Диссертация (1149576), страница 6

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

Текст из файла (страница 6)

В случае сиглетного перехода имело место выражение (2.4.1.8)Φ1 (ν ) =F (ν 2 )+∞∫−∞где F (ν 2 ) = κ 0 ⋅(ν −ν 2 )∆ν LSourseπ2(+ ∆ν LSours)2dν 2 ,  ν −ν  2 ⋅ exp  −  2Sourse0   .  νD С учетом триплетной структуры перехода для контура линии излучения Φ1 (ν )получаемΦ1 (ν ) =5⋅Fν()∫−∞ 2  ν −ν 2 + ∆ν SourceL2)(+∞(3+) (ν −ν2(−ν 12 ) + ∆ν LSource22) (ν −ν21+(−ν 02 ) + ∆ν LSource22)dν2 2(2.4.2.2)где множители 5, 3, 1 и величиныν12 = ν1 −ν 2 и ν 02 = ν 0 −ν 2 имеют тот же смысл изначения что и для контура линии поглощения κ (ν ) . Для численного расчетавеличины относительного поглощения, в (2.4.2.1) - (2.4.2.2) делаются заменыпеременных, позволяющие несколько упростить выражения и перейти от частот кбезразмерным величинам, аналогично тому, как это было проведено длясинглетного случая.Доплеровская ширина ∆ν D контура линии гелия 3889 Ǻ HeI в основнойтрубке определяется по формуле (2.4.1.2)∆ν D =2 ln 2 ⋅ kT 2⋅ ,λM He3536где T - температура атомов в основной трубке, M He - масса атома гелия, λ длинаволныисследуемогоперехода( 3 P0,1,2 → 3S1 ),λ = 3889 Ǻ.Ширинадисперсионного контура с учетом естественного и столкновительно уширениядается выражением (2.4.1.4)∆ν LCollision =12πA8kT⋅  ki + [ He] ⋅ Q0 ⋅  u + 2π M He  ,где Aki - вероятность перехода на длине волны 3889 Ǻ, [ He ] и u – концетрация искорость атомов гелия, соответственнно; Q0 - сечение уширения линии 3889 Ǻвследствие столкновений [68].

Общая формула (2.4.1.6), по которой вычисляетсявеличина относительно поглощения A(κ 0 ⋅ l ) остается неизменной.(Концентрация метастабильных атомов гелия He 2 3S1)определялась поизвестной формуле аналогично тому, как это было проведено для синглетногосостояния [65, 66]:Ni =где,∆ν κmc⋅ D⋅ 0fike π ln 2 2(2.4.2.2)2Ni -концентрация атомов в состоянииfik = 0.067 -силаосцилляторалинииi , в нашем случаегелия3889 А He ( 2 3S1 )  ,HeI , расчитанная извероятности перехода Aki = (9.86±0.30)·106 c-1 [67], κ 0 -коэффициент поглощения вцентре линии 3889 А, m , e , и c , соответственно, масса, заряд электрона и скоростьсвета.Вформуле(2.4.2.2)используетсячисленныйрасчетвеличиныкоэффициента поглощения κ 0 в зависимости от A(κ 0 ⋅ l ) при учете фойгтовскихконтуров линии излучения и линии поглощения.36370,70,60,5A(κ 0 ⋅ l )0,40,30,20,10,00,000,050,100,150,200,250,30κ0 ⋅lРис.

2.4.1.4. Зависимость A(κ 0 ⋅ l ) от κ 0 ⋅ l .2.4.3. Измерение концентрации метастабильных молекул гелия He2(2s3Σu+)()R34638АДля определения концентрации метастабильных молекул гелия He2 a 2sσ 3 Σu+измеряласьвеличинаотносительногопоглощенияналинии( v′′ = 0, J ′′ = 3 → v′ = 0, J ′ = 4 ) молекулярной полосы около 4650А ( a 2 sσ 3 Σu+ → e3 pπ 3 Π g )[61], где v′′ , J ′′ и v′ , J ′ - соответственно, колебательные и вращательныеквантовые числа нижнего и верхнего состояний.

Также, как и в двух предыдущихслучаях, для измерения величины относительного поглощения использовалсяметод двух трубок. Концентрация поглощающих частиц в общем виде определяетсяпо формуле (2.4.1.1), которая может быть выражена через статистические весанижнего и верхнего состояний, и время жизни [65, 66]:Ni =где4πτ g ′′π⋅ ⋅ ∆ν D ⋅⋅κ0 ,2λ0 g ′ln 2g ′′ = 2 ⋅ J ′′ + 1 ,g ′ = 2 ⋅ J ′ + 1 - статистические(2.4.3.1)весанижнегоиверхнегосостояний, между которыми осуществляется переход, ∆ν D - доплеровская ширина,τ - время жизни верхнего состояния, κ 0 - коэффициент поглощения в центрелинии.3738Таким∆ν D =образом,сучетомвыражениядлядоплеровскойширины2 2 ln 2 ⋅ν 0kT⋅, концентрация молекул гелия  He2 ( a 3 Σu+ ) , v′′ = 0, J ′′ = 3 вcM He2основном колебательном состоянии с вращательным квантовым числом J ′′ = 3 ,может быть записана следующим образом8πτ g ′′12π kT3 +′′′′ ⋅⋅κ0 , He2 a Σu , v = 0, J = 3 = λ 3 ⋅ g ′ ⋅ A *M He20J '', J '(где)A *J '', J ' -вероятностьпереходана(2.4.3.2)длиневолны4638А( e3 pπ 3 Π g ( J ′ = 4 ) → a 2 sσ 3 Σu+ ( J ′′ = 3) ), T - температура атомов в основной трубке,M He - масса молекулы гелия, λ0 - длина волны исследуемого перехода.

В силу2того что, для молекулы гелия справедлив случай связи по Гунду «b» [71], A *J '', J ' -()вероятность радиационного распада состояния He2 e3 pπ 3 Π g ( J ′ = 3) . С учетомфакторов Хенля-Лондона A *J '', J ' =гдеJ ′ + 1 Q −branch⋅A3 pπ 3 Π g J ′ → a 2sσ 3 Σu+ J ′2J ′ +1(AQ −branch ( 3 pπ 3 Π g J ′ → a 2sσ 3 Σu+ J ′ ) = (6.2 ± 0.5)·107 с-1[73],)таким[71, 72],образомA *J '', J ' = (3.4 ± 0.3)·107 с-1.Чтобыполучить He2 ( a 3 Σu+ ) , v′′ = 0 величинуполнойконцентрациив основном колебательном состояниимолекулгелияv′′ = 0 , необходимопросуммировать выражение (2.4.3.2) по всем вращательным состояниямJ.Известно, что связь полной концентрации молекул гелия  He2 ( a 3 Σu+ ) , v′′ = 0  восновномколебательномсостоянииможетбытьвыраженачерез He2 ( a 3 Σu+ ) , v′′ = 0, J ′′ = 3 следующим образом [71, 73] B′′ ⋅ J ′′ ⋅ ( J ′′ + 1) " hc Qr He2 ( a 3 Σu+ ) , v′′ = 0  = He2 ( a 3 Σu+ ) , v′′ = 0, J ′′ = 3 ⋅ exp ⋅, 2 J ′′ + 1 kT(2.4.3.3)3839()где B′′ - вращательная постоянная для состояния молекулы гелия He2 a 2sσ 3 Σu+ , B′′ ⋅ J ⋅ ( J + 1) hc Qr = ∑ ( 2 J + 1) ⋅ exp  − - статистическаяkTJмолекулыгелия()He2 a 2sσ 3 Σu+ .ВеличинасуммавращательнойдлясостоянияпостояннойB′′вычисляется через молекулярные постоянные Be , α e , γ e посредством известноговыражения [61]:211B′′ = Be − α e ⋅  v −  + γ e ⋅  v −  + ...

.22(Для молекулы гелия в состоянии He2 a 2sσ 3 Σu+)молекулярные постоянные имеютзначения Be = 7.7036 см-1, α e = 0.2281 см-1, γ e = -0.00462 см-1 , B′′ = 7.588395 см-1[61]. Вследствие того, что молекула гелия He2 обладает нулевым спином ядра,вращательные уровни, соотвестсвующие четным вращательным числам J ′′ = 0, 2,4, 6, 8,….в состоянии(He2 ( a 2sσ 3 Σu+ )отсутствуют, поэтому для состояния)He2 a 2sσ 3 Σu+ существуют энергетические уровни с нечетными числами J ′′ = 1, 3, 5,7,9,…[71].Такимобразом,привычислениистатистическойсуммыQr ,суммирование следует проводить по нечетным числам J .С учетом выражений (2.4.3.2) и (2.4.3.3), полная концентрация молекул гелия He2 ( a 3 Σu+ ) , v = 0  в основном колебательном состоянии: B′′ ⋅ J ′′ ⋅ ( J ′′ + 1) " hc Qr8πτ g ′′12π kT He2 ( a 3 Σu+ ) , v′′ = 0  =⋅⋅⋅⋅⋅⋅κexp . (2.4.3.4)0 2 J ′′ + 1 λ 3 g ′ A *M He2kT0J '', J 'Длявычисленияконцентрациимолекулгелия He2 ( a 3 Σu+ ) , v = 0 использовался численный расчет относительного поглощения A(κ 0 ⋅ l ) от κ 0 ⋅ l приучете фойгтовских контуров линии излучения и линии поглощения (2.4.1.6) (2.4.1.8).39400,250,200,15A(κ 0 ⋅ l )0,100,050,000,00,10,20,30,40,5κ0 ⋅lРис.2.4.1.5.

Зависимость A(κ 0 ⋅ l ) от κ 0 ⋅ l .Доплеровская∆ν DширинаконтуралиниигелияR34638А( a 2 sσ 3 Σu+ ( J ′′ = 3) → e3 pπ 3 Π g ( J ′ = 4 ) ) в основной трубке, определяется по формуле∆ν D =2 ln 2 ⋅ kT 2⋅M Heλ2где T - температура атомов в основной трубке, M He - масса молекулы гелия, λ 2длина волны исследуемого перехода (4638А ( a 2 sσ 3 Σu+ ( J ′′ = 3) → e3 pπ 3 Π g ( J ′ = 4 ) )).Ширина дисперсионного контура с учетом естественного и столкновительноуширения дается выражением∆ν L =где12π A*⋅  J '', J ' + [ He] ⋅ K  , 2K - константаскоростиK = (7.1 ± 0.6)·10-11 см3/с([73],тушениямолекулA *J '', J ' - вероятностьгелиясатомамирадиационногогелияраспада)состояния He2 e3 pπ 3 Π g ( J ′ = 3) .Для вычисления зависимости A(κ 0 ⋅ l ) и для определения концентрацииметастабильных атомов и молекул необходимо знать температуры атомов в4041основной разрядной трубке и в просвечивающем источнике, поэтому обратимся кнахождению температуры атомов.2.5.

Измерение температуры атомовДля определения температуры атомов использовалось распределениеяркости(вовращательнойструктуремолекулярнойполосы)He2 d 3sσ 3 Σu+ → b 2 pπ 3Π g около 6400 Ǻ [74]. В нашем эксперименте были полученыспектры молекулярной полосы He2 около 6400 Ǻ, излучаемые основной разряднойтрубкой и просвечивающим источником, заполненным чистым гелием. Спектрымолекулярной полосы для просвечивающего источника и основной трубки,приведены на Рис.2.5.1а и Рис.

2.5.1б, соответственно.41Интенсивность молекулярной полосы42QP110000P3P5P7R5R7Рис. 2.5.1а.Спектр молекулярнойполосы впросвечивающемисточнике.R3P9R9P11R11P13100063006350640064506500Интенсивность молекулярной полосыДлина волны (А)6383A NeI6334A NeI6402A NeI10000Рис. 2.5.1б.Спектр молекулярнойполосы в основнойразрядной трубке.6328ANeI1000P1R9P3P5R7 R5P7P910063006350640064506500Длина волны (А)Температура газа в основной и в просвечивающей разрядных трубках былаопределена на основе формулы: B ⋅ J ( J + 1) ⋅ hc  I ( RJ ) ⋅ λ 2 ( RJ ) I ( PJ ) ⋅ λ 2 ( PJ ) 1+= exp  −⋅S (λ ( PJ ))  2 J + 1kTg S (λ ( RJ ))(2.5.1),где I ( RJ ) и I ( PJ ) интенсивности вращательных компонент молекулярной полосыветвей R и P соответственно при одном и том же значении J - вращательногоквантовогочиславерхнегоуровня,S (λ ( RJ ))иS (λ ( PJ )) - чувствительности4243оптической системы на соответствующих длинах волн, Tg - газовая температура,B - вращательная постоянная.Вращательная постоянная B определяется по формуле11B = Be − α e ⋅ + γ e ⋅ ,242.5.2где α e и γ e - молекулярные константы - были взяты из книги [61].Таблица 5.1.СостояниеТеqωеωеxeBeαeγeDere(10-4см-1)(Å)ν00d3sσ3Σ+u1644791728.0136.137.3410.224-0.00275.321.071215623.1b2pπ3Πg1488351769.0735.027.4470.219-0.00175.301.06354768.2Все величины, кроме De и re , в таблице 5.1.

приведены в см-1, величина Teq –обозначаетзначениеэлектронноготермавположенииравновесиянапотенциальной кривой адиабатического состояния молекулы He2* .Для температур атомов в основной разрядной трубке и в просвечивающемисточнике были получены следующие значения: Tg Т = (340±30)К и Tg И = (428±8)К.2.6. Измерение напряженности продольного электрического поля и нагревэлектронов в распадающейся плазмеСхемотехника для измерения напряженности электрического поля инагрева электронов в фазе распада плазмы была разработана в предшествующихисследованиях, (например, [15, 16, 53]), опыт которых был использован длярешения задач данной диссертации. Cхема установки приведена на Рис. 2.6.1.4344R1ДУR1ОСR2RiR2КАТК1VD1Г5-54Г5-56ТК2ВВВРис. 2.6.1.

Схема измерения напряженности продольного электрическогополя.Транзисторный ключ ТК1 был собран на 10 последовательно включенныхтранзисторах (Т1-Т10) КТ27Б, выдерживающих в закрытом состоянии напряжениедо 1000 В каждый. Транзисторы Т1-Т10 управлялись напряжением, котороеподавалось в базовые цепи с 10 вторичных обмоток импульсного трансформатора(ИТ).

ИТ использовался для «развязки» по постоянному току низковольтного выходагенератора Г5-56 и базовых цепей транзисторов, находящихся под высокимпотенциалом. Импульс разряда формировался с помощью транзисторного ключаТК1 в момент открытия транзисторов Т1-Т10. Длительность и период повторенияимпульсаразрядаопределялисьдлительностьюипериодомповторенияпрямоугольных импульсов напряжения, которое вырабатывалось генераторомпрямоугольных импульсов Г5-54.

Характеристики

Список файлов диссертации