 30 кА в нагрузке
L„ = 2-10-0 Гн.
Оценка параметров ЭВП. Проведенные оценки позволяют оп-
ределить величину запасенной в индуктивном накопителе энергии и
оптимальные значения его индуктивности. При этом предполага-
лось, что проволочки прерывателя достигают стадии собственно
взрыва в момент максимума тока запитки от ВМГ. Оценим параме-
тры 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 со-
противление материала р = RSH представляется в виде кусочно-ли-
нейной функции удельной введенной энергии w - W/(Sl), где 5 - на-
327
чальное сечение проводника, I - его длина. Параметры этой зависи-
мости приведены в [37].
На стадии взрыва происходит взрывное вскипание перегретого
металла и резкий рост сопротивления, который можно считать экс-
поненциальным во времени. Инкремент нарастания сопротивления
Р зависит от диаметра проволочки и скорости ввода энергии:
Р = ^ехр -
а
J«dJ’
где d - диаметр проволочки, /„ - плотность тока в начальной точке
стадии взрыва, Vo и В} - параметры модели, постоянные для данно-
го металла и окружающей среды. Величину Уо можно рассматри-
вать как некую предельную “скорость волны потери проводимости”
при электровзрыве. Численные значения этих параметров для мед-
ных проволок, взрываемых в воздухе: = 2,44 103 м/с,
= 2,4 1018 А2/м3. Для оценки необходимого количества N прово-
лочек служит интеграл действия
J l2dt = S2h,
о
где / = 1(f) - ток ЭВП, г„ - “момент взрыва”, 5 = klncP-IA - общее сече-
ние ЭВП, h - “удельное действие”. Величина h слабо зависит от
плотности тока, и в интересующем нас диапазоне можно принять
для медных проволок в газе
/г = (1,8 ± 0,1)-1017 А2с/м4.
При использовании этой формулы наибольшие затруднения вы-
зывает определение тока, так как обычно известны параметры
электрического импульса в отсутствие ЭВП. Как показывают име-
ющиеся экспериментальные данные, наличие ЭВП уменьшает ам-
плитуду максимального тока в цепи 1т = (0,7 + 0,8) /т0. Оценку инте-
грала можно проводить по формуле kl2ttK, где к - множитель, зави-
сящий от формы импульса тока: если она близка к четверти перио-
да синусоиды, то к = 0,5, если близка к треугольной, то к = 0,33.
Для определения необходимой длины проволочек можно ис-
пользовать зависимость, связывающую пробивное напряжение
ЭВП со скоростью ввода энергии:
Ujd л
—ц---- A exi
I 1
.А.
•2« ’
Jnd)
где I - длина проволок, U„ - пробивное напряжение, j„ - плотность
тока в начальной точке взрыва, А и В2 - эмпирически определенные
константы: А ~ (10 + 2)-1О3 В/м|/2, В2 = 2,2 101К А2/м3. Величина А за-
328
висит от подключаемой нагрузки (растет с ростом ее сопротивле-
ния). Наиболее неопределенная величина в этой формуле -j„. Мож-
но принять/, = (0,8 + 1,0)/,,, где j„, = /„,/5.
Как видно из выражения для инкремента 0, он уменьшается
с уменьшением плотности тока или с увеличением времени про-
текания тока по проводникам. Для получения достаточно больших
значений 0 > 107 с-1 время протекания тока не должно превышать
г„ =£ 10 мкс. Чтобы показать это, примем для простоты, что j„ = jm,
тогда Л/^г2=Л. Выразим отсюда /J, подставим его в выражение для
инкремента и умножим левую и правую части на г„:
Правая часть этого равенства как функция tjd имеет максимум, ко-
гда выражение в скобках равно (-1). Поэтому левая часть тоже ог-
раничена:
рг„ =£ Vohl(Bxk).
Полагая к = 0,5 и подставив приведенные выше значения парамет-
ров, получим
рг„с130.
Тогда, например, для 0 = 2 107 с надо иметь г„ « 6,5 мкс. При за-
данном времени протекания тока существует оптимальный диаметр
проводника, для которого инкремент максимален:
4>.г = Bxktn!h.
Этих формул достаточно для оценки параметров прерывателя.
Если ток / = 30 кА достигается за 7 мкс, а форма его импульса близ-
ка к треугольной, то необходимо взять N ~ 50 проволок диаметром
d ~ 0,05 мм и длиной I ~ 600 + 800 мм.
Оценить энергию, необходимую для электровзыва проводни-
ков, можно исходя из того, что при оптимальном их диаметре энер-
гия, 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 па-
раметров используемых в экспериментах устройств было проведено
численное интегрирование уравнений Кирхгоффа для электриче-
ской цепи, рис. 7.27, где в качестве нелинейных элементов входят
ВМГ, ЭВП, разрядник и виркатор. Последний каскад ВМГ пред-
ставлен индуктивностями внешнего соленоида Lx и внутреннего со-
леноида Ь2, которые уменьшаются при работе генератора в соответ-
ствии с положением точки скользящего контакта. В ВМГ с осевым
329
инициированием индуктивность L2 полагалась постоянной. Лайнер
рассматривается как одновитковый соленоид с индуктивностью
радиус которого увеличивается в случае его осесимметричного раз-
лета. При торцевом инициировании заряда КВВ лайнер принимает
форму, близкую к конической. Предполагалось, что после достиже-
ния внутренней спирали лайнер занимает ее место. При этом лайнер
можно разбить на три части с соответствующими индуктивностями:
покоящийся лайнер L3 , расширяющейся конус L4 и соленоид, зани-
мающий место внутренней спирали Ь5. Все индуктивности ВМГ свя-
заны коэффициентами связи kjp которые изменяются при работе ге-
нератора в соответствии с геометрией соленоидов. В условиях экс-
периментов 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
Здесь ks — (\2- 1“ + Аги !
\ j=3 Д j=3
Г2И — остаточная индуктивность первого контура, индекс нуль отно-
сится к значениям параметров в начальный момент. Потери магнит-
ного потока при работе генератора связаны с наличием точки
скользящего контакта в согласии с разд. 6.1.4.
С электротехнической точки зрения виркатор представляет со-
бой вакуумный диод, вольт-амперная характеристика которого опи-
сывается законом Чайльда-Ленгмюра с учетом уменьшения проме-
жутка анод-катод со временем и прозрачности анода Т [25]:
V>K^Z2(1-T2)
4 (dK - Vr)2(l + T2)’
где SK - площадь катода, V - скорость движения фронта плазмы,
Л() — постоянная.
Обостряющий разрядник описывается моделью источника на-
пряжения с экспоненциальным спадом: Ua = UM exp(-z/zK), где Um -
напряжение пробоя разрядника, tK - время коммутации.
Для описания ЭВП использовалась полуэмпирическая модель
[37], в которой различаются три стадии электрического взрыва: ста-
дия 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 неоднознач-
ность зависимости электросопротивления от w, связанную с инерци-
ей расширения продуктов взрыва. Зависимость г(и) имеет кусочно-
линейную форму: р = р( + р,(и’ - и’,), i = 1,2,3, 4. Здесь р,, и-, - зна-
чения величин в точках излома, [3, - угловые коэффициенты накло-
на. Физически точка 1 соответствует комнатной температуре, точки
2 и 3 - началу и концу плавления, точка 4 - энергии связи. Зависи-
мость от энергии второго множителя задается уравнениями
Г| = 1 при И' =£ и5,
dx\/dt = 2т|1>(и )Л/0 при и1 S* и-5,
где ~ начальный диаметр проводника, и 5 - точка начала стадии
взрыва, п(и’) - функция с размерностью скорости (“скорость расши-
рения”), которая определяется из экспериментальных данных по
электровзрыву проволок в /.С-контуре. Предлагаемая модель по-
строена по аналогии с моделью “волны испарения” Ф. Бенетта [68].
На каждом шаге интегрирования сравниваются напряжения на пре-
рывателе с пробивными напряжениями продуктов взрыва, выраже-
ния для которых брались из работы [37]. При превышении первого
по сравнению со вторым происходит пробой прерывателя, его элек-
тросопротивление скачком уменьшается до значений, обусловлен-
ных ионизацией продуктов взрыва.
Уравнения для электрической цепи рис. 7.27, составленные ме-
тодом контурных токов и дополненные уравнениями для ЭВП.
имеют вид:
^1-= -/,«„ ^- = -7/ +/?/,. ~Le — = -U, +RJ,.
dt 1 1 dr с 7 - е dr <
-L(l = -Uc + U,, + 77.,. Q, /4,
dr dr
dw _ г/, dr} _ dx]v r _ rl $ _ Nndg
~dt~~Sr' ~dt ~d^' e~~S' 4
Начальные условия задаются
ча S,: 7, = /10, /2 = /3 = /4 = О, 77, = О,
для момента замыкания клю-
Фю — А 1_Х^Т7о
-21*
Ло’ Фзо — ^\oV^i^-07io-
В момент пробоя разрядника при U - UM полагалось /4 = 0 и накла-
дывались условия непрерывности потоков, связанных с контурами.
Программа расчета вышеописанных уравнений MCGWD напи-
сана на языке фортран-77. Программа имеет удобный интерфейс
ввода и вывода данных. Результаты расчетов по этой программе и
сравнение с экспериментами представлены ниже.
331
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 на-
пряжения на нагрузках диодного типа [25, 26, 37]. Приведенные в
предыдущих разделах оценки позволяют сформулировать требова-
ния к электрическим параметрам, вырабатываемым ВМГ, для обес-
печения на диоде по выбранной схеме необходимых условий для ге-
нерации СВЧ-излучения: U ~ 300 500 кВ, 1 > 10 кА, тф 100 нс,
ти = 0,5 -г-1 мкс. Для этого ВМГ должен вырабатывать на индуктивной
нагрузке в несколько микрогенри энергию до 100 кДж за время
t =£ 10 мкс. При применении ЭВП взрывомагнитный генератор дол-
жен обеспечить дополнительную энергию для электровзрыва про-
водников.
Основу схемы составляют: “бустерный” спиральный ВМГ с пе-
рехватом потока (выполняющий роль энергетического источника),
“быстрый” высоковольтный ВМГ с перехватом потока, взрываю-
щиеся проволочки, газонаполненный разрядник, обостряющая ем-
кость и виркатор. От небольшой емкости Со = КМ Ф напряжением
3 кВ осуществляется запитка внешней спирали бустерного ВМГ LH,
который усиливает электрическую энергию в нагрузке (внешнем
соленоиде высоковольтного ВМГ до 5 кДж*. Заряд взрывчатого
вещества инициируется таким образом, чтобы замыкание вторич-
ной цепи взрывным ключом S3 произошло в момент максимума то-
ка в Гр При расширении лайнера высоковольтного ВМГ магнитный
поток “перехватывается” внутренним соленоидом £2> вызывая появ-
* В экспериментах с ВМГ с осевым инициированием [31] для запитки исполь-
зовались обычные спиральные генераторы с энергией на выходе до 60 кДж.
332
ление тока в цепи электровзрывного прерывателя Re. Высоковольт-
ный ВМГ работает 6-8 мкс, вырабатывая напряжение 50 - 200 кВ
при токе до 30 кА. ЭВП представляет собой набор из нескольких
десятков (N - 30 -s- 60) параллельно соединенных медных проводни-
ков диаметром d = 40 + 50 мкм длиной I = 0,5 -s- 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 то-
ка перенапряжение приводит к пробою разрядника Р, и высоко-
вольтный 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 импуль-
сов СВЧ-излучения с помощью ВМГ. В каждом эксперименте изме-
рялись ток и его производная в индуктивной нагрузке, во внешнем
соленоиде высоковольтного ВМГ и в запиточной цепи “бустерного”
генератора двумя поясами Роговского или индуктивными датчика-
ми разной чувствительности. Токи через виркатор и ЭВП измеря-
лись малоиндуктивными шунтами, а напряжения - омическими де-
лителями. Регистрация СВЧ-сигнала осуществлялась рупорной ан-
тенной с ламповым СВЧ-диодом, которая располагалась на рассто-
янии 1,5 м от виркатора. Мощность излучения оценивали по диа-
грамме направленности излучения с фиксированной длиной волны.
Были проведены экспериментальные исследования работоспо-
собности предложенной схемы, ее возможности по формированию
импульса напряжения с требуемыми характеристиками фронта,
длительности, а также по генерации СВЧ-излучения. В ходе экспе-
риментов оптимизировались параметры ЭВП, накопительной инду-
ктивности, катода, величины промежутка катод-анод и другие пара-
метры.
Для более полного понимания условий генерации СВЧ-колеба-
ний в триоде были экспериментально изучены, а затем проанализи-
рованы 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.
333
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 U„ - 100 кВ. На рис. 7.32
представлены осциллограммы регистрируемых импульсов. При на-
пряжении 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 Un - 100 кВ, величина
накопительной индуктивности L = 2 -s- 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 индуктивно-
сти 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 дости-
гает максимального значения 11,7 кА (это значительно превышает
значение пускового тока 7 кА), и протекает на спаде импульса на-
пряжения и тока.
Схема 3. Эксперименты проводились при напряжении ГИНа
380 кВ, пробивное напряжение на разряднике U„ - 370 кВ, величи-
на накопительной индуктивности 1-8 мкГн, диаметр проволоки
ЭВП 0,05 мм, длина проводника 550 мм, число проводников 30. На
334
490 кВ
О 80 160 240 320 t, нс
Рис. 7.33. Осциллограммы импульсов напряжения U, тока /, и мощности СВЧ-
излучения N, а также напряжения ЭВП 1/эвп и тока 7ЭВП в опытах по
схеме 2
рис. 7.34 представлены осциллограммы регистрируемых импульсов.
Видно, что за счет обостряющей емкости повышается пик напряже-
ния ~750 кВ с фронтом нарастания ~20 нс. Амплитуда тока достига-
ет 11,7 кА. Однако мощность генерации СВЧ-излучения и момент
ее появления существенно не изменяются по сравнению со схемой 2,
в которой отсутствует обостряющий разрядник.
Схема 4. Эксперименты проводились на спиральных ВМГ с пе-
рехватом потока двух типов: с осевым инициированием и со сколь-
зящим контактом. Параметры экспериментов даны в табл. 7.2. Экс-
перименты, отмеченные буквой О относятся к осевым генераторам,
335
Рис. 7.34. Осциллограммы импульсов напряжения U, тока /, и мощности СВЧ-
излучения /V, а также напряжения ЭВП 17Эвп и тока ^эвп в опытах по
схеме 3
С - цилиндрическим, D - коническим. В эксперименте DI 1, исполь-
зовались 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 зарегистриро-
ванных 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-
336
Рис. 7.35. Осциллограммы импуль-
сов на ЭВП (а) и триоде (б) в экспе-
рименте 018 по схеме 4 с осевым
ВМГ (см. табл. 7.2)
Рис. 7.36. Осциллограммы импуль-
сов напряжения U, тока / и мощно-
сти СВЧ-излучения N в экспери-
менте D8 по схеме 4 с коническим
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 ге-
нерации. Генерация происходила на спаде импульсов напряжения и
тока, а ее начало соответствует току, превышающему пусковое зна-
чение. Полученная пиковая мощность излучения составила не менее
100 МВт.
В экспериментах серии D (с коническим ВМГ) использовались
индуктивности Гн = 4,8 + 8,9 мкГн. Токи, вырабатываемые ВМГ на
12. Взрывные генераторы...
337
Таблица 7.2
Результаты опытов, проводимых по схеме 4
мкГн Экспери мент Ео, кДж Лпах» кА Е„, кДж /, мм - п 1/, кВ /, кА N, отн. ед-
89 04 28,8 16,2 1,2 540-28 205 3,8 9
89 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
8,9 010 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. LK и Ео индуктивность и начальная энергия накопителя соответст-
венно, /тах и £н- ток и энергия на индуктивной нагрузке соответственно, U и
/ - напряжение и ток в триоде соответственно, N— пиковая мощность СВЧ-излучения,
/-длина проволочек ЭВП л - 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, необходи-
мая для взрыва проводников, составляла 2-3 кДж. В результате к
виркатору подводились импульсы напряжения до 600 кВ длительно-
стью 180-500 нс и крутизной переднего фронта -60 нс. Амплитуда
тока в триоде достигала 16 кА, что соответствует мощности реляти-
вистского электронного пучка -10 ГВт. Пиковая мощность выве-
денного 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-
338
и, в
Рис. 7.37. Характерные экспериментальные расчетные формы импульсов тока
ВМГ (л), напряжения на нагрузке (6), тока на ЭВП (в), тока на виркаторе (г),
напряжения на виркаторе и мощности СВЧ-излучения Nt, N2 (д) в двух экспе-
риментах по схеме 4
В режиме / пробой ЭВП отсутствовал, в режиме 2 наблюдается пробой и неполное
отключение тока
12*
339
ка на индуктивной нагрузке, ЭВП и триоде, а также огибающие
СВЧ-импульсов, полученные в этих двух экспериментах, приведены
на рис. 7.37 (сплошные кривые 7 и 2 соответственно). В этих опытах
ВМГ вырабатывали импульсы в индуктивной нагрузке с близкими
параметрами, однако геометрия ЭВП была подобрана таким обра-
зом, 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 напряже-
ние в первом опыте, хотя длительность сигналов почти в 1,5 раза
меньше. В обоих случаях видно несоответствие моментов достиже-
ния максимальных значений напряжения, тока и мощности излуче-
ния. Генерация начинается и проходит на спаде импульсов напряже-
ния и тока, что приводит к нестабильности процесса возбуждения
электромагнитного излучения в триоде с виртуальным катодом, чем
и объясняется сравнительно невысокий уровень полученных мощ-
ностей. Все это говорит о недостаточной согласованности элемен-
тов схемы в этих двух опытах.
На этих же рисунках приведены расчетные кривые (штриховые)
по математической модели, рассмотренной выше. В целом наблю-
дается вполне удовлетворительное согласие экспериментальных и
вычисленных значений. Это делает весьма привлекательным ис-
пользование данной модели при постановке экспериментов и про-
гнозировании их результатов.
Таким образом, описанные в данном разделе эксперименты по-
казали 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 атмосфе-
ру СВЧ-излучения составила ~100-200 МВт при мощности в элек-
тронном пучке до 10 ГВт.
В ходе экспериментов обнаружено отличие процесса генерации
СВЧ-излучения по сравнению с наблюдаемым в традиционных схе-
мах (когда в качестве источника напряжения используются сильно-
точные ускорители прямого действия). В качестве накопителя энер-
гии в сильноточных ускорителях применяются ГИНы по схеме Ар-
кадьева-Маркса, а импульс напряжения формируется с помощью
двойных формирующих линий и газовых коммутаторов. В экспери-
ментах 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 оказы-
вается сравнимой с длительностью импульса напряжения. В этих
экспериментах за время генерации СВЧ-излучения катод-анодный
промежуток не заполняется катодной и анодной плазмой. С момен-
та генерации и до конца процесса генерации катод-анодный проме-
340
жуток работает в режиме ограничения пространственного заряда.
При этом создаются стабильные условия формирования виртуаль-
ного катода, фазовой группировки и селекции частиц в триоде, что
позволяет генерировать в триоде СВЧ-излучение с высокой эффек-
тивностью (кпд 10-30%).
В экспериментах по схеме 1 генерация начиналась при пусковом
токе 7 кА и протекала обычным образом. Катод-анодный промежу-
ток работал в режиме ограничения пространственного заряда. Об
этом свидетельствует зависимость изменения эффективного зазора
катод-анодного промежутка за время действия импульса напряже-
ния. Видимо, в случае работы триода непосредственно от ГИНа со
временем происходит уменьшение эффективного зазора катод-
анодного промежутка, что характерно для взрывоэмиссионных дио-
дов, работающих в режиме ограничения пространственного заряда.
Уменьшение зазора за время действия импульса напряжения объяс-
няется перекрытием катод-анодной плазмой промежутка ка-
тод-анод. Так как достижение пускового значения тока происходит
через 220-240 нс после подачи напряжения на промежуток ка-
тод-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 им-
пульсов напряжения и тока. Генерация на спаде импульса напряже-
ния происходила в условиях нарушения стабильного состояния фор-
мирования виртуального катода, группировки и селекции частиц в
генераторе, что приводит к нарушению стабильности частоты СВЧ-
излучения. Все это резко снижает эффективность генерации. По-
этому уровень мощности генерируемых колебаний при полученных
в этих опытах параметрах импульса напряжения и тока был сравни-
тельно 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 ре-
жиме ограничения пространственного заряда.
7.3. Генерация импульсов высокого напряжения
и мощного СВЧ-излучения в схеме
с 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 формирую-
щих линий (ФЛ) и передающую линию с нагрузкой на конце. Дру-
341
гая — относительно низковольтный ГИН, вакуумный индуктивный
накопитель, энергия которого переключается на нагрузку с помо-
щью плазменного эрозионного размыкателя тока (ПЭР). К досто-
инствам генераторов, реализованных по первой схеме, можно отне-
сти 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 высо-
ковольтного ГИН и формирующих линий. Достоинства генерато-
ров, действующих по второй схеме, очевидны — отсутствие форми-
рующих линий и систем их обеспечения и надежный в работе низко-
вольтный ГИН. Однако существенным недостатком генераторов
данного типа является относительно низкая величина сопротивле-
ния ПЭР в фазе передачи энергии в нагрузку. Последнее приводит к
тому, что в большинстве случаев такой прерыватель позволяет дос-
таточно быстро (< 100 нс) нарастить ток в нагрузке, но без сущест-
венного увеличения выходного напряжения и мощности по отноше-
нию к аналогичным характеристикам ГИН и при низкой эффектив-
ности 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 ин-
дуктивным накопителем энергии (ИНЭ) в виде соленоидальной ка-
тушки, 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 экспери-
ментов, микроволновая генерация происходила с аномально боль-
шим запаздыванием на спаде тока, при токах, значительно больших
пусковых. Проведенный анализ этих резко снижающих эффектив-
ность генерации явлений в [69] показывает, что основная причина
кроется в низком качестве формируемого пучка электронов вслед-
ствие нестабильности ускоряющего напряжения и высокого выход-
ного сопротивления источника с сосредоточенной индуктивностью.
Включение между катушкой и разрядником промежуточной емко-
сти. предложенное в [70], несколько улучшает ситуацию, но и уве-
личивает габариты устройства. Поэтому в данном разделе описана
попытка вернуться к использованию ФЛ, только уже в виде одинар-
ной кабельной линии. При этом учитывалось, что в связке с одно-
кратно используемыми ВМГ и ЭВП, импульсно заряжаемый коак-
сиальный кабель может быть значительно перегружен по напряже
нию. Одновременно вставала дилемма выбора способа зарядки ка-
бельной ФЛ: напряжением, как рассмотрено в [69], или током, как
342
предложено в [71]. В результате элементарного анализа этой проб-
лемы приоритет был отдан второму пути. Действительно, хотя ре-
зультаты, приведенные в [69], свидетельствуют об относительно вы-
сокой эффективности зарядки емкостной нагрузки, однако, по-
скольку используется одинарная ФЛ, при равном напряжении на на-
грузке в первой схеме напряженность электрического поля в линии
оказывается в 2 раза больше. К преимуществам зарядки линии то-
ком 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 им-
пульсов (ГМНСИ), созданного на основе схемы с запитываемой то-
ком ВМГ формирующей линией с твердым диэлектриком, и предва-
рительные результаты экспериментов по запитке с его помощью
двух нагрузок: “быстрой” ФЛ (БФЛ) с жидкостным диэлектриком и
отражательного триода.
7.3.1. Конструкция генератора
наносекундных импульсов
Конструктивно генератор состоит из заполненного тщательно
очищенным трансформаторным маслом объема, внутри которого
находятся наполненный воздухом диэлектрический пенал с ЭВП,
обостряющий разрядник и омическии делитель напряжения. Для
запитки вакуумных нагрузок в генераторе предусмотрен секциони-
рованный проходной изолятор, а для работы с нагрузками, запол-
ненными жидким диэлектриком, — изолятор из оргстекла. Масля-
ный объем имеет четыре кабельных ввода, позволяющих варьиро-
вать волновое сопротивление ФЛ, и газовый ввод для регулировки
давления в обостряющем разряднике. Кроме того, генератор имеет
устройства для вакуумной откачки, заполнения и слива масла, изме-
рения давления и компенсации температурного расширения масла.
Конструкция спроектированного ускорителя позволяла решить во-
прос 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). Пос-
ле срабатывания ПТ и пробоя разрядника энергия, “застрявшая”
(отсеченная) в индуктивности ПЛ и в “невыведенной” индуктивно-
сти ВМГ, медленно диссипирует в ПТ и не вызывает дополнитель-
ной эрозии электродов (анода и сетки) триода. Эта схема в основ-
ном использовалась в экспериментах с емкостным накопителем
(ЕН) с короткой ФЛ. Для экспериментов с ВМГ более эффективна
оказалась схема рис. 7.38,5, в которой ФЛ выполняет роль переда-
ющей линии от ВМГ, располагаемого во взрывной камере. При
этом возникают более жесткие требования к числу импульсов и к
343
ЭВП
ВМГ
ЭВП
Рис. 7.38. Принципиальная электрическая схема генератора мощных сильно-
точных наносекундных импульсов на основе ФЛ, запитываемой током ВМГ
величине невыведенной к моменту срабатывания ПТ индуктивно-
сти ВМГ (с увеличением этой индуктивности растет пиковое напря-
жение на фронте волны, отраженной от нагруженного на эту инду-
ктивность в конце ФЛ).
Процесс запитки ФЛ до начала резкого возрастания сопротив-
ления ЭВП почти не отличается от запитки катушки с индуктивно-
стью L = Znzf (Zo — волновое сопротивление ФЛ, ?е - ее электрическая
длина), так как характерное время на этом этапе значительно боль-
ше двойной электрической длины ФЛ. После срабатывания ЭВП
запасенный в ФЛ ток переключается в нагрузку и, если постоянная
времени ЭВП т < t(, то на нагрузке формируется импульс напря-
жения UL = I^ZJIZq + Z[) длительностью 2re (/0 - ток, запасенный в
линии к моменту электрического взрыва, ZL — импеданс нагрузки).
При согласованной нагрузке ZL = Zo напряжение UL = /qZo/2. Следо-
вательно, такой генератор ведет себя как инвертирующая на вход-
ном конце одинарная линия, первоначально заряженная до напря-
жения Uq = I(JZ0.
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 мно-
гократных пусков, в состав ГМНСИ введен ГИТ. Исходные параме-
тры ГИТ выбирались из условия моделирования работы ВМГ на
высокоимпедансные нагрузки с помощью емкостного накопителя.
Эти условия сформулированы в [57] и состоят в равенстве эффек-
тивного времени протекания тока через ЭВПТ и магнитных пото-
ков 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. Макси-
мальная запасаемая энергия ГИТ 32 кДж при напряжении зарядки
100 кВ.
Взрывомагнитные генераторы. В качестве взрывного источни-
ка выбран двухкаскадный ВМГ (2КВМГ) с предусилителем (ПУ) и
оконечным каскадом в виде динамического трансформатора (ДТ).
По результатам многочисленных публикаций, начиная с [20], такой
344
ВМГ обеспечивает в интересующем нас диапазоне энергий (до не-
скольких десятков килоджоулей) наиболее оптимальные условия
зарядки ИНЭ. 2КВМГ позволяет реализовать малые эффективные
времена протекания тока через ЭВП при высоких значениях коэф-
фициента 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. исклю-
чается реализация эффективного трансформаторного индуктивно-
го накопителя.
Для выбора оптимальных параметров 2КВМГ прежде всего
следует решить вопрос о величине индуктивности заряжаемого им
ИНЭ. Для этого были использованы результаты численных мно-
гофакторных оптимизационных расчетов, проведенных для диод-
ной нагрузки в [71], а для емкостной - в [69]. В этих расчетах при-
меняли простые математические модели основных элементов
ГМНСИ (в частности, для ВМГ использовалась электротехниче-
ская модель [15]), причем учитывали не только величину, но и по-
ведение импеданса этих нагрузок. Для диодной нагрузки характер-
но падение импеданса по времени, а для емкостной - напротив, уве-
личение 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, элект-
рической длиной 80 нс, индуктивностью 4 мкГн (один кабель
РК-50-24 длиной 16 м). В экспериментах с вакуумным диодом (эф-
фективный 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 при-
емлемо описывает законы изменения индуктивностей для медленно
меняющегося по длине спирали шага. Для оптимального 2КВМГ ха-
рактерны высокие напряжения между лайнером и спиралями и, сле-
довательно, высокие значения dL/dt как для предусилителя, так и
для ДТ. Поэтому для таких расчетов была создана (см. разд. 6.2)
компьютерная программа, в основу которой положена декомпози-
ционная модель [15]. Результаты расчетов по данной программе по-
зволили более обосновано подойти к выбору конструкции и параме-
тров 2КВМГ. Шаг, толщина изоляции провода и длина первой из
трех секций предусилителя ПУ определяются напряжением спи-
раль-лайнер. На рис. 6.8 представлены расчетные кривые распреде-
ления напряжения спираль-лайнер Uc_a по длине ПУ в моменты по-
следовательного отключения витков трехсекционной спирали
2КВМГ движущимся со скоростью детонации КВВ конусом раскрыв-
345
шегося лайнера. Максимум напряжения t/c™K приходится на момент
отсекания лайнером 32-го из 38 витков спирали первой секции и
прикладывается к третьему витку второй секции. Отношение вели-
чины к значению электродвижущей силы l^dLJdt в этот же
момент времени составило 0,57.
Комбинация шагов и длин второй и третьей секций определяет-
ся допустимым напряжением холостого хода (/хх на вторичной об-
мотке ДТ. При расчете (/хх достаточно учитывать только напряже-
ние Mdljdt, поскольку значения dM/dt и dL2\/dt до момента достиже-
ния максимума напряжения (/хх пренебрежимо малы (М - взаимная
индуктивность первичной и вторичной обмоток ДТ, L2\ —индуктив-
ность первичной обмотки). Максимальное напряжение между спи-
ралью 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 от-
правной точкой в разд. 6.3, а оптимальное время вывода индуктив-
ности вторичной обмотки, как это сделано для цилиндрической
формы спирали в [53], то вычисления по данной программе в сход-
ных условиях показывают, что индуктивность вторичной обмотки в
момент перехвата магнитного потока для конической спирали ока-
зывается выше на 20-30%. Тем самым коэффициент усиления энер-
гии ДТ будет увеличен на 10-15%. Однако это увеличение эффек-
тивности не компенсирует технологическую сложность изготовле-
ния конической спирали. Тем более, что при этом в 1/(1 — tgO/tga)
раза уменьшается допуск (для исключения перескоков точки конта-
кта спирали и лайнера) на смещение оси лайнера относительно оси
спирали (0 - угол наклона спирали, а — угол раскрытия лайнера).
Для 0 = 5° при а = 15° этот допуск уменьшается почти в 2 раза. Кро-
ме того, увеличиваются фазовая скорость скольжения точки конта-
кта лайнера со спиралью (увеличиваются контактные потери) и на-
пряжение холостого хода (/хх.
В рассматриваемом двухкаскадном 2КВМГ оказалось целесооб-
разно отказаться от замыкателя в виде металлического диска, по-
скольку даже в секционированном варианте в результате экраниро-
вания спирали диском начальная индуктивность ПУ заметным обра-
зом уменьшается. Для предотвращения такого явления конус рас-
ширяющегося лайнера в данной конструкции замыкает контур спи-
рали в точке ее начала. При этом до момента такого замыкания од-
новременно происходит усиление тока как за счет магнитной куму-
ляции, так и в результате продолжающегося разряда ЕН начальной
зарядки. Установлено, что существует оптимальное время задержки
инициирования заряда ВВ, расположенного в лайнере, относитель-
но старта разряда ЕН. 2£)-расчеты выявили также существование
вполне определенного оптимального времени to создания первона-
346
Таблица 73
Оптимизация геометрических параметров 2 КВМГ
и результаты экспериментов для двух случаев запитки
Вариант ^-ИНЭ’ мкГ *13. ММ (221* мм ^222» ММ *223’ ММ 1 КЗПТ' кА ^КЗПТ' кДж
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 диф-
фузии магнитного поля в полость лайнера и тем самым увеличива-
ется начальная индуктивность ПУ. С другой стороны, одновремен-
но 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 поверхно-
сти на конечных витках вторичной обмотки (увеличения шага). Вви-
ДУ трудоемкости изготовления высоковольтной спирали переменно-
го шага прибегают к ее секционированию. Расчеты показали, что
при этом происходит выравнивание напряжения по виткам такой
спирали, и при заданном максимальном рабочем напряжении прово-
да 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 об-
мотки ДТ короткую секцию большого шага (фактически распреде-
ленный замыкатель). Оптимальная для каждой величины индуктив-
ности нагрузки длина замыкателя уменьшается с уменьшением ин-
дуктивности нагрузки.
В табл. 7.3 представлены результаты оптимизационных расче-
тов геометрических параметров 2КВМГ и результаты проведен-
ных экспериментов с такими 2КВМГ в режиме короткого замы-
кания 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 =
= ^12 = ^1з ~ 60 мм. Шаг первой секции hn= 1,6 мм, второй - Л12 =
= 5 мм (три захода), третьей — Л13 (шесть заходов). Начальная ин-
дуктивность ПУ Lo = 108 мкГн. В ПУ максимальное напряжение
“лайнер—спираль” Uc_3 = 19 кВ. Шаг и длина первичной обмотки
347
ДТ h2\= 23 мм, /21 = 90 мм. Вторичная обмотка ДТ трехсекционная.
Шаг первой секции длиной /221 ~ второй секции длиной /222 ~
Л222, третьей секции длиной /223 - Л223. В табл. 7.3 Ку - коэффици-
ент усиления энергии 2КВМГ, VVK3nT и /Кзпт — 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 рассматривае-
мой схемы ГМНСИ многое зависит от поведения сопротивления
ЭВП, которое в свою очередь, может зависеть от какого-либо мак-
ропараметра (интеграла действия тока, критерия приведенной ско-
рости нагрева, удельной введенной в проводник энергии и'с). Так как
компьютерные расчеты ЭВП в схемах с ВМГ проводятся с исполь-
зованием интерполяционных формул поведения сопротивления, по-
лученных в результате обработки многочисленных эксперимен-
тальных данных исключительно в £С/?-контурах, то такие расчеты,
естественно, не гарантируют правильный результат. Необходима
экспериментальная проверка с возможной дальнейшей корректи-
ровкой расчетных формул. Такая проверка, выполненная, напри-
мер, в [57] показала аргументированную возможность распростра-
нения этих формул на случай альтернативных источников накачки.
Для рассматриваемой схемы при любом источнике накачки (акку-
муляторная батарея, емкостной накопитель, ВМГ) неминуема ста-
дия преобразования первичной энергии (химической, электриче-
ской, электрохимической и т.д.) в магнитную энергию. Такой про-
цесс наиболее естествен для ВМГ, который сам производит магнит-
ную 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 за-
висимостей. Для /Х7?-контуров достаточно далеко продвинуты ме-
тоды физического моделирования, в частности, для работы на ем-
костную нагрузку.
В работе [54] на основе теорий подобия и размерности выра-
ботаны основные принципы: 1) запасенную в ИНЭ энергию мож-
но вывести во внешнюю цепь, если к моменту ее подключения в
проводник вложена достаточно высокая удельная энергия, и про-
водник длиной I выдерживает возникающее напряжение; 2) в ста-
дии собственно взрыва сопротивление и перенапряжение имеют
максимум при и’г = wcy6j], где vvcy6j] - энергия сублимации (при
wc < и'су6л низка скорость изменения плотности металла, а при wc > и'субл
влияют ионизационные явления). Эти положения позволили авто-
рам [72] предсказать пути повышения эффективности: 1) осущест-
вить принцип “согласованного” взрыва, в котором энергия полно-
стью выделяется в проводнике за первый импульс тока, и к нача-
лу второй стадии взрыва первичный емкостной накопитель разря-
348
U, MB, n
Рис. 7.39. Расчетные зависимости эффективности передачи энергии из ИНЭ в
емкость Ct, пикового зарядного напряжения Uc и напряжения пробоя 1/пр от
длины ЭВПТ для Ct = 2 нФ
Первичный источник - 2КВМГ, диаметр проволок 0,14 мм, число проволок 8, на-
пряжение срабатывания разрядника 200 кВ
жен полностью; 2) обеспечить более раннее по сравнению с точ-
кой начала электрического взрыва (т.е. при большем токе в инду-
ктивности) подключение нагрузки; 3) использовать прерыватель
меньшей длины для сохранения достаточно высокой плотности
введенной энергии. Можно утверждать, что в полной мере эти пу-
ти (естественно, кроме первого пункта) следует применять в слу-
чае использования ВМГ.
В [50] представлены результаты численного моделирования
ГМНСИ рассматриваемого типа, полученные с использованием ма-
тематических моделей ЭВП, изложенных в [48, 49]. Если задача
определения площади поперечного сечения проводников, необходи-
мой для старта взрывной стадии работы ЭВП в пределах времени
работы ДТ, не вызывает затруднений, то вопрос об оптимальной
длине проводников требует проведения дополнительных экспери-
ментальных исследований. На рис. 7.39 показаны расчетные зависи-
мости пробивного напряжения для ЭВП t/Ilp по [49], пикового за-
рядного 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 предпоч-
тительность работы в области значений пиковых напряжений, пре-
вышающих напряжение пробоя.
349
7.3.2. Ударная зарядка быстрой формирующей линии
Для проведения экспериментов по ударной зарядке быстрой ФЛ
она была спроектирована из условия минимального объема. Это ус-
ловие выполняется при использовании в качестве основной изоля-
ции диэлектрика с максимальным значением £Е„р’ где Е - диэлект-
рическая проницаемость, Епр - 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 деио-
низации. Эффективная емкость БФЛ составила 2 нФ, волновое со-
противление Zo = 3 Ом, а ее электрическая длина 5 нс. На рис. 7.40
представлены осциллограммы токов в первичной обмотке вто-
ричной обмотке 12, а на рис. 7.47 осциллограммы напряжения С/с на
БФЛ, измеренного с помощью омического делителя напряжения, и
производной тока dl/dt через ЭВП (восемь медных проволок диа-
метром 0,14 мм и длиной 600 мм). В эксперименте вместо 2КВМГ
использовался только ДТ, а ПУ имитировался емкостным накопи-
телем (С = 250 мкФ, Uo - 10,5 кВ). Делитель напряжения был под-
ключен в цепи нагрузки перед газонаполненным разрядником, на-
строенным на срабатывание при напряжении около 200 кВ.
Как видно из осциллограмм рис.7.41, в момент пробоя разрядни-
ка параллельно ЭВП происходит подключение незаряженной емко-
сти, т.е. фактически ПТ шунтируется малоиндуктивной цепью. По
мере зарядки емкости током, переброшенным в нее из ЭВП, импе-
данс этой цепи увеличивается, ток зарядки уменьшается, и напряже-
ние. 7.40. Осциллограммы токов в первичной (7) и вторичной (2) обмотках
350
Рис. 7.41. Осциллограммы напряжения на БФЛ U и производной тока dlldt че-
рез ЭВПТ
ние на емкости достигает максимального значения ( в данном экспе-
рименте Cfmax = 788 кВ). Уменьшение тока зарядки происходит так-
же и вследствие возобновления тока в ЭВП из-за пробоя продуктов
электрического взрыва проволок, поскольку их длина была выбра-
на на 20-30% меньше критической .
Результаты проведенных экспериментов показали, что режим
зарядки ФЛ с пробоем проводников ЭВП наиболее оптимален. Все-
го же с зарядкой БФЛ от 2КВМГ было проведено пять эксперимен-
тов, разброс амплитуды напряжения зарядки БФЛ не превышал
10%, что свидетельствует о хорошей воспроизводимости результа-
тов. 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.
7.3.3. Работа на диодную нагрузку
Иллюстрацией работы ГМНСИ с первичным источником
2КВМГ на диодную нагрузку являются осциллограммы тока /д, на-
пряжения UR вакуумного диода и мощности электронного пучка, а
также некоторого эффективного сопротивления диода (/?д - Uп/1п),
351
Р, ГВт; 0,17?д, Ом
Рис. 7.42. Осциллограммы тока /д, напряжения 1/д, эффективного сопротивле-
ния Лд вакуумного диода и мощности электронного пучка электронов Р
представленные на рис.7.43. ЭВП содержал 39 проволок диаметром
0,1 мм длиной 0,7 м. Вакуумный диод имел графитовый катод диамет-
ром 102 мм, зазор между анодом (сетка с прозрачностью порядка 0,7)
и катодом равнялся 14,5 мм. В области максимальной мощности (бо-
лее 18 ГВт) среднее эффективное сопротивление диода составило
примерно 20-30 Ом, что вполне согласуется с волновым сопротивле-
нием кабельной ФЛ. Интегральная энергия пучка электронов соста-
вила 2,6 кДж. В качестве диодной нагрузки был использован отража-
тельный триод. Замеренная с помощью калориметра импульсного из-
лучения [73] энергия микроволнового излучения составила 10,8 Дж.
Как показали проведенные опыты, кабель РК-50-24 выдержи-
вал несколько десятков нагружений импульсами наносекундной
длительности субмегавольтного диапазона. ГМНСИ продемонстри-
ровал хорошую стабильность работы. Отклонение мощности пучка
при одних и тех же начальных условиях не превышало 3%, что соот-
ветствовало точности измерения зарядного напряжения первичного
ГИТ, с помощью которого проверялась стабильность устройства.
Таким образом, была показана целесообразность создания гене-
ратора мощных наносекундных сильноточных импульсов с одинарной
формирующей линией с твердотельным диэлектриком, которая запи-
тывается током многокаскадного ВМГ с оконечным каскадом в виде
динамического трансформатора. На ее основе разработан и был запу-
щен в эксплуатацию универсальный компактный генератор, демонст-
рирующий привлекательные стороны такой схемы. Эксперименты по
работе такого генератора на емкостную и диодную нагрузки подтвер-
дили обоснованность заложенных предположений и расчетов.
352
ЧА. Генерация импульсов высокого напряжения
и мощного СВЧ-излучения при работе ВМГ на триод
с виртуальным катодом в трансформаторной схеме
7.4.1. Анализ исследований и разработок
Трансформаторная схема согласования ВМГ с высокоимпеданс-
ными нагрузками (например, с виркатором) выглядит перспектив-
ной для получения пролонгированных импульсов излучения (до
1 мкс). При этом используется повышающий трансформатор с пере-
ключателями 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 со-
держит два контура, один из которых (ВМГ - L,T) с момента работы
ВМГ и до начала размыкания прерывателя R, обеспечивает ввод то-
ка в индуктивный накопитель, а второй (L2j-Rh) при размыкании
ЭВП и срабатывании разрядника Р формирует импульс напряже-
ния с требуемыми параметрами. До момента размыкания прерыва-
теля R3 (режим короткого замыкания) максимальные значения то-
ков в контурах, время нарастания тока до максимального значения,
при котором происходит взрыв проводников ЭВП, определяется
параметрами первичного источника энергии (ВМГ), индуктивнос-
тью Г]ТКК = Г]Т(1-Л2) катушки первого контура при коротком за-
мыкании второй катушки, коэффициентом связи между катушками
к и коэффициентом п = L^. При размыкании прерывателя R-,
и срабатывании разрядника Р происходит переключение тока инду-
ктивности Ггткз = ^2т0 _^2) и Длительностью t ~ Г2ТКЗ / RH (Г^кз _
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. L2r - индуктивный накопитель. R3 - электровзрывной прерыватель. Р - обост-
ряющий разрядник; RK - сильноточный диод виркатора
353
Рис. 7.44. Электрическая схема замещения ВМГ с трансформатором
ных режимах работы первичного источника энергии (ВМГ) и ЭВПТ
формировать на нагрузке импульсы напряжения требуемой ампли-
туды и длительности.
Если L|T индуктивность первичной обмотки трансформатора,
Lr-индуктивность ВМГ, Lt = LT + /.lr, LH — индуктивность нагруз-
ки, L2t — индуктивность вторичной обмотки трансформатора, L2=
= LH + L2t, М\2 - взаимоиндуктивность первичной и вторичной обмоток,
Л/12 = k^L^L^, к - коэффициент связи, Rt, R2 - омические сопроти-
вления контуров, то эквивалентная схема ВМГ (рис. 7.44) с транс-
форматором описывается уравнениями:
(ЦЦЦ)!dt + Rill + Mi2dl2 /dt = O,
Ь^121 dt + R2I2 + Mx2dlx I dt = 0
В работе [86] представлены результаты анализа зависимости
конечной энергии ВМГ и нагрузки от трех безразмерных парамет-
ров: I = L,/Ll r, кЕ = W7%, к^ = WJW{}.
При /?| = О
_ /(1 +<х) — Ас2 _ ик2 ( к2
Е 1+а-Л2 тр (1 +а - к2)2 [ 1 + aJ’
где а = Lh/L2t. Максимум к^ достигается при a = 1 - к2:
к™ = 0,25(1 - а)2[/ - (1 - а)2 /(1 + а)] / а.
При заданном /^т необходимое значение а достигается подбором LH за
счетГ)т и М\2. Если к = const, то /И|2 = к[Ц.г1^т(\ -А:2)]0,25. При/?, = О
для достижения £тр = к™* необходимо выбрать М]2 = А:[Г1т£2т(1 - А:2)]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/=/(L|T. L2t).
При L2i = const оптимальное значение для Llr есть =
= (1 + а)/(1 + а - к2), где L„- индуктивность вывода тока из взрывной
камеры. Соответствующий максимум функции f(Llr. L2r) равен
а
2(1 +а)
ос(1 + ос-А2)
При Lt r = const оптимальное значение для L2l равно: (L2JLJm„ =
= (1 + Р)/( 1 + Р - А-’Р), где Р = L,/А.,,.
Оптимизация по величинам индуктивности обмоток Lu и L2l
достигается при Lit/Lv = L2JL„ = (1 — А-)-”-5. В этом случае
/пих=0.5/(1 + т/ь^2).
Таким образом, если трансформатор оптимизирован по обеим
обмоткам, эффективность системы не зависит от величины нагруз-
ки, но сильно зависит от коэффициента связи.
При оптимизации трансформатора по мощности было показано
[74], что оптимальные значения индуктивности L2r, вычисляемые из
условий достижения максимальной энергии и максимальной мощно-
сти, совпадают, а для обмотки Ltr- отличаются в 2 раза. Однако вы-
бирая для LitJLn 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 вну-
три 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 но
возможности меньшую индуктивность, а для индуктивности вторич-
ной обмотки имеется оптимальное значение.
Наиболее простая система “ВМГ - трансформатор - нагрузка",
в которой число независимых переменных существенно сокращено,
была рассмотрена в работе [76]. Если Lit. L2r. LK - соответственно
индуктивности первичной и вторичной обмоток трансформатора и
нагрузки и если активные сопротивления первого и второго конту-
ров малы (/?, = /?, = 0), то решение системы уравнений, описываю-
щих процессы в контурах, дает:
. .. _ ^1i^2i , ________________
2 1 Г2Г + ГН ' гр (1 + ос-А2)(1 + сс)
В табл. 7.4, заимствованной из [76], приведены значения А|р при изме-
нении параметров а и к в интервалах 0,5 == А =£ 0,999, 0,02 =£ ос« 10.
Существует максимум А1р, его положение зависит от отношения L„IL2t.
355
Таблица 7.4
Значения Лтр при изменении параметров <« и Л [76]
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 0,089 0,09 0,091
Максимальное значение коэффициента передачи энергии дос-
тигается при условии dk^da. = 0:
= (1 - «опт) /(I + «опт), к2 = 1 + а^11г.
Анализ значений к.гр показывает, что большие значения коэф-
фициента передачи к.гр = 0,9 требуют высоких значений коэффици-
ента связи обмоток трансформатора (к = 1), который вряд ли дости-
жим 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 кгр
при изменении и 1 > a 0,05 и к = 0,97 были подтверждены в спе-
циальной серии экспериментов [76].
Анализ работы схемы “ВМГ-трансформатор—омическая на-
грузка” представлен в работе [77]. Известно, что условием макси-
мального КПД преобразования взрыва в электромагнитную энер-
гию является постоянство линейной плотности тока на линии контак-
та шин. Тогда, учитывая уравнение баланса энергии для рабочей
стадии £м) + Емсх = Еи2 + E„i. гДе EMi> EMz —энергия магнитного поля
при t = 0 и t = тр соответственно, Емсх —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
Цо 725 46 10 0,4 500
Lt, нГн 110 85 70 12 500
Wo,кДж 15 92 70 73 500
1VLI ,МДж 5 5 2 1 100
WRt ,МДж 13 9 2 0,5 108
WR| ,кДж 40 25 6 6 330
Г|, нГн 252 195 161 28 1150
L 1660 106 23 0,9 1150
U, кВ 440 180 90 7 400
£,1, нГн 25 50 15 10 100
7-1, нГн 236 171 151 24 1080
l2/l 1,93 1,64 1,95 1,52 1,97
и'Ж 0,32 0,24 0,32 0,21 0,33
тов взрыва против электромагнитных сил, Ен1 —энергия, переданная
в нагрузку за время t = тР, оптимальное значение £1т определяется
электрическим к.п.д. Ен1/(Еы1 + Емех) = к2/[2( 1 + LJLlT)].
В лучшем случае электрический к.п.д. составляет 0,5. При к = 1,
LJLn = 1 к.п.д. уменьшается в два раза. Отметим, что при рассмотре-
нии вопроса о предельной мощности Р оптимальное значение пер-
вичной обмотки Е1т определяется зависимостью Ем1 + Емех =
= [8(1- 0,5Л2)3]/>2/(^/7), где j - плотность тока.
Таким образом, как показано в работах [74-77], использование
повышающего трансформатора с оптимальными параметрами, опре-
деляемыми двумя безразмерными независимыми переменными (ио,
является эффективным способом согласования ВМГ и нагрузки.
Использование трансформаторной схемы оказалось достаточно
перспективным во многих конкретных задачах. В работе [8] исполь-
зовался 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 качест-
ве 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 об-
мотке было около 50 кВ. Пиковая мощность составила 50 ГВт.
357
Пять разнообразных примеров использования трансформатора
для согласования ВМГ с ГЯ-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 предста-
вляет собой гипотетический генератор на 100 МДж, основанный на
экстраполяции данных по существующим ВМГ.
В работе [4] описаны успешные эксперименты по запитке элек-
тронного вакуумного диода от плоского ВМГ. Для согласования ис-
пользовался повышающий трансформатор 1:30. Импеданс ВМГ при
размерах пластин 13,2 х 52,8 см составлял 30-40 мОм, при этом им-
педанс электронной пушки был около 45 Ом в момент максималь-
ной мощности пучка. Напряжение, подаваемое со вторичной обмот-
ки трансформатора на электронную пушку, достигало 540 кВ за
время 220 нс, а максимум тока достигал значения 14 кА на 20 нс поз-
же 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 за-
питки от ВМГ нагрузок 10, 20 и 30 Ом напряжением до 1 МВ, а
также для получения в перспективе 510 МВ на нагрузке с импе-
дансом 377 Ом.
В работе [82] проанализирована трансформаторная схема с
размыкающим ключом в первичной цепи и замыкающим клю-
чом во вторичной цепи. Показано, что работа всей цепи по пере-
даче энергии в значительной степени определяется коэффициен-
том 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, вто-
ричную 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 време-
нем работы 50 мкс. Пиковая электрическая мощность в нагрузке
достигала 80 ГВт.
Авторы [22] использовали ВМГ-160 для запитки через транс-
форматор лампы бегущей волны с внешним соленоидом по ориги-
нальной схеме с размыкающим и замыкающим ключами во вто-
ричной цепи. Трубчатый электронный пучок диаметром 350 мм
формировался в сильноточном диоде. В результате взаимодейст-
вия пучка с электромагнитным полем осуществлялось преобразо-
вание энергии пучка в микроволновое излучение. Ток в первичной
цепи достигал 28 МА, ток через индуктивный накопитель во вто-
ричной цепи был 170 кА, и при его размыкании на сильноточный
диод подавалось через разрядник напряжение до 900 кВ. Ток пуч-
ка составлял 20 кА в импульсе, а выходное микроволновое излу-
358
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 це-
пи трансформатора использовался индуктивный накопитель
2 мкГн. энергия которого после переключения с помощью взрыв-
ного плазменного размыкателя передавалась в диод. Ток ВМГ в
первичной цепи трансформатора был 10 МА. При размыкании со-
противление плазменного ключа достигало 7-10 Ом, а на диод по-
давалось 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 систе-
мы для питания высокоимпедансной нагрузки была создана и про-
тестирована трехкаскадная система. Источник начальной энергии
содержал 22 батарейки для карманного фонаря, преобразователь
напряжения постоянного тока и конденсатор, что давало началь-
ную энергию 1,6 кДж для запитки первого бустерного спирально-
го генератора. Первый ВМГ с помощью перехвата потока запи-
тывал второй спиральный каскад ВМГ, выход которого непосред-
ственно подсоединялся к третьему оконечному каскаду — плоско-
му ВМГ. Третий каскад служил для увеличения пиковой мощно-
сти примерно в пять раз. Плоский генератор для согласования им-
педансов подсоединялся на выходе к нагрузке через трансформа-
тор, что в итоге позволило получить на нагрузке напряжение
320 кВ, ток 310 кА, электрическую энергию 117 кДж и пиковую
мощность 60 ГВт.
7.4.2. Экспериментальные результаты
В описываемой ниже серии экспериментов с трансформатор-
ной 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 тестиро-
вания виркатора был создан экспериментальный стенд (рис. 7.45),
включающий в себя ВМГ с взрывной камерой, имитатор ВМГ, уст-
ройство формирования импульса высокого напряжения и СВЧ-ге-
нератор (триод с виртуальным катодом).
Имитатор ВМГ позволяет формировать импульсы тока по пара-
метрам, близким к параметрам импульса тока ВМГ. В качестве ими-
татора ВМГ используется генератор импульсов тока (ГИТ). Комму-
тация ГИТ на первую катушку осуществляется управляемым раз-
рядником, в котором коммутация тока осуществляется многока-
нальным разрядом по поверхности твердого диэлектрика.
Устройство формирования импульса высокого напряжения с
СВЧ генератором конструктивно состоит из четырех основных уз-
359
Рис. 7.45. Устройство формирования импульса высокого напряжения с СВЧ-
генератором
лов: индуктивного накопителя, блока коммутации, вакуумного изоля-
тора, 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 представ-
ляет собой набор медных проволочек, соединенных параллельно и
натянутых на каркас из изоляции. Прерыватель размещается в атмо-
сфере азота под давлением. Вакуумный изолятор выполнен традици-
онно - 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 взрыво-
эмиссионный катод, которые располагаются в вакуумной камере.
Вывод СВЧ мощности осуществляется через диэлектрическое окно.
На рис. 7.46 приведены результаты экспериментов по генера-
ции СВЧ излучения с имитатором ВМГ. Эксперименты проводи-
лись при следующих параметрах накопителя: С, = 1,36 мкГ,
L2 = 21,4 мкГ, к - 0,7, напряжение на ГИНе 45 кВ. Энергия в ЭВП
вводилась за время t ~ 3-10~6 с, и максимальное значение тока в
ЭВП составляло 22 кА. При указанных параметрах был сфор-
мирован 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-
360
I, кА
Рис. 7.46. Типичные осциллограммы импульсов тока в ЭВП /, напряжения в
триоде с ВК UH, тока в триоде /н и огибающей СВЧ-излучения Р
по достигнуть генерации СВЧ-импульсов мощностью
300- 400 МВт, длительностью 200-250 нс в десятисантиметровом
диапазоне длин волн.
Для использования ВМГ в широкой области электрических па-
раметров исследовались двухкаскадные генераторы. В основной се-
рии экспериментов проводились исследования запиточного каскада
в двух его модификациях: посредством трансформаторной связи
спиралей Ln и Г12 (внешнее возбуждение) и посредством прямой за-
361
Рис. 7.47. Двухкаскадный ВМГ перед экспериментом
питки спирали L12. Начальный магнитный поток в спирали £и соз-
дается при разряде на нее заряженной до необходимой энергии ба-
тареи конденсаторов. При разрушении твердой изоляции движу-
щимся лайнером и уменьшении индуктивности спирали Ll2 магнит-
ная энергия накачивается во вторичную спираль L2\. При замыка-
нии лайнером внутренней обмотки Г22 в нагрузке Ги генерируется
электрический импульс, длительность которого зависит только от
времени работы обострительного каскада.
На рис. JA1 показан двухкаскадный ВМГ в собранном виде во
взрывной камере.
Результаты проведенных исследований двухкаскадных ВМГ
представлены в табл. 7.6. В столбцах 1, 2 представлены результаты
экспериментальных исследований ВМГ с внешним возбуждением.
Время работы обострительного каскада 17-19 мкс.
Для анализа работы двухкаскадного ВМГ на постоянную индук-
тивную нагрузку LH = 1 -г- 5 мкГн в каждом эксперименте регистри-
ровались производные тока dll2/dt и dljdt, типичные осциллограм-
362
Рис. 7.48. Осциллограммы производной тока (а, б) и тока (в, г) в первичной об-
мотке (а, в) и в нагрузке (б, г) при работе двухкаскадного ВМГ
Рис. 7.49. Осциллограммы производной тока (а) и тока (б) во вторичной обмот-
ке при работе двухкаскадного ВМГ
мы которых представлены на рис. 7.48,а, б На рис. 7.48,в. г представ-
лены значения соответствующих токов в индуктивностях С12 и LH.
Проведена также серия экспериментов по генерации мощных
СВЧ-импульсов с использованием конусного обостряющего каска-
да. Спираль первичной обмотки С2| изготавливалась намоткой изо-
лированным проводом сечением S = 4 мм2 в один заход, количество
витков п = 18. Спираль вторичной обмотки С22 диаметром dmax =
= 102 мм, <7min = 80 мм, длиной Z = 76 мм изготавливались намоткой
364
14,7 кА
Аэвп
Рис. 7.50. Типичные осциллограммы импульсов тока в ЭВП /эвп, тока в трио-
де и огибающей СВЧ-излучения Р
высоковольтным проводом с шагом Л = 2,54 мм. Замыкание вторич-
ной спирали £22 с расширяющимся лайнером осуществлялось по-
средством специального замыкателя шириной 20 м.
Осциллограммы dl2xldt и /2| представлены на рис.7.49. Типичные
формы сигналов импульсов тока на ЭВП и триоде, а также огиба-
ющие СВЧ-импульсов приведены на рис. 7.50.
Эксперименты проводились при следующих параметрах: на-
чальная энергия ВМГ 8-10 кДж, £|т = 1,36 мкГн, L2t = 21,4 мкГн,
/,т = 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 энер-
гию электромагнитного излучения с использованием ВМГ. Исполь-
зование в трансформаторной схеме ключей определяет время ввода
энергии в ЭВП, амплитуду и длительность импульса напряжения на
нагрузке. Применение данной схемы позволяет генерировать им-
пульсы 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 электри-
ческой, определяют развитие материальной культуры и благососто-
яние общества. Одновременно возрастает роль импульсной элект-
роэнергетики, 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 импульс-
ных преобразователей энергии, компрессирующих ее как в про-
странстве (повышение удельной плотности), так и во времени (по-
вышение мощности). С использованием различных систем получе-
ны мегагауссные магнитные поля, мегавольтные напряжения и ме-
гаамперные токи. Для систем однократного использования в им-
пульсных 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 дос-
тижимые параметры этих систем снижаются на два-три порядка ве-
личины.
Импульсные взрывные магнитогидродинамические системы
представляют собой перспективные направления в развитии им-
пульсной техники микро- и миллисекундной длительности. Полу-
ченные результаты и постоянный прогресс в развитии техники дают
основание рассчитывать, что сфера их практического применения
будет расширяться.
ЛИТЕРАТУРА
Вводная часть
1 Космическое оружие: дилемма безопасности / Под ред Велихова Е.П., Саг-
деева Р.З., Кокошина А.А. М.: Мир. 1986.
2. Сверхсильные магнитные поля; Тр. III Междунар. конф, по генерации мега-
гауссных магнитных полей и родственным экспериментам. Физика. Техни-
ка. Применение. Новосибирск. 13-17 июня 1983 / Под ред. Титова В.М.,
Швецова Г.А М.: Наука, 1984.
3. Proceedings of the 9th IEEE International pulsed power Conf. Albuquerque, NM,
1993.
4. Мегагауссная и мегаамлерная импульсная технология и применения: Тр.
VII Междунар. конф. Саров, 5-10 авг. 1996 г. Саров: ВНИИЭФ, 1997. Т. 1/2.
5. BEEM'S 96. Proc, of the 11th Intern, conf, on high power particle beams. Prague,
1996. Vol. 1/2.
6. Кнопфель Г. Сверхсильные импульсные магнитные поля. М.:Мир, 1972.
361 с.
7. Павловский А И, Людаев Р.З. Вопросы современной экспериментальной и
теоретической физики. М.: Наука, 1984.
8. Бут ДА , Алиевский БД., Мизюрин С Р, Васюкевич П.В. Накопители
энергии. М.: Энергоатомиздат, 1991.
9. Коровин Н.В Электрохимическая энергетика. М.: Энергоатомиздат. 1991.
10. Кузьмин МА , Чилин Ю.Н. Накопители в автономных энергетических сис-
темах // Изв. АН СССР. Энергетика и трансп. 1983. № 3 С. 82-91.
11. Накопление и коммутация энергии больших мощностей. Пер. с англ. / Под
ред. Бостика У. М.: Мир, 1979.
12. Шейндлин А.Е. Новая энергетика. М.: Наука, 1987.
13. Велихов Е.П., Глебов И.А., Глухих ВА. Некоторые электротехнические
проблемы управляемого термоядерного синтеза // Электротехника. 1981.
№ 1. С. 2-27.
14. Физика высоких плотностей энергии. Пер. с англ. / Под ред. Кальнирола П.,
Кнопфеля Г. М.: Мир, 1974.
15. Магнитогидродинамические преобразователи энергии / Под ред. Б.Я. Шу-
мяцкого, М. Петрика. М.: Наука, 1979.
16. Глебов И А , Рутберг Ф.Г Мощные генераторы плазмы. М.: Энергоатомиз-
дат, 1985.
17. Физика и техника мощных импульсных систем / Под ред. Велихова Е.П. М.:
Энергоатомиздат, 1987.
18. Шнеерсон ГА. Поля и переходные процессы в аппаратуре сверхсильных то-
ков. М.: Энергоатомиздат, 1992.
19. Импульсные МГД-преобразователи химической энергии в электрическую /
Под ред. Шейдлина А.Е., Фортова В.Е.: М.: Энергоатомиздат, 1997.
20. Сюсюкин А.И. Сравнительная характеристика возможностей импульсных
источников электропитания // Техн, электродинамика. 1984. № 3. С. 77-82.
21. Жимерин Д.Г Энергетика. Настоящее и будущее. М.: Знание, 1978. 159 с.
22. Стырикович М.А., Шпильрайн Э.Э. Энергетика. Проблемы и перспективы
М.: Энергия, 1981.
367
23. Роза Р. Магнитогидродинамическое преобразование энергии. М.: Мир, 1970.
24. Roza RJ. Magnetohydrodynamic energy conversion. N.Y.: McGrawd-Hill, 1968.
25. Титов B.M., Швецов ГЛ. Генерация электрических импульсов высокой
мощности с помощью кумулятивного взрыва И Физика горения и взрыва,
1980. № 5. С. 17-56.
26. 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. I Lubbock (Tex.), 1979.
27. Поляков Л.М. Принятие решений при выборе предположительного вариан-
та сложных энергетических систем в начальной стадии проектирования //
Изв. вузов. Энергетика. 1977. № 1. С. 3-7.
28. Буянтуева АД. Существенные свойства электроэнергетических систем и
их классификация // Там же. 1978, № 11. С. 128-131.
29. 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.
30. Комин А.В., Кучинский В Г. Мощные импульсные источники питания. Л.,
1978. (Препр./НИИЭФА им. Ефремова. ОК-21).
31. Gover I.E. A Compressed field generator system model // Proc, of the 2nd Intern,
pulsed power conf. Lubbock. Tex, USA, June, 1979: Dig. techn. pap. / Ed.
A. Guenther, M. Kristiansen. Lubbock (Tex.), 1979. P. 402-405.
32. Popular Science. 1987. Vol. 231, N 2. P. 45-58.
33. Aviation week and space technology. 1990. Vol. 132, N 19. P. 88-89.
34. Science ct vie. 1990. N 873. P. 40-47, 169.
35. Branitskii A.V.. Grabovskii E.V., Fedulov M.V. et al. ANGARA-5-1 Program devel-
opment of superfast lines implosion for ICF Physics study and basic reseach // Proc,
of BEEM’S 96, Minolta, Praque, 1996. Vol. I. P. 140-145.
36. Smirnov V.P., Grabovski E.V., Zaitsev V.I. et al. Progress in investigation on a dense
Plasma Compression. ANGARA-5-1: Proc, of BEAMS-90 Ц Wold Sci. 1990.
Vol. 1. P. 61.
37. 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.
38. Иванов A.M., Герасимов А.Ф. Молекулярные накопители электрической
энергии на основе двойного электрического слоя // Электричество. 1991.
№ 8. С. 19-28.
39. Потоцкий А.П. Об эффективности передачи энергии из индуктивных нако-
пителей Ц Там же. 1985. № 6. С. 64—71.
40. Башкатов ВЛ., Орлов П.П., Шпильрайн Э.Э. Характеристики поршневых
гидродинамических МГД-генераторов // Теплофизика высоких температур.
1971. № 4. С. 14-21.
41. Бреев В.В., Губарев А.В., Панченко В.П. Сверхзвуковые МГД-генераторы.
М.: Энсргоатомиздат, 1988.
42. Velikhov Е.Р., Pismenny VD., Motveenko O.G. et al. Pulsed MHD power system
“Sakhalin”: The world largest solid propellant fuelled MHD generator of 500 MV
electric power output // Intern, conf, on MHD power generation and high tempera-
ture technology. Beijing, 1999. Vol. 2. P. 387-398.
43. Aitov NT., 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.
44. Венгерский В.В., Шелков Е.М., Бабаков Н.П. МГД-генсратор на твердом то-
пливе с продолжительностью импульса 100 секунд // Proc, of the 8th Intern,
conf, on MHD, Moscow, USSR, 1983. Moscow, 1983. Vol. 5. P. 115-119.
368
45. Aitov N.L., Rikman V.Yu., Novikov V.A 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.
46. 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” Ц 13th Intern, conf, on MHD electric power Generation, Yokohama.
Japan, 1996. Vokanama, 1966. Vol. 1. P. 61-70.
47. 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.
48. Velikhov E.P., Feldman IS.. Bezruk I A. et al. MHD-sounding at the Siberian
Platform Ц Abstracts of the 10th Workshop on electromagnetic induction in the
Earth, Aug.22-29, 1990, Ensenado. Mexico. P. 8-10.
49. Велихов Е.П., Зейгарник BA. МГД-метод преобразования в геофизике //
МГД-теория, энергетика, технология. 1985. №1.С. 19-30.
50. Велихов Е.П.. Жуков Б.Н., Шейдлин А.Е. и др. Состояние и перспективы
развития геофизической МГД-энергетики Ц Proc, of the 8th Intern, conf, on
MHD, Moscow, USSR, 1983. Moscow, 1983. Vol. 5. P. 59-64.
51. Глевое И.А., Вырвинский В.В., Кашарский Э.Г. и др. Системы электропита-
ния кратковременного действия с электромашинными агрегатами // Источ-
ники электропитания кратковременных и импульсных нагрузок большой
мощности. Л.: ВНИИЭлектромаш, 1981. С. 3-17.
52. Глевое ИА., Каишрский Э.Г., Рутберг Ф.Г., Хуторецкий Г.М. Мощные ге-
нераторы переменного тока с инерционными накопителями энергии для пи-
тания электрофизических установок // Электротехника. 1981. № 1. С. 20-22.
53. Козловский Е.Я., Данилевич Я.Б., Кашарский Э.Г.. Рувисов Г.В. Аномаль-
ные режимы крупных синхронных машин. Л.; Наука, 1969.
54. Headifen G.R., Pappas LA., Weldon l.M. et al. Preliminary design of a 1 giga Joul
homopoiar generator Ц IEEE Trans. Magn. 1993. Vol. 22, N 1. P. 980-985.
55. Дружинин AC, Кучинский Г.С..Ларионов БА. Компрессионные генерато-
ры Ц Физика и техника мощных импульсных систем / Под ред. Велихо-
ва Е.П. М.: Энергоатомиздат, 1987. С. 280 295.
56. Proceedings of VI Symposium on electromagnetic launch technology Ц IEEE Trans.
Magn. 1993. Vol. 22. N 1.
57. Pratap S.B. Advanced compulsator technology Ц Ibid. P. 1043-1047.
58. Herbst J.D., Coon K.G., Kuenast RA. 9 MJ range gun compulsator stator design and
fabrication Ц Ibid. P. 986-991.
59. Lippert l.P. Supply for the new electromagnetic torpedo launches. // Ibid.
P. 1009-1012.
60. Pappas I A... Headifen G.R., Weldon l.M., Wright LC. Design of a 500 MJ, 5 MA
power supply // Ibid. 1993. Vol. 22, N 1. P. 1027-1032.
61. Colgate SA., Aamodt RE. Plasma reactor promises eirect electric power Ц
Nucleonics. 1957. N 15(8). P. 50-55.
62. Дмитриевский В А., ЗаклязьминскийЛА. Индукционный МГД-генератор с
полостным ядерным реактором // Теплофизика высоких температур. 1971,
№ 2. С. 405-413.
63. Ядерные ракетные двигатели / Под ред. А.С. Коротеева. М.; Норма ин-
форм, 2001.
64. Proceedings of VII Symposium oh electromagnetic launch technology // IEEE Trans.
Magn. 1995. Vol. 31, N 1.
65. Rachleig S.C., Marshall S.L Electromagnetic acceleration of macroparticlcs to high
velocities Ц J.Appl.Phys. 1978. Vol. 49. P. 297-304.
66. Hawke RS., Brooks A.L., Fowler G.M., Peterson D R. Electromagnetic railgun
launches: Direct launch feasibility Ц AIAA J. 1982. Vol. 20, N 7. P. 978-985.
13. Взрывные генераторы...
369
67. 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.
68. Козлов Г.И., Ступицкий E.A. Расчет состояния аргона за падающей удар-
ной волной в диапазоне чисел Маха от 20 до 50 с учетом возбуждения, мно-
гократной ионизации и кулоновского взаимодействия // Журн. прикл. меха-
ники и техн, физики. 1968. № 3. С. 94-97.
69. Грязнов В.К., Иосилевский ИЛ., Фортов В.Е. Расчет ударных адиабат ар-
гона и ксенона // Там же. 1973. № 3. С. 70-76.
70. Саттон Дж., Шерман А. Основы технической магнитной гидродинамики.
Пер. с англ. М.: Мир, 1968. 371 с.
71. Зельдович Я.Б.. Райзер Ю.П. Физика ударных волн и высокотемпературных
гидродинамических явлений. М.: Физматгиз, 1963. 611 с.
72. Терлецкий Я.П. Получение сверхсильных магнитных полей путем быстрого
сжатия проводящих оболочек // Журн. эксперим. и теорет. физики. 1967.
Т. 32, № 2. С. 387-388.
73. Беннет Ф. Физика высоких плотностей энергии. Пер. с анг. / Под ред. Каль-
нирола П., Кнопфеля Г. М.: Мир, 1974.
74. Павловский А.И.. Васюков ВЛ., Русаков А.С. Формирование быстронара-
стающих мегаамперных импульсов тока от магнитокумулятивных генера-
торов Ц Письма в ЖТФ. 1977. Т. 3, № 16. С. 789-792.
75. Биттер Ф. Сверхсильные импульсные магнитные поля // Успехи физ. наук.
1996. № 4. С. 735-764.
76. Conger R.L. Large electric power pulses by explosive magnetic field compression //
J. Appl. Phys. 1967. Vol. 38, N 5. P. 2275-2277.
77. Батыгин B.B., Топтыгин И.П. Сборник задач по электродинамике. М.:
Физматгиз, 1962. 301 с.
78. Пейн Г., Смай Р. Опыты по получению электрической энергии от движу-
щейся плазмы Ц Механика. 1962, № 3(73). С. 95—108.
79. Jones M.S., McKinnon СП. Explosive driven linear MHD generators // Proc, of the
conf, on megagauss magnetic field generation by explosives and related experi-
ments, Frascaty, Italy, Sept., 1965. Brussels: Euratom, 1966. P. 349-366.
80. 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.
81. Ватажин А.Б.,Любимов Г.А., Регирер С.А. Магнитогидродинамические те-
чения в каналах. М.: Наука, 1970. 515 с
82. Джонс М.С., Мак-Киннон Ц.П., Блекман В.Х. Генерация кратковременных
импульсов в линейных МГД-генераторах. Пер. С англ. / Под ред. Губаре-
ва А.В. М.: Мир, 1965. С. 34-69.
83. Brumfield R.C. Pat. 3317763 USA, GL 310-11. Pubb. 1976.
84. Кириллин ВЛ., Альтов В.А., Асиновский Э.И. и др. Взрывной магнитогид-
родинамический генератор со сверхпроводящей магнитной системой //
Докл. АН СССР, 1969. Т.185. № 2. С. 316-319.
85. Bangerter СП., Hopkins B.D., Brogan TH. Explosively driven MHD power gener-
ation // 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.
86. Jones M.S., Blackman V.N. Parametric studies of explosive driven MHD power gen-
erations // Proc, of the 2nd Intern, symp. on MHD electrical power generation. Paris,
July 1964. P„ 1964. Vol.2. P. 803-817.
87. Asinovsky E.I.. 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.
370
88. Осташев В.Е.. Максимов А.М.. Лебедев Е.Ф. и др. Нестационарное взаимо-
действие потока плазмы за сильной ударной волной с магнитным полем //
Теплофизика высоких температур, 1975. Т. 13. № 1. С. 110-115.
89. Gill S.P., Baum D.W. Pat. 3316878 USA, GL 310-11. Publ. 1975.
90. GHI S.P. Directed energy power course could generate EW-technology
revolution // Defense Electronics. 1984. Vol. 16, N 4. P. 116-120.
91. Jones M.S.. Bangerter C.D., Hopkins B.D. et al. //Techn. Rep. MHD Research Inc.
1969. N 669.
92. Шурупов А.В., Гальбурт B.A., Давыдов A.H., Лебедев Е.Ф. Цилиндриче-
ские взрывные течения. М., 1985. (Препр. ИВТАН; № 1-157).
93. Давыдов А.Н., Лебедев Е.Ф., Перков С.А. Экспериментальное исследова-
ние газодинамической неустойчивости в потоке плазмы за цилиндрической
ударной волной. М., 1979. (Препр. ИВТАН; № 1-46).
94. Шурупов А.В., Гальбурт В.А., Лебедев Е.Ф. Влияние неустойчивости Рэ-
лея—Тейлора на структуру взрывного цилиндрического течения // Письма в
ЖТФ, 1985. Т. 11, № 9. С. 554-557.
95. 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.
96. Деревянко В А., Заклязьминский Л.А., Кацнельсон С.С., Лебедев Е.Ф. Ис-
следование нестационарного взаимодействия сгустка проводящего газа с
заданным электрическим контуром // Журн. прикл. механики и техн, физи-
ки, 1968. № 2. С. 59-67.
97. Яковлев В.И. Индуктивное взаимодействие расширяющегося плазмен-
ного шнура с внешним электрическим контуром // Там же. 1963. № 2.
С. 31-38.
98. 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.
99. Керкис А.Ю., Трынкина НА. Экспериментальное исследование эффектив-
ности индукционного взаимодействия проводящего газа с заданным элект-
рическим контуром Ц Журн. прикл. механики и техн, физики, 1971. № 3.
С. 143-146.
100. Керкис А.Ю., Соколов В.С., Трынкина Н.А., Фомичев В.П. Эксперимен-
тальные исследования эффекта токового слоя // Докл. АН СССР, 1973.
Т. 211. №1. С. 69-72.
101. 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. Ле-
бедев, М.Г. Ефимов, В.И. Туманов.
102. Ландау ЛД., Лифшиц Е.М. Электродинамика сплошных сред. М.: Наука,
1982.
103. 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.
104. 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.
105. 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).
106. Чернышов B.K. Сверхмощные взрывомагнитные источники энергии для
термоядерных и физических исследований // Мегагауссная и мегаамперная
13*
371
импульсная технология применения: Тр. VII междунар. конф. Саров. 5-10
авг. 1996 г. Саров: Изд-во ВНИИЭФ, 1887. С. 41-59.
107. Сахаров АД. Взрывомагнитные генераторы // Успехи физ. наук. 1966,
Т. 88, № 4. С. 725-756.
Ю8.Т ои7ег С.М., Garn W.B., Caird R.S. Production of very magnetic fields by implo-
sion //J. Appl. Phys. 1960. Vol. 31. P. 588-593.
109. Сахаров АД., Людаев P.3., Смирнов Е.М. и др. Магнитная кумуляция //
Докл. АН СССР. 1965. Т. 165. № 1. С. 65-68.
110. Быченков Е.И., Войтенко А.Е.,Демчук А.Ф. Эксперименты со взрывомаг-
нитным генератором в лабораторных условиях // Там же. 1968. Т. 183.
С. 1280-1291.
111. Shearer EW , Abraham F.F., Aplin В.Р. et al. Explosive driven magnetic field com-
pression generators //J.Appl. Phys. 1968. Vol. 39, N 4. P. 2102-2116.
112. Павловский А.И., Колокольчиков Н.П.. Ролыпенко РЕИ. и др. Каскадный
магнитокумулятивный генератор сверхсильных магнитных полей // Сверх-
сильные магнитные поля: Тр. Ill Междунар. Конф, по генерации мегага-
уссных магнитных полей и родственным экспериментам. Физика. Техника.
Применение. М.: Наука, 1984. С. 19-22.
113. Павловский А.И., Дружинин В.В., Таценко О.М. и др. Магнитооптические
исследования в сверхсильных магнитных полях // Там же. С. 130-135.
114. Быченков В.И., Швецов ГА. Мегагауссные магнитные поля. Физика. Тех-
ника. Применение // ЖПМТФ, 1997. Т. 38, № 4. С. 90-101.
115. 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.
116. 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.
117. Chare Е.С., Brooks W.R.. Cowan М. 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.
118. Wright T.R., Baker L.. Cowan M., Freeman ER. Magnetic flux compression by
expanding plasma armatures // Proc, of the 2nd Intern, conf, on megagauss mag-
netic fields generation and related topics. Washington, D.C., USA, May, 1979.
N.Y.; L.: Plenum press, 1980. P. 241-247.
119. Cowan M., Chare E.C., Leisker W.B. et al. Pulsed energy conversion with a super-
conducting magnet // Cryogenics. 1976. December. P. 699-704.
120. Лебедев Е.Ф., Осташев В.Е. Взрывные МГД генераторы: М., 1982. Препр.
ИВТАН; (№ 3-076).
121. Лебедев Е.Ф., Осташев В.Е., Швецов ГА. Преобразование химической
энергии взрывчатого вещества магнитогидродинамическим способом Ц
Физика горения и взрыва, 1982. Т. 18, № 5. С. 3-20.
122. Взрывные МГД-генераторы / Под ред. Асиновского Э.И. М.: ИВТАН,
1991.
123. Bangerter C.D., West L.R.. Brogan T.R. et al. Explosive magnetohydrodynamic
program //Techn. Rep. AFAPL May 1973. TR-73-16.
124. Жаринов Е.И, Демидов BA., Рябинкин А.И., Чернышов B.K. Предельные
возможности коаксиального ВМГ с осевым инициированием заряда //
Сверхсильные импульсные магнитные поля: Тр. III Междунар. конф, по ге-
нерации мегагаусных магнитных полей и родственным экспериментам. Фи-
зика. Техника. Применения. М.: Наука, 1984. С. 298-301.
125. Солем Дж.С., Фаулер К.М., Гетти ДжД. и др. Дирак: Серия экспериментов
по изучению физики и химии в свсрхсильных магнитных полях // Мегагаусс-
372
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.
126. Азаркевич Е.И., Диденко А.Н., Долгополов П.В. и др. Генерация импульс-
ного СВЧ-излучения с помощью энергии химических взрывных веществ //
Докл. АН СССР, 1991. Т. 319, № 2. С. 352-355.
ПТ.ПляшкевичЛ.Н., Борискин А.С., Гайнулин К.Г.. Безрук И.А. Возможность
применения магнитного диполя, питаемого магнитокумулятивным генера-
тором, для электромагнитного зондирования в геофизических исследова-
ниях // 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.
128. Головина В.В., Исаков В.П., Фортов В.Е. Взрывомагнитный генератор -
источник магнитного и сейсмического полей в геофизических исследовани-
ях Ц Там же. С. 1017-1020.
129. Борискин А.С., Димант Е.М., Козлов М.Б. и др. Транспортабельные уста-
новки на основе МКГ для моделирования на протяженных объектах им-
пульсной составляющей тока молнии //Там же. С. 963-969.
Часть 1
1. BrumfieldR.G., Evans E.W., McKinnon CH. Pulsed MHD power generation //Proc,
of the 4th Symp. on engineering aspects of MHD. Berkeley, 1963.
2. Jones M.S., McKinnon CH Explosive driven linear MHD generators // Proc, of the
conf, on megagauss magnetic field generation by explosives and related expen-
ments, Frascaty, Italy, Sept., 1965. Brussels: Euratom, 1966. P. 349-366.
3. Кириллин B.A., Шеидлин A.E., Альтов В А. и др. Импульсный магнитогид-
родинамический генератор со сверхпроводящей магнитной системой //
Докл. АН СССР. 1969. Т. 185. № 2. С. 316-319.
4. Cnare Е.С., Brooks Ж./?., Cowan М. Explosive MHD generators И 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.
5. Jones MS., Bangerter CD., Hopkins BD. et al Explosive MHD generation // MHD
Res. Inc. Techn. Rep. 1969. N 669.
6. Джонс M.C., Мак-Киннон Ц.П., Блекман B.X. Генерация кратковременных
импульсов в линейных МГД-генераторах / Пер. с англ, под ред. А.В. Губаре-
ва. - М.: Мир, 1965. С. 34-69.
7. 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.
8. Bangerter CD., West L.R., Brogan TH. et al Explosive magnetohydrodinamic pro-
gram//Techn. Rep. AFAPL. 1973. N TR-73.16.
9. Jones M.S., Webster P.W., Webb FH. et al. Large scale explosively driven MHD-gen-
erator experiments // Proc, of the 7th Symp. on Engineering Aspects of MHD.
Pittsburg, 1965. P. 965.
10. Кириллин В.А., Альтов В. А.. Асиновский Э.И. и др. Взрывной магнитогид-
родинамический генератор со сверхпроводящей магнитной системой //
Докл. АН СССР. 1969. Т. 185. № 2. С. 316-319.
11. Bangerter C.D., Hopkins BD., Brogan T.R. Explosively Driven MHD power gener-
ation // 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.
12. Козлов Г.И., Ступицкий Е.А. Расчет состояния аргона за падающей удар-
ной волной в диапазоне чисел Маха от 20 до 50 с учетом возбуждения, мно-
373
гократной ионизации и кулоновского взаимодействия // Журн. прикл. меха-
ники и техн, физики. 1968. № 3. С. 94-97.
13. Грязнов В.К., Иосилевский ИЛ., Фортов В.Е. Расчет ударных адиабат ар-
гона и ксенона // Там же. 1973. № 3. С. 70-76.
14. Реслер Е.. Лин Ш. Ч., Кантровиц А. Получение газов высокой температуры
в ударных трубах Ц Ударные трубы / Пер. с англ, под ред. Х.А. Рахматули-
на. С.С. Семенова. - М.: Изд-во иностр, лит.. 1962. С. 218-237.
15. Лебедев Е.Ф., Осташев В.Е. Взрывные МГД-генераторы. — М.: 1982.
(Препр. ИВТАН; № 3-076).
16. Asinowsky Е.1.. Kuznetsov YuA., 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.
17. Максимов A.M., Ocmautee В.Е. Пробой газа перед фронтом ударной волны
в индуцированном электрическом поле Ц Теплофизика высоких темпера-
тур. 1975. Т. 13. С. 544-547.
18. Jones М.С., Bangerter C.D., Peterson А.Н.. McKinnon C.N. Explosive magnetohy-
drodynamics / 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).
19. A.c. 679070 СССР. Корпус канала импульсного генератора / В.Г. Попов,
В.В. Плетнев, Е.Ф. Лебедев, и др. 1979.
20. Лебедев Е.Ф., Осташев В.Е., Швецов Г.А. Преобразование химической
энергии взрывчатого вещества магнитогидродинамическим способом // Фи-
зика горения и взрыва. 1982. Т. 18. № 5. С. 3-20.
21. Саттон Дж., Шерман А. Основы технической магнитной гидродинамики.
Пер. с англ. М.: Мир, 1968.
22. Губарев А. В. .Дегтярев Л. М., Фаворский А.П. К вопросу о продольном кра-
евом эффекте в магнитогидродинамических каналах // Магнит, гидродина-
мика. 1970. № 2. С. 77-82.
23. Деревянко В.А., Соколов ВС. Об отрыве потока от электродов при сильном
гидромагнитном взаимодействии вследствие влияния анизотропии проводи-
мости Ц Изв. СО АН СССР. 1974. Вып. 9, № 8. С. 21-26.
24. Кашкин Ю.Ф. Исследование концевых электрических токов при движе-
нии плазмы по каналу электроразрядной трубы через неоднородное маг-
нитное поле И Журн. прикл. механики и техн, физики. 1970. № 1.
С. 119-123.
25. Ватажин А.Б., Любимов Г.А., Регирер С.А. Магнитогидродинамические те-
чения в каналах. - М.: Наука, 1970.
26. Керкис А.Б., Фомичев В.П. Пьезоэлектрический датчик для измерения дав-
ления в импульсных электроразрядных установках // Вопросы газодинами
ки. - Новосибирск, 1975. Вып. 5. С. 299-305.
27. Knight Н., Volenable D. Apparatus for pression flash radiography of shock and det
onations waves on gases // Rev. Sci. Instrum. 1958. Vol. 29. P. 922-925.
28. Окунь И.Б. Измерение разрядных токов поясами Роговского // Приборы и
техника эксперимента. 1968. № 6. С. 120-126.
29. Colgate SA., Aamodt R.L. Plasma reactor promises direct electric power Ц
Nucleonics. 1957. N 15(8). P. 50-55.
30. Дмитриевский B.A., ЗаклязьминскийЛ.А. Индукционный МГД-генератор с
полостным ядерным реактором // Теплофизика высоких температур. 1971.
№ 2. С. 405-413.
31. Деревянко В.А., Заклязьминский ЛА., Кацнельсон С.С.. Лебедев Е.Ф. Ис-
следование нестационарного взаимодействия сгустка проводящего газа с за-
374
данным электрическим контуром // Журн. прикл. механики и техн, физики.
1968. № 2. С. 59-67.
32. Кацнельсон С.С., Славин В.С. Численное моделирование процесса взаимо-
действия потока плазмы за сильной ударной волной с поперечным магнит-
ным полем Ц Теплофизика высоких температур. 1977. Т. 15, № 2.
С. 321-330.
33. Яковлев В.И. Индуктивное взаимодействие расширяющегося плазменного
шнура с внешним электрическим контуром // Журн. прикл. механики и техн,
физики. 1963. № 2. С. 31-38.
34. Кацнельсон С.С., Славин В.С. Расчет течения в радиальном МГД-генерато-
ре с учетом двухмерности магнитного поля Ц Магнит, гидродинамика. 1977.
№ 1. С. 49-55.
35. Керкис А.Ю., Соколов В.С., Трынкина НА.. Фомичев В.П. Эксперименталь-
ные исследования эффекта токового слоя // Докл. АН СССР. 1973. Т. 211,
№ 1. С. 69-72.
36. 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.
37 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.
38. 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. Ле-
бедев, В.Р. Хамраев, В. И. Туманов.
39. Камруков А С , Козлов Н П., Протасов Ю.С., Семенов А.М. О возможности
создания высокояркостных источников излучения на основе ударного тор-
можения гиперзвуковых плазменных потоков в плотных газах // Журн.
техн, физики. 1982. Т. 52, № 11. С. 2314—2317.
40 Wright ТЛ., Baker L., Cowan М., Freeman l.R. Magnetic flux compression by
expanding plasma armatures // Proc, of the 2nd Intern, conf, on megagauss magnet-
ic fields generation and related topics, Washington, D.C., USA. May, 1979. N.Y.;
L.: Plenum press, 1980. P. 241-247.
41. Cowan M., Chare E.C., Leisker W.B. el al. Pulsed energy conversion with a super-
conducting magnet // Cryogenics. 1976. December. P. 699-704.
42 Лебедев Е.Ф., Кондратенко M.M., Осташев В.Е. Моделирование частотно-
го режима работы взрывного МГД-генератора // Теплофизика высоких
температур. 1983. Т.21, № 4. С. 825-826.
43. Демчук А.Ф. Один метод расчета взрывных камер // Журн. прикл. механики
и техн, физики. 1968. № 5. С. 47-50.
44 Иванов А Г, Могилев В А., Сиротов А.А.и др. Реакция трехслойных камер
при подрыве в них удлиненных зарядов ВВ // Физика горения и взрыва.
1982. № 4. С. 88-93.
45. Бузуков АА. Особенности поведения стенок взрывных камер под действи-
ем импульсной нагрузки // Там же. 1976. № 4. С. 605-610.
46 Ждан С А. Расчет динамической нагрузки, действующей на стенку взрывной
камеры Ц Там же. 1981. № 2. С. 142-146
47. Васильев А.А., Ждан С А. Параметры ударных волн при взрыве цилиндри-
ческого заряда в воздухе // Там же. 1981. № 6. С. 99-105.
48. Гальбурт ВА. Взрывные газодинамические течения: Методика расчета.
М., 1983. (Препр. ИВТАН; № 2-098).
49 Фортов В Е , Дремин А Н. Полуэмпирическое уравнение состояния трини-
тротолуола // Докл. АН СССР. 1975. Т. 222, № 1. С. 162-165.
375
50. Фортова Т.Н., Шкадинский К.Г., Дремин А.Н., Фортов В.Е. Расчет разви-
тия детонационных волн // Физика горения и взрыва. 1977. Т. 13, № 1.
С. 69-77.
51. Шурупов А.В., Гальбурт В.А., Давыдов А.Н., Лебедев Е.Ф. Цилиндрические
взрывные течения. М., 1985. (Препр. ИВТАН; № 1-157).
52. Гальбурт ВЛ., Лебедев Е.Ф., Черных Е В. Определение радиальных дефор-
маций цилиндрических камер под действием нагрузки, возникающей при
осесимметрическом подрыве заряда // Физика горения и взрыва. 1985. № 5.
С. 116-122.
53. Федоренко А.Г, Цыпкин В.И., Ионов А.Г. Особенности динамического де-
формирования и разрушения цилиндрических стеклопластиковых оболо-
чек при импульсном нагружении Ц Механика композитных материалов.
1983. № 1. С. 9-14.
54. Филин В.П. Прикладная механика твердого деформируете тела. Сопротив-
ление материалов с элементами теории сплошных сред и строительной ме-
ханики. М.: Наука, 1981. Т. 3.
55. 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).
56. Давыдов А.Н., Гальбурт ВЛ,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.
57. Michel-Levy A., Muraour Н„ Vassy Е. // Rev. optique. 1941. Vol. 20. Р. 49.
58. Stetthacher A. Spreng und Schiebstoffe. Zurich: Rascher, 1948.
59. Минцев В.Б., Фортов В.Е. Взрывные ударные трубы // Теплофизика высо-
ких температур. 1982. № 4. С. 745-764.
60. Никулин М.А., Попов Е.Г. Излучательные свойства ударных волн в
газах. М.; Наука, 1977.
61. Модель И.Ш. Измерение высоких температур в сильных ударных волнах в
газах Ц Журн. эксперим. и теорет. физики. 1957. № 32. С. 714.
62. 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.
63. Glenn H.D., Crawly B.K. Marvel-nuclear driven shock-tube experiment // J. Appl.
Phys. 1970. Vol. 41. P. 689.
64. Титов B.M., Фадеенко Ю.В.. Титова H.C. Разгон твердых частиц кумуля-
тивным взрывом // Докл. АН СССР. 1968. Т. 180, № 5. С. 1051.
65. Савров СД., Агеев И.М., Лебедева В Р Возбуждение спектров высокотем-
пературного газа во взрывной трубе // Теплофизика высоких температур.
1975. Т. 13, № 4. С. 722-725.
66. Seay G.D . Seely L£.. Fowler R.G. // J. Appl. Phys. 1954. Vol. 25. P. 324.
67. 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.
68. Асиновскии Э.И., Зейгарник B.A., Лебедев Е.Ф. и др. Импульсные МГД-
преобразователи химической энергии в электрическую. М.: Энергоатомиз-
дат, 1997.
69. Норман Г.Э., Старостин А.Н. Термодинамика сильно неидеальной плаз-
мы // Теплофизика высоких температур. 1970. № 8. С. 413-436.
70. Фортов В.Е. Динамические методы в физике неидеальной плазмы / ОИХФ.
Препринт. Черноголовка, 1981.
71. Войтенко А.Е., Исаков В.П., Соболенко Т.М. Воздействие плазмы большо-
го давления и температуры с металлическими стенками // Теплофизика вы-
соких температур. 1975. Т. 13, № 5. С. 1098.
376
72. Войтенко А.Е.,Любимова МА., Маточкин Е.П. Взрывная ударная труба //
Там же. 1972. Т. 10, № 6. С. 1280.
73. Дафф М., Блэкуэлл А. Взрывные ударные трубы Ц Приборы для науч, ис-
след. 1966.Т. 37,№5. С. 39.
74. Pat. 3235816, USA, cl. 331-945 / L.K. Wanlass. Publ. 1964.
75. Дремин А.Н, Трофимов В.С., Савров СД., Шведов К.К. Детонационные
волны в конденсированных взрывчатых веществах. - М.: Наука, 1970.
76. Физика взрыва / Под ред. К.П. Станюковича. - М.: Наука, 1975.
77. Фортов В.Е.. Иванов Ю.В., Дремин А.Н. и др. Взрывной генератор неиде-
альной плазмы // Докл. АН СССР. 1975. Т. 221. С. 1307-1310.
78. Фортов В.Е., Мусянков С.И., Якушев В.В., Дремин А.Н. Об “аномальных”
эффектах при выходе детонационной волны на свободную поверхность //
Теплофизика высоких температур. 1974. Т. 12. С. 957.
79. Попель О С., Синкевич О.А. Распад разрыва с учетом реального уравнения
состояния продуктов детонации конденсированного взрывчатого вещест-
ва Ц Изв. АН СССР. Сер. Механика жидкости и газа. 1975. № 2. С. 184-187.
80. Попель ОС., Синкевич 0^4. Использование конденсированного взрывчато-
го вещества для получения высокоскоростных ударных волн в ударных тру-
бах //Теплофизика высоких температур. 1977. Т. 15, № 1. С. 150-157.
81. Фортов В.Е. Модели уравнений состояния вещества / ОИХФ. Препринт.
Черноголовка, 1980.
82. Зельдович Я.Б., Станюкович К.П. Об отражении плоской детонационной
волны //Докл. АН СССР. 1947. Т. 55. С. 591-594.
83. Ландау Л.Д., Станюкович К.П. Определение скорости истечения продуктов
детонации некоторых газовых смесей Ц Там же. 1945. Т. 47. С. 205-207
84. Ландау Л Д., Станюкович К.П. Определение скорости истечения продуктов
детонации конденсированных взрывчатых веществ //Там же. С. 273-276.
85. Козорезов К.И., Сергеев В.В. Трехстадийная изэнтропа расширения ПД
ВВ Ц Физика горения и взрыва. 1975. Т. 11. № 1. С. 102.
86. Станюкович К.П. Неустановившиеся движения сплошной среды. — М.: На-
ука, 1971.
87. Freiwald DA. Approximate blast wave theory and experimental date for shock tra-
jectories in linear explosive-driven tubes Ц J. Appl. Phys. 1972. Vol. 43. P. 2224.
88. Майрлс Г. // Ударные трубы: Пер. с англ. - М.: Изд-во иностр, лит., 1962.
89. Гриб А А. Влияние места инициирования на параметры воздущной ударной
волны при детонации взрывчатых газовых смесей Ц Прикл. математика и
механика. 1944. С. 273-286.
90. Иванов Ю.В., Минцев В.Б., Фортов В.Е., Дремин А.Н. Электропроводность
неидеальной плазмы Ц Журн. эксперим. и теорет. физики. 1976. Т. 71,
№ 1(7). С. 216
91. СедовЛ.И Методы подобия и размерности в механике. - М.: Наука, 1965.
92. Попель О С, Синкевич О А., Шевченко АЛ. Затухание ударной волны при
разлете продуктов реальной детонации ВВ в газ Ц Физика горения и взры-
ва. 1977. Т 13, № 6. С. 936-939.
93. Savitt IS., Stresua R.H. Velosity attenuation of explosive-produced air // J. Appl.
Phys. 1954. Vol. 25, N 1. P. 89.
94. Козорезов К.И., Сергеев В.В. Расчет параметров ударной волны вблизи за-
ряда ВВ // Физика горения и взрыва. 1975. Т. 11, № 6. С. 928.
95. Альтшулер Л.В., Зубарев В.Н.. Телегин Г.С. Перссжатые детонационные
волны в конденсированных ВВ // Там же. 1974. Т. 10, № 5. С. 728.
96. 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.
377
97 Беспалов В.Е.,ДьячковЛ.Г.. Кобзев Г.А., Фортов В.Е. Излучение плазмы
воздуха высокого давления // Теплофизика высоких температур. 1979.
Т. 17. № 2. С. 266-273.
98. Черный Г.Г. Задача о точечном взрыве // Докл. АН СССР. 1957. Т. 112, № 2.
С. 213-216.
99. Taylor G. The instability of liquid surfaces when accelerated in a direction perpen-
dicular to the planes I / Proc. Roy. Soc. London A. 1950. Vol. 201. P. 192-196.
100. Давыдов A.H.. Попель O.C. Взрывные ударные трубы как инструмент для
плазмофизических исследований Ц Динамика сплошной среды. - Новоси-
бирск; 1977. Вып. 29. С. 27.
101. Савров СД., Лебедев Е.Ф., Кузнецов ЮЛ. Ударные трубы для исследова-
ния нестационарных течений при больших магнитных числах Рейнольдса //
МГД-метод получения электроэнергии. - М.: Энергия. 1972. Вып. 3.
С. 152-160.
\02. Shreffler R.G.. Christian R.H. Boundary disturbance in high-explosive shock
tubes // J. Appl. Phys. 1954. Vol. 25. P. 324.
103. Зацепин ЮЛ., Попов Е.Г., Цикулин МЛ. Яркость фронта ударных волн в
некоторых газах // Журн. эксперим. и теорст. физики. 1968. Т. 54. С. 112.
104. Беспалов В.Е., Грязнов В.К., Дремин А.Н., Фортов В.Е. Динамическое
сжатие неидеальной плазмы аргона // Там же. 1975. Т. 69. С. 2059-2066.
105. Аду шкин В.В., Немчинов И.В. Приближенное определение параметров га-
за за фронтом ударной волны по закону движения фронта // Журн. прикл.
механики и техн.физики. 1963. № 4. С. 58-67.
106.Савров СД., Дремин А.Н. Новый метод генерации ударных волн в газе //
Докл. АН СССР. 1970. Т. 194, № 4. С. 811-814.
107.Зельдович Я.Б., Райзер Ю.П. Физика ударных волн и высокотемператур-
ных гидродинамических явлений. - М.: Физматгиз, 1963.
10%.Адушкин В.В. О формировании ударной волны и разлете продуктов взры-
ва в воздухе // Журн. прикл. механики и техн, физики. 1963. № 5.
С. 107-114.
109.Лаврентьев МЛ Кумулятивный заряд и принципы его работы Ц Успехи
матем. наук. 1957. Т. 12, № 4. С. 41.
1 Ю.Забабахин Е.И. Явления неограниченной кумуляции // Механика в СССР за
50 лет. Т. 2. М.: Наука, 1970. С. 313.
11 l.Birkhqff G., MacDougall D.P., Pugh Е.М., Taylar G. Explosives with lived cavi-
ties // J. Appl. Phys. 1948. Vol. 19, N 6. P. 563.
112. Koski W.5., Lucy FA.. Shreffler R.G., Willig FJ. Fast jets from collapsing cylin-
ders // Ibid. 1952. Vol. 23. P. 1300-1305.
113. Новиков Н.П. О высокоскоростных кумулятивных струях // Журн. прикл.
механики и техн, физики. 1962. № 6. С. 22.
114. Новиков Н.П. О некоторых свойствах высокоскоростных кумулятивных
струй // Там же. 1963. № 1. С. 3.
115. Новиков Н.П. О получении сильных ударных волн в лабораторных услови-
ях // Докл. АН СССР. 1962. Т. 147, № 3. С. 597.
116. GHI S.P., Simpkinson W.V. Analysis and performance of an explosively driven
shock tube // Proc, of VII Intern, shock tube symp. Toronto, 1969. P. 366.
117. Gill S.P. Shock tube with implosive jet driver // Phys. Fluids. 1969. Vol. 12. N 5.
Part 2. P. 88-91.
118. Чистяков В.П., Бондарев C.H., Фадеенко Ю.И. // Динамика сплошной сре-
ды. Новосибирск, 1970. Вып. 4. С. 170.
119. 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.
378
120. Сильверстов В В., Горшков Н.Н., Титов В.М., Урушкин В.П. Исслсдова
ние ударно-волновых процессов в жидком водороде методом реостатных
датчиков Ц Физика горения и взрыва. 1975 Т. 11, № 5. С. 786.
121. Ададуров Г.А., Дремин АН.. Канель Г.И.. Першин С.В. Определение пара-
метров ударных волн в веществе при его сохранении в цилиндрических ам-
пулах // Там же. 1967 Т 3, № 2. С. 281
122. Пряхин В.Г.. Титов В.М., Швецов ГЛ. Исследование высокоскоростных
потоков газа электромагнитным методом // Журн. прикл. механики и техн,
физики. 1971. № 3. С. 137.
123. Burnham M.W., Marshall S.l. // Proc, of Conf, on megagauss field generation
Frascaty, 1965. P. 367.
124. Лобанов В.Ф., Фадеенко Ю.И Кумуляция продуктов детонации полого ци-
линдрического заряда // Физика горения и взрыва. 1974. Т. 10, № 1. С. 119.
125. Сильвестров В В , Урушкин В.П. Детонация трубчатых зарядов ВВ в жид
ком водороде // Там же. 1977. Т. 13, № 1. С. 73.
126. Юхансон К., Персон П. Детонация взрывчатых веществ. - М.: Мир, 1973.
127. Woodhead D.W., Totman N. Detonation phenomena in a tubular charge of explo-
sive//Explosivstoffe. 1965. Vol. 6. P. 141-155.
128. МержиевскийЛЛ.. Фадеенко Ю.И., Филимонов ВЛ., Чистяков В.П. Уско-
ренное распространение детонации в газах с полостью, заполненной лити-
ем // Физика горения и взрыва. 1976. Т. 12. № 2. С. 233-240.
129. Бакиров И.Т., Митрофанов В.В. Высокоскоростная двухслойная детона-
ция в системе “ВВ-газ” // Докл. АН СССР. 1976. Т. 231, № 6. С. 1315.
130. Митрофанов В.В. О сверхскоростной детонации в зарядах с продольными
каналами Ц Физика горения и взрыва. 1976. Т. 12, № 1. С. 73.
131. Мордашев А.М Численный расчет параметров двухслойной детонации Ц
Журн. прикл. механики и техн, физики. 1977. № 2. С. 50.
132. Filler И<5. Measurements on the blast wave in a conical tube // Phys. Fluids. 1960.
N 3. P. 444.
133. Гласс, Чэн, Броуд. Сильные ударные волны, возбуждаемые сферическими
имплозиями, вызываемые взрывами твердого ВВ // Ракет, техника и кос-
монавтика. 1974. Т. 12, № 3. С. 139.
134. Сильвестров В.В., Титов В.М. Сходящаяся ударная волна в жидком водо-
роде // Физика горения и взрыва. 1975. Т. 11, № 4. С. 655.
135. Бернстайн Д., Геттельман С. Формирование цилиндрически симметрич-
ной имплозии // Приборы для науч, исслед. 1966. № 10. С. 89-91.
136. Войтенко А.Е. Получение газовых струй большой скорости // Докл. АН
СССР. 1964. Т. 158, № 6. С. 1278.
137. Войтенко А.Е. Сильные ударные волны в воздухе // Журн. техн, физики.
1966. Т 36, № 1. С. 178.
138. Романов Г.С., Урбан В.В. Численное моделирование взрывного плазмен-
ного генератора в газодинамическом приближении // Инж.-физ. журн.
1979. Т. 37, № 5. С. 859.
139. CrowlyB.K., Glenn H.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.
140. Войтенко А.Е. Ускорение газа при его сжатии в условиях остроугольной
геометрии // Журн. прикл. механики и техн, физики. 1966. № 4. С. 112.
141. 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.
142. Минцев В.Б., Фортов В E , Грязнов В.К. Электропроводность высокотем-
пературной неидеальной плазмы // Журн. эксперим. и теорет. физики,
1980. Т. 79, № 1(7). С. 116-124.
379
143. Кирко В.И. Энергетические характеристики взрывного плазменного гене-
ратора // Физика горения и взрыва. 1979. Т. 15, № 6. С. 135-139.
144. Войтенко А.Е., Кирко В.И. КПД взрывного плазменного компрессора //
Там же. 1975. Т. 11, № 6. С. 956.
145. Cowan М., Freiwald D.H. // Proc, of VII Intern, shock tube symp. Toronto, 1969.
P. 432.
146. Кейбл Ф Ускорители для метания со сверхвысокими скоростями // Высо-
коскоростные ударные явления. - М.: Мир. 1973. С. 13.
147. Хэнщелл Б. Ударные трубы. - М.; Изд-во иностр, лит., 1962.
148. Лаптев В.И., Тришин Ю.А. Ц Журн. прикл. механики и техн, физики. 1974.
№6. С. 128-132.
149. Сильвестров В.В. Взрывной ускоритель микрочастиц на жидком водороде //
Физика горения и взрыва. 1979. Т. 15, № 6 С. 104.
150. Войтенко А.Е., Любимова М.А.. Соболев О.П., Сынах В.С. Градиентное
ускорение ударной волны и возможные применения этого эффекта / Ново-
сибирск, 1970. (Препринт ИЯФ. № 14-70).
151. Войтенко А.Е.,Любимова МЛ., Соболев О.П. Экспериментальное наблю-
дение ускорения ударной волны в газе с градиентом плотности // Журн.
техн, физики. 1972. Т. 42, № 1. С. 111.
152. СедовЛ.И. Методы подобия и размерности в механике. М.: Наука, 1967.
153. Гросс Р. Физика высоких плотностей энергии. - М.; Мир, 1974.
154. 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.
155. Коробейников В.П. Вопросы магнитной гидродинамики и динамики плаз-
мы. Рига. 1962.
156. Закайдаков В.В.. Сынах В.С. Рапространение ударных волн в неоднород-
ной плазме // Журн. прикл. механики и техн, физики. 1976. № 2. С. 22.
157. Закайдаков В.В.. Исаков В.П., Кирко В.И., Сынах В.С. Рапространение ио-
низирующей МГД ударной волны в неоднородной среде // Там же. 1976.
№ 5. С. 46.
158. Альтшулер Л.В. Применение ударных волн в неоднородной среде // Успе-
хи физ. наук. 1965. Т. 85. С. 187.
159. Фортов В.Е., Леонтьев А.А., Дремин АН., Грязнов В.К. Генерация неиде-
альной плазмы мощными ударными волнами // Журн. эксперим. и теорет.
физики. 1976. Т. 71, № 1(7). С. 225-236.
160. Фортов В.Е., Дремин А.Н., Леонтьев А.А. и др. Ударно-волновое сжатие
неидеальной плазмы // Теплофизические свойства низкотемпературной
плазмы. - М.: Наука, 1976. С. 39-42.
161. Фортов В.Е.,Леонтьев А.А.. Першин С.В., Дремин А Н. Изэнтропическое
расширение ударно-сжатого свинца // Письма в ЖЭТФ. 1974. Т. 20, № 1.
С. 30-33.
162. Баум ФЛ.. ОрленкоЛ.П., Станюкович К.П. и др. Физика взрыва. - М.: На-
ука, 1975.
163. Duff R.F. High explosive drivers for shock tubes // Proc, of VII Intern, shock tube
symp. Toronto, 1969. P. 398.
164. Culbertson D.W. Discription and performance of a conical shock tube air blast sim-
ulator I I Ibid.
165. Очерки физики и химии низкотемпературной плазмы / Под ред. Л.С. Пола-
ка. - М.: Наука. 1971.
166. Грязнов В.К., Иосилевский ИЛ. и др. Теплофизические свойства рабочих
сред газофазного ядерного реактора / Под ред. В.М. Иевлева. — М.: Атом-
издат, 1980.
380
167. Балеску Р. Статистическая механика заряженных частиц. - М.: Мир, 1967.
168. Климентович ЮЛ., Эбелинг В. Квантовые кинетические уравнения для
неидеального газа и неидеальной плазмы // Журн. эксперим. и теорет. фи-
зики. 1972. Т. 63, № 3(9). С. 905-917.
169. Спитцер Л. Физика полностью ионизованной плазмы: Пер. с англ. - М.г
Мир, 1965.
170. Gould НА., DeWitt НЕ Convergent kinetic equation for a classical plasma //
Phys. Rev. 1967. Vol. 155. P. 68-74.
171. Kihara T., Aono O. //J. Phys. Soc. Jap. 1963. Vol. 18, P. 837.
172. Иванов Ю.В., Дремин A.H., Минцев В.Б.. Фортов В.Е. Электропровод-
ность сильно неидеальной плазмы // Журн. эксперим. и теорет. физики.
1976. Т. 81, № 1. С. 216-223.
173. Минцев В.Б. Фортов В.Е. Электропроводность ксенона в закритических
условиях Ц Письма в ЖЭТФ. 1979. Т. 30, № 7. С. 401-404.
174. Валуев А.А.. Норман Г.Э. Метод молекулярной динамики и теории элек-
тронных коэффициентов переноса неидеальной плазмы // Теплофизика
высоких температур. 1977. Т. 15, № 4. С. 689-694.
175. Воробьев В.С., Хомкин АЛ. К термодинамике кулоновских систем // Там
же. 1976. Т. 14, № 1. С. 204-207
176. Грязнов В.К., Иванов Ю.В., Старостин АН., Фортов В.Е. Теплофизиче-
ские свойства ударно-сжатого аргона и ксенона // Там же. 1976. Т. 14, № 1.
С. 643-646.
177. Блатт Ф. Физика электронной проводимости в твердых телах: Пер. с
англ. — М.: Мир, 1971.
178. Минцев В.Б.. Грязнов В.К., Фортов В Е. Электропроводность высокотем-
пературной неидеальной плазмы Ц Журн. эксперим. и теорет. физики.
1980. Т. 79, № 1.С. 116.
179. Грязнов В.К., Жерноклетов М В., Зубарев В.Н. и др. Термодинамические
свойства неидеальной плазмы аргона и ксенона // Там же. Т. 78, № 2.
С. 573-585.
180 Keeler R.N., Van-Thiel М Alder В J. Corresponding states at small interatomic dis-
tances // Physica. 1965. Vol. 31, N 9. P. 1437.
181. Сеченов B.A., Сон Э.А., Щекотов O.E. Проводимость неидеальной цезие-
вой плазмы за отраженной ударной волной // Письма в ЖТФ. 1975. Т.1,
№ 19. С. 891-894
182. Аскеров Б.М. Кинетические эффекты в полупроводниках. - М.: Наука,
1970.
183. Грязнов В.К., Иосилевский ИЛ., Фортов В.Е Расчет ударных адиабат ар-
гона и ксенона // Журн. прикл. механики и техн, физики. 1973. № 3.
С. 70-76.
184 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.
185. Ермохин Н.В., Ковалев Б.М.. Кулик П.П.. Рябый В.А. Температурная за-
висимость электропроводности плотной цезиевой плазмы, полученной им-
пульсным изобарным омическим нагревом // Теплофизика высоких темпе-
ратур. 1977. Т. 15, № 4. С. 695-702.
186. Калиткин Н.Н , Кузьмина Л.В., Рогов В.С. // 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.
187. Седов Л.И. Движение воздуха при сильном взрыве //Докл. АН СССР. 1946.
Т. 52, № 2. С. 135-150.
381
188. Коробейников В.И., Мельников И.С., Рязанов А.В. Теория точечного
взрыва. - М.: Физматгиз, 1961.
189. Ландау ЛД„ Лифшиц Е.И. Механика сплошных сред. - М.: Гостехиздат,
1963.
190. Berri E.D.. Holt М. Blast wave calculation // Proc. Roy. Soc. London A. 1954.
Vol. 224. P. 236-251.
191. Broudel.L. Blast waves from a spherical charge//J. Appl. Phys. 1958. P. 217-229.
192. Анисимов СИ.. Зельдович Я.Б. Рэлей-тейлоровская неустойчивость гра-
ницы между продуктами детонации и газом при сферическом взрыве //
Письма в ЖТФ. 1977. Т. 3. № 20. С. 1081-1084.
193. Lord Rayleigh. Investigation the character of the eguilibrium of the incompressible
heavy fluid of variable density // Scientific paper. Cambridge, 1900. P. 200-207.
194. Taylor G. The instabilities of liquid surfaces when accelerated in a direction per-
pendicular to their planes // Proc. Roy. Soc. London A. 1950. Vol. 201. P. 192-196.
195. 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 // Shock wave, explosion and detonation. N.Y., 1983. P. 218-227. (Progress of
Astronaut, and Astrophys. Vol. 87).
196. Попель O.C., Синкевич О.А. О возможности образования вторичной удар-
ной волны при одномерном разлете продуктов реальной детонации в среду
с противодавлением // Тр. МЭИ. 1972. Вып. 115. С. 21-32.
197. Сон Э.Е. Рэлей-тейлоровская неустойчивость проводящей жидкости в маг-
нитном поле // Магнит, гидродинамика. 1979. № 2. С. 35-38.
198. Недоспасов А.В. Физика МГД-генераторов // Успехи физических наук.
1977. Т. 123, № 4. С. 333-348.
199. Malplat Y.P., Porte R. 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).
200. Хаит ВД. О неустойчивости Рэлея-Тейлора, вызываемой электромагнит-
ными силами Ц Магнит, гидродинамика. 1974. № 2. С. 69-72.
201. Байков И.С. Гидродинамическая теория устойчивости слоистого потока
плазмы // Журн. техн, физики. 1970. Т. 40, № 2. С. 431-440.
202. Кнопфель Г. Сверхсильные импульсные магнитные поля: Пер. с англ. - М.:
Мир, 1972.
203. Сахаров АД., Людаев Р.З., Смирнов Е.М. и др. Магнитная кумуляция //
Докл. АН СССР. 1965. Т. 165, № 1. С. 65-68.
204. Samon Y.P. The dynamical instabilities of cylindrical shells // J. Fluid Meeh. 1969.
Vol. 38. N 4. P. 769-791.
205. Андрианов A.M., Геннадиев H.H., Демидов В.Ф. и др. Физические процес-
сы при генерации мегагауссных магнитных полей в одновитковых солено-
идах // Тр. Междунар. конф, по генерации мегагауссных магнитных полей
и родственным экспериментам. - М.: Наука, 1984. С. 29-38.
206. Kraws L., Malamud Н.. Zadoff L., Bogun M. Rayleigh-Taylor Instability in Q-
pinch // Bull. Amer. Phys. Soc. 1964. Vol. 9. P. 507.
207. Имшеник B.C. Гидродинамическая неустойчивость границы плазмы с маг-
нитным полем при учете вязкости // Докл. АН СССР. 1972. Т. 204, № 6.
С. 1335-1338.
208. Wesson YA. Plasma stability theory Ц Plasma physics. L.; Bristol. 1974.
P. 93-130.
209. Plesset M.S., Whipple C G. Viscous effects in Rayleigh-Taylor instability // Phys.
Fluids. 1974. Vol. 17, N 1. P. 1-7.
210. Robinson Y.S. A novel form of the MHD Rayleigh-Taylor instability // J. Fluids
Meeh. 1975. Vol. 72, N 1. P. 135-143.
382
211. Рей И.К. Экспериментальное исследование неустойчивости Рэлея-Тейло-
ра в электрических пленках при наличии магнитного поля // Материалы
университетской школы: Нелинейные задачи теории гидродинамической
неустойчивости. - М.: Изд-во МГУ, 1976. С. 43-44.
212. Абрамова К.В., Златин НА., 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.
213. Roderick NJ7.. Husey T.W.. Fache R.Y.. BoydR.W. Two-dimentional simulation of
the hydromagnetic Rayleigh Taylor instability in an imploding foil plasma Ц Appl.
Phys. Lett. 1978. Vol. 32, N 5. P. 273-275.
214. Chaik A.D.D. Rayleigh-Taylor instability of the viscous layers // Phys. Fluids.
1976. Vol. 19, N 3. P. 473-480.
215. Henderson D.B., Morse R.L. Symmetry of laser-driven implosions // Phys. Rev.
Lett. 1974. Vol. 32, N 7. P. 355-359.
216. Анисимов С.И., Прохоров A M.. Пашинин П.П. Лазерный термоядерный
синтез // Успехи физ. наук. 1976. Т. 119, № 3. С. 401-424.
217. Гасилов В.А., Головизин В.М., Таран М.В. и др. О численном моделирова-
нии рэлей-тейлоровской неустойчивости в несжимаемой жидкости. М.,
1979. (Препр. ИПМ; № 70).
218. Гамалий Е.Г., Гасилов В.А., Розанов В.Б. и др. Исследование устойчивости
процесса сжатия тонких стеклянных оболочек // Изучение гидродинамиче-
ской неустойчивости численными методами / Под ред. А. А. Самарского. -
М.: ИПМ. 1980. С. 28-65.
219. Иванов А.Г., Новицкий Е.З., Огородников А.А., Пинчук С.Ю. Разгон пла-
стин до гиперзвуковых скоростей. Неустойчивость при торможении о воз-
дух Ц Журн. прикл. механики и техн, физики. 1982. № 2. С. 90-93.
220. Мешков Е.Е. Неустойчивость границы раздела двух газов, ускоряемой
ударной волной // Изв. АН СССР. Механика жидкостей и газов. 1968. № 5.
С. 151-157.
221. Бахрак С.М., Гришина ГА., Мешков Е.Е. и др. Некоторые вопросы экспе-
риментального и численного исследования тейлоровской неустойчивости Ц
Числ. методы механики сплош. среды. 1976. Т. 10. С. 17-30.
222. Анучина Н.Н, Вахрах С.М.. Забродин А.В. и др. Исследования гидродинами-
ческой неустойчивости границы раздела двух сред // Исследования гидроди-
намической неустойчивости с помощью ЭВМ. - М.: Наука, 1981. С. 108-162.
223. Ферми Э. Тейлоровская неустойчивость // Ферми Э. Научные труды. - М.:
Наука, 1972. Т. 2. С. 490-501.
224. Han S.G. Stability of an expanding cylindrical plasma envelope Rayleigh Taylor
instability // Phys. Fluids. 1982. Vol. 25, N 10. P. 1723-1729.
225. Harris E.G. Rayleigh-Taylor instabilities of a collapsing cylindrical shell in a mag-
netic field // Ibid. 1962. Vol. 5. P. 1057-1062.
226. Алиханов С.Г., Будкер Г.И., Кичагин Г.Н., Комин А.В. Схлопывание ме-
таллической оболочки под действием магнитного поля // Журн. прикл. ме-
ханики и техн, физики. 1966. № 4. С. 38-41.
227. Restover N., Jansiki Н. Rayleigh-Taylor instability for acceleration shell //
Comments Plasma Phys, and Contr. Fusion. 1977. Vol. 3, N 2. P. 39-45.
228. Волкова O.A., Головицин B.M., Улинич Ф.М., Фаворский А.П. Численное
моделирование обжатия магнитного поля кумулирующим лайнером. М.,
1976. (Препр. ИПМ; № 111).
229. Павловский А.И., Долотенко М.И., Колокольчиков Н.Н. и др. Неустойчи-
вость схлопывающейся цилиндрической оболочки при магнитной кумуля-
ции энергии // Письма в ЖТФ. 1977. Т. 9, № 22. С. 1360-1364.
383
230. Ким К.И. Неустойчивость Рэлея-Тейлора в жидкометаллических синхрон-
ных МГД-генераторах и способы ее стабилизации Ц Proc, of conf, electr.
MHD. Vienna, 1968. Vol. 3. P. 1965-1979.
231. Сюсюкин А.И. Влияние неустойчивости Рэлея-Тейлора на процессы взаи-
модействия поршня в линейном канале. Киев, 1982. (Препр Ин. электроди-
намики АН УССР; № 285).
232. Беленький С.З., Фрадкин Е.С. Теория турбулентного перемешивания //
ФИ АН СССР. 1965. Т. 29, № 1. С. 28-36.
233. Baker I. Compressible Rayleigh-Taylor instability // Phys. Fluids. 1984. Vol. 26,
N 4. P 950-952.
234. Michner M., Landshof K.M. Rayleigh-Taylor instability for compressible fluids //
Ibid. 1964. Vol. 7, N 6. P. 862-866.
235. Vandewoort P.D. The Character of the equilibrium of a compressible invicid fluid
of varying density // Astrophys. J. 1964. Vol. 134. P. 699-717.
236. Сон Э E. Нелинейная теория рэлей-тейлоровской неустойчивости “опро-
кинутой мелкой воды”//Письма в ЖТФ. 1978. Т. 4. С. 1023-1026.
237. Башилов ЮЛ., Покровский С.В. Нелинейное развитие тейлоровской неус-
тойчивости тонкой цилиндрической оболочки // Журн. техн, физики. 1977.
Т. 47, № 11. С. 2257-2263.
238. Book D.L., Sulton AL., Ott E. Rayleigh-Taylor instability in the “shallow-water”
approximation//Phys. Fluids. 1974. Vol. 17. P. 676.
239. Kalra GL., Kathuria SJI. Nonlinear Rayleigh-Taylor instability tn a hydromag-
netics // J. Plasma Phys. 1976. V.15, N 2. P. 239-244.
240. Ingraham RL. Taylor instabilities of the interface between superposed fluid -
solution by successive approximation // Proc. Phys. Soc. 1954. Vol. 67. P. 748-
752.
241. Amaranath T, Rajappa N.R. Investigation of Taylor instability of two-superposed
fluids // Acta mech. 1976. Vol. 24, N 1/2. P. 87-97.
242. Kelvin (Thompson W). Mathematical and physical papers. Cambridge: Univ, press,
1910. Vol. 4.
243. Emmons H.W., Chang E.T., Watson B.S. Taylor Instability of Finite Surface Waves //
J. Fluid Mech. 1960. Vol. 7. P. 117-193.
244. 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.
245. 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.
246. Bruesker KA., Yorna S. Stabilisation of Rayleigh-Taylor growth by thermal con-
duction H J. Plasma Phys. 1976. Vol. 16, N 3. P. 285-288.
247. 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.
248. Щелкачев M.B. Тейлоровская неустойчивость границы раздела двух жид-
костей, находящихся в электромагнитном поле // Изв. АН СССР. Механи-
ка жидкости и газа. 1976. № 5. С. 24—27.
249. Hussei T.W. Scaling of MHD instability in implating plasma liners // J. Appl. Phys.
1980. Vol. 51, N3.P. 962.
250. Полянин А Д. Развитие тейлоровской неустойчивости в сжимаемых прово-
дящих средах, находящихся в магнитном поле // Изв. АН СССР. Механика
жидкостей и газов. 1975. № 5. С. 15-19.
251. Hosking R.I., Lister G.G. Rayleigh Taylor instability in the presence of a vertical
magnetic field and effects of eesistivity and hall currents // J. Plasma Phys. 1972.
Vol. 7, N 3. P. 553-562.
384
252. Bhatia P.K., Steiner YJ'J. Finite larmor radius effects on the Rayleigh-Taylor insta-
bility of a rotating plasma of variable density // Astrophys. and Space Sci. 1975.
Vol. 34, N 2. P. 459-465.
253. Banerjee M.B., Gupta Y. Rayleigh-Taylor instability with hall currents // J. Phys.
Soc. Jap. 1974. Vol. 37, N 1. P. 291-298.
254. Areel P.D. Effect of pinite larmor radius on Rayleigh-Taylor instability of a plas-
ma in the presence of a vertical magnetic field // Nuovo cim. B. 1971. Vol. 6B, N 2.
P. 124-130.
255. Bhowmik G. Rayleigh-Taylor instabilities of viscous hall plasma with magnetic
field//J. Plasma Phys. 1972. Vol. 7, N 1. P. 117-132.
256. 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.
257. Николаев Ю.М. Влияние магнитного поля на развитие тейлоровской неус-
тойчивости сжимаемых проводящих жидкостей // Вести. МГУ. 1967, № 5.
С. 80-87.
258. 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.
259. Masking 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 // Plasma
Phys. 1973. Vol. 15. P. 931-935.
260. 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.
261. Green TS., Niblett G.B.F. Rayleigh-Taylor instability of a magnetically accelerat-
ed plasma//Nucl. Fusion. 1960. Vol. 1. P. 42-46.
262. Зимин Э.П., Эйсмонт О.А. О неустойчивости Рэлея—Тейлора в магнитной
гидродинамике в гальваническом приближении // Журн. прикл. механики и
техн, физики. 1970. № 5. С. 31-38.
263. Kruskal М., Schwarzchild М. Some instability in the presence of a magnetic field //
Proc. Roy. Soc. London A., 1954. Vol. 223. P. 376-396.
264. Васильева P.B., Ерофеев A.B., Зуев АД. и др. Об устойчивости низкотем-
пературной плазмы, ограниченной газодинамическими разрывами, при
движении в поперечном магнитном поле // Письма в ЖТФ. 1985. Т. 10.
№ 22. С. 35-38.
265. Glass I.I., Lin W'.S. Effects hydrogen impurities on shock structure and stability in ion-
izing monoatome gases. P. 1. Argon // J. Ruid Mech. 1978. Vol. 84, N 1. P. 55-57.
266. Bostick W.N., Dichinson H., Di Marko I.M., Koslov S. Experimental study of Ray-
leigh-Taylor instability in plasma // Phys. Fluids. 1962. Vol. 5, N 9. P. 1048-1056.
267. Lewis D.Y. The instabilies of liquid surfaces when accelerated in a direction per-
pendicular to their planes Ц Proc. Roy. Soc. London A., 1950. Vol. 202. P. 81-96.
268. Ratafia M. Experimental investigation of Rayleigh-Taylor instability // Phys.
Fluids. 1973. Vol. 16, N 8. P. 1207-1210.
269. Зайцев С.Г.. Чеботарева Е.И., Титов C.H. и др. Влияние переходного слоя
на развитие неустойчивости Рэлея-Тейлора Ц Письма в ЖТФ. 1989. Т. 15.
№ 13. С. 33-37.
270. Иногамов Н.А., Демьянов А.Ю., Сон Э.Е. Гидродинамика перемешивания.
М_: МФТИ, 1999. 464 с.
271. 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.
385
272. Адушкин В.В. Взрыв сферического заряда в воздухе //Журн. прикл. меха-
ники и техн, физики. 1963. № 5. С. 143-160.
273. Пункевич В.С. Развитие гидродинамического возмущения при взрыве сфе-
рических зарядов ВВ в воздухе и аргоне // Физические процессы при горе-
нии и взрыве. М.: Наука, 1980. С. 127-139.
274. Рождественский В.Б., Христофоров БД., Юрьев ВЛ. Влияние состава
продуктов на радиационные характеристики взрыва ВВ в воздухе // Физи-
ка горения и взрыва. 1989. № 5. С. 145-148.
275. Неуважаев В.Е., Яковлев В Г. Турбулентное перемешивание границы раз-
дела в численном газодинамическом расчете Ц Журн. вычисл. математики
и матем. физики. 1976. Т. 16, № 2. С. 440—450.
276. Mayer КА., Blewett P.l. Numerical investigation of the stability of a shock-accel-
eration interface between two fluids // Phys. Fluids. 1972. Vol. 15. P. 753-759.
277. Иногамов H.A. О неустойчивости Рэлея-Тейлора в сжимаемой среде ИТФ.
Препринт. Черноголовка, 1980.
278. Иногамов Н.А. Турбулентная стадия тейлоровской неустойчивости //
Письма в ЖТФ. 1978. Т.4, № 12. С. 743-747.
279. Анучина Н.Н., Кучеренко Ю.А., Неуважаев В.Е. и др. Турбулентное пере-
мешивание на ускоряющейся границе разноплотных жидкостей // Изв. АН
СССР. Механика жидкостей и газов. 1978. № 6. С. 157-161.
280. Давыдов Ю.М.. Пантелеев М.С. Развитие трехмерных возмущений при рэ-
лей-тейлоровской неустойчивости // Журн. прикл. механики и техн, физи-
ки. 1981. № 1. С. 117-122.
281. Иногамов Н.А. Неустойчивость фронта абляции при ускорении абляцион-
ным давлением // Письма в ЖТФ. 1983. Т. 9, № 11. С. 158-161.
282. Иногамов Н.А. Турбулентное перемешивание продуктов детонации с ок-
ружающим газом при взрыве Ц Материалы международной школы-семи-
нара: Процессы турбулентного переноса в реагирующих системах / ИТФ.
Черноголовка, 1985. С. 100-111.
283. Давыдов А.Н., Лебедев Е.Ф., Хамраев В.Р., Шурупов А.В. Эксперимен-
тальное исследование неустойчивости Рэлея-Тейлора в ударно-волновом
течении // Теплофизика высоких температур. 1983. Т. 2. № 2. С. 414.
284. Chandrasekhar S. Hydrodynamic and Hydromagnetic Instability. Oxford:
Clarendon press, 1963. P. 467-472.
285. Биркгоф Г. Неустойчивость Гельмгольца и Тейлора //Гидродинамическая
неустойчивость. Пер. с англ. М.: Мир, 1964.
286. Шурупов А.В., Гальбурт В.А., Лебедев Е.Ф. Влияние неустойчивости Рэ-
лея-Тейлора на структуру взрывного цилиндрического течения Ц Письма
в ЖТФ. 1985. Т. 11, № 9. С. 554-557.
287. 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.
288. Минцев В.Б., Фортов В.Е., Павлов ГД., Грязнов В.К. Электропровод-
ность сильноразогретой неидеальной плазмы ксенона // Там же. 1980. Т. 6,
№ 4. С. 234-237.
289. Shardin М. Calculation of blast waves from a spherical charge // Commun. Pure
and Appl. Math. 1954. Vol. 7, N 1. P.223-243.
290. Шуршалов Л.В. Цилиндрический взрыв в среде с противодавлением //
Докл. АН СССР. 1972. Т. 199, № 5. С. 1262-1264.
291. Коробейников В.П., Марков В.В., Путянин Б.В. О распространении ци-
линдрических взрывных волн с учетом излучения и магнитного поля // Изв.
АН СССР. Механика жидкостей и газов. 1977. № 4. С. 133-138.
386
292. Беспалов 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.
293. Lin S.C., Resler E.L., Kaiitrowitz S. Electrical conductivity of high ionized argon,
producted by shock waves///J. Appl. Phys. 1955. Vol. 26. P. 95-109.
294. Алинов C.B., Ткаченко В.К. Электропроводность воздуха за ударными вол-
нами Ц Теплофизика высоких температур. 1974. Т. 12. № 6. С. 1292-1293.
295. Калиткин Н.А., Кузьмина Л.В., Рогов В.С. Таблицы термодинамических
функций и транспортных коэффициентов плазмы. М., 1972. (Препр. /
ИПМ; № 125).
296. Козлов Г.И. К вопросу о проводимости аргона и коэффициента рекомби-
нации в нем // Теплофизика высоких температур. 1965. Т. 3, № 4.
С. 510-519.
297. Devoto R.S. Srmplifield expressions for the transport properties of ionized
monoatomic gases // Phys. Fluids. 1967. Vol. 10, N 10. P. 2105-2112.
298. Диагностика плазмы. Пер. с англ. / Под ред. Р. Хадлстоуна и С. Леонарда.
Пер. с англ. М.: Мир, 1967.
299. Ударные трубы / Пер. с англ, под ред. Х.А. Рахматулина и С.С. Семенова.
М.: Изд-во иностр, лит., 1962.
300. Солоухин Р.И. Ударные трубы для физико-химических исследований. Но-
восибирск: Наука, 1968.
301. 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.
302. Кузнецов Н.М. Термодинамические функции и ударные адиабаты воздуха
при высоких температурах. М.: Машиностроение, 1965.
303. Коньков А.А. Соколов А.И. Интерферометрические исследования рас-
пространения мощных ударных волн в воздухе // Изв. АН СССР. Механи-
ка жидкостей и газов. 1977. № 4. С. 167-172.
304. Баженова Т.В., Гвоздева Л.Г. Ударные волны в реальных газах. М.: Наука.
1968.
305. Roth Y. Measured temperature at strong shock wave in argon // J. Appl. Phys. 1964.
Vol. 35, N 5. P. 1429-1433.
306. 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 Ц Журн. эксперим. и теорет. физики. 1970.
Т. 58, №6. С. 1928-1937.
307. Ступоченко Е.В.. Лосев С.А., Осипов Л.И. Релаксационные процессы в
ударных волнах. М.: Наука, 1965.
308. Harwell К.Е., Yahn R.C. Initial ionization rates in shock-heated argon, krypton and
xenon Ц Phys. Fluids. 1964. Vol. 7. P. 214-222.
309. 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.
310. Kodayashi Y., Nerem R.M. An estimate of radiative emission from an isothermal
xenon plasma at temperatures up to 50000 К // J. Quant. Spectr. Radiat. Transfer.
1972. Vol. 12. P. 1647-1657.
311. Севастьяненко В.Г, Якубов И.Т. Радиационное охлаждение газа, нагрето-
го сильной ударной волной // Оптика и спектроскопия. 1964. Т. 16. С. 3-10.
312. Коньков А.А.. Соколов А.И. Экспериментальное изучение распростране-
ния мощных ударных волн в канале // Журн. прикл. механики и техн, физи-
ки. 1976. № 4. С. 23-28.
387
313. 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.
314. Осташев В.Е. Исследование процессов преобразования энергии во взрыв-
ном магнитогидродинамическом генераторе. Дис. ... канд. физ.-мат. наук.
М„ 1976.
315. Conger R.L. Large electric power pulses by explosive magnetic field compression //
J. Appl. Phys. 1967. Vol. 38, N 5. P. 2275-2277.
316. Титов B.M., Швецов Г.А. Генерация электрических импульсов высокой
мощности с помощью кумулятивного взрыва Ц Физика горения и взрыва.
1980. № 5. С. 17-56.
317. Пейн Г., Смай Р. Опыты по получению электрической энергии от движу-
щейся плазмы Ц Механика. 1962. № 3(73). С. 95-108.
318. 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.
319. Полюдов В.В., Титов В.М., Швецов Г.А. Движение проводящего поршня в
канале с переменной индуктивностью // Журн. прикл. механики и техн, фи-
зики. 1973. №6. С. 41-46.
320. Асиновский Э.И., Кузнецов Ю.А. Влияние секционирования на энергетиче-
ские характеристики МГД-генератора при больших магнитных числах Рей-
нольдса Ц Теплофизика высоких температур. 1968. Т. 6, № 4. С. 615-620.
321. Синкевич О.А., Крылова Л.М. Движение плазменного сгустка в канале с
переменной индуктивностью // Магнит, гидродинамика. 1970. № 1.
С. 28-34.
322. Попель О.С., Синкевич О.А. К вопросу о предельных значениях энергии,
генерируемой импульсными МГД-преобразователями // Теплофизика вы-
соких температур. 1977. Т. 15, № 2. С. 385-389.
323. Фортов В.Е., Минцев В.Б. Оптимальные условия работы взрывных МГД-
генераторов // Там же. 1982. Т. 20, № 3. С. 584—586.
324. Франкенталь С. Характеристики термохимических МГД-преобразовате-
лей // Ракет, техника и космонавтика. 1968. Т. 6, № 6. С. 3-12.
325. Буренин Ю.А., Швецов Г.А. К исследованию энергетических характери-
стик в импульсных МГД-системах // Физика горения и взрыва. 1975. Т. 11,
№ 3. С. 433-437.
326. Sardei F., Willeke М. Numerical and experimental investigation of transient plas-
ma-flow interaction with strong magnetic fields Ц Plasma Phys. 1971. Vol. 13.
P. 999.
327. Зайцев С.Г., Михайлов А.В., Фаворский U.K. Исследование свойств разры-
ва, возникающего в сверхзвуковом потоке плазмы, проходящем через по-
перечное магнитное поле // Изв. АН СССР. Механика жидкостей и газов.
1975. № 1. С. 86-91 .
328. Тихонов А.Н., Самарский А.А.. Заклязьминский Л.А. и др. Нелинейный
эффект образования самоподдерживающегося высокотемпературного
слоя газа в нестационарных процессах магнитной гидродинамики // Докл.
АН СССР. 1967. Т. 173, № 4. С. 808-811.
329. Самарский А.А., Дородницин ВЛ., Курдюмов С.П., Попов Ю.П. Образова-
ние Т-слоев в процессе торможения плазмы магнитным полем // Там же.
1974. Т. 216, № 6. С. 1254-1257.
330. Бут ДЛ. Вход ударной волны со скачком проводимости в поперечное маг-
нитное поле // Магнит, гидродинамика. 1970. № 4. С. 310.
331. Любимов Г.А., Куликовский А.Г. Магнитная гидродинамика. М.: Физмат-
гиз, 1962.
388
332. Дашук П.М., Зайенц С.Б., Комельков В.С. и др. Техника больших импульс-
ных токов и магнитных полей. М: Атомиздат, 1970.
333. Деревянко В.А., Славин В.С., Соколов В.С. МГД-генератор сТ-слоем //Тр.
8-й Междунар. конф по МГД преобразованию энергии. М.: Наука, 1983.
Т. 2. С. 13-20.
334. Goldfrey T.S. Application of explosive driven gases // Technol. Rev. 1970. Vol. 72,
N 3. P. 215.
335. Захаров А.И., Клавдиев В.В.. Письменный В.Д. и др. Экспериментальные
наблюдения Т-слоев в движущейся плазме, взаимодействующей с магнит-
ным полем Ц Докл. АН СССР. 1973. Т. 212, № 5. С. 1092-1095.
336. Волосевич П.П., Курдюмов С.П., Попов Ю.П. Влияние конечной проводи-
мости на взаимодействие ударной волны с магнитным полем // Изв. АН
СССР. Механика жидкостей и газов. 1968. № 4. С. 15-22.
337. Дегтярев Л.М , Заклязьминский Л.А., Курдюмов С.П. и др. Развитие ко-
нечных локальных возмущений электропроводности в потоке слабопрово-
дящего газа в присутствии магнитного поля // Теплофизика высоких тем-
ператур. 1969. Т 7, № 3. С. 471-478
338. 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.
339. Medin SA., Thring M.V., Frideraich N. The possibilities of streateel layer MHD-
generator // Proc, of the Intern, symp. MHD power generator. P., 1964 Vol. 2.
P. 781-802.
340. Рикато П, Зетвог П. МГД-генератор с неоднородным потоком рабочего
газа // Прикладная гидродинамика / Пер. с англ, под ред. А.В. Губарева. М.:
Мир, 1965. С. 93-109.
341 Альвен Г.Х. Физика плазмы, космические исследования и происхождение
солнечной системы // Успехи физ. наук. 1971. Т. 104, № 4. С. 529-574.
342. Заклязьминский Л.А. Анализ явления отражения волны от токовой решет-
ки Ц Журн. прикл. механики и техн, физики. 1968. № 6. С. 123-128.
343. Генкин А.А. Кудряшова Л.А., Сухов Г.С. Нестационарное течение плазмы
в магнитогидродинамическом канале ударной трубы // Магнит, гидродина-
мика. 1969. № 3. С. 20-26.
344. Гребенщиков С.Е. Райзер МД.. Рухадзе А.А. Франк А.Г. Отражение и
преломление ударных волн в магнитной гидродинамике // Журн. техн, фи-
зики, 1961. Т. 31, № 5. С. 529-538.
345. Boublil Y., Earnsren К Propagation of a reflected shock wave in a transverse mag-
netic field // Phys. Fluids. 1964. Vol. 7, N 6. P. 876-881.
346. Vlases G C. Experiments on magnetohydrodynamic shock wave // Ibid. N 8.
P. 1358-1365.
347. 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.
348. 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.
349. Борисов М.Б., Зайцев С.Г., Лазарева E.B, Чеботарева E.U. Эксперимен-
тальное исследование взаимодействия ударной волны с магнитным полем Ц
Изв. АН СССР. Механика жидкостей и газов. 1971. № 3. С. 153-159.
350. Rosciszewki I Gallaher W. Shock tube flow interation with on electromagnetic
field/ // Proc, of the 7th Intern, shock tube symp, Canada, Toronto, July, 1969.
Toronto, 1969. P. 475-489.
389
351. Zauderer В., Tate E. Interaction of incident shock tube flow with on electromag-
netic field. Pt. 2 I I Ibid. P. 490-505.
352. Bout DA.. Gross RA. Interaction of ionized shock wave with transverse magnetic
field I I Phys. Hinds. 1970. Vol. 13. P. 29-38.
353. Горячев ВЛ., Сухов Г.С. О взаимодействии движущейся плазмы с попереч-
ным магнитным полем // Магнит, гидродинамика. 1969. № 1. С. 143-146.
354. Зайцев С.Г., Лазарева Е.В., Чеботарева Е.И. Исследования ионизирован-
ного аргона за ударной волной интерферометрическим методом // Там же.
1967. № 3. С. 86-90.
355. lohnson Milton R. Shock-induced flow interaction with transverse magnetic field Ц
Phys. Fluids. 1967. Vol. 10, N 3. P. 539-545.
356. Зайцев С.Г., Лазарева E.B., Чеботарева Е.И. Изучение структуры сверх-
звукового потока ионизированного аргона, движущегося в поперечном
магнитном поле при съеме индуцированной ЭДС // Изв. АН СССР. Меха-
ника жидкостей и газов. 1968. № 2. С. 87-91.
357. Патрик А., Броган В. Одномерное течение ионизированного газа через
магнитное поле // Вопр. ракет, техники. 1959. № 8. С. 19-42.
358. Pain H.Z., Smy P.R. Magnetic field interactions with shock ionized argon // Proc.
Phys. Soc. I960. Vol. 76, N 492. P. 849-856.
359. Asinovsky E.I., 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.
360. Осташев B.E., Максимов A.M,Лебедев Е.Ф. и др. Нестационарное взаимо-
действие потока плазмы за сильной ударной волной с магнитным полем Ц
Теплофизика высоких температур. 1975. Т. 13, № 1. С. 110-115.
361. Ватажин А.Б. Распространение ударной волны в канале при взаимодейст-
вии сжатого в ней газа с неоднородным магнитным полем // Прикл. мате-
матика и механика. 1970. Т. 34, № 4. С. 672-684.
362. Попель О.С., Синкевич О.А., Шевченко АЛ. Образование вторичной удар-
ной волны при торможении сверхзвукового потока в магнитном поле //
Изв. АН СССР. Механика жидкости и газа. 1978. № 3. С. 169-170.
363. Зайцев С.Г., Фаворская И.К., Чистяков ЮА. Исследование установления
стационарного режима течения потока плазмы в поперечном магнитном
поле Ц Там же. 1977. № 5. С. 112-119.
364. Капица ПЛ. Энергия и физика // Природа. 1979. № 2. С. 70-76.
365. Кузнецов Н.М., Шведов К.К. Изоэнтропическое расширение продуктов де-
тонации гексогена Ц Физика горения и взрыва. 1967. № 2. С. 203-210.
366. Asinovsky E.L, Lebedev ЕЛ., 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.
367. Давыдов A.H., Кондратенко M.M., Лебедев Е.Ф. и др. Процессы, ограни-
чивающие сжатие магнитного поля плазменным поршнем в линейном и ра-
диальном взрывных течениях Ц Тр. III Междунар. конф, по генерации ме-
гагауссных магнитных полей и родственным экспериментам М.; Наука,
1984. С. 256-258.
368. Понтрягин Н.М. Дифференциальные уравнения. М.: Физматгиз, 1966.460 с.
369. Батыгин В.В., Топтыгин И.П. Сборник задач по электродинамике. М.:
Физматгиз, 1962.
370. Козлов И.П., Лесков Л.В., Протасов Ю.С., Хвесюк В.И. Эксперименталь-
ное исследование плазменного фокуса в ускорителях эрозионной плазмы Ц
Журн. техн, физики. 1973. Т. 43, № 4. С. 740-743.
390
371. Козлов Н.П., Лесков Л.В., Протасов Ю.С. Экспериментальное исследова-
ние плазменного фокуса в ускорителях эрозионной плазмы. Энергетиче-
ские характеристики плотного плазменного фокуса // Там же. 1974. Т. 44,
№ 12. С. 2519-2523.
372. Козлов Н.П., Протасов Ю.С. Экспериментальное исследование плазмен-
ного фокуса в ускорителях эрозионной плазмы. О механизме формирова-
ния плазменного фокуса в магнитоплазменном компрессоре Ц Журн. техн,
физики. 1982. Т. 52, № 8. С. 1526-1541.
373. 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.
374. Камруков А.С., Кашников Г.Н., Козлов Н.П. и др. Экспериментальное ис-
следование эффективности согласования магнитоплазменного компрессо-
ра с взрывным МГД-генератором Ц Теплофизика высоких температур.
1984. Т. 22, №2. С. 377-381.
375. Камруков А.С., Козлов Н.П., Протасов Ю.Г., Семенов А.М. О возможно-
сти создания высокоскоростных источников излучения на основе ударного
торможения гиперзвуковых плазменных потоков в плотных газах // Журн.
техн, физики. 1982. Т. 52, № 11. С. 2314-2317.
376. Pat. 3316878 USA, GL 310-11 I Gill S.P.. Baum D.W. Publ. 1975.
377. Gill S.P. Directed energy power cource could generate EW-technology revolution //
Defense Electronics. 1984. Vol. 16, N 4. P. 116-120.
378. 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.
379. Teno I., Sonju O.R. Development of explosively driven MHD generator for short
pulse air craft high power // Techn. Rep. AFAPL. 1974. NTR-74-48. P. 451.
380. Brennan M., Bird W.L., Gully LN. 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.
381. Lebedev E.F., Ostashev V.E., Fortov V.E. Explosive MHD generator // Report
7.01 VIILth Intern. Conf, on megagauss magnetic field generation and related
topics / October 18-23, 1998, Tallochasel, Florida, USA.
382. 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).
383. Давыдов А.Н., Лебедев Е.Ф., Осташев В.Е. Сравнительный анализ им-
пульсных источников энергии различных видов Ц Тез. докл. Всесоюз.
конф, по импульс, источникам энергии для физ. и термоядер, исслед. Юр-
мала, 1983. С. 4—9.
384. Кондратенко М.М., Лебедев Е.Ф., Осташев В.Е. К вопросу об эффектив-
ности преобразования энергии во взрывном МГД-генераторе И Теплофи-
зика высоких температур. 1984. Т. 22, № 2. С. 407-409.
385. Кондратенко М.М., Лебедев Е.Ф., Осташев В.Е. К вопросу об эффектив-
ности взрывного МГД-генератора, работающего в частотном режиме.
Томск; Изд-во Том. ун-та, 1981. Ч. 2. С. 70-73.
Часть 2
1. Кнопфель Г. Сверхсильные импульсные магнитные поля. М.; Мир. 1972.
2. Сахаров АД., Людаев Р.З., Смирнов Е.Н. и др. Магнитная кумуляция //
Докл. АН СССР. 1965. Т. 165, № 1 .С. 65-68.
391
3. Сахаров АД. Взрывомагнитные генераторы // Успехи физ. наук. 1966. Т. 88,
№ 4. С. 725-734.
4. Freeman ВД, Ericson DJ., Fowler CM. et al. Magnetic flux compression powered
electron beam experiments Ц Megagauss technology and pulsed power application.
N.Y.; L.. Plenum Press, 1987. MG-IV. P. 729-737.
5. Fowler C.M., Peterson D.R., KerriskJ.F. et al. Explosive flux compression strip gen-
erators // Сверхсильные магнитные поля. Физика. Техника. Применение.
MG-III. М.: Наука, 1984. С. 282-291.
6. 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.
7. Jones C.R., Fowler CM., Ware F.D. High-energy atomic iodine laser driven by mag-
netic flux-comression generator // Ibid. P. 747-755.
8. 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.
9. Демидов В.А., Жаринов Е.И., Казаков С.А., Чернышев В.К. Высокоинду-
ктивные взрывомагнитные генераторы с большим коэффициентом уси-
ления энергии // Журн. прикл. механики и техн, физики. 1981. № 6.
С.106-111.
10. Демидов В.А., Жаринов Е.И., Казаков С.А., Чернышев В.К. Быстроходные
спиральные взрывомагнитные генераторы // Сверхсильные магнитные по-
ля. Физика. Техника. Применение. MG-Ш. М.: Наука, 1984. С. 330-332.
11. Caird R.S., Fowler CM. Conceptual design for shortpulse explosive-driven genera-
tor Ц Megagauss technology and pulsed power application. N. Y.; L.: Plenum Press,
1987. MG-IV. Р.425-Л31.
12. Fowler CM., Caird R.S., Freeman ВД, Marsh S.P. Design of the MARK-101 mag-
netic flux compression generator // Ibid. P. 433-439.
13. Freeman B.L., Fowler C.M., King, et al. Testing of the MARK-101 magnetic flux
compression generator 11 Ibid. P. 441-445.
14. Чернышев В.К. Давыдов В.А. Ванеев В.Е. Исследование процесса магнит-
ной кумуляции в системе с перехватом магнитного потока // Сверхсильные
магнитные поля. Физика. Техника. Применение. MG-III. М.: Наука. 1984.
С. 278-280.
15. Павловский А.И., Людаев Р.З., Юрыжев С.А и др.Многосекционный гене-
ратор МК-2 // Там же. С. 312-320.
16. Bichenkov EJ., Gilev S.D., Prokopiev V.S. et al. Cascade MC-generator with flux
trapping // Megagauss technology and pulsed power application. N.Y.; L.: Plenum
Press, 1987. MG-IV. P. 377-388.
17. Chernyshev V.K., Davydov VA. Generation of the magnetic flux by multicascade
capture // Megagauss physics and technology. MG-11. N.Y.; L.: Plenum Press, 1980.
P. 651-656.
18. Pavlovskii A.I., Lyudaev R.Z.. Zolotov VA. et al. Magnetic cumulation generator
parameters and means to improve them // Ibid. P. 557-584.
19. Давыдов B.A.. Чернышев В.К. Генерирование магнитного потока способом
многоступенчатого перехвата // Журн. прикл. механики и техн, физики.
1981. №6. С. 112.
20. Cnat e Е.С., Kaye RJ., Cowan М. An explosive generator of cascade helical stage //
Сверхсильные магнитные поля. Физика. Техника. Применение. MG-III. М.:
Наука, 1984. С. 50-56.
21. Chernyshev I .К., Zharinov E.I., 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.
392
22. Pavlovskii A.I., 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.
23. Pavlovskii А.1.. 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.
24. Хеберлинг Р.Ф., Фаулер K.M., Фриман БЛ. и др. Электрические характери-
стики трехкаскадной системы сжатия потока // Мегагауссная и мегагаам-
перная импульсная технология и применения: MG-VII. Саров, 1997.
С. 331-333.
25. Азаркевич Е.И., Диденко А.Н., Долгополов П.В. и др. Генерация импульс-
ного СВЧ-излучения с помощью энергии химических взрывчатых ве-
ществ Ц Докл. АН СССР. 1991. Т. 319, № 2. С. 352-355.
26. Азаркевич Е.И.. Диденко А.Н., Жерлицын А.Г. и др. Генерация электронно-
го пучка и импульсов СВЧ-излучения с помощью энергии химичесих взрыв-
чатых веществ // Теплофизика высоких температур. 1994. Т. 32, № 1.
С. 127-132.
27. Бродский А.Я., Вдовин В.А., Корженевский А.В. и др. Преобразование
энергии взрыва в электромагнитное излучение микроволнового диапазо-
на И Докл. АН СССР. 1990. Т. 314, № 4. С. 846-849.
28. Минцев В.Б., Ушнурцев А.Е , Фортов В.Е. Модели работы взрывомагнит-
ных генераторов с перехватом магнитного потока // Теплофизика высоких
температур. 1993. Т. 31, № 3. С. 469-475.
29. Карпушин Ю.В., Леонтьев А.А., Минцев В.Б. и др. Экспериментальные ис-
следования работы компактных взрывомагнитных генераторов с перехва-
том магнитного потока // Там же. № 4. С. 662-667.
30. Калантаров ПЛ., Цейтлин Л.А. Расчет индуктивностей: Справочная кни-
га. Л.: Энергоатомиздат, 1986.
31. Жерлицын А.Г., Исаков В.П., Лопатин М.В. и др. Генерация импульсов вы-
сокого напряжения взрывомагнитным генератором с осевым инициирова-
нием И Теплофизика высоких температур. 1990. Т. 28, № 5. С. 988-994.
32. Chernyshev V.K., Zharinov E.I., Kazakov SA. et al. Magnetic flux cutoffs in helical
explosive magnetic generators // Megagauss technology and pulsed power applica-
tion. N.Y.; L.: Plenum Press, 1987. MG-IV. P. 455—469.
33. McGlaun J.M., Thomson S.L, Freeman J.R. Comang III: A 2-D MHD code for hel-
ical CMF generators // Megagauss physics and technology: MG-II. N.Y.; L.: Plenum
Press, 1980. P. 193-204.
34. 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.
35. Новак Б.В . Смит И.Р. и др. Простая двухмерная модель спиральных МКГ //
Мегагаусная и мегаамперная импульсная технология и применения: MG-VII.
Саров, 1997. Т. 1. С. 477^183.
36. Chernyshev V.K., Blinov A.V. et al. Helical generator model and voltage distribution
in the coil Ц Magnetic field generation and pulsed power application: MG-V. 1990.
P. 371-375.
37. Азаркевич Е.И., Диденко A.H., Жерлицын А.Г. и др. Получение импульсов
СВЧ-излучения с помощью энергии химических взрывчатых веществ. Пре-
принт. Черноголовка: ИХФЧ, 1992.
38. Азаркевич Е.И., Котов Ю.А., Седой В.С. Применение теории подобия для
расчета электровзрыва // Журн. техн, физики. 1975. Т. 45, № 1. С. 175.
39. Базелян Э.М.. Райзер Ю.П. Физика молнии и молниезащиты. М.: Наука,
2001. 319 с.
40. Юман МА Физика молнии. М.: Мир, 1972.
393
41. Борискин А.С., Гусев НИ., Золотов ВЛ. и др. Транспортабельные имита-
торы молнии на основе магнитокумулятивных генераторов Ц Электричест-
во. 1995. № 10. С. 29-32.
42. Борискин А.С., Димант Е.М., Козлов М.Б. и др. Транспортабельные уста-
новки на основе МКГ для моделирования на протяженных объектах им-
пульсной составляющей тока молнии // Megagauss magnetic field generation
and related topics: MG-VII, 1996. Sarov, 1997. P. 963-969.
43. Пат. 2057370РФ. Зарегистрирован 27.03.96.
44. Бухаров В.Ф.. Васюков В.А., Гурин В.Е. и др. МКГ с трансформаторным вы-
водом энергии Ц Журн. прикл. механики и техн, физики. 1982. № 1. С. 4-10.
45. Войтенко. А.Е., Демчук А Ф., Исаков В.П. Взрывная камера для работы с
взрывомагнитными генераторами и взрывными источниками плазмы // Фи-
зика горения и взрыва. 1979. Вып. 6. С. 180.
46. Демчук А .Ф., Исаков В.П. Металлические взрывные камеры. Красноярск:
Изд-во Краснояр. ун-та. 2002. 240 с.
47. Boriskin AS., Brodskii A.Ya., Dimant Е.М. et al. Linear and circular multiloop volt
age multipliers Ц Megagauss magnetic field generation and pulsed power applica-
tion: MG-VI. 1994. Vol. 2. P. 697-712.
48. Азаркевич Е.И., Котов Ю.А. Расчет электровзрывного каскада двухкаскад-
ного прерывателя тока // Тез. докл. совместного заседания секций научных
советов АН СССР. Томск, 1986. С. 111-112.
49. Азаркевич Е.И.. Котов Ю.А. Пробивные напряжения ЭВПТ // Там же.
С 105 106.
50. Горбачев К.В., Нестеров Е.В., Строганов В А., Черных Е.В. Ускоритель с
запитываемой током ФЛ Ц Научные труды ИТЭС. 1999. С. 99.
51. Mintsev V.B., Ushnurtsev А.Е., Fortov V.E. et al. Multi-stage flux-trapping helical
compression generators // Pulsed power plasma science. 2001. P. 232.
52. Леонтьев А.А., Минцев В.Б , Ушнурцев A.E. и др. Двухкаскадный взрыво-
магнитный генератор с перехватом потока // Мегагаусная и мегаамперная
импульсная технология и применения. Саров, 1997. Т. 1. С. 334—338.
53. Черных Е В., Нестеров Е.В., Шурупов А.В. и др. Двухкаскадный МКГ для
генерации быстронарастающих импульсов тока // Там же. С. 339-343.
54. Азаркевич Е.И.. Котов Ю.А., Седой В.С. Применение теории подобия для
расчета электровзрыва //Журн. техн, физики. 1975. Т. 45, № 1. С. 175.
55. Бурцев В.А., Калинин И.В., Лучинский А.В. Электрический взрыв провод-
ников и его применение в электрофизических установках. М.: Энергоатом-
издат. 1990.
56. Pavlovskii A.I., Lyudaev R.Z. et al. MC-generators with magnetic flux trapping //
Megagauss magnetic field generation and pulsed power application: MG-VI. N.Y.:
L.: Plenum Press, 1994. P. 607-618.
57. 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.
58. Диденко А.Н., Арзин А.П., Жерлицын А.Г. и др. Ц Релятивистская высоко-
частотная электроника. Горький: ИПФ АН СССР. Вып. 4. С. 104-108.
59. Бугаев С П., Канавец В.Н., Климов А.И и др.// Радиотехника и электрони-
ка. 1987. Т. 32, № 7. С. 1488.
60. Burhard S. Ц J. Appl. Phys. 1987. Vol. 62, N 1. P. 75.
61. Павловский А.И., Людаев Р.З. Вопросы современной экспериментальной и
теоретической физики. М : Наука, 1984. 206 с.
62. Shearer J.W. et al. Explosive-driven magnetic-field compression generators //
J. Appl. Phys. 1968. Vol. 39. P. 2102-2116.
394
63. Месяц Г.А., Иванов С.А., Комяк Н.И., Пеликс Е.А. Мощные наносекундные
импульсы рентгеновского излучения. М.: Энергоатомиздат, 1983.
64. Bromborsky A., Kehs RA., Hutt Un GA. et al // IEEE Intern, conf, in plasma science:
Abstracts. Arlington, 1987. P. 39.
65. Диденко А.И. Жерлицын А Г. Сулакшин А.С. и др. Генерация СВЧ-излуче-
ния в триодной системе сильноточным пучком микросекундной длительно-
сти //Письма в ЖТФ.1983. № 24. С 1510-1513.
66. 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 NY.: Nova Set.. 1990. P. 607-613.
67. Азаркевич Е.И., Коблучко А.В., Котов Ю.А., Лисецкая Т.А. //Тез. докл. на
конф. “Научные основы электрофизики и электроэнергетики”. Томск,
1986 С. 109-110
68. Бенетт Ф. Физика высоких плотностей энергии. М.: Мир, 241 с.
69 Горбачев К.В., Нестеров Е.В , Строганов В.А. и др. Генерация мощных ми
кроволновых импульсов на базе ускорителя Ц Мегагауссная и мегаамперная
импульсная технология и применения: MG-VII. Саров, 1997. Т. 2. С. 924-930.
70. Месяц ГА Генерирование мощных наносекундных импульсов. М.: Сов. ра
дио. 1974.
71. Нестеров Е.В., Строганов В А., Черных Е.В., Фортов В.Е Использование
ВМГ с электровзрывным прерывателем тока в схемах зарядки формирую-
щей линии Ц Материалы IX Междунар. конф. “СВЧ-техника и телекомму-
никационнные технологии”. 1999. С. 322.
72. Коростелев А.Ф., Седой В.С., Лучинский А В. Работа индуктивно-емкост-
ного источника с электровзрывным прерывателем на емкостную нагрузку //
Изв. вузов. Физика. 1995 № 12. С. 45-51.
73. Лисичкин АЛ., Нестеров Е.Н., Строганов В А. Калориметр импульсного сверх-
высокочастотного излучения // Приборы и техника эксперимента. С. 82-84.
74. Кравченко А.С., Людаев Р.З., Павловский А.И. и др. Питание индуктивных
и омических нагрузок магнитокумулятивного генератора с помощью транс-
форматора // Журн. прикл. механики и техн, физики. № 5. 1981
75. Герасимов Л.С. Согласование взрывомагнитного генератора с индуктивной
нагрузкой // Журн. техн, физики 1974 Т. 44, № 9.
76. Чернышев В.К., Давыдов В А. Предельные возможности трансформатор-
ного способа передачи энергии из взрывомагнитного генератора в индук-
тивный накопитель // Нестационарные проблемы гидродинамики. Новоси-
бирск, 1980. Вып. 48.
77. Герасимов Л.С. Согласование взрывомагнитного генератора с активной на-
грузкой с помощью трансформатора // Журн. прикл. механики и техн, физи-
ки. 1978, № 4.
78. Herlach F Explosive-driven energy generators with transformer coupling // J
Phys.E: 1979. Vol. 12.
79 Knoepfel H Kroegler H, Luppi R.. Van Montfoort J. Generation and switching of
magnetic energies in the megajoule range by explosive systems // Rev. Sci. Instrum.
1969. Vol. 40. P. 60-67.
80. Crawford J.C., Damerow RA Explosively driven high-energy generators // J. Appl.
Phys. 1968. Vol. 39. P. 5224-5231.
81. Freeman B.L., Bostick W.H. Transformers for explosive pulsed power coupling to
various loads // Megagauss technology and pulsed power applications: MG-IV
N.Y.; L.: Plenum Press. P. 583-591.
82 Retnovsky R.E., Colclaser R.G., Welby J.M., Lopez EA. Energy storage transformer
power conditioning systems for megajoule class flux compression generators // Ibid
P. 575-582.
ОГЛАВЛЕНИЕ
Предисловие................................................... 5
Список сокращений............................................. 9
Вводная часть
Взрывные генераторы в технике мощных импульсов
электрического тока
1. Накопители электрической энергии ......................... 17
1.1. Емкостные накопители.................................. 17
1.2. Молекулярные накопители энергии....................... 19
1.3. Индуктивные накопители ............................... 20
1.4. Сверхпроводящие индуктивные накопители ............... 21
2. Импульсные МГД-геиераторы ................................ 23
2.1. Взрывомагнитные генераторы............................ 23
2.2. Взрывные плазменные МГД-генераторы ................... 23
2.3. Жидкометаллические МГД-генераторы..................... 24
2.4. МГД-генераторы кратковременного действия.............. 24
3. Электромашинные преобразователи .......................... 26
3.1. Синхронные электрогенераторы в режиме ударного и динамиче-
ского торможения .......................................... 26
3.2. Униполярные ударные генераторы........................ 26
3.3. Компрессионные генераторы ............................ 26
4. Химические источники тока ................................ 27
4.1. Электрохимические аккумуляторы ....................... 27
4.2. Импульсные электроаккумуляторы........................ 29
4.3. Гальванические и топливные элементы................... 30
5. Энергоемкие импульсные системы ........................... 30
6. Структура мощных энергетических комплексов ............... 31
7. Выбор вариантов систем электропитания..................... 34
8. Прогноз развития мощных импульсных источников энергии .... 39
9. Взрывные генераторы в импульсной энергетике .............. 41
Часть 1
Взрывные плазменные МГД-генераторы
Глава 1
Экспериментальные конструкции взрывных МГД-геиераторов....... 56
1.1. Основные проблемы создания МГДВГ...................... 56
396
1.2. Экспериментальные взрывные МГД-генераторы, разработанные
в России ................................................... 59
1.2.1. Линейные генераторы .............................. 60
1.2.2. Генераторы с цилиндрическим взрывным течением.... 79
1.3. Генерация серий импульсов .............................. 94
1.4. Ударная прочность МГД-каналов........................... 98
Глава 2
Ударно-волновые взрывные течения .............................. 105
2.1. Взрывные методы генерации сильных ударных волн......... 105
2.1.1. Взрывные ударные трубы .......................... 108
2.1.2. Кумулятивные взрывные ударные трубы ............. 116
2.1.3. Ускорение взрывных ударных волн с газах с уменьшаю-
щейся плотностью ..................................... 125
2.1.4. Взрывной генератор прямоугольных импульсов ...... 128
2.1.5. Крупномасштабные взрывные устройства............. 130
2.2. Электропроводность плотной плазмы в линейных взрывных тече-
ниях ...................................................... 132
2.3. Развитие неустойчивости Рэлея-Тейлора в цилиндрических взры-
вах ........................................................ 137
2.4. Плотность газов в головной зоне цилиндрического взрыва. 149
2.5. Электропроводность плазмы в цилиндрических взрывных тече-
ниях ....................................................... 155
Глава 3
Магнитогидродинамические процессы в каналах МГДВГ.............. 165
3.1. Расчетная модель взрывного МГД-преобразователя энергии. 165
3.2. Энергообменные процессы................................ 174
Глава 4
Энергетика взрывных МГД-генераторов ........................... 198
4 1. Предельные энергетические параметры линейных генераторов ... 199
4.2. Нелинейные эффекты и энергетика цилиндрических генераторов 204
4.3. Согласование с нагрузками, обострение импульсов........ 210
4.3.1. Экспериментальные исследования эффективности работы
взрывного МГД-генератора на индуктивную нагрузку...... 220
4.3.2. Согласование МГДВ-генератора с нелинейной импульсной
нагрузкой активно-индуктивного типа................... 224
4.3.3. Исследование предельных возможностей ножевого кон-
дукционного токосъема ................................ 226
4.4. Проектные разработки МГДВ-генераторов.................. 230
Часть 2
Взрывомагнитные генераторы
Глава 5
Генерация мощных электрических импульсов с использованием ВМГ. 242
5.1. Электрическая схема ВМГ............................ 242
397
5.2. Методы получения импульсов высокого напряжения с помощью
ВМГ ......................................................... 243
Глава 6
Взрывомагнитные генераторы с перехватом магнитного потока....... 246
6.1. Электротехнические модели ВМГ с перехватом потока....... 246
6 1.1. Цепь без потерь................................... 248
6.1.2. Влияние емкости в цепи запитки на параметры импульсов 249
6.1.3. Модель ВМГ с осевым инициированием................ 251
6.1.4. Модели ВМГ со скользящим контактом................ 252
6.2. Двухмерное моделирование процессов в ВМГ ............... 255
6.3. Оптимизация параметров ВМГ ............................. 260
6.4. Конструкции ВМГ с перехватом потока .................... 264
6.4.1. ВМГ с осевым инициированием ...................... 266
6.4.2. Цилиндрические ВМГ ............................... 267
6.4.3. Конические ВМГ.................................... 268
6.5. Работа ВМГ с перехватом потока на индуктивную нагрузку . 269
6.6. Двухкаскадные системы ВМГ с перехватом потока........... 273
Глава 7
Генерация импульсов высокого напряжения в высокоимпедансных на-
грузках ........................................................ 280
7.1. Взрывомагнитные генераторы для имитации параметров молнии 280
7.1.1. Молния как источник грозовых перенапряжений....... 280
7.1.2. Системы молниезащиты энергообъектов .............. 282
7.1.3. Испытательные генераторы импульсных напряжений.... 284
7.1.4. Мобильный имитатор тока молнии на основе ВМГ ..... 285
7.1.5. Натурные испытания с моделированием импульса тока. 302
7 1.6. Перспективные компоновки мобильных испытательных
комплексов для определения грозоупорности объектов .... 310
7.2. Генерация импульсов высокого напряжения на вакуумном
СВЧ-триоде................................................... 317
7.2.1. Экспериментальное оборудование и диагностика...... 319
7.2.2. Согласование ВМГ и виркатора в бестрансформаторной
схеме................................................. 322
7.3. Генерация импульсов высокого напряжения и мощного СВЧ-излу-
чения в схеме с формирующей линией .......................... 341
7.3.1. Конструкция генератора наносекундных импульсов.... 343
7 3.2. Ударная зарядка быстрой формирующей линии...... 350
7.3.3. Работа на диодную нагрузку ....................... 351
7.4. Генерация импульсов высокого напряжения и мощного СВЧ-излу-
чения при работе ВМГ на триод с виртуальным катодом в транс-
форматорной схеме ......................................... 353
7.4 1. Анализ исследований и разработок.................. 353
7.4.2. Экспериментальные результаты ..................... 359
Заключение...................................................... 366
Литература
367
Научное издание
ВЗРЫВНЫЕ
ГЕНЕРАТОРЫ
мощных импульсов
электрического тока
Утверждено к печати
Институтом теплофизики
экстремальных состояний РАН
Зав. редакцией Г.И. Чертова
Редактор Л.Е. Кононенко
Художник Т.В. Болотина
Художественный редактор В.К). Яковлев
Технический редактор ТА Резникова
Корректоры З.Д. Алексеева,
ГД. Дубовицкая, Р.В. Молоканова
ЛР № 020297 от 23.06.1997
Подписано к печати 10.06.2002
Формат 60 х 9O*/16- Гарнитура Таймс
Печать офсетная
Усл.печ.л. 25,0- Усл.кр.-отт. 25,0- Уч.-изд.л. 28,2
Тираж 600 экз. Тип зак. № 6406
Издательство “Наука”
117997 ГСП-7, Москва В-485, Профсоюзная ул., 90
E-mail: secrct@naukaran.ru
Internet: www.naukaran.ru
ППП “Типография “Наука”
121099, Москва, Шубинский пер., 6