Физика плазмы, 2021, T. 47, № 7, стр. 613-650

2.1. Параметры исследуемых мишеней

На установке Ангара-5-1 [10] для изучения собственного свечения плазмы мишеней, состоящих из слоев различных веществ, при воздействии на них импульса мощности мягкого рентгеновского излучения (МРИ) Z-пинча многопроволочной сборки использовалось несколько типов мишеней. Структура мишени была либо двухслойной, состоящей из пленки майлара (далее, My) толщиной 0.6 мкм с нанесенным на нее слоем металла In, Sn, Au, либо трехслойной из слоя полипропилена (далее, PP), указанных ранее металлов и пленки майлара. Толщины слоев мишеней и соответствующие им значения поверхностной массы (в мкг/см²) подробно приведены в табл. 1. Толщина майларовой пленки определялась взвешиванием.

Напыление слоя металлизации на майларовую пленку производилось испарением металлов In, Sn, Au, а также полипропилена, в вольфрамовом или танталовом резистивном испарителе, размещенном в вакуумной камере установке ВУП-4 при остаточном давлении 10^–5 Торр. Контроль толщины слоя металлизации майларовой пленки осуществлялся по т.н. “свидетелю” (контрольный образец в виде стеклянной пластинки с тем же слоем металлизации) по сдвигу интерференционных полос с помощью оптического микроинтерферометра Линника МИИ-4 (см. рис. 1).

В силу того, что полипропилен является химическим соединением (C₃H₆)_n, были проведены исследования с помощью рентгеновского дифрактометра ДРОН-8, показывающие, что нанесенный термическим распылением на образец слой является полипропиленовым. Получены рентгенограммы исходной мишени полипропилена, взятого для изготовления навески для термической возгонки и осаждения на мишень, которые получены в излучении линии Со-Кα рентгеновской трубки на длине волны 1.7903Ǻ. Сравнение полученных рентгенограмм показало, что при перенесении полипропилена из испарителя на другой объект в данной схеме испарения фазовый состав материала сохраняется.

В некоторых случаях мишень была ориентирована слоем пластика в сторону излучателя (Z‑пинча), в других – слоем металлизации. В табл. 1 для каждого выстрела указано, какая сторона мишени была обращена в сторону Z-пинча. Взаимное расположение слоев веществ мишени относительно излучателя определяло поглощение рентгеновского излучения Z-пинча в ней и дальнейший прогрев по всей ее толщине. При этом каждый слой мишени выполнял роль фильтра греющего рентгеновского излучения для следующего за ним слоя. Спектральные коэффициенты пропускания мишеней с различными слоями веществ представлены на рис. 2а,б. Там же серым прямоугольником выделен наиболее представительный спектральный диапазон по излучаемой энергии МРИ при сжатии Z-пинча многопроволочной сборки на установке Ангара-5-1 (см. спектр справа в центре на рис. 3). Видно, что в холодном состоянии слои мишеней в спектральном диапазоне от 50 эВ до 400 эВ имеют высокую поглощающую способность (низкий коэффициент пропускания K_trans < 0.5–0.6), что способствует их эффективному нагреву под воздействием рентгеновского излучения.

2.2. Z-пинч многопроволочной сборки – мощный источник МРИ

В настоящее время Z-пинч многопроволочных сборок является одним из самых мощных лабораторных источников мягкого рентгеновского излучения. На самой мощной в мире электрофизической установке ZR (I = 26 МА, 100 нс, США, Сандия) при сжатии вольфрамовых проволочных сборок были получены импульсы МРИ длительностью несколько наносекунд (~5–8 нс), пиковой мощностью 350–450 ТВт и энергией 2–2.2 МДж [2]. Параметры Z-пинча, достигнутые на сегодняшний момент на установке Ангара-5-1 (I ≤ 5 МА, 100 нс) при быстром (V_r ~ 200–400 км/с) сжатии плазмы многопроволочных сборок разрядным током 3–4 МА, являются следующими: электронная плотность n_e ~ 10²⁰ см^–3, температура T_e ~ 60–70 эВ, пиковая мощность и энергия выходного импульса МРИ до ~7 ТВт и ~100–150 кДж, соответственно. Одна из оптимальных конструкций лайнера для получения высоких выходов МРИ на данной установке представляет собой одиночную цилиндрическую проволочную сборку, состоящую из 60-ти тонких вольфрамовых проволок диаметром 6 мкм и длиной 16 мм, расположенных на начальном радиусе R₀ = 5–6 мм. Соответствующая линейная масса проволок сборки составляет 330 мкг/см.

На рис. 3 представлено сжатие плазмы такой одиночной вольфрамовой многопроволочной сборки, типичной для представленных в данной работе экспериментов. На этом рисунке восемнадцать кадровых рентгеновских изображений синхронизованы с рентгеновским импульсом МРИ. Рентгеновские кадры подобраны из двух близких по параметрам (ток, напряжение, импульс излучения) выстрелов. Задержка между кадрами составляла 2 нс.

Видно, что на финальной стадии сжатия (моменты времени t₁–t₄) внешняя граница плазмы подвержена магнитной Релей-Тейлоровской (МРТ-) неустойчивости, которая может ограничивать пиковую мощность МРИ. Во время максимума импульса мощности МРИ (моменты времени t₅–t₇) на оси сборки наблюдается максимальное сжатие наиболее интенсивно излучающей части плазмы Z-пинча размером Δd около 0.8 мм, которая имеет неоднородность свечения вдоль оси. Аксиальный размер областей с повышенной интенсивностью излучения (горячие области пинча) составляет Δz ~ 0.3–0.8 мм. Характерные размеры Δz и Δd необходимы для оценки (см. п. 2.3) однородности облучения мишени таким источником излучения. Следует заметить, что вокруг пинча присутствует отставшая слабоизлучающая плазма (т.н. “trailing mass”), которая не успевает сжаться к этому времени. Сжатие отставшей плазмы происходит во время расширения и развала из-за неустойчивостей плазмы Z‑пинча (моменты времени t₈–t₁₈). Как следствие этих процессов, происходит затягивание во времени заднего фронта импульса МРИ до 25 нс (по уровню 1.0/0.1).

Анализ физических процессов и численное моделирование ударной остановки плазмы вольфрама на стадии генерации основного пика МРИ проведены в работе [11]. В ней, в частности, рассмотрен спектр излучения Z-пинча на стадии преобразования кинетической энергии сжимающейся плазмы в импульс МРИ.

2.3. Взаимное расположение мишени с образцом и источника излучения

Исследуемые мишени из нескольких слоев веществ, расположенные в непосредственной близости от пинча, нагревались потоком его мягкого рентгеновского излучения. На рис. 4 представлена схема позиционирования мишеней на рамках-держателях относительно источника МРИ и направления регистрации многокадровой рентгеновской камеры.

В этой схеме исследуемые мишени на диэлектрических рамках-держателях располагались по обе стороны Z-пинча на равном расстоянии R = = 1.1 см от оси проволочной сборки. Данная схема позиционирования мишеней позволяла исследовать их собственное свечение. Регистрация кадровых изображений осуществлялась под углом 45° к поверхности рамки-держателя. Для этой цели две идентичных по составу и толщине мишени закреплялись на двух выпуклых пластиковых рамках-держателях (см. рис. 5) толщиной 1.5 мм и радиусом кривизны 1.1 см, равным расстоянию от источника излучения. Каждая рамка представляла собой ограниченный по высоте сегмент цилиндрической поверхности со смотровым окном 5 × 10 мм или 3 × 8 мм в зависимости от конструкции рамки-держателя, которая закрывала половину высоты проволочной сборки 0.5H = = 8 мм. Выбранное расположение рамок по обе стороны от Z-пинча позволило одновременно исследовать облучаемую (фронтальную) и необлучаемую (тыльную) стороны мишеней с направления регистрации рентгеновской камеры.

Одинаковое расстояние фронтальной и тыльной сторон двух мишеней от источника МРИ обеспечивало одинаковые условия для их облучения. Изотропное распределение излучения Z‑пинча на поверхности мишени, расположенной на расстоянии R = 1.1 см от источника излучения, достигается, когда величина R намного больше размера характерных размеров неоднородности свечения плазмы вдоль диаметра (Δd) и высоты (Δz) пинча, т.е. когда R ≫ Δd и Δz. В нашем случае это условие заведомо выполняется при Δd ≈ 0.3–0.8 мм и Δz ≈ 0.1–0.8 мм (см. рис. 3). Таким образом, падающее излучение МРИ на поверхность рамки-держателя с мишенью было почти однородно распределено по всей площади мишени 5 × 10 мм или 3 × 8 мм в зависимости от конструкции рамки-держателя (см. рис. 5). Такая проверка была осуществлена экспериментально по данным кадрового фотографирования плазмы мишени в фотонах собственного рентгеновского излучения. Неоднородность облучения мишени из-за кривизны поверхности рамок-держателей была не хуже, чем 20% (см. разд. 3.1). Также следует заметить, что в такой геометрии расположения облучаемых мишеней отсутствуют плазменные потоки от Z-пинча на их поверхность, осложняющие проведение измерений.

2.4. Некоторые диагностические средства

Для решения поставленных задач в проведенных экспериментах были использованы следующие диагностические методики: датчики излучения (ВРД и термопарный калориметр типа ВЧД), многокадровая рентгеновская камера СХР6 и дифракционный ВУФ-спектрограф скользящего падения (GIS-3d) с пространственным и временным разрешением.

Для регистрации собственного рентгеновского излучения плазмы мишеней использовался многокадровый рентгеновский регистратор СХР6 [8] с регистрацией изображений на цифровую ПЗС-камеру СПМ20 [12] и дальнейшей компьютерной обработкой цифровых файлов полученных изображений. Экспозиция кадров была изменяемой и составляла ~1 нс или ~5 нс. Камера снабжена фильтром из полипропилена толщиной 1 мкм. Спектральная чувствительность рентгеновской камеры за этим фильтром показана на рис. 6а. Там же серым прямоугольником выделен наиболее представительный спектральный диапазон излучаемой энергии при сжатии Z-пинча многопроволочной сборки на установке Ангара‑5-1. В этом же диапазоне энергий квантов лежит спектральная чувствительность рентгеновской камеры (hν > 50 эВ).

По результатам многокадровой регистрации рентгеновских изображений собственного свечения плазмы на фронтальной (обозначена индексом “f ”) и тыльной (индекс “b”) сторонах облучаемых мишеней были построены временные зависимости интенсивности I_f,b(t) собственного рентгеновского излучения двухслойных и трехслойных мишеней. В каждом выстреле регистрировалось 10 кадровых изображений в моменты времени t_i, где индекс i = 1,2…10. После оцифровки i-го кадра определялась в относительных единицах двумерная функция зарегистрированной за время экспозиции плотности энергии B_i(X, Y) в каждой точке (X, Y) изображения. Величину B_i(X, Y) можно считать распределением яркости изображения. Относительная величина интенсивности I_i собственного излучения фронтальной (I_fi) и тыльной (I_bi) сторон мишени в момент времени t_i определялась следующим образом I_i = = $\iint {{{B}_{i}}(X,Y)dYdX{\text{/}}d_{i}^{2}}$, где d_i – диаметр обскурного отверстия (в мкм) соответствующего i-го кадра рентгеновской камеры.

Временные зависимости I_f(t) и I_b(t) были получены путем интерполяции по 10-ти моментам времени согласно следующей функциональной зависимости

где τ_f, τ_b – времена уменьшения (затухания) интенсивности собственного свечения плазмы фронтальной и тыльной сторон мишеней, соответственно. Ограниченное количество кадров (10 шт.), которое могла регистрировать рентгеновская камера СХР6 в одном выстреле, не позволяло полностью исследовать временную зависимость собственного излучения мишени на протяжении всего процесса воздействия на него импульса МРИ сжимающейся плазмы проволочной сборки. Поэтому, была проведена серия отдельных экспериментов, в которых регистрация рентгеновских кадровых изображений с малыми интервалами между кадрами (~2 нс) осуществлялась на различных этапах имплозии проволочной сборки. В некоторых случаях была проведена обзорная регистрация собственного свечения плазмы мишеней с увеличенными интервалами между кадрами (~10–15 нс).

Регистрация мощности и энергии МРИ в различных спектральных диапазонах осуществлялась при помощи вакуумных рентгеновских диодов (ВРД) и термопарного калориметра типа ВЧД-3. Калибровочный коэффициент термопарных калориметров с детектирующей областью площадью 0.63 см² составляет 0.43 кДж/мВ. Погрешность измерения импульсов электромагнитной энергии термопарными калориметрами не превышает ~15%. Калориметр располагался на расстоянии ~3.5 м от пинча в радиальном направлении. Измерения показали, что вклад оптического излучения плазмы и плазменных потоков из пинча в сигнал с калориметрических датчиков ВЧД-3 пренебрежимо мал по сравнению со вкладом в его сигнал от рентгеновского излучения [13]. Учитывая вид спектра мягкого рентгеновского излучения Z-пинча проволочных и волоконных сборок, сигнал с термопарного калориметра в основном обусловлен квантами рентгеновского излучения с энергией выше 5–10 эВ. Заметим, что указанная нижняя граница энергий квантов весьма условная. Набор ВРД был размещен в том же месте, что и калориметр ВЧД-3. Вакуумные рентгеновские диоды за разными фильтрами регистрировали импульс мягкого рентгеновского излучения в спектральном диапазоне от 20 эВ вплоть до 1–2 кэВ. Спектральные чувствительности ВРД в диапазоне от 0 до 800 эВ с учетом фотокатодов датчиков [14] и выбранных фильтров-поглотителей [15, 16] приведены на рис. 6б.

По данным ВРД и калориметра делалась оценка падающих мощности P_пад и энергии E_пад МРИ на фронтальную сторону мишеней в каждый момент времени, следующим образом: P_пад = = P_tot/(2πRH) и E_пад = E/(2πRH), где R = 1.1 см – радиус расположения рамки-держателя мишени, Н = 1.6 см – высота зазора анод-катод. Фактически, измеренные мощность и энергия МРИ нормировались на 2πRH ≈ 11 см². Эта оценка является несколько завышенной, поскольку не учитывается поток излучения через торцы.

Спектральный состав собственного излучения мишеней регистрировался при помощи ВУФ-спектрографа (GIS-3d) скользящего падения [17, 18] в три момента времени. Пространственное разрешение спектрографа в аксиальном направлении (вдоль оси пинча) составляло для энергии фотонов более 20 эВ порядка 1 мм, для энергии фотонов более 100 эВ – порядка 250 мкм, время экспозиции кадров – около 1.5 нс.

Динамика разлета плазмы с фронтальной и тыльной сторон мишеней регистрировалась по лазерным теневым изображениям. Трехкадровое теневое зондирование плазмы осуществлялось световым пучком Nd:YAG-лазера марки EKSPLA SL233 [19] на λ = 532 нм в радиальном направлении с регистрацией каждого кадра на свой цифровой фотоаппарат марки Canon EOS 450D (или Canon 1000D) с общим объективом от оптической скамьи ОСК-2. Пространственное разрешение лазерной диагностики по объекту было не хуже 50–100 мкм, время экспозиции лазерным пучком – около 0.1 нс на полувысоте лазерного импульса. Энергия лазерного импульса подбиралась экспериментально и составляла 8–10 мДж (суммарно на три кадра). Время задержки между кадрами можно было варьировать от 8 нс до 18 нс.

Временная зависимость собственного свечения плазмы мишеней в оптическом диапазоне спектра (340–880 нм с максимумом чувствительности на λ = 530 нм) исследовалась при помощи камеры щелевой развертки (СФЭР-2) с пространственным разрешением вдоль радиуса проволочной сборки. Пространственное разрешение камеры по объекту составляло 80 мкм, глубина резкости в области объекта – ±23 мм. Временное разрешение развертки было 0.3 нс. Пространственная щель оптической развертки была расположена на высоте 1.2 см над катодом, что позволяло одновременно регистрировать свечение плазмы проволочной сборки и мишеней. Изображение на выходном экране камеры СФЭР-2 регистрировалось на фотокамеру Canon EOS 400D.

3.1. Степень неоднородности облучения поверхности исследуемых мишеней

Так как рамки-держатели мишеней из исследуемых веществ имели форму фрагмента цилиндрической поверхности (см. рис. 5) радиусом R = = 11 мм и были расположены по обе стороны от источника излучения на том же радиусе R как показано на рис. 4, то, естественно, существовал вопрос о степени неоднородности распределения падающей энергии на поверхности мишеней. Например, одна из двух рамок с мишенью в направлении регистрации ВУФ-спектрографа (GIS-3d) располагалась таким образом, чтобы вся поверхность мишени находилась на одном и тот же расстоянии от оси источника излучения. В этом случае излучение от источника падает на мишень по нормали к ее поверхности. Другая рамка с такой же мишенью с противоположной стороны относительно оси источника излучения была расположена так, чтобы лазерная диагностика могла одновременно регистрировать разлет плазмы с тыльной и фронтальной сторон мишеней по касательной к цилиндрической поверхности этих двух рамок. При этом мишень на данной рамке облучается под различными углами к нормали ее поверхности, что может привести к неоднородному нагреву вещества мишени и, как следствие этого, неоднородной светимости плазмы мишени по площади ее боковой поверхности.

Для такого расположения рамки-держателя относительно излучателя необходимо было выяснить степень неоднородности собственного свечения плазмы мишени на всей ее поверхности. Ниже на рис. 7 и 8 приведены результаты многокадровой регистрации рентгеновских изображений плазмы Z-пинча многопроволочной сборки и облучаемых двухслойных мишеней In + My (выстрел № 6083) и My + Sn (выстрел № 6021), соответственно. В случае облучения мишени In + + My рентгеновские кадры в моменты времени t₁–t₁₀ получены после максимума импульса мощности МРИ, в случае мишени типа My + Sn часть кадров в моменты времени t₁–t₇ получена до пиковой мощности излучения, а остальные – на заднем фронте импульса МРИ, что позволило определить момент времени t₀ начала регистрации собственного свечения плазмы мишени на ее фронтальной и тыльной сторонах, а также изменение во времени интенсивности собственного свечения мишеней (более подробно см. раздел 3.3 данной статьи). В этом разделе рассмотрим только экспериментальные данные о распределении собственного свечения плазмы мишени по ее поверхности.

Степень неоднородности облучения поверхности мишени в момент времени t_i оценивалась по распределению яркости B_i(X, Y) кадровых изображений. Распределение яркости вдоль оси X строилось путем интегрирования следующим образом: I_i(X) = $\iint {{{B}_{i}}(X,Y)dY}$. Аналогичным образом строилось распределение вдоль оси Y_i: I_i(Y) = = $\iint {{{B}_{i}}(X,Y)dX}$. На рис. 7в представлены распределение яркости плазмы на фронтальной (кривая 1) и тыльной (кривая 2) сторонах мишени в момент времени t₂ = +8.5 нс. Такие же распределения представлены на рис. 8в в момент времени t₈ = +1.6 нс.

Из полученных таким способом распределений яркости изображений фронтальной (I_f(X) и I_f(Y)) и тыльной (I_b(X) и I_b(Y)) сторон мишени (см. соответствующие кривые 1 и 2 на рис. 7в и 8в) следует, что высокая степень неоднородности (до ~50%) свечения плазмы мишеней наблюдается вблизи краев смотрового окна рамки-держателя. Скорее всего, это может быть связано с частичным поглощением собственного рентгеновского излучения мишени в веществе, разлетающемся с поверхности рамки-держателя в процессе ее абляции под воздействием МРИ. Другой причиной такой неоднородности свечения мишени может быть угловая зависимость интенсивности ее излучения (см. раздел 3.4 настоящей статьи). Интенсивность свечения плазмы с фронтальной стороны мишени в 2–3 раза выше, чем с ее тыльной стороны. В некоторых случаях (см. кривую 1 на рис. 7в) на распределении I_f(X) при приближении к левому краю рамки-держателя мишени (при X → 0) наблюдается увеличение интенсивности свечения плазмы, связанное со вкладом излучения отставшей плазмы Z-пинча, частично перекрывающей левый край фронтальной поверхности рамки. На основной части площади мишени неоднородность свечения плазмы составляет не более 15%, что соответствует высокой степени однородности облучения исследуемых мишеней. В дальнейшем, анализ кадровых рентгеновских изображений проводился именно в этой области изображения с однородным по площади мишени распределением яркости свечения ее плазмы.

Некоторая неоднородность свечения мишени вдоль оси Y может объясняться неоднородностью освещения пинчом ее поверхности вдоль этой оси, так как рамка-держатель с мишенью была размещена не по центру зазора катод-анод, а со стороны анода. Свой вклад в неоднородность свечения мишени вносит также неоднородность самой мишени и ее натяжения на рамке-держателе.

3.2. Абляция вещества рамки держателя мишеней под воздействием МРИ

Выше было показано, что плазма, образованная при абляции материала рамки-держателя мишени на краях смотрового окна под воздействием МРИ Z-пинча, способна частично поглощать собственное излучение плазмы мишени. Необходимо было выяснить динамику разлета вещества рамки и уменьшение (“заплывание”) в результате этого процесса размеров смотрового окна. Собственное свечение плазмы рамки, образованной преимущественно из вещества с низким атомным номером (Z_eff ≈ 2 для полипропилена [C₃H₆]_n,), лежит ниже порога регистрации рентгеновской камеры при съемке с экспозицией кадра Δt_exp = 1 нс. Для уверенной регистрации изображений разлета такой плазмы в фотонах собственного свечения, была увеличена экспозиция кадровой съемки до Δt_exp = 5 нс. При этом максимальная чувствительность S_MCP МКП-регистратора рентгеновской камеры СХР6 была увеличена более чем на порядок величины с ~0.17 А ⋅ см²/Вт до ~3 А⋅см²/Вт (см. рис. 3 в работе [8]). Приосевая область проволочной сборки была закрыта непроницаемым для излучения экраном для того, чтобы не перегружать МКП-регистратор по электронному току за счет регистрации мощного рентгеновского излучения от Z-пинча при большом времени Δt_exp = 5 нс. При этом в поле зрения регистрации рентгеновской камеры были видны только рамки с мишенями.

На рис. 9 представлены результаты такого эксперимента (выстрел № 6335) с двухслойной мишенью Au + My. В этом выстреле рентгеновские кадровые изображения были получены после максимума импульса мощности МРИ в промежуток времени (+1 нс–+19 нс). На всех рентгеновских изображениях уже регистрируется собственное излучение плазмы на фронтальной и тыльной сторонах мишени, а также разлет плазмы с рамок-держателей в радиальном направлении и в аксиальном – вдоль высоты зазора анод-катод. Оценка сверху средней скорости разлета плазмы материала рамки и мишени вдоль высоты зазора анод-катод составила около 8⋅10⁶ см/с. Оценка средней скорости уменьшения размеров смотрового окна рамки держателя в аксиальном направлении лежала в диапазоне ~(1–2) × 10⁶ см/с.

Следует отметить, что лазерное кадровое теневое фотографирование (см. напр. рис. 21а) дает близкую оценку скорости разлета плазмы материала рамки-держателя мишени. В выстреле № 6512 при воздействии импульса МРИ на рамку без мишени при уровне падающей на поверхность рамки мощности излучения P_пад ≈ 0.3 ТВт/см² и энергии E_пад ≈ 3.8 кДж/см² средняя скорость разлета плазмы (по уровню n_e = (4 ± 2) × 10¹⁸ см^–3) ее материала составила величину ~(6–11) × 10⁶ см/с.

3.3. Собственное рентгеновское свечение плазмы мишеней из слоев различных веществ

Определение момента начала собственного свечения плазмы фронтальной и тыльной сторон мишени. В этом разделе статьи представлены результаты экспериментов (выстрелы № 6092, № 6082 и № 6407) воздействия импульса МРИ на мишени, состоящие из слоев веществ с различным атомным номером (Z_eff ≈ 4.5 для My [C₁₀H₈O₄]_n; Z = 49 для In, и Z = 79 для Au), а, следовательно, с различной излучательной способностью (см. рис. 10–12). Массовые характеристики слоев в двухслойных мишенях My + My, In + My и Au + My были практически одинаковые и составляли ~80–97 мкг/см² для слоев индия, золота и ~84 мкг/см² – для майлара (более подробно см. табл. 1). Такие характеристики двухслойных мишеней позволяли исследовать временную зависимость интенсивности собственного рентгеновского излучения мишеней, нагретых импульсом МРИ Z-пинча. Радиационный нагрев вещества мишеней приводит к образованию на их поверхности плазмы, которая, начиная с некоторого момента времени, начинает интенсивно излучать в рентгеновском диапазоне спектра (hν ∈ 50–250 эВ). При превышении интенсивности собственного излучения плазмы мишени нижнего порога регистрации рентгеновской камеры СХР6 на полученных изображениях, начиная с момента времени t₀, начинает регистрироваться свечение фронтальной или тыльной сторон мишени.

Вначале рассмотрим результаты регистрации собственного свечения мишени, состоящей из вещества с малым атомным номером – майлара (см. рис. 10). Мишень My + My состояла из двух слоев пленки общей толщиной 1.2 мкм.

Этот эксперимент позволил определить возможность регистрации рентгеновской камерой свечения плазмы из атомов со слабой излучательной способностью по сравнению с атомами In и Au. В выстреле № 6092 рентгеновские изображения (см. рис. 10) получены на финальной стадии сжатия проволочной сборки, вплоть до середины переднего фронта импульса мощности МРИ. На всех кадрах с тыльной стороны мишени наблюдается прошедшее сквозь нее излучение сжимающейся плазмы проволочной сборки. При этом через смотровое окно в рамке с мишенью My + My наблюдается неустойчивая внешняя граница сжимающейся плазмы проволочной сборки (см. напр. выноску на рис. 10). На последнем кадре в момент времени t₁₀, полученном за 4 нс до максимума импульса МРИ, при уровне падающей на поверхность мишени My + My мощности излучения P_пад ≈ 0.1 ТВт/см² и энергии E_пад ≈ 0.2 кДж/см² зарегистрировано начало собственного свечения плазмы на ее фронтальной стороне. Следует заметить, что вещество тыльной стороны мишени в этот момент времени практически не излучает, т.е. интенсивность собственного рентгеновского излучения тыльной стороны мишени находится ниже порога регистрации рентгеновской камеры (S_MCP ~ 0.17 А ⋅ см²/Вт при экспозиции кадров Δt_exp ≈ 1 нс).

Далее, рассмотрим результаты экспериментов (выстрелы № 6082 и № 6407) с мишенями, состоящими из металлизированной In или Au пленки майлара.

Как и в случае с мишенью My + My в данном эксперименте (выстрел № 6082) с мишенью типа In + My, все рентгеновские изображения (см. рис. 4б) были получены на финальной стадии сжатия плазмы проволочной сборки до максимума импульса мощности МРИ (см. рис. 11а). Как видно из рентгеновских кадров вплоть до момента времени t₁₀ собственное свечение плазмы как на фронтальной, так и на тыльной сторонах мишени не регистрируется. В момент времени t₁₀ на кадровом изображении, полученном за 2.5 нс до пика импульса МРИ, при уровне падающей на мишень In+My мощности излучения P_пад = = 0.2 ТВт/см² и энергии E_пад = 0.7 кДж/см² зарегистрировано начало собственного свечения плазмы на ее фронтальной стороне. В это же время на тыльной стороне мишени интенсивность собственного излучения плазмы лежит ниже порога регистрации рентгеновской камеры. Причиной этому служит тот факт, что плазма с тыльной стороны облучаемой мишени состоит преимущественно из слоя майлара с низкой излучательной способностью по сравнению с плазмой из In на фронтальной стороне мишени. При этом плазма, образованная из слоя майлара, является фильтром для собственного рентгеновского излучения плазмы из In.

В следующем эксперименте (выстрел № 6407) рентгеновская кадровая съемка собственной эмиссии плазмы мишени Au + My проводилась с увеличенными временными интервалами между кадрами (Δt = 10 нс и 15 нс), что позволило наблюдать поведение плазмы мишени на протяжении большого промежутка времени облучения – ~95 нс времени имплозии проволочной сборки (см. рис. 12). Благодаря этому, кадры t₁–t₆ были получены в течение ~60 нс воздействия на мишень длительного “предымпульса” рентгеновского излучения (см. кривую 2 на рис. 12а) в спектральном диапазоне (hν ∈ 20–80 эВ), зарегистрированного одним из датчиков типа ВРД (спектральная характеристика датчика s3e представлена кривой 2 на рис. 6б).

На рентгеновских изображениях рис. 12б, полученных в моменты времени t₁–t₇ за –65 нс–5 нс до максимума импульса МРИ, зарегистрировано свечение сжимающейся плазмы многопроволочной сборки через смотровое окно ближней к рентгеновской камере рамки-держателя мишени (левая рамка на изображениях). Видно, что плазма проволочной сборки, излучающая преимущественно в спектральном диапазоне hν > 20 эВ на данной стадии имплозии, заполняет весь объем сборки, а в ее приосевой области сформирован плазменный предвестник. Таким образом, воздействие на мишень Au + My рентгеновского излучения сжимающейся плазмы вольфрамовой сборки и ее плазменного предвестника происходит еще задолго до образования Z-пинча и возникновения пиковой мощности импульса МРИ. В момент времени t₇ за 5 нс до максимума импульса МРИ при уровне падающей на мишень мощности излучения P_пад = 0.2 ТВт/см² и энергии E_пад = 1.0 кДж/см² на ее фронтальной стороне начинает регистрироваться собственная эмиссия плазмы, образованной на поверхности мишени. Далее, интенсивность собственного свечения мишени увеличивается на порядок величины и уже надежно регистрируется на ее фронтальной и тыльной сторонах, как видно на рентгеновском изображении в момент времени t₈ на 5-ю нс после пиковой мощности МРИ. К этому моменту времени величина падающей мощности излучения и энергии на мишень составляла P_пад = 0.3 ТВт/см² и E_пад = 6.0 кДж/см², соответственно. На следующих кадрах t₉ и t₁₀, снятых в моменты +15 нс и +30 нс после максимума МРИ, собственное свечение плазмы мишени и вещества рамок-держателей уже не регистрируется.

Подробное исследование особенностей временной зависимости собственной рентгеновской эмиссии мишеней при их нагреве излучением Z‑пинча было необходимо для более точного определения момента максимальной светимости образованной плазмы и темпа уменьшения ее излучения.

Определение момента максимальной интенсивности собственного свечения плазмы мишеней. В этом разделе представлены результаты экспериментов (см. рис. 13–18) с двухслойными и трехслойными мишенями по определению особенностей временной зависимости интенсивности собственного рентгеновского излучения с фронтальной I_f (точки ●) и тыльной I_b (квадраты ) сторон мишени. Например, более точно был определен момент максимума интенсивности излучения плазмы мишеней относительно момента пиковой мощности МРИ Z-пинча при рентгеновской съемке с малыми интервалами времени между кадрами (~2 нс). Интенсивность собственного свечения мишеней оценивалась из яркости рентгеновских кадров в соответствующих областях цифрового изображения. Также, в качестве примера, на рис. 13а квадратами () и ромбами () показаны интенсивности свечения плазмы многопроволочной сборки в приосевой области и во всем ее объеме, соответственно. Интенсивность свечения плазмы оценивалась по максимуму распределения интегральной яркости B_max(x, t_i) кадровых изображений, полученных в моменты времени t₁–t₁₀. Численное интегрирование яркости кадрового изображения проводилось в пределах двух прямоугольных областей, одна из которых охватывала только приосевую область проволочной сборки, а другая – более широкую в радиальном направлении область сжимающейся плазмы (см. напр. кадр t₆ на рис. 13б). Из приведенных на рис. 13а данных следует, что интенсивность свечения плазмы многопроволочной сборки, определенная по кадровым изображениям с рентгеновской камеры, хорошо соответствует временному профилю мощности МРИ (см. кривые 1 и 2), измеренному рентгеновскими датчиками ВРД.

Таким образом, оказалось возможным исследовать временную зависимость свечения плазмы на фронтальной I_f(t) и тыльной I_b(t) сторонах облучаемых мишеней. Например, на рис. 13а представлена зависимость I_f(t), построенная по 10-ти кадровым изображениям (точки ●), полученным до и после пиковой мощности МРИ (кривые 1 и 2). Видно, что максимум собственного свечения плазмы двухслойной мишени My + In достигается вблизи пиковой мощности МРИ, в данном случае, через ~2 нс после максимума импульса. Однако следует заметить, что это время сравнимо с интервалом между рентгеновскими кадрами по которым строилась зависимость I_f(t).

Аналогичная временная зависимость I_b(t) собственного излучения плазмы мишени с тыльной стороны, полученная по кадровым изображениям, представлена на рис. 14а–16а.

В выстреле № 6106 рентгеновские кадровые изображения (см. рис. 14б) получены на переднем фронте импульса мощности МРИ (см. кадры t₁–t₆), вблизи его максимума (кадр t₇) и на заднем фронте импульса излучения (см. кадры t₈–t₁₀). Начиная с момента времени кадра t₃, полученного за 7 нс до максимума импульса МРИ при уровне падающей мощности на поверхность трехслойной мишени My + In + My P_пад = = 0.04 ТВт/см² и энергии E_пад = 0.6 кДж/см², зарегистрировано начало собственного свечения плазмы на фронтальной стороне облучаемой мишени. В последующие моменты времени t₄–t₁₀ (‒8 нс до максимума и +4 нс после максимума импульса МРИ) наблюдается немонотонное изменение интенсивности собственного излучения плазмы на фронтальной и тыльной сторонах мишени: вначале интенсивность собственного свечения мишени увеличивается примерно в 3 раза, достигает своего максимума вблизи пиковой мощности МРИ и далее испытывает спад (см. кривые 2 и 3 на рис. 14б). Между моментами времени t₆–t₇ регистрации кадров, вблизи максимума импульса МРИ, при уровне падающей мощности на поверхность мишени P_пад = 0.2 ТВт/см² и энергии E_пад = 1.8 кДж/см², зарегистрировано начало собственного свечения плазмы на ее тыльной стороне. Следует заметить, что начало регистрации рентгеновской камерой собственного свечения плазмы на фронтальной и тыльной сторонах мишени происходит примерно при одинаковом уровне интенсивности данного излучения I_f = I_b ≈ 0.011–0.012 в отн. ед. яркости кадровых изображений (см. рис. 14а). По-видимому, это и определяет минимальный уровень уверенной регистрации собственного свечения плазмы мишеней рентгеновской камерой СХР6.

Дальнейшие исследования показали (см. рис. 14–17 и рис. 8б), что вне зависимости от структуры мишени (двухслойная или трехслойная) и слоев веществ из которых она изготовлена (My, In, Sn и Au) временные зависимости интенсивности собственного свечения плазмы мишеней I_f(t) и I_b(t) достигают своего максимального значения вблизи пиковой мощности импульса МРИ [$t(P_{{SXR}}^{{{\text{max}}}}) = 0$] в промежутке +1–+2.5 нс. При этом интенсивность свечения плазмы на фронтальной стороне мишени I_f в 1.5–2 раза выше, чем I_b на ее тыльной стороне.

Аналогичное поведение интенсивности $I_{f}^{{opt}}$ собственного свечения плазмы, на примере мишени Sn + My, наблюдается на изображении (см. рис. 17) временной развертки оптического свечения из щели, расположенной перпендикулярно оси лайнера. Свечение плазмы олова на этой развертке занимает по оси ординат область от 0.9 до 1.35 см. Временная зависимость интенсивности $I_{f}^{{opt}}(t)$ собственного свечения плазмы олова (кривая 3) получена путем численного интегрирования в этих пределах цифрового изображения с щелевой оптической развертки. Видно, что собственное оптическое свечение плазмы олова начинается задолго (за ~70 нс) до момента пиковой мощности МРИ (см. кривые 1 и 2) и достигает своего максимального значения через ~4 нс после максимума импульса мощности МРИ. После этого момента наблюдается спад интенсивности собственного свечения плазмы мишени.

Как было показано, уменьшение величин I_f и I_b происходит на заднем фронте импульса мощности МРИ за некоторые конечные времена τ_f и τ_b, соответственно. Определению времен τ_f и τ_b затухания собственного свечения плазмы нагретых мишеней посвящен следующий раздел статьи.

Определение времени затухания собственного свечения плазмы мишеней. Как было показано выше, под воздействием импульса МРИ плазма мишеней нагревается и излучает в рентгеновском диапазоне спектра (hν > 20 эВ) с различной интенсивностью I_f и I_b с фронтальной и тыльной стороны мишени. Естественным образом оказалось, что интенсивность собственного свечения плазмы, регистрируемая с фронтальной стороны, в несколько раз выше, чем с тыльной стороны. При этом нагрев слоев веществ мишени и образование плазмы происходит на переднем фронте импульса мощности МРИ (hν < 100 эВ), а максимум интенсивности собственного рентгеновского излучения плазмы мишени достигается вблизи пиковой мощности МРИ в промежутке от +1 нс до +3 нс. После этого момента времени начинается уменьшение интенсивности свечения плазмы мишеней. В этой части статьи представлены результаты экспериментов целью которых было исследование времени затухания собственного свечения плазмы мишеней из слоев различных веществ.

Многокадровая регистрация рентгеновских изображений в этих экспериментах (выстрелы №№ 6081, 6514, 6409 и 6103) проводилась таким образом, чтобы большинство кадров было получено после момента пиковой мощности импульса МРИ Z-пинча проволочной сборки (см. рис. 18–22). На этих же рисунках приведены временные зависимости собственного рентгеновского свечения плазмы I_f(t) и I_b(t) с фронтальной и тыльной стороны мишени, восстановленные на десять моментов времени съемки кадровых рентгеновских изображений, как было сказано в п. 2.4 статьи. Согласно выражениям (1) выполнена аппроксимация уменьшения интенсивности (затухания) собственного излучения плазмы мишеней. По этим данным определены времена τ_f и τ_b затухания свечения в е-раз мишеней, изготовленных из слоев различных веществ. На некоторых рисунках также приведена временная зависимость интенсивности (в отн. ед.) источника излучения Z‑пинча, определенная по тем же кадровым изображениям.

Вначале рассмотрим два случая (выстрелы № 6081 и № 6514), когда облучалась двухслойная мишень, состоящая из пленки майлара и слоя индия. В первом выстреле мишень In + My была ориентирована слоем In в сторону Z-пинча (см. рис. 18), а в другом мишень My + In – пленкой майлара (см. рис. 19).

В случае мишени In + My уже на первом кадре t₁ (см. рис. 18б), полученном через 1 нс после максимума импульса мощности рентгеновского излучения (см. кривую 1 на рис. 18а), зарегистрировано собственное свечение плазмы на ее фронтальной и тыльной сторонах. При этом уровень падающей на мишень мощности и энергии МРИ составил соответственно P_пад = 0.3 ТВт/см² и энергии E_пад = 1.8 кДж/см². В последующие моменты времени t₂–t₁₀ – через 3–19 нс после максимума МРИ, наблюдается сильное уменьшение интенсивности собственного излучения плазмы мишени. Так, уменьшение собственного свечения плазмы в е-раз на фронтальной и тыльной сторонах облучаемой мишени происходит за сравнимые времена τ_f ~ 6.3 нс и τ_b ~ 6.6 нс, соответственно (см. кривые 2 и 3 на рис. 18а).

В другом случае, в эксперименте с мишенью My + In, регистрация собственного свечения плазмы мишени велась только с ее фронтальной стороны (см. рис. 19). В этом выстреле вблизи пинча была расположена только одна рамка-держатель со стороны ВУФ-спектрографа (см. схему расположения мишеней на рис. 4). Соответствующее время уменьшения собственного свечения плазмы в е-раз на фронтальной стороне мишени составило τ_f ~ 16 нс, что в 2.5 раза больше, чем в случае мишени типа In + My. Естественным образом можно было бы предположить, что данная разница времен τ_f связана с длительностью заднего фронта греющего импульса МРИ. Однако, в рассматриваемых экспериментах (выстрелы № 6081 и № 6514) как длительность заднего фронта Δt_b по уровню 1/0.1, так и время уменьшения мощности МРИ в е-раз Δt_e составляли близкие значения: Δt_b = 14 нс, Δt_e = 7 нс – для выстрела № 6081 и Δt_b = 15.7 нс, Δt_e = 5.9 нс – для выстрела № 6514.

Аналогичная тенденция затухания собственного свечения плазмы наблюдается и для других двухслойных мишеней, изготовленных из слоев различных веществ: Sn, Au (см. табл. 2 в п. 5 настоящей статьи). Например, в выстреле № 6409 собственное излучение плазмы двухслойной мишени Au+My зарегистрировано на всех кадровых изображениях (см. рис. 20б). Следует заметить, что временные зависимости I_f (●) и I_b () отражают некоторые особенности профиля заднего фронта греющего импульса МРИ – немонотонность спада (см. кривую 1 на рис. 20а).

На кадре t₁, снятом за 5 нс до пиковой мощности МРИ, уверенно наблюдается собственное свечение мишени Au + My не только с ее фронтальной стороны, но и с тыльной стороны. Следует заметить, что в экспериментах с мишенями из майлара и индия, или майлара и олова, собственное свечение плазмы с тыльной поверхности начинало регистрироваться только ближе к моменту пиковой мощности МРИ. Скорее всего, это связано с различной излучательной способностью веществ (Au и In, Sn), нанесенных на пленку майлара. Время затухания собственного свечения плазмы в е-раз для случая с мишенью Au + My составило τ_f ~ 5.6 нс для фронтальной поверхности и τ_b ~ 4.7 нс для тыльной (см. кривые 4 и 5 на рис. 20а). Приведенные значения времен затухания для мишени Au + My сравнимы с временами τ_f и τ_b, получившимися в экспериментах с мишенью типа In + My, когда мишень была также повернута к излучателю (Z-пинчу) слоем из вещества с высокой излучательной способностью по сравнению с майларом. Скорее всего, такое поведение собственного излучения мишеней тесно связано с различной динамикой разлета плазмы с фронтальной и тыльной стороны мишени.

Действительно, как следует из данных лазерного теневого фотографирования (см. рис. 21а), плазма на поверхности мишеней Au + My образуется задолго до пиковой мощности МРИ (см. кривую 1). Так, на кадровых теневых изображениях, полученных в моменты t₁–t₃, еще на стадии предварительного воздействия на мишень т.н. “предымпульса” мягкого рентгеновского излучения (hν ∈ 20–80 эВ, см. кривую 2), на ее фронтальной и тыльной сторонах начинает регистрироваться разлет вещества по уровню электронной концентрации n_e ~ (1–5) × 10¹⁸ см^–3. На всех представленных на рисунке 21а теневых изображениях для удобства восприятия серыми прямоугольниками показано начальное положение границ поверхностей мишеней, до воздействия на них рентгеновского излучения. По ширине тени Δx, отсчитанной от начального положения поверхности мишени до передней кромки теневого изображения плазмы с фронтальной Δx_f  и тыльной Δx_b сторон мишени, сделана оценка средней скорости разлета вещества мишени по формуле V_f,b = Δx_f,b/Δt на промежутке времени Δt между соседними кадрами, полученными в одном выстреле. Радиальный размер плазмы Δx_f,b, созданной на облучаемой и на тыльной сторонах мишени, медленно увеличивается от ~160 мкм до ~1.4 мм в промежутке времени t ∈ (–50.0) нс до наступления максимума импульса мощности излучения. После воздействия на мишень основного импульса излучения (hν > 100 эВ) происходит интенсивное расширение плазмы вплоть до толщины 3–4 мм.

По совокупности выстрелов с учетом приведенных выше значений Δx_f,b построены временные зависимости скорости разлета плазмы с фронтальной V_f(t) и тыльной V_b(t) сторон мишени для двухслойных мишеней типа Au + My (см. рис. 21б). Как следует из этого рисунка, средняя скорость V_f  разлета плазмы золота с фронтальной стороны мишени в 1.3–1.5 раза выше скорости V_b разлета плазмы золота с тыльной стороны мишени типа My + Au на стадии пинчевания плазмы многопроволочной сборки и генерации импульса МРИ в промежутке времени t∈(–10, +20) нс. На этом же рисунке полупрозрачными линиями () показаны два возможных тренда изменения скорости V_f разлета плазмы золота с фронтальной поверхности: первый – в промежутке времени t∈(–40, ~0) нс, когда на мишень воздействует “предымпульс” мягкого рентгеновского излучения, второй – после воздействия на мишень основного импульса излучения Z-пинча (hν > > 100 эВ). Начиная с момента t > –5 нс наблюдается резкое возрастание скорости V_f разлета плазмы с фронтальной поверхности мишени. При этом на лазерных теневых изображениях, полученных на этой стадии имплозии проволочной сборки (см. кадры t₄–t₆ на рис. 21а), зарегистрирован интенсивный разлет вещества мишени в межэлектродном зазоре установки. Такая же тенденция изменения скоростей разлета плазмы с фронтальной и тыльной сторон мишени наблюдается и для монослойных мишеней, изготовленных из сусального золота (96.67 весовых %) толщиной 0.11 мкм (см. кривые 1 и 2 на рис. 21в).

Следует заметить, что на представленных на рис. 21б графиках скоростей движения V_f(t) и V_b(t) для разных мишеней Au(0.05 мкм) + My(0.6 мкм) и My(0.6 мкм) + Au(0.05 мкм) точек измерения не так много при довольно большом разбросе данных. Поэтому была проведена только простейшая линейная интерполяция данных. Совершенно точно можно утверждать, что до начала основного импульса излучения (t < –10 нс) скорости малы и растут гораздо медленнее, чем во время воздействия излучения основной компоненты греющего импульса на мишень. Видно, что во время основного импульса излучения, в период времени от –5 нс до +40 нс, скорость разлета плазмы нарастает вплоть до (0.6–1.5) × 10⁷ см/с для этих мишеней. Экспериментальных данных о V_f и V_b, полученных в период времени +20−+40 нс, не так много. Для мишеней Au + My и My + Au в этом временном промежутке вполне возможно построить по имеющимся точкам и горизонтальную прямую, без роста скорости разлета плазмы мишеней. Эти же выводы можно сделать и из анализа графиков смещения (Δx_f,b) внешней границы тени плазмы от времени. Рост скоростей V_f и V_b вплоть до +30 нс надежно зарегистрирован только для монослойной мишени из сусального золота толщиной 0.11 мкм.

Сделана оценка изменения плотности расширяющейся плазмы с фронтальной ρ_f(t) и тыльной ρ_b(t) сторон мишени типа Au + My в предположении, что вся ее масса участвует в разлете и плотность вещества имеет равномерное распределение по толщине расширяющегося слоя Δx_f,b. Как следует из полученных временных зависимостей ρ_f(t) и ρ_b(t), плотность плазмы за счет разлета уменьшается больше, чем на порядок величины до уровня <1 мг/см³ (см. кривые 1 и 2 на рис. 21г), еще до воздействия основного импульса рентгеновского излучения, а от плотности твердого состояния вещества – на четыре порядка. В моменты времени t > 0 плотность плазмы продолжает падать.

Таким образом, наблюдаемое в эксперименте затухание собственного свечения вещества мишеней связано как с уменьшением интенсивности греющего излучения Z-пинча, так и с разлетом плазмы мишени при котором уменьшается ее плотность и температура за счет излучательных потерь.

Применение трехслойных мишеней позволяет прояснить взаимосвязь между временем затухания собственного свечения мишени и динамикой разлета ее плазмы. Действительно, трехслойная мишень представляет собой конструкцию, в которой средний слой (слой № 2) из вещества с высокой излучательной способностью (In или Au) заключен между двумя слоями, т.н. “слоями-тамперами” (слои № 1 и № 2), – пластиковыми пленками (полипропилен или майлар) с относительно низкой излучательной способностью. Из табл. 1, где представлены параметры мишеней, и рис. 2 следует, что слой № 1 частично является поглотителем рентгеновского излучения Z-пинча. Указанные тамперные слои № 1 и № 3 препятствуют свободному разлету плазмы слоя № 2, образованной под воздействием греющего импульса МРИ, в вакуум.

На рис. 22 представлены результаты эксперимента (выстрел № 6103) по воздействию импульса МРИ на такую трехслойную мишень типа My + + In + My.

В этом случае, как следует из вида кривых 2 и 3, времена уменьшения интенсивности собственного излучения плазмы данной мишени в е-раз составили следующие значения τ_f ≈ 9.2 нс и τ_b ≈ 7.8 нс. Полученные значения времен τ_f и τ_b в экспериментах с трехслойными мишенями типа My + In + My оказались сравнимы с соответствующими временами, определенными в экспериментах с двухслойными мишенями типа My + In, у которых ближний к излучателю слой вещества состоял из того же материала – майлара. У последнего типа мишени, свободный разлет плазмы индия с фронтальной поверхности мишени в сторону излучателя также, как и в случае мишени My + In + My, сдерживался расширяющимся слоем плазмы из майлара. Наоборот, у двухслойных мишеней типа In + My, когда ближний к излучателю слой мишени состоял из In, свободный разлет плазмы этого слоя ничем не сдерживался. В этом случае происходило быстрое расширение плазмы вещества с высокой излучательной способностью, что способствовало быстрому затуханию собственного свечения плазмы мишени.

Многокадровая рентгеновская регистрация собственного рентгеновского излучения плазмы мишеней позволила нам получить данные о временной зависимости этого излучения в широком диапазоне спектра (hν > 50 эВ). Измерения, проведенные при помощи ВУФ-спектрографа, выявили ряд спектральных особенностей свечения плазмы мишеней, изготовленных из слоев различных веществ.

3.4. Особенности спектра собственного рентгеновского излучения плазмы мишеней

В рассматриваемых экспериментах мишени облучаются излучением Z-пинча, и, чтобы измерять спектр собственного излучения мишени, необходим раздельный ввод в спектрограф эмиссии этих источников: излучения Z-пинча, излучения прошедшего мишень и собственного излучения плазмы мишени. Так как ВУФ-спектрограф (GIS-3d) обладает пространственным (аксиальным) разрешением такое разделение было сделано с помощью двух отверстий в рамке-держателе мишеней (см. рис. 5). Ось одного из отверстий совпадала с осью спектрографа, а ось второго расположена под углом к оси спектрографа. Геометрия рамки-держателя была такой, что через второе отверстие во входную щель спектрографа попадало только собственное излучение плазмы облученной мишени. Излучение Z-пинча на этой высоте было перекрыто рамкой. Такая рамка-держатель позволяет одновременно измерять прошедшее мишень излучение и ее собственное излучение. Излучение Z-пинча проходит в спектрограф под рамкой-держателем (см. рис. 4).

Для измерения спектрального коэффициента пропускания плазмы мишени требуется величина ее собственного излучения в направлении оси спектрографа. Разлетающаяся плазма мишени является объемным источником рентгеновского излучения. Поэтому необходимо измерение угловой зависимости собственного излучения мишени. Для этого рамка-держатель мишени была изменена, и второе отверстие, для измерения излучения плазмы мишени, было сделано “скошенным” (см. рис. 23а). В нем нормаль к поверхности отверстия меняется с высотой и, таким образом, меняется угол φ между направлением регистрации собственного излучения и осью спектрографа, что позволяет измерять угловую зависимость интенсивности собственного излучения. Геометрия рамки такова, что угол регистрации собственного излучения меняется в диапазоне φ ∼ ∼ 30°‒65°.

В экспериментах использовались двухслойные мишени My+In со слоем индия толщиной 0.59 мкм и с майларом на фронтальной стороне. Толщина слоя индия была выбрана достаточно большой (поверхностная плотность ≈430 мкг/см²) для увеличения интенсивности собственного излучения мишени. В отдельном эксперименте, в котором использовалась рамка-держатель без мишени, был определен вклад излучения, рассеянного рамкой, в регистрируемое спектрографом излучение на уровне отверстий в рамке-держателе.

Проведенные эксперименты показали одинаковый характер спектральной плотности мощности собственного излучения плазмы мишени S при разных углах φ для мишени My + In (см. рис. 23б). На рисунке представлена зависимость S от угла φ, меняющемся в пределах ∼30°–65° и указана погрешность измерений. Из графиков видно, что при углах регистрации излучения плазмы мишени ∼30°–45° величина S, в пределах погрешности измерений (указана на рис. 23б), не зависит от угла φ практически во всем диапазоне длин волн излучения пинча ∼50–250 Å (см. кривые 1–3 на рис. 23б). Отсюда следует, что при таких углах регистрации яркость источника не зависит от угла наблюдения и плазму мишени можно рассматривать как ламбертовский источник рентгеновского излучения. Вне указанного диапазона углов регистрации (см. кривые 4 и 5) уже нельзя пренебречь угловой зависимостью S(φ).

На спектре собственного излучения индиевой плазмы мишени выделяется полоса линий в области ∼141 Å (см. рис. 23б), которая регистрируется в широком диапазоне времени регистрации от t_p = –8 нс до +23 нс (относительно момента пиковой мощности МРИ). В работе [20] было идентифицировано в этой области длин волн 67 линий переходов 4р⁶4d² – (4р⁶4d5р + 4р⁶4d4f + 4р⁵4d³) в ионах InXII плазмы вакуумной искры. На рис. 23в представлено сравнение спектра собственного излучения плазмы мишени My + In (0.6 мкм + + 0.59 мкм) в выстреле № 6515 (время регистрации t_p = +4 нс, кривая 1) с набором идентифицированных линий в спектре излучения плазмы In по данным этой работы. Интенсивность излучения в этой полосе ∼141 Å меняется в зависимости от времени регистрации спектра. Проведенная серия экспериментов с мишенями такого типа показала, что максимум собственного излучения индиевой плазмы мишени достигается позже пика облучающего импульса МРИ Z-пинча на 3–4 нс (см. рис. 23г), а время падения интенсивности τ_b (уменьшение в е-раз) происходит за ∼7 нс.

Была проведена серия экспериментов (см. табл. 2) с двухслойными мишенями My + Au (0.6 мкм + 0.05 мкм). Представленный на рис. 24а характер спектральной плотности мощности собственного излучения плазмы мишени S в зависимости от угла φ такой же, как и для мишеней со слоем индия на майларе (см. рис. 23б). Так же, как и в случае с мишенью Му + In при углах регистрации излучения плазмы φ ∼ 30°–45° ее спектральная плотность мощности излучения S_p, в пределах погрешности измерений, не зависит от угла практически во всем диапазоне длин волн излучения пинча ∼50–250 Å (см. кривые 1–3 на рис. 24а).

На рис. 24б представлены спектры собственного излучения мишени My + Au во времена регистрации от –7 нс до +10 нс. Видно, что зависимость собственного излучения мишени My + Au от времени также имеет максимум через 3 нс после максимума облучающего импульса Z-пинча (см. кривую 3 на рис. 24б) и его интенсивность падает в е-раз примерно за 7 нс (сравни кривые 3 и 4 на рис. 24б).

Сравнение на рис. 24в расчетных (время расчета t_p = –0.3 нс, кривые 1) и экспериментального (выстрел № 6368, время регистрации t_p = +3 нс, кривая 2) спектров собственного излучения мишеней Au + My (0.1 мкм + 0.6 мкм), вблизи максимума МРИ показывает примерное совпадение полос излучения в области длин волн 80–90 Å и 140–150 Å. На обоих спектрах, и расчетном, и экспериментальном, проявляется линия поглощения в плазме майлара с λ ≈ 150.1 Å, которую можно отождествить с линией H_α Li-подобного иона кислорода OVI. В более позднее время относительно пика МРИ между расчетным и экспериментальным спектрами также наблюдается хорошее совпадение (рис. 24г).