WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

загрузка...
   Добро пожаловать!

Pages:     | 1 || 3 |

Рассмотрим теперь параболическое квантование атома вдоль направления импульса улетающего электрона. Тогда полное сечение примет вид -l n2 mql 1q q f 1q q f n n2 mq = (15) F n1 pn2 pmp 2 i 2lf +1Tnn, n2 mplimi 1 p p kp li,mi l f где индекс F обозначает квантование вдоль направления импульса улетающего электрона.

Результаты расчета полного сечения возбуждения в состояния nq = 2 при указанном квантовании атома представлены на рис. 1.

Как видно из рис. 1, в припороговой области преобладает сечение возбуждения параболического состояния атома с n1q = 1, n2q = 0 и mq = 0. Это объясняется наличием потенциала притяжения в данном состоянии. Наименьшее значение сечения имеет состояние атома с потенциалом отталкивания.

1q n n2qmq, aF n1 pn2 pmp 1. 000- 000-1. 000-1.0.0.0.0.0.0.4 0.5 0.6 0.7 0.8 0.9 1.Энергия, ат. ед.

Рис 1. Парциальные сечения электронного возбуждения атома водорода из основного состояния в параболические состояния и квантованием вдоль направления конечного импульса электрона.

Сечение Вторая глава посвящена развитию столкновительно-излучательной модели для оптически плотной стационарной неоднородной неравновесной плазмы, в которую включены процессы диффузии возбужденных атомов и переноса излучения. Основной целью работы является развитие адекватного физического описания кинетики возбужденных состояний и переноса излучения в запертых линиях в переходном слое плазма-газ для ее применения в анализе процессов в диверторной плазме токамаков. Столкновительно-излучательные процессы и процессы диффузии рассматриваются на фоне заданных, но имеющих универсальное поведение радиальных распределений электронной температуры и концентрации в условиях цилиндрической симметрии. Достаточно полный набор элементарных столкновительноизлучательных процессов включен в кинетическую схему, которая позволяет выявить явление пространственного изменения кинетических режимов заселения возбужденных состояний в неоднородной неравновесной плазме. Для описания переноса излучения используется как традиционное приближение фактора ускользания, так и два специальных приближения «осредненной» диффузии излучения, различающихся методикой и последовательностью проведения усреднения интенсивности излучения по частоте в области спектральных линий с большой оптической толщиной. Эти приближения по смыслу соответствуют введению в рассмотрение «эффективных» «квантов» излучения. Диффузия таких квантов решает задачу о переносе излучения в условии неоднородного профиля распределения заселенностей. Развитый подход использован для интерпретации спектроскопических измерений, выполненных на установке ЛЕНТА (Институт ядерного синтеза РНЦ «Курчатовский институт») в экспериментах по моделированию диверторной плазмы токамаков.

Постановка эксперимента и результаты измерений. На установке ЛЕНТА генерация плазмы осуществляется с помощью пучково-плазменного разряда (ППР) в продольном магнитном поле, а также в скрещенных электрическом и магнитном полях. На этой установке в рамках проблемы управляемого термоядерного синтеза экспериментально изучается взаимодействие плазмы со стенкой и, в частности, ведутся эксперименты по моделированию дивертора реактора-токамака.

На данной установке реализована система «плазменный поток – газ» с параметрами плазмы и давлениями газа, отвечающими режимам работы газового дивертора. Плотность плазмы в разрядной зоне составляет ne = 1012-1013 см-3, температура электронов Te = 6-10 эВ.

В зоне взаимодействия (в газовой мишени) диаметр потока равен 3-4 см, давление меняется в диапазоне 1-100 мТорр. Для получения плазмы и в качестве газовой мишени использовались водород, дейтерий, аргон, гелий. Наиболее подробные данные получены для гелиевой плазмы и гелиевой газовой мишени, которые и анализируются в данной работе. Экспериментально установлено снижение электронной температуры плазмы в потоке на расстояниях 1 м и менее (вдоль силовых линий магнитного поля) с 6-10 эВ до уровня 1-3 эВ. Исходя из этого, можно предполагать, что в зависимости от хода температуры и концентрации внутренней области плазмы происходят изменения механизмов заселения возбужденных состояний нейтралов.

Проведены зондовые измерения структуры потока в газовой мишени и анализ излучения из области взаимодействия. Исследование спектров оптического излучения плазмы в видимой и ближней ультрафиолетовой областях обнаруживает возникновение и возрастание интенсивности свечения линий нейтрального гелия, соответствующих переходам с высоковозбужденных состояний, с увеличением давления нейтрального газа. Обнаружено излучение с высоко возбужденных состояний нейтрального атома гелия с довольно большими значениями главного квантового числа вплоть до 21.

При увеличении давления нейтрального газа в радиальном распределении свечения, сопровождающего взаимодействие горячей плазмы с нейтральным газом, выделяются три характерные области:

1. Центральная, где светится собственно горячая плазма, вытекающая из ППР.

2. Темное пространство, непосредственно примыкающее к центральной области.

3. Так называемая «шуба», плавно переходящая в область холодного нейтрального газа.

При этом плотность электронов спадает лишь на внешней границе «шубы», а на большей части «шубы» и темного пространства она практически постоянна. Если иметь ввиду, что плазма во второй и третьей областях образуется в основном в результате ее диффузии из центра, в процессе которой из-за неупругих потерь температура электронов достаточно быстро падает, то нетрудно усмотреть аналогию в пространственном свечении плазмы с временным ходом свечения в исследованиях импульсной горячей плазмы, удерживаемой магнитным полем. Уже на ранних этапах изучения горячей плазмы было отмечено последовательное появление двух максимумов свечения – в момент наивысшего энергосодержания, соответствующий «выгоранию» нейтрального газа, а затем – при распаде плазмы при электрон-ионной рекомбинации. При этом в последней фазе интегральный выход излучения оказывается, как правило, выше. В представляемых результатах эти два максимума свечения реализуются в стационарном режиме и пространственно разделены с локализацией в центре системы и на переферии в области шубы.

Наблюдения излучения с высоковозбужденных состояний нейтрального гелия в столь холодной и разреженной плазме не поддается описанию на основе представлений о больцмановском характере заселения этих состояний, поскольку в реализуемой конфигурации переходного слоя плазма-газ сильно неоднородна и неравновесна. Большой перепад в радиальных распределениях электронной плотности, температуры и плотности нейтралов должен приводить к существенному влиянию процессов диффузии на установление стационарного распределения. Как показывают расчеты, при рассматриваемых параметрах излучение резонансных линий нейтрального гелия сильно заперто.

Столкновительно-излучательная модель. Как известно, для кинетического описания линейчатого излучения атомов из однородной плазмы в начале 60-х годов прошлого века была разработана столкновительно-излучательная модель. Эту модель, естественно, можно использовать и для описания кинетики возбужденных состояний атома гелия, но она должна быть дополнена рассмотрением процессов диффузии нейтралов и переноса резонансного излучения для неоднородного переходного слоя плазма-газ. Теоретическая разработка такой модели, применимой к любым составам плазмы и газовой мишени, и реализация ее для адекватного объяснения экспериментальных наблюдений на установке ЛЕНТА – достаточно сложная и важная для развития кинетики задача, которая и является целью настоящей работы. При этом важно исследовать механизмы заселения состояний по всей области плазменного объема: в центральной области и в области «шубы».

В предлагаемой столкновительно-излучательной модели учитывались следующие основные процессы, влияющие на величины заселенностей состояний атомов в различных областях плазменного объема:

• Линейчатое излучение (резонансное и нерезонансное) • Перенос резонансного излучения • Возбуждение электронным ударом • Тушение электронами • Прямая и ступенчатая ионизация электронным ударом • Трехчастичная электрон-ионная рекомбинация Интегральные характеристики заселения. Введем интегральные параметры заселения, зависящие от состояния и области заселения:

) j n (r d3r V nj V = (16) d r V Здесь nj – концентрация j -го состояния. Для цилиндрической области r0 r r1 из (16) можно получить для усредненной концентрации для выделенного объема V :

rj n (r) rdr r nj V = (17) r( - r) Рассмотрим распределения, усредненные в разных частях объема в соответствии с формулой (17):

1. Весь объем: 0 см r 8 см 2. Центральная часть: 0 см r 2 см 3. Рекомбинационная «шуба»: 3 см r 7 см Для исследования заселенностей возбужденных состояний использован график зависимости логарифма концентрации возбужденного состояния, деленного на его статвес, в зависимости от энергии этого уровня. Такое представление результатов наиболее наглядно, т.к. положение точек по мере роста энергии состояния должны превращаться в прямую, а по наклону этой прямой можно определить температуру заселения возбужденных состояний.

Соответствующие графики для различных областей плазмы приведены на рис. 2.

Прежде всего, обращает внимание значительное отличие заселения центральной области от всех остальных для высоковозбужденных состояний с n 7. Это связано с сильно неравновесным характером заселения таких состояний в центральной области плазмы, т.к. в этой области происходит выгорание высоковозбужденных состояний. При усреднении по всему объему наблюдается практически равновесная картина заселения по состояниям. Точки лежат практически на прямой, хотя величины заселенностей обусловлены двумя разными процессами в двух разных объемах плазмы. Однако для области «шубы» для n n получается отрицательная температура с инверсной заселенностью. Это связано с тем, что механизм заселения уровней нейтрального атома отличается от традиционного: здесь происходит заселение не снизу вверх по уровням энергии, а сверху вниз, начиная от континуума за счет процесса электрон-ионной рекомбинации, при этом холодные электроны в этой области не успевают снять энергию возбуждения с более высоких уровней. Для состояний с n 7 температура заселения во всей области плазмы и в области «шубы» равна электронной температуре.

Весь объем Центральная часть Рекомбинационная "Шуба" n=n=n=n=n=n= T=0.16 эВ T=0.07 эВ T=-0.12 эВ 24.0 24.1 24.2 24.3 24.4 24.Энергия уровня, эВ Рис. 2. Распределение заселенности состояний нейтрального атома гелия в зависимости от энергии уровня.

Сравнение с экспериментом. Для сравнения результатов расчета с экспериментом были взяты экспериментальные спектроскопические данные, полученные в результате измерений относительных интенсивностей спектральных линий по всему объему свечения нейтрального газа. По относительной интенсивности экспериментальных измерений находились значения заселенности соотвествующих состояний, а затем сравнивались с численными результатами расчета, также усредненными по всей области плазменного объема. Для более наглядного представления относительные заселенности, полученные из экспериментальных наблюдений, приведены к общему масштабу. Результат сравнения представлен на рис. 3.

-Концентрация/статвес, см 9x S расчет 8x P расчет 7xn= D расчет 6xn=7 S эксперимент 5x P эксперимент 4x D эксперимент 3xn=T=0.16 эВ n=2xn=24.25 24.30 24.35 24.40 24.Энергия уровня, эВ Рис. 3. Сравнение численного расчета заселенностей различных состояний нейтрального атома гелия со спектральными экспериментальными данными.

Видно согласие экспериментальных и расчетных значений. Величина заселенности высоковозбужденных состояний определяется, в первую очередь, областью «шубы», поэтому наклон кривой показывает температуру заселения высоковозбужденных состояний, определяемой по распределению Саха с электронной температурой в этой области.

Третья глава содержит вопросы теории асимметрии спектральных линий атома водорода в плотной плазме на примере важной для диагностики линии H. Детально проанализирован вклад различных механизмов формирования асимметрии в свете современных представлений и возможностей трактовки экспериментальных данных, полученных в прецизионных экспериментах в стабилизированных дугах. Как известно, для области параметров плазмы, характерных для стабилизированных дуг, уширение электронами в основном можно описывать ударным механизмом, а ионами – квазистатическим. В этих предположениях исследуется поведение традиционно определенного параметра асимметрии для каждой -Концентрация/статвес, см отдельной штарковской компоненты линии и влияние неоднородности ионного микрополя, ударных электронных сдвигов, квадратичного эффекта Штарка в ионном микрополе и «тривиальных» источников асимметрии на поведение асимметрии отдельных штарковских компонент и всего контура в целом в крыльях вплоть до 300.

Профили штарковских компонент. Предполагается, что уширение электронами можно описывать в рамках ударного приближения, а уширение ионами – в квазистатическом приближении. Для исследования поведения штарковских контуров удобно воспользоваться параболическим базисом. Усреднение профиля выделенной штарковской компоненты по значениям микрополя дает в диагональном приближении для оператора ударного электронного уширения результирующий контур суб-линии:

(F )k (F ) - sk (F ) ()d = W Ik L (18) k (F ) k (F ) dFd.

F где индексом k обозначена компонента, соответствующая переходу из верхнего состояния n1, n2, m (параболические квантовые числа) в нижнее состояние n1, n2, m ; = - 0 – смещение текущей частоты излучения относительно невозмущенной частоты перехода 0, соответствующей центру линии; k (F ) – относительная интенсивность k -й компоненты в зависимости от поля ионов F, k (F ) – величина ударного уширения соответствующей компоненты, sk (F ) – ее сдвиг, например, обусловленный столкновениями с электронами, L() – нормированная на единицу лорентцевская функция распределения для (F ) безразмерного параметра, W – функция распределения микрополя ионов.

Исследование поведения асимметрии линии H. Рассмотрим некоторые аспекты зависимости поведения асимметрии спектральной линии H атома водорода. На рис. показана зависимость интенсивности штарковских компонент линии H в зависимости от длины волны при фиксированном значении поля ионов для линейного эффекта Штарка с учетом и без учета влияния квадрупольного взаимодействия и квадратичного эффекта Штарка. Как видно, учет влияния квадрупольного взаимодействия и квадратичного эффекта Штарка меняет интенсивности и положения штарковских компонент, что и приводит к асимметрии данной спектральной линии.

Pages:     | 1 || 3 |






© 2011 www.dissers.ru - «Бесплатная электронная библиотека»