Содержание к диссертации
Введение
ГЛАВА I. Первые эксперименты по лазерному рассеянию на установке ИНАР
1. Особенности лазерной диагностики на установке ... 13
2. Результаты экспериментов 17
3. Пути улучшения соотношения "сигнал/шум" 21
ГЛАВА II. Совершенствование диагностической аппаратуры
1. Лазерные системы на рубине 27
1.1. Требования к лазерной системе 27
1.2. Исследование схемы двухпроходного усиления с зеркалом на основе ВРМБ 30
1.3. Однопроходная схема с пространственной фильтрацией излучения 34
1.4. Схемы лазеров с увеличенной длительностью импульса излучения 38
1.5. Воздействие лазерного излучения на плазму 41
2. Система сбора и регистрации рассеянного излучения 47
2.1. Общая характеристика схемы регистрации рассеянного излучения на установке ИНАР ... 47
2.2. Аппаратура для измерения температуры и радиального профиля плотности плазмы (угол рассеяния 90) 49
2.3. Система регистрации высокоэнергетичных электронов (0=8, система I) 51
2.4. Юстировка диагностической аппаратуры 53
2.5. Калибровка системы регистрации 55
3. Регистрирующая система на установке Г0Л-І 59
ГЛАВА III. Эксперименты по изучению нагрева электронов при взаимодействии рэп с плазмой
1. Получение однородного шіазменного столба и его диагностика 67
2. Изучение нагрева основной массы плазменных электронов 74
3. Методика обработки сигналов излучения, рассеянного на малый утол 80
4. Исследование неравновесных электронов по рассеянию на малый угол 0 = 8. 90
5. Обсуждение результатов 97
Заключение 101
Литература 103
- Особенности лазерной диагностики на установке
- Однопроходная схема с пространственной фильтрацией излучения
- Общая характеристика схемы регистрации рассеянного излучения на установке ИНАР
- Методика обработки сигналов излучения, рассеянного на малый утол
Введение к работе
Проводящиеся в течение последнего десятилетия работы по изучению взаимодействия сильноточных релятивистских электронных пучков (РЭП) с плазмой связаны в первую очередь с проблемой нагрева плазмы в термоядерных системах открытого типа. Теоретические и экспериментальные исследования релаксации РЭП в плазме применительно к этой проблеме были начаты в ИЯФ СО АН в начале 70-х годовL I*5J. В результате первых экспериментов, проведенных на установке ИНАР [4-6] было установлено, что:
имеется бесстолкновительный нагрев плазмы с плотностью КЦ~ I014 см"3 мощным РЭП с эффективностью ~ Ъ% на метр;
уровень диссипации энергии пучка в плазме при КЪр ~
*~ 5 10 см""3 не может быть полностью объяснен вкладом энергии обратного тока при возникновении аномального сопротивления.
Результаты экспериментов в этой области плотностей плазмы не противоречили развитой ранее теории релаксации пучка в плазме на ленгмюровских колебаниях. Однако, основные энергетические измерения были проведены в этих работах с помощью калориметра и диамагнитных зондов, что не позволило получить детальную информацию о нагреве электронов и ионов плазмы.
Такую информацию казалось естественным получить, используя метод томсоновского рассеяния. По этой причине уже в 1973 году этот метод был освоен на установке ИНАР [7J , а к 1975 году - на установке Г0Л-І [ 8 ] . Остановимся далее коротко на основных выводах теории рассеяния света в плазме и некоторых экспериментальных работах, имеющих отношение к постановке диагностики в условиях пучково-плазменного эксперимента.
При рассеянии линейно поляризованной электромагнитной волны на свободном, движущемся со скоростью ve электроне сечение рассеяния и смещение частоты рассеянного излучения даются
известными выражениями:
Ґ I & )bЧ Uit-UJi-UJ'tt
где fCc- , ^ » ь" > ^ - волновые векторы и частоты падающего и рассеянного излучения соответственно. В типичных условиях Y~ < < I поэтому
it*b и jt*%*Mfe»^Mfc
(2)
В случае прохождения света через плазму эффект рассеяния, как и в других рассеивающих средах, связан с флуктуациями показателя преломления, определяемыми в данном случае флуктуациями плотности плазменных электронов. Сечение рассеяния выражается следующим образом [ 9 J :
здесь /-> (^,^)- пространственно - временное преобразование фурье от функции парных корреляций электронной плотности:
Отсюда видно, что рассеянный в направлении ^s световой поток определяется компонентой /S ( & , ^ ), соответствующей волновому вектору /С . Вид функции /Ь (fc,^) существенно зависит от соотношения между С и дебаевским радиусом Ч/^ . При ItCMj ^0^^ і движение электронов можно считать некоррелированным и соответствующим движению свободных частиц, а при iK/isJ ~?^ 4- необходимо учитывать коллективные свойства плазмы. При сС« I выражение для р ( /С- , СО) в нереля-
~j6 -тивистском приближении принимает вид l 10 J :
(^>//гЖ^-^Ж (5)
где J" ( Vg,) - функция распределения плазменных электронов по скоростям; сГ(^->" &> ^6/- дельта-функция. Соотношение (5) связывает спектр некогерентного рассеяния света электронами плазмы с их функцией распределения по скоростям. т щ*~
При подстановке в (5) X f l/ej=fte [zjttJ ^ » соответствующей изотропному максвелловскому распределению Ь (& , U) ) преобразуется в выражение, соответствующее гауссовской форме спектра:
$>(ш)= Щ-^lc^ е ZTIC (6)
Сравнительно простое аналитическое выражение для о ( & ,6^ ) при оС I получено для плазмы, близкой к равновесию, при дополнительном предположении, что число частиц в дебаевской сфере велико ( ^e%f ^ ) [nj
где Vfe=\/" fly , Vr. ву"~^?Г" - тепловые скорости электронов
и ионов.
Н*) ~1-Z* е*р(- *)]"f (/) otp
-7 -"
Из выражения (7) для р (^) видно, что спектр рассеянного
излучения состоит из двух частей: электронной и ионной с харак
терными ширинами U)e = / 1С #е и Ш: - С Ц-, Х[ . Как
следует из графиков для Г^ (Я-), приведенных.например, bI2J
t- ~Tt** I при 0^>c . I. Следует отметить, что выраже
ния (7) получены в приближении бесконечно тяжелых ионов и спра
ведливы для водородной плазмы при U - * / для об 7 I и
при для Ы I. Если параметры электронов и
ионов не удовлетворяют этим условиям, то необходимо использовать более сложные выражения для Р ( fc , СО ) 13,14 J . Изменения в спектре i> (fc> , ^ ) для сС > 7 I при наличии кроме основной плазмы небольшой группы "горячих" электронов рассмотрены в работе 15J . Выражение (5) для р (bfLO ) (при о6<<-<6 I) соответствует нерелятивистскому приближению; релятивистский случай рассмотрен в работе [, 16 J, послужившей основой для вычислений спектров рассеянного излучения многими авторами. Тщательный анализ релятивистских эффектов, проведенный в ^17^, показал, однако, что в работе [ 16 ^ содержится ошибка, искажающая некоторые из полученных в ней результатов. Отмеченный факт необходимо учитывать при использовании работы [ 16 J и основанных на ней публикаций. Необходимость использования более общего выражения (5) вместо обычной формулы для гауссовского спектра (6) (или релятивистских аналогов этих формул) следует уже из результатов первых экспериментов на установке ИНАР[ 4*б]. Действительно, если измеренный диамагнитными зондами энергозапас плазмы сосредоточен, в основном, в электронах, то при используемых в эксперименте плотностях эти электроны должны быть бесстолкновительными в течение времени, превышающего время нагрева. Диагностика неравновесной плазмы методами лазерного рассеяния существенно сложнее равновесной по получению и интерпре-
тации результатов измерений. Кроме того, лишь в относительно малой части экспериментальных работ при d <. I пришлось столкнуться со спектрами не гауссовской формы. В работах]]18,19] в момент возбуждения в плазме турбулентности наблюдалось значительное увеличение статистического разброса экспериментальных точек от вписанной по ним методом наименьших квадратов гауссовской кривой. Отклонения не статистического характера от равновесного спектра отмечались как в области относительно низких энергий электронов ( Ее~ 20 эВ), так и для электронов с t? У 100 эВ. При не слишком малых значениях параметра Солпиттера ( оС7 0,3) наблюдались пики на равновесном спектре при небольшой (~ 10$) добавке холодных электронов с температурой в 20 * * 100 раз меньше температуры основной массы электронов L 20 J . Экспериментальные данные удовлетворительно совпадают с расчетом L 21J . В редкой плазме ( &« I) отмечались следующие случаи: а) спектры, соответствующие сумме двух максвелловских распределений ^22,23J ; б) уплощение вершины спектра в момент турбулентного нагрева 24 J , а также при рассеянии в слабо ионизованной плазме - горб на гауссовском спектре, соответствующий электронам с энергиями, близкими к потенциалу ионизации 25J . В более горячей плазме в определенных режимах работы регистрировались провалы в гауссовском спектре в экспериментах на У -пинче [ 26] , токомаках QJlQjOdj&b С 27J и FT [ 28] , стеллараторе /(, - 2 29J . Двухтемпературные распределения электронов с относительным дрейфом компонент наблюдались на техасском турбулентном торе с помощью рассеяния излучения на угол и ~ 10 L 30J . Нужно сказать, что в большинстве перечисленных работ аппаратура не предназначалась специально для исследования неравновесных функций распределения, а полученное в эксперименте отличие от гауссовского спектра зачастую явля-
лось неожиданным. Только в простейших случаях двухтемператур-ного распределения в перечисленных работах дана удовлетворительная интерпретация спектров. Истолкование остальных результатов затруднялось, в частности, тем, что за исключением работ Г 23,30 J регистрировались проекции скоростей электронов только на одно направление. В спектрах рассеянного излучения во всех работах кроме [ 23 J, где максимальная энергия регистрируемых электронов не превышала 30 эВ, не исследовались крылья спектральной линии (максимальный перепад по интенсивности J-s^/ / Т (А) ** Ю). Соответственно энергетический диапазон функции распределения ^^ /dEe. электронов, определяющих спектр рассеянного излучения не превышал 20 * 30. Попыток обращения спектра с целью восстановления J ( \4,) в экспериментальных работах не предпринималось. Теоретически вопрос вычисления функции распределения электронов по скоростям из спектра рассеянного излучения Ъ ( ^ ,tO ) впервые рассмотрен в [ ЗЇ] . Простые соотношения между спектром и функцией распределения получены только для изотропных нерелятивистских распределений. Связь j(^e,)c о ( Ю ,СО ) в общем релятивистском случае оказалась настолько сложной, что сами авторы вместо процедуры восстановления J ( Vb) рекомендовали пользоваться методом подбора вычисленных для j ( Vb ) спектров с экспериментально полученными. Вильямсон и Кларк С 32 J попытались упростить процедуру восстановления функции распределения, предложив корректировать в эксперименте спектр излучения, рассеянного на электронах высоких энергий, с помощью дифракционной решетки. Такой способ регистрации спектра позволяет сохранять при всех & постоянное направление вектора К. за счет некоторого изменения угла рассеяния и , что значительно упрощает вычисления. Пользуясь этой методикой авторы [ 32J получили точность восста-
новления аксиально симметричных функций распределения ** 6% по спектрам рассеянного излучения р (Ю ), вычисленными только для четырех направлений вектора К!/ . Заложенная в вычисления неточность спектра составляла 5%, Прямое использование результатов Вильямсона и Кларка в эксперименте может, к сожалению, оказаться затруднительным. Дело в том, что в их схеме предполагается, что спектр регистрируется прибором, имеющим аппаратную функцию типа 0 - функции как по -щ* , так и по tO .в действительности плотность высокоэнергетичных электронов в большинстве случаев мала и для получения достаточного уровня сигнала необходимо брать довольно широкие каналы регистрации по -щ~ и UO .
В таком случае мы уже не можем считать, что в эксперименте измеряется спектр р С^и/ для некоторого определенного значения вектора п, -71 . Величина сигнала в канале с номером j будет определяться теперь выражением типа свертки:
I J J J J
jv Г ' J J ^ 7 '" ч J' Г J (8)
где JJj , I ij - аппаратные функции каналов регистрации по Yl и СО соответственно. Это обстоятельство значительно усложняет восстановление спектра. Кроме того при б^-^/л. методика коррекции спектра, по-видимому, трудно осуществима. Следует также добавить, что авторы [ 32 J также,как и авторы более поздней работы [ 33 J , где рассмотрен вопрос восстановления изотропной функции распределения, опирались на расчеты релятивистских спектров в уже отмеченной публикации L 16 J , ошибки которой ставят под некоторое сомнение и полученные в [32,33J результаты, на что указывалось в [ 17 J . Приведенный обзор работ
- II -
показывает, что диагностика неравновесной плазмы по лазерному рассеянию разработана значительно слабее и представляет достаточно сложную проблему по сравнению со случаем равновесной плазмы.
Целью работы являлось развитие методики томсоновского рассеяния для диагностики неравновесной функции распределения и использования этой методики для исследования особенностей нагрева плазменных электронов мощным РЭП.
Диссертация состоит из введения, трех глав и заключения.
Во введении наряду с общей постановкой задачи дан краткий анализ экспериментальных и теоретических работ, имеющих отношение к применению лазерного рассеяния для диагностики неравновесной плазмы.
Первая глава посвящена описанию ранних экспериментов на установке ИНАР по исследованию взаимодействия РЭП с плазмой с помощью томсоновского рассеяния. После краткого описания установки, где приведены ее основные параметры, обсуждаются особенности использования рассматриваемой диагностики в пучковом эксперименте. Далее в первой главе приводится описание использовавшейся в экспериментах аппаратуры и результаты проведенных экспериментов. Заключительная часть главы I посвящена подробному рассмотрению возможности увеличения отношения сигнала к шуму в условиях, когда спектральная плотность собственного излучения плазмы превышает спектральную мощность рассеянного излучения. В подобных случаях рекомендации сводятся к повышению энергии и яркости лазерного излучения и, как показывают оценки и численные расчеты, к переходу к малым углам рассеяния ((/<<. 90).
Заканчивается глава обсуждением конкретных схем регистрации при 9^^ 90.
Во второй главе приведено подробное изложение результатов работ по совершенствованию диагностической аппаратуры в соответствии с рекомендациями, данными в главе I. Здесь описана, в частности, лазерная система на основе рубина с повышенной энергией и яркостью излучения, с помощью которой проводились основные эксперименты на плазме, а также регистрирующая система, обеспечившая в новой серии экспериментов наблюдение рассеянного (одним плазменным объемом) лазерного излучения одновременно в трех направлениях.
В последнем параграфе главы описана система регистрации рассеянного излучения на установке ІШ-І.
Третья глава, посвященная рассмотрению экспериментов с плазмой, начинается с описания метода создания предварительной плазмы и ее диагностики с помощью лазерной методики. В следующем параграфе излагаются результаты исследования столкновитель-ной низкотемпературной части электронной функции распределения в различных режимах работы установки. В третьей главе подробно описана методика обработки данных измерений излучения, рассеянного на малый угол бесстолкновительннми горячими электронами и приведены параметры этих электронов, полученные в результате обработки. Заканчивается глава обсуждением особенностей нагрева электронной компоненты плазмы, обнаруженных с использованием метода томсоновского рассеяния.
В заключении перечислены основные результаты проделанной автором работы.
Основное содержание диссертации изложено в следующих публикациях: [ 7,61,76,77,78,97,99,102] .
- із -
Особенности лазерной диагностики на установке
Из выражения (7) для р ( ) видно, что спектр рассеянного излучения состоит из двух частей: электронной и ионной с харак терными ширинами U)e = / 1С #е и Ш: - С Ц-, Х[ . Как следует из графиков для Г (Я-), приведенных.например, BI2J t- Tt I при 0 c . I. Следует отметить, что выраже ния (7) получены в приближении бесконечно тяжелых ионов и спра ведливы для водородной плазмы при U - / для об 7 I и при для Ы I. Если параметры электронов и ионов не удовлетворяют этим условиям, то необходимо использовать более сложные выражения для Р ( fc , СО ) 13,14 J . Изменения в спектре i (fc , ) для сС 7 I при наличии кроме основной плазмы небольшой группы "горячих" электронов рассмотрены в работе 15J . Выражение (5) для р (bfLO ) (при о6 - 6 I) соответствует нерелятивистскому приближению; релятивистский случай рассмотрен в работе [, 16 J, послужившей основой для вычислений спектров рассеянного излучения многими авторами. Тщательный анализ релятивистских эффектов, проведенный в 17 , показал, однако, что в работе [ 16 содержится ошибка, искажающая некоторые из полученных в ней результатов. Отмеченный факт необходимо учитывать при использовании работы [ 16 J и основанных на ней публикаций. Необходимость использования более общего выражения (5) вместо обычной формулы для гауссовского спектра (6) (или релятивистских аналогов этих формул) следует уже из результатов первых экспериментов на установке ИНАР[ 4 б]. Действительно, если измеренный диамагнитными зондами энергозапас плазмы сосредоточен, в основном, в электронах, то при используемых в эксперименте плотностях эти электроны должны быть бесстолкновительными в течение времени, превышающего время нагрева. Диагностика неравновесной плазмы методами лазерного рассеяния существенно сложнее равновесной по получению и интерпре -8 тации результатов измерений. Кроме того, лишь в относительно малой части экспериментальных работ при d . I пришлось столкнуться со спектрами не гауссовской формы. В работах]]18,19] в момент возбуждения в плазме турбулентности наблюдалось значительное увеличение статистического разброса экспериментальных точек от вписанной по ним методом наименьших квадратов гауссовской кривой. Отклонения не статистического характера от равновесного спектра отмечались как в области относительно низких энергий электронов ( Ее 20 эВ), так и для электронов с t? У 100 эВ. При не слишком малых значениях параметра Солпиттера ( оС7 0,3) наблюдались пики на равновесном спектре при небольшой ( 10$) добавке холодных электронов с температурой в 20 100 раз меньше температуры основной массы электронов L 20 J . Экспериментальные данные удовлетворительно совпадают с расчетом L 21J . В редкой плазме ( &« I) отмечались следующие случаи: а) спектры, соответствующие сумме двух максвелловских распределений 22,23J ; б) уплощение вершины спектра в момент турбулентного нагрева 24 J , а также при рассеянии в слабо ионизованной плазме - горб на гауссовском спектре, соответствующий электронам с энергиями, близкими к потенциалу ионизации 25J . В более горячей плазме в определенных режимах работы регистрировались провалы в гауссовском спектре в экспериментах на У -пинче [ 26] , токомаках QJlQjOdj&b С 27J и FT [ 28] , стеллараторе /(, - 2 29J . Двухтемпературные распределения электронов с относительным дрейфом компонент наблюдались на техасском турбулентном торе с помощью рассеяния излучения на угол и 10 L 30J . Нужно сказать, что в большинстве перечисленных работ аппаратура не предназначалась специально для исследования неравновесных функций распределения, а полученное в эксперименте отличие от гауссовского спектра зачастую явля лось неожиданным. Только в простейших случаях двухтемператур-ного распределения в перечисленных работах дана удовлетворительная интерпретация спектров. Истолкование остальных результатов затруднялось, в частности, тем, что за исключением работ Г 23,30 J регистрировались проекции скоростей электронов только на одно направление. В спектрах рассеянного излучения во всех работах кроме [ 23 J, где максимальная энергия регистрируемых электронов не превышала 30 эВ, не исследовались крылья спектральной линии (максимальный перепад по интенсивности J-s / / Т (А) Ю). Соответственно энергетический диапазон функции распределения /dEe. электронов, определяющих спектр рассеянного излучения не превышал 20 30. Попыток обращения спектра с целью восстановления J ( \4,) в экспериментальных работах не предпринималось. Теоретически вопрос вычисления функции распределения электронов по скоростям из спектра рассеянного излучения Ъ ( ,tO ) впервые рассмотрен в [ ЗЇ] . Простые соотношения между спектром и функцией распределения получены только для изотропных нерелятивистских распределений. Связь j( e,)c о ( Ю ,СО ) в общем релятивистском случае оказалась настолько сложной, что сами авторы вместо процедуры восстановления J ( Vb) рекомендовали пользоваться методом подбора вычисленных для j ( Vb ) спектров с экспериментально полученными. Вильямсон и Кларк С 32 J попытались упростить процедуру восстановления функции распределения, предложив корректировать в эксперименте спектр излучения, рассеянного на электронах высоких энергий, с помощью дифракционной решетки. Такой способ регистрации спектра позволяет сохранять при всех & постоянное направление вектора К. за счет некоторого изменения угла рассеяния и , что значительно упрощает вычисления.
Однопроходная схема с пространственной фильтрацией излучения
В первоначальных экспериментах с использованием лазерного рассеяния с его помощью проводились измерения плотности и температуры электронов плазмы до и после инжекщи РЭП L 7 J . Было установлено, что удается получить предварительную плазму с хорошей однородностью по сечению столба диаметром 8 см в интервале плотностей (0,3 2) ТО14 см""3. Температура плазмы при KL, 5 10 см""3 составила величину 1 0,5 эВ. Это значение находится в хорошем согласии с данными, полученными с помощяго двойного электрического зонда С 36 ] и по ослаблению пучка нейтральных атомов водорода 37 J .
Перейдем теперь к результатам измерения параметров плазмы, которые получаются после инжекции РЗП. Одна из осциллограмм сигнала рассеянного излучения с фотоумножителя представлена на рис.3(в).
Здесь же приведен сигнал с ближайшего диамагнитного зонда (26). Из осциллограммы (в) видно, что с началом инжекции РЭП в рабочей спектральной области возникает собственное свечение плазмы и на фоне этого свечения через 150 не после начала инжекции пучка появляется сигнал рассеянного излучения. Спектр рассеянного излучения для центральной области плазменного шнура размеры 2 см показан на рис. 4. Каждая точка построена усреднением по 5 импульсам; аппаратурная ширина составляла 20 . Проведенная по экспериментальным точкам гауссовская кривая дает ширину спектра на полувысоте & Aw = 150 А, что соответствует темпе22 эВ. Плотность этой компоненты Yip X 7 10 см"3, что в 1,7 больше концентрации плазмы до инжекпии РЭП. Экспериментальные точки в центральной части спектра, полученные после вычитания паразитного рассеяния, не ложатся на гауссовский контур, проведенный по крылу спектра. Это свидетельствует о наличии группы электронов с энергией меньше I эВ. Доля таких электронов не превышает 20$ от плотности плазмы. Температура плазмы вне сечения электронного пучка в тот же момент времени меньше,чем в области, где проходит РЭП, и составляет величину 8 ± 3 эВ для слоя толщиной I см вблизи границы пучка. Значения температур, полученные из лазерных измерений, существенно меньше оценок, сделанных ранее в[4] из диамагнитных измерений. Это, как отмечалось в 7 ] , дает основание считать, что существует группа горячих электронов, ответственных главным образом за диамагнитный сигнал. Нагрев основной массы электронов плазмы до температуры lt = 20 25 эВ можно понять, если учесть, что при концентрации плазмы Yip 5 I01 см""3 отсутствует полная компенсация пучка по плотности тока. На основании измерений величины обратного тока, протекающего вне РЭП (см. 38J ), в [39J получены оценки доли полного энергозапаса плазмы, связанного с диссипацией энергии обратного тока. Эта величина составила около 10 Дж, что составляет половину полного энергозапаса плазмы, определенного по диамагнетизму. В электронах с температурой \t 25 эВ содержится к моменту времени t = 150 не небольшая доля этой энергии, не более 0,5 Дж. Диссипацией части энергии обратного тока, текущего вне пучка, можно объяснить также и подогрев электронов в этой области до 1е 8 эВ. Подрастание плотности плазмы после инжекции РЭП связано, вероятно, с ионизацией остаточного газа, плотность которого могла составлять Тін 10 4 см""3. Вследствие этого же процесса появляются и электроны с температурой I эВ. Действительно, спектр вторичных электронов имеет резкий максимум в соответствующей области энергий, а время передачи энергии к ним от нагретых электронов достаточно велико ( % 60 не).
По результатам первых экспериментов по томсоновскому рассеянию на установке ИНАР можно было сделать следующие выводы: а) Продемонстрирована работоспособность диагностики по ла зерному рассеянию в условиях экспериментов по нагреву плазмы с применением мощных РЭП. б) функция распределения нагретых электронов плазмы по ско ростям в результате взаимодействия с РЭП становится неравновес ной. Кроме группы "теплых" электронов, с плотностью, близкой к плотности первоначальной плазмы, и небольшой части "холодных" электронов должна существовать группа высокоэнергетичных элект ронов, в которых, вероятнее всего, содержится основной энерго запас плазмы. Данные лазерных измерений, кроме того, свидетель ствуют о том, что нагрев плазмы осуществляется, в основном, в сечении, через которое проходит РЭП. в) Недостаточно высокое отношение полезного сигнала (спект ральной мощности рассеянного излучения) к шуму (спектральной мощности собственного свечения плазмы) не позволило регистрировать электроны с энергиями.
Общая характеристика схемы регистрации рассеянного излучения на установке ИНАР
Предпочтение, оказываемое ОКГ на рубине, начиная с первых работ, связано с наличием фотодетекторов с относительно высоким квантовым выходом в соответствующем спектральном диапазоне, а также с возможностью получения достаточно мощного импульса монохроматического излучения. Недостатки рубина как активного элемента хорошо известны, - это относительно невысокая лучевая прочность и трудность получения образцов большого диаметра с хорошей оптической однородностью. Отмеченные недостатки рубиновых элементов препятствуют созданию лазерных систем с высокой энергией и яркостью излучения. Интересная возможность повышения яркости излучения, усиливаемого в неоднородных усилителях, появилась после открытия эффекта обращения волнового фронта (ОВФ) при вынужденном рассеянии Манделыптама-Бриллюэна (ВРМБ) [ 47 ] . В указанной работе лазерный пучок с расходимостью, близкой к дифракционной, пройдя сквозь фазовонеоднородный объект (травленую в кислоте пластинку из стекла), увеличивал свою расходимость более чем на порядок. Обнаруженный эффект ОВФ заключался в том, что искаженный пучок, отразившись от кюветы с нелинейной средой вследствие вынужденного рассеяния и пройдя пластинку в обратном направлении, восстанавливал первоначальную расходимость. Вскоре это явление было успешно использовано в [48 J при усилении в неоднородном кристалле рубина, а затем применено для аналогичных целей в лазерных системах на стекле с неодимом 49J и йодном 50] лазере. В [5IJ была описана более мощная чем в [48 J система на рубине с двухкаскадным, двухпроходовым усилением, которая позволяла получать гигантский импульс с энергией 5 6 Дж и расходимостью І ІСГ4 рад. Нами была поставлена задача испытать аналогичную схему с точки зрения использования ее для томсоновского рассеяния в экспериментах по взаимодействию РЭП с плазмой, а также попытаться довести энергию лазерного импульса до 15+20 Дяс [ Ч8 ] . Первоначально была собрана схема (рис.7А), аналогичная 51] за исключением того, что диаметр активного элемента выходного усилителя был увеличен с 16 до 20 мм. При создании этой схемы пришлось отказаться от одномодового генератора. Связано это, как отмечалось выше, с "необходимостью обеспечить минимальную задержку от РЭП, а привело дополнительно к тому, что по сравнению с j 5IJ укоротилась длительность импульса излучения с 40 не до 15+20 нсек, и увеличилась расходимость излучения, инжектируемого в канал усиления до 5«10тэад. Генератор был изготовлен на основе элемента с длиной активной части 240 мм. Выходным зеркалом резонатора служил торец, перпендикулярный оси элемента; второй торец (со стороны затвора Керра и 100$ зеркала) был скошен под углом 87$ к оси. Энергия импульса генератора составляла 5 6 Дж, однако, после пространственной фильтрации и расширения перед вводом в канал усиления энергия уменьшалась до 0,1+0,3 Дж. Небольшая ( 9$) доля этого излучения, отразившись от клиновидной пластины К , вводилась в усилительные каскады. Телескопическая система между усилительными каскадами позволяла уменьшить эффект "линзовости" активных элементов, а также-согласовать их апертуры. В качестве активной среды для ВРМБ в кювете длиной 25 см использовались различные жидкости: эфир, диэтиловый эфир, и , ацетон. Излучение фокусировалось в кювету линзами с фокусными расстояниями 10+30 мм. Измерение расходимости излучения проводилось с помощью клинового зеркала С 52J . Для энергетических измерений использовался калориметр ИКТ-ІМ. В результате испытаний было установлено, что энергия выходного излучения составляет 5 Дж, а его расходимость близка к исходной (см.рис.ТБ), кроме того, было отмечено значительное улучшение однородности выходного излучения в ближней зоне. По сравнению с данными, приведенными в работе L 51J , в нашем случае (эфир) коэффициент отражения уменьшился с 50% [51 ] до 15%, что, по-видимому, связано с меньшей длительностью импульса, соизмеримой с временем установления рассеяния в среде. Неприятным фактом явилось постепенное, в течение 40 50 импульсов, снижение выходной энергии до 1 1,5 Дж, вызванное деградацией ЛС, работающей в напряженном по накачке режиме. Для увеличения выходной энергии была испытана схема с трех-каскадным усилением (рис.8), в которой в выходном каскаде применены элементы диаметром 30 мм и длиной 240 мм. Накачка этого каскада осуществлялась шестью лампами ИФП-8000. В описанной схеме выходная энергия составляла 15 Дж, однако, качество излу-чения заметно ухудшилось. Расходимость увеличилась до 2 10 , а распределение в ближней зоне стало более неоднородным. Введение перед фокусирующей в кювету линзой травленой пластинки по методике[ 51] не меняло картины. Более того, в отличие от двух-каскадного варианта, замена зеркала на основе ВІМБ обычным не сказывалась на качестве излучения. Причина этого заключается, скорее всего, в том, что длина тракта усиления оказалась сравнима с критической длиной v+ Г 531 , а это привело к исчезновеческой оптики соответствует расстоянию, пройдя которое, луч, параллельный оптической оси, пересечет поперек область однородного усиления и выйдет за ее пределы. В приведенном соотношении Д & - характерный размер поперечной неоднородности коэффициента усиления. В идеальном случае однородного усиления &- поперечная неоднородность показателя преломления. Действительно, при типичном значении ДЛ/ 5»ІСГ5 дляД&«1 см получаем Ц = 100 см при общей длине усиления ЛС, схема которой приведена на рис.8, вЛй, 70 см.
Особенно неприятным фактом при использовании зеркала на основе ВРМБ оказалось появление в некоторых импульсах отдельных особо ярких, "горячих" точек в ближней зоне. В таких местах в выходном элементе появлялись объемные разрушения в виде треков.
Возможные пути совершенствования схемы с ВРМБ могли бы заключаться в уменьшении длины усиления за счет использования нес-КОЛЬКИХ ВРМБ-зеркал54] . Для развязки каскадов в такой схеме, а также для ввода излучения в канал усиления с меньшими потерями необходимо использовать ячейки Фарадея. Эти усложенния могут улучшить расходимость излучения, однако вопрос о разрушении выходного каскада в горячих точках остается открытым. Дело в том, что невысокое качество излучения на входе в кювету с ЕРМБ-средой не позволяет получить полного обращения волнового фронта. Присутствие же небольшой, даже в несколько процентов, примеси необращенной составляющей в отраженной волне приводит к сильной модуляции ее интенсивности, на что указывалось в [55J . По этой причине в лазерных системах, где требуется предельная энергия и яркость излучения в сочетании с надежностью работы в последнее время предпочтение отдается использованию усилителей с высокой однородностью. Роль ВРМБ-зеркала при этом сводится к предотвращению самовозбуждения системы [ 55] .
Методика обработки сигналов излучения, рассеянного на малый утол
В соответствии со сделанными в предыдущей главе оценками была сконструирована диагностическая аппаратура, включающая в себя кроме зондирующего лазера систему регистрации рассеянного лазерного излучения 76-78] . Как и в экспериментах, описанных в первой главе, расстояние от места пересечения плазменного шнура лазерным пучком до фольги, сквозь которую пучок инжектировался в плазму, составляло 90 см. Временную задержку импульса лазерного излучения от начала инжекции РЭП в экспериментах с новой лазерной системой удалось сократить со 1504-180 не до 704-100 не.
Вновь созданный диагностический комплекс позволял наблюдать рассеянное излучение одновременно в трех направлениях тремя независимыми многоканальными регистрирующими системами (PC). Измерение излучения, рассеянного электронами с энергиями в диапазоне 0.І4-5 кэВ,осуществлялось PCI. Угол регистрации был выбран небольшим ( Q 8) в соответствии с оценками в главе Iv Такая величина 0 позволила сузить спектр рассеянного излучения по сравнению с углом 0 = 90 в десять раз. Конкретная величина угла
6=8 определялась конструкцией установки, необходимостью получить достаточное пространственное и спектральное разрешение, а также приемлемым уровнем подавления излучения, рассеянного на деталях аппаратуры. Характерный размер элемента пространственного разрешения для 0 =8 Дь Щ&9 // EiQ 14 ш 11 наи меньшем использовавшемся диаметре РЭП в плазме ofg = 15 мм. Кроме регистрации излучения, рассеянного на малый угол, в новом диагностическом комплексе имелись две системы с углом наблццения рассеянного излучения в = 90. Первая из них РСП является практически восьмиканальным аналогом PC, использовавшейся в первых экспериментах для измерения параметров основной компоненты плазменных электронов. Вторая (РСШ) служит для измерения распределения плотности плазмы по диаметру плазменного шнура. Знание радиального профиля плотности плазмы e J необходимо для выбора оптимального режима создания предплазмы и для последующего оперативного контроля ее состояния. Такая информация представляет существенный интерес, поскольку эффективность взаимодействия РЭП с плазмой может зависеть от поперечной неоднородности плазмы [94] . Диагностическое окно РСШ расположено там, где в первых экспериментах (см.рис.2) находился рог Релея - ловушка для "паразитного" рассеянного света. Такая замена стала возможна из-за ослабления требований к паразитному рассеянию в связи с переходом к более плотной плазме и улучшением коллимации зондирующего излучения. Спектральный анализ рассеянного излучения осуществляется с помощью полихроматоров, изготовленных на базе монохро-маторов ВДР-2. Общее число каналов регистрации рассеянного излучения в трех системах достигало 20, детекторами в них служили фотоумножители ФШ 84. Высокий уровень и малые времена нарастания фонового излучения плазмы не позволяли использовать интегральные по времени методы измерения электрических сигналов с ФЭУ [ 88 J . Для этих целей применялись запоминающие осциллографе С8-І4, С8-І2 и модернизированный осциллограф С8-2, полоса усилителя которого была расширена до 70 МГц. Усложнение оптической части PC и повышенные точности юстировки потребовали разбработки механически жестких, юстируемых креплений всех элементов оптики, а также дополнительного укрепления антресолей, на которых размещается установка и PC. Общая схема системы диагностики приведена на рис.12.
Система П. По сравнению с ранними экспериментами (глава І) в технику измерения температуры и плотности основной компоненты плазмы были внесены следующие изменения: 1) Появилась возможность менять длину и положение отрезка, с которого регистрировалось рассеянное излучение, в пределах всего диаметра плазменного столба без переюстировки полихромато ра и блока ФЭУ. Это было достигнуто: а) максимальным расширением в поперечном направлении диагности ческих окон; б) постановкой перед фокусирующим объективом в необходимых слу чаях призмы, облегчающей наблюдение периферийных областей плазмы; в) использованием сменных объективов, позволяющих изменять коэф фициент увеличения проецирующей системы. 2) Регистрация рассеянного излучения осуществлялась однов ременно в восьми каналах по спектру, причем, спектральная ши рина канала могла изменяться в пределах 4+130 А благодаря ис пользованию следующих элементов:
