1. В ходе выполнения проекта была разработана МГД модели для расчета параметров и динамики наносекундного разряда. Численная реализация модель может быть легко реализована в любых программных средствах, позволяющих осуществлять численное решение систем дифференциальных уравнений, что делает возможным легкое воспроизведение получаемых результатов. В рамках проекта численная реализация модели была создана в среде моделирования COMSOL Multiphysics (имеется в распоряжении ресурсного центра СПбГУ «Вычислительный центр»), имеющего богатые встроенные возможности осуществления численного решения систем уравнений с помощью метода конечных элементов с контролем принципиальных численных параметров. Все это позволило проводить расчеты с помощью МГД модели быстро, эффективно, и в больших объемах. Надежность разработанной модели и получаемых численных результатов была проверена путем сопоставления с результатами расчетов и экспериментов для однородных капиллярных разрядов, имеющихся в литературе.
2. Возможность проведения детализированных расчетов с высоким временным разрешением (с помощью автоматически контроллируемого шага по времени) позволила провести последовательное исследование вопроса влияния предварительной ионизации газа на свойства наносекундных капиллярных разрядов и основанных на них лазерах экстремального ультрафиолетового диапазона. Было установлено, что на стадии предимпульса происходит перераспределение плотности газа по капилляру с образованием вогнутого профиля радиального распределения с минимумом на оси. Степень радиальной неоднородности, определяемая амплитудой и длительностью предимпульса, существенно влияет на структуру ударной волны сжатия, формирующейся на основной стадии разряда, причем чем более неоднородно начальное радиальное распределение плотности плазмы, тем более «размазанным» (менее резким) становится фронт ударной волны. При подходе к оси капилляра этот цилиндрический фронт образует вогнутый профиль концентрации электронов, служащий неким волноводом для создаваемого излучения. Если считать, что именно в этот момент и происходит генерация лазерного импульса, то менее крутой профиль концентрации электронов (соответствующего большим степеням начальной неоднородности профиля плазмы, создаваемой на стадии предионизации) будет соответствовать большим рефракционным потерям лазерного излучения, меньшей интенсивности лазерного излучения и большей длительности лазерного импульса, что хорошо согласуется с имеющимися экспериментальными данными. Данный результат важен также и с той точки зрения, что служит подтверждением тому факту, что свойства генерируемого лазерного излучения зависит не только от абсолютных значений параметров плазмы, но и от их пространственного распределения в момент генерации. Это обстоятельство может служить ориентиров для поиска путем создания лазеров на наносекундных капиллярных разрядах в диапазоне более коротких длин волн.
3. Для учета неравномерного характера сжатия плазмы в капиллярных разрядах в условиях первоначального градиента давления газа по длине капилляра, характерного для компактных газоразрядных источников мягкого рентгеновского излучения, была разработана специальная методика на основе одномерной лагранжевой МГД-модели. Методика основывалась на пренебрежении аксиальными диссипативными процессами и аксиальной компонентой скорости плазмы по сравнению с радиальной ввиду существенно большой длины капилляров, использующихся в газоразрядных источниках излучения, и малых характерных временах протекания тока. Методика была отработана путем сопоставления с имеющимися экспериментальными данными о свойствах компактного источника ЭУФ излучения на ксеноне, имеющего конфигурацию, аналогичную с источником излучения в области «окна прозрачности воды». Получаемые в ходе расчетов двумерные распределения параметров плазмы ксенона позволили качественно оценить пространственно-неоднородную динамику сжатия, которая хорошо согласовывалась с регистрируемым фотодиодом излучением, пропущенным через специальные фильтры для выделения экстремального ультрафиолетового диапазона. Также получаемые оценки концентрации электронов в точке посередине капилляра были соотнесены с результатами экспериментальных измерений концентраций электронов на оси капилляра, сопоставление показало удовлетворительное согласие, как в абсолютных значениях, так и в динамике.
4. Динамика разряда в условиях компактных источников излучения в диапазоне «окна прозрачности» воды была воспроизведена в ходе детализированных расчетов, начиная со стадии предварительного пробоя (с помощью гидродинамического подхода к описанию процессов в низкотемпературной плазмы) и до основной стадии с помощью разработанной МГД-модели. Излучательная способность плазмы оценивалась с помощью открытого кода FLYCHK и разработанной численной реализация кинетической модели. Анализ получаемых максимальных концентраций и температур электронов показал наличие оптимальных условий для реализации источника излучения в окне прозрачности воды. Рассчитанные с помощью кода Flychk спектры, показали уменьшение интенсивности линий в диапазоне «водяного окна» с увеличением давления, что обусловлено приближением плазмы к полностью ионизованному состоянию и уменьшению доли ионов, способных излучать. Применение разработанной методики оценки двумерной динамики плазмы показало, что «источник» излучения в мягком рентгеновском диапазоне (локализованный участок плазмы максимальными параметрами плазмы в данный момент времени) в условиях эксперимента был локализован ближе к аноду, в то время как большая часть плазмы оказывалась недостаточно горячей. Количественные оценки параметров плазмы, полученные в ходе одномерного МГД-расчета для начального давления, соответствующего прианодной области, показали хорошее согласие по времени максимума сигнала с фотодиода через титановый фильтры (пропускающие излучение в окне прозрачности воды). Исходя из анализа экспериментальных данных и анализа рассчитанной для этих условий динамики плазмы был сделан вывод о недостаточной энергетике установки и неэффективности генерации излучения в рассматриваемом источнике – большая часть накопленной энергии вкладывается в ионизацию газа до степеней ионизации, недостаточных для генерации в окне прозрачности воды. Были проведены оценки для схожих экспериментальных условий, но большей амплитуда импульса тока. Было установлено, что при увеличении амплитуды тока можно добиться увеличения концентрации электронов в 5 раз при той же температуре электронов и степени ионизации плазмы за счет смещения источника ближе к силовому электроду.
5. Проведенные в рамках проекта показали перспективность текущего направления развития газоразрядных источников излучения в области «окна прозрачности» воды. Для существенного повышения эффективности на текущей стадии развития технологии необходимо увеличение энергетики разряда. Следует однако, иметь в виду, что оптимальные разрядые условия (величины давления, размеров капилляра, длительности импульса тока и т. д.) могут отличаться от тех, для которых в литературе на сегодняшний день имеются подробные экспериментальные исследования. Оптимизация конфигурации источника излучения по этой причине должна проводиться с использованием комбинированного итеративного подхода, совмещающего экспериментальную диагностику и численное моделирование. Эффективность такой комбинации была наглядно продемонстрирована в рамках выполнения проекта.
1. Ранее в ходе исследования вопроса влияния предварительной ионизации на свойства газоразрядного ЭУФ лазера с помощью расчетов было установлено, что на стадии предимпульса происходит перераспределение плотности газа по капилляру с образованием вогнутого профиля радиального распределения с минимумом на оси, причем степень радиальной неоднородности зависит от амплитуды и длительности предимпульса. МГД расчеты динамики основной стадии капиллярного разряда показали, что степень неоднородности существенно влияет на структуру ударной волны сжатия, формирующейся на основной стадии разряда, причем чем более неоднородно начальное радиальное распределение плотности плазмы, тем более «размазанным» (менее резким) становится фронт ударной волны. В этой связи принципиальным является вопрос, когда именно в ходе радиального сжатия плазменного шнура происходит генерация лазерного импульса. Анализ литературы показал наличие двух гипотез. Первая из них, согласно работе [Боброва Н.А., Буланов С. В., Bobrova, Разинкова Т. Л., Сасоров П. В., Физика Плазмы, 22(6), 1996], предполагает генерацию импульса в момент после кумуляции цилиндрической ударной волны на оси разряда, основывая это на формирование «керна», в котором могут достигаться максимальные температуры электронов и плотности плазмы за разряд. Однако такая ситуация наблюдалась не для всех экспериментальных условий – макимум мог достигаться несколько позже, в момент максимального сжатия канала.
В работе [Sakamoto, N., et al, Japanese Journal of Applied Physics, 47(4R), 2250, 2008] было показано, что наиболее вероятный момент генерации – незадолго до кумуляции ударной волны, когда на оси капилляра вогнутый профиль концентрации электронов, уменьшающий потерю излучения и служащий мгновенным волноводом для лазерного излучения. С помощью этой гипотезы была проведена интерпретация получаемых пространственно-временных концентраций плазмы в разряде. Так, для менее крутого профиля концентрации электронов в момент перед схлопыванием ударной волны на оси разряда (соответствующего большим степеням начальной неоднородности профиля плазмы, создаваемой на стадии предионизации) будет соответствовать большим рефракционным потерям лазерного излучения и, как результат, меньшей интенсивности лазерного излучения. Данная интерпретация дала однозначное объяснение имеющимся в литературе данным о зависимости интенсивности от свойств предварительной ионизации.
2. В экспериментальных условиях компактных источников излучения на основе наносекундных капиллярных разрядов поддерживается продольный градиент плотности газа (давления) внутри капилляра посредством подачи газа со стороны силового электрода и откачки в области за заземленным электродом (анодом). Конкретные пространственные распределения плотности газа непосредственно перед разрядом принципиальны для моделирования динамики пробоя. Для получения таких распределений моделировалось стационарное течение азота в капилляре путем численного решения уравнение Навье-Стокса для геометрии, приближенной к экспериментальной. Полученные продольные распределения показали, что плотность газа по длине капилляра спадает неравномерно, в то время как вариации по сечению капилляра незначительны.
Были проведены исследования пробоя газа в капилляре в условиях наличия продольного градиента плотности газа. Для этих целей использовался гидродинамический подход к описанию пробойных процессов и низкотемпературной плазмы, сформулированный в приближении локального поля (“local field approximation”, LFA). Для выявления характера влияния градиента также были проведены серии расчетов для двух случаев – с пространственным распределением газа внутри капилляра из расчета Навье-Стокса и с однородным заполнением, при котором бралось среднее значение давления газа.
Проведенный анализ динамики пробоя для азота не выявил принципиальных отличий, обусловленных наличием продольного градиента давления – в обоих рассмотренных случаях пробой происходил по механизму волны ионизации, т. е. с формированием локального максимума напряженности электрического поля (фронт волны), быстро распространяющегося от силового электрода к заземленному. Характерные скорости распространения волны составляли 0.4–1 см/нс (в зависимости от условий), времена замыкания межэлектродного промежутка (для случая капилляра длиной 36 мм) составляли порядка 10-20 нс, что существенно меньше длительности импульсов напряжения, используемых в компактных газоразрядных источниках излучения в «окне прозрачности» воды (200-1000 нс). Следует отметить, что использовавшаяся модель не учитывала задержку появления «жизнеспособного» электрона, дающего начало лавинообразному размножению электронов. Такая задержка имеет статистический характер и в зависимости от давления может быть сопоставимой и превосходить время формирования и прохождения волны ионизации.
Сопоставление результатов расчетов для случаев неоднородного и однородного заполнения капилляра азотом показали определенные количественные отличия, обусловленные разными концентрациями нейтральных частиц вблизи силового электрода и по длине капилляра. Так, при неоднородном заполнении плотность нейтральных частиц в области сильного поля у электрода приводит к большей скорости ионизации, более быстрому образованию первичной плазмы, экранирующей приложенное поле и «выталкивающей» его далее в капилляр. Это приводило к заметной разнице во времени старта распространения волны (порядка 10 нс) для случаев однородного и неоднородного заполнения. Однако в случае однородного заполнения скорость распространение волны была несколько быстрее (0.9 см/нс против 0.5 см/нс). В сумме это приводило к разнице порядка нескольких наносекунд во времени замыкания межэлектродного промежутка.
Таким образом, численные расчеты показали, что разница в градиенте давления газа в капилляре оказывает меньшее влияние на динамику пробоя, нежели вариации в абсолютных значениях давления. Полученные результаты позволили сделать вывод, что, во-первых, «профилирование» (контроль пространственного распределения) плотности газа не даст существенного вклада в увеличение эффективности работы источника излучения в «окне прозрачности воды», и, во-вторых, при непосредственной разработке источников оценка электротехнических параметров генераторов напряжения может производится исходя из классических представлений об импульсном пробое и характере его зависимости от давления газа, безотносительно к наличию градиента давление по длине капилляра. Кроме того, следует отметить, что, поскольку требований однородности для генерации спонтанного излучения (по сравнению с ЭУФ лазерами) нет, то и предварительная ионизация как таковая в этом случае не является критическим фактором, необходимым для работы газоразрядного источника мягкого рентгеновского излучения.
3а. Была проведена разработка численной реализации магнитогиднодинамической (МГД) модели разряда в эйлеровых координатах в одномерной формулировке для последующего создания двумерной численной реализации МГД-модели и проведения расчетов динамики капиллярно разряда в случаях первоначального продольного градиента давления газа в капилляре. Разработанная реализация тестировалась на разряде в водороде (в условиях газоразрядного волновода мощных лазерных импульсов [Gonsalves, A. J., et al., Physical review letters 98.2 (2007): 025002] и пинчующегося однородного капиллярного разряда в аргоне.
Наносекундные капиллярные разряды в водороде, используемые для создания плазменных волноводов, имеют схожую конфигурацию с разрядами, используемыми в источниках излучения, но создаются в капиллярах меньшего диаметра (≈100 мкм), меньшими амплитудами тока (≈100 А) и значительными давлениями водорода (десятки Торр). В результате протекания тока образуется вогнутый радиальный профиль концентрации электронов, используемый для проведения мощных лазерных импульсов. Из-за малой амплитуды тока сжатия плазмы и ее отрыва от стенки капилляра не происходит. В целом, такая плазма представляется одним из простейших случаев капиллярных разрядов и с теоретической точки зрения наиболее удобным объектом для отработки численных и физических аспектов разрабатываемых моделей.
Были проведены расчеты параметров плазмы в водороде для условий плазменного волновода с использованием численной реализации в эйлеровых координатах и ранее созданной реализации в лагранжевых координатах. Сопоставление результатов друг с другом показало почти идентичное согласие, сопоставление с данными экспериментов [Gonsalves, A. J., et al, Physical review letters, 98(2), 025002, 2007] также показало удовлетворительное согласие.
Для случая сжимающегося разряда был использован подход авторов работы [Angus, J. R. et. al., Physics of Plasmas 27(1), 012108, 2020], в которой с использованием одномерной МГД-модели в эйлеровых координатах исследовалась динамика плотного Z-пинча, а для описания отрыва плазмы от стенки капилляра использовался подход порогового значения плотности плазмы, ниже которого ее проводимость предполагалась равной 0. Тестовые расчеты, однако, показали существенную зависимость результатов расчетов от значения этого порога, а сами расчеты сопровождались значительными техническими трудностями (существенное время расчета, плохая сходимость, чувствительность к параметрам решателя – размер элемента сетки, шаг по времени, относительная точность), на основании чего было принято решение отказаться от записи модели в эйлеровых координатах при проведении дальнейших численных исследований.
3б. Для получения оценок свойств и динамики разряда в условиях продольного градиента давления газа в капилляре и неоднородного характера сжатия плазмы была разработана специальная методика на основе одномерной лагранжевой МГД-модели. Методика основывалась на пренебрежении аксиальными диссипативными процессами и аксиальной компонентой скорости плазмы по сравнению с радиальной. Такое приближение соответствует предельному случаю бесконечно длинного капилляра или бесконечно малого градиента давления по длине капилляра, который применим для рассматриваемого случая ввиду существенно большой длины капилляров, использующихся в газоразрядных источниках излучения, и малых характерных времен протекания. Таким образом возможно описание радиального сжатия плазмы в разных точках капилляра на основе локального значения начального распределения плотности газа, получаемые таким образом результаты затем «сшивались» в наглядные двумерные распределения с помощью специально разработанного алгоритма.
Разработанная методика была проверена для экспериментальных условий источника излучения на основе разряда в ксеноне, описанного в работе [Valenzuela, J. C., et al., Physics of Plasmas, 20(9), 093113, 2013] – входные давление от 80 до 350 мТорр, диаметр капилляра 1.6 мм, длина – 21 мм, импульсы тока амплитудой 8-10 кА с полупериодом в 18 нс. Были построены и проанализированы двумерные распределения параметров плазмы.
Полученные в ходе расчетов двумерные распределения позволили качественно оценить пространственно-неоднородную динамику сжатия плазмы. Так, сжатие начинает происходить ближе к аноду, в области меньшей начальной плотности газа. Так как ток, протекающий через любое сечение капилляра может примерно одинаковый, в этой области из-за меньшего радиуса проводящего канала плазма будет интенсивно разогреваться. По мере протекания тока область максимального сжатия, в которой локализованы экстремальные параметры плазмы в данный момент (концентрация и температура электронов) будет плавно передвигаться в сторону силового электрода, плазма за этой областью будет расширяться и остывать. Локальное сжатие и появление аксиальной компоненты силы Лоренца будет приводить к аксиальному движению плазмы в противоположных направлениях вдоль капилляра – в область большей плотности, которая еще не сжималась до наименьшего диаметра, другая – в область расширяющейся и остывающей плазмы. Так как сжатие начинается близко к концу капилляра, часть плазмы будет выдуваться в область вне капилляра. Вместе с теплопроводностью эти эффекты будут приводить к выравниванию параметров плазмы по длине, а получаемые с помощью разработанной методики двумерные распределения соответствуют предельному случаю бесконечно длинного капилляра или малого первоначального градиента давления газа.
На основе такого приближенного рассмотрения можно условно выделить две области плазмы – прикатодную и прианодную. В зависимости от вкладываемой энергии могут реализоваться два (плавно перетекающих друг в друга) сценария генерации излучения. При достаточном уровне вкладываемой энергии «источник» излучения (локализованная область плазмы, в которой происходит генерация излучения требуемого спектрального диапазона) движется от анода к катоду, становясь более интенсивным, излучая на протяжении существенной части импульса тока. При недостаточном же энерговкладе «источник» расположен ближе к аноду, излучает непродолжительное время.
Получаемые оценки концентрации электронов в точке посередине капилляра были соотнесены с результатами экспериментальных измерений концентраций электронов на оси капилляра [Valenzuela, J. C., et al., Physics of Plasmas, 20(9), 093113, 2013]. Сопоставление показало удовлетворительное согласие, как в абсолютных значениях, так и в динамике.
Экстремальные параметры плазмы в наносекундном капиллярном разряде достигаются в момент максимального локального сжатия. Экспериментальная диагностика разряда в ксеноне в работе [Valenzuela, J. C., et al., Physics of Plasmas, 20(9), 093113, 2013] показала, что максимумы сигналов фотодиода для разных входных давлений газа наблюдались ближе к концу первого полупериода импульса тока. На основе этого и с учетом проведенного анализа динамика сжатия плазмы в разряде был сделан вывод, что для данных условий импульс тока слишком быстрый. Для достижения максимально эффективного нагрева плазмы необходимо добиться условий, когда максимальное сжатие тока происходит в момент, близкий к максимуму тока. В этом случае достигаются максимальные плотности тока и максимальные температуры и концентрации плазмы.
Для проверки выдвинутой гипотезы были проведены расчеты для более длинных импульсов тока с сохранением вкладываемой мощности. Было установлено, что увеличение длительности импульса примерно в 2 раза с сохранением мощности позволило увеличить максимально достижимую температуру электронов на 20%, а концентрацию электронов – почти в два раза.
4. Разработанная методика оценки двумерной динамики плазмы была применена для экспериментальных условий источника излучения в «окне прозрачности» воды на основе капиллярного разряда в азоте [Valdivia, M. P., et al., Plasma Sources Science and Technology, 21(2), 025011, 2012] – импульсы тока амплитудой 5-6 кА, полупериод 16-18 нс, капилляр длиной 21 мм, диаметр 1.6 мм, давление на входе 600 мТорр, на выходе 50 мТорр.
Оценка динамики плазмы показала, что «источник» излучения в мягком рентгеновском диапазоне в условиях эксперимента был локализован ближе к аноду, в то время как большая часть плазмы оказывалась недостаточно горячей. Количественные оценки параметров плазмы, полученные в ходе одномерного мгд-расчета для начального давления, соответствующего прианодной области, показали хорошее согласие по времени максимума сигнала с фотодиода через титановый фильтры (пропускающие излучение в окне прозрачности воды). Минимальный диаметр канала оказался равным порядка 140 мкм, что близко к экспериментальным оценкам 190±70 мкм.
Исходя из анализа экспериментальных данных работы [Valdivia, M. P., et al., Plasma Sources Science and Technology, 21(2), 025011, 2012] и анализа рассчитанной для этих условий динамики плазмы был сделан вывод о недостаточной энергетике установки и неэффективности генерации излучения – большая часть накопленной энергии вкладывается в ионизацию газа до степеней ионизации, недостаточных для генерации в окне прозрачности воды. Были проведены оценки для схожих экспериментальных условий, но большей амплитуда импульса тока (11 кА). Было установлено, что при увеличении амплитуды тока можно добиться увеличения концентрации электронов в 5 раз при той же температуре электронов и степени ионизации плазмы (согласно анализу спектров с помощью кода FLYCHK достаточной для генерации МРИ – результаты первого года выполнения проекта) за счет смещения источника ближе к катоду. Можно ожидать, что в таком случае интенсивность излучения существенно возрастет, как и длительность полезного сигнала, что важно с точки зрения использования источника в методах микроскопии «водяного окна» рентгеновской нанотомографии.
5. Полученные результаты были представлены на XLIX Международная (Звенигородская) конференция по физике плазмы и УТС, 14 – 18 марта 2022 г. За отчетный период было опубликовано 2 статьи в журналах, индексируемых базами данных WoS и SCOPUS (одна из них – в журнале первого квартиля по Science Journal Ranking 2020).
В рамках выполнения работ, запланированных на второй год выполнения проекта, были проведены численные исследования динамики пробоя газа в капилляре в условиях, близких к газоразрядным источникам мягкого рентгеновского в диапазоне окна прозрачности воды, для которых характерен продольный градиент давления газа вдоль капилляра, обеспечивающий стабильный пробой и уменьшающий долю излучения, поглощенную в собственном газе. Для определения распределения плотности газа внутри капилляра моделировалось стационарное течение газа в капилляре путем численного решения уравнение Навье-Стокса для геометрии, приближенной к экспериментальной. Получаемые распределения использовались в качестве входного параметра при численном моделировании процесса пробоя газа в капилляре в экспериментальных условиях. Для выявления характера влияния градиента также были проведены серии расчетов для двух случаев – с пространственным распределением газа внутри капилляра из расчета Навье-Стокса и с однородным заполнением, при котором бралось среднее значение давления газа. Проведенный анализ динамики пробоя для азота не выявил принципиальных отличий, обусловленных наличием продольного градиента давления – в обоих рассмотренных случаях пробой происходил по механизму волны ионизации. Наблюдались некоторые количественные отличия, обусловленные разными концентрациями нейтральных частиц вблизи силового электрода и по длине капилляра. численные расчеты показали, что разница в градиенте давления газа в капилляре оказывает меньшее влияние на динамику пробоя, нежели вариации в абсолютных значениях давления.
Для получения оценок свойств и динамики разряда в условиях продольного градиента давления газа в капилляре и неоднородного характера сжатия плазмы была разработана специальная методика на основе одномерной лагранжевой МГД-модели. Методика основывалась на пренебрежении аксиальными диссипативными процессами и аксиальной компонентой скорости плазмы по сравнению с радиальной. Такое приближение соответствует предельному случаю бесконечно длинного капилляра или бесконечно малого градиента давления по длине капилляра, который применим для рассматриваемого случая ввиду существенно большой длины капилляров, использующихся в газоразрядных источниках излучения, и малых характерных времен протекания. Таким образом возможно описание радиального сжатия плазмы в разных точках капилляра на основе локального значения начального распределения плотности газа, получаемые таким образом результаты затем «сшивались» в наглядные двумерные распределения с помощью специально разработанного алгоритма. Разработанная методика была проверена для экспериментальных условий источника излучения на основе разряда в ксеноне. Полученные в ходе расчетов двумерные распределения позволили качественно оценить пространственно-неоднородную динамику сжатия плазмы, которая хорошо согласовывалась с регистрируемым фотодиодом излучением, пропущенным через специальные фильтры для выделения экстремального ультрафиолетового диапазона. Также получаемые оценки концентрации электронов в точке посередине капилляра были соотнесены с результатами экспериментальных измерений концентраций электронов на оси капилляра, сопоставление показало удовлетворительное согласие, как в абсолютных значениях, так и в динамике.
Разработанная методика оценки двумерной динамики плазмы была применена для экспериментальных условий источника излучения в «окне прозрачности» воды на основе капиллярного разряда в азоте. Оценка динамики плазмы показала, что «источник» излучения в мягком рентгеновском диапазоне в условиях эксперимента был локализован ближе к аноду, в то время как большая часть плазмы оказывалась недостаточно горячей. Количественные оценки параметров плазмы, полученные в ходе одномерного мгд-расчета для начального давления, соответствующего прианодной области, показали хорошее согласие по времени максимума сигнала с фотодиода через титановый фильтры (пропускающие излучение в окне прозрачности воды). Исходя из анализа экспериментальных данных и анализа рассчитанной для этих условий динамики плазмы был сделан вывод о недостаточной энергетике установки и неэффективности генерации излучения в рассматриваемом источнике – большая часть накопленной энергии вкладывается в ионизацию газа до степеней ионизации, недостаточных для генерации в окне прозрачности воды. Были проведены оценки для схожих экспериментальных условий, но большей амплитуда импульса тока Было установлено, что при увеличении амплитуды тока можно добиться увеличения концентрации электронов в 5 раз при той же температуре электронов и степени ионизации плазмы за счет смещения источника ближе к силовому электроду.
Также была завершено начатое на первом году исследование вопроса влияния предварительной ионизации газа в капилляре на свойства газоразрядных ЭУФ лазеров.
Таким образом, на втором году выполнения проекта была продемонстрирована эффективность разработанных МГД-модели наносекундного капиллярного разряда и методики оценки неравномерной динамики сжатия плазмы для интерпретации экспериментальных данных, оценок параметров плазмы и потенциальной оптимизации конфигурации источников излучения в области «окна прозрачности» воды.
