ОПТИКА И СПЕКТРОСКОПИЯ, 2014, том 117, № 6, с. 896-901
СПЕКТРОСКОПИЯ АТОМОВ ^^^^^^^^^^^^ И МОЛЕКУЛ
УДК 661.939-128+539.19
ЗАСЕЛЕНИЕ 2р55я-УРОВНЕЙ АТОМА НЕОНА В ПЛАЗМЕ СМЕСИ He-Ne.
II. ТЕМПЕРАТУРНЫЕ ЗАВИСИМОСТИ ПАРЦИАЛЬНЫХ КОЭФФИЦИЕНТОВ РЕКОМБИНАЦИИ ИОНОВ HeNe+ И ЭЛЕКТРОНОВ
© 2014 г. В. А. Иванов, А. С. Петровская, Ю. Э. Скобло
Санкт-Петербургский государственный университет, 198504 Санкт-Петербург, Россия
E-mail: anita3425@yandex.ru Поступила в редакцию 23.06.2014 г.
Проведено спектроскопическое исследование процессов заселения возбужденных состояний 352— 355 (в обозначениях Пашена) атома N0 конфигурации 2р55я в плазме, создаваемой импульсным разрядом в гелии с малой добавкой неона (давление 38.1 мм рт.ст., [Не]/[№] £ 105). Регистрация отклика интенсивностей спектральных линий на импульсный подогрев электронного газа электрическим полем в фазе послесвечения позволила установить зависимости от температуры электронов Те парциальных скоростей заселения состояний 3^2—3^5 для кТе = 0.03—0.40 эВ. При температурах 0.03— 0.20 эВ состояния 3^2—3^5 заселяются главным образом вследствие диссоциативной рекомбинации ионов Не№+ и электронов с температурными зависимостями потоков рекомбинации, близкими к Те_1'2. При температурах 0.20—0.40 эВ наблюдается рост скорости заселения состояний 3^2—3^5, связанный с двумя механизмами. Один из них — возбуждение электронным ударом Не(2 81) + е + 0.8 эВ ^
^ Не(2180) + е и последующая передача возбуждения от Не(2180) атомам неона, вторым предположительно является пороговый процесс диссоциативной рекомбинации с электронами ионов
N0+ (V = 0), находящихся в основном колебательном состоянии.
БО1: 10.7868/80030403414120101
ВВЕДЕНИЕ
Экспериментальное исследование диссоциативной рекомбинации молекулярных ионов с электронами:
R+ + e ^ R* + R + kinetic energy,
где R — атом инертного газа, является важным этапом в развитии представлений о механизмах деионизации плазмы и кинетике возбужденных атомов. Интерес к процессу, ставшему предметом многочисленных экспериментальных и теоретических исследований [1—5], в существенной степени обусловлен большими сечениями, достигающими при тепловых энергиях электронов величин более 10-13 см2. Поэтому появление молекулярных ионов в плазме даже в относительно небольших количествах приводит к резкому увеличению скорости объемной нейтрализации заряженных частиц и, как следствие, появлению интенсивного потока селективного заселения ограниченного набора атомных уровней. В плазме смесей инертных газов помимо R+ присутствуют гетероядерные молекулярные ионы BR+ (B —
атом легкого инертного газа), которые также могут рекомбинировать с электронами:
BR + + e-
->R* + B + kinetic energy,
где а БК — коэффициент рекомбинации.
В экспериментах [6] с распадающейся гелий-неоновой плазмой была получена зависимость коэффициента рекомбинации ионов Не№+ с электронами от температуры электронов Те:
а
HeNe+
= (1.0 ± 0.2) X 10-7 (T/300 K)-L34±011 см3/с.
(1)
Для анализа роли молекулярных ионов в формировании рекомбинационного свечения плазмы необходимо знание парциальных констант
рекомбинации аБь (Те), отвечающих образованию атомов в конкретных возбужденных состояниях Гомоядерные молекулярные ионы исследованы в этом плане подробно в целом ряде экспериментов [3], появились и теоретические
расчеты величин а [7], аНе2 [8, 9]. Что касается гетероядерных ионов инертных газов, то имею-
+
BR
а
щиеся в настоящее время сведения ограничиваются упомянутой выше оценкой константы
а [6] и данными о распределении потока рекомбинации ионов Не№+ по состояниям атома неона конфигураций 2р53р [10], 2р55ж [11], 2p54d [12] при температуре электронов, близкой к 300 К.
В настоящей работе на основе спектроскопических наблюдений потоков квантов на переходах 2р55«—2р53р исследуются зависимости от температуры электронов парциальных констант
аНеМе (Те) для уровней 3s¡ (в обозначениях Паше-на) 2р55«-конфигурации в распадающейся плазме импульсного разряда в гелии с малой примесью неона. Постановка такого эксперимента наряду с выполненными ранее измерениями константы
рекомбинации аНеНе (Те) обусловлена тем обстоятельством, что температурные зависимости пар-
11 Не№+ / гт! \
циальных коэффициентов а^ (Т), как показывает практика эксперимента [3], могут существенно отличаться от зависимости коэффициента диссоциативной рекомбинации
аВЯ (Те) = ^ , аВь (Те), отражая характер взаимного расположения термов В + Я* и молекулярного иона ВЯ+. Более того, как будет видно из результатов настоящей работы, анализ температурных зависимостей интенсивностей спектральных линий в распадающейся плазме может дать информацию о малоизученном в экспериментальном плане пороговом механизме диссоциативной рекомбинации.
ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНАЯ УСТАНОВКА И МЕТОД ИССЛЕДОВАНИЯ
Условия эксперимента тождественны имевшим место в работе [11]: плотность атомов гелия
[Не] = 1.22х 1018 см-3, неона [Не] « 10—5[Не], плотность электронов в начальной стадии распада плазмы [е] = 0.5 х 1011 см-3. Плазма создавалась периодическим импульсным разрядом длительностью 128 мкс при частоте ~ 119 Гц в стеклянной трубке диаметром 2.8 см и длиной положительного столба 50 см с электродами в боковых отростках, не мешавшими оптическим измерениям вдоль оси. Данное соотношение длительности разряда и стадии распада, во-первых, исключает явление катафореза, и, во-вторых, удобно при регистрации световых потоков с разрешением, кратным 8 мкс. Техника эксперимента, описанная в работах [6, 13], включала измерение плотностей электронов по проводимости плазмы, "подогрев" электронов электрическим полем, позволяющий формировать заданный временной
профиль напряженности продольного электрического поля Б(1) в распадающейся плазме. Световые потоки регистрировались методом многоканального счета фотонов. Разложение в спектр осуществлялось с помощью монохроматора по схеме Черни-Тернера с дифракционной решеткой 1200 штрихов/мм и линейной дисперсией 12 А/мм.
Концентрация метастабильных атомов [Не(2180)] в абсолютной мере вычислялась по измеренным величинам относительного поглощения на линии Не I, 2180—31Р1, 5016 А [14] в методе двух трубок [15]. Коэффициент поглощения в центре спектральной линии к0 связан с концентрацией поглощающих атомов известным равенством [14]:
=
Л о 8и
к оЛv,
^-иь"* о
где МЬ — концентрация атомов на нижнем уровне перехода (в нашем случае ^ = [Не(2180)]),
Дv л =
2л/Ъ2 ПкТс
допплеровская ширина ли-
о V Ма
нии в шкале частот, ^ и gU — статистические веса нижнего и верхнего уровней, — длина волны, Та — температура атомов, Ма — масса атома, Лиь — вероятность радиационного перехода (и ^ Ь); по данным работы [16] Л= (1.3 ± 0.1) х 107 с—1 для перехода 31Р1 — 21^'0.
При расчете зависимости относительного поглощения от оптической плотности к0Ь (Ь — толщина поглощающего слоя) контуры линий излучения и поглощения считались фойгтовскими. В качестве сечения столкновительного уширения
было взято значение Qd =
1 +
6 х 104 см/сЛ
V
х 3.3 х 10—15 см2 из работы [17], здесь V — относительная скорость возбужденного атома гелия и атома гелия в основном состоянии в см/с.
Температура атомов Та на оси основной и просвечивающей разрядных трубок измерялась по распределению яркости во вращательной структуре Р- и Я-ветвей полосы молекулы Не*,
d3sст32+, V = 0 ^ Ь 2рп 3П+, V = 0 около 6400 А [18].
РЕЗУЛЬТАТЫ И ОБСУЖДЕНИЕ
На рис. 1 показано взаимное расположение энергетических уровней рассматриваемых состояний. Как видно из рис.1, энергетические уровни состояний 2р55«-конфигурации (3«5: 20.560 эВ, 3«4: 20.571 эВ, 3«3: 20.657 эВ, 3«2: 20.663 эВ) лежат ниже уровня основного колебательного состоя-
Е, эВ 21.6
21.2
20.8
20.4
20.0
2р55я 2р54й
'3$3 _
3^4 I
V = 0
-Ие(2^0)
— Ые(23^'1)
Рис. 1. Схема энергетических уровней рассматриваемых состояний.
V
5
ния иона Ые№+ (20.87 эВ по данным [19]). Если следовать аналогии с гомоядерными молекулярными ионами [3], для которых в экспериментах с распадающейся плазмой наблюдается заселение вследствие диссоциативной рекомбинации всех возбужденных состояний атома с энергиями ниже основного колебательного уровня иона, то можно ожидать, что заселение состояний 2р55«-конфи-гурации должно быть связано с процессом
Ые№+ + е
Ые(1\) + Ме*(/),
что и было обнаружено в работе [11] при температуре электронов Те, близкой к комнатной. Постановку эксперимента по анализу температурных зависимостей интенсивностей линий 2р55« ^ ^ 2р53р-переходов демонстрирует рис. 2. "Подогревающие" электронный газ импульсы продольного электрического поля Е(?) могли быть расположены в достаточно далекой стадии послесвечения, где плотность метастабильных атомов гелия Ые(21^'0) уже мала настолько, что процесс передачи возбуждения
Ые(21^0) + М —) Ые(116'0) + Ме*( /), (2) являющийся основным источником появления возбужденных атомов Ме(3«2)1 в разряде и ранней стадии послесвечения (рис. 2) [11], становится несущественным по сравнению с электрон-ионной рекомбинацией. На рис. 2 показан также ход интенсивности линии № I, 4й4 ^ 2р9, 5764 А, верх-
1 3^ — верхний уровень лазерной линии № I 6328 А и линии
№ I 6294 А. Для исследования процессов заселения уровня 3^ использовалась линия 6294 А, а не более яркая 6328 А, поскольку корректной регистрации интенсивности 6328 А мешает фоновая засветка от существенно более яркой линии № I 6334 А и менее яркой, но близко расположенной линии № I 6330 А.
ний уровень которой в значительно меньшей степени заселяется вследствие передачи возбуждения от метастабильных атомов Ые(2х^0) (2), поскольку усредненные по максвелловскому распределению атомов сечения процесса (2) отличаются более
чем на порядок (Р^) = 3.45 х 10-16 см2 [20], ^^ = 0.26 х 10-16 см2 [21].
Температурные зависимости интенсивностей Л, Т) гс аЫеМе (Те )[Ые№+][е] и соответственно
парциальных коэффициентов а/ (Те) определялись по их отклику на нагрев электронов. Величины Те (Е/[Ые]) рассчитывались на основе решения уравнения баланса энергии электронов в продольном электрическом поле Е, в котором потери энергии связаны только с упругими столкновениями с
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.