диагностика низкотемпературной плазмы

МАТЕРИАЛЫ 

VII РОССИЙСКОЙ КОНФЕРЕНЦИИ 

СОВРЕМЕННЫЕ СРЕДСТВА ДИАГНОСТИКИ 

ПЛАЗМЫ И ИХ ПРИМЕНЕНИЕ ДЛЯ 

КОНТРОЛЯ ВЕЩЕСТВ И ОКРУЖАЮЩЕЙ СРЕДЫ 

Москва, НИЯУ МИФИ, 30 ноября-2 декабря 2010 г. 

Москва 2010

Министерство образования и науки РФ 

Государственная корпорация по атомной энергии «РОСАТОМ» 

Научный совет по физике низкотемпературной плазмы РАН 

Национальный исследовательский ядерный университет «МИФИ» 



СОВРЕМЕННЫЕ СРЕДСТВА ДИАГНОСТИКИ ПЛАЗМЫ 

И ИХ ПРИМЕНЕНИЕ ДЛЯ КОНТРОЛЯ ВЕЩЕСТВ И 

ОКРУЖАЮЩЕЙ СРЕДЫ 

Москва, НИЯУ МИФИ, 30 ноября-2 декабря 2010 г. 

Москва 2010 

2

ББК 22.333я5 

УДК: 533.9 (06) 

С-56 

Материалы VII Российскй Конференции «Современные средства 

диагностики плазмы и их применение для контроля веществ и 

окружающей среды». Москва, 30 ноября-2 декабря 2010 г. 

М.: НИЯУ МИФИ, 2010 г., 195 с. 

Сборник содержит материалы, представленные в виде устных и стендовых 

докладов на 7-ой российской конференции по диагностике плазмы и ее 

применению. Тематика сборника достаточно широка. Она охватывает как 

вопросы диагностики плазмы в термоядерных реакторах, включая проблемы 

диагностических зеркал, так и вопросы диагностики импульсных и 

стационарных газовых разрядов в исследовательских и технологических 

установках. Большой раздел сборника посвящен диагностике пылевой плазмы. 

Представлены также работы по исследованию новых плазменных объектов, в 

том числе образуемых в конденсированных средах, а также традиционных, но с 

применением нетрадиционных средств диагностики. 

Включенные в сборник материалы приведены в авторской редакции. 

Редакционная коллегия 

В.А.Курнаев 

А. С. Савѐлов 

Э. И. Додулад 

© Национальный 

исследовательский ядерный 

ISBN 978-5-7262-1379-8 университет «МИФИ», 2010 

3

ОРГАНИЗАТОРЫ КОНФЕРЕНЦИИ 

КАФЕДРА ФИЗИКИ ПЛАЗМЫ НАЦИОНАЛЬНОГО 

ИССЛЕДОВАТЕЛЬСКОГО ЯДЕРНОГО УНИВЕРСИТЕТА 

«МИФИ» 

МИНИСТЕРСТВА ОБРАЗОВАНИЯ И НАУКИ РФ 

ГОСУДАРСТВЕННАЯ КОРПОРАЦИЯ ПО АТОМНОЙ ЭНЕРГИИ 

«РОСАТОМ» 

СЕКЦИЯ «ДИАГНОСТИКА НИЗКОТЕМПЕРАТУРНОЙ 

ПЛАЗМЫ» СОВЕТА «ФИЗИКА НИЗКОТЕМПЕРАТУРНОЙ 

ПЛАЗМЫ» РАН 

ПРОГРАММНЫЙ КОМИТЕТ 

Воронов Г.С. (ИОФ РАН) 

Гаранин С.Г. (РФЯЦ ВНИИЭФ) чл.корр. РАН 

Голубев А.А. (ИТЭФ) 

Ковальский Н.Г. (ТРИНИТИ) 

Кругляков Э.П. (ИЯФ СО РАН) - акад. РАН 

Курнаев В.А. (НИЯУ МИФИ) 

Лебедев Ю.А. (ОФО РФ, ИНХС) 

Литновский А.М. (FZJ, Juelich, Germany) 

Петров О.Ф.(ОИВТ РАН) чл.корр. РАН 

Пергамент М.И. (ТРИНИТИ) 

Савѐлов А.С. (НИЯУ МИФИ) 

Сергеев В.Ю. (СПбГТУ) 

Сон Э.Е. (ОИВТ РАН)-чл.корр. РАН 

Стрелков В.С. (ИФТ РНЦ "Курчатовский институт") 

ОРГАНИЗАЦИОННЫЙ КОМИТЕТ 

Курнаев В. А. (НИЯУ МИФИ) 

Савѐлов А. С. (НИЯУ МИФИ) 

Додулад Э. И. (НИЯУ МИФИ) 

Раевский И. Ф. (НИЯУ МИФИ) 

Саранцев С. А. (НИЯУ МИФИ) 

4

МАГНИТНАЯ ДИАГНОСТИКА ТОКАМАКОВ НОВОГО 

ПОКОЛЕНИЯ: ПРОБЛЕМЫ И РЕШЕНИЯ 

И. Большакова 1 , И. Васильевский 2 , Л. Виерербл 3 , Р. Голяка 1 , И. Дюран 4 , 

В. Ерашок 1 , Р. Коноплѐва 5 , Я. Кость 1 , С. Куликов 6 , В. Курнаев 2 , К. Лерой 7 , 

Е. Макидо 1 , В. Чеканов 5 , Ф. Шурыгин 1 

1. Национальный университет «Львовская политехника» 

2. Национальный исследовательский ядерный университет «МИФИ» 

3. Nuclear Research Institute, Rež, Czech Republic 

4. Institute of Plasma Physics, Prague, Czech Republic 

5. Петербургский Институт Ядерной Физики 

6. Объединенный Институт Ядерных Исследований, Дубна 

7. Université de Montréal, Canada 

Успешная работа и эксплуатационные показатели токамаков зависят от 

точности информации, обеспечиваемой магнитной диагностикой. В самых 

больших из современных токамаков JET и TORE SUPRA количество магнитных 

датчиков достигает 500, в строящемся ITER их предусмотрено 1700. Сложность 

системы магнитной диагностики связана, с одной стороны, с высокими 

требованиями к точности измерения, с другой – с жѐсткими условиями 

эксплуатации. Среди них основное место занимают интенсивные радиационные и 

тепловые нагрузки, а в ITER ситуация осложняется ещѐ и тем, что техническое 

обслуживание элементов диагностики внутри токамака затруднительно и 

магнитная диагностика конструируется с расчѐтом на весь срок службы реактора 

(от 20 до 35 лет). 

В системах магнитной диагностики как действующих современных 

токамаков, так и ITER предусмотрено использование традиционных 

индуктивных методов, основанных на использовании pick-up coils и 

интеграторов. В существующих реакторах, в которых длительность импульсов 

магнитного поля не превышает несколько десятков секунд, индуктивные 

преобразователи удовлетворительно выполняют свою функцию. 

Проблема реакторов нового поколения состоит в том, что с возрастанием 

длительности импульса до 3600 сек, как это предусмотрено в ITER, точность 

интегрирования резко уменьшается, и индуктивные преобразователи не 

4

позволяют получить необходимую точность измерения квазистационарного 

(steady-state) магнитного поля. 

Другая проблема заключается в том, что радиационное поле в ITER 

будет намного жѐстче, чем в современных установках. Высокие уровни 

проникающего излучения могут существенно влиять на точность измерения 

индуктивных преобразователей посредством радиационно-индуцированных 

эффектов (RIEMF, RITES и др.) [1]. 

Для решения этих проблем нами было предложено дополнить систему 

магнитной диагностики ITER гальваномагнитными преобразователями, а 

именно полупроводниковыми сенсорами Холла. В отличие от индуктивных 

преобразователей они не имеют ограничений относительно длительности 

импульса и с достаточно высокой точностью измеряют как высокочастотные, 

так и постоянные магнитные поля, и являются наиболее пригодными для 

измерения steady-state магнитных полей в реакторах нового поколения с 

большой длительностью импульса > 1000 сек [2]. 

Задача состоит в том, чтобы обеспечить достаточную радиационную 

стойкость полупроводниковых сенсоров в потоках высокоэнергетических 

нейтронов и работоспособность при повышенных температурах в реакторе. 

Например, в ITER в местах, предназначенных для размещения steady- 

state сенсоров, температура выживания сенсоров составляет 220ºС и 

определяется условиями отжига камеры для ее дегазации, рабочая температура 

steady-state сенсоров находится на уровне 120ºС. Радиационные нагрузки в этих 

местах определяются флюенсом нейтронов за время жизни ITER и достигают 

максимального значения F = 10 18 н∙см -2 при интенсивности потока 7,71∙10 10 

н∙см -2 ∙с -1 . 

Для удовлетворения этим требованиям в Лаборатории Магнитных 

Сенсоров НУЛП (ЛМС) совместно с Центром нанотехнологий и 

наноматериалов НИЯУ «МИФИ» разработаны и изготовлены 

радиационностойкие сенсоры магнитного поля на основе полупроводниковых 

гетероструктур InSb/i-GaAs. 

Предварительно, для изучения радиационно-физических процессов в 

облученных полупроводниках, в ЛМС были выращены методом CVD 

структурно совершенные монокристаллические вискеры InSb, InAs и их 

твердые растворы InAsxSb1-x. Будучи практически бездефектными, они являются 

5

прекрасным модельным материалом для изучения влияния вводимых 

облучением радиационных дефектов на электрофизические свойства 

полупроводникового материала и определения его оптимальных исходных 

параметров для создания радиационно-стойких сенсоров [3]. 

Методы повышения радиационной стойкости указанных 

полупроводников включают как химическое легирование комплексом 

донорных, изовалентных и редкоземельных примесей, так и другие технологии, 

составляющие ноу-хау разработчиков. 

Испытания радиационной стойкости полупроводниковых материалов и 

сенсоров проводились в нейтронных потоках исследовательских ядерных 

реакторов ИБР-2 (ОИЯИ, Дубна), ВВР-М (ПИЯФ, Гатчина) и LVR-15 (Rež, Czech 

Republic). 

Для проведения испытаний до высоких флюенсов нейтронов в ЛМС была 

создана специальная многофункциональная аппаратура, позволяющая проводить 

измерения параметров сенсоров в режиме реального времени во время их облучения 

в каналах ядерных реакторов (on-line измерения). Она включает оснастку для 

размещения тестируемых образцов в канале реактора, источник магнитного поля, 

управляющую электронику, линии связи и программное обеспечение, позволяющее 

получать информацию по сети интернет за тысячи километров от места проведения 

испытаний на протяжении нескольких месяцев длительности эксперимента [4]. 

Проведенные испытания показали работоспособность 

полупроводниковых сенсоров в потоках нейтронов до самых высоких флюенсов 

F = 3∙10 18 н∙см -2 , превышающих уровень максимальной радиационной нагрузки 

в местах размещения steady-state сенсоров в ITER. При этом, изменение 

чувствительности сенсоров при облучении нейтронами до флюенов 10 15 н∙см -2 

составляет всего лишь 0,04%, при флюенсах 10 16 н∙см -2 – 0,08%, при самых 

высоких флюенсах 10 17 н∙см -2 ÷ 10 18 н∙см -2 дрейф чувствительности составляет 

всего лишь (5÷10)%. 

Для обеспечения требуемой высокой точности измерения (0,1÷0,3)% 

указанный уровень дрейфа сигнала сенсоров поддается периодической 

коррекции. Для решения этой задачи была разработана специальная 

электронная аппаратура. Она является многофункциональной и способной 

обеспечить периодическую диагностику и автоматическую коррекцию сигнала 

сенсоров без их переустановки в течение времени жизни ITER. Метод 

6

диагностики основан на периодическом измерении сигнала, обусловленного 

тестовым магнитным полем, которое создается медным микросоленоидом, в 

котором размещается сенсор, и не зависит от накопления радиационной дозы. 

Разработаны также методы обработки сигнала, основанные на синхронном 

детектировании, позволяющие выделить сигнал тестового магнитного поля 

(5 мТл) из тороидального поля ITER (5 Тл), превышающего тестовое поле в 

тысячу раз. 

Созданная магнитоизмерительная аппаратура на основе радиационно- 

стойких сенсоров была установлена и успешно апробирована в самых больших из 

действующих токамаков TORE SUPRA (Франция) и JET (Великобритания) [5]. 

JET является наилучшим из токамаков для оценки радиационной 

стойкости в радиационном поле, подобном тому, которое ожидается в реакторах 

следующего поколения. В 2009 г. во время экспериментальной дейтериевой 

сессии на JET были установлены шесть комплектов нашей 

магнитоизмерительной аппаратуры с радиационно-стойкими 3D сенсорами. На 

протяжении всей сессии с июля по октябрь 2009 г. все шесть комплектов 

аппаратуры работали без сбоя, полученные результаты измерений хорошо 

совпадали с расчѐтными. Эти результаты оценены руководством JET как 

перспективные для ITER. 

Разработанные методы измерения магнитных полей защищены как 

национальными патентами, так и патентами Великобритании (2009) и Франции 

(2010). 

Работа выполнена при поддержке проектов УНТЦ, а также в рамках 

Соглашения с НИЯУ «МИФИ» о сотрудничестве в научной и академической 

областях от 12.12.2006 г. 

Литература: 

1. Vayakis G., Walker C. Magnetic Diagnostics for ITER/BPX plasmas // Rev. Sci. 

Instrum., 2003, vol.74, № 4, p.2409-2417. 

2. Bolshakova I., Duran I., Holyaka R., at al. Performance of Hall Sensor-Based Devices 

for Magnetic Field Diagnosis at Fusion Reactors // Sensor Letters, 2007, vol.5, p.283-288. 

3. Bolshakova I., Boiko V., Brudnyi V., at al. The effect of neutron irradiation on the 

properties of n-InSb whiskers // Semiconductors (Fizika i tekhnika poluprovodnicov), 

2005, vol.39, №7, p.780-785. 

7

4. Bolshakova I., Chekanov V., Leroy C., at al. Methods and Instrumentation for 

Investigating Hall Sensors During Their Irradiation in Nuclear Research Reactors // IEEE 

Xplore: Advancements in Nuclear Instrumentation, Measurement Methods and their 

Application, 2010, P.1-6. 

http://ieeexplore.ieee.org/xpl/freeabs_all.jsp?arnumber=5503722. 

5. Murari A., Edlington T., Angelone M., Bertalot L., Bolshakova I. at al, JET-EFDA 

Contributors. Measuring the radiation field and radiation hard detectors at JET: 

Recent developments // Nuclear Instruments and Methods in Physics Research A., 

2008, vol.593, p.492-504. 

8

ЭРОЗИОННЫЕ ИСПЫТАНИЯ МАТЕРИАЛОВ ДЛЯ 

ДИАГНОСТИЧЕСКИХ ЗЕРКАЛ РЕАКТОРА ITER 

М. Матвеева 1 , A. Литновский 1 , L. Marot 2 , B. Eren 2 , V. Philipps 1 , A. Pospieszczyk 1 , 

H. Stoschus 1 , Д. Матвеев 3 и U. Samm 1 

1 Institut für Energieforschung-Plasmaphysik, Forschungszentrum Jülich GmbH, 

Assoziation EURATOM-FZ-Jülich, Trilaterales Euregio Cluster, Jülich, Germany 

2 Department of Physics, University of Basel, Klingelbergstr. 82, Basel, Switzerland 

3 Department of Applied Physics, Ghent University, Plateaustr. 22, Ghent, Belgium 

Аннотация 

Данная работа посвящена исследованию материалов, предлагаемых для 

изготовления так называемых первых диагностических зеркал реактора ITER в 

условиях эрозии. Представлены результаты экспериментов в токамаке 

TEXTOR, а также анализ возможности применения рассмотренных концепций 

зеркал для диагностик ITER. Показано, что все рассмотренные концепции 

подходят для применения в условиях умеренной эрозии в случае применения 

защитных методик и установки зеркал вглубь портов. Монокристаллические 

молибденовые зеркала продемонстрировали наивысшую устойчивость к 

сильной эрозии, ожидаемой в верхнем порту установки в случае газонапуска. 

Введение 

ITER будет нуждаться в точных измерениях широкого диапазона 

параметров плазмы, необходимых для защиты реактора, контроля плазмы и 

выполнения исследовательской программы [1]. Для этого будет использовано 

большое число различных диагностик, в том числе оптических, в которых в 

качестве первого элемента, обращенного к плазме, будут установлены 

металлические зеркала. Таким образом, время жизни зеркал будет критическим 

параметром для соответствующих диагностик [2]. Зеркала будут подвержены 

облучению нейтронами, гамма-излучением, большими потоками частиц. 

Наибольшее влияние на характеристики зеркала оказывает осаждение примесей 

на его поверхность или эрозия поверхности, осуществляемая атомами 

перезарядки с потоками порядка 10 19 –10 21 ат/м 2 с и энергиями до нескольких кэВ 

[3]. Отражательная способность зеркала в условиях эрозии зависит в основном 

от материала зеркала [4]. Данная работа основана на изучении изменения 

9

характеристик зеркал, предполагаемых к использованию в диагностических 

системах ITER. Эксперименты проводились в токамаке TEXTOR. 

Изготовление и определение параметров зеркал 

Зеркала с родиевым (Rh) и молибденовым (Мо) покрытиями на 

различных подложках, изготовленные в Университете города Базель [5], 

исследовались совместно с монокристаллическими молибденовыми зеркалами 

(SC Mo). SC Mo зеркала имеют ряд преимуществ по сравнению с 

поликристаллическими Мо зеркалами [6], однако ограничены в размерах. 

Измерение оптических и поверхностных характеристик зеркал производилось в 

Базеле и в лаборатории MirrorLab научного центра в Юлихе [7]. Вторичная 

ионная масс-спектрометрия (ВИМС) была использована для элементного 

анализа и анализа распределения элементов по глубине. Для измерения 

толщины пленок производилось исследование кратеров ВИМС с помощью 

профилометра DEKTAK. Полная и диффузная отражательная способности 

зеркал были измерены с помощью двулучевого спектрофотометра Lambda 950. 

Эксперименты в токамаке TEXTOR 

Было проведено два эксперимента с 3 

зеркалами каждый. Зеркала были установлены 

на тест-лимитере (Рис. 1) в пристеночной плазме 

токамака. Первый эксперимент проводился при 

умеренных эрозионных условиях: полный поток 

частиц на центр зеркал составил около 5.9×10 24 

ионов/м 2 . Параметры плазмы у поверхности 

зеркал, усредненные по всем разрядам, были 

ne = 2.6×10 18 м -3 , Te = 36 эВ. Температура 

поверхности зеркал во время разряда не превышала 570° C. Для этого 

эксперимента были использованы Rh и Mo покрытия на Мо подложке, 

изготовленные с помощью метода выпаривания, а также монокристаллическое 

Мо зеркало. Во время выращивания Мо пленки наблюдалось окисление ее 

поверхности, а после напыления – частичное ее отслаивание. 

Второй эксперимент производился с целью обнаружения предела 

применения зеркал при более интенсивных потоках частиц. Во время этого 

эксперимента исследовалось SC Mo зеркало наряду с Rh пленкой на 

10 

20° 

B 

Рис. 1: Тест- лимитер с 

зеркалами после эксперимента

вольфрамовой (W) подложке и Мо пленкой на молибденовой подложке, 

выращенной методом магнетронного распыления. Вольфрамовая подложка для 

зеркала с родиевым покрытием была выбрана как не образующая сплав с 

родием при высоких температурах, ожидавшихся во время эксперимента. 

Полный поток частиц на центр каждого из зеркал составил около 1.4×10 25 

ионов/м 2 , что в 2.3 раза больше, чем в предыдущем эксперименте. Усредненная 

по всем разрядам плотность плазмы около зеркал составила 3.6×10 18 м -3 при 

электронной температуре 31 эВ. Температура поверхности зеркал во время 

разряда находилась в пределах 670° C-1300° C. 

Результаты экспериментов 

В первом эксперименте зеркала 

продемонстрировали удовлетворительные 

результаты: изменение полного коэфициэнта 

отражения после облучения не превысило 4% в 

диапазоне длин волн от 250 до 2500 нм. 

Родиевое покрытие на вольфрамовой подложке, 

выбранное для второго эксперимента, 

изначально имело несколько отслоившихся 

участков. Плотность таких участков с размерами, превышающими 10 мкм, была 

около 120 единиц на мм 2 (Рис. 2а), однако их суммарная площадь не превышала 

1% поверхности зеркала. 

После эксперимента в токамаке TEXTOR родиевое зеркало было 

распылено в центре на 340 нм. За счет неоднородного распыления увеличилась 

шероховатость поверхности (Рис. 2b), что привело к росту диффузной 

11 

Рис. 2: Родиевое (Rh) покрытие на 

вольфраме (W) с отслоившимся 

участком до (a) и после (b) 

экспозиции (оптический микроскоп) 

Рис. 3: Диффузная (a) и зеркальная (b) отражательная способность зеркала с Rh 

покрытием до и после эксперимента (справочные данные [8])

компоненты отраженного света (Рис. 3а) с соответствующим уменьшением 

зеркально отраженного света (до 25% в УФ диапазоне (Рис. 3b)). 

После распыления 120 нм поверхность зеркала с Мо покрытием осталась 

неповрежденной, за исключением пары участков. Диффузная составляющая 

отраженного света увеличилась до 2.5% в УФ, оставаясь порядка 1% в видимой 

и ИК областях. Коэффициент зеркального отражения уменьшился на 4% в ИК 

области и на 12% в УФ (Рис. 4а). 

Рис. 4: Зеркальная отражательная способность зеркала с Mo покрытием (a) и SC Mo 

зеркала (b) до и после эксперимента (справочные данные [8]) 

Шероховатость монокристаллического Mo зеркала осталась �2 нм, что 

подтверждается низкой, порядка 1%, диффузной отражательной способностью. 

Однородное распыление монокристала является его преимуществом и 

объясняется одинаковой ориентацией кристаллической решетки вдоль всей 

поверхности зеркала. Коэффициент зеркального отражения света уменьшился 

на 4% в ИК диапазоне (Рис. 4b), подобно всем изученным Мо зеркалам вне 

зависимости от количества распыленного материала. Для сравнения, 

шероховатость зеркала с Rh покрытием была порядка 20 нм. 

Обсуждение 

Все исследованные зеркала продемонстрировали удовлетворительные 

результаты в случае умернных эрозионных условий. Полный поток в первом 

эксперименте сравним с более чем 350 разрядами ITER для зеркал, 

установленных в экваториальных портах, и 10 разрядами для зеркал в верхних 

портах в случае газонапуска. Данные расчеты выполнены для зеркал, 

установленных в диагностических портах на уровне первой стенки [3]. Во 

втором эксперименте поток на зеркала соответствовал примерно 850 разрядам 

ITER для зеркал, находящихся в экваториальных портах, или 25 разрядам в 

случае верхних портов при условии газонапуска. Молибденовые зеркала 

сохранили свои оптические свойства, и лишь небольшое ухудшение в УФ 

12

области было выявлено для зеркала с Мо покрытием. Распыление поверхности 

и внедрение частиц привели к значительному ухудшению, достигающему 25% в 

УФ диапазоне, отражательной способности зеркала с Rh покрытием. С другой 

стороны, реалистичный сценарий предполагает установку первых зеркал глубже 

в портах ITER и применение защитных методов, таких как диафрагмы, 

открытые только во время измерений. Такие меры могут уменьшить поток на 

поверхность зеркала на порядки величины [9,10]. В этом случае все 

исследованные концепции зеркал могут применяться в ITER, однако 

монокристаллические молибденовые зеркала остаются предпочтительными для 

использования в условиях эрозии. В связи с тем, что наибольшее технически 

доступное SC Mo зеркало имеет размер порядка 10 см в диаметре [2], основные 

усилия должны быть направлены на производство зеркал больших размеров. 

Зеркала с использованием покрытий представляют собой многообещающую 

альтернативу для диагностик ITER, однако технология их изготовления должна 

быть усовершенствована и в дальнейшем выведена на промышленный уровень. 

Литература 

1. V. Mukhovatov et al, Plasma Phys. Control. Fusion 45 (2003) A235–A252 

2. A. Litnovsky et al, Nucl. Fusion 49 (2009) 075014 

3. V. Kotov et al, Journal of Nuclear Materials 390–391 (2009) 528–531 

4. A. Litnovsky et al, Journal of Nuclear Materials 363–365 (2007) 1395–1402 

5. L. Marot et al. Surf. Coat. Tech. 202 (2008) 2837 

6. A. Litnovsky et al, Fusion Engineering and Design 82 (2007) 123–132 

7. https://tec.ipp.kfa-juelich.de/mirrorlab/ Access details: mirrorlab@fz- 

juelich.de 

8. E.D. Palik (Ed.), Handbook of Optical Constants of Solids, Academic Press, 

1985 

9. J.N. Brooks and J.P. Allain, Nucl. Fusion 48 (2008) 045003 

10. A.E. Costley et al, Fusion Engineering and Design 55 (2001) 331-346 

13

ПРИМЕНЕНИЕ ДИФФЕРЕНЦИАЛЬНОГО 

РЕФРАКТОМЕТРА 150 ГГц ДЛЯ ИЗМЕРЕНИЯ СРЕДНЕЙ 

ПЛОТНОСТИ ПЛАЗМЫ НА ТОКАМАКЕ-10 

Е.П.Горбунов 1 , А.А.Петров 2 , В.Г.Петров 2 , Д.С.Сергеев, 1 Ю.В.Скосырев 1 

1. Российский научный центр‖ Курчатовский институт‖ 

2. ФГУП ― ГНЦ РФ ТРИНИТИ ‖ 

Для экспериментов на Токамаке-10 весьма актуальной сейчас является 

наличие надежной (бессбойной) информации о плотности плазмы, 

определяемой по концентрации электронов, в реальном времени для управления 

поведением плотности плазмы в течение импульса разряда с применением 

обратной связи. На токамаках в Курчатовском институте с 60-х годов для 

определения средней по хорде зондирования концентрации электронов в 

плазменном шнуре применяются одноканальные СВЧ-интерферометры 

миллиметрового диапазона длин волн [1]. 

Для определения профиля плотности плазмы используется 

многохордовое фазовое зондирование плазменного шнура [2] с более короткими 

волнами. На Токамаке-10 такое зондирование проводится по 8 вертикальным 

хордам на длине волны 0,9 мм с генератором ЛОВ [3] и по 8 хордам на длине 

волны 337 мкм с HCN – лазером [4]. Сигналы с центральных хорд этих 

интерферометров используются для определения и управления уровнем средней 

плотности плазмы в течение импульса разряда. 

К сожалению, иногда электромагнитные помехи приводят к появлению 

резкого «перескока» фазового сигнала, не отражающего физический процесс в 

плазме, а являющегося следствием воздействия помехи на системы регистрации 

интерферометров, в которых применены двоичные делители частоты для 

преобразования большого фазового сдвига от плазмы в сдвиг менее 2π радиан. 

При последующей обработке данных о профиле плотности используются 

различные алгоритмы для восстановления информации, но для управления 

параметрами разряда по величине средней плотности нужны надѐжные данные 

в реальном времени. 

14

Для уменьшения влияния электрических помех во всех интерферометрах 

применяются полосовые усилители на рабочей промежуточной частоте [1] . 

При исследовании на Токамаке-10 процессов с быстрым изменением плотности 

плазмы (инжекция пеллет, срыв тока) необходимо заранее определить 

необходимую широкополосность во избежание ошибок. Теория таких 

процессов рассмотрена в работе [5] , а наблюдающиеся явления при измерениях 

с интерферометрами на Токамаке-10 были рассмотрены в работе [6]. На рис. 3 

приводится пример влияния помехи на ― перескок ― фазы в СВЧ- 

интерферометре и реакция клапана напуска рабочего газа. 

Сейчас на Токамаке-10 проводится работа по наладке прибора 

―Дифференциальный Рефрактометр‖ с частотой зондирования 150 ГГц. Для 

этой частоты плазма с плотностью до 2,5.10 14 см -3 прозрачна. Метод впервые 

был применен в экспериментах на Токамаке -11 в ТРИНИТИ [7] .Принцип 

действия прибора основан на измерении разности фаз между двумя 

зондирующими пучками с близкими частотами и проходящих вдоль одной и 

той же хорды. После изготовления макета в ТРИНИТИ для Токамака-10 в нем 

заменены лучеводные элементы и добавлен второй канал для будущих 

двухканальных измерений. Для защиты от мощного излучения от гиротронов с 

частотой 130 ГГц и 140 ГГц вмонтирован волноводный фильтр перед 

измерительным детектором с ослаблением 40 дБ на указанных частотах 

гиротронов. 

Проводится испытание прибора в различных режимах плазменных 

разрядов при омическом и с дополнительным нагревом от гиротронов. 

Установленный волноводный фильтр пока полностью защищают 

чувствительный ДБШ - детектор при вводе в плазму мощности от гиротронов 

до 600 кВт с длительностью 100 мсек. Готовятся эксперименты с суммарной 

мощностью от четырѐх гиротронов 4 МВт. 

Аналоговый сигнал от рефрактометра подаѐтся через АЦП в базу данных 

Т-10. Получено удовлетворительное согласие (Рис.4) в показаниях фазового 

сдвига рефрактометра (кривая 1, зондирование вертикально через центр 

плазмы), лазерного интерферометра (кривая 2 , хорда +8,4 см) и СВЧ – 

интерферометра (кривая 3, хорда +4,2 см). Продемонстрирована бессбойность 

метода. 

15

Для управления газонапуском необходимо устранить небольшие 

колебания на выходном напряжении рефрактометра, которые возможно 

обусловлены переотражениями в тракте, в том числе и внутри металлической 

камеры Т-10. 

Прибор прост в эксплуатации. Настроенный прибор готов к работе сразу 

после подачи электропитания. Твердотельные микроволновые генераторы 

имеют большой срок службы. Данный рефрактометр может быть применен на 

других плазменных установках с квазистационарным разрядом при 

концентрации электронов менее 2,5.10 14 см -3 . Фазовая чувствительность 10 

мВ/град. 

В. 

Рис.1. Микроволновые полупроводниковые генераторы с блоками 

питания и квазиоптическая часть рефрактометра на Токамаке-10. 

Рис.2. Калибровка дифференциального рефрактометра – зависимость между 

измеряемым фазовым сдвигом и линейной плотностью nL .Изменение разности 

фаз на 180 град. соответствует изменению напряжения на выходе фазометра на 1,8 

16

Рис.3.Фазовый сдвиг в рефрактометре (1) при ―ложном перескоке‖ фазы вниз 

в СВЧ-интерферометре (2) в режиме с обратной связью по газонапуску. 


Рис.4. Сравнение показаний трех приборов. 

1. Горбунов Е.П. В сб. Диагностика плазмы, Госатомиздат, М. 1963, с.68-77 

2. Горбунов Е.П., Днестровский Ю.Н., Костомаров В.П. ЖТФ, 1968, т.38, вып.5, 

с.812-817. 

3. Багдасаров А.А., Бузанкин В.В., Васин Н.Л., и др. В кн.: Диагностика плазмы, 

М. Энергоиздат, 1981, с.141-146 

4. Горбунов Е.П., Кулешов Е.М., Нестеров П.К. и др. Физика плазмы,т.18, в.2, 

1992, с. 162 

5. Хилиль В.В. В кн. Диагностика плазмы, М.,Атомиздат,1973, вып.3,с.404-411. 

6. Горбунов Е.П., Денисов В.Ф., Крупин В.А. и др. В сб.материалов IV 

Российского семинара ― Современные средства диагностики плазмы и их 

применение для контроля веществ и окружающей среды‖.М.,МИФИ, 12-14 

ноября 2003 г,с.55-57. 

7. Петров В.Г., Петров А.А., Малышев А.Ю. и др. ПТЭ, 2006, №2, .99-104. 

17

ИССЛЕДОВАНИЕ ДИНАМИКИ ЭЛЕКТРИЧЕСКОГО ПОЛЯ В 

ТОКАМАКЕ ТУМАН-3М С ПОМОЩЬЮ HIBP МЕТОДОМ 

ДВУХТОЧЕЧНОГО ЗОНДИРОВАНИЯ 

А.А. Белокуров 1 , Л.Г. Аскинази 2 

1. Санкт-Петербургский Государственный Политехнический университет 

2. ФТИ им. А.Ф. Иоффе 

Исследование радиальной и полоидальной компонент электрического 

поля в токамаке является важной задачей физики плазмы и УТС; информация 

об этих полях, их распределении и динамике может стать эффективным 

инструментом исследования аномального переноса. 

Диагностика пучком тяжелых ионов (Heavy Ion Beam Probe) – мощный 

инструмент, позволяющий производить невозмущающее локальное 

исследование целого ряда параметров плазмы: потенциала, электронной 

концентрации, магнитного поля, а также, что особо важно, флуктуаций этих 

величин. Основная физическая величина, измеряемая с помощью HIBP – это 

электростатический потенциал плазмы; однако, исследование радиального 

распределения потенциала не дает информацию о флуктуациях электрического 

поля, так как с помощью HIBP можно получить Er только как результат 

численного дифференцирования профиля потенциала. Проведение 

одновременных измерений потенциала в двух пространственных точках плазмы 

позволит проводить с точностью до расстояния между точками локальные 

прямые измерения электрического поля и, таким образом, дает возможность 

измерения флуктуаций. 

На токамаке ТУМАН-3М [1] реализован диагностический комплекс 

HIBP с возможностью двухточечного зондирования плазмы [2]. Для 

детектирования вторичных ионов используется 30 о анализатор типа «плоское 

зеркало» Прока-Грина. В этом случае на два независимых трехканальных 

детектора поступают пучки вторичных ионов из соседних точек плазмы; 

расстояние между исследуемыми точками вторичной ионизации определяется 

расстоянием между щелями анализатора. 

Необходимо отметить, что при исследовании плазмы токамака с 

помощью HIBP положение и размер исследуемой области можно определить 

18

только расчѐтным путѐм. Реальные системы инжекции ионов обладают 

некоторой погрешностью, поэтому расчетные траектории даже при заданных 

параметрах инжекции не являются абсолютно точными. Решить задачу 

локализации может использование системы контроля первичного пучка, 

позволяющей точно задать координаты влета первичного пучка в плазму, т.е. 

определить точные начальные условия для расчета траекторий. 

На токамаке ТУМАН-3М существует подобная система контроля 

первичного пучка. Она представляет собой сеточный детектор, расположенный 

во входном патрубке токамака. Для максимально эффективного исследования 

электрического поля данная система была усовершенствована; разработан и 

реализован программно-аппаратный комплекс автоматизации измерений 

(рис. 1): электронная система позволяет эффективно собирать сигналы с 10 

каналов и при помощи мультиплексора подавать их через АЦП на компьютер. 

Рис. 1. Блок-схема системы контроля первичного пучка 

Рис. 1. Блок-схема системы контроля первичного пучка 

Специально созданное для этой задачи программное обеспечение обрабатывает 

сигнал с проволочек и восстанавливает значения координат центра пучка, его 

ширины и полного тока. Комплекс позволяет оперативно определять не только 

координаты влета пучка в плазму, но и угол влета как функцию напряжения на 

отклоняющих пластинах инжектора; это дает возможность более точно задать 

начальные условия для моделирования траекторий пучка в плазме и определить 

положение объема вторичной ионизации. 

Одна из проблем при исследовании электрического поля на токамаке 

ТУМАН-3М заключается в том, что анализатор ионов вторичного пучка 

подвержен засветке детекторных пластин и корпуса ультрафиолетовым и 

рентгеновским излучением из плазмы, что приводит к эмиссии электронов. Это 

дает дополнительный вклад в значение тока на детекторных пластинах, причем 

ошибка может быть обоих знаков: положительная при эмиссии электронов из 

детекторных пластин и отрицательная при попадании выбитых из корпуса 

19

электронов на детектор. Для борьбы с этим явлением используется специальный 

подавляющий электрод, установленный на детекторе, к которому подведен 

отрицательный потенциал. Важно, чтобы значение потенциала на электроде не 

было слишком большим – это может вызвать дополнительный поток 

электронов, выбитых из элементов конструкции, «засасываемых» полем. Чтобы 

узнать величину погрешности за счет фоновой засветки, были сделаны оценки 

для тока вторичных ионов, проведено экспериментальное исследование влияния 

фоновой засветки на сигнал детектора вторичных ионов. В результате 

эксперимента было обнаружено, что разные каналы детектора дают 

существенно разный результат - различие может быть связано с особенностями 

взаимного расположения детекторов и подавляющего электрода. В связи с этим 

была решена задача об определении оптимального напряжения на подавляющем 

электроде. Паразитные токи фоновой засветки при оптимальном напряжении 

равны 0.5-2 нА; исходя из оценки для тока вторичных ионов 20 нА, можно 

считать погрешность малой в режиме с оптимальным напряжением подавления. 

В связи с установкой на токамак двущхелевого анализатора возникает 

необходимость поиска таких наборов параметров инжекции (энергия ионов, 

тороидальное магнитное поле, угол инжекции, ток по плазме, etc.), при которых 

точки детектирования отстоят друг от друга только в радиальном или только в 

полоидальном направлении. Такие пары точек позволяют проводить измерения 

радиального или полоидального поля как отношение разности потенциалов в 

двух точках ионизации к межточечному расстоянию. Расстояние между точками 

составляет от 1 до 5 мм; характерный масштаб изменения электрического поля 

порядка 1 см на периферии в области транспортного барьера и порядка 10 см в 

центре токамака. Следовательно, соблюдено условие локальности диагностики. 

Установлено, что в режиме двухточечного зондирования при исследовании 

радиального электрического поля область, в которой можно проводить 

исследования, покрывает значительную часть сечения токамака (рис. 2), что при 

соответствующем подборе параметров дает возможность проводить 

исследования как центральной области, так и периферии плазменного шнура. 

Полоидальное поле можно измерять только в конкретных точках в центральной 

области плазмы при точно заданных параметрах диагностики (рис. 3). Это 

связано с тем, что даже при фиксированных энергии и угле инжекции 

небольшое отклонение величины магнитного поля от заданной приводит к 

изменению взаимного расположения точек вторичной ионизации и к появлению 

20

радиального смещения, не позволяющего однозначно выделить полоидальную 

компоненту электрического поля. 

. 


1. Vorobiev G.M., Golant V.E., Lebedev S.V. et al // Sov. J. Plasma Phys. (Fisika 

Plazmy). 1983. vol.9. p. 65. 

2. Askinazi L.G.; Kornev V.A.; Lebedev S.V. et al // Rev. Sci. Instrum. 75, 2004, 10 

Part 2 3517-3519. 

Y, cm 

Y, cm 

0 

-5 

-10 

10 

5 

0 

E=95 keV, �=25 o , B � =0.83 - 0.97 T 

0 5 10 15 20 

E = 75 keV, �=25 o , B�=0.8 T 

0 5 10 

21 

E = 80 keV, �=26 o , B�=0.8 T 

X, cm 

X, cm 

Рис. 2. Пример положения точек вторичной ионизации при 

измерении радиального электрического поля 

E = 85 keV, �=28 o , B�=0.8 T 

Рис. 3. Пример положения точек вторичной ионизации при 

измерении полоидального электрического поля

LASER INDUCED DESORPTION AS TRITIUM RETENTION 

DIAGNOSTIC METHOD 

STATUS & PLANS FOR EXPERIMENT AND THEORY 

M. Zlobinski, V. Philipps, A. Huber, B. Schweer, the TEXTOR Team et al. 

Forschungszentrum Jülich GmbH, Institute of Energy Research, IEF-4: Plasma 

Physics, 52425 Jülich, GERMANY, Association EURATOM-FZJ, Partner in the 

Trilateral Euregio Cluster 

Abstract: 

Measurement and control of long term tritium retention is one of the most 

critical issues for ITER and future fusion devices. Since the measurement of the 

hydrogenic retention by post mortem tile analysis becomes more and more difficult in 

future devices due to active water cooling and tile activation Laser Induced 

Desorption Spectroscopy (LIDS) is under development in TEXTOR to provide a tool 

to measure the tritium inventory in-situ without tile removal. The method is based on 

rapid spot laser heating and consecutive detection of thermally released hydrogen by 

spectroscopic detection of Balmer line emission. This talk presents a short overview 

of the LIDS setup, the laser heating process, the optical detection and data evaluation 

as well as the application of laser desorption to map the hydrogen content on a 

TEXTOR ALT limiter tile with erosion areas and deposition dominated areas with 

thick a-C:H layers in a laboratory setup, demonstrating the ability to create a 2D 

mapping of the hydrogenic inventory without damaging the substrate. 

Unacceptable long term retention of the fuel (tritium) in the walls of fusion 

devices is one of the critical issues for development of a fusion reactor. In order to 

have a solid base for the tritium retention behaviour in the activated phase of ITER, a 

detailed analysis of fuel retention is needed already in the non activated phase, to 

prove the predictions on retention and to qualify the tritium control schemes. The 

main goals are the identification of the amount of retention, its spatial distribution, its 

dependence on plasma operation and wall conditions and the qualification of tritium 

retention mitigation and cleaning techniques. The vast majority of data on fuel 

retention in present devices is based on post mortem analyses if tiles are taken out of 

22

fusion devices after a certain amount of operation, averaging thus normally over a 

variety of wall and plasma conditions. In addition, these measurements become more 

and more difficult with actively cooled tiles, which are activated with tritium and, in 

case of ITER, contaminated with Be. For this purpose LIDS is under development 

both in lab experiments and in the TEXTOR tokamak. The technique has been already 

successfully tested and approved to measure in-situ in TEXTOR the hydrogen content 

of thin (d < 500 nm) amorphous hydrocarbon layers (a-C:H layers) on graphite, 

showing a reasonable matching of data measured in-situ in TEXTOR with laboratory 

data on the same layers [1, 5]. The present activities are the extension of LID to much 

thicker layers deposited on graphite and on tungsten, both in lab laser desorption and 

in-situ in the TEXTOR tokamak as well as the extension to the measurement of only 

plasma-implanted hydrogen isotopes into W and W/C mixed substrates. 

The experimental setup and detection system of LIDS has been presented 

earlier in [1, 4]. Nevertheless a short update of the LIDS diagnostic will be given. For 

applying LIDS in fusion reactors a different setup with coaxial light paths for the laser 

and the collected light is being developed in order to reach the main plasma-wall 

interaction areas in ITER. This rather technical issues will not be addressed in the 

talk, although they are extensively investigated in our institute. With this 

improvements LIDS could become a highly valuable in-situ tritium monitoring 

system in the future. We propose this new setup as part of a combined laser wall 

characterization system for ITER, see [2]. For the development of LIDS and a more 

detailed analysis of the desorption process a laboratory method called LID-QMS has 

been developed, which has been presented in a similar setup in [3]. It will be reviewed 

quickly with a focus on the parameters used for the exemplary results presented in this 

talk. 

The physics of a typical LID measurement can briefly be summarized as 

follows: A high energy Nd:YAG laser pulse at 1064 nm wavelength with a nearly 

constant power throughout the pulse [3] with a duration of 3 ms is guided by fibre 

optics (fibre core diameter 400 µm) to a viewport above the limiter lock system [4] in 

TEXTOR. The multiple reflections inside the fibre produce a nearly constant spatial 

intensity distribution [3]. A lens images the laser to the sample position to be analyzed 

with a circular spot size with an area of 5.2 mm 2 . A 2.5 µm thick a-C:H layer (called 

―test layer‖) pre-coated on a tungsten substrate (with a Cr interlayer for better 

adhesion) was mounted on a holder with the surface tangential to the magnetic flux 

23

surfaces. The sample was placed 2 cm outside the last closed flux surface (LCFS) at a 

minor radius of 48 cm. The reflection of the laser light from the sample (14 %) was 

measured beforehand and added to the measured losses from reflections on the lenses 

and fibre (24 %) and the viewport window (8 %). The remaining light fraction (60 %) 

is mainly absorbed in the a-C:H layer, following the extinction coefficient of k = 0.2 

determined at 1064 nm by ellipsometry the layer thickness and applying Beer's law, 

�� 

z 4�k 

I( 

z) 

� I0 

e with � � 

� 

giving an e-folding decay length of the light intensity of 0.4 µm. Here I is the light 

intensity and z is the depth from the surface. The temperature profile in the wall can 

be estimated roughly by 

�s 

�e � � serfc 

( ) � 

2 I t 

T( 

z) 

� T0 

� 

s 

� Kc� 

with 

s 

� 

2 

z 

�t 

24 

(1) 

(2) 

where T0 is the starting temperature (ca 400 K) and K, c, 

heat capacity and density of the heated material, respectively and t the time after the 

laser pulse. On graphite or tungsten with or without a thin a-C:H layer, the 

analytically calculated temperature is in good agreement with measured temperatures 

and more refined finite element calculations (Code: ANSYS) that solve the heat 

equation. For a standard surface temperature of 2000 K the temperature in 100 µm 

depth is around 1400 K, which is still enough for total desorption of hydrogen also 

from these depths. In the current case an initial laser energy of 22 J was used of which 

13 J remain for heating. This corresponds to an intensity of 85 kW/cm 2 , that led to an 

estimated temperature of ca 3100 °C. On the one hand this assures complete 

desorption, but causes partial removal of the layer and interlayer. 

The hydrogen releases mainly molecularly as H2 and in the case of deuterated 

layers also as HD and D2 with ca 12 % contribution from hydrocarbons. These species 

are then ionized, dissociated into atoms and excited by electron impact from the 

plasma. They are determined quantitatively in TEXTOR by local spectroscopy of the 

H-alpha light at 656 nm, when they emit photons during the de-excitation process. A 

narrow-band H-alpha filter was used with a FWHM of 1.5 nm, so that hydrogen and 

deuterium are detected simultaneously due to their small spectral separation of 0.18 

nm. The light is recorded by a 2D digital camera (Allied Vision Technology PIKE

F032B) with 0.3 MPixel, 14-bit depth resolution, 100 Hz framerate and an image 

intensifier. The camera and laser are synchronized via a common clock. For the 

detailed analysis of the desorption process a 500 Hz frame rate has been used utilizing 

an analog camera with 32 x 32 pixels. In future diodes with a much higher 

measurement rate will be used. After background subtraction by subtracting half of 

the intensity of the two neighbouring frames from each picture pixel by pixel the 

desorption image is obtained. By integration and multiplication of a calibration factor 

that accounts for the camera sensitivity, the amount of photons of each frame is 

calculated and transformed into the total amount of hydrogen and deuterium via 

conversion factors that include the photon to atom conversion (S/XB value) and a 

correction for the atomic yield factor. It takes into account that especially the 

hydrocarbon molecules dissociate weakly into hydrogen atoms compared to hydrogen 

molecules. This is due to the electron induced ionization and subsequent dissociation 

processes in the TEXTOR edge plasma that are summarized by the following 

dominant reaction: 

� � 

H2 � e � H2 

� H � H 

(3) 

generating only one neutral atom thus only one potential photon source. The atomic 

yield factor in the case of desorbing only H2 is therefore 2 - or for the case of only 

CH4 it is 5 for example. For the usual hydrocarbon fraction the atomic yield factor is 

2.2 to 2.6. In the present setup also a correction for the estimated light fraction outside 

the field of view has to be applied, which will not be needed in ITER. 

The heating process for LID-QMS is exactly the same as described above for LIDS 

but lower laser parameters have been chosen and therefore lower surface temperatures 

arise, in order to minimize surface changes. The detection of the released species is 

done by a quadrupole mass spectrometer. To optimize the sensitivity and obtain a 

complete spectrum of released species, the valve to the pumps is closed. The 

background mass spectrum is recorded with typically 15-50 ms/u after the flash laser 

desorption for 30 s. A simple fit procedure is then applied to the temporal behaviour 

of each mass peak from which the step of the mass signal due to the laser flash 

desorption is evaluated with high accuracy. The mass spectrometry is routinely 

calibrated with a calibrated gas injection for H2, D2, CH4, and C2H4. The parameters 

for the laser spot desorption on a TEXTOR ALT as well as typical desorption spectra 

will be presented in the talk. 

25

As an example the examination of the hydrogen retention on a limiter tile (fine 

grain graphite) of TEXTOR, which has faced the plasma for about 33200 s for more 

than two years of tokamak operation will be shown. The incoming hydrogen flux on 

the ALT limiter is routinely recorded spectroscopically by integrating the light in 

ploidal direction with a toroidal width of 1 cm. The light has been integrated for all 

the discharges in the corresponding time and converted to an average hydrogen flux 

density using a constant S/XB value of 20 and a calibration factor. In this way an 

averaged fluence of 1 . 10 26 /m 2 has been determined assuming toroidal symmetry of the 

flux density. The laser technique allows a spatial resolution of about 4 mm in this case 

and the whole limiter tile has been scanned in polidal and toridal direction. In the 

erosion dominated area, the hydrogen and deuterium retention amounts to about 5.5 . 

10 21 H/m 2 while the deuterium only is about 3.6 . 10 21 D/m 2 . 

During the operation period of the limiter tile, TEXTOR was operated in a 

mixture of H and D, since mostly H NBI was used, but in the average the deuterium 

plasma content was larger then the hydrogen. Evidently, part of the hydrogen 

retention is also from hydrogen background in the graphite as measured usually on 

non exposed graphite. One may speculate, that also fast H ions from not fully 

confined hydrogen beams may contribute to the increase in the hydrogen retention in 

the net erosion zone above a value expected from the H/D ratio of the thermalised 

plasma, since they can penetrate deeper into the material. Thus the total hydrogenic 

retention in the net erosion zone is about 10 22 H+D/m 2 . The limiter tile temperature 

during TEXTOR operation is routinely between 100 and 200 °C but may also 

temporally increase due to high heating power operation. In the deposition dominated 

area the hydrogenic retention is increased by factors up to 18 for hydrogen and 14 for 

deuterium, reaching values of the order of 10 23 H&D/m2. The H/D ratio is typically 

between 1.2 and 2. The detailed balance of erosion and deposition depends on details 

of tile geometry, which is easily detectable by LID. To confirm the data from LID- 

QMS, the tile has been cut in pieces and normal slow ramp TDS and NRA has been 

performed on few locations. The comparision will be shown and discussed in the 

presentation. 

The amount of deuterium bound in hydrocarbons is usually in the range of 10 

to 15 %. The total D content is calculated by taking into account HD, D2, CD3H, CD4 

and C2D4 but further contributing species may also contribute. The D atoms in the 

hydrocarbons account for 12 % of the total D content in most cases for C substrates. 

26

LID-QMS has also been applied to determine the inventory on the tile sides in 

between two limiter tiles. A quick presentation of this gap deposition and a 

presentation of details about the a-C:H layer properties can be done if requested. 

The different release mechanisms of hydrogen from graphite, a-C:H layers and 

tungsten will be presented in the way how we understand the involved processes, 

which then shall be modeled in our cooperation. The talk will finish with a list of 

requirements and options for the development of a theory/model/simulation for the 

explanation of our experimental results. (For a preliminary list of requirements see 

next the page.) In the discussion after the talk, I on the other hand expect a list of 

experimentally measurable quantities that are needed for such a model from your side. 

References 

1. B.Schweer et al. / Journal of Nuclear Materials 390–391 (2009) 576–580 

2. A.Huber et al., SOFT conference 2010, P2-114, will be published soon 

3. B.Schweer et al. / Journal of Nuclear Materials 363–365 (2007) 1375–1379 

4. B.Schweer et al. / Fusion Science and Technology, 47 (2005) 138 

5. F.Irrek, Entwicklung einer In-situ-Messmethode zur Bestimmung des 

Wasserstoffgehalts amorpher Kohlenwasserstoffschichten in Fusionsanlagen, 

Forschungszentrum Jülich GmbH – Zentralbibliothek, Nr. 4279 (2008) 

27

МОДЕЛИРОВАНИЕ ПРОЦЕССОВ ПЕРЕОСАЖДЕНИЯ 

УГЛЕРОДНЫХ И МЕТАЛЛИЧЕСКИХ ЗАГРЯЗНЕНИЙ 

НА ОПТИЧЕСКИЕ ЭЛЕМЕНТЫ ДИАГНОСТИК 

ТОКАМАКА ИТЭР 

С.Е. Кривицкий 1 , К.Ю. Вуколов 2 , Т.Р. Мухаммедзянов 2 , А.Ю. Таранченко 2 

1. Московский государственный технический университет им. Н.Э. Баумана 

2. Российский научный центр «Курчатовский институт» 

Диагностика параметров плазмы в строящемся Международном 

экспериментальном термоядерном реакторе ИТЭР будет проводиться в 

основном с использованием бесконтактных методов. Около половины 

диагностических систем ИТЭР будут оптическими. Ряд диагностик создается в 

России. В РНЦ «Курчатовский институт» разрабатывается несколько 

диагностических систем, в том числе система спектроскопии водородных линий 

(Hα-диагностика). Излучение высокотемпературной плазмы будет поступать на 

диагностическое оборудование по системе оптических элементов (зеркал и 

оптоволоконных кабелей), расположенных в предназначенных для этого порт- 

плагах. При создании диагностики одной из основных является проблема 

первого зеркала. Обращенное непосредственно к плазме, оно будет 

подвергаться воздействию потока атомов перезарядки, кроме того, на 

поверхности зеркала переосаждаются углеводороды с диверторных пластин и 

бериллий с внутренней стенки камеры. Попадание этих компонентов на 

поверхность внутрикамерных зеркал в совокупности с процессом эрозии за счет 

атомов перезарядки может привести к деградации их оптических характеристик, 

а, следовательно, и к нарушению работы всего диагностического тракта. 

Тестирование зеркал в лабораторных условиях позволяет оценить время 

жизни данного элемента оптической системы и определить влияние плазмы на 

его оптические характеристики. Согласно расчетам [1], поток примесей, 

представленных в основном углеродом и бериллием в соотношении 3:1, в 

экваториальном и верхнем диагностических портах токамака ИТЭР составляет 

около 4·10 18 м -2 с -1 . Требуемые для тестирования зеркал условия можно 

28

обеспечить в магнетронном разряде. В нем за счѐт ионизации рабочего газа и 

ускорения образовавшихся ионов реализуется распыление поверхности катода и 

получение направленного атомарного потока. Поскольку бериллий токсичен, в 

лабораторных экспериментах его заменяют алюминием, как элементом с 

наиболее близкими химическими свойствами. 

Для проведения тестирования образцов диагностических зеркал 

использовался экспериментальный стенд, схема которого приведена на 

рисунке 1. С помощью магнетронной распылительной системы 1 в объеме 

вакуумной камеры 2 создавался поток атомов углерода и алюминия в 

требуемом отношении. Такую величину удалось получить в результате 

основанного на расчетах корректного выбора параметров разряда. Образец 

первого зеркала 3 располагался на специальном столике 4, оборудованном 

нагревателем 5 и термопарой 6 для контроля и поддержания заданной 

температуры образца. Величина потока регулировалась либо изменением 

расстояния между катодом и образцом, либо выбором величины разрядного 

тока. 

1 – магнетрон, 2 – камера, 3 – тестируемый образец, 4 – столик, 5 – 

нагреватель, 6 – термопара, 7 – поток распыленных атомов, 8 – клапан, 9 – 

регулятор расхода газа, 10 – газовый редуктор, 11 – баллон с газом й, 12 – 

преобразователь термопарный, 13 – преобразователь ионизационный, 14 – 

вакуумная система, 15 – блок питания катушек магнитного поля, 16 – блок 

питания разряда, 17 – блок питания нагревателя, 18 – вакуумметр, 19 – блок 

управления регулятором расхода газа, 20 – устройство сбора данных, 21 – 

ПЭВМ 

Рисунок 1 – Схема экспериментального стенда 

29

Рабочей средой в экспериментах служил дейтерий высокой чистоты. Для 

приближения к реальным условиям работы первого зеркала в ИТЭР в 

вакуумной камере экспериментального стенда поддерживалось давление менее 

1 Па. При таких условиях сравнительно тяжелые атомы углерода и алюминия не 

испытывали значительного рассеяния по направлению и изменения энергии на 

пути к тестируемому зеркалу. 

В ходе экспериментов было проведено тестирование ряда образцов 

металлических зеркал размером 22х22х4 мм из молибдена МЧВП и стали 

04Х16Н11М3Т. Для проведения анализа и сравнения результатов тестирования 

все образцы облучались потоками с одной и той же дозой атомов C и Al. В 

зависимости от величины генерируемого потока (1…4·10 18 м -2 с -1 ) расстояние 

между катодом и образцом составляло от 120 до 240 мм, а длительность 

эксперимента – от 60 до 120 минут. Зеркала экспонировались в интервале 

температур от 150 °С до 340 °С. 

Для каждого полученного в результате эксперимента образца зеркала с 

напыленной пленкой на спектрофотометре PerkinElmer Lambda 850 было 

проведено измерение коэффициента отражения от его поверхности. 

Полученные зависимости представлены на рисунке 2. По результатам анализа 

следует отметить две основные закономерности: с увеличением потока атомов 

коэффициент отражения снижается, а с ростом температуры имеет место 

обратная ситуация. Это хорошо согласуется с проводившимися ранее 

исследованиями влияния углеводородных пленок на коэффициент отражения 

[2, 3] и объясняется химической эрозией углерода в агрессивной дейтериевой 

среде. 

Проведенные тесты показали, что на всех зеркалах в ходе эксперимента 

образовались плѐнки, которые заметно ухудшали спектральные коэффициенты 

отражения. Наибольшее снижение отмечено в диапазоне 250 – 500 нм. Условия, 

в которых экспонировались зеркала, являются наиболее неблагоприятными с 

точки зрения работоспособности системы диагностики, т.к. тестирование 

проводилось в условиях отсутствия защитных элементов. 

30

1 – чистый образец; 2 – 1∙10 18 м -2 с -1 , 150 °С; 

3 – 2∙10 18 м -2 с -1 , 190 °С; 4 – 1∙10 18 м -2 с -1 , 175 °С; 

5 – 2∙10 18 м -2 с -1 , 250 °С; 6 – 4∙10 18 м -2 с -1 , 340 °С 

Рисунок 2 – Коэффициент отражения от поверхности протестированных 

молибденовых зеркал при фиксированных значениях потока и температуры 

Работа выполнена при поддержке Федерального агентства по атомной 

энергии (Росатом) в рамках Государственного контракта Н.4з.41.03.08.258 от 

20.03.2008 г 


1. Kotov V., Litnovsky A., Kukushkin A.S., Reiter D., Kirschner A. Journal of 

Nuclear Materials, June 2009, Volumes 390-391, 528-531. 

2. Изучение влияния нагрева на образование углеводородных пленок на 

диагностических зеркалах / К.Ю. Вуколов, Л.С. Данелян, В.В. Затекин и др. // 

Поверхность. Рентгеновские, синхротронные и нейтронные исследования, 2008. 

- № 4. – С. 5-10. 

3. Влияние нагрева на скорость роста а-С:Н-пленок и характеристики 

металлических зеркал в условиях, подобных ИТЭР / К.Ю. Вуколов, Л.С. 

Данелян, С.Н. Звонков и др. // ВАНТ, Сер. Термоядерный синтез, 2006. - Вып. 4. 

– С. 21- 33. 

31

ИЗМЕРЕНИЯ И КОНТРОЛЬ СОДЕРЖАНИЯ ИЗОТОПОВ 

ВОДОРОДА И ДЕЙТЕРИЯ В ПЛАЗМЕ СТЕЛЛАРАТОРА Л-2М 

Г.С. Воронов и М.С. Бережецкий 

Учреждение Российской Академии Наук Институт Общей Физики им. 

А.М.Прохорова 

Время удержания энергии в токамаках и стеллараторах, наряду с 

другими параметрами, зависит также и от массы основного иона. 

По скэйлингу ИТЭР [1] : η ITER ~ M 0.19 . В стеллараторах на разных установках и 

в различных режимах зависимость η(М) сильно отличается. Поэтому в 

стеллараторном скэйлинге [2], усредненном по нескольким установкам, принято 

η ISS04 ~ M 0.01 . Эти зависимости отражают результат совместного действия 

различных механизмов неоклассического и турбулентного переноса. 

Зависимость от массы иона для отдельных механизмов переноса варьируется в 

широких пределах от ~ M -0.5 до ~ M 0.5. Изучение изотопного эффекта может 

дать полезную информацию о влиянии отдельных механизмов переноса на 

удержание энергии и частиц. 

H 2 D 2 

Никелевый фильтр 

Импульсный клапан 

Рис.1 Схема напуска рабочего газа в Л-2М 

32 

В настоящей работе изучалась 

методика измерений и 

контроля изотопного состава 

плазмы, состоящей из водорода 

и дейтерия. 

Напуск рабочего газа в 

стелларатор Л-2М 

производится с помощью 

импульсного клапана. 

Предварительно газ очищается 

путем диффузии через 

тонкостенную никелевую трубку. Трубка нагревается до 100-200�С . При этом 

давление в буферном объеме перед импульсным клапаном поднимается до 0.5

атм. Клапан открывается за 30-40 мс до начала разряда, чтобы давление газа 

успело выровняться по всей длине тороидальной камеры. Количество 

напускаемого газа регулируется длительностью открытого состояния клапана, 

обычно ~ 10-20 мс. Это обеспечивает получение плазмы с начальной 

плотностью 1 – 2 х 10 19 м -3 . В дальнейшем поддержание плотности плазмы 

происходит за счет поступления газа, выделяющегося из стенок в результате 

воздействия плазмы (процесс рециклинга). 

До начала описываемых экспериментов стелларатор долгое время 

работал на водороде. Так что стенка была напитана изотопом водорода 1 Н. 

Затем водород в буферном объеме перед клапаном был заменен дейтерием 2 D. 

Так что плазма состояла из дейтерия, поступающего из импульсного клапана, и 

водорода выбиваемого из стенок в результате рециклинга. 

Измерения проводились с помощью комплекса спектральной аппаратуры 

стелларатора Л-2М [3], обладающего достаточно высоким спектральным 

(��~0.04 нм), временным (~ 2 мс) и пространственным (~0.2 см) разрешением. 

На рис.2 показан участок спектра вблизи линии Н� при омическом разряде в 

t=50 ms 

t=60 ms 

t 

Рис.2 Участок спектра. Линии D�, H� и CII 

33 

плазме из смеси водорода и 

дейтерия. Съемка велась со 

скоростью 100 кадров в секунду. На 

рисунке показаны два 

последовательных кадра с 

экспозицией 10 мс. Видно, что с 

течением разряда концентрация D 

убывает, а концентрация Н растет. 

После 30 разрядов инжектируемый газ был заменен обратно на водород. По 

мере "отстрела" в последовательности омических разрядов содержание D в 

стенке камеры уменьшается. Относительная концентрация дейтерия D/(D+H) 

уменьшается по экспоненте с постоянной ~ 94 разряда: D/(D+H) ~ exp(- N/94), 

N – количество разрядов после замены инжектируемого газа.

Da / (Da+Ha) 

уменьшения содержания дейтерия в стенке вакуумной камеры. 

100 

90 

80 

70 

60 

50 

110 

100 

90 

80 

70 

60 

50 

0,7 

0,6 

0,5 

0,4 

0,3 

0,2 

0,1 

62720 62740 62760 62780 62800 62820 62840 62860 

D � 

Номер выстрела 

580 590 600 610 620 

D � 

1620 1630 1640 1650 1660 

� 

H � 

H � 

Da/(Da+Ha) 50 ms 

~ exp( - (N-62760) / 94 ) 

# 62736 50 ms 

# 62736 60 ms 

А Б 

Рис.4 Изменение профилей линий Dα и Нα . 

34 

Рис.3 Относительная 

концентрация дейтерия 

спадает по экспоненте с 

показателем 94 выстрела 

На рис.4 показано 

изменение спектральных 

профилей линий Dα и Нα по 

мере отстрела и 

А - при напуске дейтерия и высоком содержании водорода в стенке. 

Б - при напуске водорода и низком содержании дейтерия в стенке после 120 

выстрелов. 

580 590 600 610 620 

Экспоненциальный спад содержания изотопов водорода позволяет 

проводить замену рабочего газа в течение одной экспериментальной сессии и 

160 

140 

120 

100 

80 

60 

40 

140 

120 

100 

80 

60 

40 

# 62857 50 ms 

# 62857 60 ms 

1620 1630 1640 1650 1660 

�

исследовать влияние массы основного иона на удержание плазмы при 

неизменных прочих параметрах эксперимента. 

Возможность контроля содержания изотопов и оперативного изменения 

состава плазмы важна также для экспериментов по ионному циклотронному 

нагреву с малой добавкой. 

Заключение 

• Обнаружено присутствие в плазме стелларатора Л-2М одновременно двух 

изотопов водорода – обычного водорода и дейтерия. 

• Спектральное разрешение спектрографа ВМС-1 и цифровой CCD-камеры 

достаточно для измерения их относительного содержания. 

• Измерения динамики изменения изотопного состава показывают, что 

"отстрел" дейтерия в стенках в режиме омического нагрева идет по экспоненте с 

показателем ~ 100 выстрелов. 

• Это дает возможность оперативной замены рабочего газа в ходе 

эксперимента. 

• Измерение и контроль изотопного состава рабочего газа важны для 

экспериментов по ИЦРН с малой добавкой. 

• Сравнение параметров водородной и дейтериевой плазмы при одинаковых 

прочих условиях может быть полезным для измерения скэйлингов времени 

удержания плазмы. 


1. IPB98(Y,2) // Nuclear Fusion 39 (1999) 2175 

2. A.Weller at al // IAEA FEC 2008 EX/P5-9 

3. Г.С. Воронов, Е.В. Воронова // Тезисы докладов на XII Всероссийской 

конференции по "Диагностике высокотемпературной плазмы" (Звенигород, 

2007), С.147-149. 

35

ПОЯС РОГОВСКОГО ДЛЯ ИЗМЕРЕНИЯ ДИАМАГНИТНОГО 

ТОКА В МУЛЬТИПОЛЬНОЙ МАГНИТНОЙ ЛОВУШКЕ– 

ГАЛАТЕЕ ТРИМИКС -3М 

А.М. Бишаев, А.И. Бугрова, И.С. Гордеев, А.И. Денисюк, М.В.Козинцева, 

А.С.Липатов, А.С. Сигов, И.А.Тарелкин, В.А.Терехов, 

Московский государственный институт радиотехники, электроники и 

автоматики (технический университет). МИРЭА 

Измерение диамагнитного эффекта является обязательной частью 

измерений на всех магнитных ловушках по удержанию плазмы. Диамагнитный 

эффект позволяет оценить величину времени удержания энергии в плазме. В 

ловушке типа токамак поясом Роговского (ПР) измеряется индуцированный 

внешним магнитным полем ток. В проведенных исследованиях измеряется 

полный диамагнитный ток в плазме, и его величина связывается с величиной 

энергии в плазменном объеме. Это позволяет, как и в установках токамак, по 

магнитным и электротехническим измерениям определить температуру плазмы. 

Исследование проводилось на ловушке Тримикс-3М, установленной на 

Рис.1.Конфигурация 

магнитных силовых линий (1) и 

сечения плазменного объема 

(�) в ловушке Тримикс-3М, 

расположение пояса 

Роговского 2 , магнитных 

катушек 4,5 и антенн 

интерферометра 3. 

36 

стенде Галатея-3 �1�. 

Мультипольные магнитные ловушки- 

Галатеи �2� представляют систему 

магнитных катушек, часть из 

которых погружена в плазму. Такие 

катушки А.И. Морозов предложил 

называть миксинами. Конфигурация 

магнитного поля ловушки Тримикс- 

3М приведена на Рис.1. Магнитные 

поверхности сложного поперечного 

сечения образуют тор, в центре 

которого существует область с 

магнитным полем, равным нулю. 

Внешние замкнутые магнитные 

силовые линии образуют внешнюю магнитную корку (стенку) ловушки. 

Питание магнитных катушек ловушки, а также всех других силовых систем

стенда – импульсное. Характерное магнитное поле в корке ловушки (барьерное 

поле Вб) может изменяться от 0,025Тл до ~ 0.1Тл. Наполнение плазмой ловушки 

тоже осуществлялось импульсно. Плазма создавалась в виде плазменных 

сгустков плазменной пушкой. Сгустки, сформированные пушкой, направлялись 

в плазмовод. Длина плазмовода 1.35м. Во всех измерениях в каждом выстреле 

пушки магнитные поля указанных источников можно считать постоянными. 

Параметры поступающего в ловушку сгустка на стенде измерялись и 

рассчитывались по следующей методике. Энергия направленного движения 

ионов изменялась в каждом выстреле с помощью двух магнитных зондов, 

расположенных в плазмоводе на фиксированном расстоянии друг от друга. По 

временному сдвигу между сигналами на зондах определялась скорость сгустка 

V, и по известной формуле є = mpV 2 / 2e рассчитывалась энергия 

направленного движения ионов водорода. В этой формуле mp – масса протона, e 

– заряд электрона. Для выбранного режима работы пушки и плазмовода с 

помощью калориметров определялось среднее значение полной энергии Е 

сгустка, захваченного в ловушку. Деление Е на є дает полное число частиц, 

захваченных в ловушку, а, зная величину объема плазмы в ловушке, можно 

оценить начальную концентрацию. Величина плазменного объема была 

определена в �1� и составляет ~ 0,09 м 3 . Во всех оценках, приведенных ниже, 

используется это значение. Как правило, оценка концентрации, сделанная этим 

способом, близка, к величине концентрации, измеренной с помощью СВЧ- 

интерферометра. Место расположения антенн интерферометра указано на Рис.1. 

Приводившиеся ранее исследования показали, что после процесса заполнения 

плазмой ловушки распределение концентрации по азимуту ловушки можно 

считать равномерным �1,3�. Параметры захваченного в ловушку сгустка, 

приведенные в �4�, показаны в таблице 1. 

Энергия 

захваченного 

сгустка, Дж 

Температура 

плазмы, эВ 

37 

Время 

заполнения 

ловушки, мкс 

50 - 100 10 – 5 25 – 50 

Таблица 1

Рис.2. Фотография пояса 

Роговского. 

Для измерения диамагнитного тока в 

ловушке «Тримикс-3М» был изготовлен ПР со 

следующими параметрами: общее число 

витков ПР было равно Np = 4354; длина ПР 

составила l = 2,638 м; площадь поперечного 

сечения каждого витка катушки пояса 

равнялась S = 2×10 -5 м 2 ; омическое 

сопротивление ПР r = 6,4 Ом; сопротивление 

нагрузки R = 50 Ом. ПР был намотан медным 

проводом, диаметром 0,5 мм. Его индуктивность равна 180 мкГн. Фотография 

ПР представлена на Рис. 2. ПР был прокалиброван . Его чувствительность 

составила (4,0 � 0,3) 10 -8 В �с/ А. Для измерения сигнала с пояса 

использовалась стандартная схема, приведенная на Рис.3. 

38 

При длительности 

сигнала с пояса 1 мс 

индуктивное 

сопротивление равно ωL = 

1,13 Ом. Таким образом, 

выполняется соотношение 

ωL

давлению Р. Для расчета давления Рд использовались следующие соображения. 

Диамагнитный ток, протекающий в плазме вдоль тороидальной поверхности �, 

сечение которой показано на Рис. 1, направлен в ту же сторону, что и токи в 

миксинах ловушки, расположенных внутри контура γ, то есть перпендикулярно 

плоскости рисунка. Контур сечения плазменного объема γ совпадает с 

конфигурацией одной из силовых линий магнитного поля, создаваемого 

миксинами. В этом случае сила ампера будет направлена перпендикулярно 

силовым линиям магнитного поля внутрь ловушки. Еѐ можно оценить по 

формуле: 

Рис.4. Фотография пояса 

Роговского. 1 – пояс, 2 – 

катушки ловушки. 

L 

I Д 

� � B( 

l) 

2�r( 

l) 

dl � 2�I 

�Br� 

L 

F Д 

0 

где Iд – диамагнитный ток, L – длина линии �, - средняя величина 

произведения индукции магнитного поля на линии � на текущий радиус. При 

этом предполагается, что погонная плотность тока IД/L постоянна на линии �. 

Давление, обусловленное силой Ампера, будет равно: 

P 

Д 

� 

F 

S 

� 

I 

Д 

�Br� 

L 

�r� 

. Из равенства РД=Р следует, что: 

39 

3I 

Д �Br� 

� � 

2n 

� L�r� 

Зная диамагнитный ток, среднее значение индукции барьерного магнитного 

поля ловушки, концентрацию плазмы, длину 

контура γ, можно определить среднюю 

энергию плазмы, запасенную в ловушке. 

Величина диамагнитного тока намного 

меньше тока, протекающего в магнитных 

катушках ловушки. Для того, чтобы избежать 

влияния токов в «миксинах» на сигнал с 

пояса Роговского, он обвивал катушки 

ловушки специальным образом (см. Рис.1). 

Фотография пояса Роговского, 

обвивающего катушки ловушки «Тримикс-3М», изображена на Рис. 4.

ID,А 

В работе выполнено измерение зависимостей IД(t) для различных 

значений барьерного магнитного поля в ловушке Тримикс – 3М. На Рис. 5 

приведены результаты таких измерений. Зависимости получены усреднением 

осциллограмм сигналов с ПР 

140,00 

120,00 

100,00 

80,00 

60,00 

40,00 

20,00 

0,00 

0,00E+00 2,00E-04 4,00E-04 6,00E-04 8,00E-04 

,Па 

Рис.6. Зависимость р от 

величины барьерного магнитного 

поля ловушки Тримикс-3М 

6 

5 

4 

3 

2 

1 

0 

t,с 

0 0.02 0.04 0.06 0.08 0.1 0.12 

B,Тл 

77 мкс 

202 мкс 

40 

0.025 Тл 

0.0375 Тл 

0.05 Тл 

0.0625 Тл 

0.075 Тл 

0.0875 Тл 

0.1 Тл 

Рис. 5. 

Усредненные 

зависимости 

диамагнитного 

тока от времени 

для различной 

величины 

барьерного 

магнитного поля 

ловушки Тримикс- 

3М. 

по 5 – 10 выстрелам пушки при одном и 

том же магнитном поле. Вид 

полученных зависимостей показывает: 

рост тока IД начинается через 35 мкс 

после подачи напряжения на 

плазменную пушку. В течение 

следующих 35 – 40 мкс IД возрастает. 

Затем IД начинает 

уменьшаться. Такое поведение IД 

указывает, что процесс наполнения ловушки плазмой заканчивается на 70 – 80 

мкс. После 300–ой мкс Iд становится незначительным и его измерение в этой 

области становится затруднительным. По данным Рис. 5 и формуле для РД была 

рассчитана зависимость давления плазмы в ловушке от величины магнитного 

поля для 77-й мкс и 202-й мкс. Эта зависимость приведена на Рис.6. Видно, 

что сразу после заполнения плазмой ловушки (77-я мкс) давление примерно 

одинаковое для всех значений магнитного поля. Это указывает на то, что 

параметры сгустка, инжектируемого в ловушку, не зависят от магнитного поля. 

Зависимость р(В) при 202 мкс демонстрирует улучшение удержания энергии 

при увеличении величины магнитного поля. Оценка температуры плазмы из

одновременных измерений диамагнитного тока и концентрации (с помощью 

СВЧ интерферометра) позволили оценить температуру плазмы в 12 эВ. 

В заключение можно отметить следующее. В мультипольных магнитных 

ловушках – Галатеях с помощью пояса Роговского можно измерить полный 

диамагнитный ток, протекающий в плазме. Оценки температуры и времени 

заполнения ловушки плазмой совпадают с результатами, полученными с 

помощью калориметрических и зондовых измерений, приведенных в таблице 1. 

В данной работе предложена модель, связывающая величину диамагнитного 

тока со средним давлением плазмы в ловушке. Однако возможности такого 

рассмотрения требуют дальнейшего уточнения. Так, при наступлении 

равновесия по теории Грэда – Шафранова на магнитной поверхности остается 

постоянным не плотность тока, а давление. 

Работа была выполнена в рамках реализации федеральной целевой 

программы «Научные и научно-педагогические кадры инновационной России» 

на 2009-2013 годы по госконтракту П957 от 20 августа 2009 г. 


1. Инжекция плазмы в Галатею «Тримикс» / А.И. Морозов, А.И. Бугрова, 

А.М. Бишаев и др. // Физика плазмы. – 2006. –Том 32. - № 3. - С. 195-202. 

2. А.И Морозов. B.B. Савельев. О Галатеях-ловушках с погруженными в 

плазму проводниками // УФН,- 1998г. -Том168. - № П.- С. 1153-1194 

3. Параметры плазмы в модернизированной ловушке Галатее «Тримикс-М» / 

А.И.Морозов, А.И. Бугрова, A.M. Бишаев и др.// Журнал технической 

физики. -2007. -Том 77. -Вып. 12. -С. 15-20 

4. «Исследование времени удержания плазмы в мультипольной магнитной 

ловушке-галатее ―Тримикс-М‖»/ Бишаев А.М., Бугрова А.И., Козинцева 

М.В., Липатов А.С., Сигов А.С., Харчевников В.К. // «Письма в ЖТФ».- 

2010 г.- том 36, вып.10.- С.91-94. 

41

СОВРЕМЕННЫЙ СТАТУС РАБОТ ПО ПРОБЛЕМЕ ПЕРВОГО 

ЗЕРКАЛА ДЛЯ ДИАГНОСТИК H-ALPHA И CXRS 

И.И. Орловский, К.Ю.Вуколов, С.Н.Тугаринов, Д.К.Вуколов 

Российский Научный Центр «Курчатовский Институт» 

Оптические системы всех диагностик установки ИТЭР включают в свой 

состав зеркала для передачи излучения от плазмы к детекторам за биозащитой. 

При этом первое зеркало, смотрящее на плазму, будет эксплуатироваться в 

чрезвычайно суровых условиях, будучи подвержено значительным нейтронным 

потокам, тепловым нагрузкам, а главное, потокам высокоэнергичных нейтралов 

перезарядки и переосаждению загрязнений с элементов конструкции вакуумной 

камеры и диагностических каналов. В результате при проектировании узла 

первого зеркала необходимо решить задачи выбора подходящего материала и 

технологии изготовления самого зеркала, проработать системы защиты зеркала 

от неблагоприятных воздействий среды, а также сделать оценку времени жизни 

зеркала в условиях ИТЭР для разработки регламента эксплуатации диагностики. 

Кроме того, само понятие «условия ИТЭР» во-первых, специфично для каждой 

диагностики, а во-вторых, до конца не определено, и определение этих условий 

также представляет собой одну из задач, входящих в проблему первого зеркала. 

В данном докладе описан современный статус работ по проблеме 

первого зеркала для диагностик спектроскопии водородных линий (H-alpha) и 

активной спектроскопии (CXRS), проводимых в РНЦ «Курчатовский 

Институт», перечислены проблемы, характерные для конкретной диагностики и 

возможные способы их решения. 

42

ИССЛЕДОВАНИЕ РАЗРЯДА С ЭЛЕКТРОЛИТНЫМ 

ЭЛЕКТРОДОМ ПРИ ТОКЕ ПОРЯДКА ДЕСЯТКОВ АМПЕР 

(ГАТЧИНСКИЙ РАЗРЯД) 

А.М. Астафьев 

. Санкт-Петербургский государственный университет 

Разнообразные процессы, происходящие в разрядах с электролитными 

электродами, весьма сложны и пока недостаточно изучены [1, 2]. В работах 

авторов [3] описывается эксперимент, который используется для моделирования 

шаровой молнии и представляет собой электрический разряд между 

поверхностью слабо проводящего раствора и центральным металлическим или 

угольным катодом, изолированным от воды. Нами было обнаружено, что 

отличительной особенностью такого разряда после его установления является 

низкая плотность тока (~ 10 -1 A/cm 2 ), привязка которого к поверхности 

электролитного анода распределена равномерно при токах порядка десятков 

ампер [4]. При уменьшении тока в процессе разряда емкостного накопителя до 

~10 A наблюдается обрыв однородно распределенной привязки, 

сопровождающийся формированием нескольких локальных разрядов, 

плотность тока которых (~10 2 A/cm 2 ) соответствует тлеющему разряду 

атмосферного давления. В настоящей работе приводятся результаты 

исследования режимов этого разряда. 

Рис. 1. Схема разрядного устройства. 

В экспериментах использовалась установка (рис.1) более подробно 

описанная в [4]. В качестве центрального электрода использовался угольный 

или стальной стержень, а в сосуд наливалась водопроводная или 

43

дистиллированная вода с добавлением поваренной соли, пищевой соды или 

азотной кислоты. Используя различия химического состава выбираемых 

комбинаций плазмообразующих компонентов по данным видео записей 

изображений разряда, его спектрограмм и спектральных изображений изучали 

динамику растворенного вещества и различных фаз разряда при прямой и 

обратной полярностях. Характеристики распределения привязки разряда к 

электролиту исследовались с помощью двух электрических зондов, 

расположенных на разном удалении от центрального катода и погруженных в 

воду на глубину около 3mm. 

Для прояснения влияния пылевой компоненты и легко ионизируемых 

атомов на разряд и послесвечение был проведен эксперимент, в котором такие 

компоненты, вносимые материалом твердого электрода и растворенного 

вещества были устранены. Для этого были выбраны электроды в виде двух 

стоящих рядом стеклянных банок с раствором азотной кислоты. Было 

обнаружено, что длительность послесвечения приблизительно та же, что и при 

других растворенных веществах. Вклад в общий объем плазмы, поступающей с 

положительного и отрицательного электродов примерно одинаков. Однако 

излучение в видимом диапазоне многократно ослаблено, а послесвечение имеет 

вид облака неправильной формы. Взаимодействие разряда с соприкасающимися 

краями банок могло порождать эрозионную струю, влетавшую в объем водяной 

плазмы. Это приводило к возникновению в вихревой зоне темной полости с 

резкими границами желтого цвета. 

При использовании раствора пищевой соды и стального электрода на 

стадии распределенного разряда с низкой плотностью тока в области привязки 

образуется плазма с примесью железа, натрий же отсутствует. После перехода к 

неоднородной привязке возникает сильное излучение натрия эрозионных струй 

с поверхности воды, и их плазма проникает в ранее образованный объем плазмы 

и растворяется в нем, после чего и формируется шароподобный объект (рис. 2). 

Принудительный обрыв тока разряда непосредственно перед переходом к 

неоднородной привязке приводит к исчезновению стадии сильного излучения 

(рис. 3). 

44

Рис. 2. Видеограмма (200 ms) разряда с электролитным анодом на основе 

раствора пищевой соды. 

Рис. 3. Осциллограмма относительной интенсивности излучения разряда в 

видимом диапазоне (S) и тока разряда (I) – слева; то же в случае 

принудительного обрыва тока перед переходом к неоднородной привязке 

разряда к поверхности электролита на 80-ой миллисекунде - справа. 

По данным видеосъемки наблюдались существенные различия в 

поведении разряда при разной полярности. В случае обратной полярности при 

растворе на основе солей натрия разряд сразу приобретает характерный ему 

желтый цвет, а привязка объемного разряда к раствору-катоду имеет вид 

множества пятен (рис.4). 

45

Рис. 4. Привязка разряда к поверхности электролитных анода (слева) и катода 

(справа). 

Наблюдается также существенные различия и в осциллограммах 

сигналов электрических зондов (рис. 5). При однородном распределении и пока 

оба зонда находятся под разрядом (от 20ms до 50 ms) разностный сигнал имеет 

малую величину (~ 100V) в октавном диапазоне токов (35-19А) с минимумом 

при токе 23 А на 40 ms, что, по-видимому, соответствует близости 

проводимостей плазмы и раствора. В случае неоднородной привязки заметная 

доля потенциала падает в воде около пятна, нагревая воду, температура и 

проводимость плазмы около катодного пятна значительно выше, чему 

соответствует меньшая масса гидратированных зарядов. 

Рис. 5 Сигналы двух зондов, расположенных на разном удалении от 

центрального катода (слева) и разностные сигналы с этих зондов при разной 

полярности (справа). 

46

При использовании электролита на основе азотной кислоты однородная 

привязка к аноду и формирование послесвечения сохраняются при больших 

токах разряда. В этом случае при обратной полярности в разряде с угольным 

электродом наблюдается яркая вспышка, а послесвечение не формируется (рис. 

6). Это указывает на интенсивное объемное взаимодействие эрозионных 

пылевых частиц с водяной химически активной плазмой [5]. 

Рис. 6. Видеограмма (120 ms) при электролитном катоде и напряжении 

накопителя 5 kV (HNO3). 

Однако эти и другие результаты исследования лишь несколько 

проясняют физику Гатчинского разряда, скорее указывают на сложность 

изучения наблюдаемого обширного комплекса явлений. 


1. Стройкова И.К. // Химическая активация водных растворов электролитов 

тлеющим и диафрагменным газовыми разрядами: Дис. Канд. Хим. Наук. 

Иваново. 2001. 183 с. 

2. Пискарев И.М. Условия инициирования активными частицами из газовой 

фазы реакции в жидкости // Журнал физической химии. 1998. Т.33. №5. С.332. 

3. Егоров А.И., Степанов С.И. //ЖТФ. 2002. Т. 72. С. 102-104. 

4. Emelin S.E., Astafiev A.M., Pirozerski A.L. Investigation of space-time structure 

of the discharge with an electrolytic anode and face-type, air half-space directed 

cathode (Gatchina’s discharge). Proceedings of ISBL-08, 16-19 July 7, 2008. 

Kaliningrad, Russia. P. 42. 

5. Emelin S.E., Astafiev A.M., Pirozerski A.L. Effect of Polarity on the Discharge 

with an Electrolytic Anode and Face-Type, Air Half-Space Directed Cathode 

(Gatchina’s Discharge) and its afterglow. Proceedings of ISBL-10, 

47

ВЛИЯНИЕ ЭЛЕКТРОННОЙ ТЕМПЕРАТУРЫ ПЛАЗМЫ 

ВЫСОКОЧАСТОТНОГО ЕМКОСТНОГО РАЗРЯДА НА ЕГО 

ЭЛЕКТРОДИНАМИЧЕСКИЕ ХАРАКТЕРИСТИКИ 

Ю.Ю. Луценко, В.А. Власов, Е.П. Зеленецкая 

Национальный исследовательский Томский политехнический университет 

Высокочастотный емкостной разряд, горящий при атмосферном 

давлении, представляет собой ярко святящейся плазменный шнур, окружѐнный 

диффузионной оболочкой. Горение емкостного разряда осуществляется за счѐт 

диссипации энергии электромагнитной волны, распространяющейся вдоль его 

канала. Затухание электромагнитной волны, распространяющейся вдоль канала 

высокочастотного емкостного разряда, должно увеличиваться при уменьшении 

величины удельной электропроводности плазмы разряда. Величина удельной 

электропроводности плазмы разряда будет определяться в значительной 

степени величиной концентрации электронов. В свою очередь концентрация 

электронов в плазме разряда может быть определена из измерений электронной 

температуры. 

В настоящей работе нами были проведены измерения осевого 

распределения первых пяти гармоник радиальной компоненты электрического 

поля высокочастотного емкостного разряда, горящего в аргоне и смеси аргон – 

воздух. Одновременно с измерениями электродинамических характеристик 

проводились измерения электронной температуры плазмы разряда. По 

измеренной электронной температуре на основе уравнения Саха проводилась 

оценка концентрации электронов плазмы разряда. 

Схема экспериментальной установки приведена на рис.1. 

Высокочастотный емкостной разряд возбуждался в кварцевой трубке с 

внутренним диаметром 28 и длиной 500 мм. Для возбуждения разряда 

использовался один кольцевой электрод, диаметром 70 мм, на который 

подавался высокочастотный потенциал. Второй – заземлѐнный электрод не 

использовался. Мощность разряда ориентировочно находилась в пределах от 0,5 

до 1,0 кВт. Частота горения разряда составляла 37,5 МГц. 

48

Измерения радиальной компоненты электрического поля проводились 

посредством емкостного зонда, сигнал с которого по линии с двойной 

экранировкой подавался на вход спектроанализатора GSP - 827. Емкостной зонд 

представлял собой медный штырь длиной 5 и диаметром 1 мм. Расстояние от 

оси разряда составляло 60 мм. Проводились измерения первых пяти гармоник 

электрического поля. Гармоники более высокого порядка имели амплитуду 

менее 10 дБмВ, поэтому в нашем случае они не рассматривались. 

Измерения электронной температуры разряда проводились на основе 

частотной зависимости интенсивности излучения континуума атомов аргона в 

диапазоне длин волн 3300…4000Ǻ. Согласно работе [1] интенсивность 

континуума � � атомов аргона в диапазоне длин волн 3300…4000Å может быть 

описана следующей зависимостью: 

� h� 

� 

�� 

� const �exp �� kTe 

� 

Здесь: h − постоянная Планка; � − частота; T e − электронная температура. 

Измерения интенсивности континуума проводились спектрографом Shamrock – 

303i. 

7 

6 

1 2 

≈ 

Рис.1. Схема экспериментальной установки. 1 – высокочастотный генератор; 

2 – высоковольтный электрод; 3 – разряд; 4 – разрядная камера; 5 – емкостной 

зонд; 6 – линзы; 7 – спектрограф Shamrock – 303i. 

Результаты измерений осевого распределения амплитуд гармоник 

радиальной компоненты электрического поля высокочастотного емкостного 

49 

3 

4 

5

Er, 

дБмВ 

60 

0 

50 

40 

30 

20 

10 

0 

Er, 

дБмВ 

60 

50 

40 

30 

20 

10 

0 

0 

разряда, горящего в аргоне и смеси аргон-воздух, представлены на рис.2. На 

этом рисунке по оси абсцисс отложено осевое расстояние от верхней кромки 

высоковольтного электрода до точки измерения. По оси ординат − амплитуда 

сигнала в логарифмическом масштабе. 

90 170 250 330 

Z, мм 

а 

1 

4 

2 

3 

5 

90 170 250 330 

Z, мм 

в 

1 

4 

2 

3 

5 

Рис.2. Осевое распределение амплитуд гармоник электрического поля 

емкостного разряда, горящего в смеси аргон – воздух: 1, 2, 3, 4, 5 – номера 

гармоник; а).чистый аргон Te= 8300K, ne = 4,5∙10 20 м -3 ; б) А:В = 90:10, Te= 

6950K, ne = 9,9∙10 18 м -3 ; в) А:В = 80:20, Te= 6500K, ne = 2,0∙10 18 м -3 ; г) А:В = 

70:30, Te= 6200K, ne = 5,1∙10 18 м -3 . 

Здесь же приведены результаты измерений электронной температуры 

канала разряда и результаты расчѐтов концентрации электронов. Расчѐт 

50 

Er, 

дБмВ 

60 

50 

40 

30 

20 

10 

0 

0 

Er, 

дБмВ 

60 

50 

40 

30 

20 

10 

0 

0 

90 170 250 330 

Z, мм 

б 

90 170 250 

Z, мм 

г 

1 

4 

2 

3 

5 

1 

4 

2 

3 

5 

330

концентрации электронов проводился по формуле Саха для двухтемпературной 

[2] плазмы. При этом учитывалось, что отношение электронной температуры [1] 

к газовой составляет 3,5…4. 

Из рис.2. видно, что при добавления воздуха в аргон происходит 

увеличение затухания всех гармоник электромагнитного поля, за исключением 

третьей. При разбавлении аргона воздухом электронная температура и 

концентрация электронов уменьшаются. Соответственно уменьшается удельная 

электропроводность плазмы разряда и увеличивается величина затухания 

электромагнитного поля. Аномальный же рост третьей гармоники может быть 

объяснѐн следующим образом. При разбавлении аргона воздухом концентрация 

электронов, и соответствующая ей плазменная частота уменьшаются до 

величин, обеспечивающих параметрический резонанс третьей гармоники поля. 

Вследствие этого наблюдается рост третьей гармоники вдоль оси разряда. При 

дальнейшем увеличении количества воздуха в плазмообразующем газе, 

концентрация электронов в плазме уменьшается в ещѐ большей степени, что 

вызывает рассогласование частоты третьей гармоники поля с резонансной 

частотой. 

Таким образом, аномальный рост третьей гармоники электромагнитного 

поля при уменьшении удельной электропроводности плазмы разряда может 

быть объяснѐн на основе предположения параметрического резонанса внешнего 

электромагнитного поля с собственными колебаниями плазмы. 


1. Janča J. Spectral diagnostics of a unipolar high-frequency discharge excited in 

nitrogen and argon at pressures from 1 to 12 atm // Czech. J. Phys., 1967, Vol.B17, № 

9, P.761 – 772. 

2. Kannapan D., Bose T.K. Transport properties of a two-temperature argon plasma // 

The Physics of Fluids, 1977, vol.20, №10, P.1668 – 1673. 

51

ДВУХЧАСТОТНАЯ СВЧ-ФЛУКТУАЦИОННАЯ 

РЕФЛЕКТОМЕТРИЯ МНОГОКОМПОНЕНТНОЙ 

ГАЗОМЕТАЛЛИЧЕСКОЙ ПЛАЗМЫ 

Ю.В. Ковтун, А.И. Скибенко, Е.И. Скибенко, Ю.В. Ларин, В.Б. Юферов 

Национальный научный центр «Харьковский физико-технический институт», 

НАНУ. 

скрещенных 

Одной из особенностей плазмы, создаваемой и находящейся в 

� 

� 

E� B полях, является ее дрейфовое вращение. При определенных 

условиях во вращающейся плазме возможно развитие различных 

неустойчивостей, приводящих, например, к нагреву ионной компоненты плазмы 

[1,2]. Вращение плазменного столба приводит, в случае многокомпонентной 

плазмы, к пространственному разделению ионной компоненты [3]. 

Эффективность радиального разделения ионов напрямую зависит от скорости 

вращения. В связи с вышесказанным определение скорости вращения 

многокомпонентной плазмы представляет вполне определенный интерес. 

Особенностью и целью данной работы является использование 

двухчастотной СВЧ флуктуационной рефлектометрии для определения 

скорости вращения плазменных слоев с np = ncr 1,2 в отражательном разряде. СВЧ 

флуктуационная рефлектометрия основана на определении авто- и взаимно- 

корреляционных функций двух полоидально разнесенных СВЧ сигналов, 

отраженных от слоя плазмы одной плотности. Авто - и взаимно - 

корреляционные функции могут быть вычислены по формулам: 

1 

cxx ( � k ) � x( 

t) 

x( 

t �� 

k ) , (1) 

N 

52 

� � N 1 

t�0 

1 

cxy ( � k ) � x( 

t) 

y( 

t �� 

k ) , (2) 

N 

, где cxx(τk) и cxy(τk) – авто- и взаимно-корреляционная функция между сигналами 

x(t) и y(t), N – число точек в реализации сигналов x(t) и y(t), τk – время задержки 

между двумя сигналами. Частота зондирования плазмы выбиралась таким 

образом, чтобы, во-первых, в образованной плазме существовал слой равный np 

� � N 1 

t �0

= n 1,2 cr, во-вторых, плазменные слои с различными n 1,2 cr должны находится на 

некотором расстоянии друг от друга, чтобы, были выбраны две зондирующие 

частоты f 1,2 = 37,13 и 72,88 ГГц, соответственно, ncr 1 =1,7 10 13 см -3 и ncr 2 = 6,5 

10 13 см -3 . Локация плазмы производилась обыкновенной волной (O) поперек 

плазменного столба в одном сечении для обоих частот. В отличие от измерений 

по Допплеровскому смещению частоты, при котором зондирование наклонное и 

точки отражения не совпадают со слоем с np = ncr, корреляционный метод 

основан на нормальном зондировании и поэтому возможно одновременное 

определение пространственного положения слоя и его скорости вращения. 

Схема размещения СВЧ антенн представлена на рис. 1. Использование двух 

приемно-передающих антенн, разнесенных полоидально на угол 60 ○ , дает 

возможность использовать авто- и взаимно-корреляционные функции в 

зависимости от схемы подключения антенн, т.е. каждую из антенн использовать 

только для одной зондирующей частоты, либо на обе антенны одновременно 

подавать СВЧ сигналы на различных частотах. Одновременно с 

рефлектометрическими измерениями проводилось измерение максимальной np 

= n 1,2 cr и средней плотности с помощью СВЧ-интерферометра, что позволяло 

определять временной интервал существования слоя с критической плотностью. 

Регистрация сигналов проводилась с помощью АЦП с частотой 20 МГц. 

Газометаллическая плазма образовывалась в результате разряда в среде 

рабочего вещества, состоящего из H2, Ar или газовой смеси 88,9%Kr-7%Xe- 

4%N2-0,1%O2 и распыленного материала катодов. Катоды были выполнены из 

монометаллического Ti или композитного материала, а именно Cu, с 

напыленным вакуумно-дуговым способом Ti. Использование двух типов 

катодов, в обоих случаях, приводит к поступлению материала катодов (Ti) в 

плазму, что подтверждается спектрометрическими измерениями [4-6]. 

Максимальная плотность плазмы составляла np ≥ 6,5 10 13 см -3 . Разрядное 

напряжение Udis. ≤ 4 кВ. Длительность и максимальное значение силы 

разрядного тока составляли, соответственно, tdis. ~ 1 мс, Idis. ~ 1,8 кА. 

Импульсное магнитное поле пробочной конфигурации (пробочное отношение 

1,25) длительностью 18 мс создавалось соленоидом состоящим из шести 

катушек, максимальная индукция магнитного поля B0 ≤ 0,65 T. 

53

Изменение радиуса отражающего слоя с np � 1,7 10 13 см -3 (слой Α) и np � 

6,5 10 13 см -3 (слой Β), определенное по изменению фазы отраженной от плазмы 

СВЧ волны, во времени представлено на рис.2. Зависимости скорости и частоты 

вращения плазменных слоев Α и Β от времени для смеси Ar+Ti представлены на 

рис.3 а,б (эксперименты проведены с монометаллическим катодом). 

Рис. 1. Схема расположения антенн 

при проведении корреляционных и 

интерферометрических измерений. 1 

– приемная антенна 

интерферометра, 2 – вакуумная 

камера, 3, 4 – приемно-передающие 

антенны рефлектометра, A, B – 

плазменные слои с np = n 1,2 cr. 

54 

r, см 

5 

4 

3 

2 

1 

0 

2,2 2,4 2,6 2,8 3,0 3,2 3,4 

t, мс 

Рис. 2. Зависимость радиуса 

отражающего слоя с np = n 1,2 cr во 

времени, 

□ – Α, ncr 1 =1,7 10 13 см -3 , ○ – Β, ncr 2 = 

= 6,5 10 13 см -3 . 

Значение скорости вращения газометаллической плазмы в максимуме 

для слоя Α составило vφ A = 8,7 10 5 см/с, слоя Β, соответственно, vφ B = 7,9 10 5 

см/с. В случае вращения плазмы как единого целого угловая частота вращения 

ωφ, различных по радиусу слоев, должна быть одинаковая для всех слоев, а 

скорость вращения должна линейно расти с увеличением радиуса. В данном 

случае частоты вращения слоев Α и Β не совпадает друг с другом, т.е. ωφ A ≠ ωφ B , 

см. рис.3б. Частота вращения слоя Β ωφ B >ωφ A т.е. слой Β с меньшим радиусом 

имеет более высокую частоту вращения, чем слой Α с большим радиусом. 

Таким образом, плазма вращается не как единое целое. Скорость вращения 

электронной компоненты плазмы, соответственно, частота вращения, 

определяется как vφ=-cEr/B, отсюда можно оценить напряженность 

электрического поля, которая для случая Ar+Ti плазмы равна 13,3 В/см (слой Α)

и 12,2 В/см (слой Β). Аналогичные результаты были получены и для других 

газометаллических смесей. 

v � , 10 5 см/с 

10 

8 

6 

4 

2 

0 

а 

2,4 2,6 2,8 3,0 3,2 3,4 

t, мс 

55 

� � �, 10 5 рад/с 

4 

3 

2 

1 

0 

б 

2,4 2,6 2,8 3,0 3,2 3,4 

t, мс 

Рис.3. Временные зависимости скорости и частоты вращения плазменных 

слоев для смеси Ar+Ti (p =6 10 -3 Torr, Udis. = 3,8 kV, монометаллические 

катоды). □ – Α, ncr 1 =1,7 10 13 см -3 , ○ – Β, ncr 2 = 6,5 10 13 см -3 , а – скорость; б – 

частота. 

Таким образом, в работе впервые представлены результаты 

экспериментов по одновременному определению скорости и частоты вращения 

плазменных слоев различной плотности с помощью двухчастотной СВЧ 

флуктуационной рефлектометрии. 


1. Михайловский А.Б., Ломинадзе Дж. Г., Чуриков А.П., Пустовитов В.Д. 

Прогресс в теории неустойчивостей вращающейся плазмы // Физика плазмы, 

2009, т.35, №4, с.307-350. 

2. Долгополов В.В., Сизоненко В.Л., Степанов К.Н. Ионная циклотронная 

неустойчивость вращающейся плазмы // УФЖ, 1973, т.18, №1, с.18-28. 

3. Жданов В.М. Явления переноса в многокомпонентной плазме. М. 

Энергоиздат, 1982, 176 с. 

4. Ковтун Ю.В., Ларин Ю.В., Скибенко А.И. и др. Спектральные 

характеристики плотной газометаллической плазмы отражательного разряда // 

ЖТФ, 2010, т. 80, №5, с. 143-145. 

5. Ковтун Ю.В., Скибенко А.И., Скибенко Е.И. и др. Влияние параметров 

импульсного отражательного разряда на его плазменные характеристики // 

ВАНТ Серия: Плазменная электроника и новые методы ускорения (7), 2010, 

№4, с. 214-218. 

6. Ковтун Ю.В. и др. Исследование параметров водородно-титановой плазмы в 

импульсном отражательном разряде // Физика плазмы, 2010, т. 35, № 11, с. 1–7.

ВЛИЯНИЕ ДОПОЛНИТЕЛЬНОГО ПОТЕНЦИАЛА НА 

ТЕМПЕРАТУРУ ОБРАЗЦА В ПОТОКЕ 

ВЫСОКОЧАСТОТНОЙ ПЛАЗМЫ ПОНИЖЕННОГО 

ДАВЛЕНИЯ 

И.Ш. Абдуллин , М.Ф. Шаехов , А.А. Хубатхузин , Р.Ф. Шарафеев 

Казанский государственный технологический университет 

Низкотемпературная плазма широко применяется для проведения различных 

видов обработки материалов. Одним из наиболее перспективных видов 

низкотемпературной плазмы является плазма высокочастотного (ВЧ) струйного 

разряда пониженного давления (p = 13,3-133 Па). В отличие от других видов 

электрофизической обработки, воздействие потока ионов, создаваемого в плазме ВЧ 

разряда пониженного давления с продувом газа, позволяет осуществлять упрочнение 

поверхностного слоя и получить принципиально новые устройства и материалы с 

характеристиками, значительно превосходящими их современный уровень, что весьма 

важно для интенсивного развития многих областей техники. 

В процессе плазменного воздействия образцы материалов нагреваются, 

что в ряде случаев может оказаться нежелательным. В связи с этим проведены 

исследования термического воздействия потока ВЧ плазмы пониженного 

давления на поверхность образцов материалов. 

Эксперименты проводились на ВЧ плазменной установке индукционного 

разряда (частота генератора 1,76 МГц). Установка позволяет регулировать: 

потребляемую мощность в диапазоне от 0,5 до 5 кВт, рабочее давление от 13,3 

до 133 Па, расход плазмообразующего газа до 0,12 г/с, в качестве 

плазмообразующего газа использовался технический аргон. Подробное 

описание установки представлено в [1]. 

При указанных параметрах установки плазма обладает следующими 

характеристиками: концентрация электронов ne= 10 16 -10 18 м -3 , электронная 

температура Тe= 1-2 эВ, температура тяжелых частиц в плазменной струе может 

достигать 1000°C. При этом поверхность материалов, помещенных в 

56

плазменную струю подвергается воздействию потока ионов, обладающих 

энергией до 10-40 эВ при плотности ионного тока на поверхность 15-25 А·м -2 . 

Образец изготавливался из стали 40Х в виде пластины с размерами 

50х50 мм и толщиной 5 мм. Пластину устанавливали перпендикулярно потоку 

плазмы на различных высотах от среза плазмотрона: 30, 60, 90 и 120 мм. 

Для контроля температуры в центре образца на глубине 2,5 мм с 

обратной стороны от плазменного потока зачеканивалась хромель-алюмелевая 

термопара. С целью устранения влияния ВЧ наводки на показания прибора, 

фиксирующего ЭДС термопары, измерения температуры проводили сразу после 

гашением разряда. Одновременно с этим прекращали подачу 

плазмообразующего газа, таким образом, пластина при минимальном 

теплообмене в условиях вакуума в начальный момент времени сохраняла свою 

температуру. Время установления температуры пластины в зависимости от 

расстояния от среза плазмотрона и режима плазменного воздействия составляла 

15 мин при этом максимальная скорость нагрева в начальный момент 

составляла 2°С/с. 

� Исследование влияния подачи потенциала на образец при 

плазменной обработке проводилось с помощью кольцевого 

электрода диаметром 40 мм, расположенного на выходе из сопла 

плазмотрона так, чтобы видимая часть плазменной струи, 

проходящей через него, не соприкасалась с кромками отверстия. 

Электрод, держатель и сам образец изолировались друг от друга 

керамическими пластинками. Приложенный отрицательный 

потенциал к изделию ограничивался величиной 90 В из-за 

возникновения электрического пробоя межэлектродного 

промежутка через плазму. 

Опыты показали, что при введении образца в плазменную струю 

температура выравнивается по радиусу струи, и отклонение от осевого значения 

составляет 20-25%. Таким образом, при воздействии на образец плазменной 

струи пониженного давления его поверхность находится практически в 

одинаковых условиях. Струя в рассматриваемом диапазоне параметров 

позволяет нагревать образец до 1000°С. 

В исследуемом диапазоне режимов плазменного воздействия с ростом 

мощности температура образца увеличивается по линейному закону. 

57

При увеличении расстояния от среза плазмотрона до образца 

приобретаемая им температура довольно сильно изменяется на расстояниях до 

60 мм. При больших расстояниях температуры образца изменяется 

незначительно до 10%. 

При подаче дополнительного отрицательного потенциала на образец и 

одинаковых параметрах работы генератора температура образца возрастает. 

Увеличение значения дополнительного потенциала позволяет поднять 

температуру образца на 10-30% в зависимости от мощности вкладываемой в 

разряд (рис. 1). 

750 

700 

650 

600 

550 

500 

450 

400 

t обр , о C 

1 1,1 1,2 1,3 1,4 1,5 1,6 

U = 0 B U = 30 B U = 70 B 

P р , кВт 

Рис. 1 Зависимость температуры образца от мощности вкладываемой в 

разряд Pр и дополнительного отрицательного потенциала на образец U 

(G = 0,08 г/с, p = 90Па). 

Объяснить подобный характер взаимодействия плазменной струи и 

образца можно, проанализировав элементарные процессы, происходящие в 

окрестности обрабатываемого тела. Проведенными ранее оценками [1] 

установлено, что наибольший вклад в модификацию поверхности твердых тел 

вносят рекомбинация ионов с электронами на поверхности твердых тел, 

передача кинетической энергии ионов и термическое воздействие. 

В плазме при изменении мощности разряда от 0,5 кВт до 5,0 кВт энергия 

ионов возрастает, растет концентрация электронов в плазменной струе и 

температура частиц. Подача дополнительного отрицательного потенциала на 

58

образец позволяет повысить кинетическую энергию ионов и таким образом 

увеличить плотность теплового потока на поверхность образца, что приводит к 

росту его температуры. 

Установленные зависимости между входными параметрами установки и 

параметрами разряда показывают на возможность эффективной и достаточно 

простой регулировки характеристик струи разряда. Режим обработки можно 

регулировать не только, изменяя расход, мощность разряда, перемещением 

обрабатываемого тела вдоль струи, но и подачей дополнительного потенциала. 


1. Абдуллин И.Ш. Модификация нанослоев в высокочастотной плазме 

пониженного давления / И.Ш. Абдуллин, В.С. Желтухин, И.Р. Сагбиев, 

М.Ф.Шаехов. – Казань: Изд-во Казан. технол. ун-та, 2007. – 356 с. 

59

СПЕКТРАЛЬНЫЕ ИССЛЕДОВАНИЯ ВЫСОКОЧАСТОТНЫХ 

ИНДУКЦИОННЫХ РАЗРЯДОВ 

Абдуллин И.Ш. 1 , Быканов А.Н. 1 , Гафаров И.Г. 1 , Ибрагимов О.Е. 2 

1 Казанский государственный химико-технологический университет 

2 Инновационный технопарк «Идея» 

Обработка в высокочастотном разряде пониженного давления (при 

давлении от 1.33 до 266 Па) является эффективным способом модификации 

поверхности материалов органической и неорганической природы и позволяет 

проводить очистку, полировку поверхности, нанесение тонкопленочных 

покрытий, упрочнение поверхностного слоя, повышение усталостной 

прочности, износостойкости и срока службы конструкционных материалов. 

ВЧИ разряды атмосферного давления, применяются при плазмохимическом 

производстве сверхчистых соединений, гранул тугоплавких веществ, ультра - и 

нанодисперсных порошков. Во всех пречисленных процессах температура газа 

является одним из основных параметров, определяющих процесс 

взаимодействия плазмы с материалом. В настоящей работе проведены 

исследования по разработке методики измерения газовой температуры ВЧ 

разрядов в присутствии твердого для разрядов как пониженного, так и 

атмосферного давления. 

Спектры снимались оптоволоконным спектрометром USB4000 компании 

Ocean Optics. Спектрометр и световод оптимизированы на диапазон длин волн 

от 190 до 410 нм. Фотоприемная матрица спектрометра (CCD) имеет 3648 

элементов на весь спектральный диапазон. Перед проведением измерений 

выполнялась калибровка спектрометров по длине волны и измерялась 

корректирующая характеристика чувствительности спектрометра во всем 

диапазоне длин волн. Корректировка длины волны производилась по ртутной 

лампе, а корректировка чувствительности по фотометрическому 

калиброванному источнику DH2000 (дейтериевая лампа). 

Изображение разряда при помощи линзы, изготовленной из плавленого 

кварца, проецировалось на плоскость размещения торца световода. Таким 

60

образом производился контроль зоны, излучение которой снималось 

спектрометром. При сканировании торца световода в плоскости изображения и 

применении абелевых преобразований возможно измерение пространственных 

спектральных характеристик. 

ВЧИ разряд пониженного давления (30 - 65 Па) создавался на частоте 

1.76 МГц при уровне мощности 1 - 2 кВт. Спектр снимался на осевой линии в 

20 мм от верхнего витка индуктора. ВЧИ разряд атмосферного давления 

создавался в водоохлаждаемом плазмотроне на частоте 1.76 МГц в диапазоне 

мощностей 7 - 12 кВт. Спектр снимался на оси разряда при разных уровнях 

мощности, вкладываемой в реактор. Плазмообразующим газом во всех 

экспериментах был аргон с примесью воздуха или воздух. 

При снятии спектров определялась изолированная колебательная полоса 

электронного перехода, которая может использоваться для измерения газовой 

температуре по неразрешенной вращательной структуре. На рисунке 1 

представлен спектр ВЧИ разряда пониженного давления. 

Интенсивность, отн. ед 

4.0 

3.5 

3.0 

2.5 

2.0 

1.5 

1.0 

0.5 

0.5A 

0.8A 

1.0A 

0.0 

200 250 300 350 400 

Длина волны, нм 

Рисунок 1 Спектры в УФ диапазоне для ВЧИ разряда пониженного давления 

Полоса 0-0 2+ системы азота (красный кант на 337.1 нм), пригодная для 

диагностики, не является изолированной, на нее накладываются другие полосы 

61

(в частности, 1-я отрицательная система N2+). В то же время полоса 0�2 2+ 

системы азота (красный кант на 380.5 нм) является достаточно изолированной и 

позволяет осуществить корректное вычитание фоновой интенсивности, 

создаваемой соседними линиями. 

Рисунок 2 показывает полные спектры ВЧИ разряда атмосферного 

давления, снятые в УФ диапазоне для трех значений мощности разряда. 

Спектры являются многокомпонентными и, в отличие от спектров 

неравновесных разрядов пониженного давления, выделить изолированную 

полосу 2+ системы N2 не удается. Поэтому применена более сложная модель, 

позволяющая рассчитывать спектры воздушной плазмы, задаваясь ее составом, 

четырьмя температурами (поступательной, вращательной, колебательной и 

электронной) и относительными интенсивностями спектральных полос. 

Интенсивность, отн. ед. 

4.0 

3.5 

3.0 

2.5 

2.0 

1.5 

1.0 

0.5 

7.8 kW 

10.2 kW 

12.0 kW 

0.0 

200 250 300 350 400 

Длина волны, нм 

Рисунок 2. Спектры ВЧИ разряда атмосферного давления 

Из моделирования молекулярных спектров, в частности, 2+ системы 

азота, в соответствии с [1], интенсивность изолированной колебательной 

полосы при неразрешенной вращательной структуре перехода меняется 

экспоненциально с длиной волны, причем показатель экспоненты однозначно 

связан с вращательной температурой, которая в наших разрядах с хорошей 

62

точностью равна температуре газа. Таким образом, выделив изолированную 

полосу, вычтя «подставку» интенсивности от соседних переходах (что 

довольно просто на изолированных полосах) и построив спектр в 

полулогарифмическом масштабе, мы можем обнаружить участок линейной 

зависимости логарифма интенсивности от длины волны. Обычно, в присутствии 

соседних линий, диапазон линейности составляет около 2 нм. Промоделировав 

этот участок спектра, можно однозначно связать тангенс угла наклона прямой 

(параметр Gamma) с температурой, что было сделано для наблюдаемых 

изолированных переходов. 

Таким образом, исследованы спектры ВЧИ разрядов пониженного и 

атмосферного давления, существенно отличающихся способом создания плазмы 

и плазменными параметрами, в частности, температурой газа и степенью 

неравновесности. Снятые в УФ диапазоне спектры исследованных разрядов 

позволили найти участки диапазона, пригодные для диагностики плазмы, в 

частности, измерения газовой температуры. Спектральные измерения находятся 

в хорошем соответствии с результатами исследований энергетического баланса 

установок. Разработанные методики позволяют проводить оптимизацию 

плазменных параметров при разработке новых технологических процессов и 

при функционировании действующего оборудования. 


1. G. Hertzberg// Moleculaar spectra and molecular structure Vol. 1. Spectra of 

Diatomic Molecules. Second Edition.– D.Van Nostard Company, Inc. Princeton, New 

Jersey. 

63

ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНЫЕ ИССЛЕДОВАНИЯ 

ИМПУЛЬСНОГО НАНОСЕКУНДНОГО РАЗРЯДА В 

ВОЗДУХЕ АТМОСФЕРНОГО ДАВЛЕНИЯ 

Е.А. Елистратов, А.П. Кузнецов, С.П. Масленников, А.А. Протасов, 


В настоящее время проводятся активные исследования в области физики 

импульсных газовых разрядов с объемной пространственной структурой. Это 

связано с перспективами их использования для различных практических 

применений, в частности для обеззараживания загрязненной среды и обработки 

поверхностей. Данная работа посвящена исследованиям подобного разряда в 

воздушной среде атмосферного давления, проводимым в течение ряда 

последних лет в НИЯУ МИФИ. 

на рис.1. 

1 

Схема установки и расположения измерительных датчиков представлена 

3 4 

Рис.1. Упрощенная электрическая схема установки и расположение 

измерительных устройств. 1 – импульсный генератор; 2 – разрядная камера; 3 

– высоковольтный делитель напряжения; 4 – токовый шунт; 5 – 

фотоэлектронный умножитель; 6 – спектрометр. 

Электропитание разряда осуществляется высоковольтным генератором 

импульсов напряжения (1) амплитудой от 20 до 50 кВ и длительностью (на 

полувысоте) 50 нс (частота повторения до 1 кГц) [1]. Генератор разработан на 

основе автотрансформатора, в качестве коммутатора емкостного накопителя 

выходного каскада используется водородонаполненный тиратрон. В разрядной 

камере (2) располагаются электродные системы различного конструктивного 

64 

2 

5 6 

TDS 3054 PC

исполнения, характерные длины межэлектродных промежутков составляют 

0,5-3 см. Контроль электрических параметров осуществляется при помощи 

высоковольтного делителя напряжения Tektronix P6015A (3) и резистивного 

токового шунта сопротивлением 2 Ом (4). 

На рис.2 представлены импульсы напряжения, тока и динамика вложения 

энергии диффузного разряда. В данной работе использовалась электродная 

система «лезвие-плоскость» длина лезвия составляла 6 см, Измерения 

проводились при межэлектродном зазоре dМЭП=2,5 см. Длительность импульса 

напряжения на полувысоте не превышает 100 нс при этом время интегральной 

светимости плазмы в видимом диапазоне спектра, регистрируемое при помощи 

ФЭУ (5), составляло 25 нс (по уровню 0,5). 

U 

Рис. 2 Импульсы напряжения (U), тока (I), динамика вложения энергии (W) и 

свечение диффузного разряда (L) (dМЭП=2,5 см; f=50 Гц) 

Импульс тока имеет сложную форму, что обусловлено изменением во 

времени параметров плазменной нагрузки. На переднем фронте импульса 

напряжения формируется короткий пик емкостного тока, протекающего через 

емкость межэлектродного промежутка. В дальнейшем в разряде преобладает 

активная составляющая тока. 

Для исследования пространственной структуры разряда и развития 

разряда во времени проводилось высокоскоростное фотографирование при 

помощи электронно-оптической камеры Bifo К008. Результаты 

фотографирования разряда, развивающегося в электродной конфигурации 

лезвие-плоскость (dМЭП=2,5см) представлены на рис.3. Видно, что разряд имеет 

стримерную форму и его развитие происходит с кромки катода в виде большого 

количества каналов. 

W 

65 

L 

I

Рис.3. Фотографирование развития разряда во времени 

Для анализа компонентного состава плазмы и оценки вращательной и 

колебательной температур в плазме были проведены спектральные 

исследования разряда. Спектры получены при помощи спектрометра ASP- 

150TF (Avesta Project) со спектральным разрешением 0,9 и диапазоном 180 - 

1100 нм. Характерный вид спектра представлен на рис.4(а). Все спектральные 

линии разряда сосредоточены в области 250-410 нм и представляют собой 

линии молекулярного азота. Также на данном графике обозначены линии, 

соответствующие колебательным переходам (2 + )-системы азота с указанием 

номеров колебательных уровней, между которыми происходят 

соответствующие оптические переходы. 

Определение вращательной температуры в разряде осуществлялись по 

неразрешенной вращательной структуре излучения 0-0-полосы (2 + )-системы 

азота [2]. Зависимости температуры от частоты подаваемых импульсов 

представлены на рис.4(б). 

Как видно, температура разряда меняется в широких пределах в 

зависимости от условий горения разряда: наблюдается рост температуры с 

увеличением частоты, а также прослеживается влияние диэлектрического 

барьера, устанавливаемого на заземленном электроде: максимальные 

температуры достигаются при отсутствии барьера, увеличение толщины 

барьера ведет к снижению температур. 

66

0→0 

1→0 

Рис.4. а - Характерный вид спектра разряда; б - зависимость вращательной 

температуры от частоты 1 – без диэлектрического барьера, 2 – оргстекло 

толщиной 1 мм, 3 – ПВХ пленка толщиной 200 мкм 

Измерения колебательной температуры проводилось по относительной 

интенсивности электронно-колебательных полос (2 + )-системы азота. При этом 

во всех исследуемых режимах колебательная температура лежала в диапазоне 

от 3 до 6тысяч градусов Кельвина. Такие различия вращательных и 

колебательных температур свидетельствуют о неравновесности плазмы. 

Проведены измерения концентрации электронов в плазме разряда. 

Измерения проводились с использованием лазерного интерферометра, 

собранного по схеме Майкельсона с квадратурной регистрацией сигналов [3]. В 

качестве излучателя использовался одночастотный малошумящий 

твердотельный лазер ДТЛ-317 мощностью до 50 мВт с генерацией на частоте 

532 нм. Квадратурные каналы регистрации получаются методом 

позиционирования фотоприемников на интерференционной полосе. В 

результате обработки полученных сигналов получены значения электронной 

плотности 3*10 15 см -3 . 


1→2 

2→3 

0→1 

2→4 

0→2 

1→3 

3→5 

1. Крастелев Е.Г., Масленников С.П., Школьников Э.Я. Генератор 

высоковольтных наносекундных импульсов для возбуждения диффузных 

газовых разрядов при атмосферном давлении. // ПТЭ, №5, 2009, с.98-101. 

2. Ельяшевич М.А. Атомная и молекулярная спектроскопия. – М.: Физматгиз, 

1962. 

3. Вовченко Е.Д., Кузнецов А.П., Савѐлов А.С. Лазерные методы диагностики 

плазмы. – М.: МИФИ, 2008 

67 

1 

3 

2

ИССЛЕДОВАНИЕ ИЗЛУЧАТЕЛЬНЫХ ХАРАКТЕРИСТИК 

СИЛЬНОТОЧНОГО ИМПУЛЬСНОГО МАГНЕТРОННОГО 

РАЗРЯДА 

Д.В. Мозгрин 1 , Т.В. Степанова 1 , В.И. Тройнов 2 , Г.В. Ходаченко 1 , 

А.В. Шумов 2 , И.А. Щелканов 1 


2. Московский государственный технический университет имени Н.Э. Баумана 

Сильноточный магнетронный разряда (СМР) низкого давления 

характеризуется широким диапазоном токов 0,2 – 120 А при плотности тока до 

25 А/см 2 с растущей c некоторого критического напряжения вольтамперной 

характеристикой (ВАХ). Разряд этого вида обладает высоким (до 1,2 кВ) 

напряжением горения и реализуется в диапазоне давлений 10 -3 � 10 -1 Тор и 

магнитных полей 0,4 � 1,0 кГс. Особенностью СМР является интенсивное 

распыление материала катода, связанное с высокой энергией и плотностью 

ионного потока. Оценки для типичных режимов, характерных для 

технологических приложений, показали, что концентрация плазмы СМР может 

достигать 5�10 13 см -3 [1]. 

В качестве исследуемого разрядного устройства в работе использовался 

планарный магнетрон с титановым катодом диаметром 120 мм. Сначала в нем 

инициировался стационарный магнетронный разряд постоянного тока, а для 

формирования СМР разрядный промежуток подключался к ступени высокого 

напряжения от искусственной длинной линии с сосредоточенными 

параметрами, состоящей из 19 LC – секций с общим энергозапасом 6,3 кДж. 

Для регистрации спектра излучения плазмы магнетронного разряда 

применялся 4-х канальный спектрометр AvaSpec-2048 с дифракционными 

решетками, перекрывающими видимый диапазон длин волн (355 - 810 нм). 

Оптическое разрешение составляло от 0,05 до 0,2 нм и зависело от диапазона 

регистрируемых длин волн. Излучение из разрядного промежутка выводилось 

через кварцевое окно вакуумной камеры, проходило фокусирующую 

68

коллимационную линзу, оптоволоконный кабель и попадало на вход 

спектрометра. 

Далее развернутый в спектр световой поток регистрировался ПЗС- 

линейкой, проходил предварительную обработку с помощью встроенного в 

спектрометр микропроцессора и по USB-интерфейсу передавался на 

персональный компьютер. Здесь с использованием программного обеспечения 

AvaSoft и специально разработанного для этих целей программного комплекса 

SpectrAN [2] производилась цифровая обработка полученного сигнала, 

позволяющая проводить анализ спектра с целью получения компонентного 

состава и количественных характеристик плазмы. 

Эксперименты по исследованию излучательных характеристик плазмы 

СМР производились при следующих условиях: рабочий газ – аргон, давление 

рабочего газа в камере – 8 . 10 -3 Торр, напряжение стационарного магнетронного 

разряда – 300 -340 В. Ток стационарного разряда составлял 100 – 120 мА, 

напряжение импульсного разряда – 500 – 900 В, ток импульсного разряда 3,0 – 

86 А, длительность импульса варьировалась в пределах 5,0 – 25 мс. 

Для анализа процессов возбуждения плазмообразующего газа СМР 

производилась регистрация спектра излучения как стационарного, так и 

импульсного магнетронного разряда. На рис. 1 приведен типичный 

интегральный спектр излучения плазмы СМР. 

Для идентификации спектральных линий использовалась база данных 

Национального института стандартов и технологии США [3]. В спектре 

излучения СМР были обнаружены линии Ti, Ti + , Ti 2+ , Ar, Ar + , Ar 2+ , 

отсутствующие в спектре стационарного разряда, что указывает на различия в 

механизмах возбуждения в данных типах разряда. 

Качественный анализ спектра позволил сделать вывод о наличии в 

плазме СМР большого количества ионов Ti + и Тi 2+ . Это свидетельствует о том, 

что плазма СМР обладает более высокой степенью ионизации по сравнению со 

стационарным разрядом. При увеличении мощности отмечено появление ряда 

новых линий, соответствующих компонентам Ar, Ar + , Ti + , Ti 2+ , и увеличение 

доли материала катода в плазме разряда. Наличие сильно ионизованной плазмы 

и поддержание высокого напряжения горения разряда приводили к 

интенсивному распылению катодной мишени. 

69

Рис. 1. Интегральный спектр излучения плазмы СМР: напряжение разряда 

900 В, ток импульсного разряда 74 А, длительность импульса 20 мс, 

время интегрирования 400 мс 

Для проведения количественного анализа параметров плазмы 

использовалась методика, описанная в [2]. По полученным относительным 

интенсивностям идентифицированных спектральных линий определялась 

заселенность верхних уровней Nk = Ik→i / [Ak→i (Ek-Ei)]. Далее формировался 

массив значений 

y 

x� Ek(абсцисса). 

��N � � N �� 

(ордината) от энергии верхних уровней 

�� k 

0 

� ln �� gkg0 Из рис. 2, отражающего указанную зависимость, видно, что 

экспериментальные точки группируются вдоль различных прямых 

��N � � k N �� 

0 � Ek 

ln �� , соответствующих закону Больцмана. С помощью 

��gk��g0�� kT Á 

метода наименьших квадратов каждая группа точек аппроксимировалась 

70

прямой, тангенс угла наклона которой позволял получить температуру 

распределения для атома или иона каждого химического элемента. 

а) б) 

Рис. 2. Распределения заселенностей уровней атомов и ионов компонентов 

(а):в стационарном разряде (напряжение 320 В, ток 110 мА); 

(б): в сильноточном разряде (напряжение 900 В, ток 35 А) 

Анализ полученных распределений позволяет сделать вывод, что разброс 

экспериментальных точек относительно прямых, построенных по методу 

наименьших квадратов, уменьшается при переходе разряда в сильноточную 

форму. Таким образом, СМР является более равновесным, т.к. распределение 

заселенностей групп уровней лучшей подчиняется закону Больцмана. 


1. Фетисов И.К. Газовый разряд низкого давления в магнитном поле. М: НИЯУ 

«МИФИ», 1999. 

2. Автоматизированный спектрометрический комплекс для диагностики плазмы 

магнетронного разряда / В.М. Градов, А.М. Зимин, С.Е. Кривицкий, А.В. 

Шумов // Вопросы атомной науки и техники. Сер. Термоядерный синтез. 2009. 

Вып. 1. С. 64-71. 

3. Atomic Spectra Database Lines Form // National Institute of Standards and 

Technology (NIST). URL: http://physics.nist.gov/ (дата обращения: 10.09.2010). 

71

СОВРЕМЕННЫЕ МЕТОДЫ ДИАГНОСТИКИ 

ПЛАЗМЕННОГО АЭРОЗОЛЯ 

Л.А.Луценко, А.В.Ильницкая, А.М.Егорова, И.В.Березняк 

ФГУН ФНЦГ им. Ф.Ф.Эрисмана Роспотребнадзора МЗ и СР 

В современном производстве существуют источники непреднамеренного 

антропогенного загрязнения производственной и окружающей среды 

наночастицами, которые могут присутствовать в различных аэрозолях не 

свободно, изолированно, а в виде комплексов с более крупными частицами или 

с газами. Среди непреднамеренных источников поступления частиц в воздух 

рабочей зоны можно назвать, например, плазменные технологии. 

Тепловое взаимодействие плазмы и обрабатываемого материала может 

приводить к образованию субмикронных и наночастиц высокой степени 

чистоты в узком диапазоне гранулометрического состава со сферической 

формой частиц. 

В таблице 1 представлены данные о концентрациях и размерах 

аэрозольных наночастиц при разных видах деятельности человека. 

Таблица 1.Концентрации и размеры аэрозольных наночастиц 

[цит. по В.Н.Лысцову, Н.В.Мурзину, 2007] 

Вид деятельности Концентрация 

НЧ, х10 4 см -3 

72 

Размер, нм 

Шлифовка, обработка металлов 1 – 20 17 – 170 

Бытовая пайка и сварка 1- 40 40 – 70 

Промышленная сварка 5 – 350 30 – 130 

Строительная сварка 10 – 5000 30 – 600 

Плазменная резка 5 – 50 120 – 180 

В силу того, что распределение температур в плазменной струе 

характеризуется неоднородностью при некоторых видах технологий, например 

при напылении, наплавке, плазменно-механической обработке не происходит 

достаточного проплавления вещества и, поэтому, образуются оплавленные

сферические частицы разных размеров с небольшим числом пор и с невысокой 

сорбционной способностью. 

При плазменной резке, когда обрабатываемый материал нагревался до 

испарения или при плазменно-химической технологии, вследствие конденсации 

паров и последующей коагуляции частиц в воздух рабочей зоны поступает 

высокодисперсный аэрозоль с высокой сорбционной способностью. 

Проявлением вредного действия высокотоксичной пыли на организм 

может быть развитие острых и хронических интоксикаций (отравлений), 

включая пневмокониозы от аэрозолей токсико-аллергического действия, 

токсико-пылевые бронхиты. Аэрозоли некоторых металлов способны вызывать 

отдаленные эффекты, в том числе – канцерогенный, могут наблюдаться 

аллергические реакции, генотоксический эффект и др. 

Плазменно-струйные процессы при их технологическом применении 

являются источниками ряда физических и химических факторов, которые в 

свете выявленных закономерностей сочетанного и комбинированного действия 

вредных веществ в виде высокодисперсных аэрозолей и физических факторов 

обуславливают достаточно раннее развитие неспецифических патологических 

изменений в различных органах и системах организма человека. 

Результаты медицинского обследования работающих, обслуживающих 

различные типы плазменных установок в динамике 10 лет показали наличие 

функциональных расстройств в состоянии центральной и вегетативной нервной 

систем, сердечно-сосудистой системы, анализаторов. В легочной ткани 

отмечена выраженная клеточная реакция, преимущественно лимфоидной 

ткани, множество макрофагов (эпителиоидного типа) компактно 

расположенных в альвеолах и перегородках; признаки периваскулярного отека, 

набухание и разволокнение стенок сосудов. 

Приведенные данные свидетельствуют о необходимости 

совершенствования методов идентификации плазменных наночастиц в воздухе 

рабочей зоны и окружающей среды. 

В России основными гигиеническими критериями вредности 

промышленных аэрозолей являются: масса действующей пыли; еѐ 

вещественный состав; время действия, которые были положены в основу 

нормирования пылевого фактора, гигиенического контроля и системы медико- 

профилактического обслуживания работников предприятий. Эти критерии 

73

обоснованы результатами фундаментальных работ отечественных гигиенистов; 

анализом мирового опыта. 

За рубежом, принята концепция, где ведущую роль отводят 

респирабельной фракции. В частности, за рубежом устанавливаются 

дифференцированные стандарты для общей (вдыхаемой) пыли и 

респирабельной (дыхательной) фракции. Соответственно для пылевого 

контроля, как правило, применяют приборы двухступенчатой гравиметрии. 

В то же время в России утвержден национальный стандарт Российской 

Федерации: ГОСТ Р ИСО 7708-2006 (дата последнего изменения - 23.06.2009): 

«Качество воздуха. Определение гранулометрического состава частиц при 

санитарно-гигиеническом контроле». Стандарт подготовлен на основе 

аутентичного перевода международного стандарта ИСО 7708:1995 «Air quality – 

Particle size fraction definition for health-related sampling». Качество воздуха. 

Определение гранулометрического состава частиц при санитарно- 

гигиеническом контроле". 

Существует также ГОСТ Р ИСО 14644-3-2007 «Чистые помещения и 

связанные с ними контролируемые среды. Часть 3. Методы испытаний». В 

стандарте приведены методы и приборы для определения аэрозольных макро и 

микрочастиц. 

Согласно ГОСТ Р ИСО 7708-2006, доля взвешенных в воздухе частиц, 

вдыхаемых человеком, зависит от свойств частиц, скорости и направления 

движения воздуха вблизи человека, интенсивности вдыхания, типа вдыхания: 

через нос или рот. Вдыхаемые частицы могут оседать в какой-либо области 

дыхательных путей или могут быть выдохнуты. Стандарт устанавливает 

нормативы по отбору проб при определении гранулометрического состава 

взвешенных частиц, содержащихся в воздухе рабочей зоны и окружающей 

атмосфере, с целью оценки влияния на здоровье человека. 

В стандарте приведены нормативы (условные характеристики) устройств 

для отбора проб вдыхаемой, торакальной и респирабельной фракции, а также 

расчет нормативов по экстраторакальной и трахеобронхиальной фракциям 

(вдыхаемую фракцию иногда называют инспирируемой - термины 

эквивалентны). Выбор нормативов зависит от области дыхательных путей, в 

которой исследуемый компонент взвешенных частиц воздействует на здоровье 

человека. Выбирают норматив по вдыхаемой фракции, если вещество может 

74

привести к болезни независимо от области оседания; по торакальной фракции - 

если областью оседания были проводящие пути легких (бронхи); по 

респирабельной фракции - если областью оседания был участок газообмена от 

дыхательных бронхиол до альвеол. 

Методы оценки и идентификации наночастиц предложены в 

международных стандартах: TECHNICAL REPORT ISO/TR 27628 First edition 

2007-02-01 «Workplace atmospheres — Ultrafine, nanoparticle and nano-structured 

aerosols — Inhalation exposure characterization and assessment», ISO/TR 

12885:2008(E) First edition 2008-10-01 Nanotechnologies — Health and safety 

practices in occupational settings relevant to nanotechnologies. 

В данных документах указано, что ингаляционный путь считается одним 

из основных при воздействии наноматериалов, наряду с другими путями 

проникновения наночастиц: через желудочно-кишечный тракт и через кожу. 

Имеются доказательства того, что не только массовая концентрация, 

определяет риск здоровью при действии некоторых аэрозолей. Как указывают 

многие токсикологи, некоторые очень маленькие респирабельные 

нерастворимые частицы могут быть более токсичными, чем большие 

респирабельные частицы с подобным составом (по массе к массовому 

основанию). Становится очевидным, что риск здоровью после ингаляции 

некоторых профессиональных аэрозолей связан не только с массовой 

концентрацией. 

Т.о, гравиметрический метод не всегда применим для частиц менее 100 

нм, ввиду особенностей наночастиц: относительно маленькая масса, большая 

поверхностная площадь, быстрое рассеивание, образование агломератов. 

Необходимы дальнейшие исследования взаимосвязи показателей состава 

и свойств наноаэрозолей и их вредных эффектов; опережающая разработка 

гигиенических мер защиты работников; разработка приборов контроля, методов 

идентификации воздействия наночастиц. 


1. Лысцов В.Н., Мазурин Н.В.Проблемы безопасности нанотехнологий. – 

М., МИФИ, 2007. – 70 с. 

75

ТОМОГРФИЧЕСКИЙ ПОДХОД В ЗАДАЧЕ 3D 

РЕКОНСТРУКЦИИ ПЛАЗМЕННО-ПЫЛЕВЫХ СТРУКТУР 

А.В. Бульба 

Петрозаводский государственный университет 

При определенных условиях в плазме, в частности, в тлеющем разряде 

постоянного тока в газах из введенных в плазму частиц размером от нескольких 

до сотен микрометров возникают самоупорядоченные плазменно-пылевые 

структуры [1]. В случае высокой степени упорядоченности структура 

называется ―плазменным кристаллом‖. 

Получить информацию о пространственном распределении частиц 

―кристалла‖ возможно путѐм регистрации нескольких двумерных изображений 

области с частицами под различными углами наблюдения с последующей 

математической обработкой методом томографии. 

Для реализации предложенного подхода на основе метода обратного 

проецирования [2, 3] разработан алгоритм, позволяющий итеративно находить 

оптимальное решение для случая неоткалиброванных камер, учитывая 

ограничения, накладываемые используемой аппаратурой и условиями 

проведения эксперимента. 

Создано соответствующее программное обеспечение и успешно 

проведены эксперименты по восстановлению структур, состоящих из 

нескольких десятков частиц. 

Экспериментальная установка представляет собой вертикально 

установленную газоразрядную трубку с внутренним диаметром 2.6 см (рис. 1). 

Промежуток между электродами 45 см. Частицы 2 3 O AL (полидисперсионный 

порошок с диаметром частиц от нескольких единиц до нескольких десятков 

микрон) инжектируются из контейнера, расположенного в верхней части 

трубки. Исследования проводились в постоянном токе тлеющего разряда. 

В установке использовались три идентичные фотокамеры ―Canon EOS 

10D‖ с объективами ―Canon EF 100 F2.8 Macro‖ и удлинительными кольцами. 

76

Синхронизация фотокамер осуществлялась, благодаря возможности 

одновременного электронного управления несколькими затворами. 

Пылевая структура освещалась расширенным лучом (диаметр луча 5 мм) 

полупроводникового лазера с длиной волны 532 нм. При этом луч направлялся 

не перпендикулярно трубке, а, используя зеркала, под углом ≈ 45º, чтобы 

избежать бликов. 

Рис. 1 Вид экспериментальной установки. 

Проекции (фотографии) одной из пылевых структур представлены на 

рис. 2а, б, в. Серые размытые пятна (рис. 2а, б, в) – частицы плазменно-пылевой 

структуры; белые одинаковые кружки (рис. 2а, б, в) – проекции, вычисленные с 

восстановленной структуры и наложенные поверх изображений частиц 

―кристалла‖ для проверки точности восстановления. Результат обработки 

можно сразу оценить визуально, т.к. восстановленная структура выводится в 3-х 

мерном виде (рис. 2г). 

77

Рис. 2 Три проекции (фотографии) пылевой структуры (a, б, в) при углах 

наблюдения 1.05 0 , 31.63 0 и 158.53 0 ; масштаб 105 pix на 250 мкм, время 

экспозиции 1/500 с., диафрагма 4; газ Ar, P=29 Па, I=0.31 мА; восстановленная 

структура из 40 частиц (г). 

На рис. 3 представлена парная корреляционная функция 

восстановленной трѐхмерной структуры с rgmax=364 мкм. 

0,012 

0,01 

0,008 

0,006 

0,004 

0,002 

g(r) 

Парная корреляционная функция 

0 

0 0,2 0,4 0,6 0,8 1 1,2 1,4 

78 

r, мм 

Рис. 3 Парная корреляционная функция восстановленной структуры. 

Предложенным методом исследованы зависимости параметров 

трехмерной пылевой структуры (средние расстояния между частицами rср, 

горизонтальные составляющие rxy и вертикальные rz) из полидисперсного 

порошка Al2O3 с диаметром частиц от нескольких единиц до нескольких

десятков микрон от токов (в диапазоне 0.1-1.2 мА, с шагом 0.1 мА) и давлений 

(27 - 80 Па, с шагом 13 Па) в тлеющем разряде постоянного тока в Ar. 


1. Fortov V. [et al.]. Emission properties and structural ordering of strongly coupled 

dust particles in a thermal plasma // Phys. Lett. A., 1996, V. 219, P. 89-94. 

2. Пикалов В.В., Преображенский Н.Г. Вычислительная томография и 

физический эксперимент // УФН, 1983, т. 141, № 3, с. 469 - 498. 

3. Терновой К.С., Синков М.В. Введение в современную томографию. Киев: 

Наукова думка, 1983, с. 232. 

79

ЛАЗЕРНАЯ ДИАГНОСТИКА ДИСПЕРСНОГО УГЛЕРОДА 

В.А. Власов, В.Ф. Мышкин, Д.Л.Гамов, И.А.Ушаков, А.В.Еремин, В.А.Борисов 

Национальный исследовательский Томский политехнический университет 

Нами разрабатывается метод сепарации изотопов углерода в плазменных 

процессах. При этом изотопы углерода с магнитными и немагнитными ядрами, 

в зависимости от соотношения скоростей протекания различных процессов, 

концентрируются в газовой или конденсированной фазах. Для сохранения 

изотопного состава фаз необходимо их разделять с момента формирования 

дисперсной фазы. Задача исследования – определение зависимости места 

интенсивного образования и гранулометрического состава дисперсной фазы от 

количества кислорода в плазмообразующей смеси. 

Для решения поставленной задачи дуговой плазмотрон является 

технологичным и простым в изготовлении. Низкотемпературная плазма 

содержит ионы, электроны, радикалы. Конденсированная фаза, используемая 

для сепарации по изотопам продуктов плазменных процессов, также может 

оказывать существенное влияние на протекающие в плазменных системах 

физико-химические процессы, например, на распределение зарядов по объему и 

концентрацию молекул в необходимых, для протекания целевого процесса, 

возбужденных состояниях. 

Для экспериментального определения участка плазменной струи, на 

котором начинает формироваться конденсированная фаза, возбуждали дуговой 

разряд в цилиндрической обойме диаметром 30 мм. Плазмообразующий газ 

(смесь аргона и кислорода) подавали тангенциально на расстоянии 20 мм от оси 

электрической дуги. В обойму радиально, через тефлоновые изоляторы, были 

вставлены два графитовых электрода диаметром 6 мм. При расстоянии между 

электродами 2-3 мм ток дуги выдерживали в диапазоне 10-15 А. 

Плазмотрон снабжен системой автоматической подачи электродов. При 

этом в качестве контролируемого параметра использовали ток дуги. 

Установлено, что при скорости подачи плазмообразующего газа 0,06 л/с 

скорость испарения графита не превышала 0,1 г/мин. 

Для диагностики наличия дисперсной фазы плазменный поток облучали 

по оси (со стороны электрической дуги) излучением второй гармоники 

80

неодимового лазера. Появление дисперсного углерода сопровождается резким 

увеличением рассеянного лазерного излучения. Поток лазерного излучения, 

рассеянного на дисперсных частицах, регистрировали по направлению вбок. 

Система выделения потока рассеянного излучения содержала объектив, 

диафрагму, фотоэлектронный умножитель. Сигнал ФЭУ наблюдали с помощью 

цифрового осциллографа. Были определены точки на оси плазменного потока, в 

которых начинается формирование дисперсной фазы при различном 

содержании кислорода в плазмообразующей смеси. 

Все способы воздействия на химическую активность целевого изотопа 

плазменной системы необходимо осуществлять до точки начала интенсивного 

образования дисперсных частиц. 

Лазерная диагностика относится к одному из наиболее эффективных 

безотборных методов диагностики гранулометрического состава гетерогенных 

систем. Обратная задача светорассеяния, например, для метода спектральной 

прозрачности сводится к решению интегрального уравнения 

R 

� 2 

R 

2 

� , �� 

f �r� � r dr � �� r � , 

1 

где R1 - R2 - диапазон размеров, � � , �� 

�r� r - фактор эффективности ослабления, 

f - функция распределения по размерам, � �� - коэффициент прозрачности. 

Для количественной диагностики гранулометрического состава 

ультрадисперсных систем необходимы широкополосные источники излучения. 

На этапе разработки алгоритмов решения интегрального уравнения в 

распоряжении экспериментаторов имелась аппаратура для выполнения 

экспериментальных исследований, позволявшая регистрировать ограниченный 

объем информации. Современная аппаратура позволяет получать практически 

неограниченный объем экспериментальных данных. Такой объем информации 

является избыточным при решении интегрального уравнения с известными и 

проверенными неоднократно регуляризующими алгоритмами. 

В связи с этим нами впервые предложен новый подход обработки 

экспериментальных спектров пропускания, по которому из всего набора 

экспериментальных данных составляется несколько выборок. Эти выборки 

обрабатываются независимо друг от друга с помощью известных алгоритмов. 

Из полученных гистограмм в результате обработки нескольких выборок из 

экспериментальных спектров пропускания достоверными можно считать те, 

которые имеют максимальное совпадение между собой, а невязка между 

81

экспериментальным и расчетным спектрами пропускания для каждой выборки - 

наименьшее значение. Нами показано, что предлагаемый алгоритм обработки 

данных лазерного зондирования аэрозолей позволяет увеличивать 

достоверность определения дисперсности гетерогенных систем [1]. 

При экспериментальном изучении закономерностей формирования в 

плазме сажи из недогоревшего графита использовали галогенную лампу. 

Изображение нити лампы с увеличением в 2 раза строили в счетном объеме. 

Прошедший через плазму зондирующий пучок с помощью второго объектива 

формировали в изображение спирали на входной щели малогабаритного 

спектрографа (второй объектив переносит изображение счетного объема на 

плоскость щели спектрографа). Оптическая схема регистрации спектрального 

хода коэффициентов пропускания приведена на рисунке. 

1 1,5F 2 3F 3 2F 2 2F 4 

1 – лампа накаливания, 2 – объектив, 3 – поток плазмы, 4 – световод 

спектрографа 

Для учета потока свечения плазмы последовательно регистрировали 

л 

п 

спектр излучения лампы (без плазмы) I �� , спектра плазмы �� 82 

I , 

л п 

суммарный спектр из свечения плазмы и зондирующего пучка I �� 

Спектральный ход коэффициентов пропускания определяли по формуле 

л�п 

п 

I 

� � 

�� I �� л 

I �� Выборки по 10 значений �� 

i 

. 

� (при i � 1024) группировали в областях 

экстремума функции в разных областях спектра [1]. Были определены функции 

распределения по размерам f �r� дисперсного углерода в различных сечениях 

плазменного потока во внешнем магнитном поле 1,4 Тл для разных 

плазмообразующих смесей. Установлена зависимость f �r� от магнитного поля. 


1. Мышкин В.Ф., Власов В.А., Хан В.А. и др. О повышении достоверности 

решения интегрального уравнения при безотборной диагностике наночастиц // 

Научный журнал КубГАУ, №31(7), 2007. - http://ej.kubagro.ru/2007/07/pdf/13.pdf. 

.

МАШИННОЕ ЗРЕНИЕ ДЛЯ ДИАГНОСТИКИ ПОВЕДЕНИЯ 

МАКРОЧАСТИЦ В УПОРЯДОЧЕННЫХ СТРУКТУРАХ 

КОМПЛЕКСНОЙ ПЛАЗМЫ 

А.А. Пискунов, С.Ф. Подрядчиков, А.Д. Хахаев 

Петрозаводский государственный университет, Научно-образовательный 

центр по фундаментальным проблемам приложений физики 

низкотемпературной плазмы 

Комплексная (пылевая) плазма, содержащая частицы конденсированного 

вещества (КДФ или макрочастицы), широко распространена в природе и 

технологических процессах. Присутствие макрочастиц существенным образом 

влияет на коллективные процессы в плазме и модифицирует свойства 

плазменной среды, что имеет большое значение в энергетических установках 

(токамаки, лазеры, ракетные двигатели и др.), в плазменных технологиях 

получения новых материалов, астрофизике, для физического моделирования 

конденсированного состояния вещества, объектов микромира и космических 

объектов, недоступных для эксперимента. Большой заряд макрочастиц сильно 

искажает электрическое поле в пространстве около неѐ, вследствие чего 

формируются сложные структуры заряда, поля, массы, потоков частиц. 

Благодаря большому размеру макрочастиц (1-100 мкм) и относительно 

большому расстоянию между ними (100-500 мкм) существует замечательная 

возможность исследовать такие многочастичные системы на кинетическом 

уровне в рассеянном на макрочастицах свете. 

Наблюдаемые структуры макрочастиц и их кинетика отражают 

внутренние процессы, происходящие в комплексной плазме. Исследование 

поведения частиц КДФ в плазме представляет не только фундаментальный 

интерес, но также и прикладной. Макрочастицы можно использовать как 

зондовые частицы для диагностики плазменной среды. 

В данной работе освещаются методика и результаты исследования 

кинетики макрочастиц в комплексной плазме. Наблюдать макрочастицы в 

плазме можно в рассеянном свете, для этого их подсвечивают расширенным в 

83

одном направлении лазерным пучком (т.н. лазерный нож), благодаря чему 

можно выделить одно из сечений структуры. 

Используя технологию IMAQ Vision, было создано программно- 

аппаратное средство для распознавания макрочастиц в плазме и слежения за их 

движением в течение заданного промежутка времени. Данные о структуре 

макрочастиц поступают в виде, формируемого с помощью видеокамеры, 

видеосигнала на плату видеозахвата ПК, где сигнал преобразуется в цифровые 

изображения структуры (рис.1). 

Рисунок 1 Исходное изображение структуры состоящей из макрочастиц (слева) и 

отображение результата захвата объектов на изображении (справа). 

Далее эти изображения обрабатываются с помощью программы, 

реализованной в среде LabVIEW. Критерием обнаружения макрочастицы на 

изображении является яркость и размер объекта. Каждое следующее положение 

макрочастицы определяется в предполагаемой области, размер которой задается 

в виде параметра. В случае если в данной области появляются две или более 

макрочастиц, то каждая из них считается потерянной, т.к. не существует 

возможности отличить их друг от друга. Макрочастица считается также 

потерянной, если выходит за пределы поля зрения. Процесс, начинающийся 

захватом сигнала от макрочастиц и заканчивающийся формированием файла 

данных о координатах макрочастиц в последовательные моменты времени, 

происходит в режиме реального времени. Имея такой файл, можно довольно 

легко восстановить движение любой из обнаруженных в структуре макрочастиц 

(рис.2). Траектория движения отдельной макрочастицы за время наблюдения 

представляет собой ломаную линию, локализованную в пространстве и не 

имеющую пересечений с траекториями других макрочастиц. Из полученных 

данных можно извлечь информацию о необходимых величинах значимых для 

84

диагностирования. Алгоритмы обработки данных реализованы в отдельной 

программе и выполняются после проведения эксперимента по захвату данных, 

т.к. для этого требуется дополнительное программное время. 

Рисунок 2 Восстановленные траектории движения центра масс макрочастиц в 

сечении упорядоченной структуры. 

Технические характеристики комплекса: видеокамера (25 кадров/с), 

BNC-кабель, соединяющий видеокамеру и плату видеозахвата, плата 

видеозахвата PCI-1411, персональный компьютер (Intel Celeron 500 МГц, ОЗУ 

256 Мб, емкость ж/д Гб, ОС Windows 98, 32-разрядная PCI-шина (100 Мбит/с)). 

Статистическая обработка полученных данных позволяет получать 

достоверную информацию о кинетике макрочастиц в структурах. В последнее 

время [1] с использованием данного инструмента проводятся исследования по 

выяснению влияния компонентного состава упорядоченных плазменно- 

пылевых структур (УППС), получаемых в стратах тлеющего разряда 

постоянного тока, на их кинетические свойства. Отыскание зависимости 

изучаемой величины от параметра задающего то или иное условие, значимое 

для существования и формирования УППС, позволяет проводить 

сравнительные исследования. Для УППС в тлеющем разряде такими 

параметрами являются температура и концентрация нейтральных частиц газа, 

концентрация и температура заряженных частиц. В эксперименте с плазмой 

газового разряда удобнее оперировать физическими величинами, 

характеризующими сам разряд (давление газа, плотность тока, температура 

стенок разрядной трубки, радиус трубки), задавая которые, можно 

контролировать характеристики плазмы. 

Данные, отраженные на рис.4, показывают зависимость средней скорости 

движения макрочастиц (Al2O3, Zn) в УППС различного состава от давления p 

плазмообразующего газа (Ar, Ne). 

85

Рисунок 3 Зависимость скорости движения макрочастиц в УППС от давления 

плазмообразующего газа при комнатной температуре (радиус газоразрядной трубки 

30 мм). 

За время наблюдения 4 секунды для каждой видимой в сечении 

структуры макрочастицы фиксируется 100 перемещений, каждое из которых 

происходит с какой-то скоростью vi. Вычисляя vi для всех перемещений, можно 

оценить среднюю скорость за все время наблюдения. Т.о. для каждой частицы 

получается величина скорости и дисперсии этого значения. Учитывая 

дисперсию, далее можно рассчитать среднюю скорость v по ансамблю 

макрочастиц [2]. Погрешность измерений в каждой точке оценивалась по 

результатам 3-х независимых экспериментов. 

Аналогичным образом были получены зависимости скорости 

перемещения макрочастиц от плотности разрядного тока [3]. 


1. Жариков Н.Н., Пискунов А.А., Подрядчиков С.Ф., Семенов А.В., Хахаев А.Д., 

Щербина А.И. Модификация свойств плазменно-пылевых структур и 

микрочастиц в комплексной плазме//Ученые записки ПетрГУ, 2010, №6 (111), 

c.99-108. 

3. Гнеденко Б.В. Курс теории вероятностей. М.: Наука, 1965, 400 с. 

2. Пискунов А.А., Хахаев А.Д. Управление свойствами упорядоченных 

плазменно-пылевых структур//Краткие сообщения по физике, 2010, №1, c.35-38. 

86

DUSTY PLASMA LIQUID AS A STRONGLY COUPLED 

COULOMB SYSTEM: DIAGNOSTICS AND RESULTS 

Oleg F.Petrov 1,2 , Vladimir E.Fortov 1,2 

1. Institution of the Russian Academy of Sciences Joint Institute for High 

Temperatures RAS, Moscow, Russia 

2. Moscow Institute of Physics and Technology, Dolgoprudny, Russia 

Dusty plasma is a unique laboratory tool for the investigation of the physics of 

systems with strong Coulomb interaction. This is due to the fact that the interaction of 

micron-sized dust particles (0.1-10 �m in diameter) with charges up to 102-105 

elementary charges may form the ordered structures of liquid (dust liquid) and crystal 

(dust crystal) types accessible to observe them at kinetic level, i.e. at level of behavior 

of separate particles of medium. 

In present work the results of experimental and theoretical investigations of 

structural and dynamic properties of dusty plasma in dc glow discharge at the 

temperatures of 4.2-300 K were presented. The dependence of dust particle’s density 

on discharge temperature in dust structures was obtained. The kinetic processes of 

interaction of dust particles with the plasma component at cryogenic temperatures 

were analyzed with consideration for the ion-atom collisions. This analysis made 

possible to determine main mechanism responsible for the observed increase in the 

dusty plasma density.. 

For confinement and investigation of strongly coupled systems of charged dust 

particles, we propose to use a trap based on the known possibility of the levitation of 

diamagnetic bodies in a nonuniform steady-state magnetic field. An experimental 

setup is described, which is capable of forming and confining clusters of charge 

graphite particles sized 100 to 300 μm in magnetic field B�1 T and |�B|�10 T/cm. 

The dust charging under effect of electron beam was studied. The experiments 

were carried out with particles of different materials and sizes (10-200 �m) in the 

atmosphere of air and helium at pressures 0.2 - 2 torr. The electron beam current was 

varied from 1 to 10 mA; energy of electrons was about 25 keV. Under action of 

electron beam dust particles became charged. Due to strong Coulomb interaction the 

87

particles were accelerayed and were moved in different directions. The average 

velocities of dust particles were obtained and their charge was estimated. For Al2O3 

particles the charge was about 107 e (2-3 order more than dust charge in rf or dc 

discharges). 

Measurements in dusty plasmas were carried out to find the region of validity 

of approximate relation in statistical theory of liquid states. The integral equations 

with the Percus-Yewick and the hypernetted-chain closures as well as the 

superposition approximation were chosen as the objects for investigation. The range 

of validity of these approaches was obtained by the use of experimental methods for 

analysis of spatial correlation of dust particles in plasma. 

A new technique for analyzing the pair interaction forces between dust 

particles is presented. The technique is based on a solution of the inverse problem 

describing the movement of dust particles by a system of Langevin equations. The 

first approbations of the proposed technique for analysis of intergrain interactions in a 

plasma of rf discharge are presented. 

This work was supported by the Research Program of the Presidium of the 

Russian Academy of Sciences ―Fundamentals of Basic Studies of Nanotechnologies 

and Nanomaterials‖ and by the Russian Foundation for Basic Research, Project No. 

10-02-90056 and Project No. 10-02-01428. 

88

ВОЗМУЩЕНИЕ ЕМКОСТНОГО ВЧ-РАЗРЯДА 

ВЫСОКОВОЛЬТНЫМ НАНОСЕКУНДНЫМ ИМПУЛЬСОМ 

М.Ю. Пустыльник 1 , Л. Ху 1 , А.В. Ивлев 1 , Х.М. Томас 1 , Г.Е. Морфилл 1 

Л.М. Василяк 2 , В.Е. Фортов 2 

1 Институт внеземной физики общества Макса Планка 

2 Объединенный институт высоких температур РАН 

Высоковольтные наносекундные импульсы являются в настоящие дни 

широко применяемым в физике низкотемпературной плазмы инструментом. 

Они используются, к примеру, для генерации так называемых 

высокоскоростных ионизационных волн [1], для инициирования химических 

реакций в реагирующих смесях [2], для создания пространственно однородного 

барьерного разряда в медицинских приложениях [3], для стабилизации разряда 

в CO2 лазерах [4]. 

Были попытки применять короткие высоковольтные импульсы и для 

Рис. 1. Схема экспериментальной 

установки по исследованию 

комбинированного ВЧ- импульсного 

разряда. 

89 

манипуляции левитирующими в 

стационарной плазме пылевыми 

частицами. В отличие от обычно 

применяемых низкочастотных 

синусоидальных электрических полей, 

воздействие наносекундного импульса 

на фоновую плазму и опосредованно на 

пылевые частицы существенно 

нестационарно. Было 

продемонстрировано, что 

наносекундные импульсы оказывают 

существенное влияние на динамику 

пылевых частиц, левитирующих в 

плазме [5,6]. Однако, механизмы столь 

сильного воздействия остались 

невыясненными.

В настоящей работе исследуется возмущение, создаваемое 

наносекундным высоковольтным импульсом в плазме стационарного 

высокочастотного емкостного разряда. Экспериментальная установка сделана 

на основе стандартной вакуумной камеры GEC (Рис.1). Металлические 

электроды диаметром 150 мм находятся на расстоянии 54 мм. Высоковольтный 

электрод соединен через нагрузочный 50-омный резистор с землей. На ВЧ- 

электрод через блокирующий конденсатор подается синусосуидальное 

напряжение с частотой 13.56 МГц и амплитудой 30-40 В. Параметры 

высоковольтного импульса: длительность 20 нс, амплитуда 2-17 кВ, частота 

повторения до 1 кГц. Разряд создается в аргоне при давлениях 0.1-4 Па. 

Glow intensity [a.u.] 

4 ,5 

4 ,0 

3 ,5 

3 ,0 

2 ,5 

2 ,0 

1 ,5 

1 ,0 

0 ,5 

0 ,0 

-1 x1 0 -4 

-0 ,5 

0 1 x10 -4 

time [s] 

2x1 0 -4 

a m plitu d e 7.1 kV 

90 

pre ssu re 

0 .0 7 Pa 

0 .3 8 Pa 

1 .2 5 Pa 

3 x1 0 -4 

4 x10 -4 

Рис. 2. Эволюция свечения плазмы при разных давлениях газа. 

С помощью 

ФЭУ-модуля с 

полосой усиления в 

200 кГц измерялся 

временной ход 

интенсивности 

разряда (Рис. 2). Было 

обнаружено, что 

непосредственно 

после подачи 

высоковольтного 

импульса 

интенсивность излучения плазмы резко возрастает, однако затем она падает до 

значений много меньше интенсивности излучения стационарного ВЧ-разряда. 

Эта темная фаза продолжается несколько сотен мкс, после чего интенсивность 

возвращается на стационарный уровень. Продолжительность и глубина темной 

фазы растет с увеличением давления и амплитуды импульса. 

Одним из предполагаемых механизмов появления темной фазы было 

перераспределение ВЧ-напряжения между плазмой и внешней цепью 

вследствие избыточной ионизации и падения ВЧ-импеданса плазмы после 

импульса (по аналогии с [7]). Наблюдаемое падение ВЧ-напряжения составляет 

в данной схеме 20% и имеет длительность по порядку величины схожую с 

длительностью темной фазы. Однако, при увеличении импеданса внешней цепи, 

когда падение напряжения достигло 50%, эволюция свечения не претерпела

существенных изменений. Следовательно, внешняя цепь не оказывает 

существенного влияния на формирование темной фазы, и перераспределение 

ВЧ-полей (экранировка) происходит по всей видимости в самой плазме. 

Проводилось моделирование рассматриваемого воздействия методом 

крупных частиц в одномерном приближении, которое показало следующую 

картину происходящих в плазме процессов. При подаче импульса за несколько 

нс из разряда вытягиваются практически все электроны. Сильное электрическое 

поле ионного остова способствует повышенной ионизации. Даже если после 

импульса в разрядном промежутке не осталось ни одного электрона, 

затравочные электроны появляются вследствие вторичной ион-электронной 

эмиссии с электродов. За несколько мкс плотность плазмы увеличивается до 

значений, превышающих стационарное значение до 20 раз. Скачок 

концентрации плазмы увеличивается с увеличением давления и с уменьшением 

амплитуды импульса. Среда между электродами вновь становится 

квазинейтральной и релаксирует к равновесному состоянию за счет 

амбиполярной диффузии. Темная фаза наблюдается при давлениях 4 Па и выше. 

t=0 

t=5 ns 

t=10 ns 

t=15 ns 

Рис. 3. Изображения разряда после подачи 

высоковольтного импульса. Амплитуда импульса 7 кВ, 

давление 1,2 Па. Высоковольтный электрод находится 

внизу изображения. 

3) с разрешением в 2 нс показали отсутствие филаментации. 

91 

Для сравнения с 

результатами 

моделирования были 

проведены эксперименты, в 

которых для регистрации 

свечения использовалась 

ПЗС-камера с усилителем 

яркости. Было показано, 

что скачок интенсивности 

свечения растет с 

увеличением как давления, 

так и амплитуды импульса, 

что идет в разрез с 

результатами 

моделирования. 

Изображения разряда (Рис.

В качестве возможных причин расхождения модели и эксперимента на 

данный момент выдвигаются следующие: автоэмиссия электронов с острых 

краев электродов, двумерные транспортные эффекты (напр. перенос электронов 

с периферийных областей разряда), электромагнитные эффекты (напр. 

образование стоячей поверхностной волны за время импульса [8]). 


1. Василяк Л.М., Костюченко С.В., Кудрявцев Н.Н., Филюгин И.В., 

Высокоскоростные волны ионизации при электрическом пробое// УФН, 1994, 

т.164, с.263-286 

2. S. M . Starikovskaia, Plasma assisted ignition and combustion//J. Phys. D 2006, 

V.39, R265-R299 

3. H. Ayan, G. Fridman, A. F. Gustol, V. N. Vasilets, A. Fridman, and G. Friedman, 

Nanosecond-Pulsed Uniform Dielectric-Barrier Discharge// IEEE Trans. Plasma Sci., 

2008, V. 36, 504 

4. Василяк Л.М., Ветчинин С.П., Кадиева П.Г., Поляков Д.Н., Хотина А.В., 

Влияние наносекундной ионизации на характеристики быстропроточного CO2 

лазера с самоподдерживающимся разрядом// Письма в ЖТФ, 2002, т.28, с.48-53 

5. Василяк Л.М., Ветчинин С.П., Поляков Д.Н., Фортов В.Е., Кооперативное 

формирование пылевых структур в плазме// ЖЭТФ, 2001, т.121, с.521-524 

6. M.Y. Pustylnik, A.V. Ivlev, H.M. Thomas, G.E. Morfill, L.M. Vasilyak, S.P. 

Vetchinin, D.N. Polyakov, V.E. Fortov, Effect of high-voltage nanosecond pulses on 

complex plasmas// Phys. Plasmas, 2009, V.16, 113705 

7. Дятко Н.А., Латышев Ф.Е., Мельников А.С., Напартович А.П., Исследование 

темной фазы в начальной стадии формирования положительного столба 

тлеющего разряда в неоне// Физика Плазмы, 2006, т.132, с.180-192 

8. P. Chabert, Electromagnetic effects in high-frequency capacitive discharges used 

for plasma processing// J. Phys. D, 2007, V.40, p. R63-R7 

92

ДИАГНОСТИКА ИОНОСФЕРНОЙ ПЛАЗМЫ НАД 

СПРАЙТАМИ НА СДВ-ТРАССАХ 

Институт физики Земли РАН 

С.Л. Шалимов 

Спрайты были открыты случайно 20 лет назад, когда молодой научный 

сотрудник Роберт Франс обрабатывал измерения, полученные с помощью 

оптической камеры, направленной в ночное небо штата Миннесота поверх 

дальних гроз. Неожиданно он обнаружил, что камера зарегистрировала две 

гигантские световые вспышки, осветившие на 30 мсек небо над грозами. 

Позднее эти высотные атмосферные разряды красноватого цвета, 

появляющиеся между грозовыми облаками и ионосферой, назовут «спрайтами» 

(red sprites). Ряд специально организованных экспериментальных исследований 

с помощью высокочувствительных телекамер позволил, в дополнение к 

спрайтам, открыть целое семейство оптических явлений, также ранее никому не 

известных, также связанных с грозами и возникающих между грозовыми 

облаками и ионосферой: гигантские струи, голубые струи (blue jets) и стартеры, 

красноватые эльвы (от elves, Emissions of Light and VLF perturbations due to 

Electromagnetic pulse Sources) и гало (halo) и др. Все они теперь объединены 

общим названием – кратковременные световые вспышки (Transient Luminous 

Events, TLE). Термин «кратковременные» подчеркивает, что электромагнитная 

жизнь этих явлений длится лишь мгновенье – всего сотые или тысячные доли 

секунды, и глаз человека не способен их увидеть. Однако TLE - это не просто 

красивые, подобно радуге, природные явления. Электромагнитное излучение 

молний и спрайтов способно производить дополнительную ионизацию верхней 

атмосферы и нижней ионосферы как непосредственно, так и опосредованно. 

Удобным методом дистанционного изучения воздействия грозовой 

активности на ионосферу служит регистрация амплитудно-фазовых 

характеристик сигналов ДВ и СДВ-радиостанций. Частоты этих сигналов (3-30 

кГц) таковы, что они способны распространяться на тысячи км (от передатчика 

до приемника) со слабым затуханием (~2 db на 1000 км) в естественном 

волноводе земля-ионосфера (отражение от верхней стенки волновода – 

93

ионосферы, происходит на высотах около 60 км днем и около 85 км ночью). 

Амплитуда и фаза сигналов является чувствительным индикатором состояния 

ионосферы. 

Пример опосредованного влияния молний на ионосферу, 

регистрируемый указанным методом - индуцированные молниевыми разрядами 

высыпания магнитосферных электронов в ионосферу (lightning-induced electron 

precipitation, LEP) – Тримпи-эффект. Механизм этого явления таков: 

электромагнитный импульс молнии распространяется в волноводе Земля- 

ионосфера, но часть этого излучения проникает в ионосферу и далее в 

магнитосферу, где распространяется на моде вистлеров. В экваториальной 

области магнитосферы вистлеры на частотах 1-10 кГц взаимодействуют 

посредством циклотронного резонанса с энергичными электронами (~100-300 

кэВ) радиационного пояса, приводя к их рассеянию по питч-углам и энергиям. 

Эти электроны попадают в конус потерь, и при своем баунс-движении 

начинают высыпаться в ионосферу (60-120 км), где при столкновениях с 

молекулами приводят к увеличению концентрации электронов. Такая 

модификация верхней стенки волновода Земля-ионосфера регистрируется как 

возмущение амплитудно-фазовых характеристик СДВ сигналов. 

Для Тримпи-эффекта характерна задержка начала возмущения (по 

амплитуде и фазе) СДВ сигнала приблизительно в 1 с относительно возвратного 

удара молнии (рис.1а). Задержка складывается из времени, которое необходимо 

для распространения вистлера до экваториальной области радиационного пояса 

и времени прохождения энергичного электрона (после его взаимодействия с 

вистлером) из экваториальной области до нижней ионосферы. 

Однако Армстронг в 1983 г., используя данные с высоким временным 

разрешением, обнаружил новый тип возмущений СДВ сигналов. Новое явление 

имело аналогичное с обычным Тримпи-эффектом время релаксации (~10-100 с), 

но характеризовалось очень малой (< 100 мс, предел разрешения аппаратуры в 

тех экспериментах) задержкой между возвратным ударом молнии и 

возникновением возмущения. Такая задержка свидетельствовала о прямом (а не 

опосредованном) воздействии молнии на ионосферу. Новое явление получило 

название «ранний» или «ранний/быстрый» Тримпи-эффект (early/fast, E/F VLF 

event, рис.1б). Здесь термин «быстрый» отмечает обычно быстрое (

университета) после открытия спрайтов. Несмотря на попытки предложить 

механизм этого явления, оно не понято до сих пор. 

Между тем, начиная с 2000 г., специальные кампании по исследованию 

TLE стали проводить и в Европе. Было сделано много открытий. Одно из них 

непосредственно связано с рассматриваемой темой корреляции возмущений на 

СДВ-трассах и спрайтами [1]. Кроме регистрации обычных явлений E/F VLF 

было замечено, что достаточно часто после спрайтов начало возмущения 

амплитуды и фазы, после малой (


Рис.1 

Рис.2 

1. Haldoupis C., Steiner R.J., Mika A., Shalimov S., Marshall B., Inan U., Bosinger 

T., Neubert T. // J. Geophys. Res. 2006. V.11. NA11. CiteID A11321. 

2. Haldoupis, С., Mika, A., Shalimov, S. // J. Geophys. Res. 2009. V.114. A00E04, 

doi:10.1029/2009JA014313. 

96

О ПРИРОДЕ ТЕМПЕРАТУРНОЙ АНОМАЛИИ ПЛАЗМЫ 

ДИНАМО СЛОЯ АВРОРАЛЬНОЙ ИОНОСФЕРЫ 

Е.Е. Тимофеев 1 , С.Л. Шалимов 2,4 , М.К. Валлинкоски 3 , Й. Кангас 3 

1. Государственная морская академия им. адм. С.О. Макарова, С.-Петербург 

2. Институт физики земли им. О.Ю. Шмидта, РАН, Москва 

3. Отдел космофизики университета г. Оулу, Финляндия 

4 Институт космических исследований, РАН, Москва 

Введение. В работе [Timofeev et al., 2003] наряду с перегревом 

электронов, известным и ранее при величинах электрического поля, 

превышающих порог плазменной неустойчивости Фарлея-Бунемана (ФБ), был 

обнаружен эффект аномального охлаждения электронов при малых 

(допороговых) полях. Методом наложения эпох аномалия была выявлена по 

данным измерений, выполненных в 20-ти отдельных событиях, в течение 

весенних сезонов 1988 и 1989 гг. Поэтому осталось неясным возможно ли 

наблюдение такой аномалии в одном из реальных событий. Остались не 

исследованными и проявления аномалии на временных масштабах временного 

разрешением радаров (30-90 c). Заполнение указанных пробелов составляет 

цель настоящей работы. Еѐ материал составляют около 300 измерений 

электрического поля, а также температур ионов и электронов, выполненных с 

разрешением в 45 секунд радарами на высотах динамо слоя (ДС), в ходе 

авроральной суббури 23 марта 1988г. 

Результаты анализа. Как оказалось на масштабе временного 

разрешения радара рост одной из температур (Тэ или Ти) в подавляющем числе 

измерений сопровождался уменьшением другой. Высотный ход процента таких 

противофазных вариаций (ППВ) показан для события 23.03.1988 в Таблице 1. 

Высота (км) 101.6 106 110.4 114.8 119.2 

ППВ (%) 0 75 74 62 52 

Из-за огромной частоты столкновений на высоте 101.6 км любые вариации 

температур отсутствуют. По данным других событий отличными от нуля они 

становятся выше 102.2 км. Как видно процент максимален на высоте 106 км и 

97

�Te, K 

монотонно убывает с высотой. На рисунке 1 показаны диаграммы рассеяния 

временных вариаций Тэ и Ти на высотах (106±2.2) км в том же событии. 

200 

100 

0 

-100 

R= - 0.65 

18.58-19.16 UT 

-200 

-200 -100 0 

�Ti, K 

100 200 

a ) 

dTe, K 

98 

200 

100 

0 

-100 

R= - 0.91 

19.35-19.53 UT 

-200 

-200 -100 0 

dTi, K 

100 200 

Рис. 1 а) и б) 

Диаграммы рассеяния временных вариаций температур ионов и электронов. 

Приведены прямые линейной регрессии, а также коэффициенты корреляции (в 

рамках). Методом скользящего среднего на материале ещѐ 15-ти подобных 

интервалов было предпринято изучение зависимости коэффициента корреляции 

от величины ионосферного электрического поля. При этом величина поля 

усреднялась за время интервала, а начало каждого последующего сдвигалось на 

5 длительностей импульса радара (~3,5 минуты). Результаты такого анализа, 

перекрывающие примерно часовой интервал представлены на рисунке 2. 

Коэффициент корреляции �Tи , �Tе 

1 

0.8 

0.6 

0.4 

0.2 

0 

23 Марта 1988; Высота 106 км 

19:10:01 19:18:21 19:26:41 19:35:01 19:43:21 19:51:41 20:00:01 

Мировое время 

Рис.2 

Зависимость напряженности электрического поля (пунктирная линия) и 

коэффициента корреляции Тэ и Ти (сплошная линия) от мирового времени середины 

каждого из 17-ти интервалов, подобных данным на Рис.1 

30 

25 

20 

15 

10 

5 

Ионосферное электрическое поле, мВ/м 

б)

Как видно, при малых полях временной ход величины поля подобен 

поведению коэффициента корреляции (КК) температур. Однако, как только 

величина поля достигает, а затем и превышает порог ФБ-неустойчивости (около 

18 мВ/м), эти кривые становятся противофазными. Пороговый уровень поля 

отмечен на рисунке штрихпунктирной прямой. При величинах поля около 30 

мВ/м коэффициент корреляции температур практически равен нулю. 

Обсуждение результатов. По данным визуальных наблюдений [2] в 

рассматриваемом событии (23.03.88) отмечен весьма заметный уровень 

метеорных потоков. Этим фактом продиктована целесообразность включения 

пылевых макрочастиц в качестве третьей компоненты ионосферной плазмы 

обсуждаемых ниже интерпретационных моделей. Микроскопические токи 

электронов и ионов и их рекомбинация на поверхности этих макрочастиц 

приводят к зарядке последних. В условиях ночной ионосферы и вследствие 

более высокой подвижности электронов частицы пыли заряжаются 

отрицательно. По нашим оценкам на высотах динамо слоя (ДС) выполняются 

условия зондового приближения [Фортов и др., 2010], что позволяет для 

типичных параметров ДС получить оценку характерного заряда макрочастицы 

Z d порядка десяти электронных зарядов. Отрицательный потенциал 

� � Z e / a , приобретаемый в результате зарядки макрочастицей с характерным 

s d 

размером а, приводит к тому, что для электронов с энергией � �� e�s 

заряженная микрочастица представляет потенциальный барьер. Поэтому 

присутствие пылевых частиц может привести к «изъятию» энергичных 

электронов, что должно приводить к охлаждению электронного газа. Очевидно, 

что охлаждение будет тем более заметным, чем больше концентрация пылевой 

компоненты плазмы, поскольку увеличение плотности пыли приводит к 

обеднению плазмы электронами, и, как следствие, к уменьшению высоты 

потенциального барьера. При этом концентрация пыли должна быть не менее 

10 3 см -3 , чтобы существенно влиять на электронную компоненту плазмы 

ночного динамо слоя. Для создания столь значительных концентраций 

заряженной пыли нужны специальные условия. В качестве одного из них мы 

рассматриваем процесс сгонки ионов металлов в Es-слои, описываемый теорией 

вертикального ветрового сдвига [Axford, 1963]. Оценки в рамках этой модели, 

свидетельствуют, что требуемая для охлаждения электронной компоненты 

99

концентрация заряженной пыли в слое вполне достижима. Более тонкие 

температурные эффекты, связанные с образованием слоев Еs, рассмотрены в 

публикации [Тимофеев и др., 2010]. Реальность существования эффекта 

охлаждения электронов подтверждается результатами экспериментов в 

запылѐнной лабораторной плазме [Олеванов и др., 2003] 

На высоких широтах поперечная к геомагнитному компонента 

электрического поля играет в образовании спорадических слоев Е роль вполне 

сопоставимую с ветровым сдвигом [Nygren et al., 1984]. 

Поэтому рост усредненной величины квазистационарного электрического поля 

может способствовать уплотнению слоев, дальнейшему охлаждению 

электронов и, следовательно, росту коэффициента антикорреляции (рис. 2). 


1. Timofeev E. et al., Материалы IV Российского семинара «Современные 

средства диагностики плазмы и их применение для контроля веществ и 

окружающей среды», М.: «МИФИ», 2003, с.64-65. 

2. Данные визуальных наблюдений метеорных потоков на сайте 

ИМО:http://www.imo.net/data/visual. 

3. Фортов В. Е., Храпак Ф.Г., Якубов И.Т. Физика неидеальной плазмы. М. 

Физматлит. 2010 

4. Axford W.I. // J. Geophys. Res. 1963. V.68. P.769. 

5. Тимофеев и др. Материалы VII Всероссийской конференции «Современные 


окружающей среды», М.: НИЯУ МИФИ, 2010, (этот сборник). 

6. Олеванов М.А., Манкелевич Ю.А., Рахимова Т.В. // ЖЭТФ, 2003, т.123, с.503- 

517. 

7. Nygren et al. // JATP. 1984. V.46. P.373. 

100

ТЕПЛОВЫЕ СТРУКТУРЫ ПЛАЗМЫ ПОЛЯРНОЙ 

ИОНОСФЕРЫ КАК ПРОЯВЛЕНИЕ НЕУСТОЙЧИВОСТИ 

ЭКМАНОВСКОГО ТИПА 

Е.Е. Тимофеев 1 , С.Л. Шалимов 2,5 , О.Г. Чхетиани 3,5 , М.К. Валлинкоски 4 , 

Й. Кангас 4 

1. Государственная морская академия им. адм. С.О. Макарова,С.-Петербург 

2. Институт физики земли им. О.Ю. Шмидта, РАН, Москва 

3. Институт физики атмосферы им. А.М. Обухова, РАН, Москва 

4. Отдел космофизики университета г. Оулу, Финляндия 

5 Институт космических исследований, РАН, Москва 

Введение. В суточном ходе аномалии охлаждения электронов динамо 

слоя (ДС) ионосферы в работе [Timofeev et al., 2006] была выявлена 

полусуточная приливная гармоника. Как оказалось, такое совпадение не 

случайно. Дальнейшие исследования аномалии [Тимофеев и др., 2010] привели 

к обнаружению систематической антикорреляции во временных вариациях 

температур электронов и ионов (с амплитудами порядка средних температур) и 

было показано, что антикорреляция может быть обусловлена присутствием 

пылевой компоненты плазмы на указанных высотах при еѐ одновременной 

аккумуляции в так называемые спорадические слои Е. В той же работе по 

данным около 300 радарных измерений параметров ДС, выполненных для 

события 23 марта 1988 г., были выявлены гармоники с временными масштабами 

от 2-х часов (21 - 23 MLT) до получаса (19.27-57; 21.27-57 UT), а также от 4.5 

мин вплоть до масштаба временного разрешения радара (45 с). С учѐтом 

средней скорости горизонтальных ионосферных ветров на нижнем пределе это 

даѐт пространственные масштабы 9 и даже 1.5 км. Подобная иерархия структур, 

с которой связываются вариации температур плазмы, может быть обусловлена 

неустойчивостью экмановского типа для профиля ветра с точкой перегиба 

[Чхетиани и Шалимов, 2010], который как раз имеет место на высоте ДС во 

время формирования спорадических слоев Е. 

Результаты анализа. Очевидно, что в условиях огромного разброса 

температур ионов (Ти) и электронов (Тэ) динамо слоя (ДС) целесообразно 

101

работать со средними величинами температур, а также их стандартными 

отклонениями. Для серии измерений с 18.45 до 23.45 UT в событии 23.03.1988 

высотный ход разности (Ти – Тэ), усреднѐнной по 4-ѐм интервалам величины 

электрического поля иллюстрируется данными Таблицы 1. 

Высота\Эл.поле 0 - 10 10 - 15 15 - 25 25 - 45 

101.6 � 2.5 0 0 0 0 

106 � 2.5 53 61 46 33 

110.4 � 2.5 33 24 30 15 

Высоты даны в километрах, интервалы изменения поля в мВ/м. Меньшая 

величина 2-го из них выбрана с целью выравнивания статистической 

значимости результатов во всех интервалах. Как видно величина аномального 

охлаждения электронов (Ти –Тэ) достигает максимума (61 К) во 2-ом интервале 

на высоте 106 км. При этом величины стандартного отклонения для Ти и Тэ 

составили 30 и 51 К соответственно. Поэтому дальнейшее изучение 

особенностей аномалии целесообразно ограничить высотами 106�2.5 км. 

Поведение средних Тэ и Ти дано в 4-ѐх интервалах изменения поля в Таблице 2. 

Электрич. поле 0 - 10 10 - 15 15 - 25 25 - 45 

Ти 207 210 201 204 

Тэ 153 149 155 170 

Как видно из Таблицы 2 при переходе от 1-го ко 2-му интервалу средний 

уровень Ти растѐт, а Тэ - падает. Такое противофазное поведение температур 

здесь проявляется на масштабе в три четверти часа. На рисунке 1 подобный 

пример показан уже на масштабе времени разрешения радара (45 c). 

Рисунок 1 

Вариации Тэ и Ти в серии 17-ти последовательных импульсах радара. 

102

Более крупный 4.5 минутный масштаб был выделен по поведению двух 

кластеров из 6-ти импульсов, (со 2-го по 6-ой) и (с 8-го по 13-ый). Оказалось, 

что по истечении каждого из них обе величины Тэ и Ти возвращались к 

значениям температур средних для всего 20-ти минутного интервала. Отметим, 

что вся эта серия принадлежит к интервалу максимально жесткой 

антикорреляции (см. рис. 1б работы [Тимофеев и др., 2010]). 

Обсуждение. Для объяснения эффекта антикорреляции температур на 

разных масштабах рассмотрим условия формирования спорадических слоев Е 

(Еs) на высотах 100-110 км. Как известно, процесс формирования слоев 

описывается в рамках теории ветрового сдвига [Axford, 1963], согласно которой 

ионы в ДС (особенно долгоживущие ионы металлов) могут собираться в тонкие 

слои под действием ветрового сдвига (шира скорости) и силы Ампера. Этот 

процесс происходит периодически в основном с периодом полусуточного 

прилива [Haldoupis et al., 2006]. Однако современные наблюдения 

(использующие когерентные радары и лидары) показывают, что в нижней 

ионосфере (на высотах от 90 до 120 км) часто присутствуют (как в нейтральной, 

так и в плазменной компоненте) упорядоченные (квазипериодические) и 

вихревые структуры (типа роллов) с горизонтальной осью ориентированной под 

углом к зональному направлению [Hysell et al., 2004; Larsen et al., 2004]. Эти 

структурные образования имеют пространственные масштабы по вертикали 

порядка 5-6 км, горизонтальные – порядка 10 км и временные масштабы (время 

жизни) 1-3 часа. По своим масштабам и ориентации указанные структуры 

имеют сходство с образованиями, которые формируют квазипериодические 

радиоотражения от дрейфующих со скоростью ветра слоев Еs [Hysell et al., 

2004]. Иными словами, слои Еs на самом деле не являются сплошными, а 

представляют собой чередующиеся области фоновой и более плотной (внутри 

роллов, действующих подобно ветровому сдвигу), чем фоновая, плазмы. 

В работе [Чхетиани и Шалимов, 2010] было показано, что на высотах ДС 

возможно развитие так называемых неустойчивостей экмановского типа, 

которые и приводят к образования наблюдаемых структур типа роллов. Для нас 

важно, что заряженная пыль, присутствующая на этих высотах, подвержена 

действию тех же сил, что и ионы металлов. Поэтому внутри роллов образуется 

повышенная концентрация заряженной пылевой компоненты и, как следствие еѐ 

влияния на плазму, внутри роллов температура электронов будет ниже фоновой 

103

[Тимофеев и др. 2010]. Таким образом, дрейфующие мимо луча радара 

пространственные структуры указанных масштабов будут иметь разные 

температурные характеристики. Обнаруженная по температурным измерениям 

иерархия масштабов устанавливается вследствие нелинейной эволюции 

неустойчивости экмановского типа. 


1. Timofeev E. et al., Материалы V Российского семинара «Современные 


окружающей среды», М.: НИЯУ «МИФИ», 2006, с.96-97. 

2. Тимофеев Е.Е. и др. Материалы VII Российской конференции «Современные 


окружающей среды», М.: НИЯУ МИФИ, 2010, (этот сборник). 

3. Чхетиани О., Шалимов С.// ДАН, 2010. Т.431. С.113. 

4. Axford W.I. // J. Geophys. Res. 1963. V.68. P.769. 

5. Haldoupis C. et al. // J. Atm. Solar-Terr. Phys. 2006. V.68. P.539. 

6. Hysell et al. // Ann. Geophys. 2004. V.22. P.3277. 

7. Larsen et al. // J. Geophys. Res. V. 109, D02S04, doi: 10.1029/ 2002JD003067, 

2004. 

104

СПУТНИКОВЫЙ ЭКСПЕРИМЕНТ «ФОКА» ПО 

РЕГИСТРАЦИИ МЯГКОГО РЕНТГЕНОВСКОГО И 

ЭКСТРЕМАЛЬНОГО УЛЬТРАФИОЛЕТОВОГО ИЗЛУЧЕНИЯ 

СОЛНЕЧНОЙ ПЛАЗМЫ 

Ю.Д. Котов, А.В. Кочемасов, А.С. Гляненко, В.Н. Юров, А.И. Архангельский 


С февраля по декабрь 2009 года на борту спутника КОРОНАС-ФОТОН 

при помощи радиометра ФОКА (рис.1) проводились измерения солнечного 

мягкого рентгеновского и экстремального ультрафиолетового излучения. 

Измерения осуществлялись в трех спектральных диапазонах: 0,5-11 нм, 

27-37 нм и 116-125 нм (в линии Лайман-альфа водорода121,6 нм). Во время 

захода спутника в тень Земли и выхода из нее осуществлялись оккультационные 

измерения, т.е. измерения поглощения излучения верхними слоями атмосферы 

Земли. 

В качестве детекторов в приборе 

использовались кремниевые фотодиоды с 

напыленными на поверхность фильтрами из Ti и 

Pd (для диапазона 0,5-11 нм), Cr и Al (для 

27-37 нм) и с внешними интерференционными 

фильтрами на основе MgF2 для измерения 

Лайман-альфа излучения. Фильтры обеспечивали 

формирование необходимых диапазонов 

чувствительности каналов прибора, а также 

подавление очень яркого видимого излучения Солнца на 7-8 порядков. Перед 

запуском детекторы были абсолютно откалиброваны на синхротронных 

источниках в рабочих спектральных окнах. 

Для оценки стабильности фотодетекторов в полете каждый канал 

прибора ФОКА был снабжен дублером, который большую часть времени был 

105 

Рис. 4 Блок детекторов 

прибора ФОКА

закрыт и открывался приблизительно раз в две недели на непродолжительное 

время для сравнения с основным. 

На протяжении всего времени работы спутника (порядка 10 месяцев) 

прибор полностью сохранял работоспособность, однако, было обнаружено 

увеличение чувствительности в основном канале Лайман-альфа на ~30%. За 

время проведения эксперимента были получены профили солнечного излучения 

в условиях очень слабой активности Солнца в минимуме одиннадцатилетнего 

цикла, измерены профили в имевших место слабых солнечных вспышках 

(нескольких десятков вспышек класса С и ниже), получено несколько тысяч 

кривых оккультационного поглощения. 


1. Котов Ю.Д., Кочемасов А.В., Гляненко А.С., Юров В.Н., 

Архангельский А.И., «Первые результаты эксперимента ФОКА по 

регистрации солнечного жесткого ультрафиолетового излучения», рабочее 

совещание по проекту «КОРОНАС-ФОТОН» «Первые этапы летных 

испытаний и выполнение программы научных исследований», г. Таруса, 

Калужская обл., 22-24 апреля, 2009. Опубликовано в трудах рабочего 

совещания М., 2010, с 119–127. 

106

ИЗМЕРЕНИЕ ОПТИЧЕСКИХ ХАРАКТЕРИСТИК 

ЛАЗЕРНОИНДУЦИРОВАННЫХ ПЛАЗМЕННЫХ ФАКЕЛОВ 

МЕТАЛЛОВ С ВЫСОКИМ ВРЕМЕННЫМ РАЗРЕШЕНИЕМ 

В.К. Гончаров, К.В. Козадаев, Д.В. Щегрикович 

НИУ «Институт прикладных физических проблем им. А.Н. Севченко 

Белорусского государственного университета» 

Для изучения динамики эрозионных лазерных факелов (ЭЛФ) металлов с 

высоким временным разрешением была применена экспериментальная лазерная 

установка, принципиальная схема которой приведена на рис.1. Функционально 

данную установку можно разделить на несколько блоков: генерации 

воздействующих импульсов, генерации зондирующих импульсов, регистрации 

компонент зондирующего излучения и синхронизации. 

1 - система синхронизации; 2 - вращающаяся призма полного внутреннего 

отражения с возможностью генерации синхронизирующего импульса; 3 – 

неодимовый лазер; 4 – полупрозрачное зеркало (на 1064 нм);; 5, 7 и 15 – 

ответвляющие плоскопараллельные кварцевые пластинки; 6 – подвижная 

линза; 8, 10, 21 ,22 – фотодетекторы: 9 – калориметр; 11 - компьютер с 

блоком АЦП; 12 - интегрирующая сфера; 13 – мишень; 14 – эрозионный 

лазерный факел; 16, 17 – поворотные призмы; 18 - 20 –рубиновый лазер в 

конфокальном резонаторе 

Рисунок 1. Принципиальная схема экспериментальной установки для изучения 

процессов, протекающих в эрозионных лазерных факелах 

107

Блок генерации воздействующего излучения представлен стандартной 

лазерной установкой ГОС 1001, работающей в режиме модуляции добротности 

резонатора вращающейся призмой полного внутреннего отражения. 

Длительность воздействующего излучения составляет 100 нс, энергия 2-3 Дж, 

что при фокусировке в пятно с диаметром 1 мм позволяет получать плотности 

мощности 1-2 ГВт/см 2 . Контроль параметров ЭЛФ осуществлялся с помощью 

методики лазерного зондирования. В настоящем эксперименте использовались 

мишени из цинка, свинца и серебра. Данные металлы сильно отличаются по 

своим теплофизическим параметрам, что позволяет на качественном уровне 

понять основные закономерности поведения плазменного факела в целом для 

металлов. 

Изучение временной формы интегральной светимости ЭЛФ при 

воздействии субмикросекундных (100 нс) импульсов с плотностью мощности 

10 8 -10 9 Вт/см 2 на различные типы металлических мишеней показывает, что 

свечение плазменного образования достигает своего максимума уже на спаде 

интенсивности воздействующего импульса отставая от максимума 

воздействующего излучения на 70-100 нс в зависимости от типа металла (см. 

рис 2). 

При этом вся энергия переднего фронта воздействующего импульса 

беспрепятственно доходит до поверхности мишени. Следует заметить, что 

первоначально высокий коэффициент отражения на длине волны 

воздействующего импульса (для металлов 0,8-0,99) при интенсивном 

воздействии быстро снижается, при этом интегральная доза поглощенного 

излучения может доходить до 50% от энергии, дошедшей до поверхности 

мишени. 

При исследовании временной формы прозрачности (обратной 

экстинкции) ЭЛФ на высоте 1 мм (см. рис. 2) прослеживается схожая 

закономерность: через 30-50 нс после максимума интенсивности 

воздействующего импульса потери зондирующего излучения достигают своего 

наибольшего значения. Это означает, что через ~50нс после начала воздействия 

108

а б в 

Рисунок 2. Временные формы: 1,2 – прозрачности факела для зондирующего 

излучения на высоте 1 и 2 мм соответственно, 3 – интегрального свечения 

факела, 4 – воздействующего импульса; для а) цинка, б) свинца и в) серебра. 

Плотность мощности воздействующего импульса 2 ГВт/см 2 . 

(указанный промежуток времени сопоставим с длительностью фронта 

нарастания интенсивности воздействующего излучения) происходит 

формирование плазменного образования и его продвижение в направлении, 

перпендикулярном поверхности мишени. Измерение прозрачности на высоте 2 

мм позволяет по результатам сравнения с данными зондирования на высоте 1 

мм оценить скорость распространения ЭЛФ – она составляет 8-20 км/с в 

зависимости от типа металлической мишени. 

В процессе своей эволюции плазменное образование начинает активно 

поглощать излучение на заднем фронте воздействующего импульса, что 

приводит к быстрому увеличению параметров плазмы и возрастанию ее 

непрозрачности, о чем говорит нарастание интегрального свечения факела и 

увеличение потерь зондирующего излучения. Это можно объяснить эффектом 

обратного тормозного поглощения оптического излучения (как 

воздействующего, так и зондирующего) в плазме на свободных носителях 

заряда. Как правило, максимум свечения ЭЛФ приходится на 120-150 нс после 

начала воздействия. Приблизительно через такой же промежуток времени от 

начала воздействия (80-100 нс) достигают своего максимума потери 

зондирующего излучения на высоте 1 мм от поверхности мишени. 

Как видно из формы интегрального свечения ЭЛФ для разных металлов 

(см. рис.2), тенденция уменьшения значения данного параметра несколько 

затянута по сравнению со спадом интенсивности лазерного импульса (см. рис. 

109

2). Если спустя 500 нс после начала воздействия интенсивность лазерного 

излучения находится на уровне ~10% от максимального значения, то подобного 

уровня интегральное свечение достигает лишь спустя 2 мкс после начала 

воздействия. Это говорит о достаточно медленном остывании ЭЛФ за счет 

адиабатического разлета плазмы. 

Результаты проведенных исследований показывают, что при воздействии 

на металлы высокоинтенсивных субмикросекундных лазерных импульсов 

образуются плазменные потоки, активно взаимодействующие с падающим 

излучением. Поэтому применение для обработки металлов лазерных импульсов 

с указанными характеристиками перспективно лишь в случае достаточно малой 

их длительности (50–100 нс). В противном случае основная часть энергии 

действующего импульса не доходит до поверхности мишени и расходуется на 

повышение параметров образующейся плазмы. 

110

ОПРЕДЕЛЕНИЕ ПРОСТРАНСТВЕННЫХ, СПЕКТРАЛЬНЫХ 

И КОГЕРЕНТНЫХ СВОЙСТВ ПУЧКА МЯГКОГО 

РЕНТГЕНОВСКОГО ИЗЛУЧЕНИЯ ЛАЗЕРА НА СВОБОДНЫХ 

ЭЛЕКТРОНАХ ЗА ОДНО ИЗМЕРЕНИЕ ДИФФРАКЦИОННОЙ 

КАРТИНЫ. 

А.Н. Митрофанов 1,2 , А.Я. Фаенов 2 ,А.В. Виноградов 1 , Т.А. Пикуз 2 

1. 

Учреждение Российской Академии Наук Физический институт им. П.Н. 

Лебедева РАН. 

2. 

Учреждение Российской Академии Наук Объединенный институт высоких 

температур РАН. 

Если лазерная абляция вещества и разогрев плазмы до термоядерных 

температур в последние 50 лет интеснивно изучались для лазеров с различными 

длительностями импульса и с длинами волн, лежащих в ИК или видимой 

области спектра, то исследования особенностей нагрева вещества 

рентгеновскими импульсами стали возможными только на протяжении 

последних пяти лет в связи с быстрым развитие способов генерации коротких 

импульсов лазерного рентгеновского излучения (высоких гармоник импульсов 

фемтосекундных лазеров, плазменных рентгеновских лазеров, рентгеновских 

лазеров на свободных электронах). Такие рентгеновские лазеры начинают также 

применятся и для получения изображений различных нано объектов, в том 

числе и биологических с высокой степенью разрешения. Оптимизация 

использования рентгеновских лазеров для всех приложений существенно 

зависит от качества генерируемого пучка. Поскольку рентгеновские источники 

лазерного излучения развиваются хотя и недавно, но достаточно стремительно 

необходимо создание высокоэффективных методов и средств диагностики 

таких пучков, в частности, позволяющих проводить прецизионные измерения 

пространственных, спектральных и когерентных характеристик. В данной 

работе описан метод, позволяющий получить распределение этих свойств за 

одну вспышку лазерного излучения. 

111

В качестве источника мягкого рентгеновского излучения использовался 

лазер на свободных электронах (self-amplified spontaneous emission-free electron 

laser) разработанный в Японии (SPring-8 Compact SASE Source) [1,2] . Лазерный 

пучок с энергией до 11 �Дж, длительностью ~300 фс и длинами волн 51-62 нм 

распространялся в вакуумной системе (cм. Рис. 1). На пути пучка на расстоянии 

16.3 м от источника ставилась металлическая сетка с периодом 350 мкм и 

толщиной проволоки 36 мкм. На расстоянии 26 мм от сетки был расположен 

детектор из кристалла LiF, который обладал высоким динамическим 

диапазоном регистрации, высокой чувствительностью и позволял 

регистрировать мягкое рентгеновское излучение с пространственным 

разрешением ~0.6 

�м за одну вспышку лазерного излучения [3]. Дифракционная картина, 

полученная 

Рис. 1 . Схема эксперимента. 

детектором в каждой ячейке сетки (Рис. 2), затем, сравнивалась с 

дифракционной картиной, полученной с помощью численного моделирования 

(Рис. 3). Подбирая параметры моделирования и добиваясь наилучшего 

112

совпадения с экспериментом можно восстановить параметры 

экспериментального пучка для каждой ячейки сетки. 

Рис.2. Дифракционная картина Рис.3. Дифракционная картина 

полученная детектором. 

полученная с помощью численного 

моделирования. 

На Рис. 4 изображены экспериментальное распределение интенсивности 

(синяя линия) и распределение интенсивности, полученное моделированием 

(красная линия) вблизи одной из проволок. Численное моделирование 

проводилось при следующих параметрах: толщина проволоки d = 36.5 

мкм, расстояние от сетки до детектора z = 26 мм, длина волны λ = 52 нм, длина 

пространственной когерентности Lc= 100 мкм. Для сравнения 

эксмериментального и расчетного распределений использовалась величина δ, 

характеризующая среднее отклонение расчетного распределения от 

экспериментального на отрезке x=[-150,0]. При данных параметрах величина δ 

= 0.045. 

113

Рис. 4. Экспериментальное 

распределение интенсивности (синяя 

линия) и распределение интенсивности, 

полученное моделированием (красная 

линия) вблизи одной из проволок (d = 

36.5 мкм, z = 26 мм, λ = 52 нм). 

114 

Рис. 5. Зависимость δ от толщины 

проволоки (z = 26 мм, λ = 52 нм). 

Моделирование распространения пучка производилось с помощью 

параболического волнового уравнения: 

2 2 

�u 

� u � u 

2ik � � � 0. 

2 2 

(1) 

�z 

�x 

�y 

Зная распределение поля в плоскости z=0 можно найти распределение 

поля во всем пространстве: 

� 

2 

2 

k 

� �x �� 

� � �y �� 

� 

u( x, 

y, 

z) 

� u0( 

�, 

�) 

exp �ik 

�d�d�. 2�iz 

� 

(2) 

� 2z 

�� 

� 

Пространственная когерентность моделировалась с помощью разбиения 

волнового фронта на отдельные участки, которые коррелировали между собой 

согласно функции корреляции. Функция корреляции бралась в виде 

распределения Гаусса. 

Для определения чувствительности метода к изменению параметров в 

модели были изменены по очереди все параметры. Полученное распределение 

интенсивности сравнивалось с исходным экспериментальным распределением 

(с неизменѐнными параметрами). На Рис. 5 отображена зависимость δ от 

толщины проволоки, на Рис. 6 - зависимость δ от расстояния от сетки до 

детектора, и на Рис. 7 - зависимость δ от длины волны. Видно, что даже при 

незначительном отклонении параметров от оптимальных (менее 10%) величина 

δ значительно увеличивается.

Рис. 6. зависимость δ от расстояния 

от сетки до детектора (d = 36.5 

мкм, λ = 52 нм). 

115 

Рис.7. зависимость δ от длины волны (d 

= 36.5 мкм, z = 26 мм). 

Метод также позволяет определить спектральную ширину линии пучка. 

В данном случае она составляет � 1 нм, что хорошо совпадает с данными 

измерения спектральной ширины лазерной генерации, измеренной с помощью 

другого метода. 

Таким образом, в настоящей работе экспериментально и теоретически 

продемонстрировано, что предложенный метод позволяет с точностью лучшей 

чем 10 % измерять распределение по сечению пучка интенсивности, 

когерентноси, а также спектральных характеристик пучков рентгеновских 

лазеров. 


1. Inagaki T., Imoue S., Ishi M. et al. A compact free-electron laser for 

generating coherent radiation in the extreme ultraviolet region.// Nature 

Photonics,2008, т.2, с. 555 

2. Faenov A.Ya., Kato Y., Tanaka M., et al., Submicrometer-resolution in situ 

imaging of the focus pattern of a soft x-ray laser by color center formation in 

LiF crystal// Optics Letters, 2009, т. 34, с.941

ИССЛЕДОВАНИЕ РЕНТГЕНОВСКИХ СПЕКТРОВ 

МНОГОЗАРЯДНЫХ ИОНОВ ЛАЗЕРНОЙ ПЛАЗМЫ 

В. А. Бураков 1 , М. В. Осипов 2 , В. Н. Пузырев 2 , А.Н.Стародуб 2 , О. Ф. Якушев 2 


2. Физический институт им. П.Н. Лебедева РАН 

Одной из задач физики плазмы является изучение состояния плазмы 

путем измерения ее параметров: температуры, концентрации заряженных и 

нейтральных частиц, распределения различных частиц по возбужденным 

состояниям, а также нахождение пространственного распределения этих 

параметров. Лабораторная лазерная плазма может быть химически однородна, а 

ее плотность меняться от сравнимой с плотностью твердого тела до вакуума [1]. 

В столь широком диапазоне параметров изучаемых объектов 

спектроскопические методы исследования являются наиболее универсальными, 

а зачастую (в случае астрофизической плазмы) и единственно возможными. По 

общей структуре спектра уже можно сделать качественные выводы о 

присутствии того или иного элемента, а степень ионизации элемента 

характеризует по порядку величины температуру исследуемой плазмы. 

Мягкий рентгеновский диапазон электромагнитного излучения, к 

которому условно можно отнести область длин волн от 10 до 300 Å, в 

последние десятилетия стал активно осваиваться для различных приложений в 

науке и технике. Созданные на основе высоких технологий специальные 

рентгенооптические системы позволили расширить и найти новые области 

применения рентгеновского излучения. Примером могут являться 

рентгеновская микроскопия и литография, астрофизика и материаловедение, 

биология и медицина [2]. В МР диапазоне лежит максимум излучательной 

способности плазмы с температурой от сотен электронвольт до нескольких 

килоэлектронвольт. Отсюда ясны значения МР диапазона в работах по 

диагностике плазмы и важность совершенствования методов регистрации и 

анализа энергетического состава мягкого рентгеновского излучения. 

116

Таким образом, одним из перспективных методов диагностики лазерной 

плазмы является регистрация потоков квантов в мягком рентгеновском 

диапазоне с пространственным и энергетическим разрешением. В данной работе 

основное внимание будет посвящено рассмотрению рентгеновских спектров 

многозарядных ионов лазерной плазмы в МР диапазоне спектра. Целью 

исследований, при этом, является не только идентификация спектральных 

линий, но и установление механизмов возбуждения рентгеновского спектра, т. 

е. идентификация физических процессов в источнике излучения. 

Эксперименты проводились на лазерной установке «Канал–2», 

представляющей собой одноканальный лазер, построенный по принципу 

формирования в задающем генераторе импульса с согласованной с 

характеристиками мишени пространственной и временной когерентностью и 

последующим усилением его в цепи последовательных усилительных каскадов 

стержневого типа, созданных на базе промышленных активных элементов из 

силикатного стекла [3]. Основные параметры лазерного импульса следующие: 

длина волны излучения 1,06 мкм, длительность импульса �и – 2,5 нс, энергия 

импульса �L – (50 – 100) Дж, плотность мощности излучения 10 12 -10 14 Вт /см 2 . 

В ходе выполнения данного цикла экспериментов был создан 

диагностический комплекс для исследования параметров плазмы в 

рентгеновском диапазоне спектра, состоящий из 3-х диагностических каналов: 

� Канал, на основе камеры-обскуры, обеспечивающий регистрацию 

изображения плазмы с пространственным разрешением ~ 16 мкм в 

спектральном диапазоне ≤ 1 Å; 

� Канал регистрации изображения плазмы с высоким пространственным 

разрешением (~ 0.2 мкм) в спектральном диапазоне 180-200 Å на основе 

объектива Шварцшильда; 

� Канал регистрации рентгеновских спектров плазмы на основе 

спектрографа скользящего падения. 

В данной работе мы подробнее остановимся на работе и результатах, 

полученных с помощью третьего канала регистрации. 

Спектрограф скользящего падения [4] представляет собой прибор, 

предназначенный для проведения спектральных исследований в мягком 

рентгеновском и вакуумно-ультрафиолетовом диапазоне спектра излучения 

117

плазмы. Конструктивно спектрограф состоит из дифракционной решетки 

скользящего падения и металлического корпуса. В спектрографе использована 

внероуландовская схема регистрации спектров. Излучение, падающее на 

дифракционную решетку, разлагается в спектр и регистрируется на фокальной 

поверхности, перпендикулярной к дифрагированным лучам. При этом, 

идеальная фокусировка осуществляется только для одной длины волны λ0, 

соответствующей точке пересечения плоскости регистрации с кругом Роуланда, 

однако, благодаря малой угловой апертуре спектрографа, запись спектра 

возможна в достаточно широком спектральном диапазоне λ0 ± ∆λ. Величина ∆λ 

связана с наблюдаемым спектральным разрешением λ/δλ – чем шире диапазон 

∆λ, тем меньше величина λ/δλ, вызванная дефокусировкой. Настройка на разные 

длины волн λ0 производится изменением расстояния между плоскостью 

регистрации и решеткой. В данном спектрографе используется съемная 

дифракционная решетка 600 штр/мм радиусом кривизны 1 м. Вывод данных 

осуществляется на компьютер. 

Основные параметры спектрографа: 

– диапазон длин волн – 20 ÷ 400 Å; 

– макс. спектральная разрешающая сила – 300; 

– спектральное разрешение λ/δλ – 50 ÷ 300; 

– угол скольжения, падающего излучения на решетку – 4º; 

– габаритные размеры дифракционных решеток, мм – 10х20х30; 

– габаритные размеры спектрографа, мм – 250х50; 

Для регистрации интегральных по времени спектров использовалась ПЗС 

– матрица TCD1304A с люминофором на базе GdO. Размер гранулы равнялся 3 

мкм, размеры ячейки равнялись 8х200 мкм. 

Использование внероуландовской схемы регистрации позволило 

значительно упростить процедуру установки и юстировки прибора. В 

используемой схеме спектрограф был съюстирован таким образом, чтобы 

центральная длина волны составляла �0 = 80 Å. Спектральный интервал, в 

котором дефокусировка отсутствовала, был не меньше 50 Å. 

В представленных экспериментах лазерному воздействию подвергались 

мишени различного химического состава и структуры, в частности, 

твердотельные, пористые мишени и мишени из нанокластеров металлов. 

118

Твердотельные мишени представляли собой металлическую фольгу 

толщиной от 100 мкм до 500 мкм из алюминия и гадолиния. Другой тип 

мишеней представлял собой пористую структуру с объѐмной плотностью 4 

мг/см 3 . Пористая структура достигается хаотическим распределением волокон 

(нитей) в пространстве. В качестве материала волокон используется триацетат 

целлюлозы. Толщина таких мишеней в наших экспериментах составляла 1000 

мкм. 

В результате проведенных экспериментов были зарегистрированы 

спектры как мишеней из металла, так и пористых мишеней, идентификация 

которых осложняется тем фактом, что в составе мишеней присутствует некое 

неконтролируемое количество примесей, что вызвало необходимость в 

дальнейшем использовать в экспериментах только химически чистые вещества. 

Таким образом, создан канал для регистрации рентгеновских спектров 

многозарядных ионов лазерной плазмы в МР диапазоне спектра (~80 Å), 

проведены предварительные эксперименты, получены спектры излучения 

металлических и объемно-структурированных мишеней, идентификация 

которых производится. 

Литература. 

1. О.Б. Ананьин, Ю.В. Афанасьев, Ю.А. Быковский, О.Н. Крохин. 

Лазерная плазма. Физика и применения: монография. Москва: Наука, 

2003; 

2. Оптика мягкого рентгеновского излучения: пер. с англ. А. Мишетт. 

Москва: Мир, 1989; 

3. Рентгеновская оптика и микроскопия: пер. с англ. Под ред. Г. Шмаля и 

Д. Рудольфа. Москва: Мир, 1987; 

4. S.I. Fedotov, L.P. Feoktistov, M.V. Osipov, and A.N Starodub, Lasers for ICF. 

Journal of Russian Laser Research. V. 25. No. 1. 2004. P. 79; Препринт 

ФИАН №35, Москва 2002. 

5. Шевелько А.П. и др. «ВУФ – спектроскопия плазмы, создаваемой в 

конечном анод–катодном промежутке сильноточного импульсного 

генератора ―Z-Machine‖ (SNL)». ФИАН, 2009. 

119

ПРЕДВАРИТЕЛЬНОЕ ИССЛЕДОВАНИЕ ВЛИЯНИЯ 

УСЛОВИЙ ИНИЦИИРОВАНИЯ НА ДИНАМИКУ ПЛАЗМЫ 

СИЛЬНОТОЧНОЙ ВАКУУМНОЙ ИСКРЫ НА УСТАНОВКЕ 

«ПИОН» 

Э.И Додулад, А.П. Кузнецов, С.А. Саранцев 

Национальный исследовательский ядерный университет МИФИ 

К настоящему времени отсутствует полная картина динамики плазмы 

микропинчевого разряда (МПР): относительно малоизученными являются 

физические процессы, протекающие на поверхности электродов, начальная фаза 

развития такого типа разрядов и процессы в периферийной, относительно оси 

разрядного промежутка, области. Для получения наиболее полной информации 

о процессах в МПР необходимо создание комплекса диагностических средств. 

На кафедре физики плазмы в НИЯУ МИФИ была разработана и создана 

установка «Пион» [1] для исследования плотной импульсной 

высокотемпературной плазмы с разрядом типа НВИ в «чистых» вакуумных 

условиях. Этому способствовал богатый экспериментальный опыт, 

накопленный в экспериментах на микропинчевых установках кафедры «Зона-2» 

[2] и «ПФМ-72» [3]. 

На динамику плазмы МПР может оказывать существенное влияние 

условия инициирования основного разряда: длительность инициирующего 

импульса и его амплитуда, плазмообразующий диэлектрик триггерного 

поджига, а также геометрия системы инициирования. Физический пуск 

установки «Пион» показал отсутствие стабильности динамики плазмы МПР с 

первоначальной системой инициирования, особенностью которой было 

расположение плазмообразующего диэлектрика в «тени» катода [1]. Это 

свидетельствовало о недостаточном количестве форплазмы, поступающей в 

межэлектродный промежуток основного разряда. В связи с этим, геометрия 

системы инициирования была видоизменена, для того, чтобы вынести 

плазмообразующую поверхность диэлектрика ближе к анод-катодному 

промежутку МПР и тем самым увеличить количество форплазмы, поступающей 

в межэлектродный промежуток. 

120

Предварительные исследования были проведены с использованием ГИТ 

на основе тиратрона ТГИ1-1000/25 и конденсатора К75-48 емкостью 0.22 мкФ. 

Применялись два варианта схемы ГИТ с повышающим импульсным 

высоковольтным трансформатором и без него. В качестве плазмообразующих 

диэлектриков использовались керамика и фторопласт. Исследования 

проводились для двух полярностей на центральном триггерном электроде. 

Напряжение на основной конденсаторной батарее составляло 10÷15 кВ. 

Напряжение на центральном триггерном электроде составляло 7÷18 кВ (как 

выяснилось в ходе экспериментов наилучшие результаты наблюдались для U = 

12 кВ, поэтому все результаты приводятся для этого напряжения). 

Первые исследования показали, что 

лучшая стабильность МПР наблюдается для 

схемы с применением импульсного 

трансформатора о чем свидетельствовали 

характерные для всех разрядов типа Z-пинч 

провалы на осциллограмме тока, а также 

соответствующие этому моменту времени 

сигналы рентгеновского излучения из области 

МПР, регистрируемые с помощью pin-диода. В 

случае использования фторопласта при отрицательной полярности на 

центральном триггерном электроде, наблюдалось довольно устойчивое 

появление микропинча, но при этом присутствовал довольно большой разброс 

по времени появления микропинча ~ 500 нс. Для керамики при той же 

полярности на центральном триггерном электроде также наблюдались 

устойчивые пики рентгеновского, но при этом временной разброс составлял ~ 

100 нс. 

Рис. 1. Электродная 

система установки «Пион» 

Рис. 2. Два последовательных разряда 

при использовании фторопласта. 

При увеличении расстояния между катодом и анодом с 4 до 7 мм 

(триггерный диэлектрик – керамика) импульсы рентгеновского излучения 

возросли по амплитуде, при этом в некоторых разрядах наблюдалось несколько 

пиков (от 2 до 4). Стабильность появления пиков рентгена от разряда к разряду 

также увеличилась. Для получения более полной картины о процессах 

121 

Рис. 3 Два последовательных разряда 

при использовании керамики

протекающих в межэлектродном промежутке требуется дальнейшее 

исследование с применением рентгеновской камеры – обскуры. 

Рис. 3. Четыре последовательных разряда при использовании керамики и 

увеличенном расстоянии катод-анод. 

Доклад подготовлен при проведении научно-исследовательской работы в 

рамках реализации ФЦП «Научные и научно-педагогические кадры 

инновационной России» на 2009 – 2013 годы. 


1. Башутин О.А., Бялковский О.А., Вовченко Е.Д., Додулад Э.И., Кузнецов 

А.П., Савѐлов А.С., Саранцев С.А. // тезисы докладов 3 Всероссийская 

молодежная школы-семинара с международным участием «Инновационные 

аспекты фундаментальных исследований по актуальным проблемам физики» 

2009 г. ФИАН, Москва – Технопарк ФИАН, г.Троицк, Московская обл. 

2. А.П. Кузнецов, О.А. Башутин, О.А. Бялковский и др. // Физика плазмы, 2008, 

т.34, № 3, С.219-225. 

3. O.A.Bashutin, E.D.Vovchenko, A.S.Savjolov, V.A.Kadetov, Lee Zh.H. Optical 

diagnostics of the plasma dynamics in �vacuum spark" // Proc. ICCP, Prague, 

Czech Republic (1998), 22C, p.1021-1022. 

122

ДВУХВОЛНОВЫЙ КВАДРАТУРНЫЙ ИНТЕРФЕРОМЕТР 

ДЛЯ ДИАГНОСТИКИ ПЛАЗМЕННОЙ МИШЕНИ В 

ЭКСПЕРИМЕНТАХ ПО ТОРМОЖЕНИЮ ТЯЖЕЛЫХ ИОНОВ 

В ИОНИЗОВАННОМ ВЕЩЕСТВЕ 

О.А. Бялковский 1 , Р.О. Гаврилин 1 , А.А. Голубев 2 , К.Л. Губский 1 , 

А.П. Кузнецов 1 , В.И. Туртиков 2 , А.В. Худомясов 2 ,А.Д. Фертман 2 , 

1. Национальный исследовательский ядерный университет «МИФИ» г. Москва 

2. ФГУП ГНЦ РФ Институт теоретической и экспериментальной физики 

г. Москва 

В настоящее время широкий круг явлений и прикладных задач, 

связанных с взаимодействием ионизирующего излучения с веществом, 

стимулирует интерес к экспериментальным исследованиям эффективности 

торможения быстрых ионов в плазме. При торможении ионного пучка в плазме, 

за счет столкновений со свободными электронами наблюдается увеличение 

энергетических потерь по сравнению с веществом в нормальном состоянии. С 

уменьшением энергии частиц разница в тормозной способности холодного и 

ионизованного вещества для тяжелых ионов возрастает [1,2]. Для изучения 

процессов, происходящих при торможении ионов в ионизованном веществе, 

широко используются плазменные мишени, созданные внешними источниками 

энергии, - разряд в газе, капиллярный разряд, лазерная плазма, плазма 

взрывного генератора и т.д. – включенные в линию транспортировки пучка 

ионов от ускорителей. При этом важнейшим аспектом данного класса 

экспериментов является сопоставление потерь энергии ионами с параметрами 

ионизованного вещества – плотностью, температурой и степенью ионизации 

плазменной мишени [3]. 

В работе представлены результаты исследования линейной электронной 

плотности плазмы в плазменной мишени, разработанной в ИТЭФ (рис. 1). 

Плазма в мишени создается при электрическом разряде в канале � 6 мм, 

заполненном водородом при начальном давлении 50—200 Па [4]. 

Конденсаторная батарея емкостью 3 мкФ, разряжается при напряжениях 2 - 4 

кВ, инициировала ток в мишени до 3 кА. 

123

Рис. 1. Принципиальная схема плазменной мишени 

Для измерения линейной электронной плотности и степени ионизации 

плазмы в мишени был разработан интерферометр на основе двухволнового 

лазера YVO4:Nd на длинах волн 0.532 мкм (Pmax=50 мВт) и 1.064 мкм 

(Pmax=10мВт), позволяющий разделять вклады в фазовый сдвиг зондирующей 

электромагнитной волны, вносимые свободными электронами и нейтральной 

компонентой в частично ионизованной плазме в условиях возможных вибраций 

оптических элементов установки. Схема интерферометра показана на рис. 2. 

Осциллограф 

Д1 

Д2 

Блок 

регистрации 

Рис.2. Схема двухволнового лазерного квадратурного интерферометра. 

Фазовый сдвиг в зондирующей электромагнитной волне в плазме 

определяется выражением: 

� � �4. 

49 �10 

�14 

Д3 

PC 

2�� 

Д4 

М2 

� 

3 

2� 

d� 

� Са� 

N d� 

� 

Ne а 

Оптический блок 

Двухволновый лазер 

где Cа – рефракция нейтральных частиц в расчете на одну частицу, Nа – число 

нейтральных частиц в единице объема [5]. Из (1) видно, что при использовании 

4 

124 

М1 

Плазма 

1 

2 

(1)

одной длины волны невозможно выделить вклад в фазовый сдвиг, вызванный 

нейтральными частицами и электронами. В тоже время переход к двухволновой 

схеме позволяет разделить эти вклады. Так линейная электронная плотность при 

двухволновой интерферометрии определяется следующим выражением: 

� Ne d� 

�1�1 

�� 

2�2 

, 

14 2 2 

4. 

49�10 

( � � � ) 

� � 

1 

2 

где � 1, 

� 2 - фазовый сдвиг, вносимый плазмой в излучение длины волны � 1 и � 2 

соответственно. 

В работе использован квадратурный метод формирования 

информативных сигналов, позволяющий проводить измерения от долей до 

единиц и более интерференционных полос с высокой однородной 

дифференциальной чувствительностью. 

В блоке фотоэлектрической регистрации (рис.2) зондирующие излучения 

на дихроичном зеркале М2 разделяются по длинам волн. После 

фотоэлектрического преобразования на фотодетекторах Д1 – Д4 информативные 

сигналы по всем четырем каналам регистрируются цифровым осциллографом и 

0 5 10 15 20 

а) I, кА 

б) 

2,0 

1,5 

1,0 

0,5 

0,0 

0 5 10 15 20 

Рис.3. Сигналы с квадратурного интерферометра на длине волны 0.532 

мкм (а, б), временная зависимость разрядного тока (в) и динамика линейной 

электронной плотности плазмы водородной мишени (г). 

125 

Ne � x 10 17 , cм -2 

Время, мкс Время, мкс 

в 

) 

г 

)

передаются в компьютер для последующей обработки. Преобразование (2) 

позволяет однозначно измерить сдвиг фаз только в области главных значений 

функции arctg, в пределах одного фазового цикла -�/2

ИССЛЕДОВАНИЕ ЭРОЗИОННОГО КАПИЛЛЯРНОГО 

РАЗРЯДА В ВОЗДУХЕ АМОСФЕРНОГО ДАВЛЕНИЯ 

МЕТОДАМИ ТЕНЕВОГО ФОТОГРАФИРОВАНИЯ 

А.П. Кузнецов, А.С. Савѐлов, О.А. Бялковский, С.А.Саранцев, 

И.Ф.Раевский 


Интерес к импульсным эрозионным разрядам связан с возможностью 

получения интенсивных источников излучения УФ- и оптического диапазонов, 

использованием плазменных потоков для технологических задач обработки 

материалов, применения плазменных струй в плазмохимии. Конструкции таких 

установок различны и определяются, в основном, условиями применения. 

Понимание физических явлений, протекающих в такого рода разрядах, 

позволяет оптимизировать их параметры. 

Интересным объектом исследования является эрозионный капиллярный 

разряд в воздухе атмосферного давления (рис.1). Электрическая энергия 

запасается в конденсаторах С1 и С2 и при зарядном напряжении UЗ=200-300 В 

составляет 60-140 Дж. При замыкании ключа К формируется высоковольтный 

импульс амплитудой ~10 кВ, приводящий к пробою капилляра 2 диаметром 

d=0,5-3 мм по поверхности диэлектрика 1, изготовленного из 

полиметилметакрилата (С2H8O3) толщиной 3 мм. 

+ 

U 

– 

З 

R1 П 

C1 

+ 

U 

– 

R2 

C3 

L1 

C2 

K 

L 

3 L 

2 

6 

Триггер 

4 

а) 

2 

3 

5 

1 

Время, 

Рис. 1. а) Схема импульсного эрозионного капиллярного разряда мс в воздухе: 1 - 

диэлектрик; 2 - капилляр; 3 - катод; 4 - анод; 5 - плазменный факел; 6 - пояс 

Роговского; б) осциллограммы тока разряда (1) и интенсивности свечения плазмы 

факела (2). 

127 

б) 

200 

Ток разряда, 

А 

150 

100 

50 

1 

2 

0 

0 2 4 6 8 10 

Интенсивность света, 

отн. ед. 

1, 

0 

0,75 

0, 

5 

0,25

Высоковольтный пробой межэлектродного промежутка инициирует 

основной капиллярный разряд. Поток плазмы и возбужденных атомов 

формирует протяженную светящуюся область- факел 5 длиной 12-15 см и 

диаметром керна центральной (плазменной) части факела несколько мм. 

Длительность разряда ~ 10 мс. На рис. 1б представлены осциллограмма тока 

разряда и изменение во времени интенсивности свечения плазмы факела. 

Максимальное значение температуры �0.75 эВ достигается в области капилляра 

и быстро спадает вдоль оси до 0.15 эВ в головной части факела. Линейная 

электронная плотность ne � в максимуме тока, измеренная методами 

двухволновой лазерной интерферометрии [1], составляет 5·10 16 см -2 . 

В представленной работе для исследования пространственной структуры 

и временной динамики газо-плазменной струи был применен метод теневого 

фотографирования [2] с использованием в качестве осветителя лазера на парах 

меди (рис.2). За счет достаточно короткой длительности импульсов (30 нс) с 

помощью Cu-лазера можно регистрировать контрастные изображения быстро 

протекающих процессов, а относительно высокая частота повторения (14 кГц) 

позволяет проводить многокадровую съемку и получать информацию о 

пространственно-временной динамике плазменного образования. 

от лазера 

1 2 3 4 

5 

Рис. 2. Оптические схемы теневого фотографирования (пояснения в тексте). 

Излучение Сu-лазера коллимировалось линзой 1 в параллельный пучок 

диаметром 6 см. В отсутствие оптической неоднородности световой пучок 

беспрепятственно проходит через диафрагму с диаметром отверстия 0,4 мм, 

расположенной в фокальной плоскости приемного объектива 2. С помощью 

второй линзы (визуализирующего объектива) 3 изображение объекта 

проецируется на экран 4. Отклонение лучей в исследуемом объекте приводит к 

смещению лучей и перераспределению освещенности в изображении объекта на 

экране. Освещенность экрана при этом изменяется пропорционально угловому 

отклонению луча ε. В то же время угол отклонения ε пропорционален градиенту 

128 

�

показателя преломления n, проинтегрированному по линии наблюдения (вдоль 

оптической оси z). Изменение освещенности экрана описывается выражением 

Z 

2 

�I 

�n 

�n 

� 

dz 

I � ( � ) . 

�x 

�y 

Z 

1 

Роль диафрагмы состоит в том, что лучи света идущие под углами к оси, 

бóльшими некоторого, определяемого размерами отверстия в фокусе линзы 2, 

отсекаются и, соответственно, вклад в изображение будут давать только те 

области объекта, в которых поперечные градиенты показателя преломления 

превышают некоторую заданную величину. 

На рис.3 представлены теневые фотографии факела эрозионного 

капиллярного разряда в разные моменты времени. Как видно, развитие плазмы 

сопровождается значительным увеличением турбулентности оптической 

плотности из-за того, что изменение показателя преломления в факеле 

определяется как изменением электронной компоненты в плазме разряда, так и 

сильным изменением показателя преломления в шубе – нагретом воздухе, 

окружающем плазменный керн. 

0,2 мс 1см 

0,3 мс 

0,6 мс 1,0 мс 

Рис. 3. Теневые фотографии факела эрозионного капиллярного разряда в разные 

моменты времени. 

129

Интересные результаты были получены при визуализации процессов 

взаимодействия «плазменного факела» с плоскими преградами из проводящего 

и диэлектрического материалов толщиной в доли мм. В медной фольге 

толщиной 80 мкм плазменная струя прожигает отверстие диаметром 2 ÷ 3 мм. 

Затем следует рост факела за преградой и восстановление его размеров и 

структуры (рис. 10). Размеры отверстия существенно меньше «шубы» и 

сопоставимы с диаметром керна. Взаимодействие с диэлектрической пленкой 

останавливает его дальнейшее осевое распространение, но наличие в ней 

совмещенного с осью капилляра отверстия ~ 1 мм обеспечивает прохождение с 

уменьшением поперечных размеров струи плазмы через преграду. 

Рис. 4. Теневые фотографии плазменного факела в процессе его взаимодействия с 


плоскими преградами (медная фольга толщиной 80 мкм). 

1. Кузнецов А.П., Голубев А.А., Савѐлов А.С. и др., // ПТЭ, 2006, №2, С 109. 

2. Вовченко Е.Д., Кузнецов А.П., Савелов А.С. Лазерные методы диагностики 

плазмы // М.: МИФИ, 2008 

1см 

0,3 мс 0,4 

мс 

0,45 

мс 

130 

0,6 мс

ОИВТ РАН 

СПЕКТРЫ МНОГОЗАРЯДНЫХ ПОЛЫХ ИОНОВ В 

РЕНТГЕНОВСКОМ ИЗЛУЧЕНИИ СВЕРХПЛОТНОЙ 

ЛАЗЕРНОЙ ПЛАЗМЫ 

И.Ю. Скобелев, А.Я. Фаенов, Т.А. Пикуз 

Рентгеновские спектры излучения нано- и субнаносекундной лазерной 

плазмы интенсивно исследовались на протяжении более чем 30 последних лет. 

В частности, к настоящему времени очень подробно изучены спектральные 

характеристики излучения в окрестности резонансных линий H-подобных и He- 

подобных многозарядных ионов. Спектры в этой области имеют типичную 

структуру, характеризуемую присутствием сателлитных линий, которая хорошо 

описывается радиационно-столкновительными кинетическими моделями. 

Эксперименты, проведенные с плазмой, создаваемой пико- и 

субпикосекундными лазерами сверхвысокого контраста, а также лазерами с 

короткими длинами волн (вплоть до рентгеновских) позволили 

зарегистрировать спектры нового типа, не наблюдавшихся ранее в этой 

спектральной области [1-7]. 

Наблюдаемые ―необычные‖ спектры отличаются наличием сложной 

спектральной структуры квазинепрерывного характера, в которую погружаются 

основные линии. В настоящей работе дан обзор наблюдений такого нового типа 

эмиссионных спектров, полученных для различных мишеней (твердотельные Si 

и Mg, кластеры N и Ar) и параметров лазерного импульса. Показано, что эти 

спектры связаны с радиационными переходами в многозарядных полых ионах 

которые являются многозарядными ионами с пустой внутренней K-оболочкой 

(KK-полые ионы ) или с вакансиями в K- и L-оболочках (KL- полые ионы). 

Эксперименты с аргоновыми кластерами были выполнены с JAEA 

(Киото, Япония). Использовался титан-сапфировый лазер, позволяющий 

генерировать импульсы длительностью до 20 фс при плотности потока до 10 20 

Вт/см 2 [8]. В нашей работе был использован 30-фс импульс с энергией 360 мДж. 

Применение одной или двух ячеек Поккельса позволяло получать лазерный 

131

импульс с контрастами 5x10 -4 или 4.6x10 -6 . Эксперименты были выполнены с 

различными лазерными энергиями (49 - 115 мДж), и в широком диапазоне 

длительностей лазерного импульса (от 30 фс до 1 пс), что соответствовало 

потокам от 6x10 16 до 2x10 18 Вт/см 2 . 

Кластерная мишень создавалась при расширении порции аргона 

начального давления 60 атм в вакуум через специальное импульсное 3-х 

ступенчатое сопло, позволявшее получать кластеры со средним диаметром 

около 1.5 мкм. Столь большие кластеры использовались для того, чтобы 

минимизировать их разрушение лазерным предимпульсом [8,9]. Рентгеновские 

спектры с пространственным разрешением регистрировались спектрографом со 

сферически изогнутым кристаллом [10]. 

Рис. 1. Сравнение теории (1) и эксперимента (2) для Ar-спектров в области 

4.1 – 4.2 Å. 

Детальные теоретические расчеты были сделаны с помощью 

кинетического кода ATOMIC [11], в котором были учтены конфигурации как 

КК-, так и KL- полых ионов. Было найдено [12], что наилучшее согласие с 

экспериментом дают расчеты, где электронная температура составляет 50 эВ, 

3% электронов плазмы являются горячими (энергия порядка 5 КэВ), а атомная 

плотность плазмы равна 10 22 см -3 (см. рис. 1). Расчеты показывают, что 

доминирующими линиями в области 4.17-4.18 Å являются переходы в F- 

подобных ионах, в области 4.14-4.16 Å наиболее интенсивными оказываются 

линии O-подобного аргона, хотя ряд особенностей обусловлен исключительно 

полыми ионами. В частности, расчеты показывают, что роль полых ионов 

132

наиболее важна в те моменты времени, когда плазма является сильно 

нестационарной. Из проведенных исследований следует, что в кластерной 

плазме роль полых ионов проявляется заметнее, когда фемтосекундный 

лазерный импульс взаимодействует с плотным холодным веществом, а не с 

преплазмой. 

В экспериментах [6], проведенных при использовании сравнительно 

низкоинтенсивного, но более коротковолнового эксимерного XeCl-лазера 

(энергия 2 Дж, длительность 12, поток 4x10 12 Вт/см 2 ), были зарегистрированы 

рентгеновские спектры магния в области между резонансными линиями Н- и 

Не- подобных ионов. Эти спектры (особенно около поверхности мишени) 

имеют квазинепрерывный характер. Мы предположили, что наблюдаемый 

квазинепрерывный спектр обусловлен переходами в полых ионах магния [6], 

однако проведенное ранее моделирование не позволяло учесть целый ряд 

возможных конфигураций в KK- и KL- полых ионах. 

Рис. 4. (1) – Спектр Mg-плазмы, рассчитанный по программе ATOMIC с 

учетом полых ионов, (2) – экспериментальный спектр [6]. 

В настоящей работе выполнены новые расчеты по программе ATOMIC, 

использующие MUTA-приближение (смешанное приближение массивов 

неразрешаемых переходов). Это позволило добавить в расчет целый ряд важных 

конфигураций, сохранив время счета на разумном уровне. Как видно из 

результата, приведенного на рис. 2, новые расчеты подтвердили предположение 

о том, что наблюдаемый спектр обусловлен переходами в полых ионах 

(подчеркнем, что при пренебрежении учетом полых ионов никаких 

спектральных линий в интервале длин волн 8.55 - 9.15 Å не могло бы быть). 

133

В докладе обсуждается возможность использования спектров 

многозарядных полых ионов: 

1) для диагностики сверхплотной лазерной плазмы, создаваемой как 

лазерами оптического, так и рентгеновского диапазонов; 

2) для оценки интенсивности мощных пучков рентгеновских лазеров на 

свободных электронах. 

Работа поддержана грантами РФФИ 10-07-00227-а, 10-02-91174-ГФЕН_а, 

10-02-00345-а. 


1. McPherson A, Thompson B.D, Borisov A.B. et al. // Nature, 1994, т.370, с.631. 

2. Gauthier J.-C, Geindre J.-P, Audebert P. et al. // Phys. Rev. E., 1995, т.52, с.2963. 

3. Faenov A.Ya., Abdallah J. Jr., Clark R.E.H. et al. // Proceedings of SPIE-97, 1997, 

т.3157, с.10. 

4. Urnov A.M., Dubau J., Faenov A.Ya et al. // JETP Letters, 1998, т.67, с.489. 

5. Faenov A.Ya., Magunov A.I., Pikuz T.A. et al. // Physica Scripta, 1999, т.T80, 

с.536. 

6. Abdallah J. Jr., Skobelev I.Yu., Faenov A.Ya. et al // Quantum Electronics, 2000, 

т.30, с.694. 

7. Rosmej F.B., Faenov A. Ya., Pikuz T.A. et al. // J. Phys. B., 1999, т.32, с.L107. 

8. Boldarev A.S., Gasilov V.A., Faenov A.Ya. et al. // Rev. Sci. Instrum., 2006, т.77, 

с.083112. 

9. Faenov A.Y., Skobelev I.Y., Magunov A.I. et al. // Proc. SPIE, 2001, т.4504, с.121. 

10. Faenov A.Ya,. Pikuz S. A, Erko A. I. et al. // Physica Scripta, 1994, т.50, с.333. 

11. Magee N.H, Abdallah J.Jr., Colgan, et al. // 11th APS Topical Conference on 

Atomic Processes in Plasmas, (Eds: J. S. Cohen, S. Mazevet, and D. P. Kilcrease) AIP 

Conference Proceedings, Melville, New York, 2004, с.l68. 

12. Colgan J., Abdallah J, Jr., Faenov A.Ya. et al. // Laser and Particle Beam, 2008, 

т.26, с.83. 

134

ИМПУЛЬСНЫЙ БОЛОМЕТР В ИЗМЕРЕНИЯХ МЯГКОГО 

РЕНТГЕНОВСКОГО ИЗЛУЧЕНИЯ В СИЛЬНОТОЧНОМ Х- 

ПИНЧЕ. 

Ю.Л. Бакшаев, С.А. Данько, Е.Е. Соколов, К. В. Чукбар. 

Российский научный центр Курчатовский институт 

В инерциальных термоядерных исследованиях наряду с измерениями 

спектра мягкого рентгеновского излучения (МРИ) измеряется его полная 

энергия и мощность, для чего служат различные детекторы (вакуумные и 

полупроводниковые диоды). Их общим недостатком является, как ни странно, 

высокая чувствительность. Важным дополнением к этим приборам служат 

болометры. С их помощью можно независимо измерить энергию РИ в области 

мягких квантов и провести абсолютную калибровку других детекторов. 

Основной компонент болометра - очень тонкая металлическая фольга. От 

излучения она нагревается и еѐ сопротивление растет. По ходу сопротивления 

болометра во времени определяется энергия излучения. В ряде работ описано 

применение таких болометров на мощных импульсных установках [1], [2], [3], 

[4], [5]. 

В работе [6] для оценки времени прогрева фольг было использовано 

фундаментальное решение уравнения теплопроводности, приведенное в работе 

[7] для случая стержня бесконечной длины. В данной работе на основе 

уравнения теплопроводности для «стержня» ограниченной длины приведены 

соотношения для временного разрешения болометра на алюминиевой фольге и 

предельных тепловых нагрузок на датчик. При выборе 10%-ной погрешности 

установления температурного равновесия, т.е. �T � 0.1T�, 

получается оценка по 

времени t > 0.375d 2 / Коэффициент температуропроводности 

алюминия см 2 /с. Для толщины фольги d1=2 мкм время установления 

равновесной температуры (с погрешностью 10%) составит t1=19 нс. Для 

толщины d2 = 8 мкм – t2=300 нс. При создании болометра требуется расчет 

предельной мощности излучения, падающей на его поверхность. Чем быстрее 

135

прогревается материал датчика, тем меньше вероятность кипения 

поверхностного слоя. Благодаря высокой температуропроводности алюминия и 

конечной длительности импульса РИ, тепло во время излучения успевает 

распространиться на значительную толщину. Поэтому для определения 

максимальных температур, достигаемых фольгой, необходим учѐт времени 

импульса излучения � , а глубиной энерговыделения можно пренебречь. В 

рамках выполнения неравенства 

2 

d �� получаем зависимость предельной 

энергии и интенсивности излучения от длительности прямоугольного импульса 

РИ для фольги из Al толщиной 2 мкм и площадью s=0.3 см 2 , доводя 

максимальную температуру до Тмах=2100 o С (Ткип=2330 o С). 

Рис.1. Зависимость предельной энергии (слева) и интенсивности 

излучения (справа) от длительности импульса для алюминиевой фольги 

толщиной 2 мкм и площадью 0.3 см 2 . 

Расчет предельных нагрузок проводился по формуле Tmax � 2 dT / �� с 

учетом отношения выбранной предельной температуры к Tmax для полной 

энергии источника в 1 кДж. 

Для измерения скачка сопротивления датчика под действием нагрева 

излучением использовалась электрическая схема, подобная описанной в работе 

[1]. На рис. 2 приведена схема LCR контура, в цепь которого был включен 

образец с алюминиевой фольгой. Два конденсатора общей емкостью C=0.1 мкФ, 

были подключены через разрядник типа РУ-62 к индуктивности L=40 мкГ (2.5 

Ом) и резисторам R1 и R2 величиной 1 Ом. Волновое сопротивление контура 20 

Ом. Последовательно с резисторами был включен измерительный элемент 

болометра. Ток в контуре измерялся поясом Роговского в режиме 

трансформатора тока (LR). 

136 

�

Рис.2. Блок- схема измерений электрических сигналов. 

С учетом декремента затухания ток в первом максимуме должен 

составить ~90 А. Следует отметить совпадение сигналов в ряде 

последовательных пусков, что говорит о стабильности условий измерений. 

Болометр с алюминиевой фольгой толщиной 2 или 8 мкм, располагался 

на расстоянии 45 см от источника при токах через нагрузку 1.5-1.7 МА. 

Измерения проводились с открытым болометром, а также с фильтрами из 

лавсана толщиной 2.5 мкм или 12 мкм с напыленным слоем алюминия 

толщиной 0.05 мкм. В качестве примера на рис. 3 приведены два сигнала 

напряжения на фольге толщиной 8 мкм с источником РИ и без него. 

Рис. 3. Контрольный (1) и рабочий (2) сигналы напряжения на 

болометре. Нагрузка: 24 проволочки из нихрома диаметром 55 мкм, ток – 1.6 

МА, напряжение – 0.35 МВ, энергия источника МРИ -5.8 кДж. 

Энергия источника составила в данном пуске 5.8 кДж. Важный вывод 

можно сделать на основании того, что при работе с фильтрами из майлара, 

закрывавшими прорезь в крышке датчика, приращения сигнала напряжения с 

болометра не наблюдалось при обеих толщинах фольги. Следовательно, 

основная доля энергии МРИ заключена в диапазоне до 1 кэВ. 

137

Описанная конструкция болометра с высоким разрешением на основе 

алюминиевых фольг толщиной 2 и 8 мкм и схема измерений достаточно просты 

и могут быть воспроизведены без существенных затрат, обеспечив измерения 

энергии в малоисследованном рентгеновском диапазоне до 1 кэВ. На генераторе 

С-300 проведены интегральные измерения энергии МРИ в интервале энергий 

квантов до 1 кэВ с помощью болометра с временным разрешением. 

Динамический диапазон регистрации энергии составлял 1-10 кДж. Основная 

доля энергии МРИ заключена в диапазоне до 1 кэВ. Приведены простые 

соотношения для временного разрешения прибора и предельных тепловых 

нагрузок на фольгу, что может быть весьма полезно для других типов 

болометров в экспериментах на других установках. 


1. J.H. Degnan. Fast, large-signal, free-standing foil bolometer for measuring ultrasoft 

x-ray burst fluence. Rev. Sci. Instrum. 50, pp.1223-1226, 1979. 

2. R. B. Spielman, C. Deeney, D. L. Fehl, et al. Fast resistive bolometry. Rev. Sci. 

Instrum. 70, pp. 651-655, 1999. 

3. Daniel B. Sinars. 1MA X-pinch experiments at Cornell University, Wire Array 

Workshop, Battle, UK, 2007. Sandia (unpublished). 

4. С.А. Сорокин, С. А. Чайковский. Измерение мощности и спектрального 

распределения излучения плазменных лайнеров. ЖТФ, 70, стр. 78-81, 2000. 

5. Г.С. Волков, Н.И. Лахтюшко, О.В. Терентьев. Фольговый радиационный 

болометр для измерения энергетических потерь плазмы быстрых Z-пинчей. 

Тезисы докладов 37 Международной (Звенигородской) конференции по физике 

плазмы и УТС. Стр. 161, 2010. 

6. Ю.Л. Бакшаев, С.А.Данько, Е.Е.Соколов, Импульсный болометр для 

измерения энергии рентгеновского излучения. Препринт ИАЭ, 2010. 

7. А.Н. Тихонов и А.А. Самарский. Уравнения математической физики. 

«ГИТТЛ», Москва, Ленинград (1951). Гл. 3, стр. 216. 

8. С.А. Пикуз. Докторская диссертация, гл. 5, 2007. 

138

ИЗУЧЕНИЕ СПЕКТРАЛЬНОГО СОСТАВА ИЗЛУЧЕНИЯ 

НИЗКОИНДУКТИВНОЙ ВАКУУМНОЙ ИСКРЫ 

Д.Л.Кирко, А.С.Савелов, Э.И.Додулад 


Низкоиндуктивная вакуумная искра исследуется ввиду моделирования 

пинчевых процессов, присущих термоядерным установкам. Вместе с тем, 

плазма искры является мощным источником электромагнитного излучения в 

широком диапазоне спектра. В данной работе исследовались излучательные 

характеристики наиболее важных плазменных областей с целью проведения 

спектральных исследований [1]. 

Электродная система вакуумной искры содержит медный анод (диаметр 

3 мм) и катод из нержавеющей стали (диаметр 20 мм) цилиндрической формы, 

при расстоянии между электродами 5 мм. Рабочее давление в камере составляло 

10 -5 -10 -6 Торр, а на электроды подавалось напряжение 5-15 кВ. Срабатывание 

устройства происходило при включении тригерного поджига. Плазма разряда 

образовывалась во время эрозии электродов при токе 100-150 кА и периоде 

разряда 8 мкс. 

Плазма вакуумной искры состоит из сильно сжатой центральной 

пинчевой области и периферийной разреженной области - оболочки. 

Образование микропинчей наблюдается в непосредственной близости к аноду. 

Согласно лазерным измерениям, выполненным с помощью азотного лазера 

(�=337 нм) диапазон концентрации пинчевой области составляет ne=10 17 -10 18 

см -3 [2]. Спектральный состав излучения этой области содержит рентгеновские 

линии К-оболочек меди и железа. 

Излучение вакуумной искры в видимой и ультрафиолетовой областях 

регистрировалось с помощью спектрометра Avantes (рабочий диапазон 200-1000 

нм, спектральное разрешение 0,3 нм). Характерный вид спектра излучения 

искры представлен на рис. (напряжение 10 кВ). В спектре содержатся 

интенсивные водородные линии H� 434 нм, H� 656 нм, и линии металлов Cu I 

276 нм, 521 нм; Fe I 300 нм, 382 нм, входящих в состав электродов. В 

139

излучении также присутствуют однократные и двукратные ионы, как, например, 

O II 253 нм, N III 286 нм, и достаточно сильный непрерывный спектр. 

I, отн.ед. 

70000 

60000 

50000 

40000 

30000 

20000 

10000 

Cu I 

O II N III 

Fe I 

Fe I 

H γ 

N I 

Cu I 

C I 

0 

200 300 400 500 600 700 800 900 1000 

�, нм 

H α 

Ввиду наличия непрерывного спектра допускалось, что плазма оболочки 

(периферийной области) находится в состоянии локального термического 

равновесия. С помощью метода относительных интенсивностей спектральных 

линий по водородным линиям H� и H� была рассчитана температура плазмы, 

которая принимает величину в диапазоне Т=8000-10000 К в зависимости от 

режимов установки. Ряд спектральных линий имеют значительное уширение в 

диапазоне 2,0-10,0 нм. В предположении существования микрополей в плазме 

по штарковскому уширению водородных линий H� и H� был рассчитан 

диапазон концентрации плазмы ne = (1-6)�10 16 см -3 , который реализуется при 

различных параметрах установки. Непрерывная составляющая спектра была 

аппроксимирована планковским распределением с температурой T�9700 К, что 

находится в диапазоне температур, который был получен с помощью 

водородных линий. 

В ходе данного исследования было показано, что рассмотренные 

спектральные методы являются достаточно эффективными для диагностики 

разреженной периферийной плазмы низкоиндуктивной вакуумной искры. 


1. Диагностика плазмы. Ред. Р.Хаддлсоун, С.Леонард. М.: Мир, 1967. 515 с. 

2. Савелов А.С., Вовченко Е.Д., Сивко П.А. Лазерный комплекс для 

исследования плотной импульсной плазмы. II Рос. семин. Соврем. средства 

диагн. плазмы. М.: НИЯУ «МИФИ», 2000, с.46-48. 

140

МЕТОДИКА РЕГИСТРАЦИИ РЕНТГЕНОВСКИХ 

ОБСКУРОГРАММ МИКРОПИНЧЕВОГО РАЗРЯДА С 

ПОМОЩЬЮ ПЗС КАМЕРЫ 

О.А. Башутин, Е.Д. Вовченко, Э.И Додулад, С.А. Саранцев 

Национальный исследовательский ядерный университет МИФИ 

Разряд типа низкоиндуктивная вакуумная искра (НВИ) является 

интенсивным источником рентгеновского излучения. Для получения 

изображения межэлектродного промежутка применяются камеры-обскуры. 

Регистрирующим элементом камеры-обскуры может быть рентгеновская 

фотопленка или другой двухкоординатный детектор на основе МКП. 

Основными недостатками фотопленки являются длительность ее проявки и, как 

следствие, невозможность контролировать результаты эксперимента в процессе 

его проведения, а также влияние условий проявки пленки на качество 

получаемого изображения. Поэтому практический интерес представляет 

создание относительно простой, недорогой методики регистрации изображения 

быстропротекающих плазменных процессов, позволяющей наблюдать 

результаты в режиме реального времени.[1] 

На установке «Зона-2» кафедры физики плазмы НИЯУ МИФИ 

отработана методика получения изображений разряда типа НВИ, позволяющая 

делать предварительный анализ экспериментальных данных непосредственно во 

время эксперимента. Схема эксперимента представлена на рис.1. 

Рис. 1 Схема эксперимента 

141 

На одном из фланцев 

вакуумной камеры (ВК) 

установки, закрытом 

бериллиевой фольгой, 

прозрачной для 

рентгеновского излучения 

была установлена камера- 

обскура. Обскурограммы регистрировались с помощью рентгеновского экрана 

типа «УС»(Э) и расположенного после него электронно-оптического

преобразователя(ЭОП). На экране электронно-оптического преобразователя 

получалось изображение разряда в видимом свете, которое регистрировалось 

камерой «Видеоскан»(К), подключенной к персональному компьютеру(ПК). 

Управление камерой осуществлялось с помощью компьютера, значение 

выдержки, а также чувствительность и разрешение устанавливались 

программно. Это позволило получить изображение с необходимой яркостью и 

пространственным разрешением. Одновременно с помощью рентгеновского p-i- 

n-диода(Д) регистрировалась временная динамика излучения разряда. Ток 

разряда регистрировался с помощью пояса Роговского. 

Площадь экрана электронно-оптического преобразователя позволяла 

одновременно регистрировать несколько обскурограмм. В эксперименте 

камера-обскура представляла собой ряд из трех одинаковых отверстий, 

закрытых алюминиевыми фильтрами различной толщины(центральное 

отверстие без фильтра, 220мкм на левом и 450мкм на правом отверстии). На 

полученных изображениях разряда(рис.2) заметны до трех плазменных точек, 

видимых даже сквозь наиболее толстый фильтр. На сигналах p-i-n-диода видны 

пики рентгеновского излучения, время их регистрации соответствует времени 

формирования плазменных точек. 

Рис.2. Изображение разряда и сигналы пояса Роговского и p-i-n-диода. 

При подаче на ЭОП импульса напряжения с заданной задержкой 

относительно начала разряда и заданной длительности, эта методика позволит 

получать изображения межэлектродного промежутка в различные временные 

интервалы. 

С помощью данной методики было исследовано испускание 

рентгеновского излучения различными областями разряда. Она позволила 

сохранять данные непосредственно в электронном виде, делать 

142

предварительный анализ экспериментальных данных в режиме реального 

времени и вносить корректировки в ход эксперимента. Все это, а также 

относительная дешевизна и простота использованного оборудования 

существенно уменьшило стоимость и время проведения работ, повысило 

качество проводимых экспериментов. 





1. А.Е.Гурей, А.Н.Долгов, Д.Е.Прохорович, А.С.Савѐлов, А.А.Тихомиров 

Корреляция параметров ионной эмиссии и рентгеновского излучения из 

плазмы микропинчевого разряда // Физика плазмы, 2004, т.30, № 1, с.41- 

46. 

143

ИССЛЕДОВАНИЕ ПЛАЗМЕННОЙ РАЗРЯДНОЙ СИСТЕМЫ С 

ПОЛЫМ КАТОДОМ И ИНЕРЦИОННО- 

ЭЛЕКТРОСТАТИЧЕСКИМ УДЕРЖАНИЕМ ИОНОВ 

Е.Д.Вовченко, К.И.Козловский, А.В.Самарин, А.С.Цыбин, А.Е.Шиканов 


Представляются первые экспериментальные результаты исследования 

плазменной разрядной системы, электроды которой выполнены в виде 

аксиально-симметричного диода с двухдисковым полым катодом и внешним 

цилиндрическим анодом (рис. 1). Разработка такого устройства, при 

дейтериевом газовом наполнении разрядной камеры, предполагает 

осуществление ядерных реакций d-d в режиме инерционно-электростатического 

удержания ионов с целью создания компактного нейтронного источника. 

Оценки, выполненные на основе расчетно-теоретической модели плазменного 

IEC-диода [1] показали, что эффективное удержание ионов возможно как в 

квазистационарном высоковольтном разряде при длительности возбуждения 

Ти ~ 100мкс, так и при комбинированном возбуждении с предварительной 

ионизацией разрядного промежутка. 

Рис. 1 

144 

Исследования режимов работы 

плазменного IEC-диода выполнены на 

водородной плазме. Для создания 

предварительной ионизации применен 

вспомогательный слаботочный разряд 

постоянного тока, который зажигался 

при напряжении между электродами 

~ 1 кВ в области давлений 10 −2 ÷3 Тор. 

Для ускорения ионов внутри полого 

катода к электродам дополнительно 

прикладывались импульсы высокого 

напряжения с амплитудой до 100 кВ 

при длительности ~ 2 мкс.

При выборе средств диагностики, кроме электрических измерений, 

основное внимание сосредоточено на бесконтактных оптических методах 

исследования. Приводятся результаты, полученные при различных режимах 

возбуждения и остаточных давлениях водорода в вакуумной камере: токи, 

измеренные в системе; пространственная структура интегрального свечения 

разрядного промежутка и спектры в видимом диапазоне. В качестве примера на 

рис.2 представлены осциллограммы, иллюстрирующие увеличение разрядного 

тока и подавление высокочастотных осцилляций при наличии предионизации. 

0,9∙10 −1 торр, без предионизации 

а) ток разряда (верхний луч; 5В/дел) 

и напряжение ГИН (нижний луч; 

1В/дел); развертка 0,4 мкс/дел 

145 

0,9∙10 −1 торр, с предионизацией 

б) ток разряда (верхний луч; 5В/дел) 

и напряжение ГИН (нижний луч; 

0,5В/дел); развертка 0,4 мкс/дел 

Рис.2 

Обсуждаются фотографии электронных лучей, формирующихся в 

центральной области разрядного промежутка. Данный режим должен 

обеспечить существенное увеличение тока ускоренных ионов и повышение 

эффективности d-d реакции в дейтериевой плазме. Для систем с инерционно- 

электростатическим удержанием дейтронов это приведет к соответствующему 

увеличению потока генерируемых нейтронов. 


1. Кузнецов А.Ю., Цыбин А.С., Шиканов А.Е. Модель формирования 

дейтонных потоков и генерации нейтронов в плазменном аксиальном 

диоде с инерциальным удержанием ионов// Известия ВУЗов. Физика. – 

2010. – Т.53 - №4. – С.50-56.

ДИАГНОСТИКА ПЛАЗМЫ В КОАКСИАЛЬНОМ УСКОРИТЕЛЕ И 

ОБРАБОТКА МАТЕРИАЛОВ ИМПУЛЬСНЫМ ПОТОКОМ 

А.М.Жукешов, А.У.Амренова, А.Т.Габдуллина, Т.Е.Нурланбаев 

НИИ Экспериментальной и теоретической физики Казахского Национального 

университета им.аль – Фараби 

Коаксиальный ускоритель плазмы КПУ-30 состоит из разрядной камеры, 

внутри которой расположены коаксиальные электроды, блока конденсаторов, 

вакуумного разрядника, системы заземления и защиты. Электродная система 

изготовлена из медных цилиндров с фланцами, разделенными изолятором из 

оргстекла. Диаметр внешнего электрода 90 мм, внутреннего - 26 мм, длина 

внешнего и внутреннего электродов соответственно 450 мм и 400 мм. 

Накопительная система общей емкостью 69 мкФ состоит из 23 импульсных 

конденсаторов ИК-50-3. 

Диагностика плазмы на установке КПУ-30 проведена при сплошном 

наполнении рабочим газом (воздух). Для измерения тока в различных частях 

установки использовались пояса Роговского, напряжение на электродах 

измеряли резистивно-емкостным делителем, плотность энергии термопарными 

калориметрами. Измерения разрядного тока и напряжения проводили при 

различных начальных давлениях (0,05 - 5) Торр. Типичная осциллограммы тока 

и напряжения на центральном электроде (изначально анод) приведены на 

рисунке 1а. 

146 

v, сm/usec 

7 

6 

5 

4 

3 

2 

1 

0 

0.05 

torr 

0.1 

torr 

Рисунок 1. Осциллограммы тока и напряжения (слева) и зависимость скорости 

потока от напряжения при различных давлениях (справа) 

0 5 10 15 20 25 30 

U, кV

В соответствии с рисунком, в начале разряда напряжение возрастает и 

становится больше прикладываемого, в этот момент на кривой тока 

наблюдается ряд осцилляций. Наличие быстро затухающих осцилляций в 

начале развертки можно объяснить отражением сигнала от концов кабеля, что 

характерно для таких измерений. Таким образом, в начальный момент 

наблюдается аномально высокое сопротивление плазмы. 

Вольтамперные характеристики разряда, полученные в диапазоне токов 

150-450 кА, остаются практически линейными, а значение тока слабо зависит от 

давления. Были приведены измерения скорости потока за срезом электродов в 

зависимости от напряжения при различном давлении (рисунок 1 б). Скорость 

потока за срезом электродов зависит степенным образом от напряжения, однако 

не зависит от давления. Эти факты свидетельствует о достаточно высокой 

степени ионизации плазмы. Далее изучена динамика токовых слоев и 

магнитного поля в КПУ-30. Осциллограммы от магнитных зондов, без 

использования интегратора, представлены на рисунке 2. 

0,05 Торр 1 Торр 

Рисунок 2. Осциллограммы производной магнитного поля 

При понижении давления зонд регистрирует высокочастотные колебания 

производной магнитного поля, что характеризирует наличие сильных 

осцилляций в плазме. Установлено, что колебания представляют собой 

широкополосный сигнал в диапазоне 2-10 МГц. Толщина токового слоя, по 

которому проходит разрядный ток, составила 4-5 см, независимо от давления. 

Средняя скорость потока составила 1,8 и 4,5 см/мкс при давлениях 1 и 0,05 Торр 

соответственно. Однако зависимость скорости потока от пройденного 

расстояния выглядит неординарно: если при высоком давлении скорость почти 

неизменна, то при низком давлении она падает с рассстоянием. Максимальная 

147

начальная скорость достигается в разные промежутки времени от начала 

разряда. 

Эксперименты с магнитными зондами показали, что в режиме 

«сплошного наполнения» картина распределения плотности плазмы в коаксиале 

изменяется при достижении критического значения плотности газа порядка 10 16 

см -3 , что соответствует 0,1 Торр, переходя из компактного характера в 

диффузный. Выше граничной плотности в канале ускорителя формируется 

плазменный поток с преимущественно аксиально-радиальным направлением 

линий тока, движущийся с постоянной скоростью около 3 см/мкс. В то же 

время, ниже этой плотности формируется поток с диффузным распределением 

тока, скорость которого в несколько раз выше. 

Таким образом, процессы в плазменном ускорителе соответствуют МГД 

модели лишь при начальных давлениях выше 0,5 Торр. При понижении 

давления меняется распределение тока в канале ускорителя, наблюдаются 

значительные осцилляции тока и напряжения, токи выноса и фокусировка, 

материал электродов появляется в плазме. Эти факты свидетельствуют о том, 

что динамика формирования плазмы в этом случае определяется в основном 

коллективными кинетическими процессами, в первую очередь 

приэлектродными явлениями и распределением электрического поля в 

окрестности электродов. Полученные данные, а также анализ работы других 

аналогичных устройств дают основания считать, что в этом случае плазму 

следует рассматривать как систему, склонную к самоорганизации и 

структурированию, благодаря ее внутренним свойствам. Динамические 

структуры, например двойные электрические слои, могут быть причиной 

возникновения колебаний разрядного тока и напряжения. В этом случае, 

механизм их ускорения определяется внутренним электрическим полем в 

плазме. 

Подробно исследовано воздействие плазменного потока на поверхность 

конструкционных сплавов на основе железа, с целью улучшения их физико- 

механических свойств. Показано, что после воздействия потоков плазмы 

модифицируется структурно-фазовое состояние приповерхностного слоя этих 

материалов. Исходная структура углеродистой стали из Feα с ОЦК- решеткой 

преобразуется в двухфазный раствор феррит-аустенит. При воздействии на 

поверхность образцов углеродистой стали нескольких импульсов плазмы при 

148

Р=0,1 Торр. наблюдается дальнейшее увеличение интенсивности формирования 

γ-Fe и образование третьей фазы - мартенсита. Обработка n =30 импульсами 

приводит к образованию нитрида железа – Fe24N10. Методом атомно-силовой и 

электронной микроскопии были получены профиль поверхности образцов после 

плазменного воздействия (рисунок 3). На этих рисунках можно наблюдать 

столбчатое строение зерен, характерное при формировании мартенситной фазы. 

При этом, оценка размеров кристаллитов по АСМ и ЭРМ дает значения 20-30 

нанометров, что совпадает с оценками методом Шерерра. 

АСМ РЭМ 

Рисунок 3. Формирование наноразмерных кристаллитов в стали после 

воздействия потоков плазмы 

В соответствии с приведенными экспериментами, условия импульсного 

плазменного воздействия, в частности вариация параметрами Q, Р и n, 

оказывает существенное влияние на структуру поверхности материалов. Это 

позволяет сделать вывод о том, что характер термических процессов при 

плазменной обработке инициирует фазовые преобразования, связанные со 

структурными перестройками. К примеру, при высоких давлениях (Р=0,1, 0,5 

Торр) действие ИПП на поверхность приводит к фазовому переходу ГЦК→ОЦК 

(реечно-двойниковая структура кристаллитов). В результате взаимодействия 

ионов плазмообразующего газа с атомами материала образуются как известные 

соединения, так и новые фазы, появление которых не предсказывается 

равновесными диаграммами состояния. 

Таким образом, исследование работы коаксиалов следует продолжать, 

так как по своим энергетическим возможностям это уникальные устройства для 

обработки поверхностного слоя материалов, а способность плазмы обтекать 

мишень является их существенным преимуществом. 

149

МЕХАНИЗМЫ ОБРАЗОВАНИЯ ВЫСОКОЭНЕРГЕТИЧНОГО 

РЕНТГЕНОВСКОГО ИЗЛУЧЕНИЯ В ПЛАЗМЕ 

СИЛЬНОТОЧНОГО ЭЛЕКТРИЧЕСКОГО РАЗРЯДА. 

А.С. Савѐлов, Г.Х. Салахутдинов 


Исследование спектров рентгеновского излучения плазмы в широком 

энергетическом диапазоне от 1 до 500 кэВ дает богатый материал для 

дальнейшего развития представлений о физических процессах, протекающих в 

плазменном объекте. В настоящее время существует несколько моделей 

физических процессов, протекающих в плазме сильноточного разряда. [1 – 3]. 

Однако все существующие модели и экспериментальные работы оставили 

открытым важный вопрос: каково место кинетических эффектов и 

ускорительных процессов в физической картине образования плазмы, 

практически слабо исследованы механизмы генерации жесткого РИ. Для 

исследования данных вопросов был создать комплекс диагностической 

аппаратуры состоящий из многоканальных сцинтилляционных спектрометров 

импульсного рентгеновского излучения, спектрометров импульсного 

рентгеновского излучения на основе термолюминесцентных детекторов и 

ядерных эмульсий, спектрометра нейтронов, магнитного спектрометра 

электронов, камер-обскур и ряда стандартных приборов, таких, как пояс 

Роговского, пин-диода, вакуумного фотодиода, позволяющий в полном объеме 

провести исследования импульсного рентгеновского и корпускулярного 

излучения плазмы в процессе одного сильноточного разряда в различных 

режимах[4,5]. Эксперименты проводились на установках «плазменный фокус» и 

«низкоиндуктивная вакуумная искра». В установках низкоиндуктивная 

вакуумная искра с инициацией разряда от вспомогательных разрядных устройств 

эрозийного типа, рабочей средой разряда служили продукты эрозии материала 

электродов. Сила тока в разряде в экспериментах изменялась в пределах I � 30 – 

250 кА, период разряда T = 5 – 8,5 мкс. Установка «плазменный фокус» имела 

разрядную камеру с эллиптическими электродами мейзеровского типа и 

рассчитана на работу с разрядным током до 360 кА. Энергозапас конденсаторной 

батареи порядка 4 кДж[4,5]. 

150

В ходе экспериментов на установке «низкоиндуктивная вакуумная 

искра» были получены интегральные по времени спектры РИ однократных 

сильноточных разрядов в режиме микропинчевания (рис.1), позволяющие 

связать наблюдаемые спектральные характеристики с физическими процессами, 

происходящими в плазме разряда. Исследования проводились в диапазоне 

энергий рентгеновских квантов 1,5÷500 кэВ. Различные участки спектра 

отвечают различным стадиям микропинчевого разряда (h� � � 1,5�15 кэВ – 

стадия формирования микропинча; h� � 15�85 кэВ – стадия развала 

микропинча; излучение с h� � 85 кэВ связано с развитием ускорительных 

процессов). Часть спектра в диапазоне энергий до 85 кэВ отличается высокой 

повторяемостью от импульса к импульсу и хорошо согласуется с моделью 

радиационного сжатия; в диапазоне h� � 85 кэВ спектр меняется случайным 

образом от разряда к разряду. 

Рис.1. Типичные спектры излучения Рис.2. Спектры быстрых электронов 

плазмы с электродами из железа, из плазмы железа при различных 

полученные при токе разряда 150 кА. значениях тока разряда: 

151 

1 – < 50кА; 2 – 150 кА 

Эксперименты по непосредственной регистрации электронов магнитным 

спектрометром (рис.2) с одновременным измерением спектра РИ (рис.1) 

показали, что высокоэнергетичная часть этих спектров (> 100 кэВ) коррелирует 

между собой. Наличие высокоэнергетичных электронов в спектре соответствует 

наличию высокоэнергетичного РИ (h� > 100 кэВ) в рентгеновском спектре, что 

указывает на наличие ускорительных процессов, приводящих к возникновению 

данного излучения. Как и рентгеновские спектры, спектры электронов имеют 

хорошую повторяемость в области энергий до 80 кэВ, далее спектр меняется 

случайным образом от разряда к разряду аналогично рентгеновскому спектру.

Непостоянство спектра определяется вероятностным характером протекания 

ускорительных процессов. 

Основным механизмом, приводящим к рождению высокоэнергетичных 

рентгеновских квантов h� > 85 кэВ, является возникновение электрических 

полей высокого напряжения (значительно больше чем на разрядных 

электродах). Данные электрические поля образуются в результате аномального 

роста омического сопротивления Rом плазменного столба, возникающего на 

стадии развала микропинча (в результате нарушения баланса энергопотери). По 

приведенным в работе [1] оценкам Rом достигает значения порядка 1 – 10 Ом. 

Из оценки, проведенной на основании измерения спектра рентгеновского 

излучения, данную величину можно оценить от 2 – 3 Ом. 

Полученные результаты не противоречат экспериментальным расчетам 

[3,6] и хорошо согласуются с теоретическими представлениями в процессах в 

плазме микропинчевого разряда. 

полученные в различных сериях измерений для камеры, заполнений аргоном Ar; 

дейтерием D (при различном выходе нейтронного излучения n1 = 10 6 , n2 = 10 7 ) 

Приведены результаты исследования спектра импульсного РИ плазмы в 

диапазоне энергий квантов 1,5 кэВ � h� � 500 кэВ. Характер спектров РИ 

плазмы, получаемой на установке «Плазменный фокус», имеет большое 

сходство со спектром РИ плазмы, получаемой на установке типа 

низкоиндуктивной вакуумной искры, работающей в режиме микропинчевого 

разряда [4,5]. 

Плазма, образованная в разрядной камере, заполненной Ar, обладает 

достаточно устойчивой картиной спектра РИ в отличие от плазмы, 

образованной в дейтерии. Вид спектра РИ в случае с дейтерием зависит от 

выхода нейтронного излучения. Чем выше абсолютный выход нейтронного 

излучения, тем интенсивней спектральная составляющая жесткого РИ с 

энергией h� � 100 кэВ. 

Рис.3. Типичные спектры излучения плазмы ПФ в диапазоне 

1,5 кэВ < h� < 500 кэВ 

152

Результаты одновременного измерения спектров РИ и выхода нейтронов 

на установках «плазменный фокус» позволили установить влияние 

ускорительных процессов на образование в плазме жесткого рентгеновского и 

нейтронного излучений и их взаимосвязь. 

Данный результат свидетельствует об ускорительной природе 

возникновения жесткого рентгеновского излучения вследствие быстрого роста 

аномального сопротивления плазмы за счет микротурбулентности. Пинч 

превращается в плазменный диод, на котором и происходят ускорительные 

процессы электронов и ионов. Ускоренный поток электронов вблизи анода 

испытывает аномальное поглощение, порождает мощный эффект нагревания 

плазмы до 2 – 3 кэВ и дает вспышку нейтронного излучения. Чем выше выход 

жесткого рентгеновского излучения, тем выше выход нейтронного излучения в 

ходе плазмофокусного разряда. 


1. Долгов А.Н., Вихрев В.В. // Физика плазмы. 2005. Т. 31. № 3 С. 290. 

2. Вихрев В.В., Иванов В.В., Кошелев К.Н. Формирование и развитие 

микропинчевой области в вакуумной искре // Физика плазмы. 1982. Т. 8. 

Вып. 6. С. 1211 – 1219. 

3. Веретенников В.А., Исаков А.И., Крохин О.Н., Семенов О.Г., Сидельников 

Ю.В. Временные характеристики рентгеновского излучения вакуумной искры. 

Препринт ФИАН № 59. 1983. 

4. Долгов А.Н., Савелов А.С., Салахутдинов Г.Х. Применение 

спектрометрического комплекса аппаратуры для рентгеновской диагностики 

плазмы импульсных установок // Прикладная физика. 2008. № 5. С. 103 – 107. 

5. М.В. Колтунов, Б.Д. Лемешко, А.С. Савелов, Г.Х. Салахутдинов, Д.И. Юрков, 

П.П. Сидоров // Прикладная физика. 2010. № 4 . С. 52– 56. 

6. Анциферов П.С., Вихрев В.В., Иванов В.В., Кошелев К.Н. Температура 

плазменных точек в вакуумно-искровых разрядах // Физика плазмы. 1990. Т. 16. 

Вып. 8. С. 1018 – 1023. 

153

СОВРЕМЕННЫЙ АТОМНО-ЭМИССИОННЫЙ 

СПЕКТРАЛЬНЫЙ АНАЛИЗ 

(КРАТКИЙ ОБЗОР К 150-ЛЕТИЮ МЕТОДА) 

С.Б. Заякина 1 , Г.Н. Аношин 1,2 

1 Институт геологии и минералогии им. акад. В.С.Соболева СО РАН, 

630090 Новосибирск, пр.Коптюга 3, 

2 Новосибирский государственный университет 

В 2009 году исполнилось 150 лет со дня открытия немецкими учеными 

Густавом Робертом Кирхгофом (12.III.1824-17.Х.1887) и Робертом Вильгельмом 

Бунзеном (31.III.1811-16.VIII.1899) оптического спектрального анализа, роль 

которого в различных областях науки и техники трудно переоценить. 

Г. Кирхгоф в своих работах на уровне знаний своего века рассмотрел 

основные теоретические вопросы оптического спектрального анализа. В 

практической же разработке нового метода большую роль сыграл Р. Бунзен, 

который был химиком экспериментатором высокого класса. По выражению 

Ю.А. Золотова и В.И. Вершинина [1, с. 128] «это был первый пример тесного 

сотрудничества физика и химика». В 1860 г. апрельском номере «Annalen der 

Physik und Chemie» была опубликована статья Г. Кирхгофа и Р. Бунзена 

«Химический анализ по спектру», которая фактически знаменовала рождение 

нового, принципиально отличного метода химического анализа. В основе 

нового метода лежало изучение спектров излучения пламени. Этот метод 

оказался очень чувствительным и специфичным, что позволило этим ученым 

сразу же открыть новые химические элементы – рубидий и цезий (1861, Р. 

Бунзен, Г. Кирхгоф), относящихся к группе щелочных металлов. Фактически 

это открытие являлось созданием новой и особой главы химии и физики – 

обнаружение новых химических элементов спектроскопическим методом. 

Следующими элементами, в открытии которых важную роль сыграл 

спектроскопический метод, были таллий (1861, В. Крукс,), индий (1863, Ф. 

Рейх, Т. Рихтер), галлий (1875, П. Лекок де Буабодран); а также благородные 

154

газы: гелий (1868, Дж. Н. Локьер, Ж. Жансен), аргон (1894, Д. Рэлей, У. Рамзай), 

неон, криптон и ксенон (1898, У. Рамзай, М. Траверс). 

Количественный спектральный анализ начал развиваться только в ХХ в. 

Одним из первых крупных ученых, практически применивших метод 

спектрального анализа, был наш выдающийся соотечественник академик В.И. 

Вернадский, который в 1909 г. привез в Россию первый спектрограф и 

применил этот метод для качественного обнаружения лития, рубидия, цезия, 

галлия в алюмосиликатах и других геологических объектах. По выражению 

В.И. Вернадского [2], открытие спектрального анализа явилось для геохимии и 

для естественных наук своеобразной вехой в развитии, поскольку спектральный 

анализ «доказал химическое единство Вселенной» и который «ясно и 

определенно подтвердил нахождение химических элементов в рассеянии, 

равномерном проникновении ими всей земной материи». 

Роль атомно-эмиссионного спектрального анализа в различных областях 

науки и техники, в том числе в химии, физике, науках о Земле трудно 

переоценить, поскольку на протяжении всех прошедших лет до настоящего 

времени, непрерывно развиваясь, находится в числе самых ведущих 

аналитических методов в аналитической химии. По богатству и надежности 

одновременно получаемой информации спектральный анализ не имеет себе 

равных. Особенно эффективно применение этого метода в геологии и 

геохимических исследованиях, так как подвергающийся исследованию 

материал отличается большим разнообразием и о составе анализируемых проб 

часто не имеется никаких предварительных данных. 

Надо отметить, что атомно-эмиссионный спектральный анализ долгие годы 

в различных его модификациях был ведущим аналитическим методом лабораторий 

Геологической службы СССР. По некоторым данным аналитическими службами 

МинГЕО СССР ежегодно анализировались десятки миллионов проб на многие 

элементы. Фактор многоэлементности является одним из ведущих при анализе 

геолого-геохимических проб. Отметим, что данные пробы во многом отражают 

состояние различных объектов окружающей среды изучаемых регионов. 

С развитием геохимических исследований основная задача геоаналитиков 

и экологов сводится к разработке методик спектрального анализа, 

обеспечивающих высокую производительность, требуемую точность при 

155

одновременном определении большого числа элементов в пробах переменного 

состава с пределами обнаружения на уровне кларковых концентраций. 

Современные спектральные приборы, применяющие индуктивно- 

связанную плазму (ICP): в атомно-эмиссионном спектральном анализе (ICP- 

AES) и масс-спектрометрии (ICP-MS), используют растворы, имеющие 

определенные ограничения по концентрации. Для целей геохимии и 

исследований, связанных с различными проблемами окружающей среды, 

значительный интерес вызывают установки, позволяющие проводить 

элементный анализ непосредственно в твердой фазе. В практике спектрального 

анализа твердых проб используется традиционная дуга постоянного или 

переменного тока, а также получили распространение дуговые плазмотроны[3], 

в плазменный факел которых вдувается измельченная проба. 

Развитие приборной базы атомно-эмиссионного спектрального анализа, 

применение новых источников возбуждения спектров, внедрение 

компьютеризации всего процесса анализа и обработки результатов позволяют 

быстро и надежно решать большинство задач[4], поставленных перед 

геохимиками и экологами. 


1. Золотов Ю. А., Вершинин В.И. История и методология аналитической 

химии. ─ М.: Изд. центр «Академия»,2007. ─ 464с. 

2. Вернадский В.И. Материалы для спектроскопии земной коры. //Избранные 

сочинения. Т. II.─М.: Изд-во АН СССР, 1954.─ С.486 – 505. 

3. Жуков М.Ф., Тимошевский А.Н.. Ващенко С.П. и др. Плазмотроны. 

Исследования. Проблемы. ─Новосибирск: изд-во СО РАН, 1995. ─203 с. 

4. Заякина C. Б.,. Аношин Г.Н, Митькин В.Н., Миронов А.Г. Возможности 

новой универсальной установки для атомно-эмиссионного анализа 

дисперсных природных и технологических проб //Заводская лаборатория. 

Диагностика материалов. ─2007. ─Т.71 ─ Специальный выпуск ─ С.73-79 

156

АНАЛИЗ ФИЗИКО-ХИМИЧЕСКИХ МОДЕЛЕЙ СКОРОСТИ 

РОСТА ПЛЕНОК a � Si : H В СИЛАНОВЫХ ПЛАЗМЕННЫХ 

СМЕСЯХ ПОНИЖЕННОГО ДАВЛЕНИЯ 

С.П. Тимошенков 1 , Е.П. Прокопьев 2 , Н.М.Зарянкин 1 , А.С. Тимошенков 1 , 

И.М.Бритков 1 , О.М Бритков 1 ;С.С. Евстафьев 1 , А.И. Виноградов 1 

1. Московский Государственный Институт Электронной техники (технический 

университет) (МИЭТ) 

2. ФГУП ГНЦ Институт теоретической и Экспериментальной Физики им. 

А.И.Алиханова (ИТЭФ) 

В работе [1] в рамках гидродинамической модели течения газовой смеси 

вблизи критической точки в диодной ячейке реактора [2] предложены 

одномерные модели роста аморфных пленок a � Si : H на различных подложках 

в условиях высокочастотного (ВЧ) тлеющего разряда в силановых плазменных 

смесях пониженного давления, например, SiH 4 � H2 

и SiH 4 � He. 

Принималось, что рост пленок обусловлен массопереносом SiH 2 и SiH 3 

радикалов к растущей поверхности. Ниже на качественном уровне дается 

анализ этих математических моделей процессов. 

Модель конфигурации течения газовой смеси вблизи критической точки 

Согласно работе [1], скорость роста V p в этом случае определяется 

выражением 

V 

p 

8 PP0T 

� 4, 

55�10 

760RT 

S 

2 

0 

0 

DRP 

1 

P 2 

5 � QinTinh 

� 

8 � 

� 

31, 

5ST 

� 

� 

� � S � 

157 

1 

/ 2 

C � ne 

��v 

� 

xc 

Qin 

TS 

CP0 

�1 

60S 

T h 

В формуле (10) параметр модели C � 5, 

2�10 

. В этом случае 

зависимости p V от X n даются следующими выражениями. 

1) Зависимость скорости роста p V от содержания силана x c в газовой смеси 

при остальных «закрепленных» параметрах имеет вид 

xc 

V ( x ) � A x � 2, 

14x 

(2) 

p 

c 

M 

c 

c 

in 

�3 

2) Зависимость V p от вложенной в силановую плазму мощности W ВЧ 

тлеющего разряда имеет вид 

W 

�2 

V ( W) 

� A W � 0, 

54�10 

W 

(3) 

p 

3) Зависимость V p от P есть в этом случае 

M 

P 

V ( P) 

� A P � 0, 

214 � P 

(4) 

p 

M 

4) Зависимость p V от температуры поверхности подложки T S дается 

формулой 

1/ 

2 

T TS 

T 

S 

�2 

S 

Vp 

( TS 

) � AM 

� 3, 

7�10 

(5) 

�3 

1� 

a T 1� 

5, 

65�10 

T 

TS 

S 

S 

(1)

5) Зависимость V p от температуры газовой смеси на входе в диодную 

V 

ячейку T in имеет вид 

T 

T 

� (6) 

T 

3/ 

2 

p ( Tin) 

Tin 

AM 

in 

1� 

aT 

T in in 

�5 

in 

� 5, 

65 �10 

�3 

1� 

1, 

17 �10 

6) Зависимость p V от объемной скорости потока газовой смеси Q in дается 

выражением 

Q 

Q 

V � (7) 

Q 

1/ 

2 

1/ 

2 

p ( Qin 

) 

Qin 

in AM 

1� 

aT 

T in in 

in 

� 0, 

118 

�2 

1� 

5, 

7�10 

7) Зависимость V p от расстояния между электродами h есть 

V 

1/ 

2 

1/ 

2 

h h 

h 

h) 

� AM 

� 0, 

3 

(8) 

1� 

a h 1� 

6, 

75 �10 

h 

p ( �2 

h 

8) Зависимость V p от общей поверхности отверстий в катоде S имеет вид 

1/ 

2 

1/ 

2 

S S 

S 

Vp 

( S) 

� AM 

�1, 

11 

(9) 

�2 

1� 

aS 

S 1� 

0, 

95�10 

S 

4. Сравнение расчетных данных с экспериментом. Заключение 

Сравнение графических зависимостей p V от X n вида (2)-(9) с 

экспериментальными зависимостями p V от X n [1] показало, что эти 

зависимости как количественным, так и качественным образом, 

удовлетворительно согласуются между собой. Это позволяет сделать 

заключение о реальном характере предлагаемых моделей пограничного слоя 

Неймана-Зауэра течения газовой смеси вблизи критической точки. В связи с 

этим в дальнейшем следовало бы провести более подробные 

экспериментальные исследования зависимостей p V от X n именно вида (2)-(9). 

Однако наибольший интерес представляет выяснение влияния того или 

иного параметра процесса на скорость роста и требования стабилизации 

технологических параметров, позволяющие оптимизировать процесс роста 

пленок � � Si : H . Действительно, при изготовлении солнечных элементов на 

основе пленок � � Si : H предъявляются довольно жесткие требования к их 

однородности. Для этого необходимо стабилизировать технологические 

параметры и основные характеристики диодной ячейки реактора в процессе 

эксплуатации. В этой связи представляет большой интерес изучение 

чувствительностей скорости роста V p к изменению тех или иных 

технологических параметров процесса и характеристик реактора, определяемых 

выражениями [3] 

�Vp 

� Vp � �X 

X 

n, 

�X 

n � �X 

n 

(10) 

n �X 

n 

Здесь X n - символ технологического или конструкционного параметра 

реактора, а � V / ) 100 % - чувствительность. 

( P VP 

158 

in 

in

Отметим, что зависимости p V от X n даются приведенными выше 

выражениями (2)-(9). В табл.1 приведены рассчитанные по этим формулам 

чувствительности скорости роста пленок � � Si : H для стандартных условий 

процесса, приведенных выше. 

Таблица 1 

Чувствительности скорости роста V p пленок Si : H � � к изменению на 10 

% параметров процесса и характеристик диодной ячейки реактора 

Параметр Символ n X 

Чувствительность 

�Vp 

�100 

% 

V 

Давление в реакторе Р +10 

Мощность ВЧ разряда W +10 

Содержание силана xc +10 

Температура на входе Твх +10 

Температура 

поверхности 

T s 

+0,3 

Объемная скорость 

потока 

Qвх 

-5 

Расстояние между 

h +5 

электродами 

Площадь отверстий в 

катоде 

S +5 

Таким образом, данные табл.1 для заданного реактора и уточненной по 

экспериментальным результатам модели (конструкционные параметры реактора 

и параметры модели фиксированы) главными факторами, влияющими на 

скорость роста V p , являются параметры: давление в реакторе P , мощность ВЧ 

разряда W , концентрация силана c x , температура на входе T in . 

Покажем далее, каким образом на основании данных табл.1 возможно 

сформулировать условие поддержания оптимальных значений V p в реальных 

условиях ведения процесса. Как известно [3], если , ,..., ) x x x f z � есть 

159 

p 

( 1 2 n 

некоторая нелинейная функция случайных некоррелированных величин 

1 , x2 

xn 

, слабо меняющаяся во всей области изменений ( 1, 2,..., 

n) 

x x 

x ,..., 

дисперсию 

2 

S можно аппроксимировать выражением 

2 

2 

2 

x , то 

2 2 � �f 

� 2 2 � �f 

� 2 2 � �f 

� 2 2 

v f f � � 

� vx 

x1 

v 2 ... 

1 

x x 

v 

2 

x x n n 

x 

� 

� � � 

� � � 

1 x 

� 

� 

� 

� 

2 

x � 

� 

(11) 

�� 

� �� 

� �� 

n � 

Это выражение получают, разлагая функцию ( 1, 2,..., 

n ) x x x f z � в ряд 

Тейлора, ограничиваясь членами первого порядка и суммируя по закону 

сложения дисперсий. Очевидно, что случаю равной точности 

� v � ... v � v ) поддержания всех параметров процесса соответствует 

( v 1 2 

n 0 x 

x x 

выражение

2 

� � � 

� �f 

� 2 

v � � 

� 

f f v0 

xn 

(12) 

n ��x 

n � 

Приняв достаточно высокую для практических целей вероятность 

получения товарной партии структур (р = 0,95) и ориентируясь на нормальное 

распределение случайных отклонений всех учтенных величин, запишем для 

допустимого разброса по толщине 5 % условие стабилизации процесса 

2 

� � � 

0, 

05V 

p �1, 

96v0 

��V 

p � 

� 

� 

n � �xn 

� 

2 

xn 

, (13) 

а лучше 

� � � 

v0 

� 

1, 

96v0 

0, 

05V 

p 

(14) 

2 

��V 

p � 2 

� 

� xn 

n � �xn 

� 

Из формулы (14) формулируются требования к системе стабилизации 

каждого из технологических параметров � p 

� � v , % (15) 

p 

Vp 

Воспользовашись выражениями (2) – (9) и (14), получаем условие 

стабилизации параметров процесса наращивания пленок a � Si : H 

� p � vV 

�1, 

1, 

% (16) 

p 

На основании данных табл.1 определили по методу, изложенному выше, 

условие стабилизации технологических параметров при допустимом разбросе 

пленок a � Si : H по толщине в 5 % : � V �1, 

1 5. Следовательно, для выпуска 

солнечных элементов и полевых транзисторов с допустимым разбросом пленок 

a � Si : H по толщине в 5 % необходимо поддерживать технологические 

параметры: давление в реакторе P , мощность ВЧ разряда W , концентрация 

силана c x , температура на входе in T . и температуру поверхности T s с 

точностью не менее 1,1 %. 

Представляет интерес сравнить теоретические и экспериментальные 

значения разброса скорости роста (а следовательно и толщин p gr t V d � , где t gr - 

время наращивания) пленок a � Si : H по поверхности подложек, определяемых 

функционалами 

Vp 

(max) �V 

p (min) d(max) 

� d(min) 

� V � 

, � d � 

(17) 

V (max) �V 

(min) d(max) 

� d(min) 

p 

p 

Здесь в качестве величин V p (max) , d (max) - берутся значения на входе в 

реактор, а значения V p (min) , d (min) - на выходе из него. Наши оценки показали 

[3], что величины � d удовлетворяют условию � d � 5 %. 


1. Petrov S.V., Prokop'ev E.P., Sokolov E.M. Analysis of amorphous silicon 

deposition conditions in plasma silane mixtures at low pressure. Nuovo Cimento. 

D. 1997. Vol.19. №6. P.817-826. 

2. Neumann G. and Zshauer K.-H., // J. Crystal Growth. 1988. Vol.92. P.397. 

3. Лившиц Н.А., Пугачев В.Н. Вероятностный анализ систем 

автоматического управления. М.: Советское радио, 1963. 

160

ДИАГНОСТИКА ДЛЯ ИЗМЕРЕНИЯ ПОТЕРЬ АЛЬФА 

ЧАСТИЦ В ИТЕРЕ 

1. Организация ИТЕР 

Е.А. Вещев 1 , Л. Берталот 1 , С. Путвинский 1 

Для осуществления термоядерной реакции в установке ИТЕР 

планируется использовать дейтерий и тритий. В результате их синтеза в плазме, 

удерживаемой магнитным полем, образуется 14-ти МэВный нейтрон и 

3.5МэВная альфа-частица (гелий). Нейтроны разлетаются из плазмы и 

нагревают Бланкет, окружающий плазму, с которого впоследствии снимается 

тепло и трансформируется в электроэнергию. Заряженые высокоэнергетичные 

альфа частицы, удерживаемые магнитным полем, остаются в плазме, где 

должны стать основным источником еѐ нагрева. Ларморовский радиус альфа 

частицы, рожденной в результате термоядерной реакции, достигает 5-10 см 

вблизи стенок реактора. Столкновение альфа частиц со стенкой реактора 

приведет к потерям энергии из плазмы. В добавок к этому, потери альфа частиц, 

сконцентрированные в отдельных точках на стенке реактора, могут привести к 

еѐ эррозии. Более того, столкновение высокоэнергетических частиц со стенкой 

реактора ведет к проникновению примесей, выбитых из стенки, в плазму, что 

является крайне неблагоприятным для неѐ. 

Диагностика, позволяющая измерять потери альфа частиц в абсолютных 

еденицах, с разрешением по времени, энергии и углам необходима для 

понимания механизмов их потерь и оптимизации параметров плазмы. На 

современных термоядерных установках для таких измерений используются 

сцинтилляторы [1-4] и Фарадеевские чашки [5-7] или их симбиоз[8]. Однако 

применение этих устройств на ИТЕРе столкнется со значительными 

сложностями в виде существенных тепловых потоков возле первой стенки - до 

0.5МВт/м 2 за счет излучения в перпендикулярном направлении, от 2-3 МВт/м 2 

за счет ионов/электронов в параллельном направлении при стационарном 

режиме и до 40МВт/м 2 во время зажигания плазменного разряда или после 

срыва [9-10]; нагрев нейтронам будет до 4 МВт/м 3 для нержавеющей стали и 18 

МВт/м 3 для вольфрама, что значительно выше уровня нейтронного нагрева 

близкого к нулю на современных термоядерных установках. Вдобавок ко всему, 

на ИТЕРе запланировано около 30-ти тысяч разрядов при длительности каждого 

из них на 2 порядка выше чем во многих современных установках. В результате, 

множество эффектов, связанных с изменениями физических свойств материалов 

под воздействием нейтронов и больших потоков частиц и излучения должны 

быть приняты во внимание при дизайне всех диагностик и диагностики потерь 

альфа частиц в особенности. 

Одним из перспективных решений для измерения потерь альфа-частиц из 

плазмы с одновременным разрешением по углам, энергиям, времени и 

абсолютным величинам является двигающийся в возвратно-поступательном 

режиме зонд с детектором внутри. Использование такой методики позволяет 

скрыть головку зонда с детектором от крайне высоких тепловых нагрузок во 

время начала разряда (до 40МВт/м 2 ), уменьшить сумарный поток нейтронов на 

161

детектор и продлить срок действия диагностики. В результате исследований 

выбрано оптимальное положение детектора в камере ИТЕРа, расчитаны 

диапазоны измеряемых энергий и углов, оценено влияние тепловых нагрузок на 

зонд и подобрано оптимальное время для измерений (не более 500мс). Для 

предотвращения детектора от перегрева предлагается сделать стенки зонда из 

хорошо отполированных многослойных теплоизолированных фольг. Дизайн 

зонда предполагает использование двойной подвижной системы (рельс внутри 

рельса) - это предусмотрено на случай срыва, когда зонд может быть 

деформирован и застрять в камере токамака. Для этого наружный рельс, 

остававшийся неподвижным в течение всех предыдущих измерений и движений 

подвижного внутреннего рельса, сможет втянуть всю систему обратно на 

несколько сантиметров в диагностический порт. 


1. S.J. Zweben, R.L. Boivin, M. Diesso, S. Hayes, H.W. Hendel, H. Park, J.D. 

Strachan, ―Loss of Alpha-like MeV Fusion Products from TFTR‖, Nuclear Fusion, 

Vol.30, No.8 (1990) 1551-1574 

2. M. Isobe, D. S. Darrow, T. Kondo, M. Sasao, K. Toi, and M. Osakabe, H. Shimizu, 

Y. Yoshimura, C. Takahashi, S. Murakami, S. Okamura, and K. Matsuoka, ‖Escaping 

fast ion diagnostics in compact helical system heliotron/torsatron‖, Review of 

Scientific Instruments, Vol.70, No.1 (1999) 827-830 

3. S. Baeumel, A. Werner, R. Semler, S. Mukherjee, D. S. Darrow and R. Ellis, F. E. 

Cecil, L. Pedrick, H. Altmann, V. Kiptily, J. Gafert, and JET-EFDA Contributors, 

―Scintillator probe for lost alpha measurements in JET‖, Review of Scientific 

Instruments, Vol.75, No.10 (2004) 3563-3565 

4. R. K. Fisher, D.C. Pace, M. García-Muñoz, W. W. Heidbrink, C. M. Muscatello, 

M. A. Van Zeeland, and Y. B. Zhu, ―Scintillator-based diagnostic for fast ion loss 

measurements on DIII-D‖, Review of Scientific Instruments, Vol.81, (1999) 10D307 

5. F. E. Cecil, B. Roy, S. Kern, A. Nowak, and Y. Takimoto, O. N. Jarvis, P. van 

Belle, G. J. Sadler, M. Hone, and M. Loughlin, D. Darrow, S. S. Medley, and L. 

Roquemore, C. Barbour, ―Development and operation of a thin foil Faraday collector 

as a lost ion diagnostic for high yield d-t tokamak fusion plasmas‖, Review of 

Scientific Instruments, Vol.70, No.1 (1999) 1149-1153 

6. D. S. Darrow, S. Bäumel, F. E. Cecil, V. Kiptily, R. Ellis, L. Pedricka, A. Werner 

―Design and construction of a fast ion loss Faraday cup array diagnostic for Joint 

European Torus‖, Review of Scientific Instruments, Vol.75, No.10 (2004) 3566-3568 

7. Doug Darrow, Stefan Baeumel, Ed Cecila, Bob Ellis, Keith Fullard, Ken Hill, Alan 

Horton, Vasily Kiptily, Les Pedrick, Matthias Reich, Andreas Werner, JET-EFDA 

Contributors, ―Initial results from the lost alpha diagnostics on Joint European Torus‖, 

Review of Scientific Instruments, Vol.77, (2006) 10E701 

8. M. Garcia-Munoz, N. Hicks, R. van Voornveld, I. G. J. Classen, R. Bilato, V. 

Bobkov, M. Bruedgam, H.-U. Fahrbach, V. Igochine, S. Jaemsae, M. Maraschek, K. 

Sassenberg, and ASDEX Upgrade Team, ―Convective and Diffusive Energetic 

Particle Losses Induced by Shear Alfvén Waves in the ASDEX Upgrade Tokamak‖, 

Phys. Rev. Lett. 104, 185002 (2010). 

9. R.A.Pitts, FST PWI Section https://user.iter.org/?uid=35H3EN 

10. R. Mitteau, https://user.iter.org/?uid=34TQ77 

162

СПЕКТРАЛЬНЫЙ КОНТРОЛЬ ПРОЦЕССА ТРАВЛЕНИЯ 

GaAs В ПЛАЗМЕ HCl 

А. В. Дунаев, С. А. Пивоваренок, С.П. Капинос, А. М. Ефремов, 

В. И. Светцов 

Ивановский Государственный Химико-Технологический Университет 

Хлорсодержащие газы широко используются в технологии микро- и 

наноэлектроники при плазменном травлении (ПТ) полупроводников (моно- и 

поликристаллический Si, GaAs, InP) и металлов (Al, Cu) [1]. В настоящее время 

большое внимание специалистов в области ПТ уделяется галогенводородам, в 

том числе - HCl. Достоинствами HCl являются отсутствие полимеризационных 

явлений, низкие (по сравнению с плазмой Сl2) степени диссоциации, 

обеспечивающие преимущество в анизотропии и селективности процесса, а 

также лучшие равномерность и чистота обработки поверхности, достигаемые за 

счет химических реакций атомов водорода. Очевидно, что успешная 

технологическая реализация ПТ с использованием HCl в качестве 

плазмообразующего газа невозможна без разработки простого и надежного 

метода контроля таких процессов, позволяющего получать информацию о 

скорости целевого процесса в режиме реального времени. В настоящее время, 

одним из самых распространенных методов исследования как массового состава 

активных частиц плазмы, так и гетерогенных плазменных процессов является 

эмиссионный спектральный анализ. Исследование возможностей этого метода 

применительно к ПТ GaAs в HCl и явилось целью настоящей работы. 

Эксперименты проводились в стеклянном цилиндрическом реакторе 

проточного типа (радиус = 1.8 см, длина зоны разряда = 40 см) при 

возбуждении тлеющего разряда постоянного тока (давление газа = 20–100 Па, 

ток разряда = 10–60 мА, скорость потока газа = 2–8 см 3 /сек при н. у.). 

Образцы GaAs (фрагменты полированных пластинки размером � 1 см 2 ) 

располагались в зоне положительного столба разряда на уровне стенки 

реактора. Хлористый водород получали химическим методом [2]. Скорость 

163

травления измерялась гравиметрически, по изменению массы образца после 

обработки в плазме. Запись спектров излучения плазмы осуществлялась с 

помощью оптоволоконного спектрометра AvaSpec-2048-2 с фотоэлектрической 

системой регистрацией сигнала и накоплением данных на ЭВМ. Рабочий 

диапазон длин волн составлял 300–1000 нм. При расшифровке спектров 

использовались справочники [3, 4]. 

Эксперименты показали, что в спектре излучения плазмы HCl 

присутствуют две группы линий атомарного хлора (менее интенсивные в сине- 

зеленой части спектра 430–460 нм, обусловленные возбуждением состояния , 

и более интенсивные в красной области 700–900 нм, связанные с излучательной 

дезактивацией состояния ), а также характерные линии атомов водорода H�, 

H� и H� серии Бальмера с длинами волн 656.4 нм, 486.2 нм и 434.1 нм, 

соответственно. Наиболее интенсивными, стабильно проявляющимися и 

свободными от перекрывания с соседними максимумами являются линии Cl 

452.6 нм ( , = 11.94 эВ), Cl 725.4 нм ( , = 10.6 

эВ ), Cl 837.6 нм ( , = 10.4 эВ) и H 656.4 нм ( , 

= 12.09 эВ). Высокие значения пороговых энергий позволяют рассматривать 

возбуждение атомов электронным ударом как основной механизм заселения 

верхних состояний, пренебрегая механизмом диссоциативного возбуждения [5]. 

Кроме этого, низкие времена жизни соответствующих возбужденных состояний 

позволяют рассматривать излучательную дезактивацию как основной механизм 

данного процесса. В присутствии образцов GaAs в реакторе спектр излучения 

плазмы заметно изменяется за счет появления максимумов излучения продуктов 

взаимодействия (рис. 1) – системы полос GaCl (325.5, 330.4, 334.7, 341.8, 352.7 

нм с = 3.70 эВ) и резонансных линий Ga (403.3 и 417.3 нм с ~ 3.07 эВ). 

Известно, что интенсивность излучения частиц является функцией не 

только их концентрации, но определяется условиями возбуждения. Поэтому 

получение прямой пропорциональности между интенсивностью излучения и 

концентрацией соответствующих частиц является маловероятным, однако в 

ряде случаев прямые измерения интенсивностей излучения могут быть полезны. 

Одним из таких вариантов является спектральный контроль плазменного 

травления материалов по излучению продуктов травления, имеющих 

потенциалы возбуждения ниже средней энергии электронов в плазме. В этом 

164

случае коэффициент скорости возбуждения будет слабо зависеть от параметров 

разряда и при варьировании последних не в очень широком диапазоне можно 

ожидать однозначной зависимости между концентрацией продуктов травления 

в газовой фазе (т.е. скоростью травления для стационарного процесса) и 

интенсивностью излучения. 

Интенсивность, отн. ед. 

25 

20 

15 

10 

5 

GaCl 352.7 

Ga 403.3 

Ga 417.3 

Cl (5p) 

0 

350 375 400 425 450 650 700 750 800 850 900 

165 

�, нм 

H � 656.3 

Cl (4p) 

Рис.1 Общий вид спектра излучения плазмы HCl при травлении GaAs � = 100 

Па,�р = 20 мА. 

В исследованном диапазоне условий процесс травления GaAs в плазме 

HCl протекает стационарно, в кинетической области и имеет первый 

кинетический порядок по концентрации атомов хлора (основных активных 

частиц) в газовой фазе. Это подтверждается линейным характером 

гравиметрических кинетических кривых, а также наличием прямой взаимосвязи 

между изменением концентрации атомов хлора и скорости травления при 

варьировании внешних параметров разряда [6]. Эксперименты показали также 

наличие однозначной линейной корреляции между изменением скорости 

травления и интенсивностью излучения полосы GaCl 352.7 нм (рис. 2). Таким 

образом, концентрация GaCl в газовой фазе прямо пропорциональна скорости 

травления и «отслеживает» изменение последней. Это позволяет использовать 

излучение полосы GaCl 352.7 нм для контроля кинетики травления GaAs, а 

также для определения моментов начала и окончания процесса травления в 

режиме реального времени.

Рис. 2. Зависимость интенсивности излучения полосы GaCl от скорости 

травления арсенида галлия в плазме HCl (�р = 20 мА) 


1. Wolf S., Tauber R.N. Silicon Processing for the VLSI Era. V. 1. Process 

Technology. N. Y.: Lattice Press. 2000. 890 p. 

2. Ю.В. Корякин, И.И. Ангелов. Чистые химические вещества. – М.: Химия, 

1974. 408 с. 

3. Pearse R.W.B., Gaydon A.G. The identification of molecular spectra. Fourth 

edition. New York.: John Wiley & Sons, inc. 1976. 407p. 

4. Стриганов А.Р., Свентицкий Н.С. Таблицы спектральных линий 

нейтральных и ионизированных атомов. М.: Атомиздат. 1966. 899 с. 

5. Ефремов А.М., Куприяновская А.П., Светцов В. И. Спектр излучения 

тлеющего разряда в хлоре// Журнал прикладной спектроскопии. 1993. T.59. 

№3–4. С.221–225. 

6. Дунаев А.В., Пивоваренок С.А., Семенова О.А., Ефремов А.М., Светцов 

В.И. Кинетика и механизмы плазмохимического травления GaAs в хлоре и 

хлороводороде // Сборник трудов IV всероссийской конференции 

«Актуальные проблемы химии высоких энергий» Москва РХТУ им. Д.И. 

Менделеева 2-4 ноября 2009. 

166

ЛАЗЕРНАЯ ПУФА-ТЕРАПИЯ. ОБРАЗОВАНИЕ СШИВОК 

ДНК ПОД ДЕЙСТВИЕМ УЛЬТРАФИОЛЕТОВОГО 

ИЗЛУЧЕНИЯ АЗОТНОГО ЛАЗЕРА В ПРИСУТСТВИИ 8-МОП 

Д.А. Жестиливский, С.А. Румянцев, С.А. Соломатин, Н.М.Сухов, З.И.Мошнина, 

Е.Д. Вовченко, А.С. Савелов, М.В. Мошнин 


Для лечения псориаза и других кожных заболеваний широко применяется 

метод ПУФА-терапии – сочетанное воздействие на кожу ультрафиолетового 

света с длинами волн 320 ÷ 400 нм (УФА) и препаратов из группы 

псораленов (П). Эти вещества растительного происхождения интересны тем, 

что способны встраиваться (по термодинамическим причинам) в 

двуспиральную ДНК биологических структур, например клеток кожи. После 

поглощения кванта УФА излучения линейная молекула псоралена ковалентной 

связью соединяется с одной из нитей ДНК, затем, после поглощения второго 

кванта УФА, образуется так называемая «сшивка» молекул ДНК. Поперечные 

«сшивки» в двуспиральной ДНК клеток кожи препятствуют процессу 

ускоренного (патологического) деления этих клеток. На этом эффекте основано 

лечение псориаза методом ПУФА-терапии. 

Источниками УФА излучения в настоящее время являются ртутно- 

кварцевые и люминесцентные лампы. Они, наряду с несомненными 

достоинствами, обладают рядом существенных недостатков: пары ртути могут 

представлять серьезную проблему при утилизации отработавших ресурс ламп, а 

также в случае повреждения в действующих аппаратах; лампы имеют 

ограниченную мощность при необходимости интенсивного локального 

воздействия; линейчатый спектр ртутных ламп имеет интенсивные полосы 

испускания по всему диапазону ультрафиолетового света. 

В данной работе показана возможность разработки более простой и 

относительно недорогой медицинской аппаратуры на основе азотного лазера с 

длиной волны 337 нм и обсуждаются преимущества применения излучения в 

167

этом спектральном диапазоне. Исследовали образование «сшивок» ДНК по 

изменению гиперхромного эффекта в образцах проб с 8-метоксипсораленом 

(8-МОП), которые облучали азотным лазером. 

Гиперхромный эффект наблюдается в буферных растворах 

двуспиральной ДНК при измерении оптической плотности на длине волны 

260 нм. Раствор ДНК без каких-либо воздействий представляет собой две 

тесно переплетенные «цепи» полинуклеотидов – последовательно соединенных 

пиримидиновых и пуриновых оснований. Пик поглощения оснований 

располагается в области 260 нм и при тесном переплетении нитей часть 

оснований-нуклеотидов экранирует поглощение других аналогичных молекул. 

Воздействия, разрушающие водородные связи, приводят к 

«расплетению» двуспиральной ДНК, при этом ранее экранированные молекулы 

нуклеотидов начинают поглощать УФ излучение и оптическая плотность в 

области с максимумом 260 нм возрастает. Если нити ДНК «сшиты» молекулами 

псоралена, поглощение не возрастает. Таким образом, по наличию прироста 

поглощения при 260 нм можно судить об образовании «сшивок» в молекуле 

двуспиральнолй ДНК, а измеряя величину прироста поглощения (260 нм), 

можно сделать заключение о количестве «сшивок» на единицу молекулярной 

массы ДНК. 

Основу всех образцов, которые использовались в экспериментах, составил 

0.1% раствор ДНК лосося (Sigma, Германия), приготовленный в 2 ммоль NaCl. 

В рабочий образец к первоначальному раствору добавили 8-МОП (Sigma, 

Германия) до концентрации Моль. В контрольный образец вместо 8- 

МОП добавлен этанол в аналогичной конечной концентрации. Получившиеся 

растворы разделили на 4 пробы: две пробы с ДНК и 8-МОП и две пробы с 

ДНК и этанолом. Одну пробу 8-МОП + ДНК и одну пробу 8-МОП + этанол 

облучали одинаковыми дозами УФА излучения азотного лазера при 

непрерывном перемешивании на магнитной мешалке. Две другие пробы 

перемешивали на мешалке в течение аналогичного интервала времени без 

облучения. 

Схема эксперимента по облучению проб представлена на рис.1. 

Применялся азотный лазер ЛГИ-501 с энергией в импульсе 30 мкДж и частотой 

168

следования импульсов 50 Гц. Время облучения − 30минут, что соответствует 

дозе облучения ~ 50 мДж/см 2 . 

Рис.1. Схема установки для облучения растворов ДНК в присутствии 

8-МОП и этанола 

Для определения величины гиперхромного эффекта все исследуемые 

образцы нагревали (кипячение при температуре 100°C в течение 10 минут), а 

потом резко охлаждали до температуры 0°C. Эта процедура необходима для 

разрушения водородных связей в двуспиральной ДНК и получения 

гиперхромного эффекта. Затем с помощью спектрофотометра были измерены 

соответствующие коэффициенты D1 и D2. Результаты некоторых измерений 

представлены в таблице 1. 

Таблица 1 

Изменение гиперхромного эффекта в пробах раствора ДНК при облучении 

азотным лазером на длине волны 337 нм в присутствии 8-МОП 

Проба 

ДНК + этанол, 

без облучения 

ДНК + 8-МОП, 

с облучением 

D1 

(без нагрева) 

169 

D2 

(нагрев + 

охлаждение) 

Гиперхромный 

эффект, G 

0,475 0,535 12,5% 

0,514 0,532 3,5%

Величину гиперхромного эффекта вычисляли по формуле 

G = (D2 − D1) / D1. Как видно из таблицы, величина G для раствора ДНК, 

облученного в присутствии 8-МОП, уменьшается по сравнению с контрольным 

образцом из-за образования «сшивок» нитей двуспиральной ДНК. 

В заключение сформулируем преимущества ПУФА-терапии с 

использованием азотного лазера: 

1) Область λ = 337 нм лежит вне спектра поглощения молекул ДНК, 

следовательно, воздействие света будет оказываться исключительно на 

псоралены, без фотоповреждения ДНК и белков клеток кожи. Это 

отличает предложенную методику от других методов фототерапии 

псориаза с использованием полного спектра УФ-света и эксимерного 

лазера, поскольку исключает угрозу возникновения рака кожи и ее 

преждевременное старение. 

2) В связи с высокой интенсивностью лазерного излучения и возможности 

точечной фокусировки луча, возможно эффективное лечение локальных 

очагов болезни в труднодоступных местах. 

170

ПРИМЕНЕНИЕ РЕЛАКСАЦИОННОЙ ИМПУЛЬСНОЙ 

МЕТОДИКИ ДЛЯ ИЗУЧЕНИЯ ГЕТЕРОГЕННОЙ 

РЕКОМБИНАЦИИ АТОМОВ В ПЛАЗМЕ ХЛОРА НА 

ТВЕРДЫХ ПОВЕРХНОСТЯХ 

Д.В. Ситанов, М.Ю. Ивентичев, В.И. Светцов 

Ивановский государственный химико-технологический университет 

В настоящее время в технологии микро- и наноэлектроники процессы 

масочного (размерного) плазмохимического травления стали неотъемлемой 

частью технологического процесса. При этом для оптимизации и точного 

прогнозирования результатов плазмохимической обработки необходимо знать 

константы скоростей процессов, протекающих как в объеме плазмохимического 

реактора, так и на поверхности обрабатываемого материала, в том числе и на 

стенке реактора. В данной работе обсуждаются возможности релаксационной 

импульсной методики для изучения гетерогенной рекомбинации атомов хлора 

на стенке плазмохимического реактора, а также на образцах алюминия и 

нержавеющей стали, помещаемых в зону положительного столба тлеющего 

разряда пониженного давления, возбуждаемого в хлоре. Выбор объектов 

исследования был обусловлен тем, что эти металлы при температурах ниже 

500K химически не взаимодействуют ни с атомарным, ни с молекулярным 

хлором. Эксперименты проводились в плазмохимическом реакторе при 

давлении 100 Па, токе разряда 11 мА и расходе хлора 0.1 см 3 /с. Образцы в виде 

тонкой пленки помещались на внутреннюю стенку цилиндрического реактора 

диаметром 32 мм. Температура газа в зоне положительного столба плазмы и 

температура образцов измерялись полупроводниковыми датчиками, 

помещенными в тонкие стеклянные капилляры. Каждый датчик индивидуально 

калибровался в широком диапазоне температур. 

Впервые релаксационная импульсная методика была применена для 

изучения гибели радикалов в плазме галогеноволородов [1]. В нашей 

лаборатории данная методика была адаптирована для изучения гетерогенной 

рекомбинации атомов хлора в Cl2. Суть релаксационной методики заключается 

171

I изл 

I р, 

мА 

N, 

отн. 

ед. 

I 

t п1 t п2 

t п3 

t п4 

I 0 

(а) 

(б) 

Рис. 1. Временные зависимости 

интенсивности излучения разряда Iизл (а), 

импульсов тока Iр (б), концентрации атомов 

N (в); t − время, tп1, tп2, tп3, tп4 – времена пауз 

между импульсами тока. 

I, 

240 

отн. 

ед. 210 

180 

150 

120 

90 

60 

30 

0 

(в) 

0 20 40 60 80 100 120 140 160 

t, мс 

172 

в импульсном питании разряда с 

целью получения данных о 

кинетике интересующего 

процесса. При этом скорость 

процесса гибели атомов хлора на 

поверхностях, ограничивающих 

зону плазмы, может быть 

определена двумя способами. В 

первом случае кинетическая 

зависимость гибели атомов хлора 

восстанавливается по данным 

отдельных экспериментов, в 

которых длительность паузы 

между импульсами тока плавно 

изменялась в сторону ее 

увеличения. Если длительность 

паузы такова, что за ее время не 

все атомы хлора успевают 

прорекомбинировать с 

образованием Cl2, то на переднем 

фронте очередного импульса тока 

Рис. 2. Экспериментальные данные по 

излучению атомарного хлора в присутствии 

получается скачок концентрации 

атомов хлора, соответствующий 

алюминиевой фольги (площадь Al=29,5см 

участку кинетической 

зависимости гибели атомов хлора на данный момент времени. Эксперименты с 

2 , 

пауза 9 мс). 

другими длительностями паузы позволяют получить следующие точки 

кинетической зависимости гибели атомов хлора. На рис. 1 приведен пример, 

иллюстрирующий поточечное построения кинетической зависимости гибели 

атомов хлора на стенке плазмохимического реактора. Концентрация атомов 

хлора на переднем фронте импульса тока определялась с использованием 

метода эмиссионной оптической спектроскопии по интенсивности излучения 

атомарного хлора с длиной волны 452.62 нм (переход 5p 2 p 0 3/2�4s 2 p3/2). На рис. 2 

в качестве примера приведена рабочая осциллограмма интенсивности

I, 

отн. 

ед. 

-0,30 

-0,35 

-0,40 

-0,45 

-0,50 

а) 

0,0 0,1 0,2 0,3 0,4 0,5 

I, 

отн. 

ед. б) 

-1,65 

-1,70 

-1,75 

-1,80 

-1,85 

-1,90 

I p 

173 

излучения атомарного хлора в 

пределах одного периода при 

изучении гетерогенной 

рекомбинации атомов хлора 

на алюминии. 

С другой стороны, 

временную зависимость 

концентрации атомов хлора в 

паузе между импульсами тока 

можно получить по 

соответствующей 

зависимости изменения 

концентрации молекул хлора, 

так как для паузы можно 

записать: Cl 1/ 2Cl2 

стенка 

� . 

Данные о временном ходе 

концентрации Cl2 позволяет 

получить метод 

абсорбционной 

Рис. 3. Экспериментальные зависимости: а) 

спектроскопии, суть которого 

интенсивности собственного излучения плазмы 

хлора от времени; б) интенсивности излучения 

лампы, прошедшего через разрядную трубку, от 

с методической точки зрения 

заключается в измерении 

времени. 

интенсивности проходящего через разрядную трубку излучения от источника 

ультрафиолетового излучения (дейтериевая лампа ДДС-30) с разрядом 

(непосредственно на заднем фронте импульса тока) и без разряда (во время 

паузы). Основанный на данном подходе эксперимент заключался в получении 

двух зависимостей: интенсивности излучения разряда в импульсном режиме 

при выключенной ультрафиолетовой лампе (рис. 3а) и интенсивности 

излучения, прошедшего через разряд, горящий в импульсном режиме, при 

включенной ультрафиолетовой лампе (рис. 3б). Первая зависимость необходима 

для определения собственного излучения разряда. На рис. 3а это левая ветвь 

зависимости. Правая ветвь рис. 3а – это фактический аппаратный ноль системы 

t, с 

0,0 0,1 0,2 0,3 0,4 0,5 

t, с 

I p

при регистрации излучения. Разность этих значений дает абсолютное значение 

интенсивности излучения разряда Ip. 

Зависимость рис. 3б также представлена двумя ветвями. Левая ветвь на 

этом графике соответствует сумме интенсивностей прошедшего через разряд 

излучения ультрафиолетовой лампы и собственного излучения разряда в 

момент импульса тока. Измеренное значение интенсивности собственного 

излучения разряда, полученное из данных рис. 3а, позволяет определить 

значение интенсивности прошедшего через реактор излучения на начальный 

момент паузы. Правая ветвь зависимости рис. 3б отражает ход концентрации Cl2 

во время паузы между импульсами тока. Обработка данной зависимости 

позволяет получить данные о константе гетерогенной рекомбинации 

(вероятности рекомбинации) атомов хлора на материалах, ограничивающих 

зону плазмы. Таким способом были получены константы скорости гетерогенной 

рекомбинации (вероятности рекомбинации) атомов хлора на чистом 

молибденовом стекле и на образцах из нержавеющей стали. 

При обработке экспериментальных данных не учитывалась объемная 

рекомбинация атомов Cl � Cl �Cl2 

� 2Cl2 

и унос частиц из реактора за счет 

потока газа. Предполагалось, что атомы хлора гибнут только гетерогенно по 

первому кинетическому порядку на твердых материалах [2]. Значения констант 

гетерогенной рекомбинации kr (вероятностей рекомбинации γ) атомов хлора на 

заявленных образцах исследования приведены в таблице. 

kr, с -1 

174 

Таблица. 

Стекло С-49 Алюминий Нерж. сталь 

9.6 182 320 

γ×10 3 0.6 9.3 20 


1. Волынец В.Н., Словецкий Д.И., Строчков А.Я., Трофимов В.Н. Исследование 

механизмов гибели радикалов в плазме тлеющего разряда в тетрафторметане // 

Журн. прикладной спектроскопии, 1991, т.53, №6, с. 1004 - 1010. 

2. Светцов В.И., Ефремов А.М. Вероятности гибели атомов и концентрации 

активных частиц в плазме хлора // Изв. ВУЗов, Химия и хим. технология, 2004, 

т. 47, вып. 2, с. 104 - 107.

ИНТЕГРАЛЫ СТОЛКНОВЕНИЙ В ЛИНЕАРИЗОВАННЫХ 

ПО ПОЛЮ КИНЕТИЧЕСКИХ УРАВНЕНИЯХ: РЕГУЛЯРНЫЙ 

МЕТОД ИХ НАХОЖДЕНИЯ ИЛИ «ВТОРИЧНАЯ 

ЛИНЕАРИЗАЦИЯ» НУЛЕВОГО ПРИБЛИЖЕНИЯ 

В.Ф. Туганов 1,2 

1. Институт космических исследований РАН, Москва, Россия 

2. ГНЦ РФ Троицкий институт инновационных и термоядерных исследований, 

Троицк 

1. Первый метод, давно уже став общепринятым, восходит, скорее всего, 

к работе [1] (см. (8) в [1]). И, будучи повсеместно используемым, в том числе и 

в задаче линейного отклика (см. любую из книг, например, по физической 

кинетике [2], физике плазмы [3] или статистической физике [4]), не имеет под 

собой абсолютно никакого основания. Считается, и не более того, что с 

включением слабого электрического поля, достаточно дополнить уравнения 

Власова интегралами столкновений Ландау [1] (Балеску-Ленарда [2-3]), 

полученными в нулевом приближении по полю (в его отсутствие). А затем 

линеаризовать по полю полученный «конструкт» - обобщенные кинетические 

уравнения Власова-Ландау, как его называют в [5]. Но у этого метода 

существенный недостаток – заведомо отсутствует (см. в [2-7]) эффект Крамерса- 

Гинзбурга [8, 9]: эффективные, задающие мнимую часть диэлектрической 

проницаемости частоты столкновений не зависят от частоты поля. Поэтому и 

появились ограничения на частоту � и волновое число q [2], которые для 

электронной плазмы (qvT

интеграл столкновений фоккер-планковского типа в линеаризованном 

кинетическом уравнении (63.1) (здесь и диффузионный член, и слагаемое с 

первой производной по скорости) – не совсем адекватен проблеме отклика. Из 

(63.1) следует, что начальные условия для линейных по полю E(t) добавок к 

флуктуациям распределений отличны от нуля (отсюда и конвективный член). А 

это явно противоречит принципу причинности: до включения поля никаких 

откликов на него не должно быть. Что и показывает другой метод… 

Регулярный метод нахождения и линеаризации интегралов столкновений 

[10, 11], исходя из флуктуационной их природы, изначально учитывает наличие 

внешнего электрического поля E(t,r), оказываясь, по сути, обобщением 

имеющегося в [2] метода на случай плазмы с электрическим полем. Линеаризуя 

по нему соответствующие уравнения для функций распределения и 

самосогласованных полей (для средних их значений и флуктуаций), здесь 

адекватно учитываются начальные условия. Они разные: ненулевые для 

равновесных флуктуаций однородной плазмы и, наоборот, нулевые для 

добавок к ним (до включения поля никаких добавок, и регулярных, и 

флуктуационных - нет). Неудивительно, что интегралы столкновений для 

равновесных распределений и для обусловленных полем добавок к ним 

существенно различаются, причем не только зависимостью последних от 

частоты и волнового вектора поля [10, 11]. Естествен вопрос: оправдан ли 

исторически сложившийся метод «вторичной» линеаризации интегралов 

столкновений, например, Ландау-Балеску-Ленарда? Ведь это не что иное, как 

попытка получить первое приближение по полю из... нулевого (а куда 

логичнее и то, и другое получать из более сложной, чем они, сущности). 

2. Интегралы столкновений в пространственно-однородной системе 

заряженных частиц определяются соответствующими корреляторами 

флуктуаций функций их распределения �fn(t,r,p) и самосогласованного поля 

�e(t,r) [2] 

Ist(fn) = - en �/�p (1) 

Здесь t, r и p - время, координата и импульс частицы сорта n, а en – еѐ заряд; 

символ означает усреднение по физически бесконечно малым объемам. 

Поле �e(t,r)=-��(t,r) определено потенциалом ��, связь которого с �fn задана 

уравнением Пуассона [2] 

176

�� = - 4��en�dp�fn (2) 

Известны и свойства этих интегралов Ландау-Балеску-Ленарда [1-3, 5-7], и их 

форма [2]. Достаточно лишь задать для такой системы не только средние 

значения распределений частиц fn(p) и самосогласованного поля e(t,r), но еще и 

их флуктуации. В однородной плазме без внешнего электрического поля все это 

достаточно хорошо известно: и средние функции распределения fn(p) частиц, и 

флуктуации как самих этих функций δfn(t,r,p), так и самосогласованного поля 

δe(t,r) (среднее самосогласованное поле e(t,r) равно нулю). 

С включением внешнего, поля E(t,r) у этих функций и флуктуаций 

появятся обусловленные полем добавки (возмущения): к функциям 

распределения - Fn(t,r,p), к их флуктуациям - �Fn(t,r,p) и к флуктуациям 

самосогласованного поля - �E(t,r). А так как система теперь не однородна, 

появится и самосогласованный потенциал �(t,r), связанный с функциями 

Fn(t,r,p) (так же как и �E= -�� с �Fn) уравнением, аналогичным (2). 

3. Интеграл столкновений для Fn(t,r,p) получается очевидной 

симметризацией (1) [10-11] 

Ist(Fn) = - en�/�p[ + ] (3) 

Будучи произведением флуктуаций как самосогласованного поля, так и 

функций распределения (см. (1)), (3) должно быть линейным по полю - состоять 

из линейных и нулевых по полю сомножителей. Причем, интегралы (1) и (3) 

различаются не только тем, что в (3) два слагаемых, и в целом его фурье- 

компонента – функция волновых характеристик поля. Ведь линейные по полю 

добавки (�Fn(t,r,p), �E(t,r)), в отличие от �fn(t,r,p) в (1), будучи определены 

произведениями флуктуаций нулевого приближения с зависящими от t и r 

функциями (Fn(t,r,p), E(t,r)), приводят в (3) к соответствующей свертке фурье- 

компонент и временному запаздыванию. Чего нет в (1), поскольку здесь вместо 

Fn(t,r,p) – стационарная и однородная функция fn(p)) [10]. Но главное, интегралы 

(1) и (3) различны по форме: в (1) она, как известно [1-7], - фоккер-планковская, 

а в (3) – диффузионная (нет слагаемого с первой производной по импульсу p) 

[10]. Обусловлено это нулевыми начальными условиями для линейных по полю 

флуктуаций (�Fn(0,r,p)=0), которые и определяют конвективный (с первой 

производной по импульсу) член [10, 11]. И это легко увидеть, исследовав 

177

аналогию решения для линейных по полю флуктуаций �Fn(t,r,p) с решением для 

флуктуаций нулевого приближения �fn(t,r,p) (см. (51.11) в [2]). 

К столкновительному сдвигу 

�t0/t0 = �� k1/(k2-k1) (1 - 2k1/k2)/2 (4) 

времени появления плазменного эха t0=�k2/(k2-k1)>� ведет, как известно, лишь 

фоккер-планковская форма интеграла столкновений: диффузионный член 

вызывает только столкновительное снижение амплитуды эха [3] (� - время 

появления второго импульса относительно первого, частота столкновений 

�k1). Изменяя частоту � можно легко 

диагностировать, адекватен ли физической реальности первый 

(общепринятый) метод линеаризации - метод «вторичной линеаризации» 

известных интегралов столкновений нулевого приближения. 


1. Landau L.D. // Phyz. Zs. Sovjet. 1936. v.10. p. 154 (Ландау Л.Д. // ЖЭТФ. 

1937. т. 7. с. 203) 

2. Лифшиц Е.М., Питаевский В.П. Физическая кинетика. - М.: Наука, 1979, 

2009 

3. Ишимару С. Основные принципы физики плазмы. - М.: Атомиздат, 1975 

4. Исихара А. Статистическая физика. - М.: Мир, 1973 

5. Александров А.Ф, Рухадзе А.А. // Физика плазмы. 1997. т. 23, с. 474 

6. Силин В.П. Введение в кинетическую теорию плазмы. - М.: Наука, 1971 

7. Эккер Г. Теория полностью ионизованной плазмы. - М.: Мир, 1974 

8. Kramers H.A. // Phil. Mag. 1923. V. 46, p. 836 

9. Гинзбург В.Л. Распространение электромагнитных волн в плазме - М. 

Гостехиздат, 1960 

10. Туганов В.Ф. Препринт ГНЦ РФ ТРИНИТИ № 0096-А. Троицк: ГНЦ РФ 

ТРИНИТИ, 2002 

11. Туганов В.Ф. Плазменное эхо и диагностика методов линеаризации 

интегралов столкновений в кинетических уравнениях. Международная 

конференция МСС-09 «Трансформация волн, когерентные структуры и 

турбулентность», 2009, 23-25 ноября, Москва, ИКИ РАН. Сб. трудов, С. 147- 

152. - М.: ЛЕНАНД, 2009. – 512 с. 

178

ИНТЕГРАЛ СТОЛКНОВЕНИЙ ЛОРЕНЦЕВОЙ ПЛАЗМЫ И 

ЭФФЕКТ КРАМЕРСА-ГИНЗБУРГА. 

В.Ф. Туганов 1,2 

1. Институт космических исследований РАН, Москва, Россия 

2. ГНЦ РФ Троицкий институт инновационных и термоядерных исследований, 

Троицк 

1. Лоренцева модель плазмы и соответствующий интеграл 

столкновений [1], будучи достаточно простыми, оказываются весьма 

плодотворным инструментом для задач диагностики плазмы, и в исследовании 

целого ряда процессов, например, таких как электропроводность (см. [1]). И то, 

и другое, кстати, напрямую связаны с проблемой отклика плазмы на слабое 

возмущение, появляющееся с включением электрического поля. Но при 

исследовании электропроводности такой подход сталкивается, вообще говоря, с 

проблемой принципиального характера, физическая причина которой 

обусловлена известным эффектом Крамерса-Гинзбурга - зависимостью 

эффективной частоты столкновений от частоты электрического поля �, начиная 

с ��p, где �p - ленгмюровская частота [2, 3]. Работа 1923 г. Крамерса [2] о 

тормозном излучении в классической области и 1949 г. Гинзбурга, 

предложившего квантовый подход (см. [1, 3]), были затем воспроизведены еще 

и методами кинетической теории (см. работу Силина 1960 г. в [4] и Даусона, 

Обермана 1962 г. в [5], где необоснованно нет ссылок на автора [4]). К 

сожалению, полученные в [4, 5] результаты, справедливы лишь для 

однородного поля E(t,r)=E(t). А из формулы (63.1) в [5] так и не выведен 

соответствующий интеграл столкновений лоренцевой плазмы, пригодный для 

высоких частот (��p, �p - ленгмюровская частота). И на сегодняшний день, 

если говорить не о модельном описании, а о каком-то его обосновании – 

доступном и отвечающем первым принципам, приходится довольствоваться 

тем, что есть, к примеру, в [1]. Лоренцев интеграл столкновений 

Jst(F) = - �(v) F(t,r,p) (1) 

для линейной по полю E(t,r) добавки F(t,r,p) к фоновому (равновесному) 

распределению электронов f(p) получен здесь исходя из общепринятого метода 

линеаризации интегралов столкновений Ландау-Балеску-Ленарда, вычисленных 

в отсутствии поля (t, r и p - время, радиус-вектор и импульс электрона, v - его 

скорость, а �(v) - частота электрон-ионных столкновений). Пренебрегая 

конвективным членом (с первой производной по p), решение ищут затем в виде 

179

F(t,r,p) = g(p) pE(t,r), (2) 

откуда и получают (1) с известной частотой столкновений �(v) (см. (44.3) в [1]). 

Но интеграл (1) и эта частота (3), будучи рассмотрены без учета поля, заведомо 

не отвечают эффекту Крамерса-Гинзбурга. Потому в теории и появились 

ограничения на частоту поля � и волновое число q (см. (41.14) в [1]). И для 

электронной плазмы (qvT

ее кулоновский логарифм [6] (qmax - известное из кинетической теории волновое 

число разное в классической и квантовой области [1]) 

L(v, �,q) = Ln (qmaxv/�p)/[(v/vT) 2 + (� - qv) 2 /� 2 p ] 1/2 (4) 

зависит уже не только от скорости электронов v, как в [1], но и от волнового 

числа q и частоты поля �, причем, галилеевски инвариантным образом и в 

полном соответствии с эффектом Крамерса-Гинзбурга [2, 3]: на � и q нет всех 

тех ограничений (qvT

КВАНТОВО-ДИНАМИЧЕСКАЯ ОСОБЕННОСТЬ УПРУГОГО 

РАССЕЯНИЯ ЭЛЕКТРОНА НА АТОМЕ: ОБЪЯСНЕНИЕ 

ПРИЧИНЫ ЭФФЕКТА РАМЗАУЭРА И СИЛЬНОГО РОСТА 

ЭЛЕКТРОПРОВОДНОСТИ ИНЕРТНЫХ ГАЗОВ ПРИ ИХ 

ВЫСОКОЙ ПЛОТНОСТИ 

И.А. Бориев 

Филиал Института энергетических проблем химической физики РАН 

Одним из эффективных методов диагностики плазмы, представляющей 

собой ионизованное состояние вещества, является измерение и контроль ее 

электропроводности. Величина электропроводности плазмы во многих случаях 

определяется свойствами упругого рассеяния присутствующих электронов, 

обладающих более высокой (в сравнении с ионами) подвижностью. 

В докладе изложена ранее не учитываемая квантово-динамическая 

особенность упругого рассеяния электрона на атоме, не обладающем сродством 

к электрону, которая обусловлена свойствами потенциала взаимодействия 

электрона с таким атомом. Показано, что ее учет позволяет установить причину 

эффекта Рамзауэра для сечения рассеяния электронов на атомах тяжелых 

инертных газов (Ar, Kr, Xe). Этот давно известный (с 1924 года) эффект состоит 

в сильном (до 10 2 раз) уменьшении сечения однократного рассеяния на этих 

атомах для электронов с энергией в интервале 0,5-0,9 эВ. Также показано, что 

рассеяние электронов на таком потенциале позволяет объяснить резкое и 

сильное (до 10 4 раз) увеличение электропроводности плотных инертных газов, 

наблюдаемое при их переходе в конденсированное состояние, а также при их 

статическом или динамическом (в ударных волнах) сжатии. 

Особенности упругого рассеяния электрона на атоме, не обладающем 

сродством к электрону 

Обычно рассматриваемый потенциал взаимодействия электрона с 

атомом, который не обладает сродством к электрону, достаточным для 

образования связанных состояний электрона, имеет два существенных признака 

182

[1] (рис.1). Во-первых, это невысокий потенциальный барьер радиусом R и, во- 

вторых, это небольшая потенциальная яма радиусом rо

теоретической механики функции действие S, каковой и является постоянная 

Планка по своей физической сути (размерности). Как следует ожидать [3], 

распад слабосвязанного состояния электрона вперед, что требуется для эффекта 

Рамзауэра, должен происходить при такой энергии электрона, когда при 

пролете половины орбиты радиуса rо значение функции действие S для 

электрона составит величину h. При значении rо≈4Ǻ, которое следует из данных 

по зависимости величины эффекта Рамзауэра и электропроводности Xe от его 

плотности [4], такой распад должен происходить при энергии рассеиваемого 

электрона ~0,9 эВ [3]. Это значение энергии хорошо согласуется с данными по 

эффекту Рамзауэра для Xe [4], а полученная оценка rо≈4Ǻ показывает, что rо 

действительно существенно больше величины RА6·10 21 см -3 (рис.2), когда r

Рис.2 – Зависимость величины μen от n для жидкого Xe [4]. ∆ – случай 

тепловых электронов; o – случай слабо разогретых электронов, для которых 

наблюдается максимум μe из-за проявления эффекта Рамзауэра. 

В заключение следует отметить, что рассмотренные особенности 

рассеяния электрона на атоме позволяют объяснить некоторые важные явления 

электропроводности в среде атомов инертных газов, которые могут быть 

полезны при анализе свойств плазмы этих газов. 


1. Друкарев Г.Ф. Столкновения электронов с атомами и молекулами. М: Наука, 

1978, 256с. 

2. Stepanek J. Electron and positron atomic elastic scattering cross sections // 

Radiation Phys. and Chem., 2003, V.66, Iss.2, P.99-116. 

3. Бориев И.А. Квантово-динамическая особенность рассеяния электрона на 

атоме: объяснение причины эффекта Рамзауэра и явления металлизации 

инертных газов под внешним давлением // Тезисы докладов XXXVII 

Международной (Звенигородской) конференции по физике плазмы и УТС, г. 

Звенигород, 8-12 февраля 2010 г., С.280. 

4. Huang S.S.-S, Freeman G.R. Electron mobilities in gaseous, critical, and liquid xenon: 

Density, electric field, and temperature effects: Quasilocalization // J. Chem. Phys., 1978, 

V.68, P.1355-1368. 

185

РАЗРАБОТКА СПЕКТРОМЕТРИЧЕСКИХ МЕТОДОВ 

ДИАГНОСТИКИ ЭМИССИИ ЗАРЯЖЕННЫХ ЧАСТИЦ С 

ПОВЕРХНОСТИ, ЕЕ СОСТАВА И СТРУКТУРЫ ПОД 

ВОЗДЕЙСТВИЕМ ПОТОКОВ ИОНОВ И ПЛАЗМЫ 

Д.В. Иванов, В.А. Курнаев, Н.В. Мамедов, Д.Н. Синельников, Т.А. Стаина 


В лабораторных установках для исследования взаимодействия плазмы 

ТЯР с поверхностью анализ поверхности после плазменного воздействия 

осуществляется «post mortem» путем перемещения образца в специальную 

сверхвысоковакуумную аналитическую камеру, оснащенную аналитическим 

оборудованием типа Оже-спектроскопии, РФЭС (XPS), ВИМС (SIMS) и т.д. 

Реализация каждой из методик требует применения дорогостоящего 

оборудования, цена которого составляет сотни тысяч или миллионы долларов. 

Именно так производится анализ поверхности после плазменного воздействия 

на широко известной установке PISCES [1] в США или на сооружаемой в 

настоящее время крупнейшей европейской установке MAGNUM [2]. 

Противоречие между сверхвысоковакуумными условиями, когда в 

процессе анализа на поверхности не происходит сорбции атомов остаточного 

газа и других примесей и наличием относительно высокого давления рабочих 

газов, сопровождающих нейтрализацию интенсивных ионных или плазменных 

потоков при их взаимодействии с мишенью можно преодолеть, используя 

спектроскопию ионного рассеяния с применением ионов инертных газов 

средних и тяжелых масс. 

С помощью установки Большой масс-монохроматор МИФИ [3] можно 

осуществить спектроскопию рассеяния рассеяния ионов средней энергии как 

легких, так и тяжелых [4], которые позволяют реализовать компонентный 

анализ поверхности, структурный ее анализ, а также неразрушающий контроль 

толщины пленок при различии атомных номеров атомов пленки и материала 

подложки [4,5]. Причем в последнем случае даже использование легких ионов 

относительно низких килоэлектронвольтных энергий позволяет осуществить 

контроль толщины пленок из легких элементов, например бора и углерода – 

типичных примесей на стенках термоядерных установок, возникающих после 

186

боронизации стенок на поверхности из тяжелых элементов (Mo, W), с 

разрешением в доли ангстрема [6]. 

Так как камера взаимодействия установки оснащена 

высокопроизводительным турбомолекулярным вакуумным насосом 

(ТМН 1500), который может обеспечить достаточно низкое давление газа при 

его непосредственном напуске в эту камеру или при использовании 

дополнительного ионного или плазменного источников, то анализ поверхности 

с помощью ионных пучков можно проводить при плазменном или ионном 

воздействии (или сразу же после него). 

Так, газовый эквивалент ионного потока на мишень моноатомного газа в 

1 мА при комнатной температуре эквивалентен 1,7 �10 -4 л�торр, что при 

скорости откачки в 1000 л/с обеспечивает давление ~ 2�10 -7 торр. Даже при 

газовой эффективности возможного плазменного источника в 10% подобная 

скорость откачки позволяет получить приемлемое для различных детекторов 

типа вторично-эмиссионных умножителей давление ниже чем 10 -5 торр. - Схема 

использования масс-монохроматора для анализа поверхности в присутствии 

дополнительного плазменного или ионного источника показана на рис 1. 2 

Рис.1.Схема камеры взаимодействия установки «Большой масс монохроматор»: 1- основной 

ионный пучок, 2 – плазменная пушка, 3- камера взаимодействия, 4 – плазменный пучок, 5 - 

турбомолекулярный насос ТМН 1500, 6 - мишень, 7- электростатический энергоанализатор, 8- 

турбомолекулярные насосы Pfeiffer TMU 071 , 9,10 – форвакуумные насосы Varian SH-100, 11 – 

вакуумный ввод, 12 – ВЭУ-1. 

187

4 

1 

3 

Рис.2. Эскизный проект реализации анализа поверхности при плазменном воздействии на 

установке БММ: 1 –малогабаритный плазменный генератор, 2 – диагностический пучок ионов, 

3 – отраженный пучок ионов , 4 - камера взаимодействия, 5 – мишень, 6 – подвижный 

вакуумный ввод, 7 –шлюзовая камера для замены образцов, 8 – пневматический шибер 

В качестве источника плазмы предполагается использовать ранее 

разработанный встраиваемый модуль с плазменно-пучковым разрядом [8]. Этот 

малогабаритный плазменный генератор имеет совместимый с камерой 

взаимодействия БММ внешний диаметр (100мм) и может позиционироваться на 

разном расстоянии от мишени. Разряд плазменном генераторе осуществляется в 

продольном магнитном поле, для создания которого используется находящийся 

внутри корпуса водоохлаждаемый соленоид. Особенностью такого генератора 

является возможность работы при низком (~ 10 -4 торр) давлении рабочего газа. 

Поэтому при выходном отверстии площадью в 1 см 2 поток рабочего газа - 

дейтерия (без учета эффекта плазменного затвора) 3�10 -3 л�торр, при котором 

давление нейтрального газа в камере взаимодействия не превысит (3-5)�10 -6 торр. 

Анализ поверхности мишени с помощью ионного пучка после воздействия 

на нее плазмой такого генератора возможен немедленно после выключения 

магнитного поля, т.е. в секундном интервале времени. Синхронизация питания 

генератора с компьютерным управлением ионным пучком позволят 

осуществить это в автоматическом программируемом режиме. 

2 

5 

В качестве анализатора энергетических спектров при реализации методики 

спектроскопии ионного рассеяния и ионов отдачи разработан четверть- 

сферический дефлектор выносного типа (рис.3) с радиусом центральной 

траектории 25 см, для угла полураствора пучка �2 0 его разрешение по энергии 

188 

8 

6 

7

менее 0,4%. Кроме того, для спектроскопии ионного рассеяния и ионов отдачи 

предполагается использование автономного магнитного спектрометра с 

радиусом центральной траектории 20 см, который позволяет проводить анализ 

ионов, удовлетворяющих условию EM < 3�10 5 эВ�(а.е.м). 

Рис. 3. Четверьсферический дефлектора в сборе: 1 – сверхвысоковакуумная камера, 2 – 

система подвеса, 3 – электрический ввод CF16, 4 – переходные фланцы Ду25-CF16, 5 – 

переходные фланцы Ду135 – Ду50. 





1. D.M.Goeble,G.Campbell,R.W.Conn Plasma surface interaction experimental 

facility (PISCES) for material and edge physics studies, J Mucl.Mater.121 (1984), 277 

2. J.Rapp //Design criteria and status of MAGNUM –PSI //Proc.International 

workshop on requirements for next generation PMI stands in fusion research, Oak 

Ridge, USA, August 31-September 2,(2010) 

3. Курнаев В.А., Мамедов Н.В. Модернизированная установка для 

исследования взаимодействия с поверхностью ионов с энергия до 40кэв. 

«Краткие сообщения по физике» №4 ( 2010) с.45 

4. Курнаев В. А., Машкова Е. С. Молчанов В. А. Отражение легких ионов от 

поверхности твердого тела. М.: Энергоатомиздат, 1985. 192c. 

5. H. Brongersma, et al, Nucl. Instr. and Meth. B 11-18 (2002) 190. 

6. Курнаев В.А., Трифонов Н.Н., М.Н.Дроздов, Салашенко Н.Н., Письма в 

ЖТФ, т.25 вып.11 (1999) 

7. Вайтонис В.В, Визгалов И.В., Курнаев В.А., Малогабаритный плазменный 

генератор, ПТЭ 1999. с 714. 

189

СОДЕРЖАНИЕ 

И.Большакова, И.Васильевский, Л.Виерербл, Р.Голяка, 

И.Дюран, В. Ерашок, Р. Коноплѐва, Я. Кость, С.Куликов, 

В.Курнаев, К. Лерой, Е. Макидо, В. Чеканов, Ф. Шурыгин 

МАГНИТНАЯ ДИАГНОСТИКА ТОКАМАКОВ НОВОГО 

ПОКОЛЕНИЯ: ПРОБЛЕМЫ И РЕШЕНИЯ. 4 

М.Матвеева, A.Литновский, L.Marot, B.Eren, V.Philipps, 

A.Pospieszczyk, H. Stoschus, Д.Матвеев, U.Samm 

ЭРОЗИОННЫЕ ИСПЫТАНИЯ МАТЕРИАЛОВ ДЛЯ 

ДИАГНОСТИЧЕСКИХ ЗЕРКАЛ РЕАКТОРА ITER 9 

Е.П.Горбунов, А.А.Петров, В.Г.Петров, Д.С.Сергеев, 

Ю.В.Скосырев. 

ПРИМЕНЕНИЕ ДИФФЕРЕНЦИАЛЬНОГО РЕФРАКТОМЕТРА 150 

ГГц ДЛЯ ИЗМЕРЕНИЯ СРЕДНЕЙ ПЛОТНОСТИ ПЛАЗМЫ НА 

ТОКАМАКЕ-10 14 

А.А.Белокуров, Л.Г.Аскинази 

ИССЛЕДОВАНИЕ ДИНАМИКИ ЭЛЕКТРИЧЕСКОГО ПОЛЯ В 

ТОКАМАКЕ ТУМАН-3М С ПОМОЩЬЮ HIBP МЕТОДОМ 

ДВУХТОЧЕЧНОГО ЗОНДИРОВАНИЯ 18 

M. Zlobinski, V. Philipps, A. Huber, B. Schweer, the TEXTOR 

Team et al. Laser Induced 

DESORPTION AS TRITIUM RETENTION DIAGNOSTIC METHOD. 

STATUS & PLANS FOR EXPERIMENT AND THEORY 22 

С.Е.Кривицкий, К.Ю.Вуколов, Т.Р.Мухаммедзянов, 

А.Ю.Таранченко 

МОДЕЛИРОВАНИЕ ПРОЦЕССОВ ПЕРЕОСАЖДЕНИЯ 

УГЛЕРОДНЫХ И МЕТАЛЛИЧЕСКИХ ЗАГРЯЗНЕНИЙ НА 

ОПТИЧЕСКИЕ ЭЛЕМЕНТЫ ДИАГНОСТИК ТОКАМАКА ИТЭР 28 

Г.С.Воронов, М.С.Бережецкий 

ИЗМЕРЕНИЯ И КОНТРОЛЬ СОДЕРЖАНИЯ ИЗОТОПОВ 

ВОДОРОДА И ДЕЙТЕРИЯ В ПЛАЗМЕ СТЕЛЛАРАТОРА Л-2М 32 

А.М.Бишаев, А.И.Бугрова, И.С.Гордеев, А.И.Денисюк, 

М.В.Козинцева, А.С.Липатов, А.С.Сигов, И.А.Тарелкин, 

В.А.Терехов 

ПОЯС РОГОВСКОГО ДЛЯ ИЗМЕРЕНИЯ ДИАМАГНИТНОГО ТОКА 

В МУЛЬТИПОЛЬНОЙ МАГНИТНОЙ ЛОВУШКЕ–ГАЛАТЕЕ 

ТРИМИКС -3М 36 

И.И.Орловский, К.Ю.Вуколов, С.Н.Тугаринов, Д.К.Вуколов 

СОВРЕМЕННЫЙ СТАТУС РАБОТ ПО ПРОБЛЕМЕ ПЕРВОГО 

ЗЕРКАЛА ДЛЯ ДИАГНОСТИК H-ALPHA И CXRS 42 

А.М.Астафьев 

ИССЛЕДОВАНИЕ РАЗРЯДА С ЭЛЕКТРОЛИТНЫМ ЭЛЕКТРОДОМ 

ПРИ ТОКЕ ПОРЯДКА ДЕСЯТКОВ АМПЕР (ГАТЧИНСКИЙ РАЗРЯД) 43 

190

Ю.Ю.Луценко, В.А.Власов, Е.П.Зеленецкая 

ВЛИЯНИЕ ЭЛЕКТРОННОЙ ТЕМПЕРАТУРЫ ПЛАЗМЫ 

ВЫСОКОЧАСТОТНОГО ЕМКОСТНОГО РАЗРЯДА НА ЕГО 

ЭЛЕКТРОДИНАМИЧЕСКИЕ ХАРАКТЕРИСТИКИ 48 

Ю.В.Ковтун, А.И.Скибенко, Е.И.Скибенко, Ю.В.Ларин, 

В.Б.Юферов 

ДВУХЧАСТОТНАЯ СВЧ-ФЛУКТУАЦИОННАЯ РЕФЛЕКТОМЕТРИЯ 

МНОГОКОМПОНЕНТНОЙ ГАЗОМЕТАЛЛИЧЕСКОЙ ПЛАЗМЫ 52 

И.Ш.Абдуллин, М.Ф.Шаехов, А.А.Хубатхузин, Р.Ф.Шарафеев 

ВЛИЯНИЕ ДОПОЛНИТЕЛЬНОГО ПОТЕНЦИАЛА НА 

ТЕМПЕРАТУРУ ОБРАЗЦА В ПОТОКЕ ВЫСОКОЧАСТОТНОЙ 

ПЛАЗМЫ ПОНИЖЕННОГО ДАВЛЕНИЯ 56 

И.Ш.Абдуллин, А.Н.Быканов, И.Г.Гафаров, О.Е.Ибрагимов 

СПЕКТРАЛЬНЫЕ ИССЛЕДОВАНИЯ ВЫСОКОЧАСТОТНЫХ 

ИНДУКЦИОННЫХ РАЗРЯДОВ 60 

Е.А.Елистратов, А.П.Кузнецов, С.П.Масленников, 

А.А.Протасов 

ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНЫЕ ИССЛЕДОВАНИЯ ИМПУЛЬСНОГО 

НАНОСЕКУНДНОГО РАЗРЯДА В ВОЗДУХЕ АТМОСФЕРНОГО 

ДАВЛЕНИЯ 64 

Д.В.Мозгрин, Т.В.Степанова, В.И.Тройнов, Г.В.Ходаченко, 

А.В.Шумов, И.А.Щелканов 

ИССЛЕДОВАНИЕ ИЗЛУЧАТЕЛЬНЫХ ХАРАКТЕРИСТИК 

СИЛЬНОТОЧНОГО ИМПУЛЬСНОГО МАГНЕТРОННОГО РАЗРЯДА 68 

Л.А.Луценко, А.В.Ильницкая, А.М.Егорова, И.В.Березняк 

СОВРЕМЕННЫЕ МЕТОДЫ ДИАГНОСТИКИ ПЛАЗМЕННОГО 

АЭРОЗОЛЯ 72 

А.В.Бульба 

ТОМОГРФИЧЕСКИЙ ПОДХОД В ЗАДАЧЕ 3D РЕКОНСТРУКЦИИ 

ПЛАЗМЕННО-ПЫЛЕВЫХ СТРУКТУР 76 

В.А.Власов, В.Ф.Мышкин, Д.Л.Гамов, И.А.Ушаков, 

А.В.Еремин, В.А.Борисов 

ЛАЗЕРНАЯ ДИАГНОСТИКА ДИСПЕРСНОГО УГЛЕРОДА 80 

А.А.Пискунов, С.Ф.Подрядчиков, А.Д.Хахаев 

МАШИННОЕ ЗРЕНИЕ ДЛЯ ДИАГНОСТИКИ ПОВЕДЕНИЯ 

МАКРОЧАСТИЦ В УПОРЯДОЧЕННЫХ СТРУКТУРАХ 

КОМПЛЕКСНОЙ ПЛАЗМЫ 83 

O.F.Petrov, V.E.Fortov 

DUSTY PLASMA LIQUID AS A STRONGLY COUPLED COULOMB 

SYSTEM: DIAGNOSTICS AND RESULTS 87 

М.Ю.Пустыльник, Л.Ху, А.В.Ивлев, Х.М.Томас, Г.Е.Морфилл, 

Л.М.Василяк, В.Е.Фортов 

ВОЗМУЩЕНИЕ ЕМКОСТНОГО ВЧ-РАЗРЯДА 

ВЫСОКОВОЛЬТНЫМ НАНОСЕКУНДНЫМ ИМПУЛЬСОМ 89 

191

С.Л.Шалимов 

ДИАГНОСТИКА ИОНОСФЕРНОЙ ПЛАЗМЫ НАД СПРАЙТАМИ НА 

СДВ-ТРАССАХ 93 

Е.Е.Тимофеев, С.Л.Шалимов ,М.К.Валлинкоски, Й.Кангас 

О ПРИРОДЕ ТЕМПЕРАТУРНОЙ АНОМАЛИИ ПЛАЗМЫ ДИНАМО 

СЛОЯ АВРОРАЛЬНОЙ ИОНОСФЕРЫ 97 

Е.Е.Тимофеев, С.Л.Шалимов ,О.Г.Чхетиани 

,М.К.Валлинкоски, Й.Кангас 

ТЕПЛОВЫЕ СТРУКТУРЫ ПЛАЗМЫ ПОЛЯРНОЙ ИОНОСФЕРЫ 

КАК ПРОЯВЛЕНИЕ НЕУСТОЙЧИВОСТИ ЭКМАНОВСКОГО ТИПА 101 

Ю.Д.Котов, А.В.Кочемасов, А.С.Гляненко, В.Н.Юров, 

А.И.Архангельский 

СПУТНИКОВЫЙ ЭКСПЕРИМЕНТ «ФОКА» ПО РЕГИСТРАЦИИ 

МЯГКОГО РЕНТГЕНОВСКОГО И ЭКСТРЕМАЛЬНОГО 

УЛЬТРАФИОЛЕТОВОГО ИЗЛУЧЕНИЯ СОЛНЕЧНОЙ ПЛАЗМЫ 105 

В.К.Гончаров, К.В.Козадаев, Д.В.Щегрикович 

ИЗМЕРЕНИЕ ОПТИЧЕСКИХ ХАРАКТЕРИСТИК 

ЛАЗЕРНОИНДУЦИРОВАННЫХ ПЛАЗМЕННЫХ ФАКЕЛОВ 

МЕТАЛЛОВ С ВЫСОКИМ ВРЕМЕННЫМ РАЗРЕШЕНИЕМ 107 

А.Н.Митрофанов, А.Я.Фаенов, А.В.Виноградов, Т.А.Пикуз 

ОПРЕДЕЛЕНИЕ ПРОСТРАНСТВЕННЫХ, СПЕКТРАЛЬНЫХ И 

КОГЕРЕНТНЫХ СВОЙСТВ ПУЧКА МЯГКОГО РЕНТГЕНОВСКОГО 

ИЗЛУЧЕНИЯ ЛАЗЕРА НА СВОБОДНЫХ ЭЛЕКТРОНАХ ЗА ОДНО 

ИЗМЕРЕНИЕ ДИФФРАКЦИОННОЙ КАРТИНЫ 111 

В.А.Бураков, М.В.Осипов, В.Н.Пузырев, А.Н.Стародуб, 

О.Ф.Якушев 

ИССЛЕДОВАНИЕ РЕНТГЕНОВСКИХ СПЕКТРОВ 

МНОГОЗАРЯДНЫХ ИОНОВ ЛАЗЕРНОЙ ПЛАЗМЫ 116 

Э.И.Додулад, А.П.Кузнецов, С.А.Саранцев 

ПРЕДВАРИТЕЛЬНОЕ ИССЛЕДОВАНИЕ ВЛИЯНИЯ УСЛОВИЙ 

ИНИЦИИРОВАНИЯ НА ДИНАМИКУ ПЛАЗМЫ СИЛЬНОТОЧНОЙ 

ВАКУУМНОЙ ИСКРЫ НА УСТАНОВКЕ «ПИОН» 120 

О.А.Бялковский, Р.О.Гаврилин, А.А.Голубев, К.Л.Губский, 

А.П.Кузнецов, В.И.Туртиков, А.В.Худомясов, А.Д. Фертман 

ДВУХВОЛНОВЫЙ КВАДРАТУРНЫЙ ИНТЕРФЕРОМЕТР ДЛЯ 

ДИАГНОСТИКИ ПЛАЗМЕННОЙ МИШЕНИ В ЭКСПЕРИМЕНТАХ 

ПО ТОРМОЖЕНИЮ ТЯЖЕЛЫХ ИОНОВ В ИОНИЗОВАННОМ 

ВЕЩЕСТВЕ 123 

А.П.Кузнецов, А.С.Савѐлов, О.А.Бялковский, С.А.Саранцев, 

И.Ф.Раевский 

ИССЛЕДОВАНИЕ ЭРОЗИОННОГО КАПИЛЛЯРНОГО РАЗРЯДА В 

ВОЗДУХЕ АМОСФЕРНОГО ДАВЛЕНИЯ МЕТОДАМИ ТЕНЕВОГО 

ФОТОГРА-ФИРОВАНИЯ 127 

192

И.Ю.Скобелев, А.Я.Фаенов, Т.А.Пикуз 

СПЕКТРЫ МНОГОЗАРЯДНЫХ ПОЛЫХ ИОНОВ В 

РЕНТГЕНОВСКОМ ИЗЛУЧЕНИИ СВЕРХПЛОТНОЙ ЛАЗЕРНОЙ 

ПЛАЗМЫ 131 

Ю.Л.Бакшаев, С.А.Данько, Е.Е.Соколов, К.В.Чукбар 

ИМПУЛЬСНЫЙ БОЛОМЕТР В ИЗМЕРЕНИЯХ МЯГКОГО 

РЕНТГЕНОВСКОГО ИЗЛУЧЕНИЯ В СИЛЬНОТОЧНОМ Х-ПИНЧЕ. 135 

Д.Л.Кирко, А.С.Савелов, Э.И.Додулад 

ИЗУЧЕНИЕ СПЕКТРАЛЬНОГО СОСТАВА ИЗЛУЧЕНИЯ НИЗКОИН- 

ДУКТИВНОЙ ВАКУУМНОЙ ИСКРЫ 139 

О.А.Башутин, Е.Д.Вовченко, Э.И.Додулад, С.А.Саранцев 

МЕТОДИКА РЕГИСТРАЦИИ РЕНТГЕНОВСКИХ ОБСКУРОГРАММ 

МИКРОПИНЧЕВОГО РАЗРЯДА С ПОМОЩЬЮ ПЗС КАМЕРЫ 141 

Е.Д.Вовченко, К.И.Козловский, А.В.Самарин, А.С.Цыбин, 

А.Е.Шиканов 

ИССЛЕДОВАНИЕ ПЛАЗМЕННОЙ РАЗРЯДНОЙ СИСТЕМЫ С 

ПОЛЫМ КАТОДОМ И ИНЕРЦИОННО-ЭЛЕКТРОСТАТИЧЕСКИМ 

УДЕРЖАНИЕМ ИОНОВ 144 

А.М.Жукешов, А.У.Амренова, А.Т.Габдуллина, 

Т.Е.Нурланбаев 

ДИАГНОСТИКА ПЛАЗМЫ В КОАКСИАЛЬНОМ УСКОРИТЕЛЕ И 

ОБРАБОТКА МАТЕРИАЛОВ ИМПУЛЬСНЫМ ПОТОКОМ 146 

А.С.Савелов, Г.Х.Салахутдинов 

МЕХАНИЗМЫ ОБРАЗОВАНИЯ ВЫСОКОЭНЕРГЕТИЧНОГО 

РЕНТГЕ-НОВСКОГО ИЗЛУЧЕНИЯ В ПЛАЗМЕ СИЛЬНОТОЧНОГО 

ЭЛЕКТРИЧЕСКОГО РАЗРЯДА 150 

С.Б.Заякина, Г.Н.Аношин 

СОВРЕМЕННЫЙ АТОМНО-ЭМИССИОННЫЙ СПЕКТРАЛЬНЫЙ 

АНАЛИЗ (КРАТКИЙ ОБЗОР К 150-ЛЕТИЮ МЕТОДА) 154 

С.П.Тимошенков, Е.П.Прокопьев, Н.М.Зарянкин, 

А.С.Тимошенков, И.М.Бритков, О.М.Бритков; С.С.Евстафьев, 

А.И.Виноградов 

АНАЛИЗ ФИЗИКО-ХИМИЧЕСКИХ МОДЕЛЕЙ СКОРОСТИ РОСТА 

ПЛЕНОК a � Si : H В СИЛАНОВЫХ ПЛАЗМЕННЫХ СМЕСЯХ 

ПОНИЖЕННОГО ДАВЛЕНИЯ 157 

Е.А.Вещев, Л.Берталот, С.Путвинский 

ДИАГНОСТИКА ДЛЯ ИЗМЕРЕНИЯ ПОТЕРЬ АЛЬФА ЧАСТИЦ В 

ИТЕРЕ 161 

А.В.Дунаев, С.А.Пивоваренок, С.П.Капинос, А.М.Ефремов, 

В.И.Светцов 

СПЕКТРАЛЬНЫЙ КОНТРОЛЬ ПРОЦЕССА ТРАВЛЕНИЯ GaAs В 

ПЛАЗМЕ HCl 163 

193

Д.А.Жестилевский, С.А.Румянцев, С.А.Соломатин, Н.М.Сухов, 

З.И.Мошнина, Е.Д.Вовченко, А.С.Савѐлов, М.В. Мошнин 

ЛАЗЕРНАЯ ПУФА-ТЕРАПИЯ. ОБРАЗОВАНИЕ СШИВОК ДНК ПОД 

ДЕЙСТВИЕМ УЛЬТРАФИОЛЕТОВОГО ИЗЛУЧЕНИЯ АЗОТНОГО 

ЛАЗЕРА В ПРИСУТСТВИИ 8-МОП c 167 

Д.В.Ситанов, М.Ю.Ивентичев, В.И.Светцов 

ПРИМЕНЕНИЕ РЕЛАКСАЦИОННОЙ ИМПУЛЬСНОЙ МЕТОДИКИ 

ДЛЯ ИЗУЧЕНИЯ ГЕТЕРОГЕННОЙ РЕКОМБИНАЦИИ АТОМОВ В 

ПЛАЗМЕ ХЛОРА НА ТВЕРДЫХ ПОВЕРХНОСТЯХ 171 

В.Ф.Туганов 

ИНТЕГРАЛЫ СТОЛКНОВЕНИЙ В ЛИНЕАРИЗОВАННЫХ ПО 

ПОЛЮ КИНЕТИЧЕСКИХ УРАВНЕНИЯХ: РЕГУЛЯРНЫЙ МЕТОД 

ИХ НАХОЖДЕНИЯ ИЛИ «ВТОРИЧНАЯ ЛИНЕАРИЗАЦИЯ» 

НУЛЕВОГО ПРИБЛИЖЕНИЯ 175 

В.Ф.Туганов 

ИНТЕГРАЛ СТОЛКНОВЕНИЙ ЛОРЕНЦЕВОЙ ПЛАЗМЫ И ЭФФЕКТ 

КРАМЕРСА-ГИНЗБУРГА 179 

И.А.Бориев 

КВАНТОВО-ДИНАМИЧЕСКАЯ ОСОБЕННОСТЬ УПРУГОГО 

РАССЕЯНИЯ ЭЛЕКТРОНА НА АТОМЕ: ОБЪЯСНЕНИЕ ПРИЧИНЫ 

ЭФФЕКТА РАМЗАУЭРА И СИЛЬНОГО РОСТА 

ЭЛЕКТРОПРОВОДНОСТИ ИНЕРТНЫХ ГАЗОВ ПРИ ИХ ВЫСОКОЙ 

ПЛОТНОСТИ 182 

Д.В. Иванов, В.А. Курнаев, Н.В. Мамедов, Д.Н. Синельников, 

Т.А.Стаина 

РАЗРАБОТКА СПЕКТРОМЕТРИЧЕСКИХ МЕТОДОВ 

ДИАГНОСТИКИ ЭМИССИИ ЗАРЯЖЕННЫХ ЧАСТИЦ С 

ПОВЕРХНОСТИ, ЕЕ СОСТАВА И СТРУКТУРЫ ПОД 

ВОЗДЕЙСТВИЕМ ПОТОКОВ ИОНОВ И ПЛАЗМЫ 186 

СОДЕРЖАНИЕ 190 

194



Современные средства диагностики 

плазмы и их применение для контроля 

веществ и окружающей среды 

Москва, НИЯУ МИФИ, 

30 ноября-2 декабря 2010 г. 

Редакционная коллегия: 

В. А. Курнаев 

А. С. Савѐлов 

Э.И. Додулад 

ISBN 978-5-7262-1379-8 

Подписано в печать 26.11.2010 Формат 60х84 1/16 

Уч.изд.л. 12,2 Печ.л. 12,2 Тираж 150 экз. 

Изд. № 005-3 Заказ 233 


Типография НИЯУ МИФИ. 115409, Москва, Каширское ш., 31 

195

диагностика низкотемпературной плазмы

Create successful ePaper yourself

Delete template?

Save as template?