Эмиссия частиц и излучения в микропинчевом разряде

Введение................................................................................4
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
квантов 2 кэВ < Н\> < 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................110
Результаты и выводы главы 3.....................................................119
з
122
122
122
126
132
132
136
140
142
149
151
151
156
165
169
171
171
171
179
186
189
196
198
202
Глава 4. Параметры электронной эмиссии из плазмы МПР..............................
§4.1. Прямая регистрация спектра электронной эмиссии.........................
4.1.1. Конструкция анализатора электронов. Схема эксперимента.........
4.1.2. Интегральные по времени спектры быстрых электронов.............
§ 4.2. Исследование энергетического состава электронной эмиссии
из плазмы МПР с разрешением во времени................................
4.2.1. Методика эксперимента..........................................
4.2.2. Результаты эксперимента........................................
§ 4.3. Динамика эмиссии электронов высоких энергий...........................
§ 4.4. Обсуждение результатов исследования электронной эмиссии МПР...........
Результаты и выводы главы 4..................................................
Глава 5. Параметры ионной эмиссии из плазмы МПР...................................
§5.1. Скейлинг по току спектра ионной эмиссии из плазмы зет-пинча
в среде тяжелых элементов.............................................
§ 5.2. Ионизационный состав ионной эмиссии МПР...............................
§ 5.3. Особенности энергетического спектра корпускулярной эмиссии
из плазмы МПР.........................................................
Результаты и выводы главы 5..................................................
Глава 6. Экспериментальные источники коротковолнового излучения на основе МПР §6.1. Исследование лабораторных макетов источника излучения на базе НВИ..
6.1.1. Физико-технические характеристики источника....................
6.1.2. Потоки вещества в НВИ в режиме МПР.............................
6.1.3. Испытания лабораторного макета источника МРИ
для рентгенолитографии.........................................
§ 6.2. Источник на базе зет-пинча с инжекцией газа...........................
Результаты и выводы главы 6..................................................
Заключение........................................................................
Литература........................................................................
ВВЕДЕНИЕ
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 линчевание 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 надтепловьгх 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-г 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 интервале З-гЗО кэВ и Ю20-ьЮ21 см"3 соответственно [1,15-5-26].
В обычно используемой для экспериментов низкоиндуктивной 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 флуктуаций условий поджига. Как следствие, Г1Т 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 элекгродов. 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 ~ 1 кДж при токах ~ 100 кА и производной тока ~ 1011 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 2-пинч или плазменный фокус в среде тяжелых газов [30-^32] и взрывающиеся проводники (проволочки и лайнеры) [33-К35]. Плазменный фокус отличает сложный механизм формирования и ускорения токовой оболочки в разряде и, соответственно, большое разнообразие возможных режимов протекания разряда [36-г39] - 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 2-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-пита [48*55].
В настоящее время в связи с развитием мощной импульсной техники резко возрос интерес к получению управляемой термоядерной реакции в импульсных системах типа 2-пинч [11]. Одно из направлений исследований обусловлено исключительно высокой эффективностью преобразования вкладываемой в 2-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 микроиинчевания [10, 14, 60, 61]. Противоположный подход в отличие от идеи создания реакгора на основе устойчивого 2-пинча рассчитан на максимальное усиление перетяжечной неустойчивости в режиме радиационного коллапса и образования ПТ в О-Т смеси. В результате перетяжка при определенных условиях может стать инициатором волны термоядерного горения вдоль иинча, что даст возможность получать гермоядерной энергии в 2-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-пинчевых 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 микропиичевания, образованы характерные признаки этого явле-
ния и основные направления исследований зет-пинчей, в которых реализуется режим микро-пинчевания.
Глава 1 представляет собой обзор литературных источников, в котором обсуждаются средства диагностики, используемые для экспериментальных исследований явления микро-пинчевания (§1.1 п. 1.1.1), результаты измерений параметров плазмы микропинчевот разряда (МПР) (п. 1.1.2), наблюдаемые в плазме МПР процессы (п. 1.1.3), а также теоретические модели явления микропинчевания (§ 1.2), в том числе в п. 1.2.1 представлен краткий обзор качественных моделей образования так называемой «плазменной точки» в зет-пинчах в среде тяжелых элементов, в п. 1.2.2 рассмотрена модель радиационного сжатия плазмы пинче-вого разряда, в п. 1.2.3 рассмотрены предлагаемые теоретическими моделями механизмы образования ускоренных частиц. § 1.3 данной главы посвящен возможным применениям МПР для решения различных прикладных задач, а § 1.4 - постановке задачи диссертации.
Во 2-й главе изложены результаты исследований структуры излучающей в рентгеновском диапазоне спектра плазмы МПР. Содержание этой главы основывается на работах [65-72].
В § 2.1 приведено описание экспериментальных установок, на которых были в основном выполнены исследования МПР. Обе установки представляли из себя низкоиндуктивную искру с инициацией разряда от вспомогательных разрядных устройств эрозионного типа. На одной из установок форплазма от вспомогательного устройства инжектировалась в межэлек-тродное пространство основного разрядного устройства в радиальном направлении, конструкция установки позволяла менять емкость конденсаторной батареи, играющей роль импульсного источника питания для основного разряда, и тем самым регулировать параметры разрядного контура - достигаемую силу тока, скорость нарастания тока в разряде. На второй установке инжекция форплазмы осуществлялась в аксиальном направлении, т.е. источник форплазмы располагался на одном из электродов основного разрядного устройства. Что позволило свести к минимуму размер вакуумной камеры. В обоих случаях рабочей средой разряда служили продукты эрозии материала электродов. Достигаемая сила тока в разряде варьировалась в экспериментах в пределах /щах ^ 30—300 кА, время нарастания тока Г/4 » 1+2 мкс.
В § 2.2 представлены результаты изучения скейлинга по току структуры рентгеновских источников в плазме сильноточного зет-пинча в среде тяжелых элементов. Методом об-скурографирования показано, что существует критическое значение силы тока, совпадающее по величине со значением, которое дает расчет в рамках модели радиационного сжатия, такое, что при /тах > /кркг на плазменном столбе радиусом « 1 мм появляются перетяжки радиусом < 0,1+0,01 мм, число перетяжек составляет 1+7, яркость рентгеновских источников,
образующихся в области перетяжек и называемых «плазменными точками», сильно дифференцирована.
§ 2.3 посвящен изложению результатов исследования структуры «плазменной точки» или микропинча. В спектральном диапазоне, соответствующем излучению Г-ионов плазмы
разряда, источник излучения имеет осевой размер 50+200 мкм, а поперечный 30+50 мкм. Часто фиксируются изображения, которые свидетельствуют, по-видимому, о трубчатой
структуре источника излучения, толщина стенок «трубки» < 15 мкм. На обскурограммах,
регистрирующих излучение в спектральном диапазоне излучения /Г-ионов, подобная структура не регистрируется, а размер источника составляет « 10 мкм. Проведенные оценки позволяют сделать вывод о том, что возникновение в МПР излучающей в рентгене трубчатой структуры обусловлено аномальным скин-эффектом, условия для которого достигаются при турбулентном росте сопротивления плазмы в перетяжке па начальной стадии второго, собственно радиационного, сжатия.
В § 2.4 рассмотрена методика и результаты измерения электронной температуры плазмы МПР с пространственным разрешением по ослаблению потока рентгеновского излучения в толстослойной ядерной эмульсии. Зафиксировано увеличение достигаемой в плазме микропинча температуры с уменьшением достигаемого в процессе линчевания радиуса перетяжки.
В § 2.5 рассмотрена методика и результаты исследования структуры излучающей в рентгеновском диапазоне плазмы МПР с помощью трековых детекторов. Показано, что в области микропинчевания формируется направленный поток высокоэнергегичных электронов, бомбардирующих периферийную плазму и поверхность одного из электродов.
Глава 3 посвящена особенностям спектрального состава коротковолнового излучения МПР [73+99].
В § 3.1 представлены методики калибровки термолюминесцентных дозиметров рентгеновского излучения, схема измерений энергии излучения за набором поглощающих фильтров и процедура восстановления спектра излучения в диапазоне hv « 1+20 кэВ. По результатам измерений оценка температуры электронов излучающей плазмы дает величину, лежащую в интервале 1+3 кэВ, причем нижняя граница этого интервала характеризует низ-коэнергетичную часть спектра (hv«1+5 кэВ), а верхняя - высокоэнергетичную (hv « 10+20 кэВ). Плазма МПР оказалась эффективным источником мягкого рентгеновского излучения - коэффициент преобразования электрической энергии в энергию излучения
hv > 0,6 кэВ достигает 0,8+1 %.
§ 3.2 посвящен изучению скейлинга по току спектральных характеристик тормозного излучения зет-пинча в среде тяжелых элементов в диапазоне энергий квантов hv » 2+400 кэВ с помощью многоканального сцинтилляционного спектрометра, отличающегося большим динамическим диапазоном, и набора поглощающих фильтров. Показан пороговый характер зависимости спектра тормозного излучения от достигаемой в разряде силы тока. Так, для разряда в плазме железа при /тах < 50 кА не было зарегистрировано излучения более жесткого, чем Av« ЮкэВ. При /тах> 50 к А регистрировалось излучение вплоть до Ау»400кэВ, причем не наблюдалось заметной зависимости спектра излучения от силы тока. В спектре тормозного рентгеновского излучения МПР по результатам измерений можно выделить три
характерных участка: в диапазоне энергий квантов /IV « 2-5-20 кэВ регистрируемая по кривой ослабления электронная температура Те« 2,5 ± 0,5 кэВ и в диапазоне * 20-5-100 кэВ Те « 10 ± 2 кэВ, что совпадает с численными значениями указанного параметра, рассчитанного в рамках теоретической модели для сильноизлучающей плазмы в зет-пинче. В диапазоне /IV « 100-5-400 кэВ эффективная температура электронной компоненты меняется от разряда к разряду в широком интервале 30-^80 кэВ, что, по-видимому, связано с развитием ускорительных процессов и формированием потока высокоэнергетичных электронов. Вид спектра оказался близок для плазмообразующих элементов с существенно различающимися атомными номерами (Ре-26, \V-74), что, вероятно, объясняется развитием аномального тепловыделения, превышающего кулоновский джоулев нагрев при сравнительно неглубоком сжатии плазмы в перетяжке.
§ 3.3 посвящен изучению скейлинга по току энергии коротковолнового излучения зет-пинча в среде тяжелых элементов. В п. 3.3.1 описана методика и результаты измерений абсолютного выхода лучистой энергии в диапазоне ВУФ и мягкого рентгена, осуществленных с помощью термопарного калориметра и набора поглощающих и полосовых фильтров. При фиксируемой величине достигаемой в микропинчевом разряде силе тока результаты регистрации энергии излучения ВУФ и мягкого рентгеновского диапазона хорошо согласуются с результатами опенок, выполненных на основе расчетных параметров модели радиационного сжатия. В п. 3.3.2 представлены результаты изучения скейлинга по току энергии ВУФ и мягкого рентгеновского излучения из плазмы зет-пинча в среде тяжелых элементов, эффективной электронной температуры тепловой и надтепловой компонент, эпергии тормозного излучения тепловой электронной компоненты. Сравнительный анализ обнаруживает практически совпадение наблюдаемого для энергии мягкого рентгеновского излучения и температуры тепловой компоненты скейлинга с расчетными зависимостями. Оценки, выполненные в рамках модели квазиравновесного пинча и на основе расчетов среднего росселандова пробега фотонов в плотной горячей плазме многозарядных ионов подтвердили вывод о том, что повышение непрозрачности плазмы не является эффективным механизмом стабилизации перетяжки в процессе второго, радиационного, сжатия микропинча.
В § 3.4 представлены результаты исследования динамики спектра мягкого рентгеновского излучения /IV а 2-5-25 кэВ с наносскундным временным разрешением, выполненного с помощью многоканального сцинтилляционного спектрометра. Вид восстановленных «мгновенных» спектров свидетельствует об и неравновесности, причем наибольшее отклонение от равновесного состояния наблюдается в момент наибольшего обжатия и разогрева плазмы в
МПР. Время нарастания импульса излучения кч>2 кэВ, по-видимому, совпадает с длительностью интервала между завершением первого и началом второго сжатия; спад импульса связан с процессом распада плазмы микропинча и релаксацией горячих электронов в периферийной плазме. Осуществлена непосредственная регистрация быстрых электронов с энергиями &е» 3-5-200 кэВ, величина суммарной кинетической энергии частиц с £е > 30 кэВ со-„2
ставляет около 10 Дж.
§ 3.5 посвящен исследованию поляризации линейчатого излучения многозарядных ионов в плазме МПР рентгеновского диапазона с использованием методов дифракционной спектроскопии высокого разрешения. Обнаружена поляризация излучения ^-спектра ионов высокой кратности ионизации - вплоть до гелие- и водородоподобных ионов в плазме железа. Вектор напряженности электрического поля испускаемых волн ориентирован преимущественно поперек оси разряда. В качестве механизмов поляризации, вероятно, следует рассматривать присутствие потоков надтепловых частиц, обладающих анизотропией функции распределения по скоростям, и наличие в плазме микропинча электрических полей с напряженностью > 108-И09 В/м.
Глава 4 посвящена параметрам электронной эмиссии из плазмы МПР [69, 73*110].
В §4.1 описаны методика и результаты прямой регистрации спектра электронной эмиссии. В п. 4.1.1 описьюается конструкция компактного анализатора на постоянных магнитах с фокусировкой при повороте пучка на 180° и схема эксперимента. Изображения на рентгеновских обскурограммах плазмы разряда, «подсвеченной» потоком быстрых электронов, и результаты исследования динамики рентгеповского излучения А’-спектра плазмообразующего вещества свидетельствуют о том, что поток быстрых электронов может распространяться как против направления тока в разряде, так и по направлению тока, что определяется параметрами разрядного контура. Спектр электронов регистрировался в режиме распространения потока электронов к внешнему электроду разрядного устройства, который являлся катодом. Диапазон энергий регистрируемых частиц £е* 10*450 кэВ, детектор - рентгеновская фотопленка или ядерная эмульсия. В п. 4.1.2 приводятся и обсуждаются результаты регистрации интегральных по времени спектров быстрых электронов. Показано резкое изменение спектра электронной эмиссии при переходе от докритических токов к сверхкритиче-ским - спектр становится значительно более высокоэнергетичным. Спектр носит немонотонный характер и обнаруживает зависимость от длины изолятора, разделяющего электроды в разрядном устройстве - с увеличением длины изолятора возрастает вклад наиболее высоко-энергетичной части спектра.
§ 4.2 посвящен исследованию энергетического состава электронной эмиссии из плазмы МПР с разрешением во времени. В п. 4.2.1 описана методика оценки характера энергетического распределения испускаемых электронов, основанная на использовании тонких фильтров и сцинтилляционных детекторов. В п. 4.2.2 представлены результаты экспериментов. Зафиксирована эмиссия двух групп электронов - с эффективными температурами < 8 кэВ и > 30 кэВ.
В § 4.3 приводятся результаты исследования динамики эмиссии электронов высоких энергий £е« 40*60 кэВ, выполненного с помощью магнитного анализатора, в качестве детектора использован открытый электронный умножитель. Показано, что основной источник высокоэнергетичных электронов в плазме МПР - область формирования микропинча, кроме того, имеется иной, не связанный с процессом пинчевапия, более слабый по количеству вовлекаемых частиц механизм ускорения.
II
ф В § 4.4 проводится обсуждение результатов исследования электронной эмиссии МПР.
Оценки показывают, что скачкообразное изменение спектра электронной эмиссии из плазмы зет-пинча в среде тяжелых элементов можно объяснить возрастанием на порядки величины сопротивления плазмы в области формирования микропинча. Сравнение экспериментально зарегистрированных спектров тормозного рентгеновского излучения МПР с модельными спектрами излучения, восстановленными на основе экспериментальных спектров эмитируемых из плазмы разряда электронов, подтверждает возможность получения информации о процессах в области формирования микропинча на основе изучения параметров электронной эмиссии из плазмы МПР.
Глава 5 посвящена параметрам ионной эмиссии из плазмы МПР [100, 111+121].
В § 5.1 описан скейлинг по току спектра ионной эмиссии из плазмы зет-пинча в среде тяжелых элементов. Распределение ионов по скоростям определялось по времени пролета на ф известной базе, частицы регистрировались в осевом и радиальном направлениях. Детектор
частиц - пассивный коллектор. Обнаружено изменение вида спектра ионной эмиссии при переходе разряда в режим микропинчевания. Корреляция энергии излучения 1-ионов и ионных спектров в области и> 4 • 104 м/с свидетельствует о том, что появление соответствующих ионов связано с переходом процесса пинчевания в режим радиационного сжатия.
§ 5.2 посвящен изучению ионизационного состава ионной эмиссии МПР. Использованы анализаторы типа Томсона на постоянных и электромагнитах. Описана методика расчета параметров анализаторов на основе измерений пространственной структуры магнитного и электрического полей. В качестве детекторов использовались фотоэмульсионные и трековые детекторы. Зафиксированы спектры ионов зарядностью от +1 до +4, с ростом зарядности падает количество частиц.
§ 5.3 посвящен особенностям энергетического спектра ионной эмиссии из плазмы МПР. Применялась времяпролетная методика, детектор - открытый электронный умножи-ф' тель. В потоке частиц с энергиями £е < 1 кэВ преобладают нейтральные частицы, для энергий £ > 1 кэВ - однократные ионы. В спектре присутствуют устойчивые группы частиц, которые, как показывают оценки, испускаются на различных стадиях развития разряда.
Глава 6 посвящена экспериментальным источникам коротковолнового излучения на основе МПР.
В § 6.1 приведены результаты исследования лабораторных макетов источника излучения на базе низкоиндуктивной вакуумной искры. В п. 6.1.1 представлены физико-технические характеристики источника - спектр излучения в широком диапазоне от инфракрасного до мягкого рентгеновского, спектр рентгеновского излучения, эффективность преобразования электрической энергии в энергию излучения различного спектрального состава, эффективный размер источника излучения, ресурс электродной системы и пути его повыше-Ф ния. В п. 6.1.2 приведены методы и результаты изучения потоков вещества в низкоиндуктив-
ной вакуумной искре в режиме МПР. В п. 6.1.3 представлены результаты испытания лабораторного источника мягкого рентгеновского излучения на базе низкоиндуктивной вакуумной
12
Ф искры в схеме рснтгснолитографии. Полученные изображения демонстрируют возможность
получения разрешения 0,2 мкм. Оценки показывают, что достижимо время экспонирования резиста ~ 1 мин.
В § 6.2 описаны конструкция и параметры источника мягкого рентгеновского излучения на основе зет-пиича с инжекцией газа. Проработана схема предварительной ионизации рабочего вещества разряда и геометрии электродов. Источник отличается высокой эффективностью преобразования электрической энергии в энергию мягкого рентгеновского излучения и низким уровнем эрозии электродов.
В заключении приводятся основные результаты и выводы диссертации.
»
ГЛАВА 1. ОБЗОР ЛИТЕРАТУРЫ. ПОСТАНОВКА ЗАДАЧИ
§ 1.1. Экспериментальные исследования явления микропинчевания
1.1.1. Методы диагностики
На протяжении длительного отрезка времени малоиндуктивные разряды в вакууме с успехом использовались в качестве яркого импульсного источника излучения многократно ионизованных атомов в далекой ультрафиолетовой области [13(Ы32]. Затем было обнаружено наличие значительного потока еще более коротковолнового излучения из разряда низ-коиидуктивной вакуумной искры. Исследование, предпринятое с целью изучения спектрального распределения энергии излучения в диапазоне длин волн 1^-3 А и характеристик его источника, привело к открытию ПТ, являющейся интенсивным источником линейчатого и непрерывного рентгеновского излучения [1]. Регистрация производной разрядного тока с помощью магнитного зонда параллельно с регистрацией рентгеновского излучения фотоэлектронным умножителем показала наличие корреляции между процессом протекания тока в плазме разряда и потоком излучения из плазмы разряда. Появление импульса с крутым передним фронтом < 100 не на осциллограмме сигнала с ФЭУ соответствовало но времени резкому провалу на осциллограмме сигнала ШШ, сопровождаемому быстрыми осцилляциями. Многочисленные эксперименты свидетельствуют о том, что такая временная взаимосвязь двух столь различных процессов как протекание тока и испускание рентгеновского излучения является универсальной для всех установок. Это обстоятельство, а также некоторые другие, а именно: появление провала на осциллограмме сигнала (11!Ж с хорошей стабильностью в районе максимума разрядного тока, т.е. в момент времени соответствующий равенству нулю производной тока; наличие короткого переднего фронта сигнала сШЖ в момент начала развития разряда; возможность получения сигнала с требуемой амплитудой, обуславливает широкое использование его в качестве средства синхронизации процесса разряда и различных диагностик [133].
Длительность вспышки рентгеновского излучения естественно связать с временем существования источника этого излучения - ПТ, причем чем жестче наблюдаемое излучение, тем короче его импульс, что позволяет использовать импульс жесткого рентгеновского излучения для временной привязки исследуемых процессов [134-5-136].
Применение быстрых ФЭУ, рт-диодов в комбинации с серыми, полосовыми фильтрами (Росса) или техникой дифракционной спектроскопии (многослойные зеркальные поли-хроматоры, кристаллические спектрографы) позволяет исследовать динамику и спектральный состав коротковолнового излучения с высоким временным разрешением ~ 1 нс, осуще-
ствлять калориметрию излучения [17, 24, 137+142]. ПТ фиксируется в разряде только в том случае, если в спектре рентгеновского излучения присутствуют линии ионов высокой кратности ионизации, например в случае разряда в плазме железа это линии гелий- или литий-подобного ионов железа или Ре XXV и Ре XXIV [25, 143], поэтому вполне корректное измерение времени жизни ПТ возможно осуществить только путем измерения длительности свечения спектральных линий, однозначно соответствующих излучению ПТ [24, 139]. Наилучшее временное разрешение при такого рода измерениях получено при использовании рентгеновской «БПеакя-камеры или РЭОП с временной разверткой ~ 0,1 не [144+146].
Было обнаружено, что излучение плазмы МПР имеет отчетливую пространственную структуру. Простейшим и широко используемым средством визуализации пространственного распределения излучающих в рентгене объектов является камера-обскура. Если размеры отверстия в формирующей изображение диафрагме меньше размера объекта, то на рентгеновской фотопленке можно зарегистрировать непосредственно его изображение. Если же размеры отверстия превышают размеры объекта, то фотопленка (или иной детектор) фиксирует изображение самого отверстия диафрагмы, а размер источника излучения можно оценить по размытию границы изображения. Меняя поглощающие фильтры, можно получить изображение плазмы разряда в том или ином спектральном диапазоне [1, 17, 25, 137]. Монохроматические изображения плазмы разряда удается получить при использовании сферически изогнутого кристалла в качестве рентгеновского микроскопа [147] и с помощью брэгг-френелевской фокусирующей линзы рентгеновского диапазона [148]. Для покадрового фотографирования, т.е. получения двумерных изображений с временным разрешением ~ 1 не, применяются рентгеновские ЭОП, функционирующие в режиме покадровой съемки [149]. Если на фотокатоде РЭОП сформировать одномерное изображение излучающего объекта с помощью щелевой камеры-обскуры и запустить электронно-оптический преобразовать в режиме непрерывной временной развертки или хронографа, то можно изучать динамику плазмы, излучающей в некотором спектральном интервале, который задается пропусканием поглощающих фильтров и спектральной чувствительностью фотокатода преобразователя [150+152]. Использование сочетания щелевой камеры-обскуры, кристаллического спектрографа и РЭОП, выполнявшего роль усилителя яркости изображения, дает возможность изучать с пространственным разрешением тонкую структуру спектра излучения плазмы и получать таким образом информацию, например, о пространственной структуре ионизационных состояний вещества [153].
Впервые исследование динамики плазмы МПР осуществлялось с помощью скоростных фоторегистраторов и ЭОП [19, 20] в видимом диапазоне спектра. Дальнейшее развитие эта методика получила в работах [153+156]. В настоящее время для изучения быстропроте-кающих процессов в плазме МПР широко используются лазерные методы диагностики. В [25] методом лазерной интерферометрии получены однокадровые голограммы разряда с временем экспозиции 5 не. Использование многокадровой схемы теневого фотографирования с лазерным осветителем оказалось гораздо более результативным [134, 135, 157+159], при этом экспозиция одного кадра составила ~ 1 не, а пространственное разрешение, опреде-
ляемое скоростью движения изучаемого объекта, порядка 100 мкм. Одновременная регистрация рассеянного лазерного излучения и шлирен-фотографирование позволяют измерять электронную температуру плазменных структур [160], при синхронном получении интерфе-рограмм и тенеграмм плазмы разряда оказывается возможным восстановить профили электронной плотности и температуры [45, 161]. Расширение области применения лазерных методов диагностики нашло отражение в работах [162-г 166], в которых проведены измерения угла поворота плоскости поляризации и набега фазы зондирующего лазерного излучения -получены теневые фарадееграммы и интерферограммы плазмы разряда. Осуществляя численное решение уравнения Абеля по результатам указанных измерений можно восстановить пространственное распределение электронной плотности, индукции магнитного поля, плотности тока и дрейфовой скорости электронов. Новое направление в исследовании динамики плотной плазмы связано с использование микропинча в качестве источника коротковолнового зондирующего излучения для получения теневых изображений [46,167, 168], в том числе, монохроматических.
Наиболее впечатляющие достижения в углублении знаний о физике процессов, определяющих рождение такого уникального плазменного объекта как ПТ, связаны, по-видимому, с развитием спектроскопических методов диагностики. ПТ является ярким источником излучения многозарядных ионов, например, в плазме железа зафиксировано излучение ионов вплоть до водородоподобного, а использование техники фокусирующих кристаллических спектрографов и сравнительно малые эффективные размеры источника (эффективный размер источника при многоимпульсном экспонировании определяются не размером собственно ПТ, а разбросом положения ПТ в пространстве от разряда к разряду) дают возможность получать отчетливые спектры с разрешением их тонкой структуры [29, 169+171]. При использовании ЭОП в качестве усилителя яркости [146] и в исследованиях быстрых зет-
пинчей с энергетикой >; 100 кДж [171] удается получить спектр высокого разрешения за
один разряд. Находят применение плоские кристаллические спектрографы и прозрачные для рентгеновского излучения дифракционные решетки [172,173].
В работах [24, 25, 135] было показано, что основное излучение, формирующее изображение ПТ на обскурограммах в диапазоне X < 3 А соответствует резонансным переходам в Х-ионах. Этот факт дает основание полагать, что ионизация, возбуждение и высвечивание этих ионов происходит именно в момент образования ПТ в столбе разряда, и что анализ структуры их спектра позволяет получать информацию о свойствах плазмы ПТ. Общая структура ^-спектров элементов, плазма которых обычно служит рабочей средой МПР, таких как А1, Д Ее, №, Си, 1х\ и №, Аг, состоит из характеристических линий Ка и Хр атомов и ионов низкой кратности ионизации, а также резонансных линий Н- и Не-подобных ионов и их сателлитов [26, 29, 174, 175]. Характеристические линии Ка и Хр излучаются довольно обширными областями прианодной плазмы, состоящими в основном из ионов низкой кратности [143,175+177].
В качестве удобного инструмента для определения электронной температуры плазмы известен метод измерения относительной интенсивности сателлитов, возбуждения которых происходят в результате диэлектронной рекомбинации
[1 х2]Не + е -> [1 .т 2 / п Г]и -> [1 52 п Пи + . (1-1)
2 1 1
и резонансной линии перехода 1 ^ —>1^2 р Р1 Не-подобного иона [18, 174, 178]. Ана-
логичная методика применима для резонансной линии и диэлектронного сателлита Н-подобного иона [143, 152].
Важным параметром, характеризующим ионизационное состояние плазмы, является равновесная температура для данного распределения ионов по кратностям. Измерения ионизационного равновесия Не- и У-подобных ионов в плазме можно осуществить по отношению интенсивности сателлитов, возбуждаемых из основного состояния У-подобных ионов при электронных столкновениях
[1522/]и+е->[1.г2ги/']и+е, (1.2)
к интенсивности резонансной линии. Равновесная температура для Н- и Не-подобных ионов может быть определена из относительной интенсивности резонансных линий этих ионов [ 17, 24,143,174,178].
Оценка ионной температуры обычно осуществляется по измерению уширения спектральных линий, выбирается в этом случае резонансная линия Н- или Не-подобного иона, в предположении, что уширение вызвано термическим эффектом Допплера. При этом, как правило, отмечается, что наблюдаемое уширение не является результатом воздействия эффектов самопоглощения, эффекта Зеемана, квадратичного эффекта Штарка, обусловленного макроскопическим полем, и эффекта Штарка, обусловленного микроскопическим электростатическим полем электронов и ионов. Следовательно, наблюдаемое уширение не может быть обусловлено ничем иным, кроме эффекта Допплера [17,18,143,174].
Электронная плотность плазмы ПТ может бьггь определена несколькими методами, которые дают в целом согласующиеся результаты. Авторы [178] использовали отношение интенсивностей резонансной
ь2 'р, (1.3)
и интеркомбинационной линии
I*2 ’Бо ->1.г2/> 3Р! (1.4)
Не-подобного иона. В [143] проведено сравнение расчетных спектров резонансной линии и ее сателлитов иона Ре XXV, отличающихся значением параметра пет, где т - время «жизни» ПТ, и спектров, полученных экспериментально. Исходя из независимо измеренной величины т оценивается величина пе. В работе [24] по известной отражательной способности кристалла измерен абсолютный выход излучения для резонансной линии Не-подобного иона. Объем
ПТ находился по обскурограмме, время «жизни» ПТ оценивалось как время разлета, определяемое скоростью звука
Найденная объемная мощность излучения сравнивалась с расчетной величиной при заданной электронной температуре. Авторы [179] используя технику одноимпульсной регистрации спектра излучения ПТ, обнаружили смещение спектральных линий вследствие направленного поперечного движения ПТ. По фиксируемому смещению резонансной линии иона Те XXV определялась скорость движения ПТ. Измерение поперечного размера ПТ на обскурограмме и использование известных по литературе значений пех позволили провести оценку времени жизни ПТ и электронной плотности.
Авторы [180] обнаружили асимметричное уширение линий перехода
He-подобного иона, выражающееся в наличии протяженного длинноволнового крыла, причем зафиксирован рост ширины линии с ростом главного квантового числа#. Предполагается интерпретировать наблюдаемый рост ширины линии как дополнительный к разлетному вкладу штарковского уширения, вызывающего формирование несимметричного контура линии в условиях изменяющейся в процессе радиального движения плазмы электронной плотности. Развитие приведенных методик можно найти, например, в работах [29, 32, 145, 146, 172, 173, 175, 181, 184].
Методы рентгеновской дифракционной спектроскопии высокого разрешения оказываются применимы для диагностики высокоэнергетичных частиц в плазме разряда [185]. Авторы [186] показали, что возможно выделить влияние электронного пучка, генерируемого в плазме ПТ, на характер излучение многозарядных ионов, а именно, на интенсивность сател-литных линий, соответствующих Li-, Be-, В- и С-пободным ионам. Сравнительно новым направлением исследований является рентгеновская поляризационная спектроскопия излучения многозарядных ионов, позволяющая получить информацию о параметрах электрических полей и потоков надтепловых электронов в плазме [187ч-190].
Находит применение в исследованиях МПР и спектроскопия излучения в видимой области спектра. Если возникновение ПТ сопровождается появлением потока надтепловых электронов, то при их торможении в плазме должны появляться продольные волны с частотой, близкой к ленгмюровской плазменной частоте ®р. Кроме того, продольные волны могут сопровождаться поперечными волнами на частотах в районе 2®р . В [138] авторы искали
в диапазоне спектра 5000ч-9000 А участок, на котором наблюдается синхронный с импульсом рентгена из ПТ всплеск излучения, частоту которого можно интерпретировать как ®р
или 2®р, что позволяет рассчитать величину электронной плотности плазмы в области торможения надтепловых электронов. Авторы [191] на стадии сжатия плазмы в пинче, изучая
(1.5)
(1.6)
профили линий испускания ионов различной кратности, наблюдали распределение радиальных скоростей по допплеровскому сдвигу и уширению.
Методы корпускулярной диагностики в списке диагностических методов, применяемых в исследованиях явления микропинчевания, занимают весьма скромное место. Прямая регистрация пучка надтспловых электронов из разряда зет-пинча с импульсным напуском газа осуществлена авторши [192, 193] с помощью цилиндра Фарадея, помещенного на оси разрядной системы. По времени пролета в дрейфовом пространстве и ослаблению в алюминиевом фильтре оценивалась энергия электронов в пучке.
В [28] методом анализа треков в полимерной мишени обнаружена эмиссия ионов с энергией свыше 200 кэВ из зет-пинча в среде аргона. Авторы [194] в анализаторе Томсона для ионов аргона с энергиями до - 1 МэВ получили треки в полимерном детекторе С11-39. Работы [195-г 197] были посвящены изучению эмиссии многозарядных ионов из плазмы низкоиндуктивной искры с использованием времяпролетной методики и магнитного сепаратора, в качестве детектора применялся вторичный электронный умножитель.
Отметим, что в системах типа «плазменный фокус» корпускулярная диагностика потоков заряженных частиц находит достаточно широкое применение [4, 198-5-201], однако направлена на изучение в основном высокоэнергетичных «хвоегов» распределения частиц.
Одним из методов диагностики высокотемпературной плазмы, позволяющим при знании некоторых других параметров оценить время ее жизни, явлется определение интенсивности испускания нейтронов. О регистрации выхода нейтронов из устройства аналогичного низкоиндуктивной искре сообщалось в [28]. Для инициирования разряда было использовано впрыскивание порции газа в межэлектродное пространство через специальное отверстие в одном из электродов. Нейтронный выход был обнаружен при впрыскивании дейтерия. Однако образования ПТ не наблюдалось. Для измерения нейтронного выхода из низкоиндукционной вакуумной искры [202, 203] была применена вставка в центральном электроде, изготовленная из дейтерида титана, и инициация разряда путем фокусировки лазерного импульса на вставку, что вызывало впрыскивание в межэлектродное пространство порции вещества, содержащей как дейтерий, так и тяжелый элемент - титан, что гарантировало образование при разряде многозарядных ионов и ПТ.
1,1.2. Параметры плазмы микропинчевого разряда
На рентгеновских обскурограммах плазмы МПР обычно различают три источника излучения - собственно ПТ, диффузное облако, расположенное между Г1Т и анодом; вершина анода [17]. Размеры собственно ПТ, определенные на основе полученных изображений, колеблются в некоторых пределах и их величина зависит от толщины и материала используемого поглощающего фильтра, т.е. от спектрального диапазона излучения, формирующего изображение ПТ. Источник излучения имеет, как правило, при достаточном пространственном разрешении вытянутую форму и его продольная ось может составлять некоторый угол в пределах примерно ±30° с осью симметрии электронной системы [17, 204].
Авторы [24, 25] провели исследование пространственной структуры плазмы МПР, используя набор полосовых фильтров. Формировалось изображение в камере-обскуре щелевой диафрагмой, ориентированной перпендикулярно оси электродов, что позволяет получить одномерное изображение объекта вдоль оси. Набор фильтров позволял получать сразу зри изображения в различных областях спектра рентгеновского излучения. На полученных обскуро-
граммах отмечены две области в плазме разряда - горячий компактный < 5ч-20 мкм источник, т е. ПТ, и более холодный источник ~ 100ч-400 мкм, смещенный в сторону анода, т.е. диффузная область свечения. Как тех, так и других может быть несколько. Более холодный источник часто бывает отделен от горячего некоторым промежутком в пространстве. Если рабочая среда разряда - плазма железа, то излучение ПТ лежит в спектральном диапазоне, соответствующем излучению в линиях ионов Бе ХХП г Бе XXV, излучение диффузной области определяется свечением ионов более низкой кратности Бе II ч- Бе XXI.
Авторы [138, 153, 177] исследовали спектр излучения БеКа в МПР с пространственным разрешением, используя технику дифракционной спектроскопии высокого разрешения. Спектр излучения ПТ, размер которой составлял 5ч-10 мкм, состоял из линий ионов Бе XXIII ч- Бе XXVI, спектр излучения диффузной области, протяженность которой составляла 2ч-3 мм, содержал линии ионов Бе III ч- Бе XVIII. В экспериментах со взрывающимися проводниками размер диффузной области не превышает ~ 500 мкм [148]. Можно отметить, что исследования параметров плазмы за пределами ПТ не отличаются многочисленностью. Например, в [29] сообщалось, что для плазмы ПТ согласно измерениям Те ~ 1 кэВ и 21 23 -3
ле~5Ю ч-Ю см , а для плазмы в окрестностях ПТ Те ~ 20 ч-100 кэВ и
пе ~1019 ч-Ю20 см“3. Напротив, в [25] наряду с обнаружением в МПР горячих короткожи-
21—3 _
вущих зон, т.е. ПТ, с Те « 0,6 кэВ и пе ~ 10 см , сообщалось о появлении области более
низкой плотности с кэВ, т.е. с более высокой, чем в ПТ электронной температурой. Многие авторы связываю образование излучающей в рентгене диффузной области с генерацией в разряде пучка надтепловых электронов [21, 138, 148, 153, 177, 205]. Действительно, опытные данные свидетельствуют о том, что появление излучения ионов низкой кратности совпадает по времени с фазой образования ПТ, определяемой по жесткому рентгеновскому излучению [135]. Кроме того, высокая интенсивность линий Ка и К$ ионов низких кратностей при практическом отсутствии Кр Бе И [143] также согласуется с предположением о существовании в фазе образования ПТ высокоэнергетичных пучков электронов, полностью рассеивающих свою энергию в плотной прианодной плазме.
В низкоиндуктивной вакуумной искре с триггерным поджигом наблюдают еще один источник рентгеновского излучения, связанный с поджигающей искру плазмой и обязанный мишенному механизму на аноде [3, 206], т.е. такого рода разряд на начальной стадии подобен рентгеновской трубке [54].
Формирование в разряде источника рентгеновского излучения в виде ПТ требует использования в качестве рабочей среды разряда плазмы тяжелых элементов. Авторы [207] при использовании элементов с 2< 18 в плазменном фокусе наблюдали излучение К-линий из плазменного столба диаметром 100+300 мкм и высотой ~ 1 мм, при использовании элементов ь7> 18 регистрировалось излучение только из области ПТ, для аргона (2Г =18) зарегистрированы оба режима. В системе типа зет-пинч с импульсным напуском газа авторы [29, 141, 208] наблюдали образование «горячих точек» в плазме № (£ = 10) и азота = 7).
В табл. 1 приведены некоторые характеристики источников рентгеновского излучения в зет-пинчах в режиме микропинчевания. Длительность импульса мягкого рентгеновского излучения определяется главным образом способом реализации разряда: наиболее короткие импульсы генерируются при электрическом взрыве проводников, наиболее продолжительные - в плазменном фокусе, промежуточное положение занимают низкоиндуктивная вакуумная искра и зет-пинч с импульсным напуском газа.
Время жизни ПТ, определяемое по длительности свечения в линиях многозарядных ионов, не обнаруживает зависимости от способа реализации разряда, зато обнаруживает зависимость от элементного состава плазмы разряда, а именно - с ростом атомного номера элемента время жизни ПТ убывает. Продолжительность регистрируемого импульса мягкого рентгеновского излучения, испускаемого в основном из области формирования ПТ многократно превышает время жизни ПТ (по крайней мере в 10+100 раз), что затруднительно объяснить исходя только из возможности образования нескольких ПТ в разряде, интервал между моментами рождения которых может составлять 20-400 не [135]. При регистрации же рентгеновского излучения в узком спектральном диапазоне, в который попадают линии иона плазмообразующего элемента, количество фиксируемых импульсов излучения совпадает с количеством наблюдаемых по обскурограммам горячих точек [141].
Рентгеновское излучение МПР несет в себе разнообразную информацию о тех процессах, в которых оно рождается, и следовательно, о тех, которые имеют место в плазме разряда, а также о параметрах плазмы. Восстановление спектра непрерывного рентгеновского излучения позволяет судить о природе источника излучения, а в том случае, если вид спектра соответствует тормозному излучению гермализованных, т.е. имеющих максвелловское распределение по энергиям электронов, можно определить температуру электронной компоненты плазмы. Непрерывный спектр излучения в диапазоне энергий квантов
100 кэВ < Иу < 300 кэВ был получен с помощью ядерных фотоэмульсий, в которых регистрировались треки фото- и комптоновских рассеянных электронов [20]. Для области Иу < 150 кэВ спектр обнаруживает тепловой тормозной характер, причем соответствующая электронная температура составляет Те= 10 кэВ. Спектр для Иу > 150 кэВ значительно отличается от теплового и может быть наилучшим образом представлен степенной зависимостью с1Е/сУ(У1у) ~ {Иу)п, где = 4,5; сУЕ!сУ(Иу) - спектральная плотность энергии излучения.
Таблица І
Тип разряда (ГІФ - призменный фокус, ВП - взрыв-вающиеся проводники Ток в разряде, кА Элементный состав плазмы Длительность импульса рентгеновского излучения, НС Регистрируемый спектральный интервал Ь/, кэВ Длительность излучения в линиях многозарядных ионов, НС Размер ПТ, мкм
МПР 100 Ре £ 0,8 30+80 [208]
МПР 220 Ие <;ю [153]
МПР 70 190 350 А1 Ре Мо > 0,5 0,2 0,03+0,05 20+30 4+8 4+6 [1721
МПР 350 Mg > 3 0,2+0,4 2+3 30 80 [146]
МПР 180 Си 30 >; 1 [209]
МПР 210 АІ > 1,5 10+30 [152]
МПР 150-7-250 Ат, № 200 <1 [210]
МПР 300 Аг,Ие 5 >1 [205]
МПР 350 Аг 0,25 [145]
ВП 210 А1 20 10+30 [151]
ВП 200 А1 10+30 > 0,15 20+40 [150]
ВП 250 V/ 10 [148]
ВП 300 А1 Мо = 1,5+5 2 2,5+5 0,5+1 0,08+0,2 [144]
ВП (ЛТ-пинч) 200+400 Мо 1 3+5 0,1 ~ 1 [211]
ПФ 1500 С>2 + Хе 50+200 10+100 [32]
ПФ 1500 Г>2 + Аг + Хе 50 [181]
ПФ 2500 Оз + Аг 0,25 40+200 [139]
ВП 3000 Н + С - примеси: К, С1, Си 20 > 2 40+70 [184]
ВП 4500 -«- 15 Ь 5 < 100 [212]
ВП 6000+8000 А1 5 Ь 1 [213]
ВП 20000 А1 4 0 1 мм высота 2 см [214]
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 < Лу < 30 кэВ. В спектре
выделяются две характерные области: быстро спадающая на 1-5-2 порядка на участке 1*2 кэВ (мягкая компонента), а также сравнительно медленно спадающая на 0,5 порядка на участке