Содержание к диссертации
Введение
Глава 1. Теоретические модели определения компонентного состава в задачах радиационной плазмодинамики . ... 19
1.1. Ионный состав в модели ЛТР. ... 27
1.2. Радиационно-неравновесная плазма инертных газов . . 32
1.3. Статистическая интерпретация модели ЛТР в условиях слабой неидеальности. ...39 1.4.. Столкновительно-излучательная модель. ...50
Глава 2. Вопросы радиационной плазмостатики . .58
2.1. Система кинетических уравнений и особенности алгоритма. ... 60
2.2. Анализ решений уравнений стационарной поуровневой кинетики . ...71
2.3. Процессы рекомбинации. ...83
2.4. Двухтемпературная, метаравновесная плазма тяжелых инертных газов..91
2.5. Распределения заселённостей уровней.. ...103
Глава 3. Квазистационарная плазма капиллярного разряда с испаряющейся стенкой . ... 119
3.1. Получение эрозийной плазмы в сильноточном разряде. ... 121
3.2. Структура эрозийной плазменной струи . ... 124
3.3. Линейчатый спектр плазмы окиси иттрия ... 134
3.4. Энергии второго иона иттрия. ... 156
Глава 4. Радиационные процессы в столкновительной плазме 163
4.1. Метод квантового дефекта. ... 164
4.2. Расчет вероятностей фотопереходов в кулоновском приближении. ... 175
4.3. Вероятности переходов атома иттрия и его первого иона . ... 197
4.4. Сечения фотоионизации. ...209
Глава 5. Оптические свойства ксеноновой плазмы ...212
5.1. Расчет коэффициента поглощения ксеноновой плазмы. ... 213
5.2. О диагностике метаравновесной плазмы. . 228
5.3. О формировании контура линии тяжёлых инертных газов. . 230
5.4. Определение концентрации ионов по асимметрии линий. . 252
Глава 6 Коэффициент поглощения плотной плазмы элемента третьей группы . ...256
6.1 Продольная лазерная просветка плазмы сильноточного разряда. . 257
6.2 Определение коэффициента поглощения плазмы элемента третьей группы 259
Основные выводы ... 274
Заключение ...277
Список литературы
- Радиационно-неравновесная плазма инертных газов
- Анализ решений уравнений стационарной поуровневой кинетики
- Структура эрозийной плазменной струи
- Вероятности переходов атома иттрия и его первого иона
Радиационно-неравновесная плазма инертных газов
Концентрация атомов Na на рис. 1.0.2 б по расчёту ионизационного состава [22] достигает 1019см"3. Снижение потенциала ионизации А и достигает нескольких электронвольт. В этих условиях использование теории Дебая-Хюккеля [80] не совсем оправдано. К этим трудностям расчётного характера следует присовокупить трудности эксперимента: сложность получения плазмы при давлении более 50 МПа, затруднения при контроле температуры ввиду сильной экранировки излучения, слабую разработку диагностики плотности и давления импульсной плазмы.
Не традиционен вывод Майкова В.Д. [81] (рис. 1.0.2 а ): "На классификационной диаграмме видов плазмы Т = T(N) разграничивают идеальную и неидеальную (ND«1). Одночастичная плазма (особенности предельного газового состояния, в котором макро ячейка содержит единственную частицу ) является своеобразным предельным газовым состоянием, и уменьшить значение ND=(12o:)" , оставаясь в рамках равновесного состояния, физически невозможно и, следовательно, неидеальную плазму следует отнести к неравновесному состоянию". С этих позиций плазму КРИС (область 1) и особенно приторцевую зону следует отнести к неравновесной плазме, что и подтверждается экспериментом [44].
Обычно машинные расчёты, относящиеся к термодинамическим и оптическим характеристикам плазм, [2-11,19,20,80,82,83,88,89,91,101 104,107,108,111] выполнялись для равновесных термодинамических моделей.
Хорошо известно в термодинамике, например [84] , что любая изолированная от окружающей среды система с течением времени (большие времена) приходит в состояние термодинамического равновесия.
Изолированная система находится в термодинамическом равновесии, если в ней в рассматриваемый интервал времени не происходит изменений макропараметров (интенсивных параметров [85]). Согласно постулату Гиббса, равновесное состояние осуществляется максимальным числом способов. Это соответствует предположению о том, что равновесное состояние является статистически наиболее вероятным и обладает наибольшей энтропией. Квазиравновесные состояния также можно рассматривать как вероятные распределения в условиях, когда возбуждены лишь те степени свободы, по которым успевает установиться равновесие.
В работах Рыдалевской М.А. [85] с единых позиций исследуются основные методы статистической механики и кинетической теории газов. Как одна из задач - получение квазистационарных распределений частиц по скоростям и колебательно-вращательным уровням в пространственно однородном газе с "разной степенью неравновесности" (получение в квазистационаре квазиравновесных распределений в газе на разных стадиях релаксации).
В самом утверждении о равновесии (квазиравновесии) подразумевается анализ поведения потоков (энергии, массы и т.п.) на границе. Проблема граничных условий для плазменных задач обусловлена не только многокомпонентностью плазмы, но и тем, что само существование плазмы поддерживается за счёт внешних полей, электрических токов, протекающих через систему, источников ионизации: плазменные системы, как правило, оказываются незамкнутыми, обмениваясь с окружающей средой энергией, массой и импульсом,
В задачах кинетики [77] стационарные состояния понимаются как состояния, при которых термодинамические свойства всей системы (интенсивные параметры - температура, энергия системы) не меняются во времени. Свойства могут изменятся в пространстве, а на границе системы с внешней средой может иметь место обмен массой и энергией.
Равновесие определяется [77] как стационарное состояние, в котором интенсивные свойства системы непрерывны при переходе через границу: потоки массы и энергии на границе равны нулю, система инвариантна относительно обращения времени.
В кинетическом подходе с учётом различных наборов плазмохимических реакций можно выделить стационарные решения, соответствующие набору учитываемых реакций., и таковых много. Но, если строго выполняется принцип детального равновесия [86] для всех используемых реакций, то равновесие возможно одно - полное термодинамическое и для низкотемпературной плазмы [87] справедливы формулы Саха-Больцмана.
В задачах, когда степень ионизации а 10 6, часто рассматриваются раздельно температура газа Тг (0.3-1) кК и температура электронов Те (3-30) кК. Основными носителями энергии являются электроны и фотоны и, следовательно, интенсивными параметрами в этом случае будут температура газа Тг и температура электронов Те. Зафиксируем их неизменными на границе, тогда такая плазма в стационаре будет находится в метаравновесии [65]. Имеются две температуры, но на границе системы с внешней средой потоки массы и энергии равны нулю.
На рис. 1.0.3 представлены характерные плазменные реакции для однокомпонентного газа: (1)- возбуждения электронным ударом, Хх, Хі-атом в основном и возбуждённых состояниях; (2) -ионизация электронным ударом; (3) - тройная рекомбинация; (4) - излучение фотона; (5) -фотоионизация; (6)- фоторекомбинация; (7) - ассоциативная ионизация; (8) -диссоциативная рекомбинация; (9) - конверсия иона Х в молекулярный ион Х{; (10)-(13) - реакции с участием возбужденных молекул .
Справа на рис 1.0.3 указаны типы равновесия. Так, когда преобладают электронные процессы Ne 1016CM3 , реакции (1)-(3), и Тг=Те= const, мы говорим о локальном термодинамическом равновесии [87] (ЛТР). Если фотоны уносят энергию из системы (4)-(6) - имеем частичное локально-термодинамическое равновесие (чЛТР). При малой степени ионизации (a 10" ), но с учётом колебательных и вращательных состояний молекул возможно квазиравновесие [85].
Когда плазма ионизирована (а 10 6), а также температуры газа и электронов различны (на малых микросекундных временах не меняются ), следует пользоваться метаравновесными моделями (гл. 2).
В своих работах мы использовали модели определения покомпонентного состава изучаемой плазмы, которые представлены в этой главе: модель ЛТР, чЛТР и столкновительно-излучательная модель.
Анализ решений уравнений стационарной поуровневой кинетики
При разработке ударно-радиационной модели [82,131,132] делалось упрощающее допущение - использовалось максвелловское распределение энергий электронов. В работах Влчека Я. [94-97] рассматривается двухтемпературная плазма и решается впервые самосогласованная задача поуровневой кинетики аргона. В расчётах принимается во внимание 64 возбужденных состояния атома аргона и используется набор основных параметров таких, как температура электронов Те, атомная температура Т плотность электронов Ne, заселённость в основном состоянии Ni и N =Ne. Воспроизведем реакции и систему уравнений, используемую Влчеком Я. [94] в реализации столкновительно-излучательной модели (в скобках указаны константы скоростей, стрелками обозначено направление реакции):
Диффузия на стенку метастбилей 4s[3/2]2 и 4s [l/2]0 (1.4.12) Здесь Спт и Кщп коэффициенты скоростей возбуждения электронным ударом (включая основное состояние); Fm„ и Lmn - девозбуждение. Sm и Vm соответствуют ионизации, а От и Wm - трёхчастичной рекомбинации; R 53 фото/рекомбинации. Ащ, есть вероятность фотопереходов, а А„,„;\т - фактор ускользания, учитывающий выход излучения. Нелинейность в систему этих уравнений вносят реакции (1.4.11) и (1.4.12), где Вщ - константа образования возбужденной молекулы. В условиях, позволяющих использовать квазистационарные модели [86,131,132], записана система линейных уравнений как lL «mNn=-8m-am,lN\ ; (1.4.13) где коэффициенты атп\8т соответствуют реакциям (1.4.5) -(1.4.12): Результаты расчетов [94-95] представлены на рис. 1.4.2, 1.4.3. Характер поведения зависимостей заселённости возбужденных состояний от эффективного квантового числа п совпадает с экспериментальными [134,135]. Распределения отклоняются от больцмановского (не прямые линии).
В наших работах (рис.2.4.3 д, е) использовалась запись интегральных характеристик для коэффициентов скоростей реакций (1.4.18) - (1.4.22).
Заселённости nв и пр уровней аргона, полученные в эксперименте [126] для Р=5 Торр, R=1.2 см, I = 25 мА: - эксперимент; сплошная кривая А - Ne=2.7-1011CM"3, Тв=25 кК, Т«=Т+=0.3 кК, N l.61- 1017см3; штриховая кривая А - Т,=Т+=0.4 кК, N l.21- 10псм"3; I = 400 мА: - эксперимент, штриховая кривая В - Ne=4.6-1012CM"3, Т,=13 кК, Та=Т+=0.5 кК Ы -бб-Ю см"3; пприхпуиктирная кривая В -Т.=Т+=0.65 кК, Nt=7.43-1016CM Глава 2. Вопросы радиационной плазмо статики.
Представляется целесообразным выделить раздел радиационной плазмостатики. Это позволило бы с единых позиций исследовать нелинейные дифференциальные уравнения кинетики, обусловленные всевозможными плазмохимическими реакциями; рассматривать основные особенности квазистационарной двухтемпературной плазмы (покомпонентный состав, распределения возбужденных состояний и др.); решать вопросы диагностики неравновесной плазмы.
В формировании такого подхода нельзя обойти вниманием работы -основополагающую [115], имеющую прямое отношение к созданию плазменных лазеров, а также [94-97, 116]. Как и во всех последующих теоретических моделях плазменных лазеров [117-119, 121—125] , временные уравнения кинетики дополненыны уравнениями теплового баланса для температуры электронов. В работах [94-97] для аргоновой плазмы в рамках столкновительно-излучательной модели решена самосогласованная (кинетика + ФРЭЭ) задача стационарной кинетики.
При изучении неравновесных состояний плазмы активных сред лазеров на димерах тяжёлых инертных газов в [116] (для наглядной формы представления областей применимости найденных решений кинетической модели) вводятся двухпараметрические диаграммы как зависимости концентрации электронов от числа ядер - диаграммы параметров. На такой диаграмме выделяются в зависимости от "внешних" условий (плотности газа, частоты ионизации) три области: режим полного преобладания диссоциативной рекомбинации, режим преобладания тройной рекомбинации, режим преобладания фотодиссоциации эксимеров.
В работах Влчека [94 - 97] подробнейшим образом впервые рассмотрена поуровневая кинетика аргона с учётом 64 возбуждённых уровней, решена самосогласованная задача, но во внимание не принимается процесс диссоциативной рекомбинации, который оказывает существенное влияние.
Независимо в наших работах [15, 21] как бы объединились эти два подхода [94, 95] и [116] и реализовалось понятие - диаграмма метаравновесных состояний [62] (или "равновесных", как упоминалось в [36, 48, 50]).
В целом ряде задач, радиационной плазмодинамики такой параметр, как давление в среде не является стабильным, в отличие от других задач низкотемпературной плазмы, где он, как правило, не меняется. Обычно, при решении задач кинетики, неявно предполагается известньш некоторое давление в среде, задается ток или частота ионизации "накачка", при этом температура удовлетворяет балансу энергии [94-97, 115,117,118]. (Утрируем сказанное: задав давление газа и температуру электронов ищем покомпонентный состав и концентрацию электронов).
В физике потоков часто возникают ситуации, когда такой макропараметр как температура в отдельных областях среды меняется незначительно, поэтому целесообразно использовать иной подход при решении задач кинетики: задавая температуру и варьируя степень ионизации, искать покомпонентный состав и плотность газа. При таком подходе оказывается важным изучение стационарных решений системы нелинейных уравнений кинетики, учитывающих те или иные плазмохимические реакции.
Первые наши расчеты поуровневой кинетики ксенона с учётом 38 возбуждённых состояний [15, 21] проводились на ЭВМ - Искра 226 с малым объёмом памяти и быстродействием, поэтому приходилось большое внимание уделять построению алгоритма и записи самих уравнений. Предложенный в [15, 21] алгоритм позволил выявить бифуркационное поведение системы нелинейных кинетических уравнений. Особенности записи системы состоят в том, что удалось получить уравнения только для вектора заселённости. "Источниками" для вектора заселённости являются рекомбинационные процессы. Релаксационная матрица учитывает силу их влияния. Система кинетических уравнений и особенности алгоритма. Предложен алгоритм поуровневои кинетики, позволяющий в рамках единого подхода включать в рассмотрение различные плазмохимические реакции. Исследована система кинетических уравнений, показано выполнение законов сохранения заряда и числа ядер (массы).
В наших работах [15, 21, 27,45, 50, 62, 68, 70, 73, 74] при решении задач поуровневои кинетики система кинетических уравнений записывается для следующих реакций, поэтапно включая их:
Структура эрозийной плазменной струи
С помощью скоростной фото регистрации изучена эрозийная плазменная струя, истекающая из канала КРИС. Сильноточный разряд в капилляре со стержневыми электродами целесообразно использовать для определения оптических констант, т.к. в этом случае исключается турбулентная зона струи, которая отклонена на 16-20.
Измерено давление внутри канала и положение центрального скачка. Введен эффективный радиус центральной области струи, в которой плазму можно рассматривать как идеальную. Подтверждена эмпирическая зависимость: отношение давлений -— пропорционально квадрату расстояния до диска Маха, обезразмеренного делением на эффективный радиус. Проведено сравнение экспериментальных данных с теоретическими расчетами. С помощью денситограмм подтверждено наличие температурных скачков: волны ионизации и волны диссоциации, предсказанные теорией.
Теория струи, вытекающей из сопла с избыточным статическим давлением в неподвижный газ, достаточно полно изложена в монографиях [147-149]. В [150] приведена фотография воздушной сверхзвуковой струи (М=1.4, Р0/Рт =313). Отчетливо прослеживаются (фиг.276 в альбоме [150] четыре "бочки" с последующим турбулентным размыванием.
Исследования ударных волн, формируемых при разлете лазерной (замороженной) плазмы в окружающий газ, проводилось на установке "Кальмар". Шлирен-фотография такой волны приведена в [151]. Чередование контрастных светлых и черных областей характерно для ударных волн при разлете лазерной плазмы. В [151] обращается внимание на четыре характерные области: область 1, связанная с действием лучистой теплопроводности; областьП, определяемая электронной теплопроводностью; скачка уплотнения Ш и области 1У, характеризуемой установлением температурного равновесия между ионной и электронной компонентами плазмы. Перечисленные особенности не выявляются однозначно в сверхзвуковой плазменной струе, получаемой на установках типа прямоточного коаксиального ускорителя плазмы [152, 153] (М= 1.5-2, Р0/Р„ = 10-100, давление затопленной среды Р0=0.1-11 Торр), на еб длине более 1 м.
Как правило, методы исследования струи связаны с интерференцией или рассеянием света на неоднородностях. В рассматриваемом случае сильноточного разряда в капилляре с испаряющейся стенкой (КРИС) плазма излучает сама. Это позволяет выявлять особенности структуры струи по собственному свечению плазмы. Трудности диагностики такой квазистационарной плазмы обусловлены еб неравновесностью.
Изучаемая сверхзвуковая эрозийная плазменная струя получается с помощью сильноточного разряда в КРИС, источника И.В.Подмошенского [154 155]. Конструктивно разряд может осуществляться различными способами, рис.3.2.1: а) искровой разряд Андерссша [156] со стержневыми электродами; б) КРИС И.В.Подмошенского [154] с толстыми кольцевыми электродами; в) диафрагменный разряд [157].
Для изучения структуры струи использовались текстолитовые капилляры. Параметры, характеризующие разряд в С37Н47О16 (как и в [154]) следующие: ток разряда 9 кА, давление в центре канала 31 МПа [66] (Ро1 Р = 310X диаметр канала 0.2 см, длина 1 см, длительность разряда 300 мкс. Истечение плазмы происходило в воздух при атмосферном давлении, М=1.5-5.
Фотография струи, полученная при указанных выше параметрах разряда в текстолите, приведена на рис.3.2.2: а) со стержневыми электродами; б) с кольцевыми, ЭВ-45 (эталонный источник света для измерения яркостной температуры).
Видно, что размеры "бочки" в нашем случае (рис.$.2.2 а) равны 7-10 калибрам капилляра. Наклон "бочки" обусловлен конструкцией электродов. Разлет плазмы в КРИС повторяет характер разлета лазерной плазмы [151] : ярко светящееся приустъе (в [151] область I, связанная с действием лучистой теплопроводности); отсутствие сечения в "бочке" ( в [151] тёмная область П, связанная с электронной теплопроводностью); скачка уплотнения. Обращает на себя внимание, что граница "бочки" в наших экспериментах светится только с одной стороны, хотя в диафрагменном разряде [157] с далеко разнесёнными электродами (рис.3.2.1, в) свечение распределено по объёму ("бочка" находится в сильном электрическом поле). Ниже по потоку от "бочки" свечение появляется во всём объёме струи. За диском Маха наблюдаются слабовыраженные флюктуации свечения.
Схематическое изображение струи представлено на рис.3.2.2, 3.2.3. В случае разряда со стержневыми электродами а) струя отклоняется на 18-20, и этим обстоятельством целесообразно воспользоваться при изучении оптических свойств, т.к. исключается зона турбулентной плазмы. В случае б) осевая симметрия истечения струи обеспечивается симметричным относительно оси канала расположением электродов и токоподводов. При несоблюдении этого условия вследствие воздействия неоднородного магнитного поля, обусловленного питающим разряд током, на эрозионные приэлектродные факелы происходит значительное отклонение струи.
Для спектроскопического изучения плазменной струи, выбрасываемой из капилляра в сильноточном разряде, необходимы подробные сведения о геометрии плазменного образования и его поведения во время импульса и после. Поведение выбрасываемой струи при разгорании разряда в капилляре исследовалось методом скоростной фотографии (СФР-грамм), рис.3.2.3. Каждое схематическое изображение а), б), в) и т.д. на рис.3.2.3 соответствует определённому моменту времени х на осциллограмме тока 1/10. Отбор излучения проводился вдоль оси канала (рис.3.2.3, г) угол а = 0 и перпендикулярно а = 90", таким образом, чтобы исключить область турбулентной плазмы, обозначенной 7 на рис.3.2.2.
Вероятности переходов атома иттрия и его первого иона
При разработке мощных трубчатых ксенонових газоразрядных импульсных и дуговых ламп с длительностями импульсов излучения в десятки и более микросекунд потребовались детальные сведения об излучательной способности ксєноновой плазмы.
Сложности локальной экспериментальной диагностики способствовали становлению численных экспериментов, позволяющих на некоторых этапах заменять дорогостоящие эксперименты, а также в тех случаях, когда экспериментальные данные практически агсутствуют, численное моделирование остаётся единственной возможностью извлекать недостающую информацию.
В наших работах была предпринята попытка по возможности максимально учесть в расчётах коэффициента поглощения все механизмы, влияющие на его величину. Предполагалось, что сравнение наиболее детального расчёта (как непрерывного, так и линейчатого спектров) с экспериментом подтвердит правильность подходов в расчётах коэффициента поглощения и излучательной способности изучаемой плазмы. (Расчёты коэффициента поглощения плазмы алюминия и ксенона принято относить к тестовым, отладочным задачам).
Коэффициент поглощения пропорционален числу атомов (электронов), что, в свою очередь, накладывает определённые требования на расчёты покомпонентного состава исследуемой плазмы, а также их соответствие экспериментальным данным (например, рис..5.12).
Обычно в расчётах коэффициента поглощения и излучательной способности плазма предполагается термически равновесная и компонентный состав определяется в рамках модели ЛТР. Расчётные работы с учётом разработок, изложенных в гл.2 никто не проводил.
Для термически равновесной низкотемпературной плазмы ксенона рассчитаны спектральные характеристики (коэффициент поглощения и излучательная способность). Учтено тормозное излучение на атомах, играющее важную роль в метаравновесной плазме. Предложен "сериальный" алгоритм с рассмотрением большого числа дискретных переходов.
В метаравновесной плазме заселённости возбуждённых состояний далеко не всегда удовлетворяют больцмановскому распределению. Это обстоятельство делает затруднительным использование интегрального подхода Бибермана Нормана [90] (,- фактора), поскольку температуры электронов и РВС разнятся.
Метод расчёта непрерывного спектра [90] связан с использованием приближённых соотношений, которые упрощают переход от суммирования сечений фотопоглощения по возбуждённым состояниям к интегрированию. Вместо формулы Крамерса-Унзольда, которая служит хорошим приближением для водородоподобных систем, для произвольного атома вводят коэффициент поглощения х, представляющий собой произведение коэффициента Крамерса-Унзольда .г на безразмерную функцию \ (v, Т) 1 (v-частота, Т-температура плазмы).
В технических расчётах метод \ -фактора Бибермана-Нормана нашёл широкое применение. На рис 5.1.1 представлены зависимости -фактора от длины волны в видимом диапазоне для плазмы ксенона. Сравниваются теоретические [90, 224. -227] и экспериментальные [228-230, 239] результаты, а также наш расчёт.
Для определения коэффициента поглощения равновесной ксеноновой плазмы в диссертации [11] детально рассмотрены различные подходы (с учётом линейчатого спектра 1000 дискретных переходов, и без него, конфигурационный подход и в рамках подробной схемы уровней). Рассчитаны спектральные характеристики (коэффициент поглощения и излучательная способность) низкотемпературной равновесной ксеноновой плазмы при температурах 5-15кК и начальных давлениях 100-900 Тор. Показано, что тормозное излучение на атомах, которое в предыдущих работах других авторов не учитывалось вообще, сравнимо с тормозным излучением на ионах.
Обратимся к рис.5.1.2 , где сравниваются наш расчёт, проводимый в модели ЛТР, с экспериментальными работами [233-237]. Напомним, что для нагретого газа, находящегося в термодинамическом равновесии, излучательная способность v плоского слоя толщиной / в направлении, нормальном к ограничивающей его поверхности, определяется выражением [238]:
На логарифмической шкале спектральной интенсивности (излучательной способности) наклон характеризует температуру (в равновесном случае температуру плазмы). В отобранных (рис.5.1.2) экспериментальных работах [233-237] наклон кривых мало отличался. Это позволяет простым наложением сравнивать расчёт с экспериментальными данными для Т=0.9 эВ. (Абсолютные же значения интенсивностей отличаются значительнее.) Экспериментальные точки неплохо укладываются на расчётную прямую. Расхождения имеются с данными [235]. Сравнение наших расчётов с расчётами Л.Н.Киселевского [232] и А.А.Щербакова [225], а также с экспериментальными значениями коэффициента поглощения х из [233, 234] приведены в табл.5.1.1. Значения коэффициента поглощения рассчитаны на один атом Xel при температуре Т=10кК и приведены в единицах 10"20см2 (просуммированы сечения фотопоглощения и транспортное сечение, умноженное на концентрацию электронов). Наш расчёт с учётом подробной схемы уровней сравнивается с расчётами [225] и [232], а также экспериментальными [224,233,234]. Расчётные значения практически не меняются по длинам волн и мало отличаются у разных авторов; экспериментальные же - напротив в 2-5 раз больше. Было высказано предположение: недостающая величина скомпенсируется, если рассчитать линейчатый спектр и учесть наложение крыльев многочисленных линий.
С этой целью был рассчитан линейчатый спектр равновесной ксеноновой плазмы с учётом подробной схемы уровней (индивидуально по мере увеличения энергии возбуждения учитывались 78 уровней, остальные 32 уровня считались водородоподобными). На рис.5.1.3 сравниваются наши расчёты с учётом подробной схемы уровней (кривая 1) и расчёты в конфигурационном приближении (отдельные пики). Выбор конфигураций был такой же, как и в [227]: 6s-10s; 6р-10р; 5d-9d; 6sM0s ; 6р -10р ; 5cT-9d\ Сумма контуров (кривая 1), включающая s-p переходы между уровнями (не конфигурациями), почти на порядок отличается от контуров линий, полученных для переходов между конфигурациями.
