Содержание к диссертации
Введение
Глава 1. Обзор литературы. Постановка задачи 13
1.1. Экспериментальные исследования явления микропинчевания 13
1.1.1. Методы диагностики 13
1.1.2. Параметры плазмы микропинчевого разряда 18
1.1.3. Процессы в плазме микропинчевого разряда 23
1.2. Теоретические модели явления микропинчевания 28
1.2.1. Краткий обзор качественных моделей образования «плазменной точки» 28
1.2.2. Модель радиационного сжатия плазмы пинчевого разряда 31
1.2.3. Механизмы образования ускоренных частиц 33
1.3. Применение микропинчевых разрядов 37
1.4. Постановка задачи 41
Глава 2, Структура излучающей в рентгеновском диапазоне спектра плазмы МПР 44
2.1. Описание экспериментальных установок 44
2.1.1. НВИ с радиальной инициацией разряда 44
2.1.2. НВИ с аксиальной инициацией разряда 50
2.2. Скейлинг по току структуры рентгеновских источников в плазме сильноточного зет-пинча в среде тяжелых элементов 52
2.3. Структура микропинча 57
2.4. Измерение электронной температуры плазмы МПР с пространственным разрешением по ослаблению потока рентгеновского излучения в ядерной эмульсии 66
2.5. Исследование структуры излучающей в рентгеновском диапазоне плазмы МПР с помощью трековых детекторов 74
Результаты и выводы главы 2 79
Глава 3. Особенности спектрального состава коротковолнового излучения МПР 81
3.1. Абсолютные измерения спектра мягкого рентгеновского излучения МПР 81
3.2. Скейлинг по току спектральных характеристик тормозного излучения зет-пинча в среде тяжелых элементов в диапазоне энергий квантов2кэВ < hv < 400 кэВ 84
3,3. Скейлинг по току энергии коротковолнового излучения зет-пинча в среде тяжелых элементов 91
3.3.1. Абсолютный выход лучистой энергии в диапазоне ВУФ и МРИ 91
3.3.2. Скейлинг по току 95
3.4. Динамика спектра мягкого рентгеновского излучения МПР 102
3.5. Поляриметрия линейчатого излучения многозарядных ионов МПР ПО
Результаты и выводы главы 3 : П9
Глава 4. Параметры электронной эмиссии из плазмы МПР 122
4.1. Прямая регистрация спектра электронной эмиссии 122
4.1.1. Конструкция анализатора электронов. Схема эксперимента 122
4.1.2. Интегральные по времени спектры быстрых электронов 126
4.2. Исследование энергетического состава электронной эмиссии из плазмы МПР с разрешением во времени 132
4.2.1. Методика эксперимента 132
4.2.2, Результаты эксперимента 136
4.3. Динамика эмиссии электронов высоких энергий 140
4.4. Обсуждение результатов исследования электронной эмиссии МПР 142
Результаты и выводы главы 4 149
Глава 5. Параметры ионной эмиссии из плазмы МПР 151
5.1. Скейлинг по току спектра ионной эмиссии из плазмы зет-пинча в среде тяжелых элементов 151
5.2. Ионизационный состав ионной эмиссии МПР 156
5.3. Особенности энергетического спектра корпускулярной эмиссии из плазмы МПР 165
Результаты и выводы главы 5 169
Глава 6. Экспериментальные источники коротковолнового излучения на основе МПР 171
6.1. Исследование лабораторных макетов источника излучения на базе НВИ 171
6.1.1. Физико-технические характеристики источника 171
6.1.2. Потоки вещества в НВИ в режиме МПР 179
6.1.3. Испытания лабораторного макета источника МРИ для рентгенолитографии 186
6.2. Источник на базе зет-пинча с инжекцией газа 189
Результаты и выводы главы б 196
Заключение 198
Литература
- Процессы в плазме микропинчевого разряда
- НВИ с аксиальной инициацией разряда
- Скейлинг по току энергии коротковолнового излучения зет-пинча в среде тяжелых элементов
- Интегральные по времени спектры быстрых электронов
Введение к работе
Микропинчем называют плазменный объект, образующийся в прямых сильноточных импульсных разрядах типа зет-пинч, в которых эффективно реализуется режим сжатия плазмы магнитным полем разрядного тока, и отличающийся достижением рекордно высокой концентрации энергии. Явление микропинчевания явилось скорее результатом открытия нежели изобретения или теоретического предсказания [1,2].
Анализ экспериментальных результатов, полученных на различных установках при изучении физики микропинчевых разрядов, свидетельствует о том, что, несмотря на отсутствие полного совпадения всей совокупности наблюдаемых явлений, можно отметить ряд эффектов, характерных для микропинчевых разрядов. К их числу относятся: локальное пинче-вание плазмы вплоть до образования объекта - микропинча, отличающегося помимо чрезвычайно малых размеров рекордными значениями плотности и температуры; значительный вынос вещества из области сжатия, сопровождающий процесс пинчевания; высокий уровень потока лучистой энергии из плазмы пинча; генерация надтепловых частиц; в качестве необходимого условия образования микропинча отмечается также высокое значение производной тока [2,4, 5, 6].
Актуальность исследования микропинчевого разряда обусловлена широким кругом научных и прикладных задач (от управляемого термоядерного синтеза до разработки селективных источников коротковолнового линейчатого излучения), для решения которых целесообразно использование высокотемпературной плотной плазмы [2, 5, 7-ь 14].
История исследования микропинчевых разрядов (МПР) началась в 1968 году с обнаружения в плазме низкоиндуктивной вакуумной искры «плазменной точки» (ПТ) или «горячей точки» - области столба разряда с размерами < 50 мкм, интенсивно излучающей в рентгеновском диапазоне спектра линии ионов высокой кратности, существующей во времени < 50 не. Измерения температуры и электронной плотности дали значения этих параметров в
20 23 —3
интервале 3-ьЗО кэВ и 10 -^10 см соответственно [1,15-к26].
В обычно используемой для экспериментов иизкоиндуктивноЙ вакуумной искре с тригатронным поджигом поступление вещества в межэлектродный промежуток происходит на начальной стадии разряда при бомбардировке электронным пучком поверхности анода [3] и носит нестабильный характер вследствие флуктуации условий поджига. Как следствие, ПТ имеет различное положение в пространстве и интенсивность в отдельных разрядах. Стремление улучшить стабильность устройства привело к использованию лазерного излучения, фокусируемого на поверхности анода для образования плазмы и инициирования разряда [20, 21,27]. В остальном все процессы протекают аналогично обычной вакуумной искре. Один из способов повышения стабильности разряда - использование в системе типа линейный 2-
пинч импульсного напуска, инжекции, газа по оси в межэлектродное пространство через один из электродов, В такого рода устройстве при достаточно высокой плотности газа может быть реализован режим микропинчевания [28, 29].
Для перечисленных выше разрядных устройств характерно, в первую очередь, использование плазмообразующих элементов с большим зарядом ядра, кроме того, их отличает относительная скромность энергетики ~ I кДж при токах ~ 100 кА и производной тока ~ 10 А/с, что обусловлено применением в качестве источника батареи низкоиндуктивных высоковольтных конденсаторов. Разряд инициируется в предварительно созданной, достаточно однородной плазменной среде и ему присуще свойство самоорганизации, т.е. он протекает сходным образом и в нем реализуется режим микропинчевания в широком диапазоне начальных условий.
Близкими родственниками МПР являются нецилиндрический Z-пинч или плазменный фокус в среде тяжелых газов [30*32] и взрывающиеся проводники (проволочки и лайнеры) [33*35], Плазменный фокус отличает сложный механизм формирования и ускорения токовой оболочки в разряде и, соответственно, большое разнообразие возможных режимов протекания разряда [36*39] - разряд начинается с самопробоя по поверхности изолятора, разделяющего электроды, в заполненной газом камере, затем токовая оболочка под действием панде-ромоторной силы отрывается от изолятора и ускоряется к оси разрядного устройства, обладая сложной структурой и конфигурацией, что усугубляется взаимодействием с неионизо-ванным газом и поверхностью электродов. Богатство протекающих процессов делает плазменный фокус не самым удобным объектом для исследования явления микропинчевания в нем.
Стремление получить более однородный и воспроизводимый по своим характеристикам Z-пинч с наибольшей возможной плотностью плазмы заставило исследователей обратить внимание на явление электрического взрыва тонких проводников. Это явление используется в технике для различных прикладных целей, например, на его основе изготовляются электрические размыкатели, источники ультрафиолетового и оптического излучения [40]. Быстрый нагрев вещества электрически взрываемого проводника до высоких температур требует источника высокой мощности, в качестве такового используют сильноточные генераторы на основе формирующих линий [8, 41*44], т.е. достаточно непростые в эксплуатации и не всегда доступные технические устройства. Существенное отличие взрывающихся проводников от МПР связано с процессом перехода твердотельного проводника в плазменное состояние, что сопровождается, например, его расщеплением на плотное холодное ядро и горячую разреженную корону [45, 46], причем передача энергии в ядро оказывается затруднена [47], и это усложняет и без того запутанную картину физических процессов. Трудно применить для исследования систем с взрывающимися проводниками и хорошо зарекомендовавшую себя в других системах, способную дать богатую информацию о протекающих процессах, корпускулярную диагностику.
Стоит отметить, что не смотря на достижение в системах с плазменным фокусом и взрывающимися проводниками токов 1+20 МА, нет сообщений о достижении в них более высоких температур и плотностей плазмы по сравнению с МПР.
Относительная простота конструкции и эксплуатации систем с МПР, компактность делают их привлекательными для приложений. С точки зрения решения ряда прикладных задач МПР может по своим параметрам рассматриваться в качестве аналога и альтернативы для лазерной плазмы, компактного плазменного фокуса, капиллярного разряда, «точечного» ионного диода, рентгеновской трубки, Х-пинча [48-5-55].
В настоящее время в связи с развитием мощной импульсной техники резко возрос интерес к получению управляемой термоядерной реакции в импульсных системах типа Z-пинч [11]. Одно из направлений исследований обусловлено исключительно высокой эффективностью преобразования вкладываемой в Z-пинч в среде тяжелых элементов электрической энергии в энергию рентгеновского излучения и предполагает использовать импульс этого излучения для воздействия на мишень, содержащую термоядерное топливо, для ее сжатия и нагрева [56+59].
Исследования тонких длинных пинчей из первоначально замороженного дейтерия ведутся сразу в нескольких лабораториях и направлены на осуществление радиационного сжатия, лежащего, по-видимому, в основе явления микропинчевания [10, 14, 60, 61]. Противоположный подход в отличие от идеи создания реактора на основе устойчивого Z-пинча рассчитан на максимальное усиление перетяжечной неустойчивости в режиме радиационного коллапса и образования ПТ в D-T смеси. В результате перетяжка при определенных условиях может стать инициатором волны термоядерного горения вдоль пинча, что даст возможность получать термоядерной энергии в Z-пинче много больше той энергии, которая затрачивается на создание тока в разряде [12, 62+64].
Цель работы. Экспериментальное изучение процессов в микропинчевом разряде, анализ наблюдаемых явлений, сравнение результатов экспериментальных исследований с модельными представлениями, оценка возможности практического использования микро-шшчевых разрядов.
Апробация работы. Материалы, положенные в основу диссертации, докладывались и обсуждались на 15 всесоюзных и всероссийских и 4 международных конференциях (опубликован в материалах конференций 31 доклад), изданы в журналах ЖЭТФ, «Письма в ЖЭТФ», «Письма в ЖТФ», «Поверхность)), «Физика плазмы», ПТЭ, «Краткие сообщения по физике», «Техника средств связи», а также препринтах и сборниках МИФИ и ФИАН (всего 33 публикации), по результатам исследований получено 1 авторское свидетельство на изобретение.
Содержание диссертации
Диссертация состоит из введения, шести глав и заключения.
Во введении сделан краткий обзор экспериментальных систем типа зет-пинча, в которых наблюдается явление микропинчевания, образованы характерные признаки этого явле-
ния и основные направления исследований зет-пинчей, в которых реализуется режим микро-шшчевания.
Процессы в плазме микропинчевого разряда
Использование таких средств диагностики, как диффузионная камера и термолюминесцентные дозиметры, в сочетании с методом поглощающих фильтров [215] позволило получить информацию о спектре излучения МПР в диапазоне 1 кэВ hv 30 кэВ. В спектре выделяются две характерные области: быстро спадающая на 1+2 порядка на участке 1+2 кэВ (мягкая компонента), а также сравнительно медленно спадающая на 0,5 порядка на участке 2,5+6 кэВ (жесткая компонента). В области h\ 8 кэВ спектр свободен от линий (в области 1+6 кэВ по мнению авторов, преобладает линейчатое излучение плазмообразующий элемент- железо), следовательно, этот его участок можно использовать для оценки электронной температуры, результат оценки Те= 15 кэВ. Авторы [19] определяли электронную температуру плазмы МПР по относительной интенсивности непрерывного рентгеновского излучения, прошедшего через пару поглощающих фильтров и зарегистрированного сцинтилля-циоыным детекторомю. Использовались пары фильтров с энергиями отсечки от 40 до 60 кэВ и от 60 до 80 кэВ для исследования относительно мягкой и относительно жесткой части спектра излучения. Измеренная таким образом, электронная «температура» изменялась от разряда к разряду в диапазоне 2+100 кэВ и зависела от «жесткости» используемой пары фильтров, что свидетельствует о нетепловом характере спектра излучения в целом. Аналогичные результаты получены и в работе [138], Описанные выше измерения электронной температуры не обладали пространственным разрешением и потому несут информацию, интегральную по спектрам излучения всех областей разряда, параметры плазмы и условие формирования рентгеновского излучения в которых значительно различаются, в частности, источником излучения могут являться пучки высокоэнергетичных ускоренных электронов.
Надежным источником данных о температуре плазмы являются спектроскопические методы диагностики. Результаты измерений, выполненных на основе спектральной диагностики, можно разделить на три группы, которые отвечают, по-видимому, различным областям и состояниям плазмы разряда, В первой группе Те = 20+100 эВ [19, 29, 44, 210, 216], при этом электронная плотность излучающей плазмы пе = 10 + 10 см , что хорошо согласуется с результатами измерений плотности плазмы МПР в области развития перетяжки плазменного столба, выполненных методом лазерной интерферометрии [161, 163, 166]. Вто рая группа является переходной: Те = 300+600 кэВ и пв 210 см [137, 141, 161, 205]. В третьей группе оказываются результаты, относящиеся к плазме ПТ, так как они получены на основе измерений относительных интенсивностей линий излучения ионов высокой кратности: Н- и Не-подобньгх. Полученная в рамках данной методики разными авторами величина электронной температуры находится в пределах значений Те = 0,7+5 кэВ при электронной плотности пе 1022 -ПО24 см"3 [18, 143, 174, 178, 215, 218, 29, 32, 175, 181, 184].
Спектроскопия высокого разрешения рентгеновского излучения многозарядных ионов позволяет по относительной интенсивности линий ионов различной кратности определять равновесную температуру для данного распределения ионов по кратностям 7"z, сравнивая Tz и Те, можно определять механизм образования данного распределения - было ли оно сформировано в процессе ионизации или рекомбинации плазмы. Следует отметить, что результаты измерения ионизационной температуры для разных пар ионов одного элемента не совпадают, так в плазме железа для пары Н- и He-подобного ионов равновесная температура оказывается существенно выше Т% = 3 + 7 кз-В, чем для пары Не- и Li-подобного ионов Tz =0,8 + 1,4 кэВ,
Оценка ионной температуры, осуществляемая по уширению спектральных линий ионов таких высоких кратностей ионизации, как Н- и He-подобные, приводит к значениям 7) = 20 + 30 кэВ [17, 18, 138, 174], которые кажутся неоправданно большими. Есть работы, в которых получены несколько отличные 7)=4 кэВ [178], 7)=1 + 12 кэВ [184] и возможно более приемлемые результаты. Но в целом столь высокое значение ионной температуры не вызывает заметного доверия и целый ряд авторов предлагает трактовать наблюдаемое уши-рение спектральных линий, как результат радиального движения ионов плазмы - разлета или сжатия. При такой трактовке наблюдаемого явления появляется оценка радиальной скорости движения ионов плазмы ПТ гц = (2 + 5) 10 см/с [24, 174].
Смещение спектральных линий вследствие направленного поперечного движения ПТ было обнаружено при использовании техники одноимпульсной регистрации спектра излучения ПТ [179], Фиксируемое смещение резонансной линии иона Fe XXV соответствует скорости v = 10 см/с. Измерение поперечного размера ПТ на обскурограмме и использование полученных независимо [143] значений параметра пе позволили провести оценку времени жизни ПТ и электронной плотности: 1 = 0,03 не и У, 10 см , Радиальное движение плазмы в процессе сжатия вызывает, помимо прочего, формирование несимметричного контура линий многозарядных ионов, что было использовано в работах [179, 217] для определе 23 —3 ния величины пе = 10 см .
Стоит отметить, что регистрируемые значения температуры и плотности не обнаруживают зависимости от способа реализации разряда и от достигаемой силы тока в разряде. Более того, при сравнении результатов, получаемых на различных установках, не наблюдается заметной зависимости и от элементного состава плазмы, если в них реализуется режим микропинчевания.
Впервые исследования динамики МПР осуществлялись с помощью СФР и ЭОП [19, 20] в видимом диапазоне спектра. Авторы [19] наблюдали сложную картину движения излу чающей плазмы на стадиях, предваряющих образование ПТ. Вспышка наиболее интенсивного рентгеновского излучения, указывающего на формирование в разряде ПТ, совпадала по времени с окончанием радиального сжатия плазмы на фронте волны яркого свечения, распространяющейся к катоду со скоростью 10 см/с, и резким стартом процесса радиального расширения со скоростью 2-10 см/с. Следовательно, образование локализованного источника рентгеновского излучения можно связать с радиальным сжатием столба плазмы разряда. Оказалось возможным создать и более сложную картину явления. Автор [20] на основе результатов исследований предположил, что на фронте плазмы, образованной продуктами эрозии анода (эксперименты проводились с низкоиндуктивной вакуумной искрой) и распространяющейся в направлении катода со скоростью от 5-Ю5 до 10 см/с, формируется под действием давления магнитного поля перетяжка, которая движется к катоду вместе с облаком относительно холодной анодной плазмы. Стабильность существования перетяжки объясняется наличием окружающей горячей разреженной плазмы, проникновение в которую азимутального магнитного поля затруднено в отличие от холодной анодной плазмы. Вспышки же рентгеновского излучения объясняются торможением в области перетяжки периодически генерируемыми в разрядном промежутке пучками высокоэнергетичных электронов. Таким образом, ПТ рассматривается как область торможения электронного пучка в плазме, заполняющей межэлектродное пространство. Можно отметить, что невысокое временное и пространственное разрешение использованных методов не позволили составить достаточно четкое представление об эволюции плазмы разряда. Предложены два механизма образования локалшованного яркого источника рентгеновского излучения в МПР - радиальное сжатие плазмы магнитным полем до высоких плотностей и температур и торможение пучка ускоренных электронов в плотной относительно холодной плазме.
НВИ с аксиальной инициацией разряда
Производная тока разряда dlldt регистрируется магнитным зондом, образованным 2-витковым 0 4 мм соленоидом из лакированного провода сечением 0,3 мм; который припаян к коаксиальному кабелю. Зонд вводится через вакуумный ввод в корпус камеры в стеклянной трубке, запаянной с внутреннего торца до радиуса 4 мм. Дополнительный контроль работы установки обеспечивается использованием воздушной камеры-обскуры, аналогичной описанной ранее.
Оперативный контроль за работой установки в экспериментах осуществляется с помощью дозиметра, разработанного на основе модифицированного прибора ДРГЗ-04, регистрирующего относительную дозу мягкого рентгеновского излучения в диапазоне энергий квантов 2- 10 кэВ, т.е. практически в области Х-спектра излучения плазмы железа - материала электродов. ФЭУ дозиметра с помощью световода был соединен с тонким, 1 мм толщиной, пластмассовым сцинтиллятором марки ПС-111, защищенным от видимого и УФ излучения бериллиевым фильтром с энергией отсечки 2 кэВ. Возможность контроля за режимом установки основывается на установленном в ходе исследований факте, показывающем, что ПТ является в разряде наиболее интенсивным источником излучения в указанном спектральном диапазоне и его уровень определяется в первую очередь наличием ПТ в разряде.
В модели радиационного сжатия учет излучательных потерь энергии из плазмы зет-пинча, содержащей ионы элементов с достаточно большим атомным номером, приводит к появлению так называемого критического тока, такого, что при его превышении происходит развитие перетяжки плазменного столба до микронных размеров, т.е. формирование микро-пинча. Для разряда в плазме железа величина критического тока согласно расчетам [18, 60] составляет /крит = 50 кА. При токах / /крит невозможно образование перетяжки с радиусом менее 1 мм.
Эксперименты были выполнены на установке НВИ с радиальной инициацией, поскольку в этом случае путем изменения зарядного напряжения можно изменять достигаемую в разряде силу тока в широком диапазоне величин. Период разряда составлял 8 мкс. Для регистрации пространственной структуры источников излучения с длиной волны Х 15 А применялась вакуумная камера-обскура, все элементы которой находятся в вакуумных условиях. Вакуумная камера-обскура монтируется на боковом фланце вакуумной камеры с внутренней стороны к фланцу, имеющему сквозное центральное отверстие, крепится раздвижной объектив, на конце которого размещается диафрагма и держатель светозащитного экрана, роль которого выполняет топкая металлическая фольга - бериллиевая толщиной 15 мкм или алюминиевая толщиной 2 мкм. Отверстие диафрагмы 0 30 мкм выполнялось в отоженной медной фольге толщиной 45 мкм вручную. Размер и форма отверстия контролировались на микроскопе.
Изображение объекта регистрировалось на фотопленку, лишенную защитного полимерного слоя, марки УФ-4. Фотопленка размещалась в специальной камере, имеющей собственную вакуумную магистраль и отделенной от вакуумной камеры разрядного устройства шибером, что позволяло производить замену фотопленки без нарушения вакуума в этой камере. Фотопленка крепилась с помощью пружинных зажимов к барабану, который посредством вакуумного ввода вращения можно поворачивать вокруг оси на 360. Такая конструкция системы регистрации позволяла получить без перезарядки фотопленки серию из 12 кадров размером 35x35 мм , Увеличение камеры-обскуры, регулируемое путем уменьшения длины объектива, составляло величину 4- 6 крат. Одной из основных характеристик камеры-обскуры является пространственное разрешение Д/, приведенное к излучающему объекту и определяемое тремя слагаемыми [368]: геометрическим разрешением где а - расстояние от объекта до диафрагмы, b - расстояние от диафрагмы до изображения, Г = Ыа - увеличение, d - диаметр отверстия в диафрагме; разрешением рентгеновской фотопленки Д/п; дифракционным разрешением [369] Д/д [аХ.
В окончательном виде разрешение по объекту представляется в следующем виде; Сделаем численную оценку, принимая следующие значения параметров: Г = 6, Д/п -15 мкм, я= 8 см, і=30мкм, X = 15 А. В данном конкретном случае преобладающим фактором оказывается геометрическое разрешение, которое практически совпадает с размером отверстия в диафрагме объектива камеры-обскуры Д/ = 35 мкм.
Разряд в экспериментах осуществлялся в продуктах эрозии анода и катода, которые были выполнены из стали, таким образом плазмообразующим элементом, определяющим параметры рентгеновского излучения разряда являлось железо. В рассматриваемом диапазоне фиксируется в основном излучение L-спектра железа (7 А X 17 А), интенсивность которого значительно превышает интенсивность излучения более жестких квантов.
На рис. 9 представлены полученные при различной величине достигаемой силы тока в разряде изображения плазмы разряда (обскурограммы). Указанный на рисунке характерный размер приведен к излучающему объекту. При токе /шах 50 кА излучающая в диапазоне
X 15 А плазма представляет собой вытянутое вдоль оси разрядного устройства образование, полная длина которого практически совпадает с длиной межэлектродного промежутка, а поперечный размер составляет 2 мм. При токе /гаах 50 кА на обскурограммах регистрируется развитие перетяжек радиусом 100 мкм. При токах свыше 100 кА остаются изображения только микропинчей.
Скейлинг по току энергии коротковолнового излучения зет-пинча в среде тяжелых элементов
Исследование рентгеновского излучения является одной из основных диагностик ко-роткоживущих плазменных объектов, например, таких, как лазерная плазма, плазма, получаемая в устройствах типа «микропинч», плазменный фокус. Измерение характеристик непрерывных рентгеновских спектров позволяет получить информацию о параметрах излучающей плазмы и проходящих в ней физических процессах.
Для измерения энергетических характеристик непрерывных спектров импульсного рентгеновского излучения был создан комплекс аппаратуры, включающий в себя два многоканальных сцинтилляциоиных спектрометра. Автор разработки - Г.Х. Салахутдинов.
Для исследования спектрального состава импульсов рентгеновского излучения высокой интенсивности в диапазоне энергий квантов 2 200 кэВ используется 15-канальный сцинтилляционный спектрометр. Каждый канал спектрометра содержит рентгеновский поглощающий фильтр, сцинтиллятор, оптический световод, оптический фильтр, фотоэлектронный умножитель (рис. 25). Корпус детекторной части спектрометра присоединяется к вакуумной камере экспериментальной установки, в нем укреплены погдощающие фильтры рентгеновского излучения, сцинтилляторы, световоды. С помощью гибких волоконных световодов осуществляется оптическая связь между сцинтилляторами и фотоэлектронными умножителями, которые размещены в отдельном блоке. Применение волоконных оптических световодов позволяет уменьшить размеры той части прибора, которая монтируется непосредственно на корпусе вакуумной камеры экспериментальной установки, и снизить воздействие электромагнитных помех на его электронную часть.
В спектрометре использовались сцинтилляторы в виде цилиндров из Csl (ТІ) 0 8 мм и высотой 15 мм. Эффективность регистрации рентгеновских квантов с энергией 100 кэВ составила практически 100 %.
В блоке фотоэлектронных умножителей размещены 15 штук ФЭУ-85, лредусилители, калибровочные светодиоды. Применение поглощающих рентгеновских фильтров из А1, Си и Ъ разной толщины (от 6 мкм до 5 мм) приводит к сильному различию интенсивностей световых потоков, падающих на фотокатоды разных ФЭУ. Коррекция интенсивностей световых потоков на фотокатодах проводится с помощью калиброванных оптических светофильтров. Электрические сигналы от каждого канала регистрации одновременно поступают на вход портативного амплитудного анализатора однократных импульсов, построенного по схеме, аналогичной описанной в работе [195]. Информация об амплитуде сигналов последовательно выводится на цифровое табло.
Нижний порог регистрации рентгеновского излучения в отдельном канале спектрометра соответствует суммарной энергии рентгеновских квантов 1 МэВ, поглощенной в сцин-тилляционном кристалле.
Динамический диапазон каждого канала 10 , всего спектрометра 10 . Динамический диапазон всей системы можно легко варьировать заменой поглощающих рентгеновских и корректирующих оптических фильтров и выбирать в зависимости от условий эксперимента.
Для измерения спектрального состава жесткой (до 400 кэВ) составляющей рентгеновского излучения импульсных источников используется помехоустойчивый многоканальный сцинтилляционный спектрометр на основе миниатюрных ФЭУ-60. Сцинтилляционные кристаллические детекторы 0 15 мм и высотой 20 мм находятся в непосредственном оптическом контакте с ФЭУ. Порог регистрации в каждом канале составляет 100 кэВ для кристаллов ВІ4СезО)2- Динамический диапазон 7-канального спектрометра достигает 10 . Для расширения динамического диапазона между сцинтиллятором и ФЭУ могут быть установлены корректирующие оптические фильтры. Электронная схема обработки сигналов аналогична схеме, примененной в описанном выше спектрометре. Конструкция спектрометра на основе
ФЭУ-60 позволяет использовать каждый его канал в качестве самостоятельного сцинтилля-ционного спектрометра энергий квантов на диапазон 50 кэВ.
Абсолютная калибровка каждого канала обоих спектрометров проводилась па стенде, в котором использовалась импульсная рентгеновская трубка с набором флуоресцентных, эмиттеров и комплект радиоизотопных источников рентгеновского излучения [196].
Рентгеновское излучение плазмы исследовалось методом серых фильтров. Восстановление спектров рентгеновского излучения по результатам измеренной в эксперименте кривой ослабления проводилось методом эффективных энергий [195] с последующим сглаживанием. 15-канальный спектрометр служил для регистрации излучения в диапазоне энергий квантов 2+200 кэВ, а 7-канальный в диапазоне 150+400 кэВ. Наличие в каждом спектрометре по одному идентичному каналу позволило проводить совместную обработку результатов измерений, сделанных на двух спектрометрах.
По сравнению с ранее выполненными экспериментами использование описанного диагностического комплекса с большим суммарным динамическим диапазоном (10 ) дало возможность существенно расширить спектральный диапазон регистрируемого рентгеновского излучения.
Эксперименты проводились на установке НВИ с радиальной инициацией разряда. К числу наиболее интересных результатов можно отнести следующие.
Показан пороговый характер зависимости спектра рентгеновского излучения плазмы тяжелых элементов в зет-пинчевом разряде от тока разряда. Так для разряда, рабочей средой которого являлась плазма Fe, при токах 50 кА не было зарегистрировано излучения более жесткого, чем с hv = 10 кэВ. При токах 60 кА регистрировалось рентгеновское излучение в интервале энергий квантов вплоть до hv « 400 кэВ, причем дальнейшее возрастание разрядного тока (по крайней мере до 200 кА) не приводило к заметному изменению вида спектра.
Получены экспериментальные результаты для плазмы микрогошчевого разряда с электродами, изготовленными из материалов с существенно различающимися атомными номерами, На рис. 26 представлены характерные спектры рентгеновского излучения плазмы двух элементов - Fe и W (заряды ядер 26 и 74 соответственно) при токе разряда 150 кА в диапазоне 2 кэВ Av 30 кэВ. Вид спектров свидетельствует о наличии двух «максвеллизо-ванных» компонент в электронной составляющей излучающей плазмы, которые условно назовем низко (н)- и высокотемпературными (в). Температуры Гнея;2кэВ, Гве ;8кэВ и
Гн «2,5кэВ, Гв «9кэВ оказались близки. Вероятнее всего, несмотря на различные возможности потери энергии ионами Fe и W в линчующейся плазме за счет линейчатого рентгеновского излучения, динамика плазмы тем не менее не претерпевает существенных изменений, например, из-за развития значительного аномального тепловыделения, превышающего кулоновскин джоулев нагрев при сравнительно неглубоком сжатии плазмы.
Интегральные по времени спектры быстрых электронов
С целью изучения энергетического состава надтепловых электронов, покидающих область разряда, был сконструирован и создан компактный магнитный анализатор с фокусировкой по направлению при отклонении пучка на 180, прототипом которого послужил анализатор, описанный в [417].
Разработанный анализатор (рис. 42) ввиду его компактности оказалось возможным разместить непосредственно в вакуумной камере разрядного устройства установки НВИ с радиальной инициацией разряда. Анализатор состоит из корпуса, коллимирующеи системы и световой ловушки. В разъемном корпусе из дюралюминия диаметром 50 мм и высотой 55 мм крепится держатель постоянных магнитов и кассета с регистрирующим элементом (фотопленкой или ядерной фотоэмуяьсией). Коллимирующая система состоит из двух диафрагм с щелями прямоугольной формы высотой 100 мкм и шириной 5 мм, расположенных на расстоянии 60 мм друг от друга. Коллимирующая система ограничивает угловой аксептанс и ширину электронного пучка, т.е. определяет разрешение анализатора. Толщина материала, использованного для изготовления диафрагм, должна превышать пробег в нем электронов с наибольшей регистрируемой энергией. В нашем случае диафрагмы изготовлены из медной фольги толщиной 1 мм, что достаточно для поглощения электронов с энергиями вплоть ДО 1 МэВ. Световая ловушка предназначена для поглощения паразитного излучения, прошедшего через систему коллимации и представляет собой черненный изнутри цилиндр со скошенным дном.
Однородное магнитное поле создается постоянными магнитами из сплава кобальта с з редкоземельным элементом самарием размером 30x20x5 мм каждый. Для устранения рассеянного магнитного поля, препятствующего прохождению электронов через систему коллимации, предусмотрен двойной магнитный экран из пластин магнитомягкого железа толщиной 2 мм. Измерение пространственного распределения индукции магнитного поля, создаваемого постоянными магнитами в присутствии защитного экрана и без него, были выполнены с помощью компактного прецизионного магнитометра. Проделанные измерения позволяют рассчитать траектории анализируемых заряженных частиц. Количество постоянных магнитов в анализаторе может быть 4, 2 и 1. В последнем случае симметрично магниту располагается пластина из магнитомягкого железа. В соответствии с этим анализатор имеет три диапазона измеряемой энергии электронов (в порядке возрастания величины магнитного поля в зазоре между магнитами): 1-5-130 кэВ (В = 0,12 Тл), 8+450 кэВ (В = 0,26 Тл), 20ч-1150 кэВ (В = 0,4 Тл).
Рассчитанное по приведенной формуле разрешение для нашего случая составило 3 % для энергии электронов 10 кэВ и 0,5 % для энергии 1 МэВ.
В экспериментах был использован вариант анализатора с двумя магнитами. Анализатор калибровался с помощью электронного хронографа марки ЭГ-ЮОМ. Анализатор размещался внутри вакуумной камеры хронографа на предметном столике и подвергался облучению практически параллельным пучком электронов с дискретным набором энергий: 40, 60, 80и100кэВ.
Для проведения измерений спектра электронной эмиссии магнитный анализатор крепился соосно электродам системой упругих консолей на внешнем электроде разрядного устройства на расстоянии 15 см от межэлектродного промежутка. Юстировка осуществлялась с помощью лазера, луч которого пропускался через систему коллимации и отверстие во внешнем электроде при снятой световой ловушке. В качестве детектора применялась рентгеновская фотопленка без защитного покрытия марки УФ-4, рентгеновская медицинская пленка марки РМ-1. Отсутствие возможности провести непосредственную калибровку используемых фотопленок во всем представляющем интерес диапазоне энергий электронов и недостаточное количество соответствующих данных в литературе поставило задачу расчета спектральной чувствительности указанных фотоматериалов к облучению быстрыми электронами. Плотность почернения фотоэмульсии определяется количеством поглощенной в ней энергии ионизирующего излучения, причем зависимость в случае регистрации моноэнерге-тичного потока заряженных частиц носит прямо пропорциональный характер [124, 125]. Расчет поглощаемой в фотоэмульсии энергии регистрируемого электрона проводился на основе данных о пробегах в веществе и данных о величине удельных ионизационных потерь энергии электронами различных энергий [419, 420]. Необходимые для расчета сведения о толщине фотоэмульсионного слоя и защитного желатинового покрытия были взяты из [421, 422]. Были построены расчетные кривые относительной спектральной чувствительности к облучению быстрыми электронами для нескольких типов фотопленок, для которых имелись в наличие необходимые справочные данные. Расчетные кривые для ряда пленок сравнивались с приведенными в литературе [419, 420] и обнаружили полное совпадение, что подтверждает правомерность расчетной калибровки.
Изображения плазмы МПР на рентгеновских обскурограммах hv 3 кэВ, фиксирующих в основном излучение в линиях J-спектра в случае плазмы железа, свидетельствуют о формировании направленного потока электронов в каждом разряде. Поток электронов, энергия которых достаточна для возбуждения рентгеновского излучения с hv 3 кэВ, распространяется от области формирования микропинча либо к аноду (рис. 43/1), либо к катоду (рис. 43/2, 43/3). Направление распространения потока электронов определяется параметрами разрядного контура. При размещении между разрядным устройством и конденсаторной батареей формирующей линии емкостью 10 Ф режим разряда определялся характерным
временем прохождения сигнала по формирующей линии т. Если т 10 не, то наблюдаемый поток электронов распространяется по направлению к аноду, если т 30 не - к катоду. При распространении быстрых электронов к катоду они, по-видимому, движутся в осевом сверхзвуковом потоке плазмы, направленной также к катоду. По форме стоячей ударной волны, образующейся при размещении на поверхности катода препятствия в виде острия (см. рис. 43/3), можно оценить величину числа Маха
где 9 - угол раствора конуса, образованного стоячей ударной волной, и, соответственно, величину аксиальной скорости плазмы, зная температуру плазмы в канале разряда [156]. Полученные на обскурограммах изображения стоячей ударной водны, «подсвеченной» потоком быстрых электронов, позволяют сделать вывод о том, что в разряде могут достигаться значения вышеназванных параметров М= 3 4 и и2 = (3 4)40 м/с. Вблизи поверхности анода
подобного сверхзвукового течения плазмы не обнаружено. В режиме распространения потока электронов к аноду при использовании полого анода зарегистрировать спектр электронов не удалось. Спектр электронов регистрировался в режиме распространения потока электронов к катоду при использовании катода с осевым каналом диаметром 0,3 0,5 мм. Вероятно, приведенное обстоятельство обусловлено различными условиями транспортировки электронного пучка к регистрирующей аппаратуре: отношение длины h осевого канала к его диаметру d составляло hid « 10 для анода и kid » 2 для катода.
