Диссертация (1097947), страница 31

Просмтор этого файла доступен только зарегистрированным пользователям. Но у нас супер быстрая регистрация: достаточно только электронной почты!

Текст из файла (страница 31)

Величины d sp и Ddis обозначают размер входной апертурыи обратную линейную дисперсию эмиссионного спектрометра (в единицах волнового числа),соответственно.В азотосодержащих газовых разрядах, исследуемых в диссертации, в балансеконцентраций частиц в возбужденных излучающих состояниях, представляющих интерес длядиагностики плазмы, важную роль играют электрические дипольные переходы: междусинглетными D1u  B1 g и триплетными d 3u  b3 g электронными состояниями молекулыгелия; первойN2 B3 g  A3uи второйN 2 C 3  u  B 3 gположительных системмолекулы азота и первой отрицательной системы N2  B 2u  X 2g  молекулы иона азота;фиолетовой системы CN  B 2  X 2  молекулы циана; системы Свана C2  d 3 g  a3u молекулыуглерода;атомовnl   2S 1LJ   nl   2S 1LJводородаигелияn1l1n2l2  2S 1LJ   n1l1n2l2  2S 1LJ .

Величина n - главное квантовое число атома водорода, а l -орбитальное число электрона. Величины S , L и J обозначают квантовые числа операторовквадратаполногоспинового,орбитальногоиугловогомоментоватомаводорода,соответственно. n1l1 и n2l2 - главные квантовые числа и квантовые числа орбитальныхмоментов первого и второго электрона в атоме гелия, соответственно. Индексы «'» и «''»обозначают верхнее излучающее и нижнее электронные состояния атомов, соответственно.Электрические дипольные переходы определяются правилами отбора, типом связи(взаимодействия электронов с положительно-заряженным ядром частицы), свойствамисимметрии верхних и нижних электронных состояний возбужденных частиц. Коэффициентспектральной излучательной способности НТП mn  rad   mn  определяется в рамкахквантовой электродинамики [73, 271, 272, 274, 276, 278, 279–281, 283–286, 289, 290, 295, 298–158300, 302–309, 312–321, 324, 327, 328–333, 381, 1263] и физической кинетики [122, 133, 135, 141,146, 147, 149, 160, 162, 164, 171, 184, 189, 195, 197, 808–823].

Предполагается, что длины волнэлектромагнитного поля много больше атомных размеров частицы. Это условие справедливодля ультрафиолетового, видимого и инфракрасного диапазона длин волн, представляющихинтерес для практической спектроскопии НТП. Электромагнитное поле, взаимодействующее счастицей, является слабым.

Взаимодействие электромагнитного поля с частицей приводит кпоглощению и излучению частицей дискретных значений энергии электромагнитного поля энергии одного фотона. Энергия фотона равняется разности энергий квантовых состоянийчастицы, которые устанавливаются правилами отбора для электрических дипольных переходовдля атомарных и молекулярных систем. Фотон, отождествляющийся с вынужденнымизлучением, имеет поляризацию (спин и его проекцию) и волновой вектор, совпадающие ссоответствующими характеристиками фотона, который взаимодействует с частицей истимулирует излучение. В отличие от вынужденного излучения спонтанное являетсяизотропным в пространстве и деполяризованным.

Спектры испускания атомов гелия He иводорода H , молекулы азота N 2 , углерода C2 , циана CN , иона молекулы азота N 2 и гелия He2возникают, преимущественно, в результате процессов спонтанного излучения возбужденныхчастиц. Из рассмотрения уравнений баланса энергии и концентраций для частиц, участвующихв электрическом дипольном переходе, получается зависимость коэффициента спектральнойизлучательной способности от концентраций частиц N m в возбужденных излучающихсостояниях [271, 272, 281, 283, 286, 295, 290, 293, 302, 307–309, 317–319, 328–330, 331, 332, 381,808–823, 1268]: mn  rad   mn   Smn  rad   mn   Amn  N m  h  c  mn , (2.1.1)int mn Amn  N m  h  c  mn . (2.1.2)intЗдесь  mn- интегральный коэффициент излучательной способности низкотемпературнойплазмы.ВеличинаSmn  rad   mnявляетсяAmnвероятностьюот волнового числа  radспонтанногоизлучения,афункцияобозначает истинный контур электрическогодипольного перехода m  n .

Обсуждение механизмов уширения спектральных линий можнонайти, например, в [29, 44, 122, 146, 149, 162, 171, 271, 272, 278, 279, 281, 283–286, 289, 294,295, 290, 293, 307–309, 312, 317–319, 327–330, 331, 332, 381, 808–823, 1269]. В диссертации, приопределении  mn  rad   mnплазмы учитываются неоднородное доплеровское и однородноеуширение атомарных и молекулярных линий, обусловленные тепловым движением частиц ивзаимодействием между тяжелыми частицами (молекулами, атомами или их ионами),159соответственно [29, 44, 122, 146, 149, 162, 171, 189, 271, 272, 278, 279, 281, 283–286, 289, 294,295, 290, 293, 307–309, 312, 317–319, 327–330, 331, 332, 381, 808–823, 1270].

При учетеоднородного уширения предполагается, что: уширение линий, обусловленное столкновениямимежду тяжелыми частицами много больше, чем естественное уширение; сдвиг положениялинии обусловленного столкновениями между частицами много меньше, чем величинадоплеровского уширения линий.

При расчете однородного уширения линий в спектреиспользуются модели твердых сфер (с применением различных аппроксимаций зависимостисечения столкновений между частицами от поступательной температуры Tg ), а также моделей спривлечением потенциалов Леннарда-Джонса и Борна-Майера для взаимодействия междучастицами [189]. Учет однородного и неоднородного уширения линий обуславливаетзависимость коэффициента спектральной излучательной способности  mn  rad   mnотпараметров потенциалов взаимодействия и поступательной температуры частиц НТП. Расчетыintдля атомов водорода и гелия выполнены с помощью выражений (2.1.1 и 2.1.2) с учетом mnмультиплетного расщепления их термов (с разрешением по полному угловому моменту) [162,278, 279, 281, 283–285, 289, 303, 313–315, 318, 324, 328–330, 381, 606, 1264–1266, 1268, 1269,1272–1278].Дляопределенияэлектронныхсостоянийатомовводородаигелия,представляющих интерес для диагностики газовых разрядов, используются принцип Паули(тождественности частиц), квантовые модели векторного и алгебраического сложениямеханических и собственных моментов количества движения связанных (оптических)электронов [162, 278, 279, 283, 284, 285, 298, 303, 312–315, 320, 324, 330, 1263, 1269, 1272].Применимость моделей определяется соотношением величин, характеризующих типывзаимодействий между электронами, находящимися вне заполненных оболочек атомов, и ихположительно-заряженными ядрами.

Для атомов водорода и гелия относительная рольвзаимодействий классифицируются типом LS - связи (нормальной связи) [283–285, 314, 315,330]. В расчетном спектре атомарного водорода учитываются электронно-возбужденныесостояния nl  2S 1LJ , число которых составляет 32: основное электронное состояние 1s  2 S1 2 иэлектронно-возбужденные состояния 2s  2 S1 2 , 2 p  2 P1 2 , 2 p  2 P3 2 , 3s  2 S1 2 , 3p  2 P1 2 ,3p  2 P3 2 , 3d  2 D3 2 , 3d  2 D5 2 , 4s  2 S1 2 , 4 p  2 P1 2 , 4 p  2 P3 2 , 4d  2 D3 2 , 4d  2 D5 2 , 4 f  2 F5 2 ,4 f  2 F7 2 , 5s  2 S1 2 , 5 p  2 P1 2 , 5 p  2 P3 2 , 5d  2 D3 2 , 5d  2 D5 2 , 5 f  2 F5 2 , 5 f  2 F7 2 , 5g  2G7 2 ,5g  2G9 2 , 6s  2 S1 2 , 6 p  2 P1 2 , 6 p  2 P3 2 , 6d  2 D3 2 , 6d  2 D5 2 , 6 f  2 F5 2 , 6 f  2 F7 2 .

Врасчетном спектре атомарного гелия учитываются электрические дипольные переходы междуэлектронно - возбужденными состояниями n1l1n2l2  2S 1LJ , число которых составляет 94:160основное состояние 1s 2  1S0 ; метастабильные состояния 1s 2s  3S1 и 1s 2s  1S0 ; возбужденныесостояния 1s 2 p  3P2 ; метастабильное состояние 1s 2 p  3P1 ; возбужденные состояния 1s 2 p  3P0 ;1s 2 p  1P1 ; 1s3s  3S1 ; 1s3s  1S0 ; 1s3 p  3P2 ; 1s3 p  3P1 ; 1s3 p  3P0 ; 1s3d  3D3 ; 1s3d  3D2 ;1s3d  3D1 ; 1s3d  1D2 ; 1s3 p  1P1 ; 1s 4s  3S1 ; 1s 4s  1S0 ; 1s 4 p  3P2 ; 1s 4 p  3P1 ; 1s 4 p  3P0 ;1s 4d  3D3 ; 1s 4d  3D2 ; 1s 4d  3D1 ; 1s 4d  1D2 ; 1s 4 f  3F3 ; 1s 4 f  3F4 ; 1s 4 f  3F2 ; 1s 4 f  1F3 ;1s 4 p  1P1 ; 1s5s  3S1 ; 1s5s  1S0 ; 1s5 p  3P2 ; 1s5 p  3P1 ; 1s5 p  3P0 ; 1s5d  3D3 ; 1s5d  3D2 ;1s5d  3D1 ; 1s5d  1D2 ; 1s5 f  3F3 ; 1s5 f  3F4 ; 1s5 f  3F2 ; 1s5 f  1F3 ; 1s5 p  1P1 ; 1s6s  3S1 ;1s6s  1S0 ; 1s6 p  3P2 ; 1s6 p  3P1 ; 1s6 p  3P0 ; 1s6d  3D3 ; 1s6d  3D2 ; 1s6d  3D1 ; 1s6d  1D2 ;1s6 f  3F3 ; 1s6 f  3F4 ; 1s6 f  3F2 ; 1s6 f  1F3 ; 1s6 p  1P1 ; 1s7s  3S1 ; 1s7s  1S0 ; 1s7 p  3P2 ;1s7 p  3P1 ; 1s7 p  3P0 ; 1s7d  3D2 ; 1s7d  3D1 ; 1s7d  1D2 ; 1s7 f  3F3 ; 1s7 f  3F4 ; 1s7 f  3F2 ;1s7 f  1F3 ; 1s7 p  1P1 ; 1s8s  3S1 ; 1s8s  1S0 ; 1s8 p  3P2 ; 1s8 p  3P1 ; 1s8 p  3P0 ; 1s8d  3D2 ;1s8d  3D1 ; 1s8d  1D2 ; 1s8 p  1P1 ; 1s9 p  3P2 ; 1s9 p  3P1 ; 1s9 p  3P0 ; 1s9d  3D2 ; 1s9d  3D1 ;1s9d  1D2 ; 1s9 p  1P1 ; 1s10s  3S1 ; 1s10 p  3P2 ; 1s10 p  3P0 ; 1s10d  3D2 ; 1s10d  3 D1 ; 1s10d  1D2 .Общее количество возможных излучательных переходов определяется правила отбораэлектрического дипольного излучения атомных систем:l  1 , (2.1.3)J  0, 1 , (2.1.4)J z  0, 1 , (2.1.5)S  0 .

(2.1.6)Для главного квантового числа n , n1 и n2 разрешаются любые их изменения. Здесь, J zобозначает проекцию вектора полного углового момента атома J на ось z направление,которой задается магнитным полем, обусловленным орбитальным движением электронов.Количество переходов, учитываемое при моделировании атомарного спектра: гелия в диапазонедлин волн от 50 нм до 2475 нм, составляет 240; водорода в диапазоне длин волн от 93 нм до4053 нм, равно 115.

Для моделирования коэффициента излучательной способности с учетоматомных переходов создана спектральная база данных излучательных характеристик вприближении мультиплетного расщепления термов, основывающаяся на результатах работ[275, 276, 313, 330, 606, 662, 1264–1266, 1279, 1277]. Она включает: свойства симметрии иквантовые характеристики верхних и нижних электронных состояний, определяющихэлектрические дипольные переходы; спектроскопические константы атомов и длины волнпереходов; излучательные характеристики переходов - силы атомных линий и осцилляторов в161поглощении и испускании, вероятности спонтанных переходов; уровни энергий атомовводорода и гелия.

Для двухатомных молекул N 2 , He2 , CN , C2 и N 2 применение «грубого»адиабатического приближения, а также адиабатических приближений Борна-Оппенгеймера иБорна-Хуанга [184, 276, 283, 286, 285, 290, 302, 304, 306, 330] допускает ряд преобразованийвыражения(2.1.2)длявеличиныint. mnИспользованиеадиабатическихприближенийсущественно упрощает её расчет [286, 290, 295, 302, 306, 307, 308, 317–319, 328–330, 381]:int mn416   3  cS J J . (2.1.7) J J   Sest est  rvv   qvv N3 2  J   1  K  J vestЗдесь m и n обозначают совокупность квантовых чисел est , v  , J  и est , v  , J  , соответственно.J  , J  - квантовые числа полного углового момента вращения;  J J  - волновое число,определяющее положение электронно-колебательно-вращательной линии в спектре испусканияи соответствующее числам J  и J  колебательных уровней v  и v  , электронных состояний estи est .

Характеристики

Список файлов диссертации