Диссертация (1149576), страница 17

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

Текст из файла (страница 17)

.4.1.3.1. Отношение рекомбинационных потоков Γ3p / Γ ′ от обратной4d4nконцентрации электронов.123124Таблица4.1.3.1.Величиныдиссоциативной рекомбинацииПереходотношения++HeNe / α HeNeαi=3pi=3pДлина волны (А)n9парциальныхи++Ne2Ne2αi=3p/ αi=3pn9+Энергия(эВ)[69]HeNe / α HeNeαi=3pi=3pn+9коэффициентов.++Ne2Ne2αi=3p/ αi=3pn93p1→1s2352020,3737.0±0.60.43±0.333p3→1s4345420,260.45±0.020.23±0.053p6→1s5344720,211.13±0.020.83±0.063p9→1s5347220,1911Для группы уровней 2p54p конфигурации оценим роль процесса «перемешивания»,аналогично тому, как это было сделано для состояний 2p55s, 2p54d.Проведем сравнение относительных населенностей 2p54р уровней атоманеонавнашемпослесвечении,эксперименте,иполученныхнаселенностей,извеличинсоответствующихинтенсивностейвбольцмановскомураспределению.12412510310210110010-110-210-320,2020,2520,3020,35E, эВРис.

4.1.3.2. ─■─ 1 больцмановская экспонента, ─○─ 2 отношения населенностейвнутри группы уровней 2p54р, отнесенных к стат. весам.Из рис. 4.1.3.2. видно, что относительные населенности 2p54р -уровнейотличаютсяна1-6порядковвеличинотнаселенностей,найденныхизраспределения Больцмана, что свидетельствует о малом влиянии процессовперемешивания внутри группы уровней 2p54р в наших условиях (особенно ярко этовыражено для состояния 3p1).

Большая величина населенности состояния 3p1обусловленавысокой(селективностью)HeNe + + e → He + Ne * 2 p 5 4 p ,чторекомбинационногоподтверждаетсябольшойпотокавеличинойегоотносительного коэффициетна рекомбинации в состояние 3p1 (см. таблицу 4.1.3.1).ДлянаибольшейнаглядностинаРис.4.1.3.2.приведенабольцмановская125126(( E (3 p ) − E 3 pn9экспонента exp  −kT) )  и отношения населенностей внутри группыуровней 2p54d отнесенных к стат.

весамN ( 3 pn ) g ( 3 p9 ).⋅N ( 3 p9 ) g ( 3 pn )Отметим два обстоятельства, которые следуют из данных таблицы 4.1.3.1.Во-первых, отличие почти на два порядка величины коэффициентов рекомбинацииионов HeNe+ на близкорасположенные уровни 3р1 и 3р3 конфигурации 2p54p (зазор0.11 эВ), что, очевидно, отражаеттеоретическоеобъяснение.спецификуВо-вторых,процесса и должно найтиотносительнонебольшоеотличиепарциальных коэффициентов рекомбинации ионов Ne2+ на уровни 4р, что несколькодиссонирует с предположениями в Главе III, сделанными на основе кажущегосяпостоянства отношений интенсивностей линий 3520А и 5764А (Рис.3.5.3.). Однакообработка данных, выполненная с помощью программы Origin в рамках линейнойаппроксимации отношения интенсивностей, выявила отличный от нуля наклонискомой прямой, и, соответственно, отличный от нуля вклад рекомбинациигомоядерных ионов.

Получаемая при этом погрешность - почти 100% - являетсяследствием малости вклада этого процесса по сравнению с рекомбинацией HeNe+ ине позволяет с уверенностью утрерждать, что он обнаружен в заселении уровня3р1.Б) Определение парциальных коэффициентов рекомбинации для состоянийатома неона конфигурации 2p53dВ данном параграфе рассмотрим нахождение парциальных коэффициентоврекомбинации для состояний атома неона (3s1', 3s1'', 3s1''', 3s1'''', 3d1', 3d1'', 3d2, 3d3,3d4, 3d4', 3d5, 3d6 в обозначениях Пашена) 2p53d конфигурации.Как уже упоминалось в параграфе 3.5, из всего массива спектральных линийна переходах 2p53d-2p53p были выбраны наиболее интенсивные: λ=7051 А(3s1'→2p10), λ=7059 А (3s1''→2p10), λ=7943 А (3s1'''→2p8), λ=8136 А (3s1''''→2p7),λ=8300 А(3d1'→2p9),λ=8418 А(3d1''→2p8),λ=7472 А(3d2→2p10),λ=7488 А126127(3d3→2p10), λ=8495 А (3d4→2p8), λ=8378 А (3d4'→2p9), λ=7535 А (3d5→2p10), λ=7544 А(3d6→2p10).Для нахождения величин парциальных коэффициентов рекомбинации всостояния3d n2p53d,конфигурациибылирасчитанысоответствующиепарциальные потоки рекомбинации и их отношения (4.1.3.1). Γ3d3dn →3p j  K br  λ4 d4′ →2p9  ⋅ S  λ4 d4′ →2p9  ⋅ = An= Γ4d ′   ij Jλ ′KS⋅λλ4br  3dn →3p   3dn →3p  4d4 →2p9 jjJ  λгдеAij =+αHeNej=4d ′иBij =+αHeNe′отношение парциальных коэффициентовj=4d44рекомбинации,k 24 ⋅  Ne ,k 25 ⋅ n e +Ne2αi=3dn+HeNeαi=3dn+ BijJ  λ3d →3p nj- отношенияJλ ′изменяемыхвэксперименте 4d4 →2p9 интенсивностей в фазе послесвечения при t>400 мкс.

Коэффициенты ветвлениябыли вычислены по данным [99]12712810810Γ 3s ′ / Γ 4d1′466442200,01080,20,4Γ3s ′′′ / Γ 4d1Γ 3s ′′ / Γ 4d80,60,81,0′4100,010864422300,20,40,60,81,000,00,6Γ 3s ′′′′ / Γ 4d0,20,81,0′40,40,60,81,00,40,60,81,010-340Γ 3d ′ / Γ 4d1′4302020101000,00,41600,0400,2′40,20,4100,60,81,000,0Γ 3d ′′ / Γ 4d10,2-310 /ne, см′410 /ne, смРис.

.4.1.3.3а. Отношение рекомбинационных потоков Γ3dn/ Γ 4d ′ от обратной4концентрации электронов.128129403040Γ 3d / Γ 4d2′4302020101000,040300,20,4Γ 3d / Γ 4d40,60,81,0′400,040302020101000,040300,20,4Γ 3d / Γ 4d50,60,81,0′400,0108Γ 3d / Γ 4d30,20,4Γ 3d ′ / Γ 4d40,20,60,81,00,60,81,00,81,0′40,4Γ 3d / Γ 4d6′4′462041000,020,20,4100,6-30,81,000,00,210 /ne, см0,40,610-310 /ne, смРис. .4.1.3.3б. Отношение рекомбинационных потоков Γ3dn/ Γ 4d ′ от обратной4концентрации электронов.129130Таблица4.1.3.2.Величиныдиссоциативной рекомбинацииПереходотношения++HeNe / α HeNeαi=3di=3dn6парциальныхи+коэффициентов+Ne2Ne2αi=3d/ αi=3dn6.++Длинаволны (А)Энергия(эВ)[69]3s1'→2p10705120,139460.045361.31±0.020.78±0.033s1''→2p10705920,137510.224491.33±0.010.89±0.063s1'''→2p8794320,136290.159561.40±0.020.97±0.063s1''''→2p7813620,136110.480440.97±0.020.93±0.053d1'→2p9830020,048420.335084.31±0.062.86±0.143d1''→2p8841820,04820.325672.90±0.082.20±0.223d2→2p10747220,040390.028815.66±0.064.56±0.113d3→2p10748820,036750.521074.22±0.044.10±0.063d4→2p8849520,034870.76214.25±0.074.58±0.223d4'→2p9837820,0346515.66±0.075.83±0.143d5→2p10753520,026440.424554.47±0.043.92±0.063d6→2p10754420,024640.761181ДлягруппыуровнейK br  λ3d →2p2p53djNe2αi=3dHeNeαi=3dn nHeNe+αi=3d6конфигурацииоценимnNe+2αi=3d61рольпроцессаперемешивания (аналогично тому, как это было сделано для состояний 2p55s,2p54d, 2p54p).Проведем сравнение относительных населенностей 2p53d уровней атоманеонавнашемпослесвечении,эксперименте,иполученныхнаселенностей,извеличинсоответствующихинтенсивностейвбольцмановскомураспределению.13013110,10,0120,0220,0420,0620,0820,1020,1220,14E, эВРис.

4.1.3.4. ─■─ 1 больцмановская экспонента, ─○─ 2 отношения населенностейвнутри группы уровней 2p53d отнесенных к стат. весам.Из рис. 4.1.3.4. видно, что относительные населенности 2p53d -уровнейотличаютсяна1-2порядкавеличиныотнаселенностей,найденныхизраспределения Больцмана, что свидетельствует о небольшом влиянии процессовперемешивания внутри группы уровней 2p53d в наших условиях, аналогично томукак это наблюдалось для конфигураций 2p55s, 2p54d, 2p54p.Для наибольшей наглядности на рис. 4.1.3.4. приведена больцмановская(( ) )  E ( 3d ) − E 3dn6экспонента exp  −kT и отношения населенностей внутри группыуровней 2p53d отнесенных к стат.

весамN ( 3d n ) g ( 3d6 ).⋅N ( 3d6 ) g 3d n( )1311324.1.4. Метод определения абсолютных величин парциальныхкоэффициентов рекомбинации для состояний 2p55s, 2p54d, 2p54p, 2p53d –конфигурацийПерейдемкописаниюдостатрочнопростогоинаглядногометода,позволяющего определить абсолютное значение парциальных коэффициетоврекомбинации.Как было установлено в настоящей работе, состояния атома неона 2p55sконфигурации в наших условиях заселяются посредством двух процессов: вразряде и раннем послесвечении - передача возбуждения()( )()He 21S0 + Ne → He 11S0 + Ne 2 p5 5s ,(4.1.4.1)в послесвечении при t>400 мкс - диссоциативная рекомбинация()HeNe+ + e → Ne 2 p5 5s + He .(4.1.4.2)В работе [36] приводятся усредненные по скоростям Q ≡ Q ( v ) v / v эффективныесечения процесса передачи возбуждения (4.1.4.1) в каждое из 2p55s состояний,измеренныевусловияхσ (3s2 ) = 3.45 ⋅ 10 −16 см 2 ,отсутствияпроцессовσ (3s3 ) = 0.009 ⋅ 10 −16 см 2 ,перемешивания:σ (3s4 ) = 0.3 ⋅ 10 −16 см 2 ,σ (3s5 ) = 0.3 ⋅ 10 −16 см 2 .В настоящем эксперименте с разрешением 8 мкс получены зависимости отвремени интенсивностей спектральных линий 6293А и 6328А, излучающихся изсостояния 3s2 (см.Главу III).

Использование зависимостей с разрешением 8 мксудобно для настоящего метода оценки величин парциальных коэффициентоврекомбинации, т.к. выбор такого временного разрешения достаточно подробноотражает зависимости от времени интенсивностей линий 6293А и 6328А как в фазеразряда, так и в послесвечении. Далее в расчетах, будем использовать132133зависимость от времени интенсивности линии 6293А, поскольку она менееискажена фоновой засветкой чем 6328А, что уже отмечалось ранее.Какбылопоказановыше(см.ГлавуIII),предложенаямодельпослесвечения гелий-неоновой плазмы позволяет достаточно хорошо описатьзависимости от времени концентрации электронов, метастабильных атомов имолекул, а также интенсивностей спектральных линий.

Для наглядности, приведемрисунок, иллюстривующий зависимость от времени интенсивности линии 6293А,измеренной в эксперименте и рассчитанной численно на основе модели.104J, число квантовJ6293A10310202004006008001000t, мксПоскольку в разряде (начальной фазе послесвечения) имеется один процессзаселения состояния 3s2 передача возбуждения, то поток заселения (с точностьюдо чувствительности) вследствие передачи возбуждения можно записать в виде:Γdicharge ( 3s2 ) ∝ k3s  He ( 2 1S0 )  ⋅  Ne  ,2(4.1.4.3)где k3s - константа скорости передачи возбуждения в состояние 3s2 , а имеенно,2k3s = σ ( 3s2 ) ⋅ v ,2гдеугловыескобкиозначаютусреднениепофункциираспределения.133134Что касается послесвечения при временах t>300-400 мкс, где, как видно изРис.3.1.4.3 (Глава III, параграф 3.1.), передача возбуждения несущественна,рекомбинационный поток заселения 3s2 можно представить следующим образом:++Γafterglow ( 3s2 ) ∝ α 3HeNe HeNe  ⋅ ne ,s(4.1.4.4)2+где α 3HeNe-искомый парциальный коэффициент рекомбинации.s2Таким образом, используя (4.1.5.3) и (4.1.5.4), можно записать отношенияпотоков заселения состояния 3s2 в разряде и фазе послесвечения:3s2 ) σ ( 3s ) ⋅ v ⋅  He ( 21S0 ) ⋅  Ne (==,++ ⋅ neα3HeNeHeNeΓafterglow ( 3s2 ) I afterglow ( 3s2 )s2Γdicharge ( 3s2 )I dicharge(3s2 ) /где I dichargeI afterglow(3s2 )2(4.1.4.5а)- отношения интенсивностей линии 6293А вразряде и послесвечении.

Используя экспериметальные данные о величинеинтенсивнсти спектральной линии в разряде и послесвечении, а также абсолютныевеличины измеренной концетрации элетронов ne ( t ) и расчитаные на основемодели плотности молекулярных ионов  HeNe+  ( t ) , можно оценить абсолютную+величину α 3HeNes2парциального коэффициента диссоциативной рекомбинации(4.1.4.1) в состояние 3s2 по формуле:HeNe+α 3s2Для3s2 ) σ ( 3s ) ⋅ v ⋅  He ( 21S0 ) ⋅ [ Ne](= afterglow⋅. HeNe+  ⋅ neI(3s2 )I dicharge2вычислениявеличины+α3HeNes2вразряде(4.1.4.5б)былаиспользованаусредненная на промежутке времени 35÷70 мкс (от начала разрядного импульса)()величина интенсивности спектральной линии 6293А и концетрации  He 2 1S0  , гдеконцетрация() He 2 1S 0 максимальна,аследовательноинаблюдаетсямаксимальный поток заселения.

Характеристики

Список файлов диссертации