ПИНЧ-ЭФФЕ́КТ
-
Рубрика: Физика
-
-
Скопировать библиографическую ссылку:
ПИНЧ-ЭФФЕ́КТ (от англ. pinch – сжатие, сужение), сжатие шнура плазмы, несущего электрич. ток, под действием магнитного поля, создаваемого этим током. П.-э. впервые описан в 1934 амер. физиком У. Беннеттом в связи с проблемой самофокусировки сгустка быстрых электронов, выбрасываемых при солнечной вспышке в разреженную межпланетную плазму. Термин «П.-э.» введён в 1937 амер. физиком Л. Тонксом для описания процессов, происходящих в дуговом разряде.
П.-э. возникает, когда магнитное давление плазмы превышает кинетическое; при этом возможны два режима в зависимости от относит. величины электропроводности плазмы, определяющей время проникновения поля в плазму. В первом режиме магнитное поле не проникает в хорошо проводящую плазму; это классический П.-э. Во втором режиме с малыми временами проникновения поля по сравнению с временем разряда магнитное поле успевает продиффундировать в плазму; при этом электрич. поле однородно внутри плазмы. Этот режим называется нескинированным пинчем.
Неогpаниченный по оси $z$ цилиндpически-симметpичный плазменный шнуp является равновесным $Z$-пинчем, когда электрич. ток течёт вдоль оси $z$, а магнитное поле имеет только азимутальную компоненту, или равновесным $θ$-пинчем, в котором магнитное поле направлено вдоль оси $z$, а электрич. ток имеет только азимутальную компоненту. Кроме этих конфигураций пинчей, существуют капиллярные пинчи, плазменный фокус, тонкие взрывающиеся проволочки и др.
Впеpвые задача о pавновесном $Z$-пинче была pассмотpена У. Беннеттом, который из условия механич. равновесия (равенства градиента давления плазмы силе Ампера) получил т. н. условие Беннетта: $2c^2(T_i+yT_e)N=I^2$ (условие равновесного пинча). Здесь $N$ – число ионов, $T_i, T_e$ – темп-pы ионов и электронов, $I$ – полный ток, протекающий через пинч, $c$ – скорость света; плазма пpедставляет собой идеальный газ, в котором вследствие квазинейтpальности $n_e=yn_i$ ($n_e, n_i$ – концентрации электронов и ионов плазмы).
В высокотемпературной плазме потери энергии на излучение могут играть важную роль. Изучая равновесие плазмы с учётом этих потерь, Р. Пиз (США) и С. И. Брагинский (СССР) обнаружили в кон. 1950-х гг. явление радиационного коллапса. Суть его состоит в следующем. Если параметры плазмы таковы, что осн. потери энергии на излучение являются тормозными, то темп-ра плазмы не растёт с увеличением плотности и газовое давление не может уравновесить магнитное давление. Происходит безостановочное сжатие пинча. Однако с ростом плотности плазма становится непрозрачной для излучения и пинч стабилизируется на некотором радиусе. Критич. ток, при котором омический нагpев равен потеpям энергии на излучение, называется током Пиза – Брагинского.
$Z$-пинч – мощный источник нейтронов, жёсткого и мягкого рентгеновского излучения, быстрых ионов и релятивистских электронов. Поскольку генерация излучения и быстрых частиц предполагает развитие неравновесных процессов, требуется решение нелинейной магнитогидродинамической (МГД) задачи о сжатии плазменного столба. Эта задача была решена В. Ф. Дьяченко и В. С. Имшенником, которые физич. картину процессов в динамическом $Z$-пинче описали следующим образом. После включения импульсного тока между катодом и анодом сначала формируется тонкая токовая оболочка. В установках плазменного фокуса и линейного $Z$-пинча для газовой среды она формируется вдоль изолятора, в случае взрывающихся проволочек или диэлектрич. нитей – на поверхности проволочки или нити. Затем происходит развитие аксиально-симметричной моды, которое приводит к уменьшению радиуса перетяжки и кумуляции в ней энергии. Сжатие сопровождается образованием сходящейся к оси ударной волны. Время этого сжатия (пинчевания) плазмы равно $t_c=v_A/R$, где $v_A$ – альвеновская скорость, $R$ – радиус пинча. В результате схождения ударной волны около оси пинча образуется область горячей плотной плазмы. На некотором радиусе перетяжка стабилизируется и не исчезает в течение нескольких десятков характерных МГД-времён $∼t_c$. Именно на этой стадии развития $Z$-пинча происходит генерация нейтронов и рентгеновского излучения. Далее из-за высокого давления пинч начинает расширяться. При $t\gt t_c$ МГД-неустойчивости разрушают однородность пинча, приводят к турбулентному перемешиванию, увеличению электронной теплопроводности и электрич. сопротивления плазмы. Перетяжка теряет свою устойчивость и разваливается, что сопровождается формированием короткоживущих источников рентгеновского излучения (горячих точек).
Капиллярные пинчи отличаются от классических $Z$-пинчей наличием стенок, т. е. в них разряд (т. н. капиллярный разряд) происходит внутри тонкого канала. Для создания капиллярного разряда к концам газонаполненного или пустого капилляра прикладывается импульсное напряжение, возбуждающее электрич. ток, взаимодействие которого с газом и со стенками капилляра создаёт плотную горячую плазму с контролируемыми параметрами.
Исследования капиллярных разрядов привели к созданию компактных рентгеновских лазеров в области жёсткого УФ-излучения и мягкого рентгеновского излучения, работа которых основана на формировании сходящейся ударной волной в приосевой области плотного излучающего плазменного волокна. Такие рентгеновские лазеры применяются в атомной и молекулярной спектроскопии, биофизике, медицине, литографии, материаловедении и диагностике плотной плазмы.
Др. применение капиллярных разрядов связано с тем, что в результате развития разряда на квазиравновесной стадии внутри канала формируется радиальный профиль плотности плазмы, оптимальный для каналирования ультракоротких лазерных импульсов большой мощности. Поэтому капиллярные волноводы широко применяются в лазерных ускорителях ультрарелятивистских электронов. Напр., в Берклиевской нац. лаборатории (США) были получены пучки ускоренных электронов с энергией св. 1 ГэВ при каналировании фемтосекундного лазерного импульса мощностью 40 ТВт внутри капилляра длиной в неск. сантиметров.