Диссертация (1149576), страница 16

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

Текст из файла (страница 16)

На Рис. 4.1.1.2. приведен графикзависимости отношений потоков Γ *3s / Γ *3s и парциальных сечений Q3s / Q3s , из55jjкоторого следует, что роль процессов перемешивания в настоящих условияхневелика.1141151321010,10,0120,5620,5820,6020,6220,6420,6620,68E, эВРис. 4.1.1.2. Относительные величины потоков ─■─1 Γ *3s / Γ *3s , парциальных5jсечений─○─2 -Q3s / Q3s ,5j─∆─ 3-( )N 3s j / N ( 3s5 )населенностейпоБольцмановскому распределению. Уровни представлены в шкале их энергиивозбуждения.Наданномрисункеприведеныотносительныевеличиныпотоков,расчитанные из интенсивностей спектральных линий в фазе разряда, т.е. вусловиях реализации заселения только посредством передачи возбуждения.Кроме того, мы провели сравнение относительных населенностей 2p55sуровнейатомаинтенсивностейнеонаввнашемпослесвечении,эксперименте,иполученныхнаселенностей,извеличинсоответствующихбольцмановскому распределению Таким образом, еще одним подтверждениемнебольшого влияния процессов перемешивания в настоящих условиях наотносительные населенности 2p55s-уровней является их отличие на 1-2 порядкавеличины от найденных из распределения Больцмана (Рис.

4.1.1.3.), к которомураспределениенаселенностейбылобыблизкоприсущественнойролистолкновений (4.1.1.3). Для наибольшей наглядности на Рис. 4.1.1.3. приведена115116( ( ) E 3s − E ( 3s )j5больцмановская экспонента exp  −kT)  и отношения населенностей5внутри группы уровней 2p 5s, отнесенных к стат. весам( ) ⋅ g (3s5 ) .N ( 3s5 ) g ( 3s j )N 3s j1010,11220,5620,5820,6020,6220,6420,6620,68E, эВРис.

4.1.1.3. ─■─ 1 больцмановская экспонента, ─○─ 2 отношения населенностейвнутри группы уровней 2p55s, отнесенных к стат. весам.Заметим, что малая роль столкновительного тушения уровня 3s2Ne ( 3s2 ) + He()Ne 3s3,4,5 + Heс переносом возбуждения на соседние 3s- уровни следует из оценки [37],согласно которой сечение такого процесса менее 4·10-17 см2.1161174.1.2. Определение парциальных коэффициентов рекомбинации длясостояний атома неона конфигурации 2p54dВ данном параграфе рассмотрим нахождение парциальных коэффициентоврекомбинации для состояний атома неона (4s1', 4s1'', 4s1''', 4s1'''', 4d1', 4d1'', 4d2, 4d3,4d4, 4d4', 4d5, 4d6 в обозначениях Пашена) 2p54d конфигурации [96].

Как былопоказано, в послесвечении при временах (t>400 мкс) возбужденные атомы неонаконфигураций 2p55s и 2p54d образуются за счет одного и того же процесса диссоциативной рекомбинации (4.1а)()HeNe + + e → He + Ne * 2 p 5 4d , 2 p 5 5s ,Таким образом, величины парциальных коэффициентов рекомбинации длясостояний 2p54d находятся аналогичным образом, как это делалось для состояний2p55s конфигурации (см. параграф.4.1.1.).

Поэтому здесь мы не будем подробноостанавливаться на описании метода, а приведемосновныеформулы ирезультаты.Рекомбинационный поток Γ4d jв состояние 4d jможно представитьвыражением:+Γ4d = αHeNe⋅  HeNe+  ⋅ n e ,4djj(4.1.2.1)где 4d j любое из состояний 4s1', 4s1'', 4s1''', 4s1'''', 4d1', 4d1'', 4d2, 4d3, 4d4, 4d4',4d5,4d6,+αHeNe4d-величиныпарциальныхкоэффициентовдиссоциативнойjрекомбинации в состояния неона 4d j .Длянахожденияпарциальныхкоэффициентоврекомбинациибылипроведены измерения величин интегральных (по времени) интенсивностей втечении поздней фазы послесвечения (t>400 мкс).

С целью сокращения временирегистрации были выбраны наиболее интенсивные линии переходов 2p54d-2p53p:λ=5918 А(4s1'→2p3),λ=5116 А(4s1''→2p10),λ=5902 А(4s1'''→2p4),λ=5656 А117118(4s1''''→2p7),λ=5906 А(4d1''→2p7),λ=5913 А(4d2→2p7),λ=5748 А(4d1'→2p9),λ=5330 А (4d3→2p10), λ=5820 А (4d4→2p8), λ=5764 А (4d4'→2p9), λ=5341 А (4d5→2p10),λ=5343 А (4d6→2p10).На Рис. 4.1.2.1. приведены результаты сканирования спектра околоспектральных линий: λ=5918 А, λ=5116 А, λ=5902 А, λ=5656 А, λ=5906 А, λ=5913 А,λ=5748 А, λ=5330 А, λ=5820 А, λ=5764 А, λ=5341 А, λ=5343 А.75J, число квантов65605570y0=29.3±1.9xc=5919.30±0.02w=1.4±0.1A=94.2±10.9J, число квантов70805045406050y0=21.8±0.7xc=5116.40±0.02w=1.30±0.08A=103.8±6.34030353059155918.9 А(4s1'-->2p3)591659175918591959205116.5 А(4s1''-->2p10)205921592259235112511351145115длина волны, А80y0=30.4±0.9xc=5765.4±0.005w=1.22±0.01A=1689.4±14.2J, число квантовJ, число квантов800400200576257635764576557667060576757685769402056545656.7 А(4s1'''-->2p7)5655565656585659566056615662220y0=27.0±0.5xc=5332.088±0.007w=1.44±0.02A=621.7±7.3200J, число квантовJ, число квантов5657240150100180160140y0=32.6±0.8xc=5750.80±0.01w=1.50±0.03A=433.5±8.3120100806050405330.8 А(4d3-->2p10)053285120длина волны, А300200511950длина волны, А2505118y0=24.8±0.7xc=5657.60±0.02w=1.44±0.07A=134.9±6.1305764.4 А(4d4'-->2p9)0576151179010006005116длина волны, А53295330533153325333длина волны, А5748.3 А(4d1'-->2p9)20533453355336574757485749575057515752575357545755длина волны, А118119600300y0=39.5±0.6xc=5822.3±0.01w=1.20±0.02A=979.2±9.8400300200250J, число квантовJ, число квантов5002001501005010005814xc2=5344.80±0.02w2=1.60±0.06A2=291±9y0=14.9±0.9xc1=5342.5±0.01w1=1.40±0.03A1=619.6±9.25820.2 А(4d4-->2p8)581658185820582258245826582858305832583405341.1 А(4d5-->2p10)533453365338534053425343.3 А(4d6-->2p10)534453465348535053525354длина волны, Адлина волны, А300J, число квантовy0=42.1±0.6xc1=5904.2±0.009w1=1.38±0.03A1=510.8±8.15902.5 А(4s1'''-->2p4)2505906.4 А(4d1''-->2p7)200150xc3=5914.8±0.02w3=1.51±0.08A3=159.6±6.8xc2=5907.9±0.01w2=0.99±0.03A2=266.37±6.645913.6 А(4d2-->2p7)1005058985900590259045906590859105912591459165918длина волны, АРис.

4.1.2.1. Распределение интенсивности около спектральных линий :λ=5918 А, λ=5116 А, λ=5902 А, λ=5656 А, λ=5906 А, λ=5913 А, λ=5748 А, λ=5330 А,λ=5820 А, λ=5764 А, λ=5341 А, λ=5343 А.По оси абсцис представлена длина волны в ангстремах, по оси ординат усредненная величина интенсивности спектральной линии в эксперименте посканированию спектра. Усреденение проводилось по двадцати измерениям втечение 10 секунд для каждой точке по оси абсцис.

За величину интенсивностипринималась площадь под кривой, аналогично тому как это было выполнено длясостояний 2p55s конфигурации (см. раздел 4.1.1.). Аналогично (4.1.1.2):HeNe+4d j →2pn  K br λ4d6 →2p10 ⋅ S  λ4d6 →2p10  α 4d4d jj⋅== +HeNeΓ4d J  λ α 4d 4d →2p  K  λ66 ⋅ S  λbr610  4d j →2pn   4d j →2pn ΓJ  λ()(4.1.2.2)Таким образом, получаем распределение рекомбинационных потоков по уровням2p54d относительно потока на самый нижний уровень 4d6.119120ПривычислениикоэффициентовветвленияK br  λ4d →2pn былиjучтенырезонансные переходы 4s1'→1S0, 4d2→1S0 4d5→1S0 в основное состояние[97, 98].Таблица4.1.2.1.Величиныдиссоциативной рекомбинацииПереходотношения+парциальныхкоэффициентов+.αHeNe/ α HeNe4d4dj6Длинаволны (А)Энергия(эВ) [69]K br  λ4d →2pn 4s1'→2p34s1''→2p104s1'''→2p44s1''''→2p74d1'→2p94d1''→2p74d2→2p74d3→2p105918511659025656574859065913533020,8055120,8041720,8040420,8039220,7113920,7112620,7087120,706790.058480.121160.537420.177380.264550.184810.049170.261172.75±0.661.30±0.092.13±0.081.38±0.112.66±0.154.55±0.217.52±1.023.54±0.144d4→2p84d4'→2p94d5→2p104d6→2p10582057645341534320,7055120,7055120,7023020,701350.481470.591010.193260.44034.21±0.115.62±0.224.85±0.221j++HeNeαHeNe/ α4d4d6jИз таблицы 4.1.2.1 видно, что внутри конфигурации 2p54d состояния повеличине энергии можно разбить на 3 группы уровней: 1-я группа (4s1', 4s1'', 4s1''',4s1''''), 2-я (4d1'', 4d1') 3-я (4d2, 4d3, 4d4, 4d4', 4d5) внутри каждой из которых состоянияпо величине энергии различаются примерно на 0.001эВ или меньше.

Заметим, чтоминимальнаявеличинаэнергетическогозазорамеждууровнямивнутриконфигурации 2p55s составляет 0,01 эВ и, как было получено в параграфе 4.1.1.,рольпроцессов«перемешивания»(4.1.1.3)внутриконфигурации2p55sнесущественна. Для группы состоянияний 2p54d с энергетическим зазором 0.001эВследут ожидать, что процессы перемешивания могут сказываться сильнее, чем для2p55s. Как и в 4.1.1., проведем сравнение относительных населенностей 2p54dуровнейатомаинтенсивностейнеонаввнашемпослесвечении,эксперименте,иполученныхнаселенностей,извеличинсоответствующихбольцмановскому распределению12012110,11220,7020,7220,7420,7620,7820,8020,82E, эВРис.

4.1.2.3. ─■─ 1 больцмановская экспонента, ─○─ 2 отношения населенностейвнутри группы уровней 2p54d, отнесенных к стат. весам.Из Рис. 4.1.2.3. видно, что относительные населенности 2p54d-уровнейотличаютсяна1-2порядкавеличиныотнаселенностей,найденныхизраспределения Больцмана, что свидетельствует о малом влиянии процессовперемешивания внутри группы уровней 2p54d в наших условиях. Для наибольшейнаглядности( ( )нарис.( E 4d − E 4dj6exp  −kT54.1.2.3.приведенабольцмановскаяэкспонента) )  и отношения населенностей внутри группы уровней2p 4d, отнесенных к стат. весам( ) ⋅ g ( 4d 6 ) .N 4d j( ) g ( 4d j )N 4d 61211224.1.3. Определение парциальных коэффициентов рекомбинации длясостояний атома неона конфигурации 2p54p и 2p53dНапомним, что состояния 2p54p, 2p53d, так же как и 2p53р, заселяются двумяпроцессами рекомбинации (4.1б) и (4.2) а основным выражением для нахождениясоотвествующих коэффициентов рекомбинации является отношение потоковрекомбинации в состояния 2p54p ( 3 pn , n =1÷10 ) или 2p53d ( 3d n , n =1÷12) к потокув состояние 4d 4′ конфигураций 2p54d (4.1.8):Γi=3p ,3dnnΓ j=4d ′4=( ) ( λjf ) =  AJ ( λif ) K br λ jf ⋅ S( )J λ jf⋅K br ( λif ) ⋅ S ( λif )ijk 24 ⋅  Ne  + Bij,k 25 ⋅ n e (4.1.3.1)+αiHeNeαiNe2где коэффициенты A =- отношения величин парциальных+ , Bij =HeNe+ijαHeNeαjj+коэффициентоврекомбинациивсостоянияатоманеонаi2p54p,2p53d-конфигураций и состояния j= 4d 4′ конфигураций 2p54d.

В расчетах используетсяпоток в состояние 4d 4′ , поскольку из него излучается наиболее интенсивнаяспектральная линия λ=5764 А(4d4'→2p9). Перейдем к изложению результатов попарциальным коэффициентам рекомбинации в каждую из конфигураций 2p54p,2p53d.А) Определение парциальных коэффициентов рекомбинации для состоянийатома неона конфигурации 2p54p.Как уже упоминалось в параграфе 3.5. Главы III, из-за слабого сигнала ивлияния молекулярных полос гелия, из всего массива спектральных линий напереходах 2p54p→2p53s были использованы: 3520 Ǻ (3p1→1s2), 3454 Ǻ (3p3→1s4),3447 Ǻ (3p6→1s5), 3472 Ǻ (3p9→1s5).

Для нахождения величин парциальныхкоэффициентов рекомбинации в состояния 3p1, 3p3, 3p6, 3p9 были рассчитанысоответствующие парциальные потоки рекомбинации и их отношения (4.1.3.1).122123J  λ3p →1s  K br  λ4d ′ →2p  ⋅ S  λ4d ′ →2p  k 24 ⋅  Ne nj4949 n,⋅= A +B=ij k ⋅ nΓ4d ′   ije25Jλ ′4 K br  λ3pn →1s  ⋅ S  λ3pn →1s  Γ3p 4d4 →2p9 jAij =HeNeαi=3pnBij =и+αHeNej=4d ′Ne2αi=3pn+αHeNe′j=4d44j++где,J  λ3p →1s nj- отношения изменяемых вJλ ′ 4d4 →2p9 эксперименте интегральных интенсивностей в фазе послесвечения при t>400 мкс.Коэффициенты ветвления были вычислены по данным [94]. Таким образом, излинейных засисимостей (Рис.

.4.1.3.1) получаем распределение рекомбинационныхпотоков по уровням 3p1, 3p3, 3p6, 3p9 относительно потока на уровень 4d 4′ .0,03,02,80,5Γ 3p / Γ11,01,52,04d 4′0,00,50,42,60,32,40,22,20,12,00,50,00,50,4Γ 3p / Γ64d 4′0,40,30,30,20,20,10,10,00,00,51,0101,52,00,00,00,51,0Γ 3p / Γ3Γ 3p / Γ910 /ne, см2,01,52,04d 4′4d 4′0,5-31,51,010-310 /ne, смРис.

Характеристики

Список файлов диссертации