Диссертация (1149576), страница 18
Текст из файла (страница 18)
В качестве значений концетраций электронов ne имолекулярных ионов HeNe+ использовались численные данные, усредненные в134135послесвечении на промежутке времени 901÷936 мкс(от конца разрядногоимпульса), где заселение состояний 2p55s осуществляется только за счетрекомбинации (4.1.4.1). Длительность промежутка времени усреднения 35 мксвыбирась таким образом, чтобы концетрации частиц плазмы за это время неиспытывали изменений.
Полученный на основе формулы (4.1.4.5) парциальный+=0.95·10-9 см3/с. Абсолютная величинакоэффициент рекомбинации равен α 3HeNes2коэффициента+α3HeNes2(атакжевсехабсолютныхвеличинпарциальныхкоэффициеентов) определена, по нашей оценке, с точностью до 1.5 раз, чтосвязано, в основном, с неопределенностью результатов вычисления абсолютной(величины концентрации He 2 1S0)по методу поглощения (едва ли лучше 20 %) ивеличины сечения передачи возбуждения, измеренного [36] с точностью масштаба30%.Таким образом, используя величины относительных коэффициентов рекомбинации,приведенные в таблицах 4.1.1.1-4.1.3.2, можно получить абсолютные значенияпарциальных коэффициентов рекомбинации в каждое состояние из рассмотренныхконфигураций 2p55s, 2p54d, 2p54p, 2p53d.Далее,приведемтаблицыабсолютныхвеличинкоэффициентоврекомбинации (4.1.4.1.) в каждое из рассматриваемых состояний, а такжесуммарный коэффициент рекомбинации для каждой из конфигураций.1351364.1.5.
Сводка результатов по абсолютным величинам коэффициентовдиссоциативной рекомбинации HeNe++e→Ne*+He на уровни исследованныхконфигураций.Таблица4.1.5.1.рекомбинацииАбсолютные+αHeNe2p5 5sвеличиныпарциальныхкоэффициентов.Уровень3s23s33s43s5Длина волны (А)62936313566261820.950.0120.290.08α3HeNes+j10-9 см3/с.+ΣαHeNe2p5 5sТаблица4.1.5.2.рекомбинацииУровень= 0.15·10-8 см3/с.Абсолютные+αHeNe2p5 4dвеличиныпарциальных.Длинаволны (А)+αHeNe⋅10−94dПереходjДлинаволны (А)34s1'4s1''4s1'''4s1''''4d1'4d1''591851165902565657485906+ΣαHeNe2p5 4dкоэффициентовсм /с.0.340.160.260.170.330.564d24d34d44d4'4d54d6591353305820576453415343+αHeNe⋅10−94djсм3/с.0.920.430.520.690.590.12= 0.51·10-8 см3/с.136137Таблица4.1.5.3.рекомбинацииАбсолютные+αHeNe2p5 4pвеличиныпарциальныхкоэффициентов.Уровень3p13p33p63p9Длина волны (А)35203454344734721.60.020.050.04α3HeNep+j·10-9 см3/с.+ΣαHeNe2p5 4pТаблица= 0.17·10-8 см3/с.4.1.5.4.рекомбинацииУровеньАбсолютные+αHeNe2p5 3dвеличиныпарциальных.Длинаволны (А)+α3HeNe⋅10−8dПереходjДлинаволны (А)33s1'3s1''3s1'''3s1''''3d1'3d1''705170597943813683008418+ΣαHeNe2p5 3dкоэффициентовсм /с.0.170.180.180.130.560.383d23d33d43d4'3d53d6747274888495837875357544+α3HeNe⋅10−8djсм3/с.0.750.560.560.750.590.13= 0.49·10-7 см3/с.По данным работы [15] суммарный коэффициент диссоциативной рекомбинации+HeNe+ + e → Ne * + He составляет величину α HeNe = (1.0±0.2)·10 -7 см 3/с.С учетом оценки [16] коэффициента рекомбинации на уровни 2р53р – 0.5·108см3/с находим, что коэффициент диссоциативной рекомбинации ионов HeNe+ сэлектронами, ответственный за формирование спектра излучения плазмы вобласти 3000-8500 А, составляет 6.2·10-8 см3/с.
Учитывая, что из рассмотрения«выпали» две конфигурации – 2р54s (линии излучения лежат в инфракраснойобласти спектра) и 2p53s (линии в области вакуумного ультрафиолета), мы137138полагаем, что имеет место неплохое согласие этой величины с коэффициентомрекомбинации+αHeNe= (1.0±0.2)·10-7 см3/с, найденным на основе анализа скоростиуменьшения плотности заряженных частиц распадающейся плазмы [15].В заключении настоящего параграфа приведем условие преобладания процессадиссоциативной рекомбинации HeNe+ + e → Ne * + He над передачей возбужденияHe ( 2 1S0 ) + Ne → Ne * + He в заселении уровня 3s2, которое можно получить изсравнениясоответствующихПодставляясоотвествующие(потоковзаселения:+α3HeNesвеличины2 HeNe+ ⋅ neσ ( 3s2 ) ⋅ v>.HeNe+ He 21S ⋅ [ Ne ]α3s20 (и)σ ( 3s2 ) ⋅ vполучим) HeNe+ ⋅ ne / He 2 1S0 ⋅ [ Ne ] >3.6·10-2.4.2.
Температурные зависимости потоков рекомбинации в состояния атоманеона конфигурации 2p55s, 2p54dЦельюнастоящегопараграфаявляетсяисследованиетемпературныхзависимостей парциальных потоков рекомбинации в состояния атома неонаконфигураций 2p55s, 2p54d заселяющихся в послесвечении в следствие процессадиссоциативной рекомбинации:()HeNe + + e → He + Ne * 2 p5 5s, 2 p5 4d .(4.2.1)Постановка такого эксперимента наряду с выполненными ранее измерениямиконстанты рекомбинациитемпературные+α HeNe (Te ) обусловлена тем обстоятельством, чтозависимостипарциальныхкоэффициентов+(Te ) , какα HeNejпоказывает практика эксперимента [12], могут существенно отличаться отзависимостикоэффициентадиссоциативнойрекомбинации138139++(Te ) . Более того, как будет видно из результатов настоящейα BR (Te ) = ∑ α BRjjработы, анализ температурных зависимостей интенсивностей спектральных линийвраспадающейсяплазмеможетдатьинформациюомалоизученномвэкспериментальном плане пороговом механизме диссоциативной рекомбинации вусловиях «подогрева» электронного газа :Ne2+ + e → Ne + Ne * ( 2 p5 5s, 2 p5 4d ) .(4.2.2)Исследование температурных зависимостей проведено для линий, идущих с5sи4d–уровней,рекомбинационноезаселениекоторыхприкомнатнойтемпературе электронов, как следует из изложенного выше, связано только сгетероядерными ионами.
Для состояний атома неона 2p55s конфигурациипредставляло интерес провести измерения рекомбинационных потоков в каждоесостояние 2p55s конфигурации, поскольку, наряду с рекомбинационным заселением(4.2.1) в ранней стадии послесвечения (см. Главу III), роль процесса передачивозбуждения(He 21S0)( )+ Ne → He 11S0+ Ne* ( j) ,(4.2.3)в заселении данных состояний различна (основной поток заселения (4.2.3)наблюдается в 3s2).Что касается состояний атома неона 2p54d конфигурации, как показалпроведенный анализ (см. Главу III), роль процесса передачи возбуждения в раннейстадии послесвечении не столь ярко выражена, а зависимости от времениинтенсивностейспектральных линийиз 2p54d состоянийв послесвеченииидентичны друг другу. Поэтому для исследования температурных зависимостейбыла выбрана единственная, наиболее интенсивная спектральная линия изданного набора состояний 5764А ( 4d 4′ → 2 p9 ).Дляполучениязависимостейпотоковрекомбинацииоттемпературыэлектронов была использована методика импульсного «подогрева» электронов,описанная в Главе II.
Реакцию интенсивностей спектральных линий атома неона 5s3р и 4d-3р переходов на подогрев электронов демонстрирует Рис.4.2.1. Также вусловиях подогрева были проведены измерения интенсивности молекулярной139140()полосы гелия около 4550А h 4 sσ 3Σ u+ → b 2 pπ 3Π g , которые носят иллюстративныйхарактер, и были выполнены в качестве тестового эксперимета, поскольку хорошо()известен процесс заселения молекулы гелия h 4sσ 3Σu+ :αMHe2+ + e + He → He2 * h 4sσ 3 Σu+ + He ,()(4.2.4)а также температурная зависимость его коэффициента рекомбинации[79].Длянаглядности,наРис.4.2.1.такжепоказаноα M ∝ Te−1.5положениедвух«подогревающих» электронный газ импульсов E(t) в послесвечении и импульсразряда.2004006008001000106111051010491038102101210106313A5764A6294A6182A1[He(2 S0)]E/[He], Tg1010108641.0Jλ, число фотонов,попадающих в монохроматор за 1 с1[He(2 S0)], см-300.502004006008001000t, мксРис.4.2.1.
Зависимости от времени интенсивностей линий атома неона сразрешением 8 мкс.«Подогревающие» электронный газ импульсы расположены в достаточно далекойстадии послесвечения, где плотность метастабильных атомов гелия He(21S0) ужемала настолько, что процесс передачи возбуждения (4.2.3), являющийся основнымисточником появления возбужденных атомов Ne 2p55s в разряде и ранней стадиипослесвечения (как было показано в Главе 3), становится несущественным по140141сравнению с электрон-ионной рекомбинацией (4.2.1). Кроме этого, на Рис.4.2.1.также приведена зависимость от времени концетрации метастабильных атомовгелия He(21S0), подробное обсуждение которой будет проведено ниже.
Впослесвечнииформировалсяимпульснапрженностиэлектрическогополяразличной амплитуды, позволяющий устанавливать температуру электронов вдиапазоне kTe = (0.03 ÷ 0.4) эВ. Длительность импульса составляла примерно50 мкс.Результаты измерений температурных зависимостей представлены наРис.4.2.2 [100].0,10,1J5764J63131J61821-1.2Te0,10,1Ji (kTe)/Ji (0.029эВ)-1.3Te0,010,01-1.2Te11J5662J62930,10,1-1.4Te0,01-1.3J45500,1Te0,010,1kTe, эВРис.4.2.2.
Температурные зависимости интенсивностей линий атома неона имолекулярной полосы 4550А. Жирные символы – данные за вычетом передачивозбужденияОтносительно высокий разброс данных объясняется малостью оптическихсигналов: даже при измерениях в течение ≈ 106 циклов повторения процесса числафотоэлектронов на наиболее слабых линиях в пределах нагревающего электроны141142импульса продольного электрического поля в некоторых случаях не превышалинесколько десятков. Тестовый эксперимет, проведенный для температурнойзависимости молекулярной полосы гелия около 4550А, дает засимостьα M ∝ Te−1.4 ,сходную с результами работы [79], что подтверждает правильность постановкинашего эксперимента и измеренй.Из рис 4.2.2.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
