Теплофизические процессы в инертных газах при воздействии жесткого ионизатора тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.14 ВАК РФ

ггп од

- - ":;; 1998

ТЮКАВКИН Андрей Викторович

ТЕПЛОФИЗИЧЕСКИЕ ПРОЦЕССЫ В ИНЕРТНЫХ ГАЗАХ ПРИ ВОЗДЕЙСТВИИ ЖЕСТКОГО ИОНИЗАТОРА

Специальность: 01.04.14 - теплофизика и молекулярная физика

АВТОРЕФЕРАТ диссертации на соискание ученой степени кандидата технических наук

Москва - 1998 г.

Работа выполнена на кафедре физики Московского Государственного Университета Леса и в Центральном Научно-Исследовательском Институте Машиностроения.

Научный руководитель: Заслуженный деятель науки РФ,

доктор технических наук, профессор В.Н.ХАРЧЕНКО

Официальные оппоненты:

Лауреат Госуд. Премии доктор технических наук профессор Ю.В.КУРОЧКИН кандидат физ.- мат. наук с.н.с. А.В.КАРЕЛИН

Ведущая организация: - Научно-Мсследовательский Институт Энергетического Машиностроения - Московский Государственный Технический Университет.

Защита состоится "19" июня 1998 г. в 10 часов в ауд.312 на заседании специализированного совета К 053.31.06 по защите диссертаций на соискание ученой степени кандидата технических наук по адресу: 141005, г. Мытищи, Московская область, МГУЛ.

С диссертацией можно ознакомиться в научной библиотеке Университета.

Автореферат разослан " " 1998 г.

Ученый секретарь специализированного совета, кандидат технических, наук, доцент БУЛГАКОВ В.И.

£

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИК РАБОТЫ

Актуальность темы - Теплофизика низкотемпературной плазмы, образуемой жестким ионизатором - интенсивно развеивающаяся область науки и техники. Одним из ее направлений является исследование процессов, протекающих в средах газовых лазеров, где жесткий ионизатор используется либо непосредственно как источник накачки, либо как предыонизатор или стабилизатор электрического разряда. Основными параметрами лазерных систем являются выходная мощность и к.п.д., которые могут быть оптимизированы только с использованием знания детальной кинетики рабочих сред. Свойства плазмы, возникающей при воздействии на газовые среды электронных и ионных пучков, осколков деления ядерных реакций, остаются еще недостаточно изученными. Важнейшей универсальной характеристикой такой плазмы, определяющей большую часть ее свойств, является функция распределения электронов по энергиям (ФРЭЭ). Нахождение этой функции позволит дать более полное описание теплофизических процессов в низкотемпературной плазме, точнее определить выходные параметры лазеров, увеличить эффективность экспериментов по разработке устройств, использующих высокоэнергетические пучки заряженных частиц.

Цель работы - Разработка методик расчета теплофизических процессов, протекающих при тормойении высокоэнергетических потоков ионов и электронов в инертных газах.

Для достижения этой цели были поставлены следующие задачи:

1 - Определить физические механизмы торможения потоков высокоэнергетических многозарядных ионов и электронов;

2 - Разработать методику численного расчета нестационарного кинетического уравнения для электронов при возбуждении инертных газов штоками ионов;

3 - Провести анализ результатов численного расчета, сравнить их с экспериментальными данными, определить к.п.д. лазеров с накачкой жестким ионизатором;

4 - Разработать методику расчета распределения энерговклада в закрытых кюветах с накачкой потоками ионов - осколками деления ядерных реакций.

Научная новизна работы заключается в том,что впервые построена модель теплофизических процессов при накачке газовой среды потоками ионов - осколками деления ядерных реакций. Составлено и решено нестационарное кинетическое уравнение для электронов с учетом процессов ионизации, возбуждения, электрон-электронных и электрон-атомных столкновений. Определены энергии образования одной электрон-ионной пары и возбужденных атомов в гелии в зависимости от начальной энергии и массы высокоэнергетических ионов. Найдена функция распределения в области высоких энергий для электронного потока при различных видах взаимодействия со средой. Разработан метод расчета распределения энерговклада для плоскопараллельных и цилиндрических кювет, определены теплофизические характеристики газовых сред при накачке продуктами ядерных реакций.

Практическая ценность работы. С использованием предложенных методик определены доли энергии, идущие на различные степени свободы низкотемпературной плазмы, образуемой пучками частиц, концентрация и температура электронов, что является существенным при разработке лазерных систем. Расчитан максимальный внутренний к.п.д. и энергетическая эффективность лазеров с ядерной накачкой.

Достоверность полученных результатов заключается в том, что предлагаемые модели основаны на известных физических принципах. Результаты согласуются с опубликованными ранее экспериментальными и теоретическими исследованиями.Теоретические и численные расчеты проведены с использованием современных математических методов и хорошо отработанных пакетов программ.

На защиту выносятся : 1. Модель теплофизических процессов, протекающих в низкотемпературной плазме, образованной пучками

высокоэнергетических частиц, осколков деления ядерных реакций. Вид кинетического уравнения для функции распределения электронов по энергиям с учетом процессов ионизации, возбуждения, электрон-электронных и электрон-атомных столкновений при накачке потоками ионов-продуктами ядерных реакций;

2. Результаты численного расчета нестационарного кинетического уравнения для электронов в гелии с учетом процессов ионизации, возбуждения,электрон-электронных и электрон-атомных столкновений при накачке потоками ионов - продуктами ядерных реакций;

3. Спектральная скорость образования первичных электронов при воздействии на газ потоков многозарядных ионов;

4. Энергии образования электрон-ионных пар и возбужденных состояний атомов в зависимости от начальной энергии и массы ионов;

5. Для торможения электронного пучка в газах - аналитический вид функции распределения электронов в области высоких энергий;

6. Метод и результаты расчета распределения энерговклада в газовых средах при накачке продуктами ядерных реакций.

Апробация. Основные результаты диссертационной работы докладывались и обсуждались на I, II, III и IV Межгосударственных Симпозиумах • по радиационной

плазмодинамике,конференциях Физического общества ЩШИМАШ.

Публикации . Основные результаты диссертационной работы опубликованы в 8 научных статьях и одной монографии.

Структура и объем диссертации. Диссетация состоит из введения, трех глав и заключения. В работе страниц основного текста 96 , страниц с иллюстрациями- j. Oj_, таблиц 2L . список литера туры, включающий 7 наименований.

S

СОДЕРЖАНИЕ РАБОТЫ

Во введении обоснована актуальность теш, преставлен обзор литературы, связанной с экспериментальными и теоретическими исследованиями торможения высокоэнергетических потоков ионов и электронов в газах. Сформулирована цель работы, дан перечень решаемых задач и основных положений, выносимых на защиту.

В первой главе рассматривается задача о замедлении потока высокоэнергетических многозарядных ионов в газах. Наиболее важными параметрами при такого рода воздействии на газовые среда являются энергии образования одной электрон-ионной пары (И^) и возбувденного атома ). Для оценок этих величин часто

используется полу эмпирическое уравнение Плацмана. Однако для более точного их определения,а также для более полного количественного описания кинетики низкотемпературной плазмы,образованной потоками ионов, продуктов ядерных реакций, необходимо решать уравнение Больцмана для нахождения функции распределения электронов по энергиям. В работе Х.Хассана и Д.Дизе (И^уэ. оГ Пи1йз.- 1976.7.19, N12.- Р.2005-2011.) рассматривалась задача о возбуждении газа разрядом, стабилизируемом осколками деления урана и было показано, что значительное отклонение ФРЭЭ от максвелловской обусловлено наличием жесткого ионизатора-осколков деления урана.

Как известно, при замедлении высокоэнергетических заряженных частиц большая часть их энергии затрачивается на ионизацию, причем образовавшиеся первичные электроны далее ионизуют и возбуждают газ. Поэтому решение задачи по определению ФРЭЭ проводится в два этапа. Сначала находится деградационннй спектр высокоэнергетических заряженных частиц.с помощью которого вычисляется скорость образования первичных электронов. Далее решается кинетическое уравнение Больцмана для ФРЭЭ с источником первичных электронов, вычисленном на первом этапе. По-существу, задача сводится к нахождению ФРЭЭ в газах, возбуждаемых

б

электронами, которая решалась многими авторами в случае накачки газовых сред электронными пучками высоких энергий. Особенность проблемы, обсуждаемай в данной работе,состоит в том, что средняя энергия электронов, возникающих в результате первичной ионизации газа тяжелыми частицами, находится в области, где величины и №ех для электронов, как показано Алхазовым, сильно зависят от их начальной энергии. Это обстоятельство делает невозможным использование результатов работ по электронно-пучковому возбуждению газовых сред и приводит к необходимости заново решать уравнение Больцмана с учетом указанных особенностей.

Аналитически решив кинетическое уравнение для замедления потока высокоэнергетических многозарядных ионов в газовых средах, находим скорость образования первичных электронов и их среднюю энергию:

-1 ЛЕо (Е+1) Е+1

"7Г

ЛЕ0-1

I Не(Е)-Е.с1Е <Е1п> = —----, (2 )

ЛЕ -I Х° Ыр(Е).йЕ о е

где Б0 -мощность моноэнергетического источника ионов с начальной энергией Е0; Л=4т/М - коэффициент передачи энергии; I -потенциал ионизации газа; М, ш - масса иона и электрона соответственно.

Вид функции Й(Е> изображен на рисунке 1.Выражение И(Е) описывает источник электронов в кинетическом уравнении для нахождения функции распределения электронов по энергиям (ФРЭЭ), Для осколков деления урана средняя энергия первичных электронов в различных инертных газах представлена в таблице 1.

т

Таблица 1

Вид газа Не N8 Аг Кг Хе

Численный расчет ЭВ. 60 56 44 41 35

Формула (3) эВ. 59 57 44 40 34.5

Во второй строке таблицы-значения средней энергии, подсчитанные по аппроксимационной формуле:

<Е1п> = (1п - 1.6)1 , (3)

Также решается задача о нахождении функции распределения электронов в области высоких энергий при накачке газовой среды электронными пучками. Уравнения для нахождения ФРЭЭ являются нелинейными интегродафференциалъныш уравнениями со сдвинутыми аргументами и могут решаться только численными методами.Поскольку отношение максимальной энергии к минимальной составляет несколько порядков, необходимо применять существенно неравномерные сетки. При накачке электронным пучком это отношение может достигать величины 10е,что приводит к трудностям при проведении численного счета с шагом, обеспечивающим приемлемую точность.Однако, при больших энергиях ФРЭЭ может быть найдена аналитическими методами.Это обстоятельство было отмечено в работах Коновалова и Сона.

С учетом процессов ионизации для ФРЭЭ имеем следующую систему уравнений:

е -I

X 6^(8' )31(е' ,5,-е-1)йе'^(е)о1(Б)=-30б(е0-5),е? е+1 2

(4.а)

е0 2е+1

/ )31(е', £)йе' + / е'в(е' )51(а' ,е' -е-1)й£' -

2е+1 8+1

-ев(5)о1 =-30б(в0-8) , е« -5--(4.0)

где функция й(е> удовлетворяет нормировке:

[4] 1/2Гв1/28(в)ае=Не , (5)

^-полная концентрация электронов,БКе' ,8),о., (н)-полуэмпирическое дифференциальное сечение и полное сечение ионизации соответственно 30б(е0-е) = (|/11ое(е -е), 4 - количество высокоэнергетичных электронов, поступащих в единицу обьема газа в единицу времени, Мо, I - полная плотность и потенциал ионизации атомов газа соответственно. Из вида уравнения (4.а) следует, что в области энергий ео> е > (ео-1)/2 ФРЭЭ определяется характером замедления самого электронного пучка. Электронов каскада здесь еще нет. При больших энергиях дифференциальное сечение ионизации представляем в виде:

А 1п(е/<Г)

31(6,8')= ---8т(е') . ■ (б)

Г2

По Грину и Саваде (1972): Бт(е') = -5-, где <7, Г,Т -

т (8'-Т0)2 + Г2 °

подгоночные параметры. Решение (4.а) с таким сечением есть:

1

§(е) = ° _

Г2а 1п(еЛ1)1п((е0-б)/<7)

Функция g(e) имеет минимум при e=eo/2, а результаты расчетов показывают, что выражение для g(e) можно с хорошей точностью аппроксимировать в область e<eQ/2 вплоть до энергий порядка 10 кэВ, где еще можно пренебречь зависимостью параметров Т , Г и J от е. Таким образом, в области е >10 кэВ электронный каскад описывается формулой (7). При е CIO кэВ уравнение (4.6) можно решать численными методами, причем указанных трудностей при проведении численного счета удается избежать.

Едли электроны пучка теряют энергию строго определенными порциями, то есть Sm(e')=Д±5(е'-Ç), уравнение (4.а) допускает точное аналитическое решение. Используя преобразование Лапласа, имеем:

Sn

g(6)= -2- s 0(6 -6-(I+C)n) . (8)

Mjln(e/J) n 0

Если "размазать" дельта-функцию ô(e -e(I+Ç)n) по интервалам от (I+C)n до (I+Ç)(n+1), приходим к выражению:

g(e) = -2--(9)

A(I+Ç)ln(e/J)

Если Sm=exp(~7s'), уравнение (4.а) также допускает точное аналитическое решение:

S.l 711 (е -e-nl)n_1 _ _т.

g(e)= 0 (б(е -е)+2-^ry,-е 8 ni) 9(s -e-nl)).

Ain § ° n ш 1 '! 0

d (10)

Определяемая выражением (10) функция g(e) имеет сложную

осцилляционную структуру. Однако, при е0-е»1 осцилляции затухают

как гГ1/2, и сумма стремится к постоянному пределу. При 1=0

осцилляции отсутствуют, и выражение (10) упрощается до:

A-ln(e/J)'g(s)=S07(ô(80-8)+7e(so-8)) ,

то есть функция распределения практически постоянна уже от

начальной энергии электронного пучка. Результаты расчетов

показывают, что если I отлично от нуля, форма функции

распределения вблизи е0 повторяет форму дифференциального сечения

ионизации независимо от его вида. Это обстоятельство может быть

полезным в спектроскопии.

ю

Во второй главе выделяются и анализируются наиболее существенные процессы, входящие в кинетическое уравнение для нахождения ФРЭЭ. В качестве упругих процессов выбираются олектрон-электронные и электрон-атомные столкновения. Интеграл упругих еа-столкновений записывается в форме Фоккера-Планка, интеграл ее-столкновений - в форме Ландау. Из неупругих процессов учитываются ионизация и возбуждение. Анализируется вид дифференциального сечения ионизации. Используя полуэмпирические формулы Грина и Савады, записывается симметризованное выражение для этого сечения и ионизационный интеграл столкновений. В качестве оптически разрешенных переходов при возбуждении атомов гелия, выбирались переходы из основного состояния в состояния 21Р, 31Р, 41Р, 51Р. В качестве оптически запрещенного учитывался наиболее сильный переход 15 -* 21Б. Кроме того, принимался во внимание интеркомбинационный переход Проанализированы

сечения возбуждения других инертных газов.

Записывается кинетическое уравнение для редуцированной функции распределения электронов по энергиям:

(т/2)/2Е1/2 —{Е2 Ж.С).(Е)(8(Е)+Т ^Ш) +

0Е <ЗЕ 1 1 1 8 дЕ

+ | Е2дее(Е)№1(Е)я(Е) + (Е) )) +

6Е

та

тах I

+22 N. Г Е'в(Е' )51зут(Е' ,Е)<Ш'гЕб(Е)2 % Г 31зут(Е,Е' )<ЗЕ' + 1 Е+1 ' 1 о

Д[ (Е+Е .к)§(Е.Езк)Ы .3 .к(Е+Е ■к)-Ей(Е)М;58 .к(Е) +

(Е-Е.к)§(Е-Е.к)Мк8к.(Е-Е.к)-Её(Е)Мк8к.(Е)] + ^ *в(Ю.(11)

где Н^, (2^ - плотность и сечение упругого рассеяния для а.-ой компоненты, - температура газа, <Эее - сечение кулоновского рассеяния, Зхзут -. симметризованное дифференциальное сечение ионизации, Ед-к - энергия перехода между уровнями з и к, Б^.-

сечения возбуждения и девозбуждения, связанные по принципу

® 1 /? ® т /Р

детального равновесия, 1г. (Е)=/Е ^(В)аЕ , 112(е)=2/е^/ б(Е)<1Е +

^,/р 00 о о

2Е Хё(Е)<1Е, - рекомбинационные члены.

Е гео

Уравнение (11) должно быть дополнено системой уравнений кинетики для определения концентраций N. образующих плазму компонент. Однако, цель данной работы - нахождение нестационарного деградационного спектра в области высоких энергий,цен образования электрон-ионных пар и возбужденных состояний атомов, то есть основы для расчета детальной кинетики газовых сред, накачиваемых жестким ионизатором. Поэтому в уравнении (11) рекомбинационными процессами, колебательно-вращательным возбуждением и

девозбуждением, всеми процессами с участием медленных электронов, кроме ее- и еа- столкновений, мы пренебрегаем.

Описана методика численного расчета кинетического уравнения. Так как энергетический интервал, на котором вычисляется функция распределения электронов по энергиям, достаточно велик (отношение максимальной энергии к минимальной составляет несколько порядков), применялись существенно неравномерные сетки. С целью определения точности вычисления ионизационных интегралов на таких сетках проверялось выполнение баланса по числу электронов и по их энергии в процессах ионизации. Кроме того, проверялось выполнение баланса по полному числу электронов, образуемых в газовой среде под действием жесткого ионизатора, а также по полной энергии.Уравнение баланса по полной энергии получалось из (11) путем умножения на Е и интегрирования от нуля до Ета2:« Отметим,что баланс по полной энергии выполняется с точностью до нескольких процентов.

Важным параметром при проведении численного счета является величина шага по времени. В данной главе проанализирована связь между максимальным шагом по времени и характерными временами процессов,учитываемых в кинетическом уравнении.Дополнен критерий максимального шага, предложенный Высоцким Ю.П. и Сошниковым В.Н. (ЖТФ.-1981 .-Т.51 ,N5.-0.996-999).

Обсуждаются также особенности формирования энергетического распределения электронов по энергиям для случая возбуждения инертных газов осколками деления урана и продуктами ядерных реакций 3Не(п,р)3Т.

Вид функции распределения электронов по энергиям в гелии при накачке осколками деления урана при различных временах изображен на Рисунке 1.Величина энерговклада выбиралась равной 1 кВт/см3, концентрация инертного газа- 1019 см"3.При чгМО~1г сек вид ФРЗЗ, по-существу, совпадает с видом распределения первичных электронов Йе(Е). Ко временам порядка Ю-10 сек успевает установиться высокоэнергетический хвост ФРЭЭ, определяющий параметры ИК^ и - цены ионизации и возбуждения. При временах г>гг и постоянно действующем источнике накачки ФР остается неизменной в области энергий от первого потенциала возбуждения до Аналогичная картина наблюдается и для

шЗА х о о

случая возбуждения гелия продуктами ядерных реакций ->Не(п,р)гГ, когда средняя энергия первичных электронов составляет величину 50 эВ (Рис. 2).

На Рисунках 1 и 2 показано распределение Максвелла с температурой, расчиганной по средней энергии электронов при г = 1.5'10~8 сек. Из сравнения графиков 4 и 5 на Рисунке 1 и графиков 1 и 2 на Рисунке 2 видно, что при .5-10-8 сек, то есть временах, характерных для протекания кинетических реакций, ФРЭЭ далека от максвелловской в области энергий, превышающих первый потенциал возбуждения. В области малых энергий сказывается влияние упругих ее-столкновений, максвеллизующих ФРЭЭ.

При больших энергиях в уравнении (11) можно пренебречь членами, описывающими ее- и еа- столкновения. Тогда уравнение становится линейным по искомой функции, и, следовательно, ФРЭЭ в высокоэнергетичной области пропорциональна нейтронному потоку, определяющему мощность накачки в выражении (11) или плотности накачивающего газ электронного пучка. Поскольку при малых степенях ионизации, характерных как для ядерной накачки, так и для накачки электронным пучком ее-столкновениями можно пренебречь вплоть до первого потенциала возбуждения,указанная пропорциональность будет соблюдаться для всего

1Ъ

Рис.1,2.Спектральная скорость образования первичных электронов и нестационарная ФРЭЭ в гелии.

/Ч

высокоэнергетичного хвоста ФРЭЭ.

Расчитываются скорости и энергетические цены образования электрон-ионных пар и возбужденных атомов в гелии при накачке продуктами ядерных реакций. В случае использования кювет с напылением активного слоя на внутреннюю поверхность, осколки деления влетают в газ с различными энергиями. Поэтому, необходимо определить, как изменяются параметры и \Уех -цены ионизации и возбуждения атомов буферного газа,в зависимости от начальной энергии продуктов ядерных реакций. В Таблице 2 приведены результаты численных расчетов для случая накачки среды на основе Не продуктами деления урана.

Таблица 2

Начальная энергия осколков 21Р 31Р 41Р+51Р 21Э 2% ех

85 МэВ 240 880 1320 880 1100 120 39

15 МэВ 360 1320 2030 1150 1200 180 39

•В первом столбце указана начальная энергия осколков (в МэВ), верхней строке - обозначения в терминах 1£-связи основных озбужденных уровней атома гелия. - усредненная цена бразования одного возбужденного атома»

процессе расчета функции распределения электронов по энергиям ена образования одной электрон-ионной пары и парциальные цены эзбуждения определялись на каждом временном шаге. Функция й^СС) ри г=10-13 сек имела значение, равное 84.5 эВ, что есть сумма шетической энергии первичного электрона и потенциала ионизации гома гелия. Ко времени порядка 10~12 сек И^Ш равнялась 42 эВ, ) есть практически совпадала со своим предельным значением -3 эВ, которое достигалось при 1л*2'10~12 сек. Релаксация фциальных цен возбувдения происходила, в среднем, за времена »рядка Ю-11 сек. Расчет ФРЭЭ, №ех производился как при

постоянно действующем источнике накачки, так и на стадии релаксации, когда источник отключался. В обоих случаях предельные значения и №е„ оставались неизменными.

Поскольку средняя энергия первичных электронов составляет 60 эВ, то есть на образование одного первичного электрона затрачивается энергия 84.6 эВ, каждый первичный электрон, в среднем, ионизует еще два атома гелия. Каждый осколок деления, имея начальную энергию 80 МэВ, образует 2-10& электронов, и вся его энергия, как показано в главе 1, затрачивается на ионизацию. Возбужденные атомы образуются за счет столкновений электронов

•з о

каскада с нейтралами. При энерговкладе 10^ Вт/см-; скорость образования первичных электронов в единице объема составляет

величину 2-10^° эл./см3/сек .

Сравним величины 41 ^ и №е2 , полученные в данной работе, со значениями этих величин, расчитанных по эмпирическим формулам Плацмана:

= Е. + (НЛ)ЕХ + Ее ,

где .06 I - средняя энергия, затрачиваемая на ионизацию,

Е2 = 0.86 I - средняя энергия,затрачиваемая на возбуждение,

Ее = 0.31 I - кинетическая энергия подпороговых электронов,

= 0.53 - отношение количества возбужденных атомов к

числу электрон-ионных пар.

Для гелия по этим формулам получаем:

И- = 44 эВ, V = 83 эВ, Е = 7.6 ЭВ, Т = 5.1 эВ. 1 ех е е

Используя определение и напишем равенство:

Ев I Ъ„

1 = + - + -

Wi Wi Wex

Для начальной энергии осколка равной 85 МэВ с помощью таблицы 2 находим: W.^ = 39 эВ, Wez = 120 эВ, Ее = 6.9 эВ, Те = 4.6 эВ, VNi = W^/Wex = 0.33. Сравнивая с аналогичными значениями по Плацману, замечаем, что в величинах Wex имеется значительное отличие. При уменьшении начальной энергии осколков от 85 МэВ до 15 МэВ средняя энергия первичных электронов уменьшается до величины 26.5 МэВ и ионизация газа в основном осуществляется

непосредственно осколками. Цена образования одной электрон-ионной пары остается неизменной и составляет 39 эВ.что близко к экспериментальному значению - 42.3 эВ . Средняя кинетическая энергия подпороговых электронов также практически не меняется. Однако, средняя цена образования возбужденного атома увеличивается в полтора раза и составляет величину 180 эВ, что более, чем в два раза превосходит значение, даваемое формулой Плацмана. Отношение числа возбужденных атомов к числу электрон-ионных пар равно 0.22. Это обстоятельство может быть существенным при рассмотрении кинетики газовых сред, где важны реакции с участием возбужденных атомов буферного газа.

Зная величины и Wex, можно оценить максимальный

внутренний к.п.д. лазеров с ядерной накачкой. Для этого была использована формула, предложенная Воиновым А. и др.:

Чп = 1 ех

о ех

где W0 - энергия, необходимая для создания возбужденного атома или иона, ведущего к заселению верхнего рабочего состояния; hv -энергия лазерного перехода.

Наиболее мощное (до 2 кВт) лазерное излучение с длиной волны 2.65 мкм было получено Воиновым А. и соавторами на смеси Не-Хе. Заселение верхних лазерных уровней происходило в результате диссоциативной рекомбинации молекулярного иона Хе£ , который,в свою очередь, являлся продуктом цепочки кинетических реакций , начинающейся с иона гелия. Таким образом, величина WQ равна WjL и г)и = 1.6%. К.п.д., достигнутый в эксперименте, -1.5%. Однако, как правило, реальный к.п.д. гораздо ниже максимального. Это обусловлено многими причинами: слабой селективностью заселения верхнего рабочего состояния, медленной скоростью опустошения нижнего состояния, процессами поглощения лазерного излучения в среде и т. д. Например, для He-Cd лазера, генерирующего излучение с длиной волны 441.6 нм, реальный к.п.д. составляет 0.5% (Магда Э. и др.//Ргос. Int. Conf. LASERS 90, -San Diego, 1991, p.827), в то время как максимальный - 9.4%.

Исследовавшиеся в работах Алехина и др. газовые среды могут стать перспективными для создания лазеров с ядерной накачкой на переходах эксимерных молекул. При использовании смеси He-Xe-NaCl максимальный к.п.д., подсчитанный с помощью данных таблицы 2 равен 13.5%.

В главе 3 был проведен расчет энерговклада в газовую среду при возбуждении жестким ионизатором.

Лазеры с ядерной накачкой представляют собой кюветы, в которых, делящееся вещество находится либо в газообразной фазе ( 3Не, 235UF6 ), либо нанесено тонким слоем на внутреннюю поверхность цилиндрической трубки кругового сечения или на плоские параллельные пластинки.В первом случае энерговклад в единицу объема газа и ФРЭЭ могут считаться изотропными.В случае напылени! делящегося вещества на внутреннюю поверхность трубки энерговклад уже не будет изотропным, даже если длина пробега осколка в газе много больше поперечных размеров кюветы (Карелин A.B. и др.//A3.-1986.-Т.61,N44.).

Для определения распределения энерговклада в газовую среду, помещенную в кюветы различной формы, вводилось понятие спектральной яркости В(6,е) активного слоя,эквивалентное понятию излучательной способности поверхности светящегося тела в фотометрии.Если толщина активного слоя Д превышает длину пробега А,£ осколка в материале этого слоя,спектральная яркость не завися1] от угла 0.В фотометрии источники света,яркость которых не зависит от направления излучения, называются источниками, подчиняющимися закону Ламберта. Понятие спектральной яркости избавляет от необходимости проводить сложное интегрирование по толщине активного слоя и позволяет написать простое выражение для распределения энерговклада. Для A<A.f определена энергетическая эффективность т|(Д) ядерной накачки с поверхностным напылением активного слоя, то есть отношение полного потока энергии, переносимой частицами, вылетающими с единицы поверхности слоя, к полной мощности, выделяемой в слое с единичной поверхностью и толщиной А.

Т)(Д) = i (1- 1 A/%f + AAf 1п(Д/Аг) - 1(A/A.f)2) График функции rj в зависимости от отношения Д/А.^ приведены на

Рис.3 Энергетическая эффективность в за- Рис.4Распределение энерговкла-висимости от толщины активного слоя да для плоскости в случае квадратичного (1) и линейного (2) законов торможения в газе

и.«/

Рис.5 Распределение энерговклада в плоскопараллельном случае для линейного закона торможения

Рис.6 Распределение энерго-' вклада в плоскопараллельном случае для квадратичного закона торможения

I; г. у>3= о. 6 ; а. £./а

рисунке 3.Предельное значение г} (50%) достигается при бесконечнс малой толщине напыления. Уже при толщине, равной половине длинь пробега, эффективность снижается до 20%, а при ¿/^=1-составляет менее 10%. Поэтому,увеличение Л до величины,превышающей половин} Л,^ нецелесообразно.

Также расчитывалось распределение энерговклада дл? плоскопараллельных и цилиндрических кювет.Получены аналитические формулы для различных параметров,характеризующих процесс ядерно! накачки (Рис. 4,5,6).

ВЫВОДЫ

- Проведено исследование явлений, происходящих при торможении высокоэнергетических потоков ионов и электронов в газовых средах

- Разработан пакет программ для расчета функции распределения электронов в газах, накачиваемых жестким ионизатором;

- Составлено и численно решено нестационарное кинетическое уравнение для электронов с учетом процессов ионизации возбуждения,электрон-электронных и электрон-атомных столкновений при накачке гелия осколками деления ядерных реакций;

- Определены энергии образования электрон-ионных пар и возбужденных атомов при накачке осколками деления. Проведено сравнение к.п.д. лазеров с ядерной накачкой.

- Показано, что расчитанная величина энергии образования электрон-ионной пары и средняя энергия электронов согласуются как с экспериментальными значениями, так и с полу эмпирической формулой Плацмана. Средняя энергия образования возбужденного атома зависит от начальной энергии осколков и более, чем в два раза отличается от значений, даваемых формулой Плацмана;

- Разработана методка расчета распределения энерговклада для плоскопараллельных и цилиндрических кювет с накачкой потоками ионов-продуктами ядерных реакций.

го

Материалы диссертации изложены в следующих работах:

1. Алехин A.A., Баритов В.А., Герасько Ю.В., Костенко О.Ф., Любченко Ф.Н., Тюкавкин A.B. Радиационные характеристики непрерывного плазмохимического источника света//ЖТФ.-1993,- Т.63, N2.-С.65-73.

2. Алехин A.A., Баринов В.А., Герасько Ю.В., Костенко О.Ф., Любченко Ф.Н., Тюкавкин A.B. Экспериментальные исследования образования ХеР* при взаимодействии плазменного потока Хе с параш NaClZ/ЖТФ.- 1993.-Т.63,N2.- С.43-51.

3. Алехин A.A., Баринов В.А., Герасько Ю.В., Костенко О.Ф., Любченко Ф.Н., Тюкавкин A.B. Исследования образования эксимерных молекул при взаимодействии плазменного потока инертного газа с парами парами галогенидов щелочных ме таллов//ЖТФ.-1995.-Т.65,N5, С.9-20.

4. Алехин A.A., Баринов В.А., Герасько Ю.В., Костенко О.Ф., Любченко Ф.Н., Тюкавкин A.B., Шалашков В.И. Непрерывные плазмохимические источники света. М: БИОР, 1997, 158 с.

5. Тюкавкин A.B., Федоров Э.М. Энергетическое распределение электронов в газе под действием жесткого ионизатора//0тчет ПВДГГИ N6809, 1987г.- 31 С.

6. Тюкавкин A.B., Федоров Э.М. Энергетическое распределение электронов в газе под действием жесткого ионизатора//в сб. Теоретические и экспериментальные исследования вопросов общей физики, п/р Анфимова H.A. 1992.- С.57-61.

7. Тюкавкин A.B. Функция распределения электронов в инертных газах, накачиваемых жестким ионизатором/ЛУ Межгосударственный симпозиум по радиационной плазмодинамике: Тезисы докладов.-М.,

1997.-С.89-90.

8. Тюкавкин A.B. Деградационный спектр электронов в газах, накачиваемых электронным пучком//1У Межгосударственный симпозиум по радиационной плазмодинамике: Тезисы докладов.-М., 1997.0.91-92.

9. Тюкавкин A.B. Энергетическое распределения электронов в Не при возбуждении ионами//Физика Плазмы.- 1998. - в печати.