высоких уровней, насел╦нности к-рых находятся в равновесии со свободными электронами. По абс. интенсивности такой линии можно найти либо nf, либо Те, если одна из этих величин известна из др. измерений. Из-мсрмя отношение и иге не и в ноете и линий атомов (ионов) разного типа, можно получить относительный ион-ubiii состав плазмы, а его абс. нормировку можно провести с помощью ур-ния кназинейтральности. Если же в плазме присутствуют ион и только одного тина, то П(≈п,. и /└,а~л|. Вэтомслучае отношении интенсивности дискретной линии к интенсивности континуума (обусловленного радиац- рекомбинацией и торможением ва ионах) зависит только от Те и может быть использовано для е╦ определения.
Спектроскопнч. методы диагностики не равновесной плазмы, основанные на подходящем варианте УР мо-иолп, позволяют определить по интенсивности спект-рллыгы.ч линий насел╦нности уровней, к-рые затем с помощью системы ур-нив баланса связывают с др. на-раметрнми плазмы. Для простых миделей существуют рассчитанные графики зависимости иптснсивностей линии от пе и Те. Такие зависимости имеются, напр., для резонансных, 1штеркомбинациоиных и сатедлит-ных линий водорода- и ге л не подобных многозарядных ионов, возбуждаемых в горячей (ГеЭ;107К) сверхплот-Hoii (nf~^l╧a см~3) плазме. Если адекватность исходной У1' модели не вполне ясна или же модель сложна, то путем сравнения измеряемых и расч╦тных пространствен по- в ре МР иных распределений и нте не изноете и линий викпляют основные кинетич. и динаиич, процессы, протекающие в плазме.
Д. п, по контурам спектральных линий основана на измерениях формы наблюдаемых контуров /к(?-), их полуширин бЯ-н и интенсивности в максимума;;. Наблюдаемый контур может весьма сильно отличаться от истинного (или «локального») контура линии /.., (А| вследствие его искажения измеряющим спектральным прибором, характеризуемым аппаратной функцией А (\). Так что /└ (?.) представляет собой си╦ртку распределений /л (?└) и А (К). Для восстановлении контура /л (?.) по измеряемому 1└ (?.)∙ необходимо знать форму А (/,] (для св╦ртки двух распределении Лоренца и Гаусса имеются табулированные ф-ции Фонгта). Форма 1Д(\) определяется влиянием ми. факторов: доплсровским уширением, уширением за сч╦т столкновении, расщеплением уроввей в электрич. (Шторка эффект) или мага. (Зеемака эффект) полях и т. д. Наиб, значение имеют измерения уширений, обусловленных Доплера эффектом и линейвым Штар-ка эффектом. По форме дои лер о век ого контура спектральной линии можно определить ф-цню распределения /а (i>) излучающих частиц по скоростям. При макс вс л л опекой форме ф-ции /ffi (и),контур становится гауссовым, полуширина к-рого (в А) однозначно связана с темп-рой частиц Та (эВ) = 4,7-10* (6ХдЛ.)а А, где А ≈ атомный вес излучающих атомов (ионов), Та ≈ их кинетич. темп-pa. Этот метод успееппо применяется, напр., для определения темп-ры ионов в плазме тока.иакоа. Мин. темн-ра, к-рая может бить таким образом определена (при S>.min ≈ ОД А), составляет (0,1 0,3) эВ-А.
При высокой плотности заряж. частиц (10" ^пе^ SCK)la см~3) уширенив, обусловленное линейным эффектом Штарка для атомов водорода и водородопо-добных ионов, преобладает над доплеровским. Форма линий и их полуширина 6Я.щ становятся мало чувствительными к значениям темп-ры Тл. Это позволяет применять такие линии для определения пе иутем подбора такого значения пг, при к-ром расч╦тный контур лучше всего согласуется с измеренным IR (\). Менее точеп, ко более удобен метод определении пе по намеренной полуширине ЬКщ, т. к. расч╦тные графики зависимости б?.ш ("е) для многих линий построены. По контурам линий других атомов значение пе мож-
О
но оценивать (довольно грубо) в тех случаях, когда их уширенне обусловлено квадратичным эффектом ГДтарка.
Д. п. по сплошному спектру («континууму») основана на определении либо абсолютной локальной и в те ней вы ости 1└ (v) в к.-л. точка спектра, либо е╦ относит, распределения в протяж╦нном участке (обычно в коротковолновой области). Осн. трудность этих методов связана с интерпретацией измеренных интен-сивностей, т. к. в плазме могут одновременно действовать неси, механизмов генерации континуума (см. Излучена? плазмы). С наибольшей над╦жностью Д. п. (оптически топкой) проводится в тех условиях, в к-рых излучаемый ею континуум /л (v) представляет собой совокупность тормозного (на ионах) и рек ом би наци о н-ного (одвоэлектронпого) континуумов, а сама плазма химически однокомпонеатна. В этом случае для спектральных распределений интенсивности в тормозном I-, (v) и ре комбинационном /р (v) континуумах имеют аналитические выражения, позволяющие определять Т,, (при макснеллонскоч распределении электронов) по наклону зависимости In /л = In (/т + /р) от v. hi случае иемаксвслловской формы ф-ции распределения электронов измерения la (v) позволяют исследовать вид /р(и). По абс. интенсивности континуума может быть найдена затем концентрация пе, если известен ионный состав плазмы или эфф. заряд 2эфл> яонов плазмы, важный параметр высокотемпературной плазмы.
П оптически плотной плазме спектры излучения уже не несут столь обширной информации. По мерс распространения излучения к границам контуры линий трансформируются за сч╦т процессов поглощения и переизлу-ченин. Определение «локального» контура становится невозможным. Полезность усредн╦нного контура основана на том, что он оказывается самообращ╦нным; значение и положение максимума интенсивности ьа «крыльях» такого контура зависят от темп-ры на оси плазмы.
Пассивная CR4 Д. п. использует ту особенность оптически плотной плазмы, что на сравнительно низких частотах регистрируемое спектральное распределение интенсивности связано с поверхностной темп-рой плазмы ф-лой Рэлен≈Джннса (для абсолютно ч╦рного тела): /н = ш2Ге/8лае*. При отсутствии влияния маги, поля необходимо, чтобы частота принимаемых волн <а^п1р≈-у 4геп«аЛ»е (плазменнойчастоты). Измерения излучения плазмы с использованием СВЧ-при╦м-ников получили довольно широкое распространение. Принимаемая мощность излучения Р (Вт) связана с эфф. (радиационной] темп-рой электронов Гр (эВ) соотношением Р=Й -1,6 -10~1B7'p6v, где Sv ≈ полоса частот приемника, (в Гц), 1) ≈ поглощат. способность плазмы, равная доле энергии поглощаемого ею излучении. Трудности этого метода Д. п. связаны с интерпретацией результатов, т. к. лишь при максвелловском распределении электронов их ср. энергия равна ра-диац. темп-ре (Ге=Гр), к-рая может быть вычислена при известной В. Если Те в плазме не постоянна, то даже при й=1 (черное тело) необходим расч╦т толщины слоя, из к-рого принимается излучение.
Д. п. по циклотронному излучению применяют, когда в окрестности циклотронной частоты Qe (или вблизи е╦ гармоник) плазма излучает как абсолютно ч╦рное тело, а вдали от иг излучение пренебрежимо мало. Обычно это излучение наблюдается в области СВЧ и позволяет определить Гр. Для плазмы низкой плотности по мощности излучения можно рассчитать электронное давление пТе.
Взаимодействие когерентного электромагнитного поля с плазмой используется в ряде методов Д. п. По диапазону частот делится на СВЧ и лазерную Д. п., хотя в ряде методик это деление условно.
Зондирование плазмы С R Ч основано на модели плазмы как макроскопич. среды, влияющей ,« на распространение эл.-маги. волн. Этот метод да╦т ОО/
