ХИМИЧЕСКАЯ ФИЗИКА, 2015, том 34, № 8, с. 63-69
= ЭЛЕМЕНТАРНЫЕ ФИЗИКО-ХИМИЧЕСКИЕ ПРОЦЕССЫ
УДК 661.939-128+539.19
РЕКОМБИНАЦИОННОЕ ЗАСЕЛЕНИЕ СОСТОЯНИЙ АТОМА НЕОНА КОНФИГУРАЦИИ 2р54р В ПОСЛЕСВЕЧЕНИИ РАЗРЯДА В ГЕЛИИ
С МАЛОЙ ПРИМЕСЬЮ НЕОНА © 2015 г. В. А. Иванов, А. С. Петровская*, Ю. Э. Скобло
Санкт-Петербургский государственный университет *Е-таП: anita3425@yandex.ru Поступила в редакцию 09.11.2014
Проведено спектроскопическое исследование процессов заселения состояний 3рь 3р3, 3р6, 3^9 (в обозначениях Пашена) атома неона конфигурации 2р54р в послесвечении разряда в гелии с малой примесью неона ([№]/[Не] « 10-5). На основе сравнительного анализа зависимостей от времени интенсивно-стей спектральных линий № I переходов 2р54р ^ 2p53s и 2p54d ^ 2р53р установлено, что источником образования возбужденных атомов №(2р54р) в послесвечении являются процессы диссоциативной рекомбинации (ДР) гомо- и гетероядерных ионов с электронами: Не№+ + е ^ №(2р54р) + № и
Ке+ + е ^ №(2р54р) + №. Относительный вклад процессов в скорость заселения различных состояний №(3ру) в зависимости от энергии уровней 3ру различен. Верхний уровень 3р1, лежащий выше
основного колебательного состояния иона Ке+(у = 0), заселяется почти исключительно вследствие ДР гетероядерных ионов Не№+. Диссоциативная рекомбинация ионов Ке+ с электронами дает заметный вклад в поток Г К,6.2 заселения нижележащих уровней 3р3, 3р6, 3р9. Величина Г^,6.2 растет по мере уменьшения энергии уровня 3ру.
Ключевые слова: элементарные процессы, диссоциативная рекомбинация, молекулярные ионы, смесь гелий—неон.
БОТ: 10.7868/80207401X15080117
1. ВВЕДЕНИЕ
В плазме средних и высоких давлений (р > 10 Торр) основным механизмом деионизации может быть процесс диссоциативной рекомбинации (ДР) молекулярных ионов с электронами [1, 2]:
АВ+ + е ^ А + В*. (1)
В распадающейся плазме при близкой к комнатной температуре электронов кТе ~ 0.03 эВ процесс (1) является основным источником заселения тех возбужденных состояний В*, энергетические уровни которых лежат ниже основного колебательного состояния иона АВ+. Подобное свойство процесса ДР гомоядерных молекулярных ионов характерно для послесвечения тяжелых инертных газов [3]. В плазме смеси инертных газов, в том числе и в смеси Не—Ые, исследованию которой и посвящена данная работа, картина образования возбужденных атомов усложняется вследствие появ-
ления гетероядерных молекулярных ионов и их участия в формировании спектра послесвечения.
Имеющиеся в настоящее время сведения о рекомбинации гетроядерных ионов получены пока только в экспериментах с Не—№-плазмой [4—9]. В них описана методика и оптимальные условия эксперимента [5], представлены результаты спектроскопического анализа ДР ионов и Не№+ как механизмов заселения 3р, 5« и некоторых 4d-уровней атома неона.
В данной работе на основании спектроскопических измерений исследуется конкуренция ДР
ионов и Не№+ в заселении уровней атома неона конфигурации 2р54р. Энергии этих уровней (3р1—3р10 в обозначениях Пашена) лежат в диапазоне 20.150—20.369 эВ [10]. В плане понимания механизма ДР в плазме представляет интерес сравнение эффективности заселения атомных уровней, близких по энергии, но по-разному расположенных относительно основного колебательного уровня рекомбинирующего молекуляр-
ного иона. Можно надеяться, что именно такая
ситуация реализуется при ДР иона N0+ на уровни 4р. Энергия диссоциации молекулярного иона
N0+ по различным данным составляет Д)(№+) = = (1.35 ± 0.07) эВ [11], 1.13 эВ [12], (1.20 ± 0.08) эВ [13], (1.26 ± 0.02) эВ [14]. Наиболее точным, по-видимому, является последнее значение, полученное авторами работы [14] из анализа кинетической
энергии продуктов ДР иона N0+. Взяв его за основу и используя в качестве энергии ионизации атома неона величину 21.56 эВ, получаем энергию основного колебательного состояния V = 0 иона
N0+ равной (20.30 ± 0.02) эВ относительно основного состояния атома. Тогда ясно, что уровень
3р1 (20.369 эВ [10]) лежит выше уровня = 0). Остальные уровни, а именно 3р2—3р10, расположены ниже = 0). По данным работы [15], заселение возбужденных состояний атома неона N0* конфигурации 2р54р в неоновой плазме происходит за счет процесса ДР молекулярного иона
N0+ с электронами:
N6+ + с-
-> N0 + N0*0"). (2)
В гелий-неоновой плазме заселение состояний №(2р54р) возможно также с участием гетеро-ядерных ионов Н0№+:
^N0+ + 0 ——-> Н0 + N0*0"). (3)
Целью данной работы было исследование распределения потоков заселения состояний №(2р54р) вследствие процессов (2) и (3). Энергия состояния Н0№+(^ = 0) (20.87 эВ [16]) существенно превышает энергии всех состояний 2р54р-конфигурации (20.150—20.369) эВ, так что можно ожидать связанного с этим ионом реком-бинационного заселения всех 4р-уровней.
траций атомов [Н0]/[№] ~ 10-5 при давлении ~38 Торр. В фазе разряда рождение заряженных частиц при этих условиях происходит главным образом в результате ступенчатой ионизации атомов гелия электронным ударом. В силу малой концентрации атомов неона их возбуждение и ионизация при столкновениях с электронами не играют сколько-нибудь заметной роли. Ионы Н0+, появившиеся в результате столкновитель-ной ионизации, быстро (за время ~10-5 с) превращаются в молекулярные ионы Н0+ в ходе трехча-стичного процесса:
Не + Н0 + Н0-
->Н0+ + Н0.
(4)
Затем следует последовательность ионных превращений Н0+ ^ N0+ ^ Н0№+ ^ Н0+:
Н0+ + N0 ——— N0+ + Н0 + Н0, (5)
N0+ + Н0 + Н0 —^ HсNс+ + Н0, (6)
HсNс+ + N0-
->N0+ + Н0.
(7)
Константы скорости процессов (4)—(7) известны: к4 = (6.2 ± 0.5) • 10-32 см^/с при температуре атомов Та = 293 К [17], к5 = 1.4 • 10-10 см3/с при Та = 300 К [18], к6 = (2.3 ± 0.1) • 10-32 см^/с при Та = 295 К [19], к7 = (3 ± 1) • 10-11 см3/с при Та = 300 К [4].
Рождение ионов Н0+ и Н0+ происходит не только в фазе разряда, но и в послесвечении вследствие парных столкновений метастабиль-
ных атомов и молекул гелия. Гибель ионов Н0+,
HсNс+ и N0+ в объеме обусловлена процессами электрон-ионной рекомбинации, а также процессами (5) и (7). Состояния 4р атома неона в распадающейся плазме могут заселяться в Н0-№-плазме и путем передачи возбуждения от ме-тастабильных атомов гелия:
2. МЕТОД ИССЛЕДОВАНИЯ
В данной работе использовался метод исследования процессов заселения возбужденных состояний, основанный на сравнительном анализе зависимостей от времени интенсивностей спектральных линий, полученных в эксперименте с плазмой послесвечения импульсного разряда в гелии с малой примесью неона. Этот метод был ранее опробован для исследования процессов заселения возбужденных состояний атомов неона конфигураций 2р53р, 2р55.у, 2р54ё и позволил получить величины парциальных коэффициентов рекомбинации внутри каждой группы уровней [7—9].
В экспериментах, проведенных в работах [7—9], плазма создавалась коротким импульсным разрядом в смеси гелий—неон с отношением концен-
Н0(216) + N0 ^ Н0(11^0) + N0*
(8)
Анализ световых потоков проводился в достаточно далекой стадии послесвечения, когда концентрация атомов Н0(21^0) уже мала настолько (по данным работы [8], это справедливо спустя >400 мкс после обрыва тока), что процесс (8) можно было не принимать во внимание. Концентрация электронов в эксперименте не превышала 1011 см-3, так что процессы рекомбинации ионов N0+ не были заметны на фоне процессов диссоциативной рекомбинации с молекулярными
ионами Н0№+ и N0+.
Скорость Г; образования атомов в состоянии I в единице объема (поток заселения состояния /) и
+
22
21
20
19
18
17
16
Е, эВ
Не№4
V = 0
2р5п5 2р5пр 2p5nd 2р5п/ п = 6 - с п = 5
п = 5
4 3р1 п = 4 п = 4
п = 4
352.05 нм
345.42 нм 344.7 нм
п = 3 576.44 нм
п = 3 585.25 нм
Не
21&
1«4 1«5
Рис. 1. Схема энергетических уровней рассматриваемых частиц.
22
21
20
19
18
17
16
число фотонов (интенсивность линии), которое регистрируется измерительной системой за единицу времени, связаны равенством
=ТРБ (Х^) ЖЬг (X*), (9)
где X/ — длина волны спектральной линии, соответствующей переходу из состояния i в состояние/; О — множитель, определяющийся параметрами оптической системы, который связывает число актов излучения фотона в единице объема и число фотонов, попадающих во входную щель монохрома-тора за единицу времени; £ *) — вероятность регистрации фотона, попавшего во входную щель монохроматора, которая зависит от длины волны X/ КЬг (X *) — коэффициент ветвления для спектральной линии X/.
Коэффициент ветвления КЬг (X *) выражается через вероятности спонтанных переходов Л^ с уровня состояния i на лежащие ниже уровни/':
Кьг (Х,) = X Л1Г. (10)
Среди возбужденных состояний атома неона можно выделить группу состояний, которые должны заселяться в позднем послесвечении исключительно вследствие процесса диссоциативной рекомбинации (3). Такими состояниями являются те, энергетические уровни которых лежат
значительно выше наиболее населенного нижнего колебательного уровня молекулярного иона
= 0) и ниже уровня НеМе+(^ = 0). Диаграмма энергетических состояний рассматриваемых частиц приведена на рис. 1. Поскольку температура электронов в послесвечении близка к комнатной (кТе ~ 0.03 эВ), энергии электронов недостаточно для протекания процесса (2) с заселением уровней, лежащих на несколько кТе выше
уровня = 0). Так, уровень 4й\ (20.705 эВ [3])
атома №(2р54й!) лежит выше = 0) на 0.3—
0.5 эВ и ниже Не№+( V = 0). Поэтому можно считать, что процесс (3) ДР ионов Не№+ с электронами оказывается единственным процессом, приводящим к появлению атомов неона в состоянии 4 й 4 в позднем послесвечении. Состояние 4 й 4 удобно, поскольку с ним связана достаточно яркая в послесвечении линия при 576.44 нм (4й4 ^ 2р9) с известным характером возбуждения [7, 8]. Поток заселения состояния 4й4 равен произведению концентраций электронов пе, ионов [Не№+] и парциального коэффициента реком-
г Не№+
бинации а :
4й4
Г,,. = а^6 [НеМе+]ле.
4й4
4й4
(11)
Состояния 2р54р-конфигурации могут заселяться вследствие процессов рекомбинации с электронами как ионов Н0№+ (процесс (3)), так и ионов N0+ (процесс (2)):
Гзр; = а. [^N0+К +
(12)
Принимая во внимание
Для дальнейшего прочтения статьи необходимо приобрести полный текст. Статьи высылаются в формате PDF на указанную при оплате почту. Время доставки составляет менее 10 минут. Стоимость одной статьи — 150 рублей.