СПОСОБ ИЗМЕРЕНИЯ НАПРЯЖЕННОСТИ МАГНИТНОГО ПОЛЯ В ПЛАЗМЕ ПРИ ПОПЕРЕЧНОМ ЗЕЕМАН-ЭФФЕКТЕ Советский патент 1996 года по МПК H05H1/00 

Изобретение относится к технике физического эксперимента и может найти применение в лабораторных плазменных экспериментах, в исследованиях по управляемому термоядерному синтезу, в астрофизических наблюдениях.

Целью изобретения является повышение чувствительности, точности и временной разрешающей способности в измерениях напряженности магнитного поля в плазме при поперечном Зееманэффекте, а также расширение его функциональных возможностей путем одновременного измерения скорости V поступательного движения излучающих атомов или ионов.

На фиг. 1 представлена принципиальная схема устройства для реализации предлагаемого способа измерения напряженности магнитного поля в плазме при поперечном наблюдении; на фиг. 2 взаимная ориентация осей поляризатора, диспергирующего элемента (ось Z) и анализатора в поляризационно-дисперсионных ( П Д) блоках регистрационных каналов (РК), а также состояние поляризации π, σ_L и σ_R зеемановских компонентов спектральной линии на выходе из диспергирующего элемента; на фиг. 3 фазовая плоскость П-Д блока с его характеристической функцией sin²(ψ/2) в случае зеемановского расщепления спектральной линии; на фиг. 4 форма сигналил рk-1, рk 2, рk 3 и рk 4 каналов, а также разностного от рk 1 и рk 2 сигнала F₁ -F₂ и суммарного от рk 3 и рk 4 сигнала F₃ + F₄ за один период колебаний модуляционного напряжения V_м; на фиг. 5 фазовая плоскость П-Д блока с характеристической кривой sin²(ψ/2) в случае совместного действия зеемананского расщепления и допплеровского смешения спектральной линии; на фиг. 6 форма сигналов рk 3 и рk 4 каналов, а также разностного F₃ F₄ и суммарного F₃ + F₄ сигналов в случае совместного действия зеемановского расщепления и допплеровского смещения спектральной линии; на фиг. 7 зависимость амплитуды измеряемого сигнала F⊥з

/F⊥o от напряженности магнитного поля в плазме; на фиг. 8 зависимость амплитуды измеряемого сигнала F⊥дс/F⊥o от скорости поступательного движения излучающих атомов или ионов в плазме; на фиг. 9 зависимость амплитуды измеряемого П-Д магнитографом ( для поперечных наблюдений) сигнала F⊥з(Hp)/F⊥o от напряженности полоидального магнитного поля Н_p в токамаке.

Способ измерения магнитного поля в плазме для случая поперечных наблюдений реализуется в устройстве, в состав которого входит объектив или система объективов 1; светосильный короткофокусный монохроматор 2; объектив 3 установленный на фокусном расстоянии от выходной щели монохроматора; установленный в параллельном (после объектива 3) световом пучке кристаллический электрооптический фазовый модулятор 4; зеркала 5 и 6 для разделения сформированного объективом 3 параллельного светового пучка на четыре равных параллельных пучка, на основе которых сформированы четыре регистрационных канала рk 1, рk 2, рk 3 и рk 4; в каждом регистрационном канале поляризатор 7, являющийся одновременно выходным элементом электрооптического (ЭО) фазового модулятора светового потока и выходным элементом П-Д блока и ориентированный перпендикулярно в рk 1 и рk - 3 каналах и параллельно в рk 2 и рk 4 каналах по отношению к направлению магнитного поля в плазме; диспергирующий элемент 8, выполненный в виде кристаллической, например кварцевой плоскопараллельной пластины с плоскостями среза, параллельными оптической оси Z кристалла (которая в свою очередь ориентирована в П-Д блоке под углом π/4 по отношению к оси поляризатора) и имеет в рk-1 и рk-2 каналах толщину d₁=d₂=d=Nλ_o/(n_e-n_o) в pK 3 канале d₃=d-λ_o/4(n_e-n_o) и в рk 4 канале d₄=d=d+λ_o/4(n_e-n_o) при целочисленном значении N; входящий также в состав П-Д блока анализатор 9, скрещеннный с поляризатором 7, регулируемый светоослабитель 10, фотоэлектронный умножитель 11, общий для всех рk блок дифференциального усиления 12 со вставленным в него блоком суммирования сигналов; промежуточный (дополнительный) усилитель 13 сигналов; электронная вычислительная машина 14.

При реализации способа бесконтактного измерения напряженности магнитного поля в плазме при поперечном наблюдении осуществляются следующие по порядку операции: формирование с помощью системы объективов 1 излучаемого плазмой поперечного к магнитному полю светового потока; выделение светового потока используемой спектральной линии с помощью светосильного короткофокусного монохроматора с широкой входной щелью, в качестве которого можно использовать призменный или диффракционный монохроматор или просто полосовой светофильтр с фокусирующим объективом и круглой диафрагмой вместо входной щели монохроматора; преобразование расходящегося после монохроматора 2 светового потока в параллельный световой пучок с помощью объектива 3, установленного на фокусном расстоянии от выходной щели монохроматора; периодическое ( с частотой ν) вращательное ( с углами поворота ± π/2) преобразование параллельного светового пучка с линейными взаимно перпендикулярными поляризациями π и s компонентов линии (с помощью кристаллического электрооптического фазового модулятора 4) в линейные взаимно перпендикулярные поляризации с таким расчетом, что в максимумах и минимумах напряжения питания модулятора V появлялись соответственно линейно поляризованные потоки излучения s и p компонентов линии; разбиение промодулированного по фазе светового пучка на четыре равных по интенсивности пучка с помощью зеркал 5 и 6; выделение с помощью поляризатора 7 (ориентированного в рk 1 и рk 3 каналах перпендикулярно, а в рk 2 и рk 4 каналах параллельно к магнитному полю) промодулированных по фазе линейно поляризованных световых потоков s компонентов линии в рk 1, рk 3 каналах в первом полупериоде и в рk 2, рk 4 каналах во втором полупериоде напряжения U_M и π компоненте линии рk 1, рk 3 каналах во втором полупериоде и в рk 2, рk 4 каналах в первом полупериоде V_м; преобразование с помощью диспергирующего элемента 8 световых пучков pk 1, рk 2, рk 3 и рk 4 с линейной поляризацией излучения π и σ компонентов линии в пучки с эллиптической (в общем случае) поляризацией; выделение с помощью анализаторов 9, скрещенных с поляризаторами 7, в рk 1, рk 2, рk 3 и рk 4 каналах световых потоков s и π компонентов линии, функционально зависящих от зееман- и допплер эффектов в плазме; предварительная балансировка регистрационных каналов с помощью регулируемых светоослабителей 10 регистрация в каждом канале прошедшего через П-Д блок и светоослабитель 10 светового потока с помощью фотоэлектронного умножителя 11; формирование основного измеряемого сигнала F⊥з+д

=F₁-F₂ с помощью блока дифференциального усиления 12 формирование синхронного с основным сигналом сигнала допплеровского смещения спектральной линии F⊥до=F₃-F₄ с помощью блока дифференциального усиления; формирование синхронного с сигналами F⊥з+д и F⊥дс симметризованного опорного сигнала F⊥o=F₃+F₄ помощью блока суммирования сигналов, вставленного в блок дифференциального усиления, дополнительное-усиление сигналов F⊥з+д, F⊥дс и F⊥o до величины, необходимой для ввода в ЭВМ, с помощью усилителя 13, автоматическая обработка результатов измерения (с записью их и запоминанием) с целью определения ( по соответствующим формулам) взаимно откорректированных величин зеемановского и допплеровского смещения спектральной линии и соответственно напряженности Н магнитного поля и скорости V^⊥ поступательного движения атомных/ионных излучателей в плазме.

Для количественного описания функциональной зависимости амплитуд измеряемых сигналов от напряженности магнитного поля и скорости поступательного движения излучателей в плазме воспользуемся синглетной спектральной линией, представив ее сначала в приближении монохроматической светавой волны с длиной λ_o, амплитудой Е и полушириной Δλ_o=0. В магнитном поле при поперечном наблюдении синглет расщепляется на три компонента: центральный π и два боковых s_L и σ_R•π компонент с длиной волны λ_o, не зависящей от магнитного поля, и амплитудой поляризован параллельно к магнитному полю. Боковые компоненты с длинами волн λ_L=λ_o-Δλ_з и λ_R=λ_o+Δλ_з и амплитудами E/2 поляризованы перпендикулярно к магнитному полю. Величина зеемановского смещения σ компонентов линии
(1)
где С скорость света в вакууме; е, m_o заряд и масса покоя электрона.

Поворотом П-Д блока в целом вокруг собственной симметрии ориентируем ось поляризатора 7 в рk 1 и рk З регистрационных каналах перпендикулярно, а в рk 2 и рk 4 каналах параллельно к измеряемому магнитному полю в исследуемой области плазменного объема. Тогда после поляризатора при работе ЭO модулятора в максимуме напряжения питания V_м будут распространяться линейно поляризованные потоки излучения σ компонентов линии в рk 1 и рk 3 каналах и p компонента линии в рk 2 и рk 4 каналах, а в минимуме напряжения V_м соответственно s компонентов линии в рk - 2 и рk 4 каналах и p компонента линии в рk 1 и рk 3 каналах.

Прошедшее через поляризатор излучение в каждом рk-канале попадает в. диспергирующий элемент (ДЭ). При указанных выше толщинах ДЭ рассмотрим сначала процесс распространения световых пучков в рk 1 и рk 2 каналах соответственно. Понятно, что в отсутствие магнитного поля (Н О) поляризация как π, так и s компонентов на выходе из ДЭ оставалась бы такой же, какой она была на входе, (т. е. линейной. При включенном магнитном поле (H ≠) в световом пучке p компонента поляризация по-прежнему останется линейной и параллельной к оси поляризатора. В пучках же s_L и σ_R компонентов линии с длинами волн λ_L и λ_R при включенном магнитном поле образуются дисперсии разностей фаз колебаний о- и е-лучей в кристалле (ДЭ) соответственно (2) и где n_o, n_e, n_l, n_el,n_or, n_er показатели преломления ДЭ для о- и е-лучей на длинах волн λ_o, λ_L λ_R. Поскольку Δλ_з ≪ λ_o, то с высокой степенью точности можно считать n_e-n_o=n_eL-n_oL=n_ER-n_OR и соответственно (3)
Следовательно, поляризация излучения σ_L и σ_R компонентов линии на выходе и ДЭ становится эллиптической, а степень эллиптичности зависит от напряженности магнитного поля.

Поскольку, однако, после ДЭ световые потоки в обоих каналах проходят через анализатор, скрещенный с поляризатором, то из сказанного выше становится ясным, что световой поток π компонента через анализатор в рk 1 и рk - 2 каналах (в приближении монохроматической волны) будет равен нулю. В световых же потоках s_L и σ_R компонентов линии часть излучения, определяемая напряженностью магнитного поля, непременно пройдет через анализатор, скрещенный с поляризатором. При этом характеристическая кривая на фазовой плоскости П-Д блока, т. е. кривая, определяющая интенсивность проходящего через П-Д блок светового потока в зависимости от дисперсии ψ разности фаз колебаний е и о-лучей в кристалле, представляет собой функцию sin²(ψ/2).. Отметим, что ψ_L и ψ_R отличаются друг от друга только знаком. Во всем остальном (в отсутствие допплеровского или штарковского смещения спектральной линии) они полностью симметричны друг другу, как это видно на фазовой плоскости П-Д блока с его характеристической кривой sin²ψ/2) на фиг. 3. Поскольку σ_L и σ_R имеют одинаковую поляризацию, они регистрируются одновременно в одном и том же рk-канале, в одних и тех же полупериодах напряжения V_м и формируют тем самым один общий фотоэлектрический сигнал.

Выделенные с помощью анализаторов в рk 1 и рk 2 каналах световые потоки после их преобразования в фотоэлектрические сигналы можно представить в виде

Здесь первый и второй (после буквенного) цифровые индексы обозначают соответственно номер рk-канала и номер периода V_м. Функции f₁(ωt) и f₂(ωt) описывают форму сигнала в первом и во втором полупериодах V_м, определяемую работой ЭО модулятора светового потока. Раскроем вид этих функций, рассмотрев работу ЭО модулятора.

Если напряжение питания V_м не включено, то эффективная толщина ЭО кристаллического элемента пропорциональна четверти длины волны λ_o в кристалле при целочисленном значении N_эо. Соответственно разность фаз колебаний о- и е-лучей
(5)
Понятно, что при такой величине ψ_эо первоначальные линейные взаимно перпендикулярные поляризации π и s компонентов спектральной линии (в выходящем из плазмы световом пучке) преобразуются на выходе из ЭО кристалла в круговые поляризации с противоположными направлениями вращения электрического поля . Если же включить напряжение питания модулятора V_м, то появится переменная составляющая фазового сдвига , которая будет складываться с начальной разностью фаз ψ_эо. Амплитуда напряжения V_м подбирается так, чтобы в максимуме У_м суммарная разность фаз колебаний ψ_макс=ψ_эо-ψ_эо=2πN_эо, а в минимуме V_м соответствено .

Таким образом, во всех регистрационных каналах световые потоки (фотоэлектрические сигналы) будут промодулированы по фазе функциями f₁(ωt)=sin²(ωt-π/2)/2 в первом полупериоде и f₂(ωt)=sin²(ωt+π/2)/2 во втором полупериоде напряжения питания V_м.

Полярно, что при диагностике плазмы с применением ЭО фазовой модуляции светового потока все измерения разностных сигналов типа F₁ F₂ и F₃ Р₄ следует производить в фазе максимальных значений функций f₁(ν) и f₂(ν)
В рассматриваемых условиях для измерения напряженности магнитного поля необходимо сформировать разностный между рk 1 и рk 2 каналами фотоэлектрический сигнал
(6)
содержащий два разных по знаку импульса с равными амплитудами

а также суммарный от рk-3 и рk-4 каналов сигнал
(8)
содержащий два (по одному в каждом полупериоде V_м одинаковых положительных импульса с амплитудой
F⊥o

=F_σ31+F_π41=F_π32+F_σ42=κ•E². (9) Здесь κ квантовый выход фотоприемника.

Как уже отмечалось, в приближении монохроматической световой волны проходящие через анализаторы в рk 1 и рk 2 каналах потоки излучения p компонента линии равны нулю (F_π12=F_π21=0). Оставшиеся же в формуле (6) равные по амплитуде (в отсутствие допплеровского смещения линии), но разные по знаку слагаемые F_σ11 и F_σ22 представляют собой интенсивности тех частей эллиптически поляризованного излучения σ компонентов линии после анализаторов в рk 1 и рk 2 каналах, которым соответствует малая полуось эллипса поляризации. Следовательно, амплитуда (7) измеряемого сигнала F⊥з

будет равна F_o•sin²(ψ_з/2).

Учитывая, что основной измеряемый сигнал (6) в приближении монохроматической световой волны можно представить в виде
(10) Если теперь, отказавшись от приближения монохроматической световой волны, учесть вклад конечной полуширины Δλ_o спектральной линии, например, в приближении модельного треугольного контура, то можно получить следующее выражение для основного измеряемого сигнала (6).

(11)
Здесь ψ_o=2π(n_e-n_o)dΔλ_o/λ2o

дисперсия разности фаз колебаний о- и е-лучей в диспергирующем элементе на на полуширине линии Δλ_o.

Обратимся теперь к входящему в формулы (10) и (11) сигналу F⊥o

, сформированному согласно выражению (9). По своей величине он соответствует интенсивности светового потока используемой спектральной линии на входе отдельного регистрационного канала. В приближении монохроматической световой волны, как уже указывалось, амплитуда F⊥o=κ•E², а в приближении конечной полуширины Δλ_o спектральной линии амплитуда F⊥o=κ•Φ_o. Здесь Ф полная интенсивность спектральной линии.

В лабораторных плазменных экспериментах величина Ф_o может быстро неконтролируемым образом изменяться в ходе эксперимента. Следовательно, для корректного измерения магнитного поля необходимо одновременно и с одинаковой высокой степенью точности измерять оба сигнала: F⊥з

, который мы называет основным, и F_o, который в дальнейшем будем называть опорным сигналом.

Сформированный указанным выше способом опорный сигнал обладает уникальными свойствами и роль его в предлагаемом cпособе измерения магнитного поля в плазме чрезвычайно велика. В своем деле, сигнал F_o является суммой сигналов от рk 3 и рk 4 каналов, причем интенсивность световых потоков π и s компонентов линии на входе этих каналов такая же, как и на входе рk 1 и рk 2 каналов, но толщина диспергирующих элементов в этих каналах . Cледовательно, на фазовой плоскости П-Д рk 3 и рk 4 каналам соответствуют фазы ψ_з= -π/2 и ψ₄= +π/2, которым в свою очередь соответствуют половинные интенсивноcти в проходящих световых потоках. Это означает, что сигнал F⊥o

является строго симметризованным относительно фазы ψ=0 сигналом и поэтому он совершенно не зависит от допплеровских, штарковских и зеемановских возмущений спектральной линии.

Таким образом, опорный сигнал F⊥o

в поляризационно-дисперсионном метаде измерения магнитного поля в плазме при поперечном наблюдении является по существу собственным жестко синхронизованным, абсолютно нормированным калибровочным для F⊥з сигналом, строго следящим за изменениями интенсивности излучения в источнике. Понятно, что это обеспечивает максимальную возможную точность измерений и в то же время полностью освобождает экспериментатора от необходимости применения традиционной, весьма трудоемкой и обычно недостаточно точной процедуры калибровки измеряемых сигналов с помощью внешнего источника стандартного сигнала.

Таким образом, в отсутствие допплеровских смещений спектральной линии для измерения напряжения Н магнитного поля в плазме достаточно измерять амплитуду F⊥з

основного и амплитуду F⊥o опорного сигналов и связь их отношения. При этом согласно (11) получается квадратичная зависимость F⊥з/F⊥o от Н. В формуле (11) при учете конечной полуширины Δλ_o спектральной линии появился множитель f(Φ_o)=[sin²(Φ_o/2)]/(Φ_o/2)². В области ψ_o=ψ_o<π/2 он близок к единице, при ψ_o=π/2 он равен 0,81, а в области ψ_o>π/2 его величина постепенно спадает до нуля. Свободным параметром в ψ_o является толщина диспергирующего элемента d, непосредственно влияющая на чувствительность описываемого способа измерения магнитного поля. Для обеспечения оптимальной чувствительности рекомендуется величину d выбирать из условия ψ_o=π/2.

Рассмотрим теперь случай, когда одновременно происходят зеемановское расщепление и допплеровское смещение спектральной линии в плазме, т.е. наряду со смещениями -Δλ_з и +Δλ_з имеется также допплеровский сдвиг -Δλ_з, как следствие компонента скорости поступательного движения излучателей, направленного в сторону наблюдателя. Фазовая плоскость с характеристической функцией sin²(ψ/2) для этого случая представлена на фиг. 5. Положение невозмущенной спектральной линии для каждого рk-канала указано пунктирной линией, I_o интенсивность линии. Допплеровское смещение (-ψ_зс) спектральной линии указано смещением π компонента относительно невозмущенного (ψ=0) положения отрезком прямой линии в Io/2. Обусловленное Зееманэффектом положение σ_L и σ_R компонентов относительно π компонента указано отрезками прямой в Io/4.

Разностный между рk 1 и рk 2 каналами сигнал в данном случае можно представить согласно (11) в виде

содержащем в одном периоде V_м два разных по знаку импульса с одинаковыми амплитудами
(13)
Опорный сигнал имеет прежний вид F_σ31+F_π41=F_π32+F_σ42=κΦ_o
поскольку, как уже отмечалось, его амплитуда совершенно не зависит от допплеровских, штарковских, зеемановских возмущений спектральной линии.

Как и следовало ожидать в формуле (12) действия зееман- и допплер-эффектов разделились. Одно из них определяется функцией sin²(ψ_з/2), другое функцией cosψ_дс.. Для раздельного определения вклада каждого из них в сигнал F⊥з+д

необходимо выполнить независимое измерение аргумента функции ψ_дс. C этой целью достаточно сформировать обусловленный только допплеровским смещением спектральной линии фотоэлектрический сигнал F⊥дс (синхронный с основным и опорным сигналами) в виде разностного от рk 3 и рk 4 каналов сигнала
(14)
который содержит два одинаковых по знаку и по амплитуде импульса в одном периоде напряжения V_м.

Таким образом, П-Д способ измерения магнитного поля для случая поперечных наблюдений обеспечивает возможность одновременного измерения напряженности Н магнитного поля и скорости V¹ поступательного движения излучателей в плазме. Для этого необходимо ( и достаточно) измерить три сигнала: основной (12), опорный (0) и сигнал допплеровского сдвига (14). Затем с помощью двух последних определяются дисперсия разности фаз колебаний ψ_дс=2π(n_e-n_o)dΔλ_o/λ2o

, обусловленная допплеровским сдвигом спектральной линии. Далее с помощью функции cosψ_дс производится корректировка измеренного основного сигнала F⊥з+д, на допплеровский сдвиг и определяется дисперсия разности фаз колебаний ψ_з=2π(n_e-n_o)dΔλ_з/λ2o, обусловленная Зееман-эффекта. Затем по найденным значениям ψ_з и ψ_дс oпределяются величины Δλ_з и Δλ_дс а по ним искомые значения поперечных компонентов напряженности магнитного поля H^⊥=Δλ_з/4,67•10^-5λ2o и скорости поступательного движения атомных/ионных излучателей в исследуемой области плазменного объема. При учете зависимости амплитуды измеряемых сигналов F⊥з+д от угла наблюдения θ (см. ниже) определяется полная величина напряженности поля Н.

На фиг. 6 представлена форма сигналов рk 3 pk 4 каналов, а также разностного F₃ F₄ и суммарного F₃ + F₄ сигналов за один период колебаний напряжения V_о. Понятно, что в обоих вариантах допплеровского смещения (-Δλ_дс и + Δλ_дс) получается одинаковый результат. По оси абсцисс здесь отложено время или зависящая от него разность фаз (дисперсия разности фаз) колебаний о- и е-лучей в ДЭ. Пунктиром обозначены напряжение питания модулятора V_M и f₁(ωt) и f₂(ωt).. Столбиками обозначены их максимальные значения. Сигналы рk 1, рk 2, F₁ F₂ здесь не приводятся, они аналогичны таким же сигналам на фиг. 5 с той только разницей, что в случае одновременного действия зееман- и допплерэффектов, амплитуда сигнала F₁ F₂ будет определяться еще и функцией cosψ_дс.

Для количественной оценки чувствительности П-Д метода к магнитному полю и динамического диапазона измеряемых полей в варианте поперечных наблюдений была вычислена по формуле (13) зависимость отношения измеряемых сигналов F⊥з

/F_o от напряженности Н магнитного поля в плазме при ψ_дс=0 и угле наблюдения θ=π/2. Результаты расчетов графически представлены на фиг. 7.

График 1 вычислен при использовании синглетной спектральной линии СI2478, 56 в предположении модельного треугольного контура при температуре атомов-излучателей Ta ≈ Облако таких атомов в горячей плазме может быть образовано, например, в результате испарения инжектируемого в плазму миниатюрного графитового пробного тела. Обусловленная допплеровским уширением полуширина спектральной линии . Соответствующая толщина диспергирующего элемента d 17,6 см.

График 2 вычислен при использовании синглетной спектральной линии Не 16678, 15 также в предположении модельного треугольного ионтура при температуре атомов-излучателей Т_a 2 эВ. Такие гелиевые атомы в высокотемпературной плазме могут быть реализованы путем инжекции в плазму диагностического атомного пучка типа ДИНА. Допплеровская полуширина линии . Соответствующая толщина диспергирующего элемента d 33,77 см выбрана из условия ψ_o=π/2.
График 3 получен при использовании дублетной линии H_β(²f-²f).. В магнитных полях с напряженностью Н, превышающей напряженность поля пашен-бак эффекта (H_n-6≈10³ Э), линия обладает структурой спектра магнитного расщепления, подобной структуре нормального зеемановского триплета. Расчеты выполнены при Т_а 2 эВ и плотности плазмы n_e≈10¹⁵ см^-3. В этих условиях полуширина линии H_β обусловлена штарковским механизмом уширения и составляет величину . Соответствующая толщина диспергирующего элемента d 2,5 см.

Из приведенных на фиг. 7 графиков видно, что предельный малый уровень нескомпенсированного фона, обеспечиваемый схемой дифференциального усиления, составляет 10^-4. Следовательно, пороговая чувствительность, например, по графику 1 составляет несколько сот эрстед. Динамический диапазон измеряемых полей по графикам ( фиг. 7) составляет около двух порядков величины.

Для количественной оценки чувствительности предлагаемого метода к скорости V поступательного движения излучателей в плазме и соответствующего динамического диапазона измеряемых скоростей была вычислена зависимость отношения измеряемых сигналов F⊥дс

/F_o от скорости V излучателей по формуле (14). Полученные результаты представлены на фиг. 8. График 1 получен при использовании спектральной линии N 16678,2 с модельным треугольным контуром при упомянутых ранее прочих условиях. Графиком 2 представлены результаты аналогичных расчетов при использовании линии НеП4685,7 с потенциалом возбуждением 51 эВ при ионной температуре T_i≲ 100 эВ Толщина диспергирующего элемента в рассматриваемых условиях составила 6,5 см.

Представленные на фиг. 8 результаты численных расчетов свидетельствуют о высокой (~ 10² 10³ см/с) пороговой чувствительности П-Д метода к скорости V поступательного движения излучателей в плазме. Диапазон измеряемых скоростей составляет около четырех порядков величины.

Как уже отмечалось, все представленные в этом описании количественные оценки способа измерения магнитного поля в плазме в случае поперечных наблюдений были сделаны для случая строго поперечных наблюдений θ=π/2. Интересно рассмотреть функциональную зависимость амплитуды измеряемого сигнала от угла наблюдений θ С этой целью был выполнен детальный анализ интенсивностей и состояний поляризации всех трех (σ_L, π и σ_R) зеемановских компонентов спектральной линии во всех элементах оптического тракта в процессе распространения световых потоков в регистрационных каналах устройства. При этом была выбрана система координат ХYZ, в которой плоскость угла наблюдения θ составленная линией наблюдения и направлением магнитного поля Н в исследуемом элементе плазменного объема, совпадает с плоскостью XY.

Кроме того, на начальном этапе использовалось приближение монохроматической световой волны, которой соответствует бесконечно тонкая спектральная линия.

В результате проведенного анализа была получена следующая функциональная зависимости амплитуды измеряемого сигнала от угла наблюдения q:
F⊥з

(θ)=F⊥o•sin²(ψ_з/2)•sin²θ (15) (15)
при опорном сигнале F_o=κ•E².

Естественно, что в приближении конечной полуширины спектральной линии получится точно такая же функциональная зависимость амплитуды сигнала от угла θ, только в формуле (15) появится еще множитель f(ψ_o), зависящий от полуширины Δλ_o cпектральной линии. Например, для линии с модельным треугольным контуром получится
(16)
При опорном сигнале F_o=κ•Φ_o.

В соответствии с этой формулой амплитуда сигнала максимальна при θ=π/2, т. е. при строго поперечных наблюдениях. Она постепенно уменьшается ( по закону sin²θ) с уменьшением угла q и достигает нулевого значения при q=0.
Таким образом, формула (16) позволяет измерять напряженность магнитного поля Н, если известен угол наблюдения θ, или позволяет определять направление силовых линий поля в исследуемой области плазмы, если известна его напряженность в этой области. Следует хотя бы кратно описать одно из интересных свойств П-Д метода для поперечных наблюдений, имеющее важное практическое применение, а именно для измерения радиального распределения полоидального магнитного поля Н_p (r) в токамаках. По существу в этой задаче речь идет об измерениях малых углов поворота α_рт(r) силовых линий магнитного поля, возникающих от сложения полоидального Н_р и тороидального Н_т полей в плоскости сечения плазменного столба. Именно в решении этой весьма трудной задачи П-Д метод оказался чрезвычайно эффективным. Приведем краткое описание метода применительно к этой задаче.

Направим оптическую ось прибора перпендикулярно боковой поверхности плазменного тороида вдоль большого радиуса R (фиг. 9). Тогда оба компонента поля (Н_p, и H_т) будут перпендикулярны к линии наблюдения. Направим диагностический атомный пучок вертикально в точку пересечения r_o с линией наблюдения. Для регистрации сигнала от Н_р в различных точках радиуса r инжектор пучка атомов должен перемещаться горизонтально или изменять свою ориентацию вокруг горизонтальной оси так, чтобы точка пересечения пучка с линией наблюдения могла перемещаться по радиусу камеры токамака вдоль линии наблюдения.

Для измерения Н_p (r) сфокусируем входной объектив монохроматора на элемент объема плазмы с размерами 0,2 х 0,2 х 3 см в точке r_o. Поворотом П-Д блоков в рk 1 и рk 2 каналах вокруг собственных осей симметрии ориентируем оси поляризаторов симметрично ( под углами ± π/2) относительно линий тороидального магнитного поля Н_т. Тогда магнитограф в отсутствие поля Н_p будет полностью сбалансирован. Следовательно, величину Н_р (r_o) можно будет определить по степени разбаланса схемы в момент появления Н_р (г_o) (Известно, что плазма в токамаке появляется одновременно с полем Н_р. Поэтому для предварительной балансировки регистрационных каналов магнитографа по полю Н_т необходимо в области поля Н_т поместить дополнительный малогабаритный источник излучения с используемой спектральной линией).

Угол поворота суммарного Н_т + Н_р магнитного поля относительно поля Н_р можно представить в виде
. (17)
Тогда амплитуда разностного между рk 1 и рk 2 каналами сигнала, связанного с разбалансом схемы при появлении Н_р, будет равна

Численные расчеты зависимости величины F⊥з

(α_pt)/F⊥o от отношения полей Н_p/Н_т, выполненные по формулам (17) и (18) с использованием спектральной линии Не 13888,7 при Н_т 3 • 10³ Э, и толщина диспергирующего элемента d 10 см представлены графически на фиг. 9.

Напомним, что параметр устойчивости плазменного тороида в токамаке
q(r)=r•H_p/R•H_p
где R большой радиус токамака.

Причем q(r) равен 2,5 на периферии и 1 в приосевой области плазменного тороида. Тогда, например, при R 150 см, H_т 3 • 10³ Э и r а 20 см по формуле (19) получим Н_р 1,6 • 10³ Э, а при r 5 см соответственно Н_р 10³ Э.

Из приведенных на фиг. 9 данных видно, что на периферии (r_о 20 см) отношение сигнала F⊥з

/F⊥o=2,5•10^-2 к уровню предельного несбалансированного фона (F⊥з/F⊥o)_lim=10^-4 составляет 2,5 • 10 ², а в приосевой области (r_о 5 см) отношение сигнала F⊥з/F⊥o=1,8•10^-2 к уровню (F⊥з/F⊥o)_lim равно соответственно 1,8 • 10². Следовательно, при хорошей фотоэлектронной статистике, когда число фотоэлектронов, формирующих опорный сигнал F⊥o, составляет величину N_фэ ≥ (4,5) • 10⁵, можно во всем указанном диапазоне значений q (r) от 2,5 до 1 обеспечить высокую (~1%) точность измерения.

Эффективность использования первичного светового потока, поступающего на вход устройства для реализации способа,

где К 1 отношение ширины выходной щели монохроматора к полной ширине контура используемой спектральной линии;
D диаметр;
f фокусное расстояние объектива, формирующего световой поток,
а _вх и h _вх соответственно ширина и высота входной щели монохроматора, выделяющего используемую спектральную линию.

Как и в случае продольных наблюдений этот параметр П-Д способа измерения магнитного поля в плазме в случае поперечных наблюдений необычайно высок.А это в свою очередь позволяет в 10 ² 3 • 10³ раз повысить статическую точность измерения зависящих от напряженности поля Н фотоэлектрических сигналов.

Габариты устройства для реализации предполагаемого П-Д способа измерения магнитного поля в плазме в случае поперечных наблюдений будут полностью идентичными габаритам устройства для реализации П-Д способа измерения магнитного поля в случае продольных наблюдений, т.е. они будут в 15-35 раз меньшими по сравнению, например, с габаритами солнечных магнитографов.

Подробно следует рассмотреть вопрос о такой важнейшей характеристике способа, как временная разрешающая способность. В настоящем способе измерения магнитного поля в случае поперечных наблюдений временная разрешающая способность определяется частотой ν ЭО фазовой модуляции светового потока используемой спектральной линии. Такая модуляция сравнительно просто реализуется до частот порядка 10⁶ Гц, что, по-видимому, вполне достаточно, если речь идет об исследованиях плазменных процессов в квазистационарных установках типа токамак, стелларатор, открытые магнитные ловушки и т.п.

Существует, однако, большое число различного рода экспериментальных установок, на которых ведутся исследования быстрых и сверхбыстрых плазменных процессов с очень малыми характерными временами, достигающими в пределе наносекундных и возможно даже субнаносекундных интервалов. Это пинчи, плазменные фокусы, установки с лазерным, электронно-пучковым, ионно-пучковым УТС и др. Проблема корректного измерения магнитных полей в такого рода экспериментах не менее актуальна чем, например, в экспериментах на упомянутых квазистационарных установках. Однако существенное (10⁴ раз) повышение временной разрешающей способности предлагаемого П-Д метода применительно к таким быстрым процессам путем простого повышения частоты n ЭО модуляции светового потока едва ли вообще возможно и разумеется совершенно нецелесообразно, поскольку есть другой гораздо более простой путь достижения той же цели. Для ее реализации следует просто полностью отказаться от метода ЭО фазовой модуляции светового потока используемой спектральной линии, т.е. в схеме на фиг. 1 исключить кристаллический элемент 4 ЭО модулятора светового потока. При этом для дополнительного усиления сигналов, поступающих от дифференциального усилителя на вход ЭВМ, естественно следует использовать гораздо более широкополосный усилитель.

Основной измеряемый сигнал в данном случае описывается формулой

опорный сигнал формулой
F⊥o

=F₃+F₄=κΦ_o
и сигнал, обусловленный только допплеровским сдвигом спектральной линии, формулой

в которых функции ЭО модулятора f₁ (ω) и f₂ (w) не участвуют с самого начала.

На пути светового сигнала в этой схеме единственным сравнительно инерционным элементом является фотоэлектронный регистратор (ФЭР), т.е. открывается возможность реализации эффективного корректного бесконтактного измерения магнитных полей в плазме с наносекундным временным разрешением, если в качестве ФЭР используется фотоэлектронный умножитель, и даже возможно с субнаносекундным разрешением, если организовать высокоскоростную временную развертку световых сигналов рk 1, рk 2, рk 3 и рk 4 регистрационных каналов с помощью импульсного электронно-оптического преобразователя с предельным усилием яркости изображения.

В экспериментах на токамаках или других квазистационарных установках также можно применять предлагаемый П-Д способ измерения магнитного поля без ЭО модулятора. Следует только помнить, что использование метода ЭО фазовой модуляции светового потока снимает проблему обеспечения широкополосного дополнительного усиления сигналов, поступающих от дифференциального усилителя на вход ЭВМ, и может оказаться даже более важным в некоторых спектроскопических экспериментах, например в экспериментах с лазерной флюоресценцией на токамаках ЭО, фазовый модулятор светового потока позволяет освободиться от поступающей неконтролируемым образом сильной фоновой засветки на участке спектра с используемой спектральной линией. ЫЫЫ2 ЫЫЫ4 ЫЫЫ6 ЫЫЫ8

Изобретение относится к технике физического эксперимента и может найти применение в лабораторных плазменных экспериментах, в исследованиях по управляемому термоядерному синтезу, в астрофизических наблюдениях. Цель - повышение точности измерений, временной разрешающей способности и расширение функциональных возможностей. Для измерения магнитного поля при поперечном Зееман-эффекте используется эффект дисперсии разности фаз колебаний обыкновенного и необыкновенного лучей в двухпреломляющем кристалле в комбинации с техникой дифференциального усиления малого сигнала на фоне большого. 1 з. п. ф-лы, 9 ил.

1. Способ измерения напряженности магнитного поля в плазме при поперечном Зееман-эффекте, включающий формирование поперечного потока излучения плазмы из области измерения магнитного поля, выделение потока излучения используемой спектральной линии с длиной волны λ₀ и полушириной Δλ разделение потоков излучения p и σ компонентов спектральной линии с помощью поляризаторов, отличающийся тем, что, с целью повышения точности измерений и временной разрешающей способности, а также расширения функциональных возможностей путем одновременного измерения скорости V поступательного движения излучающих атомов или ионов, поток излучения используемой спектральной линии после его выделения преобразуют в параллельный световой пучок, разбивают пучок на четыре равных по интенсивности параллельных пучка, на основе которых формируют четыре регистрационных канала, параллельный пучок излучения в каждом регистрационном канале пропускают последовательно через поляризатор, ориентированный в первом и третьем регистрационных каналах перпендикулярно, а во втором и четвертом каналах параллельно по отношению к магнитному полю, диспергирующий элемент, выполненный в виде плоскопараллельной пластины двупреломляющего кристалла, причем плоскость среза параллельна оптической оси Z кристалла, которая ориентирована под углом p/4 по отношению к оси поляризатора, а толщина пластины в первом и во втором каналах равна d₁= d₂= d = Nλ₀/(n_e-n_o), в третьем канале d₃= d-λ₀/4(n_e-n_o), в четвертом канале d₄= d+λ₀/4(n_e-n_o), где n₀ и n_e показатели преломления для обыкновенного и необыкновенного лучей в диспергирующем элементе, N целое число, а затем пропускают через анализатор, скрещенный с поляризатором, после этого потоки излучения в первом, во втором, в третьем и четвертом регистрационных каналах преобразуют в соответствующие фотоэлектронные сигналы F₁-F₄, из которых формируют основной измеряемый сигнал F⊥з+д

= F₁-F₂, опорный сигнал F⊥0= F₃+F₄ и зависящий только от допплеровского сдвига спектральной линии сигнал F⊥дс= F₃-F₄, измеряют амплитуды сигналов F⊥з+д,F⊥o и F⊥дс и по результатам этих измерений определяют величины Н и V путем решения системы уравнений


ψ₀= 2π(n_e-n_o)dΔλ₀/λ20, ψ_з= 2π(n_e-n_o)×
×dΔλ₀/λ20, ψ_дс= 2π(n_e-n_o)dΔλ_дс/λ20,

где с скорость света в вакууме,
m₀ масса покоя электрона. 2. Способ по п. 1, отличающийся тем, что поток излучения используемой спектральной линии после его преобразования в параллельный пучок подвергают электрооптической фазовой модуляции на частоте ν