Кинетические модели излучения разреженной и плотной плазмы

• Автор: Левашова, Мария Германовна
• Шифр специальности: 01.04.08
• Научная степень: Кандидатская
• Год защиты: 2008
• Место защиты: Москва
• Количество страниц: 95 с. : ил.

СОДЕРЖАНИЕ
ВВЕДЕНИЕ
Глава I. Универсальная двумерная кинетическая модель заселения

Ридберговских атомных состояний
1.1. Формирование радиационно-столкновительного каскада
1.2. Отличие двумерной кинетики от одномерной
1.3. Кинетическая модель радиационного-столкновительного каскада
1.4. Квазиклассические вероятности радиационных переходов
1.5. Классический оператор столкновений
Глава II. Расчеты населенностей атомных состояний для различных
источников заселения (селективном, фоторекомбинационном, трехчастичном)
2.1. Численное решение для селективного (дельта-функционного)
источника
2.2. Трехчастичный источник заселения
2.3. Фоторекомбинационный источник заселения
2.4. Сравнение с одномерными кинетическими моделями
2.5. Интенсивности ридберговских линий
Глава III. Расчеты излучательной способности оболочки и испарения
мишеней в плазменном фокусе
3.1. Формулировка проблемы
3.2. Анализ кинетических моделей для излучения
оптически плотной плазмы
3.3. Расчеты излучательной способности оболочки плазменного
фокуса
3.4. Оценка потока излучения на конденсированную мишень
ЗАКЛЮЧЕНИЕ
ЛИТЕРАТУРА

ВВЕДЕНИЕ
В диссертации рассматриваются кинетические модели излучения разреженной и плотной плазмы. В кинетических моделях разреженной плазмы

рассматриваются высоковозбужденные (ридберговские) атомные состояния в оптически прозрачной плазме, рассчитывается детальное распределение населенностей атомных состояний и интенсивности отдельных радиационных переходов, которые могут использоваться для диагностики плазмы. Для кинетических моделей излучения плотной плазмы актуальными являются расчеты суммарных радиационных потерь энергии. Здесь, как правило, необходимо учитывать возможность запирания излучения. В частности, такая модель может использоваться для плазмы оболочек пинча и плазменного фокуса.
Остановимся подробнее на характеристике проблем, актуальных для обеих указанных задач.
Астрофизические объекты. Наибольшее внимание в работе уделяется первой из указанных задач, которая связана с интерпретацией спектральных линий, отвечающих переходам между ридберговскими состояниями атомов и ионов в космической и лабораторной плазме. В космосе такие спектральные линии наблюдаются в околозвездных оболочках, планетарных туманностях, плотных и разреженных областях ионизованного водорода (НИ), областях ионизованнного углерода (СП), межзвездной среде [1-15]. В лабораторной плазме такие линии могут наблюдаться в токамаках, стеллараторах, накопительных кольцах, при испарении мишеней лазером и др. [16-39].
Линии в видимом свете из планетарных туманностей, излучаемые при переходах с атомных уровней с главными квантовыми числами п > 10 наблюдались уже давно. Интерес к ридберговским линиям возрос после открытия рекомбинационных радиолиний [1-15]. Название последних связано с рекомбинационными механизмами заселения высоковозбужденных атомных состояний в космическом пространстве, причем значения главных квантовых

чисел уровней п достигают нескольких сотен, а излучаемые при переходах спектральные линии приходятся на радиодиапазон. Первые рекомбинационные радиолинии были обнаружены в апреле 1964 г. с помощью аппаратуры, установленной на 22-метровом радиотелескопе Физического института в Пущино: Сороченко и Бородзич в спектре туманности Омега обнаружили радиолинию водорода Щ -> «90 (Н90а) [2]. Почти одновременно с группой Физического института в мае и июле 1964 г. группа Пулковской обсерватории зарегистрировала линию возбужденного водорода п105 -> пт (Н104а) [3]. Эти радиолинии излучаются возбужденными уровнями атомов водорода с главными квантовыми числами п = 91 и п = 105, соответственно. В июле 1965 г., с помощью 43-метрового телескопа, Хоглунд и Мецгер обнаружили линию Н109а [4]. В дальнейшем были обнаружены линии Н156а, Н158а в туманностях Омега и W51 [5], линии возбужденного гелия (Не156а, Не157а, Не159а ) в туманности Омега [6] и углерода (С 109а) в туманностях NGC 2025 и IC 1795 [7]. Линии углерода с наиболее высокими на сегодняшний день уровнями переходов (С764а -С768а) были найдены в Харькове на радиотелескопе УТР-2 в направлении на Кассиопею А [8]. В настоящее время экспериментальные исследования космического пространства вплотную подошли к наблюдениям атомов с уровнями возбуждения, близкими к предельным [8-12] (см. ниже). Последние измерения таких спектров для водорода были выполнены сравнительно недавно [13,14]. Обсуждение этих результатов содержится в работах [15].
Атом, как квантовая система, может существовать в условиях межзвездной среды до уровней возбуждения п ~ 1000. При этом его размеры в соответствии с моделью Бора достигают примерно 0,1 мм. Причиной, ограничивающей существование еще более высоковозбужденных атомов, является нетепловое радиоизлучение Галактики [1]. Излучаемые (поглощаемые) такими гигантскими атомами спектральные линии можно наблюдать на Земле в широком диапазоне радиоволн от миллиметровых до декаметровых. Поскольку межзвездные атомы чувствительны к изменениям
практически совпадающим с численным коэффициентом для неупругих переходов (1.41). Поэтому учет упругих столкновений сводится к изменению только численного коэффициента перед оператором диффузии по орбитальным моментам в уравнении (1.44), связанному с отношением масс быстрых (электронов) и медленных (ионов) частиц плазмы, а также к некоторому изменению логарифма в формуле (1.36).
Обсудим величину логарифма Ь в формуле (1.36) отдельно для случая быстрых и медленных столкновений. Величина Ь определяется отношением максимального (ртах) и минимального (ртт) прицельных параметров. В рамках классического рассмотрения в случае быстрых столкновений величина ртах соответствует границе между адиабатически медленным и внезапным возмущением и определяется из условия равенства времени соударения по сравнению с классическим периодом Тп обращения электрона по орбите:
Ртах 00 уеТ„ 00 Уеп3 - Рай Минимальное же значение определяется из условия равенства переданного импульса (1.36) импульсу электрона на орбите, что дает Ртт 00 1 /Рал>е СС»ЬГ В результате ОТНОШеНИв ПрИВвДеННЫХ ПрИЦвЛЬНЫХ параметров равно ртах / ртп = Т I Еп » 1. В случае упругих столкновений величина раЛ играет, очевидно, роль минимального значения параметра соударения. Максимальное же значение определятся в этом случае дебаевской экранировкой рв. Таким образом, для диффузии по энергии (переменной в (1.42)) фигурирует логарифм Ь = п(Т/Еп), отвечающий случаю внезапного возмущения. В ТО же время, диффузия ПО переменной Т1 происходит как при внезапных, так и адиабатически медленных возмущениях, поэтому она с высокой точностью отвечает сумме указанных выше логарифмов, приводящего к увеличенному значению полного кулоновского логарифма Е - п(рвУе / п). Эго означает, что коэффициент диффузии по переменной /7 в уравнении (1.42) следует увеличить в 1п(рв /рт-т) / п(рас1 / рт-т) = Яе раз. Для условий плазмы межзвездных газовых туманностей низкой плотности (М се 103елг_3) этот