Автореферат (1149575), страница 2
Текст из файла (страница 2)
Вывод о доминирующей роли диссоциативной рекомбинации гетероядерныхионов с электронами HeNe+ + e → Ne * + He в заселении возбужденных состоянийатома неона 2p55s, 2p54d – конфигураций в распадающейся He-Ne плазме.2. Результаты наблюдений конкуренции рекомбинации гомо-и гетероядерных ионовв заселении состояний атома неона 2p54p, 2p53d – конфигураций.3. Температурные зависимости парциальных потоков (коэффициентов)рекомбинации HeNe+ + e → Ne * + He в возбужденные состояния атома неона 2p55s,2p54d – конфигураций.4. Абсолютные величины парциальных коэффициентов диссоциативнойрекомбинации (1) в состояния 2p55s, 2p54d, 2p54p, 2p53d конфигураций.5. Распределение потока рекомбинации (2) по уровням 2p54p и 2p53d –конфигураций.Достоверность полученных в диссертационной работе результатов обусловленаиспользованием успешно апробированного ранее метода нахождения величинпарциальных коэффициентов рекомбинации, адекватностью полученных в работерезультатов имеющимся представлениям о механизме диссоциативной рекомбинации,количественным и качественным согласием экспериментальных результатов срезультатами численной модели распада плазмы, а также с опубликованнымиэкспериментальными данными, в тех случаях, когда последние были доступны.Апробация результатов работыОсновные результаты настоящей диссертации опубликованы в 3-х статьях (ещё 3статьи приняты в печать) и представлены в 4 докладах на конференциях и семинарах: XXIмеждународной конференции по спектральным линиям (21th ICSLS – InternationalConference on Spectral Line Shapes, Санкт-Петербург, 2012), международном семинареCollisional Processes in Gas and Laser Media (СПбГУ, Санкт-Петербург, 2013),международной конференции Petergof Workshop on Laser Physics (СПбГУ, СанктПетербург, 2014).7Личный вклад соискателяПолучение экспериментальных материалов, а также представленные теоретическиеоценки и аналитические построения проводились автором, либо при егонепосредственном участии.
Обработка результатов эксперимета проводилась автором.Структура и объём диссертацииДиссертация представлена на 167 страницах, в том числе 47 рисунков, 13 таблиц.Работа состоит из введения, 4-х глав, 2-х приложений, заключения и списка литературы из107 наименований.Содержание работыВо введении показана актуальность темы исследований, обоснована их научнаяновизна и практическая значимость.
Определен объект исследований и поставленыосновные задачи. Приведены защищаемые положения.Первая глава содержит обзор литературы по затрагиваемым темам. Изложеныимеющиеся на данный момент в литературе сведения о процессах в гелий-неоновйплазме: передаче возбуждения, рекомбинации молекулярных ионов и основных каналахих образования. Отмечается, что, несмотря на большое количество исследований,посвященных диссоциативной рекомбинации молекулярных ионов с электронами,процессы с участием гетероядерных ионов, и, в частности, HeNe + + e → Ne * + He ,остаются практически неизученными.Вторая глава содержит информацию об экспериментальной установке иизмерительной аппаратуре, а также о методике постановки эксперимента.
Аналогичнаяустановка была использована в ряде работ, (например, [6]), сформулировавших подход крешению задач, подобных поставленным в диссертации. Исследования проводились вфазе разряда и в послесвечении смеси гелия с неоном при давлении 38 Торр. Плазмасоздавалась импульсным разрядом в стеклянной трубке длиной 25 см и диаметром 2.8 см.Длина светящегося столба плазмы 20 см. Амплитуда тока в разряде составляла 10 - 20 мА,что соответствовало плотности электронов в максимуме (5-10)·1010 см-3. Длительностьразрядного импульса 128 мкс, период повторения 8400 мкс, концентрация атомов гелия инеона [He]=1.22·1018 см-3, [Ne]≈1·1013 см-3, соответственно. Система регистрации данныхвключала устройства для спектроскопических измерений, схемы измерениянапряженности продольного электрического поля и импульсного «подогрева» электроновраспадающейся плазмы.
При спектроскопических измерениях использовалсямногоканальный счетчик фотонов, обеспечивавших следующие параметры: число каналов64 - 256, временнóе разрешение (ширина канала) – 1 – 256 мкс.Третья глава посвящена качественному анализу зависимостей от времениинтенсивностей спектральных линий атома неона, излучаемых уровнями 2p55s, 2p54d,2p55d, 2p54p и 2p53d – конфигураций совместно с эволюцией плотностей излучающих иметастабильныхHe2 (a 3 Σu+ )молекул гелия и метастабильных атомов ( He(21 S0 ) ,He(23 S1 ) ) в фазах разряда и послесвечения. Обращается внимание на то, что8отличительной особенностью рассматриваемой He-Ne плазмы является близостьплотностей метастабильных частиц He(21 S0 ) , He(23 S1 ) , He2 (a 3 Σu+ ) и электронов ne к ихвеличинам в чисто гелиевой плазме при тех же внешних параметрах.
Регистрация этихвеличин имеет принципиальное значение для построения и оценки адекватности моделираспада плазмы.5111010J6328A10110-3410[He(2 S0)], смJ, число квантов1[He(2 S0)]3109210101082003004005006007008009001000t, мксРис.1. Зависимости от времени метастабильных атомов гелия He(21 S0 ) и интенсивности линиинеона 6328 А (2p55s→2p53p, 3s2→2p5 в обозначениях Пашена) c разрешением 8 мкс. Сплошнаялиния –модельный расчет. Нулевой момент времении соответствует началу послесвечения.Типичные результаты измерений указанных плотностей демонстрируют рис.1, 2, изкоторых следует, что процессы с участием He(21 S0 ) (например, процесс передачивозбуждения) в распадающейся плазме будут играть роль только на протяжении первых ≈300 мкс, в то же время He(23S1) и молекулярные метастабили, как и в чисто гелиевойплазме, имеют заметные плотности в течение всего послесвечения.1013-3[He(2 S1)], [He2 Sigma u], ne (см )/10119[He(2 S1)]3-110-210-33310+[He2 Sigma u]ne0+10010002000300040005000600070008000t, мксРис.2.
Зависимости от времени концентраций электронов и метастабильных атомов He(23S1) имолекул He2(a3Σ+u) гелия (разрешение 64 мкс) .Сплошные линии – модельный расчет. Нулевоймомент времении соответствует началу послесвечения.Характерный ход свечения плазмы на различных переходах, показанный на рис.3,свидетельствует о принципиально различных механизмах заселения рассматриваемыхсостояний, что особенно наглядно видно по изменению интенсивностей при переходе отразряда (первые 128 мкс) к послесвечению: от глубокого спада (5876 А) до резкого роста(5852 А) и отсутствию скачка на лазерной линии 6328 А.1020040060010001[He(2 S0)]4101031010910J, число квантов11101J, число квантовJ6328AJ5764A800-30[He(2 S0)], см510105104103102J3520AJ7535AJ5876AJ5852A02004006008001000t, мксРис.
3. Зависимости от времени интенсивностей спектральных линий атомов неона и гелия сразрешением 8 мкс. Нулевой момент времении соответствует началу разряда. NeI:6328 A(2p55s→2p53p,3s2→2p5), 5764 A(2p54d→2p53p,4d4'→2p9), 7535 A(2p53d→2p53p,3d5→2p10),3520 A (2p54p→2p53s, 3p1→1s2), 5852 A (2p53p→2p53s, 2p1→1s2), HeI 5876 A (33D→23P).Анализ подобных зависимостей и сопоставление энергий излучающих уровней сэнергиями имеющихся в плазме ионов и метастабильных частиц привел к выводу, что всеисследованные переходы в атоме неона можно разделить на 3 группы:11I) Состояния атома неона 2p55s -конфигурации, для которых процесс передачивозбуждения He(2 1S0 ) + Ne → He(11S0 ) + Ne * является наиболее выраженным в разряде ираннем послесвечении (до 300 мкс).II) Состояния атома неона 2p54d-конфигурации, заселяющиеся в послесвечении главнымобразом за счет диссоциативной рекомбинации HeNe+ + e → He + Ne * .
Заметим, чтогруппа состояний 2p54d является в своем роде промежуточным случаем даннойклассификации (I) и (II), поскольку процесс передачи возбуждения также играет роль взаселении 2p54d, но в существенно меньшей степени в послесвечении, чем для состояний2p55s.III) Состояния атома неона 2p53p, 2p53d, 2p54p - конфигураций, которые заселяются впослесвечении посредством двух конкурирующих рекомбинационных процессов (1) и (2),за исключением состояния 3р1 (верхний уровень 2p54p – конфигурации), связанногопреимущественно с (1).В четвертой главе приводятся результаты исследования процессов заселениявозбужденных состояний атома неона 2p55s, 2p54d, 2p54p, 2p53d- конфигураций, а такжеописываетсяметодикаопределенияпарциальныхкоэффициентоврекомбинацииэлектронов с ионами Ne2+ и HeNe+. Представлены полученные впервые данные ораспределении потоков рекомбинации (1) и (2) и абсолютных величинах парциальныхкоэффициентоврекомбинацииэкспериментальнымданнымдлядляHeNe+ + e → Ne * + He ,указанныхсостоянийатомавычисленныхнеона,апотакжетемпературные зависимости потоков рекомбинации в состояния 2p55s, 2p54d.Метод определения парциальных коэффициентов рекомбинации основан наизмерении в фазе послесвечения интенсивностей спектральных линий и концентрацииэлектроновивычисленииплотностеймолекулярныхионоввприближенииквазистационарного баланса плотности ионов Ne2+, справедливость которого в условияхнастоящего эксперимента подтверждается численными расчетами.
В соответствии сданной в Главе 3 классификацией состояний атома неона по процессам заселения,рекомбинационные потоки для них представлены в следующем виде.Для конфигураций 2p55s и 2p54d+Γ j ∼ α HeNe⋅ HeNe+ ⋅ n ej(3)12+- величины парциальных коэффициентов рекомбинации в состояния j 2p55s иαHeNej2p54d конфигураций,Для 2p53p, 2p53d, 2p54p – конфигураций заселение обеспечивается за счет двухпроцессов рекомбинации (1) и (2), так что++Γi ∼ αiHeNe ⋅ HeNe+ ⋅ n e +αiNe2 ⋅ Ne+2 ⋅ n e .+αiHeNeи+αiNe2 -величины(4)парциальных коэффициентов рекомбинации в состояния i2p53p, 2p53d, 2p54p конфигураций.
Разделение вкладов процессов (1) и (2) построено наоснове анализа отношений интенсивностей спектральных линий, пропорциональныхсоответствующим потокам заселения. В качестве опорной выбрана одна из наиболеесильных линий 4d-3p – переходов 5764A (верхний уровень 4d4'). Для состояний 2p55s и2p54d отношение рекомбинационных потоков:ΓjΓ∼4d4′α HeNej+α HeNe+.(5)4d4′Аналогично, для уровней 2p53p, 2p53d и 2p54p:ΓiΓ4d4′++αiNe2 ⋅ Ne+2 αiHeNe∼ HeNe+ + HeNe+,αα⋅ HeNe+ 4d4′(6)4d4′В приближении казистационарного баланса из уравнения для отношения плотностеймолекулярных ионов может быть получено выражение: Ne +2 HeNe +=k ⋅ [ Ne ]+α Ne2 ⋅ n e, гдеk и+α Ne2 константы скоростей процессов конверсии HeNe+ + Ne → Ne2+ + He и рекомбинацииNe2+ + e → Ne* + Ne , соответственно.Таким образом, в рамках рассматриваемой модели из (5) и (6) следует, что длясостояний 2p55s и 2p54d конфигураций отношения рекомбинационных потоков (иинтенсивностей спектральных линий) в послесвечении (t>300 мкс) не должны зависеть отвремени, а для 2p53p, 2p53d, 2p54p – конфигураций должна наблюдаться линейнаязависимостьотобратнойконцентрацииподтверждаются экспериментом (Рис.
4, 5).электронов.Обаэтиобстоятельства130,01601401200,5Γ 2p1/Γ1,01,52,01,01,52,04d 4′1008060402006050Γ 3 d /Γ34 d 4′4030201000,00,510310 /ne, смРис.4.14Аналогичные линейные зависимости наблюдаются для всех состояний 2p53p, 2p53d, 2p54p– конфигураций. Исключение составляет лишь уровень 3р1 (Рис.5) 2p54p – конфигурации(энергия возбуждения 20.36 эВ), расположенный выше наиболее населенного основногоколебательного состояния иона Ne2+(v=0) (20.30±0.02эВ) [8], что затрудняет захватэлектронанаотталкивательныйтермNe*(3p1)+Ne.Чтобыболеенагляднопродемонстировать данный результат, на рис. 5.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
