Содержание к диссертации
Введение
Глава 1. Литературный обзор 10
1.1. Природа рентгеновского излучения 10
1.2. Рентгеновское излучение плотной высокотемпературной плазмы 11
1.3. Физические процессы при прохождении рентгеновского излучения через слой вещества 17
1.4. Методы регистрации рентгеновского излучения 19
1.5. Состояние экспериментальных исследований спектров рентгеновского излучения лазерной плазмы 23
1.6. Экспериментальные результаты исследований микропинчевых разрядов типа низкоиндуктивной вакуумной искры 25
1.7. Постановка задач 38
Глава 2. Экспериментальное исследование спектров рентгеновского излучения лазерной плазмы на установках «XINGGUANG» и «SHENGUANG» 39
2.1. Методы экспериментального исследования 41
2.1.1. Экспериментальная установка 41
2.1.2. Кристаллический спектрограф с пространственным разрешением . 42
2.1.3. Десятиканальный спектрометрический комплекс (1+100 кэВ)... 48
2.2. Методы обработки 57
2.3. Результаты экспериментов 72
2.3.1. Пространственное распределение электронной температуры лазерной плазмы 72
2.3.2. Непрерывные спектры рентгеновского излучения лазерной плазмы 77
2.4. Обсуждение результатов экспериментов 79
2.5. Выводы 83
Глава 3. Диагностика микропинчевого разряда на установке «Зона-2» 84
3.1. Микропинчевая установка «Зона-2» и ее модернизация 85
3.2. Микропинчевая установка «ПФМ-72» 93
3.3. Средства и методы диагностики 95
3.4. Экспериментальные результаты 106
3.4.1. Электротехнические измерения 106
3.4.2. Обскурограммы области разряда 107
3.4.3. Измерение электронной температуры плазмы микропинчевого разряда по ослаблению потока рентгеновского излучения в фотоэмульсии 108
3.4.4. Измерение рентгеновского спектра на установке «Зона-2»... 120
3.4.5. Влияние положения триггеров на локализацию источников рентгеновского излучения 122
3.4.6. Исследование энергетического состава рентгеновского излучения с разрешением во времени 125
3.4.7. Теневое фотографирование и исследование динамики собственного свечения плазмы микропинчевого разряда 129
3.4.8. Модификация структуры поверхности электродов импульсного сильноточного микропинчевого разряда 137
3.5. Обсуждение результатов экспериментов 143
3.6. Выводы 149
Заключение 152
Список литературы 154
- Состояние экспериментальных исследований спектров рентгеновского излучения лазерной плазмы
- Пространственное распределение электронной температуры лазерной плазмы
- Измерение электронной температуры плазмы микропинчевого разряда по ослаблению потока рентгеновского излучения в фотоэмульсии
- Теневое фотографирование и исследование динамики собственного свечения плазмы микропинчевого разряда
Введение к работе
Термоядерные исследования были начаты в 1950-х годах с создания линейного Z-пинча. За прошедшее время было создано большое число установок, в которых нагрев плазмы осуществляется за счет линчевания в сильноточных разрядах ( Z-пинч, 0-пинч, х-пинч, плазменный фокус, микропинч), при воздействии мощного лазерного излучения и сильноточных пучков заряженных частиц на мишени и т.д. Значительные усилия ученых развитых стран мира пока не привели к созданию термоядерного реактора, но результатом этих работ явилось создание новых прикладных направлений исследований плотной плазмы, образующейся в таких установках.
В целом ряде прикладных научно-технических задач плазма уже нашла свое применение и представляется весьма перспективной при ее дальнейшем использовании в качестве мощного источника: нейтронов с энергиями 2,45 МэВ (d-d реакция) и 14 МэВ (d-t реакция); многозарядных ионов для ядерно-физического эксперимента [1]; электромагнитных излучений сверхвысокочастотного, инфракрасного, видимого, ультрафиолетового и рентгеновского диапазонов для практического применения в науке, технике и промышленности [2-7]; пучков быстрых электронов и ионов с токами ~ l(f А при энергиях частиц от сотен килоэлектронвольт до нескольких мегаэлектронвольт.
В последние годы многими научными центрами активно проводятся исследования собственного излучения веществ различного элементного состава под воздействием мощных лазерных импульсов и в сильноточных разрядах. Диагностика плотной высокотемпературной плазмы традиционно делится на активную (просвечивание излучением внешних источников) и пассивную (по собственному излучению плазмы). Конечной целью диагностики плазмы, как правило, является проверка или построение физической (и математической) модели плазмообразующей среды.
Основными параметрами необходимыми для этого являются локальные и мгновенные значения концентрации и температуры различных компонент плазмы. Одним из основных направлений диагностики плазмы является регистрация с пространственным, временным и энергетическим разрешением потоков квантов и частиц.
Плаза, создаваемая в лаборатории, быстро меняет свои параметры во времени, а отличие между плазмой, создаваемой на различных установках, может достигать 10 порядков по концентрации частиц и 4-5 порядков по температуре. При исследовании плазменных объектов с высокими значениями концентрации, температуры и градиента плотности при малых размерах собственное рентгеновское излучение является одним из важнейших источников информации о протекающих в плазме процессах и её важнейших параметрах. Кроме того, в термоядерных исследованиях рентгеновскую эмиссию необходимо учитывать при расчете энергобаланса.
В то же время предпринимается ряд попыток практического использования излучения плотной высокотемпературной плазмы, например: для целей рентгеновской литографии [8-11], для создания лазеров рентгеновского диапазона [12], для исследования быстропротекающих процессов [13,14], для нагрева и сжатия плазмы в работах по лазерному термоядерному синтезу, где рентгеновское излучение является источником образования и нагрева сверхплотной плазмы [15,16] и т.д. Таким образом, исследование излучательных характеристик плотной высокотемпературной плазмы является актуальной задачей для понимания физических процессов динамики плазмы, построения и проверки физической и математической моделей плазмы, и создания источников рентгеновского излучения.
Целью настоящей работы является исследование рентгеновского излучения и динамики процессов в импульсной высокотемпературной плазме. А предметом исследований является сильноточный импульсный разряд типа «низкоиндуктивная вакуумная искра» (НВИ) и лазерная плазма как объект для отработки пространственных и энергетических измерений импульсной плазмы в рентгеновском диапазоне.
В первой главе диссертации обсуждается природа рентгеновского излучения, виды рентгеновского излучения плотной высокотемпературной плазмы, основные физические процессы при прохождении рентгеновского излучения через слой вещества, основные методы регистрации изображения и спектра рентгеновского излучения. Рассмотрены современные представления об основных процессах, протекающих под действием лазерного излучения с веществами, и в Z-пинчевых разрядах типа НВИ. Проводится обзор методов и результатов экспериментальных исследований спектров рентгеновского излучения импульсной высокотемпературной плазмы и динамики микропинчевого разряда типа НВИ.
Во второй главе приводится описание лазерных установок «XINGGUANG» и «SHENGUANG», конструкции исследуемых мишеней, кристаллического спектрографа с пространственным разрешением, десятиканального спектрометрического комплекса, схем экспериментов. Изложены методы определения электронной температуры по относительным интенсивностям различных линий, и метода восстановления спектра непрерывного рентгеновского излучения по итерационному методу. Описаны и обсуждены результаты экспериментальных исследований непрерывных спектров рентгеновского излучения и пространственных распределений электронной температуры лазерной плазмы.
В третьей главе приводится описание экспериментальной установки «Зона-2», модернизации основных узлов установки и системы инициирования разряда, выбранных (в соответствии с целью работы) средств и методов диагностики. Данные методики были использованы для:
Визуализации динамики плазменного канала разряда НВИ;
Изучения влияния положения триггера на условия формирования разряда;
Определения электронной температуры плазмы в плотных сильноизлучающих областях разряда;
Исследования энергетического состава рентгеновского излучения из области разряда;
Исследования модификации поверхности электродов с ростом числа разрядов и обнаружения ее влияния на формирование микропинча.
Описаны и обсуждены результаты исследования динамики развития микропинчевого разряда на установке «Зона-2» вышеизложенными методами.
В заключении сформулированы основные выводы из диссертации.
Научная и практическая значимость работы
Полученные в работе результаты имеют значение для понимания физических процессов динамики микропинчевого разряда типа НВИ. Они могут быть использованы для аналитического и численного моделирования динамики сжатия пинча.
Результаты проведенных исследований позволяют рекомендовать разряд типа НВИ в качестве удобного экспериментального стенда для отработки различных методов диагностики линчующейся плазмы.
Результаты работы могут быть использованы при разработке и создании источника рентгеновского излучения на основе микропинчевого разряда типа НВИ с лазерно — плазменным инициированием.
Разработанные при исследовании лазерной плазмы рентгеновские методики могут найти применение в диагностике импульсной высокотемпературной плазмы на других установках.
Автор выносит на защиту следующие, содержащие научную новизну основные результаты:
Разработку программного кода восстановления спектра непрерывного рентгеновского излучения на основании итерационного метода.
Результаты экспериментального исследования спектров рентгеновского излучения и электронной температуры лазерной плазмы для мишени из золота на установках «XINGGUANG» и «SHENGUANG» и зависимость выхода жесткого рентгеновского излучения и температуры «быстрых» электронов плазмы от длины волны лазерного излучения.
Определение пространственного распределения электронной температуры в лазерной плазме по относительным интенсивностям линий рентгеновского диапазона двухкомпонентной мишени на установке «XINGGUANG».
Результаты комплексного исследования пространственной структуры, временных и спектральных характеристик рентгеновского излучения на установке «Зона-2» и результаты определения электронной температуры плазмы микропинчевого разряда по ослаблению потока рентгеновского излучения в фотоэмульсии.
Результаты исследования влияния геометрии расположения эрозионных источников инициирования микропинчевого разряда на динамику его развития на начальной стадии, интенсивность рентгеновского излучения из анодной области и модификацию поверхности катода.
Результаты визуализации процессов развития сильноточного импульсного разряда НВИ методом теневого фотографирования.
Апробация работы.
Результаты диссертационной работы докладывались и обсуждались на:
Научных сессиях МИФИ - 2004, 2005. X Всероссийской конференции по диагностике высокотемпературной плазмы, г. Троицк, Россия, 8-13 июня 2003г.
21ом Международном симпозиуме по физике ионизованных газов, г. Сокобаня, Югославия, 26-30 августа 2002г. VI Международном симпозиуме по радиационной плазмодинамике (РПД-2003), г. Звенигород, Россия, 22-24 октября 2003г.
IV Российском семинаре "Современные средства диагностики плазмы и их применение для контроля веществ и окружающей среды", г. Москва, МИФИ, 2003г.
Первом всероссийском семинаре по Z-пинчам, РНЦ «Курчатовский институт», г. Москва, 14-15 апреля 2004г.
7ой международной конференции по модификации материалов пучками частиц и потоками плазмы, г. Томск, Россия, 25-29 июля 2004г. V Международном симпозиуме по физике и диагностике плазмы (PDP-F 2004), г. Минск, Беларусь, 20-23 сентября 2004г.
13им Международном симпозиуме по сильноточной электронике, г. Томск, Россия, 25-29 июля 2004 г.
Публикации.
Основное содержание диссертации опубликовано в 11 печатных работах, в том числе 2 статьи в реферируемых журналах, 6 докладов на всероссийских и международных конференциях, 3 доклада на научных сессиях МИФИ. Их список представлен в конце автореферата.
Структура и объем диссертации.
Диссертация состоит из введения, трех глав, заключения и библиографии. Работа изложена на 166 страницах машинописного текста, содержит 60 рисунка и список литературы из 134 наименований.
Состояние экспериментальных исследований спектров рентгеновского излучения лазерной плазмы
Важную информацию о процессах, происходящих в плазме, дает исследование рентгеновского излучения плазмы с пространственным разрешением [14]. Для этой цели в настоящее время в экспериментальной практике широко применяются камеры-обскуры, рентгеновские микроскопы различных схем [37-39], зонные пластины Френеля [40], брэгг-френелевские рентгенооптические элементы [41,42], и т.д. Применение этих приборов, в сочетании с рентгеноспектральными методами (в частности, с методом фильтров), позволяет получить наряду с пространственным также и спектральное разрешение. Это, в свою очередь, дает возможность с помощью соответствующей математической обработки восстанавливать усредненные по времени профили электронной температуры и плотности исследуемой плазмы [43,44]. Применение же камеры-обскуры или микроскопа в сочетании с рентгеновским электронно-оптическим преобразователем в качестве детектора позволяет достичь одновременно пространственного и временного разрешения при изучении динамики плазмы, например при сжатии сферических мишеней [45,46].
Простейшим и широко распространенным способом получения изображения плазмы в рентгеновской области спектра излучения является использование камеры-обскуры, представляющей собой в простейшем случае отверстие малого диаметра в непрозрачном для рентгеновского излучения экране. Регистрирующим элементом камеры-обскуры может быть рентгеновская фотопленка [47] или другой двухкоординатный детектор, например, на основе микроканальной пластины [48].
Если размеры отверстия в формирующей изображение диафрагме меньше размеров объекта, то на рентгеновской фотопленке можно зарегистрировать непосредственно его изображение. Если же размеры отверстия превышают размеры объекта, то фотопленка фиксирует изображение самого отверстия диафрагмы, а размер источника излучения можно оценить по размытию границы изображения. Меняя поглощающий фильтр, защищающий фотопленку от попадания на нее квантов видимого света и ультрафиолетового излучения, можно получить изображение плазмы разряда в том или ином спектральном диапазоне.
В настоящее время среди большого количества разработанных методов исследования спектра непрерывного рентгеновского излучения можно выделить прямые и косвенные. Прямые методы - это методы, основанные на непосредственном разложении рентгеновского излучения в спектр с помощью диспергирующих элементов или на измерении спектральной интенсивности в дискретных узких интервалах. Их реализация дает возможность получить информацию о спектрально-энергетических характеристиках рентгеновского излучения в достаточно широком спектральном диапазоне. Отметим, что в качестве диспергирующих приборов используются спектрографы с дифракционными решетками скользящего падения [34,49] и с пропускающими дифракционными решетками [50,51], обеспечивающие достаточную обзорность спектра от единиц до сотен ангстрем, а для регистрации излучения применяются рентгеновские фотоэмульсии [49,50] и микроканальные детекторы [51]. Дискретные узкие спектральные интервалы выделяются посредством /f-краевых фильтров и регистрируются отдельными детекторами, например фотодиодами [52].
Среди косвенных методов наиболее широкое применение при исследовании спектра непрерывного рентгеновского излучения плазмы получил метод поглотителей [53]. Метод поглотителей имеет две разновидности; фильтров Росса и серых фильтров.
Метод фильтров Росса [54] основан на том, что в нем используются фильтры, изготовленные из материалов, кривые пропускания рентгеновского излучения которых имеют резкую особенность - К-крж поглощения. Такие фильтры объединяются в пары с близкими значениями Л -краев, причем толщины обоих фильтров подбирают таким образом, чтобы их кривые пропускания практически сливались друг с другом на всем исследуемом диапазоне энергий квантов, за исключением узкого интервала между ЛГ-краями обоих фильтров.
Метод серых фильтров [55,56] состоит в том, что исследуется кривая ослабления рентгеновского излучения в веществе, т.е. зависимость энергии (или числа квантов) прошедшего сквозь слой поглотителя излучения от толщины этого слоя. Фактически определяются отношения чисел квантов (или энергий) рентгеновского излучения, прошедших через фильтры разной толщины. Для определения указанных параметров экспериментально измеренные отношения сравниваются с теоретически расчитанными (в предположении максвелловского распределения электронов по скоростям) для различных значений электронной температуры. В этом случае эти отношения являются функцией только электронной температуры. Рассчитанное отношение энергий может быть использовано в методе поглотителей при измерениях с детекторами, сигнал которых пропорционален энергии рентгеновского излучения в широком диапазоне изменения энергии квантов. К таким детекторам относятся, в частности, сцинтилляционные.
Сравнение экспериментально измеренных и вычисленных отношений чисел квантов (или энергий) либо построенных с их помощью экспериментальной и расчетной кривых ослабления излучения в веществе фильтра позволяет определить электронную температуру плазмы, если измеренная кривая совпадает с рассчитанной при некотором значении температуры. В таком случае можно сделать предположение о максвелловском распределении электронов по скоростям с соответствующим значением "тепловой" температуры. Если же нет совпадения экспериментальной кривой с расчетной ни при одном значении температуры, то это свидетельствует об отклонении распределения электронов от максвелловского. Сопоставление кривых позволяет оценить эффективную температуру быстрых, или горячих, электронов. Вместе с тем, нужно отметить, что хотя связь между спектром и кривыми ослабления однозначная, проблема восстановления спектра по кривым ослабления оказывается в достаточной мере сложной.
Пространственное распределение электронной температуры лазерной плазмы
Одним из основных параметров для понимания многообразия физических процессов и явлений, происходящих при взаимодействии мощного лазерного излучения с плазмой, является электронная температура. Применение кристаллического спектрографа в сочетании с щелевой диафрагмой позволяет получить спектр рентгеновского излучения с пространственным разрешением, что дает возможность построить пространственное распределение электронной температуры и плотности плазмы получаемой в экспериментах по взаимодействию лазерного излучения с плоскими мишенями.
Традиционно в диагностике плазмы для определения электронной температуры используют методы, основанные на измерении относительных интенсивностей двух линий одного элемента [98,99], В первой половине 90-ых годов был предложен метод измерения электронной температуры по относительным интенсивностям двух линий одного перехода для двух элементов [ 100,101 ], например, А1 2+ (Is - 2р) / Mg1 l+(ls- 2р), или А1 +(7 - ls2p) /Mg,0+(Is2 - Js2p). Достоинством этого метода является относительно высокая точность, связанная с тем, что зависимость отношения интенсивностеи двух линий от температуры слабо чувствительна к погрешности расчета населенности ионов и к электронной плотности, благодаря тому, что равноэлектронные ионы двух элементов имеют подобные электронные конфигурации.
Измерение энергии и интенсивности жесткого излучения плазмы приобретает с каждым годом все большее значение. Интерес к изучению жесткого излучения плазмы связан с возможностью получить информацию о развитии неустоичивостеи плазмы, приводящих к появлению неравновесной группы «быстрых» частиц.
Коллективные явления в лазерной плазме (резонансное поглощение, параметрические и гидродинамические неустойчивости, спонтанные магнитные поля и др.) могут приводить к генерации «быстрых» электронов, которые влияют на электронную теплопроводность и на весь процесс нагрева и сжатия мишеней. Поскольку длина свободного пробега заряженных частиц сильно зависит от энергии частицы, длина пробега «быстрых» электронов может оказаться сравнимой с размерами мишени, что приведет к предварительному прогреву сжимаемого топлива и невозможности получения предельных сжатий для лазерного термоядерного синтеза. В лазерной плазме существует сильное спонтанное магнитное поле, поэтому результаты непосредственного измерения «быстрых» электронов не могут отражать реальную характеристику «быстрых» электронов в лазерной плазме. Необходимые данные об эффективной температуре «быстрых» электронов, их энергии и концентрации можно получить по измерениям непрерывного спектра рентгеновского излучения при максвелловском распределении электронов по скоростям [102].
Эксперименты были проведены на лазерных установках на неодимовом стекле института лазерного синтеза академии инженерной физики КНР. Экспериментальная установка включает в себя мощную лазерную систему, вакуумную камеру, в центре которой располагается миниатюрная мишень, диагностическую аппаратуру и системы энергопитания и управления.
В Китае существуют две работающие мощные лазерные установки «SHENGUANG-2» и «XINGGUANG». Очевидной тенденцией исследований последних лет является переход к использованию коротковолнового лазерного излучения (Л 500 нм) при умеренных плотностях потока (q 10 Вт/см ). Практическая возможность перехода к нагреву плазмы коротковолновым излучением связана, в первую очередь, с тем, что коэффициенты конверсии излучения неодимового лазера с длиной волны Л = J 064 им в излучение второй и третьей гармоник с помощью нелинейных кристаллов достигают значений 70 %- 80 % для широкоапертурных пучков. В настоящее время фактически все крупные лазерные установки на неодимовом стекле снабжены системами умножения частоты. Физической причиной преимущества использования коротковолнового излучения для нагрева и сжатия микросфер является то, что с уменьшением длины волны увеличивается интегральный коэффициент конверсии в области мягкого рентгеновского излучения и возрастают абляционное давление и коэффициент гидродинамической передачи; на несколько порядков уменьшается доля «быстрых» электронов, генерируемых в плазменной короне, что является чрезвычайно выгодным для режимов как прямого, так и не прямого сжатия. Поэтому в 1998 году установка «SHENGUANG» была существенно модернизирована и получила название «SHENGGUANG-2».
Параметры установки «SHENGUANG» (до 1998 года): при длине волны лазера на неодимовом стекле Я = 1064 нм номинальная выходная энергия лазера составляла Е = 2 кДж при длительности импульса лазера т&1 не (два канала); при длине волны лазера Я = 532 нм на излучении второй гармоники лазера на неодимовом стекле номинальная выходная энергия лазера составляла Е = 500 Дж при длительности импульса лазера т & 1 не (один канал).
Параметры установки «SHENGUANG-2» (после 2000 годов): При длине волны лазера Я - 354 нм общая выходная максимальная энергия лазера достигала Е = б кДж при длительности импульса лазера т&1 не (восемь каналов).
Параметры установки «XINGGUANG»: при длине волны лазера Я = 1064 нм выходная максимальная энергия лазера достигает Е = 300 Дж при длительности импульса лазера т&1 не (один канал); при длине волны лазера Я = 354 нм выходная максимальная энергия лазера составляет Е = 130 Дж при длительности импульса лазера т&1 не (один канал).
Измерение электронной температуры плазмы микропинчевого разряда по ослаблению потока рентгеновского излучения в фотоэмульсии
При этом величина A = d(pfd9 называется коэффициентом светосилы. Наконец, важной характеристикой является диапазон регистрации: где Лщіп Лщах - минимальная и максимальная длины волн излучения, которые могут быть зарегистрированы данным прибором одновременно. Схемы разработанных в настоящее время кристаллических спектрографов можно разделить на два класса - без фокусировки излучения и фокусирующие. Спектрограф с плоским кристаллом очень широко применяются для исследования рентгеновского излучения плазменных источников благодаря предельной простоте конструкции и возможности использования практически любых кристаллов. Отметим, что избирательность отражения кристаллами рентгеновского излучения позволяет в отличие от дифракционных решеток получать изображение спектра без использования каких - либо фокусирующих элементов. Кристалл, отражая под заданным углом излучение только одной длины волны, «переносит» изображение источника на приемник, действуя аналогично оптической системе в спектрографах длинноволнового диапазона. При этом размер излучателя определяет размер изображения, а следовательно, и спектральное разрешение. Схема размещения регистрирующего спектрографа показана на рис.3.
Кристаллический спектрограф расположен внутри камеры ортогонально нормали к мишени. В качестве диспергирующих элементов использовались плоские кристаллы фталевокислого таллия (ТІАР, 2d = 2,575 нм) размером 50x10x2 мм3. В спектральном поддиапазоне от 1,0 до 2,0 им имеется ряд кристаллов (РЕТТА, АТР, ТІ АР, CsAP, RbAP, КАР, NaAP), сочетающих стабильность и хорошие механические свойства с возможностью выбора оптимальной дифракционной ширины и максимального коэффициента отражения. Из них наибольшей светосилой обладает кристалл ТІ АР, его химическая формула - TlHCgH C [106], использованная плоскость отражения - 00 L Диапазон регистрации спектрографа можно регулировать при настройке угла между плоскостью кристалла и горизонтальной поверхностью с помощью специального винта. Для защиты кристаллов от разлетающихся продуктов лазерной плазмы и оптического излучения перед входной щелью спектрографа установлен фильтр из бериллиевой фольги толщиной ЗОмкм.
Для регистрации рентгеновского излучения плазмы использовалась медицинская ядерная эмульсия типа 5F, чувствительность которой была откалибрована с помощью рентгеновской трубки с Си- и А1-анодами [107]. Размер пятна лазерного излучения на поверхности мишени наблюдается с помощью камеры - обскуры.
Ширина щели спектрографа составляла h 15мкм. Расстояние от мишени до входной щели спектрографа равно а = 14 мм. Расстояние Ъ от щели до плоскости регистрации, складывается из расстояния от щели до кристалла и расстояния от кристалла до плоскости регистрации. Геометрия эксперимента позволила получить коэффициент пространственного увеличения M=(b/a) 12, при этом пространственное разрешение прибора в направлении, перпендикулярном дисперсии, определяется выражением Д/ = (М + \)h/M. Из этого выражения видно, что для улучшения разрешения необходимо повышать увеличение и уменьшать ширину щели. Однако повышать увеличение можно лишь до определенных пределов, что связано с ограниченной интенсивностью рентгеновского излучения и необходимостью иметь изображение с достаточной плотностью почернения фотоэмульсии. Что касается ширины щели, то её можно уменьшать лишь до тех пор, пока дифракция рентгеновского излучения на щели не станет существенной. Для того чтобы влиянием дифракции можно было пренебречь, необходимо h JctA.
В экспериментах использовались мишени круглой формы из алюминия с низкой плотностью (0,027г/см ) диаметром 600 мкм, толщиной ЮОмкм и из алюмо-магниевого сплава (равномерная смесь, относительное число атомов: Mg:Al = 38:62) диаметром 200 мкм, толщиной 6 мкм. На рис.4 представлена конструкция мишени. Вокруг алюмо-магниевого сплава добавлено кольцо из легкого материала, чтобы уменьшить влияние двухмерного эффекта на точность измерения пространственного распределения электронной температуры плазмы. Размер пятна лазерного излучения больше диаметра алюмо-магниевого сплава, поэтому плазма из легкого материала должна ограничивать поперечное расширение Al-Mg плазмы.
Теневое фотографирование и исследование динамики собственного свечения плазмы микропинчевого разряда
Значительная часть методов рентгеновской диагностики плотной плазмы по линейчатому излучению основана на предположении о малости оптической толщины плазмы в резонансных линиях, используемых для диагностики ионов. В случае высокой величины оптической толщины плазмы влиянием поглощения излучения в плазме на интенсивность линий невозможно пренебречь, но точный учет пленения излучения в многоуровневой системе является весьма сложным [113]. Приближенное рассмотрение, в случае однородной плазмы, с использованием эффективных вероятностей радиационного распада [114] позволяет получить ограничение на максимальный размер плазмы l , при котором эффекты пленения резонансного излучения еще оказываются несущественными [103]. Для допплеровски уширенной линии Ity дается выражением [103]: 2-1) - заряд иона, Я - длина волны резонансной линии, АЕ и /м - энергия и сила осциллятора перехода, вносящего главный вклад в столкновительное девозбуждение резонансного уровня, g2 и gj - статистические веса резонансного и основного состояния, п - главное квантовое число резонансного уровня. Вследствие того, что 4р &Л 324 5, ограничение, накладываемое условием (2.2-1), является гораздо менее жестким для линий рентгеновского диапазона (большие z, малые Л), чем для ультрафиолетового. Так, например, в случае He-подобных ионов в плазме с электронной плотностью пе 1021 см 3 и температурой кТе = l/4Z2Ry для ионов z = 7 (1 = 2 нм) и z = 15 (Л = 0,4 им) соответственно получаем l =5,7-105 и 0,17см. Отметим, что в последнем случае значению 1 отвечает весьма высокая величина оптической толщины плазмы т&100 (г = #, где к- коэффициент поглощения излучения, / - линейный размер плазмы), при которой эффекты пленения все еще не влияют на интенсивности спектра излучения. В случае неоднородной плазмы величина /jp может быть найдена только путем численного решения уравнений переноса излучения. В оптически тонкой плазме (т.е. в отсутствии самопоглощения) отношение интенсивностей двух линий зависит как от ионизационного состояния плазмы, так и от распределения ионов по возбужденным уровням. В общем случае распределение ионов по возбужденным уровням зависит не только от электронной температуры, но и от плотности плазмы, поэтому для измерения температуры следует использовать линии, для которых эта зависимость является очень слабой. Здесь электронная температура представляет собой среднее значение электронных кинетических энергий для любого выделенного малого объема плазмы. Параметры атомов алюминия и магния вычисляются по программе, которая была создана по методу Дирака - Фока [115].
Для определения электронной температуры по экспериментально полученным относительным интенсивностям различных линий требуются как определенные предположения о свойствах излучающей плазмы, так и тщательные теоретические расчеты в рамках модели, наиболее близкой к условиям конкретного эксперимента, В настоящее время существуют три популярные модели - модель локального термодинамического равновесия (ЛТР, при высокой плотности плазмы), столкновительно-излучательная модель (при средней плотности плазмы) и корональная модель (КР, при относительной низкой плотности плазмы).
Для модели ЛТР заселенность уровней атомов (ионов) определяется только электрон-атомными (электрон-ионными) столкновениями. Переход атомной системы в возбужденное состояние происходит в результате поглощения энергии при электронном ударе, снятие возбуждения сопровождается переходом энергии к электрону плазмы. В рамках данной модели предполагается, что на заселенность уровней практически не влияют те самые излучательные переходы, которые мы исследуем и надеемся использовать для определения параметров плазмы. Это означает, что плазма настолько плотная и частота электрон-атомных (электрон-ионных) столкновений столь велика, что время жизни возбужденной системы относительно спонтанного излучения много больше, чем время жизни между столкновениями [116].
При соблюдении условий ЛТР распределение свободных электронов по скоростям предполагается максвелловским, заселенность уровней атомов (ионов) определяется больцмановским распределением, заселенность основных состояний при разных степенях ионизации описывается уравнением Саха. Тогда отношение интенсивностей двух линий ионов одного элемента, модуль разности кратности ионизации которых равен единице, можно записать в следующем виде: где /, — интенсивность излучения линий, g; — статистический вес, ft — сила осциллятора, которая определяет вероятность поглощения для данной линии, Л, - длина волны, Ry = 13,6 эВ , а0 - боровский радиус, пе — электронная плотность, , - энергия верхних уровней переходов, к -постоянная Больцмана, Те - электронная температура, X— энергия ионизации меньшей кратности ионизации ионов, АХ - энергия, на которую снизится потенциал ионизации вследствие коллективных столкновений в плазме.
