Содержание к диссертации
Введение
Глава 1. Исследование плазмы с использованием резонансного рассеяния электромагнитного излучения . 13
1.1. Основы метода резонансной флуоресценции 13
1.2. Аналитические применения метода резонансной флуоресценции 22
1.3. Эксперименты по диагностике плазмы методом резонансной флуоресценции 28
Глава 2. Исслщование плазмы резонансных детекторов излучения на основе тлеющего разряда с полым катодом 40
2.1. Установка для исследования флуоресценции и собственного излучения плазмы резонансных детекторов 41
2.2. Флуоресценция атомов в плазме непрерывного разряда с полым катодом 46
2.3. Пространственно-временные закономерности флуоресценции в импульсном резонансном детекторе 54
2.4. Аналитические определения атомов в пламени с использованием резонансных детекторов 65
Глава 3. Исследование резонансной флуоресцёнщи атомов при лазерном возбуждении. 71
3.1. Техника эксперимента 72
3.2. Временные и энергетические характеристики флуоресцентного излучения 76
3.3. Модель расчета интенсивности флуоресценции атомов в разрядном облаке полого катода в условиях насыщения сигнала 85
3.4. Исследование пространственного и энергетического распределения примесных атомов в полом катоде 90
Глава 4 . Применение метода резонанснш флуоресценции для диагностики пристеночного слоя высокотемпера турной плазмы . 99
4.1. Лазерная аппаратура для исследования пристеночной плазмы в высокотемпературных установках 100
4.2. Исследование оптогальванических датчиков для настройки и контроля частоты излучения перестраи ваемых лазеров на красителях 104
4.3. Эксперименты по определению концентрации примесей металлов вблизи стенки разрядной камеры установки "Тумзн-3" 117
Глава 5. Получение когерентного излучения в вакуумной области спектра 125
5.1. Анализ условий генерации третьей гармоники в газовых средах в сфокусированных гауссовских пучках 126
5.2. Экспериментальная проверка генерации третьей гармоники в чистом газе 134
5.3. Оптимальные условия генерации третьей гармоники в смесях газов 139
5.4. Осуществление фазового согласования при генерации третьей гармоники в смесях газов при повы шенных давлениях 147
Заключение 155
Литература 158
- Эксперименты по диагностике плазмы методом резонансной флуоресценции
- Флуоресценция атомов в плазме непрерывного разряда с полым катодом
- Модель расчета интенсивности флуоресценции атомов в разрядном облаке полого катода в условиях насыщения сигнала
- Исследование оптогальванических датчиков для настройки и контроля частоты излучения перестраи ваемых лазеров на красителях
Эксперименты по диагностике плазмы методом резонансной флуоресценции
Метод резонансной флуоресценции,как отмечалось ранее,обладает высокой чувствительностью, позволяет с высоким пространственно-временным разрешением определять плотность и температуру атомов в плазме. Кроме локальных измерений температуры и плотности атомной (ионной) компоненты плазмы в литературе обсуждаются и другие возможные применения метода РФ. К их числу относится: определение температуры электронов из измерений относительных зэселен-ностей возбужденных уровней /92/, определение дрейфовой и тепловой скорости ионов из пространственно-временных наблюдений флуоресцентного излучения /5/, определение эффективного заряда ионов из измерений штзрковского уширения линии лазерной флуорен ценции /93/, локальные измерения флуктуации электрического поля в плазме по наблюдению стимулированных этими флуктуациями переходов вблизи запрещенных линий /94/.
В первых экспериментах по диагностике плазмы методом реле-евского рассеяния и резонансной флуоресценции объектом исследования была плазма электрических разрядов с хорошо известными параметрами. Измерения проводились в водородной, гелиевой и аргоновой плазме дуговых разрядов /5,95-96/, в водородной плазме 2- пинчз /97/. Газоразрядная неоновая плазма исследовалась в /98,99/, плазма щелочных и щелочноземельных металлов-в работах /6,100,101/. Электронная температура плазмы была около одного или несколько электронвольт, электронная концентрация - 10 - 10 см - , концентрация исследуемых атомов была достаточно высока (Юп - Ю16 см"3). Ряд экспериментальных исследований,выполненных методом РФ, посвящен изучению динамики заселения и дезактивации уровней в плазме. В /57/ излучением лазера на длине волны X = 447,1 нм возбуждался оптический переход 2р3Р - fds3) атомов гелия в разряде с полым катодом. Сигнал флуоресценции наблюдался при этом как на линии возбуждаемого перехода, так и на ряде других линий гелия,соответствующих мультиплетной структуре уровня п = 4,чю свидетельствовало о сильной столкновительной связи между возбужденными состояниями.
Исследуя временной ход флуоресценции,удалось оценить вероятности радиационных и ударных переходов. Определение скоростей заселения и дезактивации уровней на основании анализа формы импульса флуоресценции возможно и при сравнительно длинных импульсах возбуждения /102/. Для этого необходимо установление стационарного распределения населенностей возбуждаемых уровней в присутствии достаточно мощного лазерного излучения,обеспечивающего насыщение в течение практически всего импульса генерации /45/. Для изучения эволюции во времени нестационарных плазменных образований использовалось многократное возбуждение флуоресценции в последовательные моменты времени. Указанным способом исследовалась кинетика населенности мета с та бильного 1ss -состояния неона в распадающейся плазме тлеющего разряда /103/. Полученная кривая распада 1s$ -состояния ( Z = 0,9 ±0,1 мс) хорошо согласуется с литературными данными, что свидетельствует о возможном применении флуоресцентного метода к изучению плазмы послесвечения. Метод резонансной флуоресценции с успехом применялся для получения пространственных профилей плотности атомов и ионов в плазме, определения коэффициентов диффузии и ионизации атомов. Так,относительные радиальные распределения атомов неона в мета-стабильном РІ и резонансном /J состояниях в положительном столбе тлеющего разряда измерялись в работах /8,98,99/, локальные отношения плотности компонент Ма-Нд - дуги высокого давления определены в /104/» С высоким пространственным разрешением ( 0,1 мм) методом резонансной флуоресценции ( Л = 448 нм) получены радиальные профили ионной плотности в сильноточном аргоновом разряде низкого давления /105/. В работах /46,106/, выполненных с участием автора, измерены пространственно-временные распределения атомов катодного распыления в плазме разряда с полым катодом. Важным этапом в развитии метода лазерной флуоресценции явилось его приложение к диагностике плазмы экспериментальных установок термоядерного синтеза. Плазма этих установок характеризуется температурой от нескольких сотен электронвольт до несколь-ких килоэлектронвольт, концентрация электронов составляет Юх -Ю1 см , в ней наряду с протонами и электронами содержатся нейтральные атомы рабочего газа (водорода) и атомы примесей,поступающих в разряд с поверхности диафрагм и стенок вакуумных камер.
Флуоресценция атомов в плазме непрерывного разряда с полым катодом
Для ламп с полым катодом,используемых в качестве резонансных детекторов,существенно оптимизировать электрические параметры разряда, выбрать соответствующую зону факела и обеспечить максимально возмошый сигнал флуоресценции при наименьших значениях собственного свечения плазмы и минимальном сигнале рассеяния на баллоне лампы и стенках катода.
В настоящем параграфе рассмотрены результаты исследования характеристик резонансного детектора на медь,когда в качестве возбуждающего источника используется аналогичная лампа с полым катодом при импульсном режиме работы.
Зависимость амплитуды флуоресценции и сигнала рассеяния от тока питания возбуждающего источника приведена на рис.3. Видно, что амплитуда флуоресценции растет с увеличением тока возбуждающего источника. Кривая І (рис.3) соответствует возбуждению всем спектром лампы, кривые 2;3 полечены при частичной монохромзти-зации возбуждающего излечения посредством фильтров с пропусканием в области резонансных линий меди 0,9 и 0,46. Отношение сигналов флуоресценции в этих трех случаях соответствует отношению пропускания фильтров в указанной спектральной области. Вследствие малой плотности мощности возбуждающего потока, сигнал флуоресценции регистрируется вне области насыщения поглощения, о чем свидетельствует линейный характер изменения интенсивности флуоресценции при ослаблении интенсивности возбуждающего источника с помощью нейтральных светофильтров.
Зависимость сигнала рассеяния от тока (кривые I-з , рис.3), отражающая изменение интенсивности излучения возбуждающего источника от силы тока его питания, выражается показательной функцией /127/: где,согласно нашим измерениям, /г = 1,43 для лампы с полым катодом на медь.
При фиксированном токе возбуждающей лампы (0,4 А) наблюдается рост сигнала флуоресценции с увеличением тока детектора до 40 мА. При этом справедливо соотношение (14) при Я = 1,4 1,5. При токах РД выше 40 мА наступает насыщение сигнала флуоресценции. Собственное свечение плазмы резонансного детектора непрерывно растет в рассматриваемом интервале изменения тока. Для данной конструкции полого катода и заданных условий возбуждения при токах разряда порядка 20-25 мА амплитуда флуоресценции превышает собственное излучение плазмы примерно в 2 раза (рис.4). Важной характеристикой ламп с полым катодом является пространственное распределение поглощающих и излучающих атомов. Судить об этом распределении можно по результатам исследования собственного излучениям флуоресценции. Такие исследования были вьшоляены при фокусировке нэ щель монохроматора различных зон тлею щего разряда.
При малых токах РД ( L 40 мА) величина сигнала флуоресценции обратно пропорциональна расстоянию от торца катода (рис.5). При больших токах падение величины сигнала флуоресценции с удалением от торца катода происходит медленнее. На рис.5 (крестики) нанесены точки кривой I ( L = б мм) с учетом обратно пропорцио-нальной зависимости Ур от L : C/tp - У р , где 3 р - скор-регировзнное значение флуоресценции из зоны Lt = б мм. Видно, что в более близкой к катоду зоне ( /, = б мм), влияние самопоглощения больше, чем вдали от него ( L2 = ІЗ мм). Следует отметить также, что самопоглощение в возбуждающем источнике менее ощутимо, так как спектральное разрешение в основном определяется контуром узкой линии в резонансном детекторе. Рассмотренные зависимости подтверждаются также при анализе кривых,характеризующих распределение интенсивности флуоресценции вдоль факела для токов резонансного детектора 20,30 и 50 мА (рис .6). Аксиальные распределения нормальных и возбужденных атомов меди имеют спад концентрации у торца катода (рис.7). Максимумы кривых практически совпадают и находятся примерно в 2 мм от среза полого катода. Во всей исследованной области интенсивность флуоресценции превышает интенсивность собственного свечения плазмы. Максимумы сигналов флуоресценции и собственного свечения отличаются по величине примерно в 10 раз.
Модель расчета интенсивности флуоресценции атомов в разрядном облаке полого катода в условиях насыщения сигнала
Для интерпретации результатов флуоресцентных измерений плотности атомов необходимо установить связь между интенсивностью флуоресценции и населенностью возбуждаемого уровня. Установление такой связи для сложных атомарных систем не представляется возможным. Поэтому обычно используют двух - и трехуровневое приближения /10,39/. Однако для атомов в плазме не всегда правомерно ограничиваться рассмотрением этих замкнутых простых моделей. Сильная столкновительно-излучательная связь уровней требует учета основных процессов, связывающих уровни возбуждаемого перехода с остальными уровнями системы. Возможность такого учета для атомов, возбуждаемых в разряде с полым катодом, обсуждается в настоящем параграфе. Рассматривается модель расчета населенностей возбужденных состояний атомов молибдена. Флуоресценция атомов Мо в плазме полого катода в видимой области спектра возбуждалась при использовании лазерных импульсов различной длительности {At =1,5 10- и 1,5 10 с). При этом не было замечено сокращения длительности флуоресцентного импульса, как это наблюдается,например, в случае резонансной линии железа, вследствие накопления атомов на мета-стабильном уровне /39/, характерного для трехуровневой системы.
Экспериментально зарегистрированные минимальные количества фото- нов флуоресценции коррелируют с соотношением длительностей возбуждающих импульсов. Упрощенные диаграммы уровней Мо и Fe приведены на рис.21. Между уровнями возбужденных термов й %) yiaS молибдена в разряде существует,по-видимому, достаточно сильная столки овительная связь,что препятствует накоплению атомов в конечном состоянии ClSS В этом случае для расчета интенсивности флуоресценции можно воспользоваться следующей упрощенной системой уравнений,описывающей изменение населенностей уровней в присутствии лазерного излучения с частотой V = ViZ Здесь ftt і пг - соответственно населенности уровней 1,2, Ягі , -Ац - вероятности спонтанного излучения и безизлу-чательных переходов с уровня 2 на уровень I; 3i2.u » &зяи - вероятности поглощения и вынужденного излучения, $ Пеу+Лі - скорость распада уровня за счет переходов на все остальные уровни, исключая уровни 1,2, в результате электронного удара и излучательных переходов; & - скорость заселения уровня I в результате тех же процессов со стороны всех остальных уровней системы, и - спектральная плотность энергии возбуждающего излучения, tie - плотность электронов. Решение системы (18) с начальными условиями nt(0)= п10 ; Пг(0) tlzo ( nzo « П10 ) для импульса возбуждения прямоугольной формы имеет вид: Используя принятую модель можно было определить абсолютное значение концентрации распыленных атомов. Калибровка регистрирующей аппаратуры осуществлялась с помощью эталонной вольфрамовой лампы СИ-8-200.
Эталонный источник помещался на место лампы с полым катодом, причем размеры ленты накала эталонной лампы в нашем случае в точности соответствовали размерам щели полого катода, из которой отбиралось излучение. При токе 18,5 А истинная температура тела накала эталонной лампы составляла 2500 К. Сигналы ФЭУ, обусловленные излучением флуоресценции в пределах спектральной линии и свечением эталонного источника сплошного спектра, соответственно равны: где # - сечение флуоресцирующего объема плазмы, «й » 5J5 -- соответственно ширина выходной щели и обратная дисперсия монохроматора в системе регистрации, Sz , Mz - ширина и высота изображения входной щели монохроматора, Т? - коэффициент пропускания системы регистрации, 3(A) - спектральная яркость эталонной лампы, ч - коэффициент преобразования приемника. Как следует из формул (22) и (23), абсолютное значение концентрации атомов на возбуждаемом уровне можно получить из выражения: Спектральная яркость излучения эталонной лампы определялась из формулы: где То(А) - коэффициент пропускания окна лампы, (А,Т) коэффициент черноты вольфрама, 6(XJ) - a1A S[exp(a2/AT) - /] - яркость абсолютно черного тела при температуре Т , 2, = 3,74 «Ю"12 Вт -см2, az = 14384 мкм-К. Основными источниками ошибок при оценке Що по формуле (24) являются: погрешность величины вероятности перехода,составляющая по литературным источникам 20$, неточность в определении флуоресцирующего объема плазмы, которая определяется пространст- венным распределением излучения в возбуждающем пучке /138/, а также погрешность осциллогрэфических измерений амплитуд сигналов. Результирующая погрешность флуоресцентного измерения концентрации атомов при калибровке регистрирующей аппаратуры эталонным источником типа ленточной лампы оценивалась величиной порядка 5Qfo. С ПОМОЩЬЮ ЭКСПерИМеНТаЛЬНО ИЗМереННЫХ ВеЛИЧИН Stp и S по формуле (24) определены концентрации атомов молибдена в полости катода на метастабильном ( й Sd3 ) уровне. Концентрация возбужденных атомов Но на уровне z Р находилась из интенсивности собственного излучения плазмы на линии Мої 550,6 нм. Результаты этих измерений,выполненные при различных токах разряда и для различных участков плазмы приведены в следующем параграфе.
Исследование оптогальванических датчиков для настройки и контроля частоты излучения перестраи ваемых лазеров на красителях
Эффективная настройка частоты излучения лазера на красителях на линию возбуждаемого перехода может быть достигнута при использовании оптогэльванического эффекта в разряде с полым катодом. Суть эффекта состоит в резонансном изменении проводимости плазмы при оптическом возбуждении переходов атомов и ионов в плазме. Преимуществом оптогэльванического способа настройки является простота системы регистрации Ил отсутствие оптических шумов, таких как фоновое излучение, рассеянный и отраженный свет. При этом для решения многих практических задач могут быть использованы промышленные лампы с полым катодом. Исследования оптогэльванического эффекта выполнены в основном для линий инертных газов с использованием непрерывных лазеров /145,146/. Имеются лишь отдельные работы /147,148/, в которых оптогальванический эффект наблюдался под действием световых импульсов лазеров микро- и наносекундной длительности. Для целей разработки оптогальванических систем регистрации и стабилизации частоты генерации моноимпульсных лазеров на красителях необходимо более детальное исследование явления в широком спектральном диапазоне.
Экспериментальные результаты таких исследований в разряде с полым катодом для ряда линий в видимой и ультрафиолетовой области спектра приводятся в настоящем параграфе. Основное внимание обращается на изменение амплитуды,длительное ти, полярносши и формы сигнала в зависимости от шока разряда и характера исследуемых линий. Апробация оптогзльванического способа настройки проводилась с импульсным лазером на растворе родамина 4С ( .А = 570-614 нм) и его второй гармоникой ( Л = 285-307 нм). Накачка красителя осуществлялась излучением второй гармоники лазера на МІГ, работающего с частотой повторения импульсов 12,5 Гц. Параметры излучения лазера на красителе на основной частоте были следующие: мощность в импульсе 25-80 кВт, длительность импульса -10 не, спектральная ширина - 0,04 нм. Исследования оптогзльванического эффекта проводились с промышленной лампой с полым катодом ЛСП-I, работающей в постоянном режиме при токе, регулируемом в диапазоне 5-40 мА. Импульс тока, возникающий при резонансном облучении плазмы, регистрировался на осциллографе. Оптогальванический сигнал снимался с балластного сопротивления (3,6 кОм), включенного в цепь питания лампы. При последовательном включении нагрузки 75 Ом временное разрешение системы регистрации улучшалось до разрешения нзносекундных импульсов. Изменение проводимости плазмы изучалось при возбуждении линий наполняющего газа (неона), а также линий распыленных атомов материала катода (железо,никель,титан). Перечень исследуемых переходов с указанием полярности наблюдаемого оптогзльванического сигнала приведен в табл.3. ной электронной конфигурации неона 2p 3s Типичные формы сигналов для каждой из трех групп линий представлены на рис.26. Для Зр-fyd переходов неона и для резонансных линий атомов материала катода оптогальванический сигнал имеет форму одиночного импульса положительной полярнос ти, что соответствует увеличению проводимости плазмы при облу чении (рис.26 в).
Для 3s -Зр переходов (рис.26 а,б) сигнал состоит из двух компонент противоположных: знаков: начальной положительной компоненты длительностью порядка 5 мкс с последую щим медленно затухающим сигналом отрицательной полярности (де сятки мкс). Для перехода 3s [ 11г\\ - Зр 11/г}0 ( Л = 585,25 нм) наблюдался лишь положительный оптогальванический сигнал в рассматриваемом интервале тока разряда. Соотношение амплитуд положительной и отрицательной компо нент различно для переходов с уровней. Для переходов с метастабильного 3s[11lz]\ уровня амплитуда от рицательного отклика превышает величину начального положитель ного пичка, в то время как для переходов с лабильного уровня ( ЗяИ /г] ) наблюдается обратное соотношение положительного и отрицательного сигналов. С увеличением тока разряда длитель ность обеих компонент сокращается. При этом амплитуда их мало изменяется (кривые 1,2 рис.27). Однако быстро растет число пос ледующих затухающих колебаний тока, инициируемых в разряде опто- гальваническим возмущением (рис.28). Период возбуждаемых коле баний не зависит от того, на какой линии неона происходит воз буждение. С увеличением тока разряда период пульсаций уменьшает ся, составляя 80 мкс при L = 40 мА.
