Диссертация (1097947), страница 67

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

Текст из файла (страница 67)

(б) 1 v  0  v  14; 2 - v  0  v  13; 3 - v  0  v  12; 4 - v  0  v  11; 5 - v  0  v  10; 6 -v  0  v  9; 7 - v  0  v  8.При моделировании колебательной кинетики водородной НТП при определенныхусловиях существенную роль могут играть многоквантовые переходы v  v  1, обусловленныестолкновениями колебательно-возбужденных молекул водорода H 2  X 1g , v  1 с электронами.Для расчета амплитуды Fvv и определения сечений  vveV    многоквантовых переходовv  0  v  1–14, полученные в данной работе, имеют видeV vveV    1016   rel   Fvv [см2], v  v ,(4.3.1.3)367Fvv exp a  v  v  c   v  v 1   v  v  fbd , a =8.23718, b =-5.79598, c =-4.76075, d =1.15, f =2.eVЗдесь  rel  - нормированная зависимость сечения от энергии  , которая определялась сучетом изменения порога возбуждения с варьированием квантового колебательного числа v .Для определения зависимости амплитуды сечений Fv 0v от квантового колебательного числа vиспользовались экспериментальные данные [1868].

Рис. 202 иллюстрирует результаты расчетовамплитуд сечений колебательного возбуждения для v  0  v  1–14. в кинетической схеместупенчатого возбуждения колебательных уровней молекулы водорода электронным ударомучитывается 210 процессов (с учетом столкновений первого и второго рода молекул сэлектронами). Полученные сечения колебательного возбуждения переходов v  0  v  1–14приведены на рис. 203.Таблица 18. Параметры аппроксимации сечений возбуждения синглетных электронныхсостояний 2 B1u , 2 C1 u , 3 B1u , 3 D1 u , 4 B1u , 4 D1 u молекулы водорода электроннымударом из основного электронного состояния X 1 g для v  0 [1275].B uC uB  uB  uD uD  uA10.5503.651∙10-20.5523.653∙10-20.5506.827∙10-30.5502.446∙10-30.5528.913∙10-30.5523.872∙10-3A2-0.8405-0.8398-0.1572-5.631∙10-2-0.2049-8.902∙10-2A31.23651.23680.231226.2846∙10-20.301780.13110A42.52362.87400.471910.169080.701260.3046412.75413.2914.8515.4714.99615.555X 1 g 1 X 1 ,v  0 N1 ,g11111uэВПримечание.

ивозбуждения сечений  X 1 g j  1  4Aj, v  0  N u1- параметры аппроксимации сечения; порогиданы в эВТаблица 19. Параметры аппроксимации сечений возбуждения триплетных электронныхсостояний 2 b3u , 2 a 3 g , 2 c3 u , 3 e3u , 3 d 3 u молекулы водорода электронным ударом изосновного электронного состояния X 1 g для v  0 [1275].X 1 g a gb uc ue ud uA4.51.550.54411.722.333.7811.167.935.51.651.4311.724.51.60.1913.05.51.750.37513.63 X 1 ,v 0 N 3 ,gэВ3333368Примечание.

 ,  и A - параметры аппроксимации сечения; пороги возбуждениясечений  X 1 g, v  0  N 3даны в эВ.Обсуждаемые в диссертации полные уровневые сечения возбуждения  teE, X 1 ,v N1,3gэлектронных состояний молекулы водорода являются суммой сечений  XeE1 ,v N1,3   иg XdE1 1,3g , v  N   ,соответствующихпроцессамвозбужденияэлектронныхсостоянийидиссоциативного возбуждения электронных состояний молекулы водорода, соответственно: XeE   1  K eE  v    teE, X  ,vN XdE   K eE  v   teE, X  ,vN1 1,3g , v  N 1 1,3g , v  N 1 g1 g1,31,3  ,  .(4.3.1.4)(4.3.1.5)Здесь K eE  v  – параметр, который зависит от номера колебательного уровня v и выражаетотносительный вклад процесса диссоциативного возбуждения в полное сечение возбуждения.

Вдиссертации сечения электронного и диссоциативного возбуждения определяются с учетомизменения порогов возбуждения. При возбуждении электронных состояний молекулы водородаэлектронным ударом наибольшую величину имеют сечения возбуждения, соответствующиеоптически разрешенным переходам.Для оценки полных сечений возбуждения  teE, X Y   состояний, с которых разрешеныоптические переходов, в настоящей работе используется ряд полуэмпирических формул,обсуждение которых можно найти в [19, 147, 189, 317, 855–857]:Ry teE, X Y    4    a02  f X Y    X Y   X Y ; teE, X Y    4    a02  f X Y  Ry  X Y2   X Y ln  0.1 0.9  X Y, 0.7 X Y(4.3.1.6)   1    X Y Ycol ln  0.1 0.9   2 X Y         X Y  X Y 2   X Y ;(4.3.1.7) teE, X Y    0 ,    X Y ,,369eEt , X Y2 Ry  Ycol  uln1.25u1   4    a  f X Y   ,    X Y ,2u1u1  X Y  20u     X Y   X Y .(4.3.1.8)Здесь Ry - постоянная Ридберга; Ycol - параметр, определяемый следующим образом: Ycol =0.3для переходов из основного состояния в первое возбужденное, Ycol =0.2 - для переходов изосновного состояния в более высокие, Ycol =0.1 для всех остальных переходов.

Использованиеданных соотношений требует знание сил осцилляторов f X Y для оптически разрешенныхпереходов Y  X . Силы осцилляторов для различных переходов в H 2 рассчитывались сиспользованием формул и спектроскопических данных из [289, 330, 381, 738, 1574].База данных СИМ также включает полуэмпирические выражения для полных сечений teE, X Y   , рекомендованных в [1275].

Они получены из анализа экспериментальных итеоретических данных по сечениям возбуждения синглетных и триплетных состояний сколебательного уровня v  0 основного электронного состоянияX 1 g . Для оптическиразрешенных переходов с синглетных состояний с N  2–4 на основное состояние в моделииспользуется выражение видаeEt , X 1g ,v  0 N 1u  5.984 X 1 ,v 0 N1guA A 1  1     A1  2  23  A4  ln x  ,x  x x xx    X 1 ,v0 N1 .g(4.3.1.9)uВыражение для сечений переходов1X 1g , v  0  2 EF 1g , 3 H H g , 3 GK 1g , 3 I 1 g ,запрещенных вследствие нарушения правил отбора по четности ( g  g и u u ), имеютследующий вид:eEt , X 1g ,v  0 N 1 g  5.984 X 1 ,v 0 N1gg 1 1   , x    X 1 ,v 0 N1 .ggx  x(4.3.1.10)Для переходов X 1g , v  0  2 b3u , 2 a 3 g , 2 c3 u , 3 e3u , 3 d 3 u , запрещенных правиламиотборапочетности,атакжевследствиенесохраненияполногоспинаинтеркомбинационные переходы) использовалось выражение видаA 1  1    , x    X 1 ,v 0 N 3 .1 33 gg , v  0 N x  x Здесь  X 1 ,v 0N 3 обозначает порог возбуждения. teE, X g  (4.3.1.11)( S  0,370Таблица 20.

Параметры аппроксимации сечений возбуждения синглетных электронных1состояний 2 EF 1g , 3 H H g , 3 GK 1g , 3 I 1 g молекулы водорода электронным ударом изосновного электронного состояния X 1 g для v  0 [1275].X 1 g A X 1 ,v  0 N1 , эВgEF 1 gHH 1 gGK 1 gI 1 g2.710.832213.132.712.913  10-214.982.751.43  10-214.8162.85.409  10-214.824gПримечание.  и A - параметры аппроксимации сечения; пороги возбуждения сечений X 1 g,v 0 N  g1даны в эВ.Рис.203.

Нормализованное сечение возбуждения  teE, X,1rel  состояния 2 B1u с ,v 0 B1guколебательного уровня v  0 основного электронного состояния X 1 g электронным ударом. (а)Точки - результаты измерений:  - [1758];  - [1784];  - [1876];  - [1799];  - [1877].Сплошные линии обозначают результаты определения нормализованного сечения: 1 – [856]; 2 [317]; 3 - [1275]; 4 - [857]; 5 - [189]; 6 - [1878]; 7 - [1756]. (б) Точки - результаты измерений:  [1758];  - [1784];  - [1876];  - [1799];  - [1877]. Сплошные линии обозначают результатыопределения нормализованного сечения: 1 - [1840]; 2 - [1885] (расчет в приближении БорнаОчкура); 3 - [1887]; 4 - [1884]; 5 - [1885] (расчет в приближении Борна первого порядка); 6 [1879]; 7 - [1783]; 8 - [1880]; 9 - [1881].Величины  и  X 1 ,v 0 N1,3 имеют размерность эВ, а  ,  ,  , A , A1 , A2 , A3 и A4 являютсяgбезразмерными параметрами аппроксимации сечений (таблицы 18–20) [1275].БазаданныхСИМдлясеченийтакжевключаетизвестныерезультатыэкспериментальных и теоретических исследований по полным сечениям возбуждения семи371синглетных (2 B1u , 2 C1 u , 3 B1u , 3 D1 u , 4 B1u , 4 D1 u , 2 EF 1g ) и пяти триплетных(2 b3u , 2 a 3 g , 2 c3 u , 3 d 3 u , 3 e3u ) состояний с колебательного уровня v  0 основногоэлектронного состояния X 1 g .Результаты teE, X 1 1 g , v  0 B u измеренийдифференциальногосостояния 2 B1uиполногосеченийвозбужденияв диапазоне энергий электронов   300 эВ приведены вработах [1758, 1784, 1799, 1876, 1877].

Определение дифференциального и полного сеченийвозбуждения  teE, X 1 ,v 0B1   различными теоретическими методами выполнено в [1756, 1783,gu1878–1888]. В настоящей работе для определения  teE, X,1rel  использовалась формула ,v 0 B1gu(4.3.1.25) из [1275], которая удовлетворительно описывает экспериментальные нормированныезависимости данного сечения возбуждения состояния 2 B1u от энергий электронов из [1758,1784, 1799, 1876, 1877] в диапазоне  от порога до 50 эВ, а также результаты измерений [1758,1877] в диапазоне  =50–200 эВ (рис. 203).Рис.204.

Нормализованное сечение возбуждения  teE, X,1rel  состояния 2 C1u с ,v 0C1guколебательного уровня v  0 основного электронного состояния X 1 g электронным ударом. (а)Точки - результаты измерений:  - [1758];  - [1784];  - [1877];  - [1889];  - [1884].Сплошные линии обозначают результаты определения нормализованного сечения: 1 – [1840]; 2- [1890]; 3 - [1887]; 4 - [1883]; 5 - [1878]; 6 - [1756]; 7 - [1885]; 8 - [1886]; 9 - [1889]. (б) Точки результаты измерений:  - [1758];  - [1784];  - [1877];  - [1889]. Сплошные линииобозначают результаты определения нормализованного сечения: 1 - данная работа; 2 - [856]; 3 [1275]; 4 - [189]; 5 - [317]; 6 - [857].372Измерение полного сечения возбуждения  teE, X 1 ,v 0C1   состояния 2 C1 u приведеныguв работах [1758, 1784, 1877, 1889] для диапазона энергий электронов   3000 эВ.

Расчетысечений возбуждения  teE, X 1 ,v 0C1   различными методами выполнены в [1756, 1840, 1878,gu1883–1890]. В диссертации для определения нормированной зависимости  teE, X,1rel  от ,v 0C1guэнергии электронов использовались данные, приведенные в [1758, 1784, 1884], в диапазонеэнергий электронов от порога возбуждения до 50 эВ, а в диапазоне энергий электронов свыше50 эВ – результаты измерений из [1758, 1784, 1877, 1889] зависимость сечения от энергии определялась методом полиномиальной регрессии (рис. 204б).Рис.205.Нормализованноесечение возбуждения  teE, X,1rel  ,v 0 B1gсостояния3 B1uсuуровняv0основного состояния X 1 g электроннымударом.

Точки - результаты измерений: - [1758, 1877]. Линии обозначаютрезультаты определения сечения: 1 [1840]; 2 - [856]; 3 - [1275]; 4 - [1887]; 5 [317]; 6 - [1890]; 7 - [857]; 8 - [189]; 9 данная работа; 10 - [1756]; 11 - [1881].Измерение teE, X 1 11 g ,v  0 D  u , B uРасчеты teE, X сечений   teE, X 1 1 g , v  0 B u  , teE, X 1 1g , v  0 D u исостояний 3 B1u , 3 D1 u , 4 B1u и 4 D1 u выполнено в [1758, 1877].дифференциального1 1g , v  0 D uвозбужденияи  teE, X 1 ,v 0D1gи1 u , B uполного сеченийвозбуждения teE, X 1 1 g , v  0 B u  ,различными методами выполнены в [1756, 1840, 1878,1881, 1886, 1887, 1890, 1891].В данной работе для определения нормированной зависимости сечения возбуждениясостояний 3 B1u , 3 D1 u , 4 B1u и 4 D1 u молекулы водорода электронным ударом сколебательного уровняv  0 основного электронного состоянияэкспериментальные данные из [1758, 1877].X 1 gиспользовались373Рис.206.

Характеристики

Список файлов диссертации