Сильная ленгмюровская турбулентность в магнитоактивной немаксвелловской плазме

• Автор: Вячеславов, Леонид Николаевич
• Шифр специальности: 01.04.08
• Научная степень: Докторская
• Год защиты: 1999
• Место защиты: Новосибирск
• Количество страниц: 146 с. : ил.

ВВЕДЕНИЕ
1. ОСНОВНАЯ АППАРАТУРА И МЕТОДЫ ИЗМЕРЕНИЙ
1.1 .Экспериментальная установка
1.2. Методика лазерного рассеяния
, 1.2.1. Основы теории томсоновского рассеяния в плазме
1.2.2.Когерентное рассеяние
1.2.2.А. Выбор схемы
1.2.2.Б. Лазер
1.2.2.В. Детекторы
1.2.2.Г. Аммиачный фильтр-пробка
1.2.2.Д. Калибровка
1.2.3. Аппаратура для некогерентного рассеяния
1.2.3.А. Лазер на рубине
1.2.3.Б. N6 Лазер
1.3.0СНОВЫ ТЕОРИИ ШТАРКОВСКОГО УШИРЕНИЯ линии На
1.3.1.Профиль линии На в равновесной плазме
1.3.2.Профиль линии На в поле высокочастотной турбулентности
2. ИССЛЕДОВАНИЕ ЛЕНГМЮРОВСКИХ КОЛЕБАНИЙ
2.1 .МЕТОДИКА И АППАРАТУРА
2.1.1. Геометрия эксперимента
2.1.2. со-Спектрометр
2.1.3. к-Спектрометр
2.2.Результаты ИЗМЕРЕНИЙ
2.2.1. Частотный спектр
2.2.2.Пространственный спектр
2.3 .Обсуждение измеренных спектров ленгмюровских волн
2.4.СОПОСТАВЛЕНИЕ СО спектроскопические данными
2.4.1. Аппаратура для эмиссионной и лазерной спектроскопии
2.4.2. Результаты спектральных измерений
2.5.НАБЛЮДЕНИЕ СВЧ ИЗЛУЧЕНИЯ ПЛАЗМЫ
3. СТРУКТУРА НАГРЕВА ЭЛЕКТРОНОВ ПЛАЗМЫ
3.1. Методика измерения функции распределения плазменных электронов по скоростям
3.1.1.Метод некогерентного лазерного рассеяния
3.1.1 .А.90°-Рассеяние
3.1.1 .Б.Рассеяние на малый угол
3.1.2.Методика анализа покидающих плазму электронов высоких энергий по их поглощению в тонких фольгах
3.2. Нагрев основной компоненты плазменных электронов
3.3. Неравновесная часть электронной функции распределения
3.4. Обсуждение результатов
4. МЕХАНИЗМ ТРАНСПОРТИРОВКИ ЛЕНГМЮРОВСКИХ ВОЛН ПО СПЕКТРУ
4.1 Роль ионного звука в неизотермической плазме с СЛТ
4.2.МЕТОДИКА измерений ионного звука
4.2.1. Схема без поглощающей ячейки
4.2.1.А. Схема эксперимента
4.2.1.Б. Схема измерения пространственного спектра
4.2.2. Схема рассеяния, использующая ИЩ фильтр
4.2.2.А.Лазе р
4.2.2.Б.. Поглощающая ячейка
4.2.2.В.Схема эксперимента
4.3. Результаты измерений ионно-звуковых колебаний
4.3.1 Идентификация ветви колебаний
4.3.2. Пространственный спектр ионно-звуковых колебаний и анализ механизмов генерации звука
4.4. Механизм замедления ленгмюровских волн и нагрева плазменных электронов
ЗАКЛЮЧЕНИЕ
ЛИТЕРАТУРА

Введение
После классической публикации В.Е. Захарова[1] в 1972 году сильная ленгмю-ровская турбулентность (СЛТ) постоянно привлекает внимание исследователей: как интереснейшее фундаментальное нелинейное явление в физике плазмы, имеющее место как в лабораторных так и в природных условиях. СЛТ играет роль в экспериментах по нагреву плазмы с помощью лазеров [2,3], электронных пучков [4, 5], а также при воздействии на ионосферную плазму мощным импульсным СВЧ излучением [6, 7]. С возбуждением ленгмюровской турбулентности связывают наблюдаемое электромагнитное излучение при естественных процессах: в активных ядрах галактик [8, 9], в магнитосфере пульсаров [10, 11], в плазме солнечной короны [12], в межпланетной [13] и околопланетной плазме [14, 15, 16]. В аналитической теории и численном моделировании СЛТ наибольшее понимание достигнуто в физике отдельного элемента турбулентности - кавитона в изотропной максвелловской плазме (см.[17, 18] и приведённую там литературу). В тоже время коллапс ленгмюровских волн в практически важных условиях наличия сверхтепловых плазменных электронов, которые являются прямым следствием СЛТ, и внешнего магнитного поля исследован только в небольшом числе частных случаев. Это связано с резким возрастанием трудностей в теории при учёте упомянутых факторов. Так модифицированные с учётом магнитного поля уравнения Захарова решались для узкого по спектру пакета ленгмюровских волн, распространяющихся параллельно [19, 20, 21] или перпендикулярно [22] направлению магнитного поля. Рассматривался случай относительно низкого уровня СЛТ (адиабатический коллапс) [23, 24, 25], а также возникновение крупномасштабных каверн к « (сореЮсе)/с [26]. Наличие «хвостов» на функции распределения плазменных электронов включалось в численные расчёты уравнений Захарова

наблюдение рассеянного излучения велось в ИК области, преобразователь частоты излучения не использовался.
Расходимость излучения лазера, измеренная в стендовых экспериментах, составляла 2*10-4 рад [47].
Сравнение параметров рубинового и неодимового лазера показывает, что выигрыш по мощности при переходе к новой лазерной системе составил 4 раза, а по яркости излучения - 40 раз. Кроме того, переход в ИК область в последних экспериментах позволил работать со значительно меньшей спектральной мощностью собственного свечения плазмы, которая значительно выше в видимом диапазоне и определяла основные помехи для полезного сигнала. Одним из следствий повышения параметров лазера стало то, что давление воздуха в камере при абсолютной калибровке на газе (при энергии излучения лазера около 1 Дж) нельзя было поднимать выше 0.03 атм. при энергии лазера около 1 Дж. Превышение этой величины приводило к образованию лазерной искры - лишнее свидетельство высокой яркости излучения. Отметим, что при использовании рубинового лазера подобных проблем не возникало при давлении в камере в 0.2 атм. и энергии лазера в 7 Дж.
1.3.0сновы теории штарковского уширения линии На
Уровни энергии атома водорода, помещенного во внешнее постоянное и однородное электрическое поле£, подвержены линейному эффекту Штарка и расщепляются пропорционально приложенному полю. Соответственно спектральные линии расщепляются на ряд штарковских компонент, расположенных симметрично относительно положения нерасщепленной линии. Если обозначить номер компоненты как э, то для линии На индекс э пробегает целые значения в интервале -8 < э < 8. Смещение э-ой компоненты по частоте относительно центра линии дается вы-