Физика плазмы, 2022, T. 48, № 11, стр. 1035-1045

1. ВВЕДЕНИЕ

Исследования параметров плазмы, сосредоточенной в токовых слоях, имеет важное значение для понимания и интерпретации магнитоплазменных процессов, лежащих в основе явлений вспышечного типа, т.е. процессов первоначального накопления магнитной энергии и её последующей трансформации в энергию плазмы и ускоренных частиц, включая процессы, происходящие на Солнце [1–4]. При этом неоспоримое преимущество имеют бесконтактные методы, не вносящие дополнительных возмущений в изучаемый объект, в том числе методы интерферометрии и эмиссионной спектроскопии [5]. Так, получение двумерных распределений концентрации электронов на основе метода голографической интерферометрии позволило обнаружить целый ряд новых явлений в плазме токовых слоев. Это сжатие плазмы и образование плазменного слоя (наряду с формированием токового слоя), влияние продольной компоненты магнитного поля на степень сжатия плазмы, проявления двухжидкостных свойств плазмы, обусловленных возбуждением токов Холла [5–13].

Разнообразные методы эмиссионной спектроскопии дают возможность исследовать как температуры электронов, ионов и скорости направленных движений плазмы, так и плотность плазмы в различных пространственных областях и/или напряженности аномальных электрических полей [14–27]. В этом контексте отметим регистрацию [28–30] резкого увеличения температур ионов и электронов непосредственно перед началом импульсной фазы магнитного пересоединения, что свидетельствовало о “тепловом триггере” этого явления. Следует отметить также обнаружение аномальных электрических полей в “горячей фазе” токового слоя с помощью этих методов [28–32].

Одним из традиционно используемых методов измерения плотности плазмы в диапазоне 10¹⁵–10¹⁷ см⁻³ является метод, основанный на регистрации близко расположенных спектральных линий, одна из которых является дипольно-разрешенной, а другая, − дипольно-запрещенной. Информацию о напряженности межчастичных электрических полей и плотности плазмы в этом случае можно извлечь как из отношений интенсивностей дипольно-запрещенных и дипольно-разрешенных линий, так и из уширения и сдвига этих линий. При этом особенно популярными являются наиболее чувствительные дипольно-разрешенные линии атомов гелия: He I 447.1 нм, переход (4³D–2³P), He I 492.2 нм, переход (4¹D–2¹P) и соответствующие дипольно-запрещенные линии: He I 447.0 нм, переход (4³F–2³P) и He I 492.0 нм, переход (4¹F–2¹P).

В данной работе для диагностики плазмы токового слоя был впервые использован новый способ определения плотности плазмы, не требующий разложения контура спектральной линии на сумму разрешенной и запрещенной компонент. Показано, что этот способ имеет значительные преимущества по сравнению с классическими методами

2. ОПИСАНИЕ ЭКСПЕРИМЕНТА

На рис. 1 приведены схематические изображения установки ТС-3D [4, 5, 16, 33, 34] (а – вид с торца, б – вид сбоку) и оптической схемы измерений [5, 24]. Токовые слои формировались в квазистационарных магнитных полях с особой линией X-типа на оси OZ (см. рис. 1а):

Рис. 1.

Схема экспериментальной установки ТС-3D (ИОФ РАН) и спектральных измерений: поперечное сечение (а), вид сбоку (б). 1 – система прямых проводников для создания 2D магнитного поля с особой линией X типа; 2 – вакуумная камера; 3 – витки θ-разряда; 4 – токовый слой; 5 – катушки для возбуждения продольного магнитного поля B_Z; 6 – сетчатые электроды; 7 – кварцевые окна; 8 – кварцевые линзы; 9 – кварцевые световоды; 10 – монохроматор МДР-3; 11 – цифровая камера Nanogate-1UF; 12 – персональный компьютер; D₁, D₂ – области плазмы токового слоя, из которых принималось излучение в Z- и X-каналах.

В данных экспериментах градиент поперечного магнитного поля в плоскости (x, y) составлял h = = 0.5 кГс/см. Продольное магнитное поле $B_{z}^{0}$ имело одно из двух значений: либо $B_{z}^{0}$ = 0, и магнитная конфигурация (1) была двумерной (2D), либо $B_{z}^{0}$ = 2.9 кГс, так что магнитная конфигурация (1) становилась трехмерной (3D).

X-линия магнитного поля (1) совмещалась с осью вакуумной камеры диаметром 2R_c = 18 см и длиной 100 см. Предварительно откачанная до 10⁻⁶ Торр камера заполнялась гелием, p₀ = = 100 мТорр и 320 мТорр. Начальная плазма создавалась с помощью тета-разряда с предварительной ионизацией. Затем, с помощью электрического поля, приложенного вдоль оси OZ, в плазме возбуждался электрический ток J_Z. Ток инициировал 2D-течения плазмы, которые приводили к сжатию плазмы и формированию токового слоя. Полупериод тока составлял T/2 ≈ ≈ 6 мкс, максимальное значение тока равнялось 45 кА.

При проведении спектральных измерений использовалась двухканальная схема, представленная на рис. 1б, которая позволяла одновременно регистрировать излучение плазмы, поступавшее как с торца установки, в Z-направлении, так и вдоль поверхности слоя, в X-направлении. В Z‑канале излучение плазмы собиралось из центральной квазицилиндрической области протяженностью 60 см вдоль направления тока в слое (ось OZ), что позволило повысить чувствительность спектральных измерений. В Z-канале на основе уширений спектральных линий нейтрального гелия He I 447.1 нм и He I 492.2 нм определялась плотность электронов в центральной области токового слоя в разные моменты времени, см. ниже. В X-канале излучение плазмы собиралось из области длиной 18 см вдоль ширины слоя (ось OX), и из уширений линий гелия He I определялась эволюция во времени интегральной вдоль оси X плотности электронов в разных режимах формирования токового слоя.

В каждом из каналов ахроматический объектив отображал выделенную часть токового слоя на торец кварцевого световода, который располагался практически в фокусе объектива. Диаметры световодов − 0.36 мм и 1 мм (в Z- и X-каналах, соответственно), длины ~10 м. Поперечное уменьшение оптической системы составляло от 35 до 25, а продольное − соответственно от 1200 до 600 для Z- и X-каналов, соответственно. В поперечном направлении пространственное разрешение Z-канала составляло около 1–1.5 см, а X-канала − 2.5 см. Далее излучение передавалось с помощью световодов на входную щель монохроматора МДР-3 с фокусным расстоянием 600 мм, дифракционной решеткой 1200 шт/мм и обратной линейной дисперсией 1.3 нм/мм. Световоды располагались вдоль высоты щели монохроматора вблизи ее центра, а на выходной щели монохроматора излучение, разложенное в спектр, регистрировалось с помощью цифровой электронно-оптической камеры Nanogate-1UF с усилителем яркости на основе МКП и ПЗС-матрицей в качестве приемника излучения [35]. Камера позволяла записывать профили спектральных линий в одном импульсе работы установки в ультрафиолетовом и видимом диапазонах спектра с временным разрешением от 100 нс до 5 мкс. Временное разрешение камеры определяется длительностью строб импульса питания камеры. Выбор длительности строб импульса, в свою очередь, определяется яркостью регистрируемых спектральных линий и чувствительностью камеры в измеряемом диапазоне спектра и задается программой, управляющей работой камеры. В описываемых экспериментах длительность строб импульса составляла 0.8 мкс, в пределах этого временного интервала спектральные данные усреднялись.

3. МЕТОДИКА ОБРАБОТКИ РЕЗУЛЬТАТОВ ИЗМЕРЕНИЙ

Одним из традиционно используемых методов измерения плотности плазмы в диапазоне 10¹⁵–10¹⁷ см⁻³ является метод, основанный на регистрации близко расположенных спектральных линий, одна из которых является дипольно-разрешенной, а другая − дипольно-запрещенной. В данной работе для диагностики плазмы токового слоя были выбраны наиболее чувствительные дипольно-разрешенные линии атомов гелия: He I 447.1 нм, переход (4³D–2³P), He I 492.2 нм, переход (4¹D–2¹P) и соответствующие дипольно-запрещенные линии: He I 447.0 нм, переход (4³F‒2³P) и He I 492.0 нм, переход (4¹F–2¹P).

При плотности плазмы в диапазоне 10¹⁵−10¹⁷ см⁻³ обе спектральные линии гелия: He I 447.1 нм и He I 492.2 нм состоят из основной компоненты – разрешенной линии и сателлита − запрещенной линии. По мере роста плотности увеличивается амплитуда сателлитов. Кроме того происходит сдвиг и уширение обеих компонент линий. Информацию о напряженности межчастичных электрических полей и плотности плазмы в этом случае можно извлечь из уширений этих линий, отношений интенсивностей и сдвигов дипольно-запрещенных и дипольно-разрешенных линий.

Наиболее подробные теоретические расчеты профилей линий He I 447.1 нм и He I 492.2 нм при плотностях плазмы N_e = 10¹⁴, 10¹⁵, 10¹⁶ и 10¹⁷ см^–3 были выполнены в работе [36]. Расчеты проводились при температуре атомов гелия до 40 000 К (~4 эВ) с учетом доплеровского уширения. В наших экспериментах температура атомов гелия составляла 20 эВ, что соответствует доплеровскому уширению менее 0.1 нм, при этом штарковское уширение линий было в несколько раз больше. Таким образом, при плотности плазмы 10¹⁶−10¹⁷ см⁻³, характерной для описываемых экспериментов, влияние теплового уширения было незначительно.

Профили спектральной линии He I 447.1 нм, полученные на основании теоретических расчетов [36] при различных концентрациях плазмы, представлены на рис. 2. Профили нормированы на единицу полной интенсивности. Для сравнения с экспериментальными данными эти профили аппроксимировались суммой двух лоренцовских контуров, рис. 3. При этом можно выделить следующие шесть параметров, которые в принципе могут быть использованы для определения концентрации плазмы:

Рис. 2.

Теоретически рассчитанные профили спектральной линии He I 447.1 нм при разных плотностях плазмы: а) – N_e = 10¹⁴ см⁻³; б) – N_e = 10¹⁵ см⁻³; в) – N_e = 10¹⁶ см⁻³; г) – N_e = 10¹⁷ см⁻³. Профили нормированы на единицу полной интенсивности [36].

Рис. 3.

Аппроксимация экспериментально измеренного контура спектральной линии He I 447.1 нм (при t ≈ 4 мкс) суммой функций Лоренца: 1 − экспериментальный профиль, 2 − сглаженный экспериментальный профиль, 3 – разрешенная компонента, 4 – запрещенная компонента, 5 – полуширина на полувысоте красного крыла линии He I 447.1 нм (RН). Экспериментальные условия: p ≈ 320 мТорр, J_Z ≈ 45 кА, h = 0.5 кГс/см, B_Z = 0.

WP − ширина на полувысоте основной компоненты.

СР − сдвиг максимума основной компоненты относительно “невозмущенного” положения линии при малой плотности плазмы: CP = λ_P – λ₀, где λ₀ = 447.148 нм.

AP − амплитуда основной компоненты.

WF − ширина на полувысоте запрещенной компоненты.

CF − сдвиг максимума запрещенной компоненты: CF = λ_F − λ₀, λ₀ = 447.148 нм.

AF − амплитуда запрещенной компоненты.

Аппроксимация теоретических профилей линии He I 447.1 нм функциями Лоренца может быть выполнена лишь приблизительно. Поэтому при расчете плотности плазмы по измеренным параметрам функций Лоренца в результаты кроме ошибок измерения вносится также ошибка аппроксимации.

При обработке экспериментальных данных возникают дополнительные трудности, связанные с присутствием спектральных линий примесей. Это главным образом линии ионов кислорода: O II 446.54 нм, O II 446.63 нм, O II 446.79 нм, O II 446.93 нм, попадающего в разряд при взаимодействии плазмы со стенками вакуумной камеры (рис. 4). Кроме того, в спектре присутствует также узкая линия “холодного” гелия He I 447.1 нм, связанная с излучением атомов гелия, находящихся на периферии разряда, у стенок вакуумной камеры, ось X. Состав и интенсивность этих линий в течение разряда остаются почти постоянными. В момент максимального сжатия плазмы в слой в середине разряда (в Z-канале) их присутствие мешает измерениям только в самом центре спектра, около 447.148 нм (Δλ = 0), (рис. 3). Однако на начальной и поздней стадии эволюции токового слоя при малой плотности плазмы интенсивность линий примесей и “холодной” линии гелия становится соизмеримой с интенсивностью исследуемой линии и сильно осложняет измерения.

Рис. 4.

Выделение разрешенной и запрещенной компонент спектральной линии He I 447.1 нм в присутствии линий примесей – ионов кислорода: 1, 2 – экспериментальный и сглаженный спектр в окрестности линии He I 447.1 нм, 3 − разрешенная компонента; 4 – запрещенная компонента, 5 – линия “холодного” гелия He I 447.1 нм, 6 – линии примесей: O II 446.54 нм, O II 446.63 нм, O II 446.79 нм, O II 446.93 нм.

Чтобы оценить влияние всех экспериментальных обстоятельств и выбрать лучшую методику, обработка экспериментальных данных была проведена в отдельности для каждого из параметров, характеризующих уширение и сдвиг разрешенной и запрещенной компонент линии. Наибольшие трудности при обработке сильно зашумленных данных связаны с выделением из наблюдаемого контура разрешенных и запрещенных компонент.

Этих трудностей удается избежать, если использовать предложенный Г.С. Вороновым новый параметр – полуширину на полувысоте красного крыла линии He I 447.1 нм или RH (Red Half), который может быть экспериментально определен непосредственно из полного контура без аппроксимации функциями Лоренца [37]. Делается это следующим образом. Сначала на экспериментально полученном спектре определяется исходное (табличное) положение линии He I 447.1 нм, которое отмечено на рис. 3 вертикальной пунктирной линией. Это реализуется в процессе калибровки спектрального прибора – монохроматора. Для калибровки можно использовать также узкую линию “холодного” гелия He I 447.1 нм, излучаемую атомами гелия, находящимися на периферии разряда. Затем измеряется полуширина красного крыла линии – RH (ширина красного крыла линии He I 447.1 нм на уровне 0.5 от максимальной его интенсивности), которая отсчитывается от исходного положения линии в сторону увеличения длины волны (показана на рис. 3 горизонтальной пунктирной линией). Связь параметра RH с концентрацией электронов будет подробно обсуждаться ниже.

В табл. 1 приведены параметры профилей линии He I 447.1 нм, рассчитанные при разных плотностях плазмы: N_e = 10¹⁵, 10¹⁶ и 10¹⁷ см^–3 и температуре 40 000 К [36]. В последнем столбце табл. 1 приведены значения полуширины на полувысоте красного крыла линии He I (RH). Заметим, что линия He I 447.1 нм − одна из самых сильных и хорошо изолированных гелиевых линий [39, 40], эту линию мы использовали в измерениях чаще, чем линию He I 492.2 нм. При плотности плазмы N_e = 10¹⁴ см⁻³ профиль линии He I 447.1 нм в основном определяется допплеровским уширением и, соответственно, лучше аппроксимируется гауссовой функцией. В описываемых экспериментах плотность плазмы была заведомо выше, чем 10¹⁵ см⁻³, поэтому в табл. 1 данные для плотности N_e = 10¹⁴ см⁻³ не включены.

Как видно из рис. 2 и табл. 1 по мере увеличения плотности плазмы сдвиг и ширина обеих компонент быстро возрастают. Каждый из этих эффектов можно использовать для определения плотности плазмы N_e. Амплитудные характеристики профилей разрешенной и запрещенной линии He I 447.1 нм мы практически не использовали, поскольку с ними были связаны большие ошибки в определении N_e.

При формировании и распаде слоя плотность плазмы изменяется почти на 2 порядка. Поэтому для представления результатов измерений удобнее логарифмический масштаб. Функциональную зависимость между логарифмом плотности плазмы и параметрами профиля спектральной линии гелия He I 447.1 нм можно аппроксимировать следующей формулой [38]:

Значения коэффициентов A, B, C в формуле (2) изменяются в соответствии с данными табл. 2, если при расчетах плотности электронов N_e используются разные параметры P_k профиля линии He I 447.1 нм. В случае использования в расчетах сдвига запрещенной линии CF, которая является величиной отрицательной (см. табл. 1), в формулу (2) вставляется абсолютное значение величины CF.

Данные измерений плотности плазмы N_e токового слоя в зависимости от времени были обработаны с использованием разных параметров профиля линии He I 447.1 нм: уширений и сдвигов разрешенной и запрещенной спектральных линий. Это классические методы обработки. Качественно все методы показали одинаковый ход изменения плотности плазмы в процессе эволюции токового слоя, но количественно ошибки результатов измерений этими методами оказались довольно значительными. Причина этого связана с трудностью разделения профиля линии на запрещенную и разрешенную компоненты в присутствии сравнительно ярких спектральных линий примесей. При обработке данных методом “полуширины RH”, который не требует такого разделения, величина ошибки расчетов плотности электронов получилась наименьшей.

4. ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНЫЕ РЕЗУЛЬТАТЫ

4.1. Экспериментальные результаты, полученные на основе анализа профилей спектральной линии He I 447.1 нм, зарегистрированных в разные моменты времени и разных режимах

На рис. 5 представлены зависимости от времени плотности электронов, как в центральной области токового слоя $N_{e}^{0}(t)$, так и усредненной вдоль ширины слоя плотности электронов $N_{e}^{x}(t)$ при формировании токового слоя в 2D магнитной конфигурации (B_Z = 0) и начальном давлении газа p = 320 мТорр. На рис. 6 изображены те же зависимости, полученные при формировании токового слоя в 3D магнитной конфигурации (B_Z = 2.9 кГс). Из этих данных следует, что в центре токового слоя, сформированного как в 2D, так и в 3D магнитных конфигурациях, в режиме высокого давления (p = 320 мТорр) плотность электронов меняется со временем практически одинаковым образом: в начальные моменты времени, при t ≈ 1.2 мкс, плотность электронов составляет $N_{e}^{0}$ ≈ 0.6 × 10¹⁶ см^–3, а затем постепенно уменьшается до минимального значения $N_{e}^{0}$ ≈ 0.5 × 10¹⁶ см^–3 к моментам времени t ≈ 3.2−3.4 мкс. При t > > 3.2 мкс плотность электронов в центре токового слоя снова подрастает до величины $N_{e}^{0}$ ≈ (0.6–0.9) × 10¹⁶ см^–3 в 2D и в 3D магнитных конфигурациях соответственно. Следует отметить, что изменение величины $N_{e}^{0}$ в 3D магнитной конфигурации происходит в пределах достаточно большого экспериментального разброса.

Рис. 5.

Изменение во времени плотности электронов в разных областях токового слоя, сформированного в 2D магнитной конфигурации: 1 – плотность электронов в центральной области слоя, 2 – плотность электронов, усредненная вдоль ширины токового слоя. Условия эксперимента см. в подписи к рис. 3.

Рис. 6.

Изменение во времени плотности электронов в разных областях токового слоя, сформированного в 3D магнитной конфигурации: 1 – плотность электронов в центральной области слоя, 2 – плотность электронов, усредненная вдоль ширины токового слоя. Экспериментальные условия: p ≈ 320 мТорр, J_Z ≈ ≈ 45 кА, h = 0.5 кГс/см, B_Z = 2.9 кГс.

Совсем другая временнáя эволюция усредненной вдоль ширины слоя плотности $N_{e}^{x}(t)$ наблюдается при формировании токового слоя в 2D магнитной конфигурации: плотность электронов стремительно увеличивается, от $N_{e}^{x}$ ≈ 0.8 × × 10¹⁶ см^–3 при t ≈ 1.2 мкс до $N_{e}^{x}$ ≈ 1.6 × 10¹⁷ см^–3, т.е. в 20 раз к моментам времени t ≈ (3.2–3.4) мкс, рис. 5. Из сравнения зависимостей $N_{e}^{0}(t)$ и $N_{e}^{x}(t)$ на рис. 5 следует, что фактически величина $N_{e}^{x}$ характеризует плотность плазмы в периферийных областях токового слоя, вблизи его боковых краев. Заметим, что именно в этих областях наблюдалось значительное увеличение плотности плазмы и в работах [23, 24]. Однако, в 3D магнитной конфигурации плотность электронов на краях слоя изменяется незначительно, в пределах интервала N_e ≈ (0.6−1.3) × 10¹⁶ см^–3, рис. 6.

При формировании токового слоя в режиме низкого давления: p = 100 мТорр и 2D магнитной конфигурации плотность электронов на краях слоя $N_{e}^{x}(t)$ также значительно увеличивается к моменту времени t ≈ 3.2 мкс, как и в режиме высокого давления: p = 320 мТорр, рис. 7. При этом максимальная величина плотности электронов $N_{e}^{x}$ практически не зависит от начального давления гелия: $N_{e}^{x}$ ≈ 1.6 × 10¹⁷ см^–3 при t ≈ 3.2−3.4 мкс, p = 100/320 мТорр. Заметим, что при формировании токового слоя в 3D магнитной конфигурации в режиме низкого давления плотность электронов на краях слоя увеличивается лишь незначительно, как и в режиме высокого давления.

Рис. 7.

Зависимость от времени плотности электронов у боковых краев токового слоя при двух значениях начального давления гелия: 1 − 100 мТорр, 2 − 320 мТорр. Экспериментальные условия: J_Z ≈ 45 кА, h = 0.5 кГс/см, B_Z = 0.

На рис. 8 представлена эволюция плотности электронов в центре токового слоя, сформированного в 2D магнитной конфигурации, при изменении начального давления гелия от 320 мТорр до 100 мТорр. Видно, что при уменьшении начального давления качественно меняется временной ход зависимости $N_{e}^{0}(t)$, и повторяемость результатов измерений становится значительно хуже.

Рис. 8.

Плотность электронов в центральной области токового слоя в зависимости от времени при двух значениях начального давления: 1 − 100 мТорр, 2 − 320 мТорр. Экспериментальные условия см. в подписи к рис. 7.

4.2. Экспериментальные результаты, полученные на основе анализа профилей спектральной линии He I 492.2 нм

В работе [36] рассчитывались также профили спектральной линии He I 492.2 нм. Следуя процедуре, описанной выше для линии He I 447.1 нм, были получены формулы, связывающие параметры профилей линий с плотностью плазмы.

Как и в случае линии He I 447.1 нм, измерения на основе линии He I 492.2 нм были осложнены присутствием ярких линий примеси, − однозарядных ионов кислорода: O II 490.7 нм, O II 492.4 нм, O II 494.1 нм, O II 494.3 нм. Кроме того, линия He I 492.2 нм попадает на правое крыло сильно уширенной линии водорода H_β. Заметим также, что линия He I 492.2 нм существенно менее яркая и более чувствительная к Штарк-эффекту, чем линия He I 447.1 нм. Тем не менее, результаты расчетов плотности электронов в плазме токового слоя, выполненные на основе уширений линий He I 492.2 нм и He I 447.1 нм, практически одинаковы.

На рис. 9 в качестве примера приведены зависимости от времени плотности электронов на боковых концах токового слоя $N_{e}^{x}(t)$, полученные на основе анализа профилей обеих линий: He I 447.1 нм и He I 492.2 нм. Токовые слои формировались в 2D магнитной конфигурации в режиме высокого начального давления. Видно, что обе кривые качественно одинаково отражают изменения во времени плотности электронов $N_{e}^{x}(t)$: практически совпадают и максимальные значения плотности электронов: $N_{e}^{x}$ ≈ (1.4–1.6) × × 10¹⁷ см^–3 при t = (3.2–3.4) мкс. Расхождение величин $N_{e}^{x}$ при t ≈ 2.2−2.4 мкс связано, по всей видимости, с недостаточно хорошей воспроизводимостью условий эксперимента при измерениях уширений линии He I 492.2 нм.

Рис. 9.

Зависимости от времени плотности электронов у боковых краев токового слоя, полученные из уширений спектральных линий нейтрального гелия: 1 − Не I 492.2 нм, 2 − He I 447.1 нм. Экспериментальные условия см. в подписи к рис. 3.

5. ОБСУЖДЕНИЕ ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНЫХ РЕЗУЛЬТАТОВ

Из полученных данных следует, что при формировании токового слоя в 2D магнитной конфигурации, как в режиме высокого давления, так и в режиме низкого давления плотность электронов на краях слоя $N_{e}^{x}$ при t > 1.2 мкс быстро увеличивается приблизительно в 20 раз, достигая к моментам времени t ≈ (3.2−3.4) мкс величины $N_{e}^{x}$ ≈ 1.6 × 10¹⁷ см^–3 (рис. 5, 7). Плотность электронов в центральной области токового слоя составляет при этом N_e ≈ (0.3–0.5) × 10¹⁶ см^–3.

Согласно работам [21–27], значительный рост плотности электронов вблизи боковых краев слоя обусловлен направленным движением плазмы из центральной области токового слоя к краям. Параметры плазмы в работах [21–27] определялись на основе анализа профилей спектральных линий ионов гелия: Не II 468.6 нм (переход n = 4 → n = 3) и Не II 320.3 нм (переход n = 5 → n = 3). Различие в константах доплеровского и штарковского уширений этих линий позволило определить энергию теплового и направленного движения ионов, а также плотность электронов в центральной области и на периферии токового слоя. В частности было показано, что в режиме высокого давления плотность электронов у боковых краев слоя достигает максимальной величины $N_{e}^{x}$ ≈ ≈ 8.5 × 10¹⁶ см^–3, тогда как в центральной области слоя плотность электронов составляет $N_{e}^{0}$ ≈ 0.9 × × 10¹⁶ см^–3 при t ≈ 3 мкс [23, 24, 26].

Сравнивая величину плотности электронов в центральной области токового слоя $N_{e}^{0}$ ≈ 0.9 × × 10¹⁶ см^–3, измеренную ранее по уширениям линий ионов гелия [23, 24], со значением плотности, полученным в настоящей работе $N_{e}^{0}$ ≈ 0.5 × × 10¹⁶ см^–3 (рис. 5) в одних и тех же экспериментальных условиях, можно сделать вывод, что ионы и атомы гелия локализованы в различных областях по толщине токового слоя, т.е. вдоль оси y.

При этом ионы гелия локализованы преимущественно вблизи средней плоскости токового слоя (y ≈ 0), где максимальны концентрация и температура электронов [8, 20]. В отличие от ионов, атомы гелия сосредоточены в основном на периферии слоя (|y| > 0), где концентрация и температура электронов имеют меньшие значения. Этот вывод согласуется также с результатами исследования пространственного распределения излучения плазмы токового слоя в спектральных линиях Не II и Не I [41, 42], выполненными с помощью интерференционных фильтров с узкой полосой пропускания.

Максимальная плотность электронов у боковых концов слоя $N_{e}^{x}$, которая определялась в настоящей работе по уширениям линий атомарного гелия He I 447.1 нм и He I 492.2 нм: $N_{e}^{x}$ ≈ 1.6 × × 10¹⁷ см^–3 (рис. 5) оказалась, напротив, почти вдвое больше, чем измеренная по уширениям линий ионов гелия: $N_{e}^{x}$ ≈ 8.5 × 10¹⁶ см^–3 при t ≈ 3 мкс, p = 320 мТорр [23, 24]. Это означает, что существует также распределение температуры и плотности электронов вдоль ширины слоя по оси X. При этом плотность электронов максимальна вблизи стенок вакуумной камеры, где, по всей видимости, температура электронов меньше, чем в слое, и где преимущественно локализованы атомы гелия, а также ионы примесей: C II, N II, O II, атомы которых имеют потенциалы ионизации E_i ≈ 11.3–13.6 эВ, что примерно в 2 раза меньшие, чем потенциал ионизации атомов гелия E_i ≈ ≈ 24.6 эВ. Отметим, что оценка максимальной плотности плазмы на краях слоя $N_{e}^{x}$ может уменьшиться при учете доплеровского уширения, обусловленного направленным движением атомов гелия He I вдоль ширины слоя. Оценки показывают, что направленное движение He I вдоль оси X может возникнуть вследствие резонансной перезарядки атомов гелия на ионах гелия. Таким образом, пристеночная плазма в установке ТС-3D требует дальнейшего изучения.

Корреляцию максимума кривой $N_{e}^{x}(t)$ с минимумом кривой $N_{e}^{0}(t)$ на рис. 5 можно, по всей видимости, объяснить тем, что токовый слой является динамическим образованием: плазма вытекает из слоя вдоль ширины слоя, т.е. вдоль оси X, и втекает в слой вдоль оси y по всей поверхности слоя [4, 5]. При этом структура течений такова, что в центральную область токового слоя попадает меньше плазмы, чем на некотором расстоянии от центра слоя по оси Х [1].

При формировании токового слоя в 3D магнитной конфигурации как при низком, так и при высоком давлении, плотность электронов у боковых концов токового слоя по сравнению с центром слоя увеличивается незначительно, рис. 6. Это подтверждает сделанный в работах [23, 25] вывод о том, что при формировании токового слоя в гелиевой плазме в 3D магнитной конфигурации с продольным полем B_Z = 2.9 кГс не наблюдается ни направленных движений плазмы вдоль поверхности слоя (в X-направлении), ни существенного увеличения плотности электронов вблизи боковых краев слоя.

Показано, что при формировании токового слоя в 2D магнитной конфигурации и режиме низкого давления уменьшается плотность электронов $N_{e}^{0}$ в центральной области токового слоя, увеличивается разброс значений $N_{e}^{0}$, измеренных в разных импульсах работы установки, а также меняется характер временнóй зависимости электронной плотности в центре токового слоя $N_{e}^{0}(t)$ – низкая плотность начальной плазмы существенно увеличивается за счет дополнительной ионизации собственно в токовом слое, при t ≥ 0, рис. 8. Это связано с трудностями создания начальной плазмы при низком давлении газа в сильном неоднородном магнитном поле. Заметим, что проблемы возникают также при создании начальной плазмы в 3D магнитной конфигурации в режиме низкого начального давления гелия.

6. ЗАКЛЮЧЕНИЕ

1. На основании анализа экспериментальных профилей спектральных линий He I 447.1 нм и He I 492.2 нм, обладающих дипольно-запрещенными компонентами, исследована эволюция концентрации электронов в тех областях токовых слоев, где преимущественно локализованы атомы гелия. Токовые слои формировались в гелии как в 2D, так и в 3D магнитных конфигурациях с особыми линиями X типа.

2. Впервые использовалось определение концентрации электронов методом “полуширины красного крыла RH”. Этот метод позволяет исключить из процедуры обработки операцию разделения контура спектральных линии на разрешенную и запрещенную компоненты, наиболее чувствительную к помехам от линий примесей, и таким образом значительно повышает точность и надежность измерений.

3. Сравнение результатов определения концентрации электронов методом “полуширины RH” на основе анализа профилей двух спектральных линий атомарного гелия, He I 447.1 нм и He I 492.2 нм, убедительно демонстрирует, что как эволюция концентрации во времени, так и абсолютные значения концентрации электронов практически совпадают между собой. Это свидетельствует, в частности, о достоверности полученных результатов.

4. В центральной области токовых слоев, формировавшихся и в 2D, и в 3D магнитных конфигурациях, концентрация электронов изменялась во времени примерно одинаковым образом: через 1.2 мкс после возбуждения в плазме тока J_z концентрация составляла N_e ≈ 0.6 × 10¹⁶ см^–3, а затем, к моменту t ≈ 3.2 мкс, когда ток плазмы достигал максимального значения, постепенно уменьшалась до N_e ≈ 0.5 × 10¹⁶ см^–3, при начальном давлении гелия p = 320 мТорр. В интервале t ≈ (3–5) мкс происходило некоторое увеличение концентрации электронов.

При начальном давлении гелия p = 100 мТорр концентрация электронов в центральной области слоя изменялась в пределах N_e ≈ (0.2−0.3) × × 10¹⁶ см^–3, т.е. была ниже, чем при давлении p = = 320 мТорр, и это характерно для токовых слоев, которые развивались как в 2D, так и в 3D магнитных конфигурациях. Подобные тенденции были зарегистрированы ранее в работах [24, 25].

5. Анализ профилей спектральных линий He I 447.1 нм и He I 492.2 нм, которые наблюдались в x направлении, позволил установить, что у боковых краев токового слоя, формировавшегося в 2D магнитной конфигурации (B_Z = 0), концентрация электронов возрастала в 20 раз, от N_e ≈ 0.8 × × 10¹⁶ см^–3 до N_e ≈ 1.6 × 10¹⁷ см^–3, в течение интервала времени t ≈ (1.2–3.2) мкс. Характерно, что максимальная величина N_e у боковых краев слоя практически не зависела от начального давления гелия, по крайней мере, в диапазоне начальных давлений гелия p = (100–320) мТорр.

6. Однако в 3D магнитной конфигурации при B_Z = 2.9 кГс увеличение концентрации электронов на краях слоя хотя и наблюдалось, но было гораздо менее выраженным. В течение всего времени существования токового слоя, t ≈ (1.2–5.4) мкс концентрация изменялась лишь в пределах N_e ≈ (0.6−1.3) × 10¹⁶ см^–3. Аналогичная зависимость от продольной компоненты магнитного поля B_Z наблюдалась нами ранее в работах [23–26].

7. В настоящей работе концентрация электронов в различных областях токовых слоев определялась на основе анализа профилей спектральных линий нейтрального гелия He I 447.1 нм и He I 492.2 нм. Вместе с тем, в работах [23–26] концентрация электронов была получена (наряду с температурами ионов и энергиями направленного движения плазмы) из сопоставления профилей спектральных линий ионизованного гелия He II 320.3 нм и He II 468.6 нм. Из сравнения плотности электронов в центральной области и на краях токового слоя, измеренных по линиям ионов [23–26], с плотностями электронов, полученными в настоящей работе по линиям атомов, можно сделать вывод, что ионы и атомы гелия локализованы в различных областях токового слоя, как в направлении, перпендикулярном средней плоскости слоя (вдоль толщины слоя, ось Y ), так и вдоль средней плоскости токового слоя (вдоль ширины слоя, ось X).

Авторы благодарны Г.С. Воронову и И.А. Скукаускасу, с которыми начиналась эта работа, за полезные предложения и обсуждения, а также за помощь в обработке экспериментальных данных.