capitolul vi metode de producere a plasmelor de

S.D.Anghel – Fizica plasmei şi aplicaţii

95

Capitolul VI

METODE DE PRODUCERE A PLASMELOR DE INTERES PRACTIC

6.1 Descărcarea cu catod dublu şi catod cavitar În cazul în care o plasmă este amorsată într-o incintă cu doi electrozi,

dependenţa de presiune a densităţii de curent prin gazul ionizat are aspectul curbei (a) din Fig.6.1. În acest caz, densitatea de curent creşte proporţional cu pătratul presiunii. Dacă tubul de descărcare are doi catozi plani şi un singur anod, dispus simetric faţă de catozi, perpendicular pe axa de simetrie a tubului, atunci descărcarea poate avea două aspecte distincte (Fig.6.1): (a) două descărcări independente între fiecare catod şi anodul comun, fiecare dintre ele având câte o

lumină negativă (LN1, LN2) şi respectând dependenţa .2 constpj= ; (b) o singură

descărcare, cu o lumină negativă comună (LN).

Fig.6.1 – Descărcarea cu catod dublu.

Pornind de la descărcarea cu două lumini negative şi reducând presiunea p, sau distanţa dintre catozi d, sau micşorând produsul pd, cele două lumini negative se pot apropia până când se obţine o singură lumină negativă. După obţinerea descărcării cu o singură lumină negativă se constată că reducerea presiunii va avea ca efect nu micşorarea curentului ci creşterea lui, caracteristica j=f(p) respectând o

Capitolul VI – Metode de producere a plasmelor de interes practic

96

lege de tipul .constpj = Acest efect de creştere a densităţii de curent odată cu scăderea presiunii gazului se numeşte efectul catodului dublu. Datorită faptului că descărcarea luminiscentă este întreţinută în condiţii de presiune scăzută şi densităţi mari de curent, ea este o sursă spectrală foarte convenabilă, liniile sale de emisie fiind foarte fine şi foarte intense. Fineţea liniilor (lărgimea de linie mică) este asigurată de densitatea mică de particule emitente şi deci de interacţiunea slabă între câmpurile lor, iar intensitatea mare este determinată de densitatea mare de curent. Acelaşi efect de creştere a densităţii de curent odată cu scăderea presiunii a fost observat şi în cazul descărcărilor cu un singur catod dacă acesta era concav, cilindric sau avea formă de calotă sferică, cu condiţia ca lumina negativă să se afle în întregime în interiorul cavităţii catodice. De aceea efectul mai este cunoscut şi sub denumirea de efectul catodului cavitar iar lămpile spectrale cu astfel de catozi se numesc lămpi cu catod cavitar (“hallow cathode”).

Efectul catodului dublu poate fi explicat pe baza distribuţiei potenţialului electric în spaţiul dintre cei doi electrozi (Fig.6.2). În vecinătatea fiecărui catod se formeză câte o sarcină spaţială pozitivă şi, în consecinţă, câte o cădere normală de tensiune catodică. Spaţiul luminii negative comune este supus acţiunii ionizante a celor două fascicule de electroni secundari acceleraţi în câmpurile căderilor normale de tensiune catodică. Odată ajunşi în lumina negativă, electronii vor fi atraşi spre sarcinile spaţiale pozitive dar, în drumul lor spre catozi, se vor reflecta pe barierele de potenţial din vecinătatea acestora. Astfel, electronii din lumina negativă vor oscila între cele două bariere de potenţial ca într-o capcană, participând prin interacţiuni neelastice la crearea de noi purtători de sarcină şi deci la creşterea densităţii de curent prin descărcare.

Fig.6.2 – Distribuţia potenţialului electric într-un tub cu doi catozi şi un anod.

Un efect asemănător se manifestă şi în situaţia în care tubul de descărcare are un singur catod şi acesta este cavitar. În această situaţie, forma catodului determină şi o focalizare a fascicolului de electroni, ceea ce conduce la o creştere şi mai pronunţată a gradului de ionizare în lumina negativă. Catodul cavitar


97

constituie şi o capcană pentru purtătorii de sarcină, reducându-se coeficientul de pierdere a lor prin procesele de difuzie ambipolară precum şi la pereţii incintei de descărcare.

6.2 Tunul electronic cu plasmă Printre celelalte aplicaţii, descărcarea luminiscentă are aplicaţii şi în

metalurgie, la tratamente termice, curăţiri de suprafeţe, suduri, debitări de materiale etc. Una dintre instalaţiile folosite în aceste scopuri este tunul electronic cu plasmă. Configuraţia geometrică a electrozilor lui (Fig.6.3) este determinată de proprietatea conform căreia electronii catodici au traiectorii perpendiculare pe suprafaţa catodului.

Fig.6.3 -Tunul electronic cu plasmă.

Catodul tunului electronic cu plasmă este de formă cilindrică, având suprafaţa prelucrată în funcţie de modul în care se doreşte a fi focalizat fascicolul de electroni. Anodul este o piesă cilindrică, coaxială cu catodul, înconjurându-l pe acesta la o distanţă mai mică decât grosimea spaţiului căderii normale de tensiune, astfel încât între cei doi electrozi să nu apară o descărcare luminiscentă. Totodată, anodul este prevăzut cu o apertură circulară prin care electronii puternic acceleraţi în spaţiul căderii catodice şi focalizaţi de forma catodului pot ieşi în afară, determinând formarea luminii negative în spaţiul exterior anodului, înspre piesa de prelucrat. Presiunea din interiorul tunului electronic are o astfel de valoare încât drumul liber mediu al electronilor să fie mai mare decât distanţa de la apertură la piesa care trebuie prelucrată.

6.3 Arcul electric În Capitolul 4 am arătat condiţiile în care se formează o descărcare sub

formă de arc electric şi am precizat caracteristicile sale electrice: intensitate foarte mare a curentului prin descărcare şi tensiune foarte mică pe aceasta. În plus, mai menţionăm faptul că, în cele mai multe cazuri, temperatura catodului este foarte mare, emisia termoelectronică avînd un rol decisiv în generarea de electroni. Am spus în cele mai multe cazuri, deoarece există şi descărcări în arc cu catod rece.


98

Alegând drept criteriu mecanismul de emisie electronică la catod, arcurile electrice pot fi clasificate în trei categorii: (a) arcul cu emisie termoelectronică; (b) arcul cu emisie de câmp; (c) arcul de joasă tensiune.

În cazul arcului cu emisie termoelectronică catodul descărcării este încălzit chiar de către descărcare până la temperaturi suficient de mari, astfel încât energia termică să fie mai mare decât energia de extracţie a electronilor din metalul catodului. În acelaşi timp, temperatura este suficient de mică pentru ca evaporarea materialului catodic să fie nesemnificativă.

Catodul arcului cu emisie autoelectronică (de câmp) este confecţionat dintr-un metal solid cu punct de topire redus (cupru, aur, argint) sau din mercur, astfel încât să nu poată atinge temperatura necesară emisiei termoelectronice, întregul proces de generare de electroni catodici fiind datorat emisiei secundare la impact ionic. Datorită faptului că tensiunea catodică se generează prin chiar mecanismele interne ale plasmei, emisia se mai numeşte şi autoelectronică. Datorită temperaturii de topire mai coborâte a catodului, este posibil ca temperatura petei catodice să fie suficient de mare pentru a produce evaporarea termică locală şi în atmosfera arcului să se afle o mare concentraţie de vapori ai metalului catodului.

Uneori pe catod se depune un strat de oxid care reduce potenţialul de extracţie al electronilor din metal sau catodul este confecţionat din wolfram, wolfram toriat sau molibden toriat (metale cu energie de extracţie mică). Dacă un astfel de catod este încălzit prin trecerea unui curent electric până la temperatura necesară emisiei termoelectronice, atunci nu mai este necesară o cădere catodică mare şi de aceea arcul obţinut în aceste condiţii este numit arc de joasă tensiune. Imediat după aprinderea arcului, pe catod se formează a mică arie foarte strălucitoare care serveşte drept bază a întregului arc, numită pată catodică. După un timp de funcţionare a arcului electric la suprafaţa de contact dintre el şi anodul descărcării se formează o scobitură care se numeşte crater pozitiv (Fig.6.4).

Fig.6.4 – Zonele caracteristice ale arcului electric.

Pata catodică apare ca o contracţie puternică a coloanei descărcării la contactul ei cu catodul, ea constituind zona principală de trecere a curentului la interfaţa plasmă-solid. Datorită dimensiunilor mici, densitatea de curent prin pata catodică este foarte mare (102-103 A). În general, pata catodică tinde să rămână fixă dacă mecanismul arcului este dominat de emisia termoelectronică şi este mobilă dacă emisia dominantă este de natură autoelectronică. Instabilitatea petei catodice în cazul emisiei autoelectronice este datorată faptului că plasma “caută”


99

zone ale catodului mai favorabile generării de electroni. Aceste zone sunt determinate de unele impurităţi (oxizi) care reduc potenţialul de extracţie sau neregularităţi geometrice microscopice în care cîmpul electric local este mai intens (liniile de câmp se aglomerează în vârfurile metalice ascuţite). Temperatura petei catodice depinde de natura materialului catodului şi ea poate varia de la câteva sute de K (500 K pentru mercur) până la câteva mii (3640 K pentru wolfram, în aer). La presiuni subatmosferice (< 1 torr) arcul electric are în general acelaşi aspect ca şi descărcarea luminiscentă normală dar, spre deosebire de aceasta, tensiunea pe arc este mai mică şi intensitatea curentului prin arc este mai mare.

La presiuni mai mari decât presiunea atmosferică coloana arcului electric se contractă spre axul descărcării, devenind un şnur îngust de plasmă foarte fierbinte izolat de pereţii incintei de descărcare printr-un strat de gaz relativ rece. Plasma arcului de înaltă presiune se apropie foarte mult de plasma termică.

În general, temperatura arcului electric creşte odată cu creşterea intensităţii curentului prin el. Dar, măsurătorile experimentale arată că o creştere mai rapidă a temperaturii prin creşterea intensităţii curentului poate fi obţinută până la aproximativ 30.000 K, după care se atinge un regim de saturaţie (Fig.6.5).

Fig.6.5 – Dependenţa temperaturii arcului electric de intensitatea curentului.

Din grafic se poate observa că peste această temperatură sunt necesare creşteri foarte mari ale intensităţii curentului pentru a obţine creşteri nesemnificative ale temperaturii, adică principiul devine ineficient şi foarte costisitor. De aceea, pentru a obţine temperaturi mai mari ale arcului electric s-a recurs la alte metode: descărcări în arc sub acţiunea unor impulsuri de tensiune de mare putere sau îngustarea forţată a coloanei arcului. Pentru a demonstra posibilitatea măririi temperaturii unei plasme prin micşorarea forţată secţiunii transversale a ei, să considrăm coloana cilindrică de plasmă total ionizată din Fig.6.6, în care I este intensitatea curentului total datorat electronilor şi ionilor. Inducţia câmpului magnetic generat de curentul cu intensitatea I este:

rIB o π

µ2

= (6.1)


100

Fig.6.6 –Presiunea magnetică de autocontracţie.

Acest câmp magnetic va determina apariţia unei presiuni magnetice de autocontracţie a cărei expresie a fost demonstrată în Capitolul V (rel. 5.19). Ţinând seama de ea şi de relaţia (6.1) se obţine:

22

82I

SBp o

omag ⋅==

πµ

µ (6.2)

La echilibru, în condiţii de staţionaritate, presiunea gazo-cinetică (p=nkT) trebuie să echilibreze presiunea magnetică. În cazul nostru:

( ) 2

8I

SkTnn o

ei ⋅=+πµ

(6.3)

de unde rezultă expresia temperaturii plasmei izoterme, total ionizate:

( )kSnnIT

ei

o

+⋅=

2

8πµ

(6.4)

Din această expresie se poate observa că temperatura plasmei poate fi crescută fie prin mărirea intensităţii curentului (dar am văzut că procedeul are limitele lui), fie prin micşorarea ariei S a secţiunii transversale a coloanei de plasmă. Acest al doilea procedeu a fost folosit pentru realizarea diafragmei Gerdin (Fig.6.7), care este un corp ceramic răcit cu apă în care este practicată deschiderea prin care este forţat să treacă arcul electric pentru a-i creşte temperatura.

Fig.6.7 – Diafragma Gerdin.

6.4 Descărcarea corona Descărcărea în coroană (sau corona) este o descărcare electrică autonomă care ia naştere în jurul electrozilor cu rază de curbură foarte mică, a celor sub


101

formă filiformă sau în vecinătatea vârfurilor metalice ascuţite înainte ca tensiunea dintre electrozi să atingă valoarea necesară străpungerii. Apariţia ei este cauzată de către câmpul electric foarte intens din vecinătatea acestor electrozi, câmp care poate determina ionizarea şi excitarea gazului fără ca spaţiul interelectrodic să fie străpuns. Dacă descărcarea corona se formează pe un singur electrod atunci ea se numeşte unipolară (pozitivă sau negativă, după cum electrodul este polarizat pozitiv sau negativ (Fig.6.8 a şi b)). Dacă ambii electrozi sunt ascuţiţi sau au rază de curbură mică, atunci descărcarea corona se formează pe amândoi şi se numeşte dipolară (Fig.6.8c).

Fig.6.8 – Descărcări corona.

În spaţiul exterior regiunii luminoase intensitatea câmpului electric este foarte mică, astfel încât purtătorii de sarcină au viteze mici şi nu pot produce ionizari şi excitări prin ciocniri. Dacă descărcarea corona este unipolară, prin acest spaţiu circulă un singur fel de purtători de sarcină în funcţie de polaritatea electrodului ascuţit (electroni dacă acesta este catod şi ioni pozitivi dacă este anod). Dacă descărcarea corona este dipolară, atunci se formează câte o descărcare luminiscentă pe fiecare electrod şi curentul prin spaţiul dintre ele este asigurat atât de electroni cât şi de ionii pozitivi.

Spre deosebire de alte tipuri de descărcări autonome, datorită rezistenţei mari a spaţiului dintre descărcare şi electrodul opus ei, intensitatea curentului prin plasmă este limitată chiar de către acest spaţiu, nu de către rezistenţa exterioară de limitare a curentului.

Una dintre descărcările corona cele mai folosite (electrofiltre, contoare Geiger-Müller) este descărcarea corona unipolară negativă, cu catod filiform şi anod cilindric (Fig.6.9). Descărcarea corona se poate obţine şi în câmpuri electrice alternative cu frecvenţe înalte (torţa de radiofrecvenţă), lungimea descărcării depinzând de amplitudinea oscilaţiilor câmpului. Ea poate fi amorsată pe electrozi metalici sau chiar pe dielectrici, dacă aceştia acoperă electrodul care este conectat la un potenţial înalt de radiofrecvenţă.


102

Fig.6.9 – Descărcare corona cu electrod filiform

6.5 Scânteia electrică Scânteia electrică nu este altceva decât reproducerea în laborator a unui fenomen natural care este fulgerul. În cazul în care presiunea gazului din incinta de descărcare este egală sau mai mare decât presiunea atmosferică, străpungerea în curent continuu a spaţiului dintre electrozi se poate realiza numai dacă tensiunea este foarte mare (101 –102 kV). După străpungere, descărcarea nu se menţine ca o descărcare luminiscentă staţionară ci apare o scânteie strălucitoare, de foarte scurtă durată, însoţită de un pocnet caracteristic datorat dilatării bruşte a aerului de către gazul puternic ionizat şi foarte fierbinte din canalul descărcării.

Fig.6.10 – Obţinerea în laborator a scânteii electrice.

Pentru a explica apariţia fenomenului să considerăm schema electrică din Fig.6.10. La conectarea tensiunii de alimentare care trebuie să fie mai mare decât tensiunea de străpungere, are loc aprinderea descărcării. Datorită ionizării în avalanşă, rezistenţa spaţiului interelectrodic se reduce brusc, ceea ce va determina o creştere pronunţată a curentului prin descărcare şi o reducere considerabilă a tensiunii pe ea. Dacă sursa de alimentare nu este capabilă să debiteze curentul necesar pentru menţinerea descărcării, aceasta se va stinge. În acest moment rezistenţa spaţiului interelectrodic va creşte brusc, creşte şi tensiunea pe tub şi se creează condiţiile necesare repetării fenomenului. Timpul necesar repetării


103

fenomenului este cu atât mai mare cu cât este mai mare capacitatea dintre electrozii tubului. În fapt el este determinat de constanta de timp a circuitului RCo,

oo RC=τ . Pentru mărirea perioadei de repetiţie a fenomenului dar şi a amplitudinii lui, în paralel cu tubul de descărcare se conectează un condensator cu capacitatea C. La conectarea sursei de alimentare el începe să se încarce cu o constantă de timp determinată de capacitatea lui şi a tubului şi de valoarea rezistenţei R ( ( ) eo RCCCR =+=τ ). Evident, aceasta este mai mare decât constanta de timp a circuitului fără condensator. La atingerea tensiunii de străpungere se va produce fenomenul descris mau sus, cu deosebirea că în plasmă, pe lângă energia funizată de sursa de alimentare, se va regăsi şi energia acumulată

în câmpul electric al condensatorului ( 2

2εCW = ). În graficul din Fig.6.10 este

reprezentată evoluţia în timp a tensiunii pe tubul de descărcare. Pe porţiunea crescătoare, ea este descrisă de funcţia:

)1()( // ττ ts

to eUeUtu −− −+= (6.5)

Dacă electrozii sunt ascuţiţi atunci, înaintea apariţiei scânteii, va apare descărcarea corona. Afirmam mai sus că scânteia electrică este modelul de laborator al fulgerului. După cum se ştie, fulgerul este o descărcare electrică de scurtă durată între doi nori sau între un nor şi Pământ. În majoritatea cazurilor norii sunt încărcaţi cu sarcină negativă faţă de Pământ şi de aceea descărcarea se numeşte fulger negativ. Apariţia fulgerului este favorizată de potenţialele electrice extrem de mari la care sunt încărcaţi norii dar şi de umiditatea aerului care-i îmbunătăţeşte proprietăţile conductoare. Intensităţile câmpurilor electrice care generează fulgere sunt de ordinul 104 V/m, iar vitezele de propagare a descărcării pot ajunge până la 108 m/s.

6.6 Producerea plasmelor cu impulsuri de curent Una dintre problemele care au trebuit să fie rezolvate a fost aceea a obţinerii unor plasme foarte fierbinţi, cu temperaturi de ordinul 107 K. Să calculăm ce intensitate ar trebui să aibă un curent continuu pentru a fi capabil să genereze o astfel de plasmă. Pentru aceasta vom considera o coloană cilindrică de gaz ionizat care este supusă unui proces de încălzire la volum constant. Presupunând că presiunea iniţială a gazului este po = nkTo şi presiunea finală este p = nkT, din raportul celor două presiuni se obţine expresia temperaturii finale:

ppTT

o

o= (6.6)


104

La echilibru staţionar, presiunea gazului şi presiunea magnetică determinată de câmpul magnetic generat de către curentul liniar care traversează plasma vor fi egale:

2

2

20

2

82 rIBpp

omag ⋅===

πµ

µ (6.7)

unde r este raza cilindrului de plasmă. Dacă se înlocuieşte expresia presiunii (6.7) în expresia temperaturii (6.6), se obţine pentru intensitatea curentului următoarea expresie:

TTprI

o

o

o

⋅⋅=µ

π 22 (6.8)

Cosiderând un cilindru de plasmă cu raza r = 10 cm, aflat la temperatura camerei To = 300K şi la o presiune iniţială po = 0,1 torr (13,16 N/m2) şi calculând valoarea intensităţii curentului pentru care plasma s-ar încălzi la temperatura de 107 K, se obţine 5,25.105 A. Un curent continuu cu o astfel de intensitate este imposibil de generat. De aceea, pentru generarea plasmelor termice s-a ales soluţia alimentării lor cu impulsuri foarte scurte de curent de mare intensitate. O schemă electrică simplificată a unei astfel de instalaţii este prezentată în Fig.6.11.

Fig.6.11 – Generarea plasmei în impulsuri.

Impulsurile de curent sunt obţinute de la o baterie de condensatori de înaltă tensiune (104 –105 V) şi capacităţi individuale de ordinul sutelor de µF care este încărcată de la o sursă de înaltă tensiune continuă. Pentru a obţine creşteri foarte

mari ( sec/A1010 1210 −≅dtdI

) ale curentului prin tubul de descărcare este necesar

ca inductanţa totală a circuitului să fie foarte mică (< 10-2 µH). În aceste condiţii timpul de descărcare a bateriei de condensatori prin plasmă este de ordinul msec şi puterea momentană poate atinge valori de ordinul 109 - 1010 W. Datorită variaţiei foarte rapide a intensităţii curentului prin gaz, la începutul procesului el va circula într-un strat cilindric doar în apropierea pereţilor tubului (efectul pelicular). Pe măsură ce creşte intensitatea curentului, creşte şi presiunea magnetică orientată înspre axul descărcării, presiune care la început va fi mai mare decât presiunea gazo-cinetică. Drept consecinţă, plasma se va comprima


105

foarte rapid înspre axul ei. Cu cât presiunea iniţială a gazului este mai mică, cu atât viteza de comprimare a lui va fi mai mare. În cursul procesului de compresie creşte atât gradul de ionizare al plasmei cât şi temperatura ei, aceasta din urmă atingând valori de ordinul 106 K. În decursul contracţiei plasmei presiunea gazo-cinetică creşte foarte mult, ea poate depăşi valoarea presiunii magnetice şi plasma se va destinde spre pereţii tubului. În procesul de destindere, plasma va fi frânată de propriul câmp magnetic care va provoca o nouă contracţie. Datorită pierderilor de energie la pereţi tubului, după câteva astfel de oscilaţii plasma se va destrăma. Deoarece în acest proces de contracţie-destindere electronii şi ionii se deplasează cu aceeaşi viteză, el este printre puţinele în care temperatura cinetică a ionilor este mai mare decât cea a electronilor. După cum am văzut, existenţa unui câmp magnetic determină apariţia unei presiuni asupra coloanei de plasmă. Câmpul magnetic poate fi aplicat din exterior sau poate fi chiar câmpul generat de către curenţii electrici din plasmă. Presiunea magnetică acţionează în sensul micşorării dimensiunilor plasmei. Fenomenul de contracţie a plasmei sub acţiunea presiunii magnetice determinate câmpul magnetic propriu se numeşte efect pinch. Deoarece contracţia este provocată de câmpurile magnetice interne, atunci se vorbeşte despre autocontracţie sau autoconfinare a plasmei.

(a) - pinch liniar

(b) - pinch azimutal

Fig.6.12 – Efectul pinch.

Presiunea magnetică este deteminată de forţa Lorentz cu care câmpul magnetic acţionează asupra particulelor încărcate (electroni şi ioni). Dacă procesul de comprimare se produce sub acţiunea câmpului magnetic tangenţial generat chiar de către curentul electric longitudinal din plasmă (Fig.6.12a), atunci efectul se numeşte pinch liniar (sau Z-pinch). În acest caz presiunea magnetică apare datorită interacţiunii dintre curent şi câmpul magnetic azimutal. Dacă procesul de comprimare a plasmei se produce sub acţiunea unui câmp magnetic longitudinal aplicat din exterior (Fig.6.12b), atunci efectul se numeşte pinch azimutal (sau θ-pinch). În această situaţie presiunea magnetică este determinată de interacţiunea dintre câmpul magnetic longitudinal şi curenţii azimutali. Atunci când efectul pinch este produs în descărcările din camerele toroidale el se numeşte efect pinch toroidal. În toate cazurile prezentate contracţia coloanei de plasmă este radială. Micşorarea volumului coloanei de plasmă determină o creştere a densităţii de


106

particule şi implicit a presiunii gazo-cinetice a plasmei, presiune care acţionează în sens contrar presiunii magnetice. Ca urmare, volumul plasmei se va mări dar, sub acţiunea presiunii magnetice se va micşora din nou. Astfel pot lua naştere instablităţi ale plasmei care duc la împrăştierea ei radială. Una din aplicaţiile combinate ale descărcării în impulsuri şi efectului pinch este producerea plasmei focalizate. Instalaţia de palsmă focalizată constă din doi cilindri metalici, fixaţi coaxial prin intermediul unui corp inelar izolator (Fig.6.13). Cei doi cilindri reprezintă electrozii descărcării. Ansamblul celor trei piese este montat în interiorul unui tub de sticlă, vidat la o presiune cuprinsă în intervalul 10-1 – 10 torr şi apoi umplut cu gazul de lucru (hidrogen deuteriu etc.).

Fig.6.13 – Principiul de generare a plasmei focalizate.

Energia necesară amorsării descărcării este furnizată de o baterie de condensatori încărcată la o tensiune de ordinul 104 V, care poate furniza o energie de 104 –106 J. La închiderea eclatorului (întrerupător rapid) descărcarea nu se amorsează pe toată lungimea electrozilor ci numai într-un strat subţire, de-a lungul suprafeţei corpului izolator (scânteie alunecătoare). Astfel, se formează un inel de plasmă prin care curentul circulă radial (de la anod spre catod). De la contactul anodic până la plasmă curentul circulă prin corpul anodului (în figură a fost notată cu j

r densitatea acestui curent). Acest curent generează un câmp magnetic

circular, a cărui inducţie magnetică a fost notată cu θBr

. Rezultatul interacţiunii dintre acest câmp magnetic şi curentul prin plasmă este o forţă lorentziană care acţionează în lungul tubului şi care va determina accelerarea plasmei către capătul deschis al catodului. Deplasarea plasmei de la un capăt la altul durează aproximativ 2µs. După atingerea capătului liber al anodului plasma se va contracta înspre axul ei de simetrie, evoluând rapid către o plasmă fierbinte, foarte densă (n = 1019 –1020 cm-3), cu un volum de doar câţiva mm3. În acest volum de plasmă foarte fierbinte şi densă pot fi generaţi aproximativ 1013 –1014 neutroni. Contracţia plasmei la capătul cursei este datorată unui efect pinch neliniar, deoarece tubul de curent în zona de focalizare nu este cilindric.

capitolul vi metode de producere a plasmelor de

Documents