Source: http://studylib.es/doc/5313743/dispositivo-experimental-para-la-medida-de-la
Timestamp: 2017-10-18 14:43:46+00:00

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DISPOSITIVO EXPERIMENTAL PARA LA MEDIDA DE LA
Sp ISSN 00S1-33S7
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A.Pérez-Navarro Gómez
CLASIFICACIÓN INIS Y DESCRIPTORES
Toda correspondencia en relación con este trabajo debe dirigirse al Servicio de Documentación Biblioteca
y Publicaciones, Junta de Energía Nuclear, Ciudad Universitaria, Madrid-3, ESPAÑA.
Las solicitudes de ejemplares deben dirigirse a
Los descriptores se han seleccionado del Thesauro
del INIS para-describir las materias que contiene este informe con vistas a su recuperación. Para más detalles con_
sultese el informe IAEA-INIS-12 (INIS: Manual de Indizacion) y IAEA-INIS-13 (INIS: Thesauro) publicado por el Organismo Internacional de Energía Atómica.
Se autoriza la reproducción de los resúmenes analíticos que aparecen en esta publicación.
Este trabajo se ha recibido para su impresión en
Depósito legal n° M-39H8-1977
I.S.B.N. 84-500-2337-8
DISTRIBUCIÓN ENERGÉTICA DE LOS RAYOS X EMITIDOS POR UN
2.1. Radiación por Bremsstranlung.
2.2. Filtraje y resolución espacial.
3.1. Resolución.
3.2. Tiempo muerto.
3.3. Apilamiento residual.
La medida del espectro energético de los rayos X
procedentes de un plasma permite determinar ( l ) , (2):
a) La función de distribución de energías de los
electrones, (f(v)) .
b) La temperatura electrónica (Te)
c) El contenido en impurezas del plasma (Zeff)
d) Identificación de algunas de dichas impurezas (Cr, Fe, Ni, M o , W, Au, etc.)
Resulta especialmente importante la primera de es
tas aplicaciones ya que el plasma en un tokamak puede apartarse notablemente de un comportamiento Maxwelliano, bien mediante la existencia de una componente supratérmica en la
distribución de electrones ("runaway regime")* bien mediante
el desplazamiento de todo el conjunto de electrones respecto
a una distribución de Maxwell ("slide away regime").
Las restantes aplicaciones de este método completan la información que puede obtenerse de medidas espectros
cópicas y de difusión luminosa, lo que es muy importante en
un tokamak donde con dispositivos experimentales muy compli
cados se requiere una comprobación cuidadosa de los resulta
dos obtenidos y, cuando sea posible, su comparación con los
valores deducidos con otro método independiente.
En el presente trabajo se estudia un dispositivo
para la medida del espectro de rayos X y su aplicación a un
plasma tokamak, analizando las limitaciones en el ritmo de
acumulación de datoss impuesta por las características de los elementos electrónicos de la cadena de análisis, la resolución en energías y la deformación espectral introducida
por apilamiento de señales. Un sistema de inhibición de ana
lisis para impulsos dobles, formados por apilamiento, va in
corporado en el dispositivo.
Asimismo se ha analizado la resolución espacial de este tipo de medidas que para un tokamak, debido a los perfiles radiales de temperatura y al filtraje de fotones de
baja energía, resultan locales.
Este trabajo fue realizado durante una estancia del autor en el ORNL (Thermonuclear División), debiendo agrá
decer a G.L..Jahns la información dada y algunas esclarecedo ras discusiones.
2. DISTRIBUCIÓN ENERGÉTICA DE LOS RAYOS X EMITIDOS POR IM PLASMA.
El espectro energético de la radiación X emitida
por un plasma presenta líneas características correspondien
tes a las transiciones electrónicas entre distintos niveles
atómicos de las impurezas presentes en el plasma, que pueden identificarse a partir de la determinación de dichas l£
neas, más un continuo debido a la interacción de los electro
nes con los iones del plasma. Distinguiremos aquellas inte_r
acciones en que el electrón queda libre después de sufrir la ("Bremsstrahlung")
de aquellas otras en que resulta cap-
turado por el ion (Recombinación Radiactiva) . Ambos proce; sos presentan la misma dependencia con la energía de los fo
tones emitidos ( 2 ) 3 por lo que no es preciso considerarlos
separadamente cuando se intenta determinar la función de di_s
tribución de los electrones ó su temperatura, sí será preci
so hacerlo al intentar medir el contenido en impurezas del
La radiación de bremsstrahlung dominará sobre la
de recombinación para plasmas con temperaturas superiores a
2.6 E ¿
siendo E¿ = Z^ EJJ, la energía de ionización de la impureza,
Z su grado de ionización y EJJ = 13¿>6 eV, el potencial de io
nización del H2. Conforme más frió es el plasma, o mayor la
concentración de impurezas, más importante resulta la compo
nente del espectro debida a recombinación radiactiva.
No se consideran en este trabajo otros posibles
procesos, tales como: recombinación dielectrónica, recombinación disociativa, interacción electrón-electrón, etc., por
ser despreciable su contribución al espectro de energías, cuando con un filtro adecuado se eliminan energías inferiores a 1 KeV.
2.1. Radiación por Bremsstrahlung.
A partir de las consideraciones del apartado ante
rior podemos limitarnos al estudio de la radiación emitida
por bremsstrahlung.
La energía radiada, por unidad de longitud, por un'
electrón de energía cinética E Q al interaccionar con un con
junto de iones, viene dada por (3)í
" ~dx~
i- T 3 7
donde n¿ es la densidad de iones, Z su carga y r o =e2/mc^ el
radio clásico del electrón.
~" -i) —
La sección eficaz de bremsstrahlung es prácticamente constante¡ por lo que puede suponerse la energía radiada uniformemente en el rango de energía de fotones comprendido entre cero y la energía del electrón:
con [E o ] = KeV.
Si el número de electrones por cm.3 con energías en
1 y t + d"c
es f(l) d£} el espectro de la radiación -
[ £ ] = [ E J = KeV.
La medida de l(E) permite determinar l a función
de d i s t r i b u c i ó n f(£) ( 4 ) .
Para una d i s t r i b u c i ó n de Maxwell:
ó/2
" VTe
donde n e y Te son la densidad y temperatura electrónica,
3.39 x 1CT 1 5 Z 2 nin e
- E /eT e
s-1 cm-3
[Te] = KeV, [n] = cm-3.
Por tanto, una dependencia exponencial del espectro indicará una distribución Maxwelliana de los electrones
en el plasma y permitirá obtener su temperatura. Asimismo,
es posible determinar el contenido en impurezas del plasma
a partir del coeficiente de dicha exponencial. Sin embargo
la interpretación del factor multiplicativo del espectro ob_
tenido respecto al correspondiente a un plasma de hidrógeno,
con las mismas condiciones de densidad y temperatura, como
el valor de Zeff, no es posible, en general, debido a la di
ficultad de tener que considerar un valor de Z
para los io
nes función de la energía del electrón. Los muy energéticos
verán una Z igual a la carga del núcleo mientras que los de
baja energía estarán condicionados por el grado de ioniza ción del átomo de impureza. Asimismo para bajas temperaturas
electrónicas o elevadas concentraciones de impurezas, será
necesario considerar la contribución de los procesos de recombinación radiactiva, lo que exigirá conocer las impur-e zas existentes, su densidad y distribución espacial.
En la figura 1 se presenta el espectro de
bremsstrahlung de un plasma para distintas temperaturas
electrónicas, supuesta una distribución de Maxwell para las
energías de los electrones.
A fin de evitar que los fotones de baja energía,
mas numerosos, bloqueen el detector impidiendo detectar los
existentes en el rango de varios KeV que, como se desprenden
de la figura 1, son los más interesantes para la determinación de la distribución energética de rayos X en plasmas
con temperaturas correspondientes a las de interés en dispo
sitivos de fusión controlada, será necesario utilizar un
filtro, lo que a su vez permitirá separar el dispositivo ex
perimental de la cámara de vacío del tokamak. El elemento más idóneo es Berilio, cuya sección eficaz de absorción para
rayos X (5) s puede aproximarse por:
£T= 7 x 10-3 E-3 barn
[E] = KeV
con lo que para una lámina de espesor d, se obtiene un filtro
p - -f- ce-E'3-d
-4.. 1 <
C ==. e "r
A e s e l peso atómico
e l e s p e s o r en
[AMU] , /o l a d e n s i d a d
[ gr/cm3 j
£lO~3 cml .
En la figura 2 se presenta el filtro obtenido con
una lámina de 1.27 x i0~"3 C m de espesor (0.5 mil. de pulgada) y su efecto sobre la distribución energética de rayos X
de un plasma con T e = 500 eV. De dicha figura puede deducir
se que el efecto del filtro es equivalente a impedir la lie
gada al detector de fotones de energía inferior a E c = l KeV
y amortiguar por encima de este valor, un factor constante
C = 0,42.
Al considerar el efecto de filtraje habrá que con
siderar también el efecto debido a los materiales del dete_c
tor: cápsula, zona neutra, etc. Para conseguir energías de
corte superiores bastará aumentar el espesor de la lámina.
La presencia de un filtro para fotones de baja
energía permite considerar estas medidas como locales cuando
se efectúan en un tokamak. En efecto, la potencia total radiada por el plasma vendrá dada por:
P(T e ) =
I I(E) dE = 5.42x10-31 ningZi 2 T e ^ w att/cm3
y la potencia que atraviesa el filtro en la aproximación de
tomar una energía de corte inferior E c será:
P f (T e ) =
I I(E) FdE = C F x 5.42 xlO-31 n in e Zi Z T e 2e~" tc / 2 e
watt/cm3
donde [n] = cm~3 y [Te] = [E C ] = KeV
En la figura 3 se representa la energía radiada por el plasma y la obtenida con filtros de berilio
tintos espesores. Puede observarse que la dependencia con la temperatura electrónica es del orden de Tg^ para tempera
turas inferiores a I KeV. Esta fuerte dependencia hace que
las medidas de este tipo efectuadas en un tokamak pueden to
marse como locales, a pesar de efectuarse a lo largo de una
cuerda que atraviesa todo el plasma, basándonos en los abrup_
tos perfiles radiales de temperatura del dispositivo. En la
figura 4 se presenta este efecto representando, para un pe_£
fil de temperaturas determinado, la contribución de cada zo
na del plasma a la potencia total radiada. Para un filtro de 2 KeV y un plasma con T e
= 0 , 5 KeV, prácticamente to_
da la radiación X procede del 20 % más inferior del mismo.
Para perfiles radiales de temperatura más planos
será necesario, para obtener resolución espacial, efectuar
una inversión de Abel de los resultados obtenidos en medidas
a lo largo de diferentes cuerdas.
No se ha considerado en esta estimación la dependencia
de la potencia radiada con n e . Hacerlo aumentará aun más el
carácter local de este tipo de medidas en un tokamak.
La determinación de la distribución energética de
los rayos X emitidos por un plasma puede efectuarse mediante técnicas de análisis de amplitud de impulso (PHA); esto
es, contando fotones individualmente y deduciendo su energía
a partir de la altura del impulso que producen en un sistema lineal de detección. En la figura 5 se presenta el esque
ma de un dispositivo experimental para realizar este tipo de medidas. Dicho dispositivo es muy similar a los utilizados en otros tokamaks (ST (6), ORMAK (7)).
En este sistema los impulsos procedentes de un de
tector son conformados por dos canales independientes, uno
lineal para determinar, lo más exactamente posible, la ener
gxa del fotón detectado y otro rápido, para impedir que el
canal lineal analice aquellos impulsos formados por la super
posición de los correspondientes a dos fotones detectados en
un intervalo de tiempo inferior al de subida del impulso del
canal lineal.
En la figura 5 se ha indicado las referencias de
módulos electrónicos comerciales (ORTEC) con los que puede
montarse dicho dispositivo, cuyo tratamiento de los impulsos
se representa en la figura 6, donde, se representa con A los
impulsos analizados, con B los rechazados por estar ocupado
el sistema analizador con un impulso anterior y con C, los
rechazados por el sistema de inspección de apilamiento de -
Un generador de impulsos, sincronizado con la señal de disparo de la descarga tokamak, determina el instante, a partir del comienzo de la misma, y la duración de la
adquisición de señales por el sistema. El corto valor de es
ta, debido a que la duración total de la descarga puede ser
inferior a cien milisegundos,en tokamaks intermedios, hace
necesario acumular datos durante numerosas descargas sucesi
vas a fin de obtener una estadística aceptable. El sistema
de acumulación debe permitir eliminar los datos correspon dientes a descargas que, por cualquier circunstancia, sean
diferentes a las del resto de la serie. La reproductibilidad
de las descargas puede juzgarse con la señal procedente de
pequeñas bobinas situadas en la periferia del plasma para la medida del campo poloidal de la descarga.
Un objetivo fundamental, al diseñar un dispositivo de este tipo, será obtener el ritmo de contaje mas eleva
do posible dentro de las limitaciones debidas a los factores
que se presentan en los apartados siguientes.
Los espectros correspondientes a electrones térmi
eos presentan pendientes muy abruptas, figura 1, que exigen
detectores de alta resolución, igualmente necesaria para de_
terminar líneas características de las impurezas presentes
en el plasma (Cr, Fe, Ni, Mo, W, Au). Dichas líneas caracte
rxsticas pueden encontrarse tabuladas en (8).
Todo lo anterior hace que para la zona de bajas energías del espectro (l a 20 KeV) se utilizen detectores de Si(Li) que permiten resoluciones inferiores a 200 eV^ a ^.
Resoluciones del orden mencionado no perturban el
espectro. En efecto, calculando la convolución del espectro
de la radiación, (obtenido en
supuesto que el filtro de
Berilio introduce un corte total para energías inferiores a
E c y un factor constante de amortiguación para las superiores a dicho valor), con una gaussiana de semianchura (FWBM)A ,
resultará para el espectro detectado:
D(E O ) c<
-E/Te e
0 . 6 A° ^
operando resulta, para energías superiores a la de corte, un
D(E O )
E /T -«-«- °'36 A 2
° e '
bE / /T
que para una resolución
A = 200 eV representa una perturbja
(a) ORTEC Serie 7000 Si(Li) LEPS presenta una resolución de
FWHM = 160 eV.
ción del original inferior al 1 % incluso para temperaturas
electrónicas del orden de 500 eY.
La resolución energética viene fijada, para un de
terminado detector, por las constantes de tiempo de los ci£
cuitos formadores del impulso cuasi-gaussiano, adecuado para
análisis lineal, obtenido de los impulsos rápidos procedentes del preamplificador asociado al detector. Reducir el va
lor de estas constantes de tiempo para obtener mayores ritmos de cuenta lleva implícito degradar la resolución del sis
tema, como puede comprobarse en la figura 7 donde aparece la forma típica de la resolución de una cadena para una determinada línea (para calibraciones de este tipo puede utilizarse, por ejemplo, la línea K^ del Fe-*-* a 5» 90 KeV) en función de la constante de tiempo X del amplificador lineal
(el tiempo de subida del impulso de salida será 2 T ) . Dicha
resolución viene fijada también por el nivel de ruido del —
preamplificador, a menos nivel mayor resolución, para un ?
fij"o. Fij*ado un valor de T , el ritmo de impulsos no podrá
exceder de un valor crítico9
sin que se produzcan derivas en el comportamiento del ampia,
ficador. No tendrá sentido, sin embargo, sacrificar excesivamente la resolución del sistema, disminuyendo Z para obte
ner mayores R c , debido a que el tiempo muerto del sistema convertidor analógico-digital y analizador multicanal impone
más estrictas limitaciones al máximo ritmo de cuentas en el
dispositivo, como se presenta en el próximo apartado.
En la zona de altas energías el espectro presenta
rá una pendiente más suave, debido a la componente supratér
mica o "runaway", por lo que la resolución no será ya tan importante. Debido a que esta región del espectro, del orden
de MeV, el efecto Compton domina sobre la absorción foto-
electrónica es preciso aumentar el tamaño del detector para
que los fotones difundidos no escapen del mismo. Normalmente
se utilizan detectores de centelleo de
INa debido a su ele
vada eficiencia y ser los mejor conocidos, presentan el inconveniente de un lento decaimiento del impulso ( .
25/ÍS) »
tamaño de los detectores, hasta 5 x 5", obliga a un cuidado
so blindaje de los mismos.
Para esta zona del espectro resulta interesante sustituir en el dispositivo experimental, representado en la figura 5, la puesta del canal de análisis por un sistema
que permita analizar solo aquellos impulsos que se encuen tren en dicha zona (OR 442).
La digitalización del impulso procedente del amplificador lineal y su acumulación, en el canal correspon-
diente a su tamaño, en el analizador multicanal consume un
~&^ durante el cual el sistema queda bloqueado para
aceptar nuevos impulsos. Dicho tiempo está compuesto, como
se esquematiza en la figura 8. por el tiempo de subida del
impulso, el de medida de su altura y el direccionamiento en la memoria. Lógicamente, el máximo ritmo de contaje que
podemos alcanzar en el dispositivo experimental vendrá dado por
El ritmo de impulsos acumulados vendrá dado por
será el ritmo de impulsos obtenido, a partir de un
R o c/s a la salida del amplificador lineal, por la acción
del sistema de inspección de apilamiento:
Rp = Ro
e-*! R o
siendo t^ el tiempo mínimo exigido a la separación entre
dos impulsos para no ser rechazados.
Incrementar R a exige reducir el valor de tj_ y
El primero viene fijado por la constante de tiempo del amplificador lineal y, por tanto, por la resolución deseada:
pero también T está fijado por el mínimo tiempo de subida que acepte el convertidor analógico-digital, no teniendo sen
tido bajar 7 por debajo de dicho valor. Además,dentro de "2"^
.la mayor contribución es debida al tiempo de direccionamien
tOj por lo que la influencia de disminuir ~C , una vez alean
zado un valor del orden de tp/lO, sobre el máximo ritmo de contaje será nula. En la figura 9 se presenta la fracción
acumulada del número total de fotones detectados para valo
res habituales en los dispositivos actuales, ~Z — 0.5/^.s y ~ÜK — 10yí/Cs, pudiendo comporbar que las pérdidas se deben fundamentalmente al proceso de acumulación. La figura 10 presenta el ritmo de acumulación alcanzable en dichas condiciones en función del ritmo de detección de fotones.
Los dispositivos electrónicos para controlar cuan
do dos señales ocurren dentro de un determinado intervalo
de tiempo presentan un tiempo mínimo de resolución (T m ) que
puede considerarse como figura de mérito de los mismos. P_a
ra impulsos separados un tiempo inferior a T
eirá impulso de inhibición para el canal lineal, y el impul
so compuesto será analizado como simple, introduciéndose
perturbaciones en el espectro medido. La fracción de impulsos de este tipo sobre el total de los detectados vendrá
fp = 1 - e~Ro^"m
como R Q « l/fm)
6 m del orden de 100 ns para los di_s
positivos actuales, resulta
dicha fracción, representada en la figura 9? no supera el 1 % incluso para el máximo ritmo de detecciones utilizable.
Para estudiar su efecto perturbador sobre el espe_c
tro puede utilizarse la expresión de la relación entre el espectro de impulsos dobles y sencillos, obtenida en (2) al
considerar la probabilidad de detectar dentro de un interva
lo de tiempo A t , A t $ ~^m> c^os fotones y tomar como energía
del impulso doble la suma de las correspondientes a cada
uno de dichos fotones,
En la figura 11 se presenta f¿ para distintas con
diciones experimentales. La distorsión solo aparece para
energías superiores a 2E C , se incrementa con el ritmo de de
tecciones y disminuye al aumentar T e , para una E c fija. No
obstante hay que señalar que, a medida que se consideren to
kamak con T e más elevadas, será preciso incrementar E c , con
servando una relación E c / T e ~ 3> si se desea conservar la -
resolución espacial de este tipo de medidas tal como se ha
discutido en el apartado 2.2.
En la figura 12 se presenta el efecto sobre la dis
tribución energética para dos plasmas maxwellianos con temperatura 0.5 y 2 KeV respectivamente, pudiendo comprobar que la perturbación resulta inferior a un 2 % en el valor
de la pendiente, lo que puede despreciarse frente a la di_s
persión de los datos experimentales, impuesta por la limita
da estadística de este tipo de medidas en un plasma tokamak.
De lo expuesto a lo largo de este trabajo se dedu
a) La medida de la distribución energética de ra
yos X procedentes de un plasma tokamak es importante por —
dar información sobre la función de distribución de energía
de los electrones, su temperatura y el contenido en impure
zas del plasma.
b) La principal limitación en el ritmo de contaje
está fijada por el tiempo de almacenamiento en el analizador , siendo este el parámetro a optimizar. Un valor límite
del ritmo de contaje, para los actuales dispositivos, puede situarse alrededor de 5 x 104 c/s.
c) Pueden efectuarse medidas con resolución, para
la zona térmica de la distribución de electrones, de 200 eV,
d) El apilamiento residual introducido por la re
solución de los sistemas electrónicos utilizados, del orden
de 100 ns, no perturba apreciablemente la distribución ener
gética medida.
e) Obtener una estadística aceptable en los datos
experimentales exigirá, para tokamak
pequeños, acumular se
nales durante varias descargas. Asx para un tokamak con
T e = 0.5 KeV, tomando datos durante 10 ms de cada descarga,
y analizando el rango 1 a 4 KeV con una resolución de 200
eVj se obtienen 20 c/canal disparo.
f) Será necesario disponer de un sistema de elimi
nación de los datos correspondientes a aquellas descargas de la serie que resulten diferentes al resto.
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Distrubicxon energética de -radiación de bremsstrahlung
para plasmas maxwellianos de distintas temperaturas.
Filtraje de rayos X de baja energía con una lámina
Dependencia con T e de la potencia total radiada y
FIG. 4»
Contribución radial en un tokamak a la energía emi
tida como rayos X, para T e = 0.5 KeV y distintos e_s
pesores de filtro de Be.
Diagrama de bloques del dispositivo experimental.
Esquema temporal del tratamiento de señales.
Resolución en función de la constante de tiempo del
Tiempo muerto del sistema ADC-analizador multicanal.
Fracción acumulada del numero de fotones detectados.
FIG. 10. Ritmo de acumulación en función del ritmo de detec
FIG. 11. Fracción residual de impulsos apilador.
FIG. 12. Efecto del apilamxento residual sobre el espectro
de un plasma.
i<rh
10"* h
Fisrura 1 .
E ( KeV )
)0°r
= 127x10 J c m
IR:.Rayos X emitidos
F : Filtraje del Berilio
I Q :Rayos X filtrados
/ / / / / 7 / /
/ / / / r~T7
/ 7/ / / 7 / / / 7 / / / 7 /
/ / / / / / / / / / // // ,
\f / / // // // // / // // // // // / / / / " A
L Potencia
U (a.u.)
P(Teo)
— - j AMPLIF1C.
OR ¿,52
OR-7000
CANAL DE INSPECCIÓN
AMPLIF. RÁPIDO
D1SCRIMINADOR
IMSPECT.
APILAMIEN.
OR 404A
AMPLIF. LINEAL
DISC. RÁPIDO
DET. APILON
(PERM )
DET. APIL
(INNIB)
"C (jUS)
Nivel discrim.
h. I tm
•• medida
" direccionam,
R o = 10* c / s
T m = 100 ns
10"'r
Fisura 11.
10 o _
Ro=10 5 c/s
•cm=100 ns
Te= 2KeV
Ec=2KeV
Te=0.5 KeV
Ec=1KeV
2.05 KeV
-0.51 KeV
J.E.N. 390
¡ J.E.N. 390
Junta de Energía Nuclear, Tecnología de Reactores, Madrid.
"Dispositivo experimental para la medida de la d i s t r i
Junta do Energía Nuclear, Tecnología de Reactores, Madrid.
"Dispositivo experimental p a r a l a medida de la d i s t r i
bución energética de rayos X en un Tokamak. " '
i bución energética de rayos X en un Tokamak. "
¡ PEREZ-NAVARRO GÓMEZ, A. (1977) 33 pp. 12 f i g s . 8 r e í s .
Se presenta un sistema experimental para l a medida del espectro da rayos X de un pías
i nía tokamak, dedicando especial atención a sus características de resolución, tiempo
¡ muerto y distorsión dol espectro por api 1 amiento de señales.
PEREZ-NAVARRO GÓMEZ, A. (1977) 33 pp. 12 f i g s . 8 r e f s .
Se presenta un sistema experimental para l a medida del espectro do rayos X de un p1as¡
nía tokamak, dedicando especial atención a sus características de resolución, tiempo
muerto y distorsión del espectro por apilamiento de señales.
CLASIFICACIÓN INIS Y DESCRIPTORES: A H . Tokamak devices. X-ray detection. Plasma diag-
! CLASIFICACIÓN INIS Y DESCRIPTORES: A H . Tokamak devices. X-ray detection. Plasma diag¡ nostic. Electron temperatura.
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J . E . N . 390
Junta de Energía Nuclear, Tecnología de Reactores, Madrid,
" D i s p o s i t i v o e x p e r i m e n t a l p a r a l a m e d i d a de l a d i s t r ¿
b u c i ó n e n e r g é t i c a de r a y o s X en u n T o k a m a k . "
PEREZ-NAVARRO GÓMEZ, A. (1977) 33 pp. 12 f i g s . 8 refs.
Se presenta un sistema experimental para l a medida del espectro de rayos X de un plaS|
ma tokamak, dedicando especial atención a sus características de resolución, tiempo
bución energética de raiyos X en un Tokamak. "
PEREZ-NAVARRO GfflEZ, A. (1077) 33 pp. 12 f i g s . 0 r e f s .
i muerto y distorsión del espectro por api 1 amiento de señales.
CLASIFICACIÓN INIS Y 1ISCRIPTÜRES: A H . Tokamak devices. X-ray detection. Plasma diagnostic. Electron temperatura.
nostic. Electron temperatura.
"Experimental clevice for the X-ray energetic distribu
tion measurement in a Tokamak plasma".
"Experimental device for the X-ray energetic distribu
PÉREZ-NAVARRO GÓMEZ, A. (1977) 33 pp. 12 f i g s . 8 r e f s .
PEREZ-NAVARRO GÓMEZ, A. (1977) 33 pp. 1-2 f l g s . " 8 refs.
An experimental system to measure the X-ray spectrum in a tokaniak plasma i s described,
An experimental system t o measure the X-ray spectrum in a tokamak plasma i s described
emphasizing i t s characteristics: resolution, dead time and the pulse pile-up distortion
emphasizing i t s characteristics: resolution, dead time and the pulse pilo-up distortion
effeets on the X-ray spectra.
IN IS CLASSIFICATION AND DESCRIPTORS: AVi, Tokamak devices. X»ray detection. Plasma
ÍNIS CLASSIFICATION AND DESCRIPTORS: A H . Tokamak devices. X-ray detection. Plasma
diagnostic. Electron temperatura.
PEREZ-NAVARRO GÓMEZ, A. (1977) 33 pp.- 12 f i g s . 8 refs.
An experimental system to measure the X-ray spectrum in a tokamak plasma i s doscribed.,
An experimental system to measure the X-ray spectrum in a tokamak plasma i s described^
INIS CLASSIFICATION AND DESCRIPTORS: A14. Tokamak devices. X-ray detection. Plasma
INIS CLASSIFICATIÜN AND DESCRIPTORS: A U . Tokamak devices. X-ray detection. Plasma
diagnostic. Electron temperature.
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