Содержание к диссертации
Введение
I Обзор литературы. Релаксационные процессы широкого энергетического диапазона в сложных молекулярных системах 10
1.1. Процессы образования частиц низішх и высоких энергий. 10
1.1.1. Возбуждение и излучение низкотемпературной плазмы 10
1.1.2. Исследование спектральных характеристик инертных газов в смеси с галогенами 11
1.1.3. Образование и гибель заряженных частиц в плазме инертных газов 18
1.1.4. Прилипание электронов к атомам и молекулам. 19
1.1.5. Образование частиц диапазона 1 МэВ 23
1.2. Плазма послесвечения импульса 25
1.2.1. Основные процессы в плазме послесвечения импульса 25
1.2.2. Основные механизмы потерь электронов в плазме послесвечения импульса 40
1.2.3. Определение скоростей прилипания электронов по изменениям параметров стационарного разряда в плазме послесвечения импульса 41
1.3. Некоторые динамические характеристики высокочастотного разряда 44
1.3.1. Время восстановления 44
1.3.2. Мощность зажигания 46
1.4. Взаимодействие излучения высоких энергий с веществом. 48
1.4.1. Взаимодействие тяжелых заряженных частиц с веществом 48
1.4.2. Взаимодействие электронов с веществом 50
1.4.3. Взаимодействие 7-излучения с веществом 51
1.5. Сцинтилляционные детекторы излучения высоких энергий. 52
1.5.1. Принцип работы сцинтилляционного счетчика 52
1.5.2. Сцинтилляторы, органические сцинтилляторы 53
1.5.3. Характеристики сцинтилляционных счетчиков 57
1.6. Заключение и постановка цели работы 59
II Экспериментальные исследования процессов релаксации энергии 61
2.1. Параметры экспериментальных исследований в плазме положительного столба тлеющего разряда, плазме послесвечения импульса и плазме СВЧ разряда в инертных газах и их смесях с электроотрицательными 61
2.2. Спектральные измерения 62
2.2.1. Спектральная часть экспериментальной установки. 64
2.2.2. Вакуумная схема экспериментальной установки. 70
2.3. Измерение электрических характеристик положительного столба тлеющего разряда 72
2.3.1. Снятие второй производной В АХ в плазме 72
2.3.2. Блок-схема экспериментальной установки по измерению второй производной вольтамперной характеристики 74
2.4. Исследуемые газы 78
2.5. Решение прямой задачи кинетики в неравновесных системах 78
2.5.1. Решение кинетического уравнения Больцмана методом итераций 79
2.5.2. Выбор сечений элементарных процессов для расчета ФРЭЭ 81
2.5.3. Элементарные процессы в плазме импульса послесвечения в тяжелых благородных газах и их смесях с фтором 89
2.6. Схема экспериментальной установки по исследованию параметров разрядников в СВЧ разряде 93
2.7. Регистрация частиц высоких энергий 93
2.7.1. Схема экспериментальной установки 93
2.8.1. Спектральные измерения 95
2.8.2. Анализ достоверности резз'льтатов 96
2.8.3. Достоверность расчетных методов 98
III Физические параметры и элементарные процессы в сложных релаксирующих молекулярных системах 101
3.1. Изменение физических параметров и физическая кинетика в смесях благородных газов с фтором 101
3.2. Кинетика пробоя 109
3.3. Кинетика импульса послесвечения 111
3.4. Изменение концентрации частиц в плазме послесвечения импульса 123
3.5. Релаксационные процессы в СВЧ разряде 128
3.5.1. Зависимость времени восстановления от давления газа 128
3.5.2. Зависимость мощности зажигания от давления газа. 130
3.6. Заключение 132
IV Кинетика процессов генерации и распространения фотонов в сцинтилляционном слое 134
4.1. Модельное описание кинетики процессов 134
4.2. Соответствие экспериментальных и модельных результатов 139
4.3. Заключение
Выводы 141
Литература 143
- Исследование спектральных характеристик инертных газов в смеси с галогенами
- Блок-схема экспериментальной установки по измерению второй производной вольтамперной характеристики
- Изменение концентрации частиц в плазме послесвечения импульса
- Соответствие экспериментальных и модельных результатов
Введение к работе
Актуальность проблемы. В последние годы низкотемпературная плазма нашла широкое применение в химической технологии, в технологии обработки материалов, в создании газовых лазеров, высокоинтенсивных источников света и в других областях науки и техники. В плазме газового разряда энергия электрического поля передается электронам слабоионизованной плазмы, которые в свою очередь обеспечивают надтепловое заселение возбужденных состояний атомов и молекул [1].
Исследованию процессов в послесвечении положительного столба тлеющего разряда посвящено значительное число работ [2 - 7]. Это прежде всего связано с тем, что в условиях послесвечения существует возможность изучать реакции с участием тяжелых частиц (ионов, ме-тастабильных атомов), исследовать релаксационные процессы, исследовать коммулятивные процессы и определять сечения ряда элементарных процессов. Кроме того, исследование процессов происходящих в послесвечении положительного столба тлеющего разряда представляет интерес для разработки плазменных лазеров [8]. При этом варьирование параметров плазмы дает возможность управлять химическими процессами [9] и оптимизировать их энергетическую эффективность [10].
Разработка высокоэкономичных лазеров на эксимерах типа ЭГ* (Э -атом инертного газа, Г - атом галогена), а также получение соединений в условиях сильно неравновестной плазмы положительного столба тлеющего разряда в смесях фтора с благородными газами обусловливают определенный интерес к спектральным характеристикам и электрическим параметрам такой плазмы [11, 12].
Для уточнения связи активационных и рекомбинационных процессов актуальным является исследование химически активной плазмы импульса послесвечения в смесях тяжелых инертных газов с электроотрицательными газами.
Выше изложенное позволяет заключить, что изучение кинетики и механизмов образования и гибели активных частиц в плазме стационарного и импульсного разряда смесей тяжелых инертных газов с
молекулярными добавками электроотрицательных газов представляет практический и научный интерес, поэтом}^ тема диссертационной работы, посвященной исследованию релаксационных процессов в сложных молекулярных системах и физической кинетики в сложной химически активной плазме, несомненно актуальна.
Не меньший интерес представляет исследование релаксационных процессов, вызванных частицами высоких энергий (~ 1 МэВ) в сложных молекулярных системах находящихся в твердом состоянии, в частности, в органических сцинтилляторах (пластмассовых или кристаллических) .
Исследованию процесса сцинтилляции, вызванного прохождением заряженной частицы через сцинтиллирующий слой, посвящено значительное число работ, в которых описывается механизм передачи энергии частицы, излучение фотонов центром свечения [13-15]. При этом используется упрощающее предположение о мгновенном излучении общего количества фотонов отдельного акта сцинтилляции, что удовлетворяет практике использования сцинтплляторов малой толщины. Для названного случая время движения частицы через сцинтиллятор существенно меньше характерного времени высвечивания фотонов, что и позволяет использовать указанную идеализацию.
Диагностика потоков ускоренных тяжелых частиц (протонов, ионов) на циклотронах, исследование их взаимодействия с объектами требуют создания многомерных регистрирующих устройств.
В связи с отмеченным, представляет научный и практический интерес рассмотрение кинетики процессов генерации и распространения фотонов в сцинтилляционном слое конечной толщины [16].
Цель работы. Исследование релаксационных процессов в условиях послесвечения импульса положительного столба тлеющего разряда в тяжелых инертных газах и установление связи кинетических характеристик с физическими параметрами в плазме смесей тяжелых инертных газов с электроотрицательными газами, а так же релаксационных процессов вызванных частицами высоких энергий в пластмассовых сцинтилляторах конечной толщины на основе n-терфенила в полистироле.
Научная новизна состоит в том, что: для конкретных условий стационарного разряда: ток разряда (1-35 мА), давление в реакторе (0,1-5 торр), состав плазмообразующего газа (0-100% Ar, 0-100% Хе, F2 в смесях с благородными газами (Не, Ne, Аг, Кг, Хе) от 0 до 92%); плазмы послесвечения: ток разряда (1-55 мА), давление в реакторе (0,5-5 торр), состав плазмообразующего газа (0-100% Аг, 0-100% Хе, 0-100% F2); СВЧ разряда: давление в реакторе (0,1-10 торр), состав плазмообразующего газа (C1F5, C1F5 + 1%Кг, CIF5 + 20%СЬ), а так же сцинтилляци-онного слоя (гг-терфенил в полистироле) конечной толщины (1=0,05-0,5 м):
Впервые выполнены исследования зондовыми методами физических параметров,а так же спектров излучения плазмы стационарного и импульсного разряда в ксеноне, аргоне и их смесях с фтором.
Впервые выполнены модельные расчеты на базе численных решений кинетического уравнения Больцмана и системы обыкновенных дифференциальных уравнений (ОДУ) кинетики плазмы стационарного и импульсного разряда в ксеноне, аргоне, фторе и смесях ксенона и аргона с фтором, в том числе и для параметров поддержания плазмы, в которых использование зондовых методов некорректно.
Впервые установлено, что основной причиной прохождения энергии электронов средних энергий и высокоэнергетичных электронов через минимум связано в основном с упругими столкновениями электронов с атомами благородного газа в случае Аг, Кг, Хе.
Впервые установлено, что установление стационарного состояния при развитии импульса при временах порядка Ю-2 с обусловлено в основном временем диффузии активных частиц к стенке разрядника.
Впервые установлено влияние процессов диссоциативного прилипания и процессов Хорнбека-Молнара на концентрацию активных частиц в послесвечении импульсного разряда.
Впервые установлены характерные времена релаксации плазмы СВЧ разряда антенных переключателей при различных молекулярных составах.
Впервые проведены исследования кинетики процессов генерации
и распространения фотонов в сцинтилляционном слое (n-терфенил в полистироле) для случая прохождения релятивистского /і-мезона через слой. Измерялась длительность излучения Дет фотонов в зависимости от толщины сцинтилляционного слоя (/=0,05-0,5 м).
Впервые приведены результаты измерения общей длительности процессов излучения и выхода фотонов Atcom из сцинтилляционного слоя для случая использования покрытия, части боковой поверхности, с коэффициентом диффузного отражения света /?=0,9; 0,95.
Впервые описана новая модель кинетики процесса генерации и распространения фотонов в сцинтилляционном слое конечной толщины.
На защиту выносится:
Установлен эффект влияния упругих столкновений электронов с атомами Аг, Кг, Хе в плазме смеси при условиях: ток разряда (1-35 мА), давление в реакторе (0,1-35 торр), состав плазмообразующего газа (F2 в смесях с благородными газами (Не, Ne, Аг, Кг, Хе) от 0 до 92%) на электрофизические свойства плазмы, среднюю энергию, функцию распределения и концентрацию электронов.
Установлена определяющая роль в низкотемпературной плазме (ток разряда (1-55 мА), давление в реакторе (0,5-5 торр), состав плазмообразующего газа (0-100% Аг, 0-100% Хе, 0-100% F2)) диффузии активных частиц на время развития импульса.
Установлен механизм влияния диссоциативного прилипания и процессов Хорнбека-Молнара в смесях Хе + F2, Аг + F2 на послесвечение импульсного разряда.
Кинетическая модель процесса генерации и распространения фотонов в сцинтиллирующем слое толщины /=0,05-0,5 м и для случая использования покрытия, части боковой поверхности, с коэффициентом диффузного отражения света />=0,9; 0,95.
Достоверность результатов обеспечивалась анализом величин ошибок экспериментальных методик, согласием экспериментальных результатов независимых методик, совместным применением теоретических, численных и экспериментальных исследований, высокоточной аппаратурой, тщательно отработанной методикой и широкой апробацией
работы на многочисленных конференциях.
Практическая ценность работы. Полученные результаты могут быть использованы в качестве исходных для дальнейших исследований в области изучения процессов в стационарной им распадающейся плазме в смесях тяжелых инертных газов с молекулярными электроотрицательными добавками, а также при оптимизации процессов и построении математических моделей плазмы различного состава. Результаты работы могут быть полезны при разработке газовых и плазменных лазеров, а также для создания детекторов заряженных частиц с большой толщиной и повышенной эффективной площадью сцинтил-ляционного слоя.
Апробация работы и публикации. Основные результаты диссертации докладывались на на итоговой научной конференции Ивановского государственного университета "Молекулярная физика неравновесных систем" (Иваново, 1997), 1-ой Международной научно-технической конференции "Экология человека и природы" (Иваново, 1997), на итоговой научной конференции Ивановского государственного университета "Молекулярная физика неравновесных систем" (Иваново, 1998), на IX Международном симпозиуме "Тонкие пленки в электронике" (Иваново,1998), на юбилейной научной конференции Ивановского государственного университета "25 лет ИвГУ" (Иваново, 1998), на I Всероссийской научной конференции "Молекулярная физика неравновесных систем" (Иваново, 1999), а также на ежегодных научно-технических конференциях ИвГУ в 1997-1998 годах. По материалам диссертации опубликовано 16 печатных работы, в том числе 2 статьи.
Структура и объем работы. Диссертация состоит из введения, четырех глав, выводов и списка литературы. Общий объем диссертации 156 страниц, рисунков - 62, таблиц - 8. Библиография включает 138 наименований.
Исследование спектральных характеристик инертных газов в смеси с галогенами
Плазма, нагретая до достаточно высокой температуры, оказывается очень интенсивным источником излучения. Основной причиной испускания плазмой лучистой энергии являются различные виды столкновения между ее частицами. При всяком изменении скорости движения заряженные частицы излучают электромагнитные волны.
Газовые разряды излучают электромагнитные волны в диапазоне от инфракрасного излучения до жесткого ультрафиолетового излучения. Все типы излучений плазмы имеют одинаковую природу и отличаются друг от друга только по частоте и длине волны. По характеру механизма испускания лучистой энергии плазмой различают три типа излучения: дискретное (линейчатое), рекомбинацион-ное и тормозное.
Спектр излучения возбужденных атомов и ионов является линейча-тым. Он состоит из ряда линий, которые соответствуют различным состоянием возбужденных атомов и ионов плазмы. Каждая из спектральных линий возникает в результате перехода в атоме с одного энергетического уровня на другой [17]. С возрастанием температуры электронов спектр линейчатого излучения плазмы претерпевает изменения. При низкой электронной температуре плазмы нейтральные атомы, имеющиеся в плазме, теряют внешний, слабо связанный с ядром электрон. С повышением электронной температуры Те начинается отрыв от электронной оболочки атомов более прочно связанных с ядром электронов. Это приводит к увеличению среднего значения заряда положительных ионов. Вместе с тем растет и энергия возбуждения ионов. В результате наблюдается сдвиг линейчатого спектра в сторону ультрафиолетового диапазона. Испускание электромагнитного излучения возбужденными атомами и ионами плазмы при не очень высокой электронной температуре Те [18], порядка нескольких электрон-вольт, является одной из главных причин утечки энергии из плазмы [19].
Рекомбинационное излучение наблюдается при захвате электрона ионом. В процессе захвата освобождается энергия, равная сумме кинетической энергии свободного электрона и той энергии, которая была затрачена на отрыв электрона при ионизации. Так как свободные электроны имеют непрерывно меняющиеся значения энергии, то излучаемые в процессе рекомбинации фотоны образуют сплошной спектр. На этот спектр накладывается линейчатый спектр возбужденных атомов.
Тормозное излучение возникает при движении свободного электрона в электрическом поле положительного нона происходит изменение модуля и направления его скорости. Резкое изменение скорости заряженной частицы приводит к возникновению электромагнитного излучения. Энергия этого излучения заимствуется из кинетической энергии заряженной частицы. Это означает, что в результате столкновения электрона с тяжелым ионом или атомом может потерять часть своей энергии, которая переходит в энергию излучения. При этом электрон остается свободным [20].
Протекание химической реакции во много раз усложняет анализ процессов, происходящих в плазме. Это связано с необходимостью учета большого количества промежуточных и конечных продуктов, которые существенно влияют на свойства плазмы. Известно [22], что химическая реакция является источником возмущения исходного Максвелл-Больцмановского распределения системы. В связи с указанной трудностью в литературе отсутствует какой-либо полный перечень работ, посвященный данной теме, сведения носят противоречивый характер.
В работе [23] исследовалось возбуждение ионов иода в смеси гелий-иод. На рис. 1.1 приведены зависимости относительных интенсивностей линий Не 504,7 нм; Л 511,9 нм; JII 567,8 нм от параметров разряда. Оптимальные условия возбуждения линии 567,8 нм совпадают с условиями генерации с уровней 6Р (3Di, 31). Спад интенсивности линии гелия с увеличением концентрации иода связан с уменьшением электронной температуры при примесях паров с низким потенциалом ионизации. При уменьшении давления Не от 11 до 1 торр интенсивность линии 504,7 нм в чистом гелии монотонно возрастает, тогда как присутствие иода дает максимум совпадении с максимумом линии JII. Рост интенсивности линии атомарного иода с уменьшением давления Не связан в первую очередь с увеличением диффузии иода из охлажденного отростка установки.
В работе [24] исследовались спектральные характеристики и электрические параметры низкотемпературной плазмы в смесях Ne + F2 и Не + F2- Установлена связь интенсивности линий и полос в видимой области спектра положительного столба разряда, в Не, Ne, F2 и в смесях Не + F2 и Ne + F2 с условиями возбуждения и горения разряда. На рис. 1.2 представлена зависимость линии и полос от тока и давления газа. С ростом разрядного тока значение интенсивностей переходов (35 1/2] - Зр[1/2] А = 5852,49 Адля Ne; 2sS - ЗрР0 А = 5015,68 Адля Не; С1Т,+ — Х211; А2П2 - Х211 для F2) увеличиваются почти линейно. Такое изменение согласуется с представлением о возбуждении уровней атомов и молекул электронным ударом в слабой зависимости ФРЭЭ от тока разряда [25]. Следовательно, скорости процессов
Блок-схема экспериментальной установки по измерению второй производной вольтамперной характеристики
Всего известно три типа /3-распада нестабильных ядер: излучение электрона, излучение позитрона и захват атомного электрона. Чем больше энергия, выделяемая при /3-распаде, тем меньше период полураспада. Для получения частиц высоких энергий широко применяются ускорители заряженных частиц. Существует много способов классификации ускорителей: по способу ускорения (постоянным или ВЧ-полем), по траектории движения частицы в процессе ускорения (линейные или циклические), по типу ускоряемых частиц (протонный или электронный), по методу удержания частиц на нужной траектории (ускоритель с жесткой или слабой фокусировкой) и т. д.
Гамма-излучение возникает при переходах между различными энергетическими уровнями ядер. Ядро может возбуждаться различными путями: в цепочках радиоактивных распадов, в результате различных ядерных реакций, кулоновским полем пролетающей заряженной частицы. Практически во всех случаях спектр 7-излучения дискретен, а энергии 7-излучения лежат в диапазоне от нескольких килоэлектронвольт до 10-20 МэВ. Кроме 7-излучения, образующегося при изменении внутреннего состояния ядра, коротковолновое электромагнитное излучение Космические лучи - элементарные частицы и атомные ядра высоких энергий космического происхождения. К космическим лучам также относят частицы, рожденные в атмосфере Земли первичными космическими лучами в результате взаимодействий с ядрами атомов воздуха. Наблюдаются космические лучи с энергиями на одну частицу от 106 до 1020 эВ.
Основная доля падающих на границу атмосферы космических лучей имеет галлактическое происхождение. Источниками этих частиц являются сверхновые и их остатки (включая нейтронные звезды) [33]. Часть космических лучей (в основном с энергиями 106-109 эВ) приходит к Земле от Солнца. Солнечные космические лучи ускоряются во время сильных хромосферных вспышек и других активных процессов на Солнце [33]. Частицы самых высоких наблюдаемых энергий (Е 1017 4- 1019 эВ), возможно, имеют внегалактическое происхождение. Они ускоряются в активных галактиках. Источником электронов с энергиями Е 3 107 эВ в межпланетной среде является магнитосфера Юпитера [33].
Слой атмосферного воздуха для падающих из космоса быстрых частиц эквивалентен примерно 13 ядерным пробегам и 27 радиационным длинам, поэтому первичные космические лучи достаточно высокой энергии вызывают разветвленную цепь взаимодействий. Возникающие при этом 7г±-мезоны и частично А"-мезоны при распаде порождают мюо-ны и нейтрино - так называемую проникающую компоненту вторичных космических лучей. (Мюоны при энергиях менее 1012 эВ теряют энергию в основном на ионизацию вещества, их пробег примерно пропорционален энергии и достигает 1 км в грунте. Мюоны большей энергии поглощаются по экспоненциальному закону и проникают в грунт на глубину 3-2 км.) Неуспевающие распасться пионы наряду с нуклонами продолжают каскад взаимодействий до энергай частиц порядка 109 эВ (так называемая ядерно-активная вторичная компонента космических лучей). Распад 7г — 27 приводит к образованию электронно-фотонного ливня - электронно-фотонной вторичной компоненты космических лучей (фотоны выбивают атомные электроны и порождают пары е+е , радиационное торможение и аннигиляция которых вновь приводит к образованию фотонов) [33].
Состояние плазмы после окончания импульса называется послесвечением. В ней отсутствует прямое электронное возбуждение и ионизация, т. к. после прекращения импульса, электроны (за t Ю-6 с) теряют свою энергию в столкновениях с нейтральными атомами и остывают до температур порядка температуры атомов. Затем происходит медленное уменьшение Те и пе за t Ю-3 с. Распад плазмы сопровождается оптическим излучением. Девозбуждение и деионизация плазмы происходит в результате различных процессов столкновений между электронами, ионами, возбужденными и нейтральными атомами и молекулами.
При значениях давления газа р и радиуса разрядной трубки R (pR 100 Па-см) процесс деионизации плазмы можно четко разделить на две стадии. На первой стадии происходит быстрое остывание электронов до температуры порядка температуры атомов газа Та. Процесс остывания протекает за время порядка та — -, где S - доля энергии теряемая при столкновении, a i/a - частота столкновения электронов с атомами. За время та концентрация электронов и мета-стабильных атомов существенно не меняется. На второй стадии происходит диффузия и рекомбинация заряженных частиц и дезактивация метастабильных атомов. Эти процессы протекают за время значительно большее, чем та. Основное количество электронов на этой стадии сосредоточено в области энергий от нуля до нескольких десятых долей электрон-вольта. Из-за сильного межэлектронного взаимодействия у электронов в этой области энергий устанавливается максвелловское распределение с некоторой температурой Те. Значение Те может быть больше, чем Та, т. к. в плазме протекает ряд процессов, приводящих к появлению быстрых электронов и, как следствие, к разогреванию электронного газа. Число максвелловских электронов при энергии є кТе весьма мало, поэтому наличие источников быстрых электронов в этой области энергий может привести к существенному отклонению функции распределения от максвелловской: число электронов в этой области может быть гораздо больше, чем при максвелловском распределении с температурой медленных электронов Та [46].
Изменение концентрации частиц в плазме послесвечения импульса
При значениях давления газа р и радиуса разрядной трубки R (pR 100 Па-см) процесс деионизации плазмы можно четко разделить на две стадии. На первой стадии происходит быстрое остывание электронов до температуры порядка температуры атомов газа Та. Процесс остывания протекает за время порядка та — -, где S - доля энергии теряемая при столкновении, a i/a - частота столкновения электронов с атомами. За время та концентрация электронов и мета-стабильных атомов существенно не меняется. На второй стадии происходит диффузия и рекомбинация заряженных частиц и дезактивация метастабильных атомов. Эти процессы протекают за время значительно большее, чем та. Основное количество электронов на этой стадии сосредоточено в области энергий от нуля до нескольких десятых долей электрон-вольта. Из-за сильного межэлектронного взаимодействия у электронов в этой области энергий устанавливается максвелловское распределение с некоторой температурой Те. Значение Те может быть больше, чем Та, т. к. в плазме протекает ряд процессов, приводящих к появлению быстрых электронов и, как следствие, к разогреванию электронного газа. Число максвелловских электронов при энергии є кТе весьма мало, поэтому наличие источников быстрых электронов в этой области энергий может привести к существенному отклонению функции распределения от максвелловской: число электронов в этой области может быть гораздо больше, чем при максвелловском распределении с температурой медленных электронов Та [46].
К процессам, в результате которых появляются быстрые электроны, можно отнести следующие: 1. ассоциативная ионизация (Хе + Хе - Хе , + е к = 1СГ9 см3/с [47]); 2. ударно-радиационная рекомбинация. Возникший в плазме быстрый электрон может отдать свою энергию по нескольким каналам: а) при взаимодействии с медленными электронами плазмы; б) при столкновении с атомами и ионами газа; в) при рекомбинации на стенках трубки и в объеме. Конкуренция между этими каналами приводит к тому, что эффективная энергия эфф, вносимая быстрыми электронами с энергией є в систему медленных электронов, может принимать любые значения от О до є [34]. В работе [35] экспериментально исследован процесс рекомбинации в распадающейся ксеноновой плазме при средних давлениях. Начальная плотность электронов изменялась в пределах 1012-т-1014 см-3. Показано, что увеличение скорости рекомбинации с давлением связано с диссоциативным механизмом.
Исследование рекомбинации в ксеноне представляет особый интерес, так как этот элемент является наименее исследованным, а величина скорости рекомбинации в нем достигает максимального значения по сравнению с другими инертными газами. Интересной особенностью распадающейся плазмы инертных газов является наличие в их послесвечении двухатомных молекулярных ионов. Механизм образования этих ионов связывается в основном с конверсией атомных ионов по трех-тельной схеме А+ + А + А - А + А [5]. Здесь А+ и А 2" - атомный и молекулярный ионы, А - нейтральный атом.
Скорость этого процесса для ксенона достаточно велика и составляет примерно 1,8- 10 31 см6/с-1 [47]. При такой скорости конверсии молекулярные ионы доминируют в послесвечении при давлениях, больших нескольких торр, а при давлениях меньших одного тора в послесвечении ксенона присутствуют в основном атомарные ионы.
В работе [35] была исследована рекомбинация в распадающейся плазме ксенона, в переходной области давлений. Измерения проводит -лись в разрядной трубке диаметром 35 мм и длиной 400 мм. Давление ксенона изменялось от 0,2 до 10 торр. Длительность импульсов, возбуждающих разряд в трубке, составляла 40 мке, а частота их следования 50 Гц. Длительность заднего фронта импульсов составляла Ю-7 с. Величина начальной концентрации электронов изменялась от 1012 до 1014 см-3. Спад плотности электронов в послесвечении прослеживался на четыре порядка, при этом диапазон времени измерений дости гал 18 — 20 мс. Наиболее типичные зависимости для разных давлений представлены на рис. 1.5. Нулевой момент времени здесь соответствует прерыванию импульса тока, протекающего через разрядную трубку. Из кривых видно, что величина начальной плотности заряженных частиц увеличивается с постом давления ксенона. При этом одновременно и увеличивается скорость спада концентрации электронов во времени. Каждую кривую можно условно разбить на три области, отличающиеся друг от друга скоростью спада электронной плотности во времени.
Первая область затрагивает период раннего, здесь наблюдается наименьшая скорость изменения плотности электронов. Затем отчетливо видна переходная область, в которой скорость спада плотности электронов во времени резко изменяет свою величину и переходит в третью область. Здесь убыль заряженных частиц происходит по закону, близкому к экспоненте. Существование рассмотренных областей изменения концентрации электронов во времени подтверждается спектроскопическими измерениями. На рис. 1.6 представлено изменение относительной интенсивности линии ксенона 483,0 нм в послесвечении. Видно, что скорость изменения интенсивности этой линии резко меняется, поведение "излома" с давлением в точности совпадает с моментом изменения скорости спада концентрации электронов в послесвечении. Такое изменение концентрации заряженных частиц связано с процессом их образования в результате неупругих взаимодействий метастабильных атомов друг с другом. Однако экспериментальная оценка максимальной концентрации метастабильных атомов ксенона, показала, что влиянием подобного процесса объяснить начальную стадию изменения концентрации электронов во времени нельзя. Другой причиной, замедляющей скорость спада электронной концентрации, может быть высокая температура электронов, препятствующая развитию рекомбинационного процесса в начальной стадии послесвечения.
Медленное остывание электронов в ксеноне связано с эффектом Рам-зауэра - уменьшением сечения упругого рассеяния в области энергий около 1 эВ. Здесь оно почти на два порядка меньше.1 по сравнению с его На рис. 1.7 представлена зависимость области с пологим спадом концентрации электронов от давления ксенона в разрядной трубке. Видно, что время остывания электронов уменьшается с ростом давления ксенона.
Дальнейшее увеличение скорости убыли электронной концентрации связаны с уменьшением температуры электронов, и как следствием этого, ростом скорости рекомбинации. Изменение температуры электронов в этой области может привести к увеличению скорости образования молекулярных ионов в реакции А+ -f А + А — A J + А.
Соответствие экспериментальных и модельных результатов
Приведем некоторые результаты работ [69] в этой области. На рис. 1.10 нанесены наблюдаемые кривые затухания электронной в режиме послесвечения разряда в зависимости от времени для различных давлений паров иода. Исходное значение скорости затухания было порядка 108 см3/с. Как видно из графиков, с ростом давления паров наблюдается повышение скорости затухания электронной концентрации в разряде. Если предположить, что единственным процессом убыли электронов является двухчастичное прилипание их к молекулам, то зависимость частоты прилипания от давления паров иода должно по рис. 1.10 представлять собой прямую линию с углом наклона 45. На рис. 1.11 видно, что данное предположение очень хорошо выполняется в исследованном диапазоне давлений и лишь при наиболее низких давлениях паров иода, около Ю-3 торр наблюдаются небольшие отклонения от прямой, которая выходит за рамки оцениваемой погрешности измерений в 5%.
В работе [2] исследовался состав плазмы импульсного разряда в смеси аргона и ксенона с фтором. Было установлено низкое значение концентрации электронов пе п+, п по сравнению с плазмой благородных газов. Характерное время процесса диссоциативного прилипания та Ю-8 с, частота va 108 с-1 и константа скорости в послесвечении ка = VU/NY2 1,1 Ю-9 см3-с-1, что свидетельствует о Те 1 эВ. Во фторсодержащей плазме процессы Аг(3Р2,о) + Аг(3Р2,о) — Аг+(2Р3/2) + AifSo) + е, Ar(3P2,0) + AifP2i0) -» Ar2+(X2E,z/) + е, под-держивают пе{тп) с± const в интервале тп 2 Ю-8 — 6 10 6 с. Зависимости пе(тп) свидетельствуют о наличие двух фаз послесвечения с переходным временем Т, определяемым соотношением (2-я фаза с пео = 0), T{va — Vd) = lg(ua/ud), где Vd - частота диффузии электронов (1/2) 1(Г4 = 5 103 с"1, va 108 с"1, и Т 4 1(Г8 с.
Восстановлением называют процесс постепенного снижения вносимых потерь после прекращения импульса разряда. Этот процесс происходит автоматически в результате устранения электронов из разрядных зазоров разрядников при диффузии, рекомбинации или захвате молекулами электроотрицательных газов. Увеличению скорости восстановления разрядников обычно придается большое значение, поскольку от нее зависит "мертвая зона" РЛС, т. е. тот минимальный радиус действия, в пределах которого обеспечивается нормальная работа системы.
Скорость восстановления разрядника характеризуют временем восстановления - промежутком времени, отсчитываемым от конца импульса разряда, в течение которого потери, вносимые разрядником, снижаются до некоторого заданного уровня (обычно это 3 или 6 дБ относительно уровня сигнала, проходящего в приемник при полностью восстановившемся АП).
Широко распространена ошибка, заключающаяся в попытке однозначно связать наблюдаемое изменение времени восстановления разрядника с изменением скорости распада плазмы [70, 71] (деэлектро-низации разрядных промежутков). При этом упускают из виду, что время восстановления - очень сложный по своему содержанию параметр, определяемый также и тем воздействием, которое плазма с данной концентрацией оказывает на высокочастотный сигнал.
Поясним это следующим примером. Предположим, что в разрядной трубке, помещенной в центре прямоугольного волновода (в области максимального электрического поля) внешним источником создана начальна концентрация электронов щ. При распаде плазмы, определяемом давлением газа и граничными условиями на стенках трубки, ослабление высокочастотного сигнала уменьшается по некоторому закону, который представим кривой 1 на рис. 1.12. Если затем переместим ту же трубку в область более слабого поля, например ближе к узкой стенке волновода, то ослабление сигнала при той же начальной концентрации по уменьшится, и кривая изменения ослабления во времени окажется ниже (кривая 2 рис. 1.12). Из рисунка видно, что время восстановления, отсчитываемое по уровню ослабления L\), в этом случае уменьшилось, хотя скорость распада плазмы и осталась без изменения. К аналогичным последствиям привело бы уменьшение толщины слоя плазмы, перекрывающего поперечное сечение волновода. На практике поэтому могут наблюдаться даже такие случаи, когда из двух разрядников большее время восстановления оказывается у того, распад плазмы в котором происходит быстрее. Таким образом, теория восстановления разрядника не ограничивается изучением вопросов деэлектро-низации, но включает также некоторые вопросы воздействия плазмы на распространение сигнала [72].
![Электрохимический электронный перенос и индуцированные им процессы в системах на основе n-сульфонатных (тиа)каликс[4]аренов и ионов (комплексов) металлов](/i/i/4393/484554.png "Электрохимический электронный перенос и индуцированные им процессы в системах на основе n-сульфонатных (тиа)каликс[4]аренов и ионов (комплексов) металлов Степанов, Алексей Степанович")
