1.   引　言

Z箍缩的研究涉及多物理过程的复合^[1,2], 电流通道的建立与演化是其中基础而极为重要的课题之一^[3]. 该课题对于研究能量馈入启动相变^[4,5]、动力学发展过程^[6,7]、不稳定结构源^[8,9]以及开展Z箍缩磁流体数值模拟研究^[10]等皆具有重要价值. 帝国理工大学的研究者在丝阵负载研究中指出平面丝阵构型下丝与丝之间的电感耦合决定了其电流分布, 导致在不同丝位处融蚀等离子体速率产生差异, 从而影响丝阵动力学演化过程^[11,12]. 调制负载实验显示周期刻蚀结构的引入可导致趋肤电流分布特征改变, 并影响电热不稳定结构的种源特征, 从而实现对等离子体不稳定结构的定向调控^[13]. 受限于Z箍缩实验的复杂电磁环境与有限诊断手段, 实验难以直接对等离子体局部电流密度进行精确测量, 但可通过对等离子体发光信息进行诊断以获取特征参数^[14]. 平面薄膜作为具有连续二维结构的理想构型, 是由丝阵研究向套筒研究过渡的重要一环, 而目前国内外对该类构型的相关研究仍然较为缺乏, 对其电爆炸等离子体的电流通道建立与演化过程尚认知不足. 据此本文以反场构型平面薄膜负载为研究对象, 以基于电感主导模式的理论模型计算分析电流密度分布特征, 以不同参数的负载构型早期可见光自辐射图像为诊断手段开展实验验证, 实现对电流路径演化及其与融蚀等离子体发展的相互作用等关键问题的深入研究. 本文第2节介绍相关负载构型与诊断系统; 第3节介绍基于电感主导模型计算得到的负载电流分布特征及其对电爆炸发展现象的预测; 第4节为实验工作, 介绍实验观测到的薄膜的发光特征及等离子体形态演化特征, 并将提取的电流分布特征与理论模型进行了对比分析; 第5节为总结与讨论.

2.   负载结构与诊断系统

强光一号加速器峰值电流约为1.4 MA, 上升时间约为100 ns. 实验负载采用回流柱位于轴心, 金属薄膜位于两侧的反场构型外爆式结构^[13]. 在该构型下脉冲电流从阳极注入到两侧薄膜, 经阴极连接台和中心回流柱流出后返回阴极. 其电流位型导致近轴心处具有更强磁场, 形成与柱形丝阵和内爆套筒相反的磁压分布特征, 从而可驱动薄膜整体向外运动发展. 该构型具有探测区域视场大, 负载参数易调节, 利于激光探针以及分幅相机等诊断系统进行空间布局等优势. 该构型可用于类比研究大型丝阵或套筒实验中的局部等离子体行为, 同时降低了对驱动源规模的需求^[12]. 同时该构型解决了等离子体向内汇聚所导致的诊断窗口受限问题^[15], 且可用于研究非对称性磁场环境下界面不稳定性发展^[16], 并在爆炸冲击波研究^[17,18]、实验天体物理^[19]和磁流体数值模拟^[20]等领域内具有重要的应用价值. 本文利用该类负载构型进一步构造形成了对称双侧型和非对称双侧型外爆式负载结构, 即通过调整薄膜与回流柱间距构造对称性上的结构差异, 进而造成电流分配差异, 以便开展理论分析并利用实验现象上的差异特征进行验证. 负载安装的金属薄膜尺寸为20 μm厚, 10 mm宽, 20 mm长, 分别以符号h, b, l对应; 材料为高纯度铝金属, 以M表示; 两侧薄膜与回流柱边界的距离及回流柱宽分别以符号d₁, d₃, d₂对应, 非对称结构下远端薄膜处的长边界距与符号d₁对应, 近端薄膜短边界距与d₃对应. 实验负载参数如表1所列, 负载装配结构与实验诊断系统光路如图1所示.

采用激光阴影成像记录侧向等离子体的发展状态, 激光探针方向与薄膜表面平行, 图2给出了侧向激光阴影记录下的初始状态, 其图像经过了90°旋转处理, 图2(a)和图2(b)分别显示了两种负载的初始间距结构. 利用可见光分幅相机对薄膜轴向和侧向可见光辐射强度进行记录, 其曝光时间为5 ns, 分幅间隔约为20 ns; 可见光图像辐射强度信息通过等离子源辐射、辐射输运、相机记录形成数字图像表征. 通过可见光分幅相机进行记录后得到的灰度表达式^[21]为

$$G = K \cdot S \cdot \varOmega \cdot I_v^{}.$$

(1)

其中, G为记录图像灰度值, K为比例系数, S为探测面积, Ω为接收立体角, I_v为单位频率辐射亮度. 每发次实验过程中诊断布局保持相同, 因此 K, S, Ω­固定, G ∝ I_v. 辐射亮度与辐射区域的温度正相关. 温度方程可近似表达为

$$\rho {c_{\text{v}}}\frac{{\partial T}}{{\partial t}} = {j^2}{\delta _{\text{m}}} + \nabla (\kappa \nabla T) .$$

(2)

其中, ρ为密度, κ为热传导系数, δ_m为电阻率, c_v为热容. 因此温度与电流密度呈正相关. (1)式和(2)式给出了图像灰度、可见光辐射强度、等离子体温度和局部电流密度之间的联系, 为实验验证电流通道模型提供了理论分析基础.

3.   平面薄膜电流分配的电感主导模式

文献[22-24]利用丝阵模型中通过所有可能导电回路下的磁通守恒条件, 解有限丝数线性方程组计算得到了电感主导模式下丝阵的电流分布特征. 文献[25-27]通过矢势法在回流柱呈现环形对称结构的等电流分配假设下, 将问题划归到二维复空间平面, 通过解有限线性方程组获得电流分配信息. 此两种方法的基本原理相同. 与有限个数的分立单丝组成的丝阵不同, 薄膜各部分相互连通构成整体, 且反场构型下的负载结构不同, 无法直接使用上述模型进行分析. 针对实验采用的外爆型薄膜负载结构, 本节建立了计算模型进行研究分析. 采用矢势法, 磁感应强度B与矢势A满足:

$${\boldsymbol{B}} = \nabla \times {\boldsymbol{A}}.$$

(3)

矢势满足规范条件:

$$\nabla \cdot {\boldsymbol{A}} = 0.$$

(4)

在真空满足拉普拉斯方程:

$${\nabla ^2}{\boldsymbol{A}} = 0.$$

(5)

考虑无限长元电流柱所产生的矢势. 设元电流柱半径为a, 电流密度为j, 空间某点距离圆心处的位置坐标为r, 设电流沿z轴向上, 则产生的空间磁感应强度分布为

$${\boldsymbol{B }}= - B\frac{y}{r}\hat x + B\frac{x}{r}\hat y \text{, }$$

(6)

$$B=\left\{\begin{aligned} &\dfrac{{\mu }_{0}j}{2}r~~~~(0 < r < a)\text{, }\\ &\dfrac{{\mu }_{0}j}{2}\dfrac{{a}^{2}}{r}~~~~(r\geqslant a)\text{, }\end{aligned}\right.$$

(7)

其中B为磁感应强度大小; μ₀为真空磁导率; x, y, z为空间坐标, $\hat{\boldsymbol{ x}}$, $\hat {\boldsymbol{y }}$, $\hat {\boldsymbol{z}}$为对应方向上的单位矢量. 得到矢势表达式为

$${\boldsymbol{A}} = A(r)\hat z\text{, }$$

(8)

$$A(r)=\left\{\begin{aligned} &-\dfrac{{\mu }_{0}j}{4}{r}^{2}+{C}_{1}~~~(0 < r < a)\text{, }\\ &\dfrac{{\mu }_{0}j{a}^{2}}{2}\cdot \mathrm{ln}\left(\dfrac{{C}_{2}}{r}\right)~~~(r\geqslant a)\text{, }\end{aligned}\right.$$

(9)

其中A为矢势大小; C₁, C₂为积分常数, 设C₂ = 1.

为简化构型采用有限宽无限长平板模型开展理论分析, 如图3所示, 模型由回流柱与薄膜组成, 忽略其z向上长度的影响. 现考虑薄膜上一段宽dx长δ的微元在真空区域中产生的矢势dA, 薄膜微元与电流柱微元通过以下近似关系对应:

$${\text{d}}I\sim\;j\delta {\text{d}}x\sim\;j{\text{π }}{a^2}.$$

(10)

对应图3中单侧薄膜-回流柱的负载结构得

$${\text{d}}A(z,t) = \frac{{{\mu _0}}}{{2{\text{π }}}} \cdot \ln \left(\frac{1}{R}\right)i(x){\text{d}}x \text{, }$$

(11)

其中I为电流大小, R为微元中心到计算矢势点间距离, i(x) = j(x)·δ为压缩在二维x-z平面上的面电流密度. 以上对薄膜微元的矢势计算中采用了利用电流柱微元表达式近似替换的分析方法, 在数值计算过程中选取步长dx近似于电流载流深度δ, 图4显示计算结果具有良好的准确性.

对于回流柱和薄膜面上任意两路径P₁, P₂构成的回路有

$$\begin{split} \phi =\;& \int_{{P_1}}^{{P_2}} {{\boldsymbol{B}} \cdot {\text{d}}{\boldsymbol{S}}} = - l\int {\frac{{\partial A}}{{\partial r}}} {\text{d}}r \\ =\;& - l(A({r_2}) - A({r_1})) \text{, } \end{split}$$

(12)

$$\frac{{\text{d}}}{{{\text{d}}t}}\phi = - l\frac{{\text{d}}}{{{{\rm{d}}} t}}\varLambda (t) = U\text{, }$$

(13)

其中$\phi$为磁通量, l为薄膜长度, U为电压, r₁为回流柱表面上与z轴平行的直线P₁的位置, r₂为薄膜表面上与z轴平行的直线P₂的空间位置(图3), $\Lambda (t)$为矢势差. 薄膜各处连接着相同的电极, 故在同一时刻下, 磁通量与选取的回路路径位置无关, 即A(r₂)与A(r₁)皆为与r无关的常数.

$$A({r}_{1})={A}_{t1}\text{, }~~A({r}_{2})={A}_{t2}\text{.}$$

(14)

实际薄膜与回流柱结构不同, 因此计算的过程中需要分别考虑薄膜与回流柱上的电流分布. 在双侧非对称实验负载结构中, 回流柱为矩形截面柱状体, 其两侧界面为平面. 以其为轴两侧各安装有金属薄膜负载, 构成双侧负载结构. 因此需要划分为四部分区域进行考虑, 如图5所示.

由(12)式计算四界面的叠加矢势, 薄膜边界α₁处的矢势表达式为

$$\begin{split} {A_{\alpha 1}}(x') = &\frac{{{\mu _0}}}{{2{\text{π }}}}\left\{ {\int_{ - w/2}^{w/2} {\ln \left(\frac{1}{{\sqrt {{{(x - x')}^2} + {{({d_1} + {{{\delta _\beta }} \mathord{\left/ {\vphantom {{{\delta _\beta }} 2}} \right. } 2})}^2}} }}\right)} {i_{\beta 1}}(x){\text{d}}x{\text{ + }}\int_{ - w/2}^{w/2} {\ln \left(\frac{1}{{\sqrt {{{(x - x')}^2} + {{({d_1} + {d_2} - {{{\delta _\beta }} \mathord{\left/ {\vphantom {{{\delta _\beta }} 2}} \right. } 2})}^2}} }}\right)} {i_{\beta 2}}(x){\text{d}}x} \right. \hfill \\ &\left. { - \int_{ - b/2}^{b/2} {\ln \left(\frac{1}{{\sqrt {{{(x - x')}^2} + ({{{{{\delta _\alpha }} \mathord{\left/ {\vphantom {{{\delta _\alpha }} {2)}}} \right. } 2})}^2}} }}\right)} {i_{\alpha 1}}(x){\text{d}}x - \int_{ - b/2}^{b/2} {\ln \left(\frac{1}{{\sqrt {{{(x - x')}^2} + {{({d_1} + {d_2} + {d_3} + {{{\delta _\alpha }} \mathord{\left/ {\vphantom {{{\delta _\alpha }} 2}} \right. } 2})}^2}} }}\right)} {i_{\alpha 2}}(x){\text{d}}x} \right\}, \hfill \\ \end{split}$$

(15)

薄膜边界α₂处矢势表达为

$$\begin{split} {A_{\alpha 2}}(x') =& \frac{{{\mu _0}}}{{2{\text{π }}}}\left\{ {\int_{ - w/2}^{w/2} {\ln \left(\frac{1}{{\sqrt {{{(x - x')}^2} + {{({d_2} + {d_3} - {{{\delta _\beta }} \mathord{\left/ {\vphantom {{{\delta _\beta }} 2}} \right. } 2})}^2}} }}\right)} {i_{\beta 1}}(x){\text{d}}x{\text{ + }}\int_{ - w/2}^{w/2} {\ln \left(\frac{1}{{\sqrt {{{(x - x')}^2} + {{({d_3} + {{{\delta _\beta }} \mathord{\left/ {\vphantom {{{\delta _\beta }} 2}} \right. } 2})}^2}} }}\right)} {i_{\beta 2}}(x){\text{d}}x} \right. \hfill \\ &\left. { - \int_{ - b/2}^{b/2} {\ln \left(\frac{1}{{\sqrt {{{(x - x')}^2} + {{({d_1}+ {d_2} + {d_3} + {{{\delta _\alpha }} \mathord{\left/ {\vphantom {{{\delta _\alpha }} 2}} \right. } 2})}^2}} }}\right)} {i_{\alpha 1}}(x){\text{d}}x - \int_{ - b/2}^{b/2} {\ln \left(\frac{1}{{\sqrt {{{(x - x')}^2} + {{({{{\delta _\alpha }} \mathord{\left/ {\vphantom {{{\delta _\alpha }} 2}} \right. } 2})}^2}} }}\right)} {i_{\alpha 2}}(x){\text{d}}x} \right\}. \hfill \\ \end{split}$$

(16)

回流柱边界β₁处的矢势为

$$\begin{split} &{A_{\beta 1}}(x') = \frac{{{\mu _0}}}{{2{\text{π }}}}\left\{ {\int_{ - w/2}^{w/2} {\ln \left(\frac{1}{{\sqrt {{{(x - x')}^2} + {{({{{\delta _\beta }} \mathord{\left/ {\vphantom {{{\delta _\beta }} 2}} \right. } 2})}^2}} }}\right)} {i_{\beta 1}}(x){\text{d}}x{\text{ + }}\int_{ - w/2}^{w/2} {\ln \left(\frac{1}{{\sqrt {{{(x - x')}^2} + {{({d_2} - {{{\delta _\beta }} \mathord{\left/ {\vphantom {{{\delta _\beta }} 2}} \right. } 2})}^2}} }}\right)} {i_{\beta 2}}(x){\text{d}}x} \right. \hfill \\ &\left. { - \int_{ - b/2}^{b/2} {\ln \left(\frac{1}{{\sqrt {{{(x - x')}^2} + {{({d_1} + {{{\delta _\alpha }} \mathord{\left/ {\vphantom {{{\delta _\alpha }} 2}} \right. } 2})}^2}} }}\right)} {i_{\alpha 1}}(x){\text{d}}x - \int_{ - b/2}^{b/2} {\ln \left(\frac{1}{{\sqrt {{{(x - x')}^2} + {{({d_2} + {d_3} + {{{\delta _\alpha }} \mathord{\left/ {\vphantom {{{\delta _\alpha }} 2}} \right. } 2})}^2}} }}\right)} {i_{\alpha 2}}(x){\text{d}}x} \right\}. \hfill \\ \end{split}$$

(17)

回流柱边界β₂处的矢势为

$$\begin{split} &{A_{\beta 2}}(x') = \frac{{{\mu _0}}}{{2{p} }}\left\{ {\int_{ - w/2}^{w/2} {\ln \left(\frac{1}{{\sqrt {{{(x - x')}^2} + {{({d_2} - {{{\delta _\beta }} \mathord{\left/ {\vphantom {{{\delta _\beta }} 2}} \right. } 2})}^2}} }}\right)} {i_{\beta 1}}(x){\text{d}}x{\text{ + }}\int_{ - w/2}^{w/2} {\ln \left(\frac{1}{{\sqrt {{{(x - x')}^2} + {{({{{\delta _\beta }} \mathord{\left/ {\vphantom {{{\delta _\beta }} 2}} \right. } 2})}^2}} }}\right)} {i_{\beta 2}}(x){\text{d}}x} \right. \hfill \\ &\left. { - \int_{ - b/2}^{b/2} {\ln \left(\frac{1}{{\sqrt {{{(x - x')}^2} + ({d_1} + {d_2} + {{{{{\delta _\alpha }} \mathord{\left/ {\vphantom {{{\delta _\alpha }} {2)}}} \right. } {2)}}}^2}} }}\right)} {i_{\alpha 1}}(x){\text{d}}x - \int_{ - b/2}^{b/2} {\ln \left(\frac{1}{{\sqrt {{{(x - x')}^2} + {{({d_3} + {{{\delta _\alpha }} \mathord{\left/ {\vphantom {{{\delta _\alpha }} 2}} \right. } 2})}^2}} }}\right)} {i_{\alpha 2}}(x){\text{d}}x} \right\}. \hfill \\ \end{split}$$

(18)

由电流守恒:

$$\int_{ - w/2}^{w/2} {{i_{\alpha 1}}(x)} {\text{d}}x + \int_{ - b/2}^{b/2} {{i_{\alpha 2}}(x)} {\text{d}}x = \int_{-w/2}^{w/2} {{i_{\beta 1}}(x)} {\text{d}}x + \int_{ - b/2}^{b/2} {{i_{\beta 2}}(x)} {\text{d}}x \text{, }$$

(19)

(15)式对应的区域矢势为常数:

$$\begin{split} & {A}_{\alpha 1}={A}_{\alpha 2}= \text{Constant }1, \\ & {A}_{\beta 1}={A}_{\beta 2}= \text{Constant 2}. \end{split}$$

(20)

将(19)式和(20)式作为给定条件求解泛函i_α1, i_β1, i_α2, i_β2的问题. 利用分段求和近似积分过程, 分立出线性方程组可以求解得到数值结果. 计算得到的面电流密度分布如图6和图7所示, 以相对平均值i_a的形式表示.

通过矢势法计算得到了薄膜-回流柱负载结构下基于电感主导模式的电流密度分布特征. 图6结果显示当两侧薄膜间距相同构成对称型负载结构时, 不同薄膜以及回流柱边界的状态一致, 其电流分布曲线重合. 此时两侧薄膜均呈现边界处电流密度最强, 中心处最弱, 由两侧向中心递减的谷状特征分布. 在边界处5%的长度范围内, 电流密度由平均值的10倍以上迅速下降到1倍左右, 形成了极为陡峭的边界密度分布特征. 回流柱边界处的电流密度同样最高, 但中心处高于其邻近两侧而形成局部凸起状结构, 但当薄膜与回流柱的间距增大时这一特征逐渐消失. 当薄膜中心存在偏置时, 近回流柱对称轴(x = 0)侧薄膜的电流密度值相对略高, 该半侧薄膜的电流分配增至总体的52%. 回流柱上靠近膜中心(x = –0.3)处的半侧电流较高, 其值增至总体的61%. 回流柱与薄膜对应半侧的电流增减形成互补.

非对称双侧负载结构计算结果如图7所示. 结果显示近轴端薄膜α₂各处的面电流密度均高于远轴端薄膜α₁对应数值, 其总电流分配中近轴薄膜α₂分配占66.4%, 远轴膜α₁占33.6%. 近膜端回流柱界面β₂上的各处面电流密度同样高于β₁上对应数值, 其总电流分配中β₂占67.2%, β₁占32.8%. 参数的调节实现了对负载电流分配的调控. 薄膜中心存在偏置时的电流特征变化情况与对称结构结果相似.

图8给出了对称结构中不同电流分配模式下薄膜所在平面的磁场分布和薄膜各处的受力分析. 计算结果表明在电感主导模式下(图8(a))薄膜边沿处总受力和磁感应强度远强于薄膜中心, 从而极大地加剧等离子体的融蚀过程. 边沿受力矢量的纵向分量f_y同样高于薄膜中央, 因此边沿的向外扩展更为明显, 这将导致钳状特征形态的形成. 在横向分量f_x的作用下, 等离子体同时存在向心汇聚并将导致其携带电流的转移. 图8(b)给出了假设电流达到均匀分布情况下的特征分析. 此时边沿受力明显减弱, 薄膜各处f_y值近似相等而表现出火山状受力特征, 薄膜整体向外运动趋于一致, 但薄膜边沿处总受力仍然最强, 其等离子体的融蚀和汇聚进一步发展. 而当电流在中心进一步汇聚时(图8(c)高斯分布假设), 此时薄膜各部分受力已基本相近, 但薄膜边界受力的纵向分量f_y进一步减弱, 薄膜中心f_y显著增强. 薄膜中心电流密度与受力的增强, 将加剧中心处等离子体的融蚀与扩展, 从而将导致峰型等离子体形态的形成.

4.   实验结果分析

在强光一号加速器平台开展了反场构型平面薄膜电爆炸实验研究, 诊断获取的可见光图像如图9—图15所示, 通过薄膜侧向和轴向上的发光分布实现对等离子体电流分布的定性表征, 并与理论模型对比验证.

图9和图10展示了双侧对称结构铝膜负载电爆炸发光图像. 侧向结果显示负载表现出薄膜先于回流柱发光(图9(b))以及在回流柱边界形成发光带(图9(c))的特征现象. 轴向图像显示早期发光集中在薄膜边沿(图10(a)), 薄膜中央分布较弱. 随着电流上升, 薄膜中心处的发光特征开始增强, 逐渐形成由两边向中心的发光区域延伸过程(图10(b)). 图10(c)显示67 ns时刻下薄膜形成了两侧发光厚, 中心发光薄的等离子体形态, 与电感模式受力分析得到的钳状形态一致(图8(a)), 实验结果符合理论预期.

图11和图12展示了非对称型负载结构的实验图像, 结果表现出以下非对称型特征: 侧向图像中近轴端薄膜处较早观测到可见光辐射, 而同时刻下远轴端薄膜尚未观测到明显发光(图12(a)); 轴向图像中薄膜边沿早于中心辐射可见光, 中心区域后发光连通(图12(b)); 薄膜位置存在微小偏置下, 近中轴侧薄膜边沿发光区域更广. 结果显示, 异构型负载实验实现了电流分配的调控, 并通过差异化特征的构造验证了电感主导模式的预期现象.

上述不同构型下薄膜负载实验结果证明, 早期阶段电流通道的建立与密度分布特征与电感主导模式相符. 这与反场构型丝阵实验得到的结论一致. 但边沿处等离子的融蚀与运动将导致模式特征发生改变. 图13给出了70 ns后薄膜轴向可见光辐射状态. 图像显示薄膜中心位置出现强烈的凸起发光特征, 这与图8(c)受力分析中得到的峰型结构相似. 图14和图15展示了对称结构负载一侧薄膜的完整图像序列. 研究认为等离子体存在向心汇聚与电流通道转移, 该现象在图14序列中的67 ns时刻图像中已明显产生, 表现为图像中央区域亮度的突然增强, 而此时中心位置尚未发生明显凸起. 图15序列中的79 ns 时刻图像中同样观测到中央亮带的突然产生. 此后薄膜中心加速扩张, 峰型凸起形态由中心向外快速发展(88 ns)并向薄膜两侧延伸(108 ns). 薄膜中央亮区的形成现象类似于丝阵中轴心形成的先驱等离子体柱. 反场构型丝阵实验研究表明, 电流通道在一定时间内会集中在融蚀并分离于丝核的先驱等离子体中, 使其加速脱离丝阵平面, 然后电流又会快速返回到丝核区附近, 电流通道存在快速的切换过程^[28]. 本文薄膜实验同样观测到, 边沿处融蚀形成的等离子体将携带电流向心汇聚导致中央区富集, 而由于薄膜等离子体并未明显脱离薄膜平面, 因此电流通道并未发生二次转移. 电流通道存在转移的现象同时说明了丝阵实验中利用电阻模型计算聚爆时间更为准确的原因^[24].

5.   总结与讨论

通过电感分析理论和反场构型平面薄膜电爆炸实验工作的开展, 系统地研究了其电爆炸等离子体的电流密度分布模式、磁场分布特征和受力分布特征. 结果显示在早期脉冲电流的主要上升阶段(0—70 ns), 电流通道的建立与分布符合电感主导模式, 薄膜边沿处电流密度最强, 表现出边沿聚集与近轴聚集等发光特征. 薄膜边沿处电流的集中与强电磁力加剧该处等离子体的融蚀与运动, 边沿处最先出现向外扩展现象, 薄膜整体形成钳状形态特征. 当脉冲电流逐渐建立并达到峰值(70—120 ns), 融蚀形成的等离子体在横向电磁力的作用下向中心快速运动, 并携带电流使电流通道逐渐向中心转移, 边界处受力逐渐减弱, 薄膜中心纵向受力逐渐增强, 加剧中心处等离子体的融蚀与向外扩展, 导致薄膜中心迅速发展形成强发光区与峰型等离子体形态特征. 电流同通道在40 ns内(图14中47—88 ns发展图像)完成快速切换, 导致初始阶段的电感主导模式失效. 理论模型与实验结果相符, 加深了对等离子体电流通道建立和转移的认知.

理论模型分析中采用了简化无限长平板模型分析, 薄膜的长度限制以及阴阳极连接平台等其他复杂结构的影响尚未考虑. 同时薄膜电爆炸过程中存在侧向扩展与电流分层现象, 因此未来工作需要对理论模型进一步细化精确. 同时可尝试通过使用特殊构型的阴极片结构等开展负载设计, 对电流通道影响因素与薄膜动力学发展的调控等关键问题进一步探索. 如图16所示, 本文采用了常规阴极片结构(图16(a)), 在此基础上通过改造形成内凹型结构(图16(b))或外凸型阴极片结构(图16(c))等, 可探索对原轴向电流分布模式的影响, 进而实现对动力学过程的调控.

另一方面本文通过可见光分幅成像诊断所得到的结论局限在早期阶段, 当薄膜完全等离子体化并进入明显动力学发展阶段时该诊断方法存在一定的局限. 本文中以电流汇聚模型(高斯分布假设)研究了在此假设上所导致的薄膜受力状态变化, 并与实验现象进行对比, 得到对后期的电流分布特征的间接分析. 后期图像特征一定程度验证了电流汇聚现象, 但仍需要进一步发展诊断手段以直接获取实验证据, 从而定量地表征后续阶段电流密度分布特征. 其中可考虑发展包括基于反射镜面介层烧蚀的轴向激光阴影成像系统显影电流路径, 局部磁探针或法拉第磁旋光法同步测量薄膜各局部区域磁场强度信息以还原电流信息, X箍缩点投影成像诊断薄膜截面上等离子体密度的空间分布以分析动力学过程和驱动电流分布等手段, 以进一步深化研究.