Содержание к диссертации
Введение
Глава 1 Обзор литературы по изучению явления электронно-стимулированной десорбции 10
Глава 2 Экспериментальная установка и методика измерений 41
2.1 Общая характеристика 41
2.2 Трубка возбуждения 43
2.3 Вакуумная установка 51
2.4 Система регистрации излучения... 52
2.5 Методика измерений 55
2.6 Изменения конструкции электронной пушки 58
Глава 3 Результаты работы и их обсуждение 64
3.1 Результаты работы и их обсуждение 66
3.2 Времена жизни определенные по спаду интенсивности пиков 68
3.3 Определение квантового выхода излучения через канал электрон-стимулированной десорбции возбуждённых молекулярных ионов криптона 74
3.4 Изучение кинетики заселения некоторых уровней инертных газов в экспериментах с импульсным электронным пучком 82
3.5 Сравнение формы пиков при разном распределении потенциалов 96
3.6 Срыв частиц с двух электродов 99
3.7 Использование моделей, описывающих образование возбужденных молекулярных ионов и заселение уровней атомов и ионов криптона... 107
Заключение 119
Список цитированной литературы 121
- Трубка возбуждения
- Методика измерений
- Определение квантового выхода излучения через канал электрон-стимулированной десорбции возбуждённых молекулярных ионов криптона
- Срыв частиц с двух электродов
Введение к работе
Значительное расширение в последние десятилетия области применения и изучения плазмы в науке и технике поставило перед учеными комплекс задач, связанных с диагностикой плазменных объектов, и с моделированием процессов, происходящих в плазме. Информация о различных механизмах возбуждения атомов в плазме очень важна при изучении астрофизических объектов, при проектировании источников света, ОКГ, в плазмохимии и т.д.
Для правильного анализа состояний частиц в плазме требуется знать различные константы, характеризующие их взаимодействие между собой. Необходимо также получить четкое представление о влиянии различных условий на процессы образования и распада возбужденных частиц. Так заселение энергетических уровней в инертных газах и в парах металлов через диссоциацию комплексных ионов десорбированных с поверхности электродов в ряде случаев может составить серьезную конкуренцию прямому электронному возбуждению этих уровней из основного состояния. Именно этот процесс и изучается в данной работе.
Первые экспериментальные и теоретические работы, посвященные исследованию оптических свойств плазмы, появились более 50 лет назад, и в настоящее время накоплен значительный материал в этой области. Однако далеко не все вопросы, связанные с процессами образования и разрушения возбуждённых атомов и ионов, выяснены до конца. Достаточно точный теоретический расчет возможен только в случае простых электронных оболочек, т.е. для водорода и гелия. В большинстве же остальных случаев теоретически можно лишь оценить порядок интересующей величины. Кроме того, использование при расчетах различных приближений и различных волновых функций приводит зачастую к резко отличающимся друг от друга результатам, что затрудняет использование теоретически полученных величин в практических целях.
При изучении свечения инертных газов в трубках с электронным пучком было обнаружено, что некоторые атомарные уровни наряду с процессом возбуждения электронами из основного состояния заселяются дополнительно за счет вторичных процессов [1 - 3]. Под вторичными здесь понимаются процессы, приводящие к нелинейной зависимости яркостей линий от давления газа. Они приводят к искажению величин эффективных сечений возбуждения спектральных линий в постоянном режиме работы электронной пушки, традиционно используемой для такого рода измерений. В то же время эти процессы оказываются весьма важными при использовании для практических целей (например, в лазерной технике).
Одним из дополнительных процессов заселения энергетических уровней атомов является электронно-стимулированная десорбция (ЭСД). Из литературы известно [4 - б], что электронные пучки с энергией электронов 100-1000 эВ весьма эффективно срывают с поверхностей металлов и диэлектриков нейтральные и заряженные частицы, как в основном, так и в возбужденном состоянии, что обусловливает подвод в пространство столкновений дополнительного числа частиц.
Исследования, проведенные в группе И. П. Богдановой в парах металлов и в молекулярных газах, показали, что одним из процессов заселения уровней является заселение за счет распада возбужденных долгоживущих комплексных ионов, десорбированных электронами с поверхностей сеток электронной пушки [7, 8]. Роль этого процесса в заселении некоторых уровней оказалась весьма значительной.
Также существует немало работ свидетельствующих о влиянии поверхности на образование молекулярных частиц (кластеров) из отдельных атомов. Для изучения их свойств, исследования потенциалов ионизации, возбуждения и флуоресценции широко используются электронные пучки. Последние используются и для регистрации (обнаружения) нейтральных кластеров, поскольку образующиеся нейтральные частицы необходимо ионизировать или возбудить.
Времена жизни кластеров позволяют им участвовать в процессах заселения уровней. Исследование указанных частиц с помощью моноэнергетического пучка электронов может дать полезные сведения об их свойствах, а так же выявить их роль в дополнительных процессах заселения уровней.
Цели работы
Изучение роли ионно-молекулярных реакций в заселении атомарных уровней криптона в чистом газе и его смесях.
Выяснение роли ЭСД в образовании возбужденных молекулярных ионов в инертных газах.
Выяснение механизма передачи возбуждения атомам и атомарным ионам от возбужденных молекулярных ионов.
Научная новизна
Установлено, что заселение атомарных уровней через канал ЭСД возбужденных молекулярных ионов происходит вследствие диссоциации молекулярных ионов Kr2 . В то же время заселение уровней атомарного иона идет через диссоциацию молекулярных ионов Кг2 и Kr2 . С увеличением давления преимущество оказывается у Kr2+ . Добавление гелия также приводит к заселению через столкновения с Не2 .
Впервые измерены времена жизни молекулярных ионов Кг2 и Кг2+ наблюдаемых на спектральных линиях криптона X = 457,7нм, X = 461,9 нм, X = 465,9 нм, X = 473,9 нм, X = 476,5нм при давлении 10 мТорр
Впервые была исследована форма световых импульсов получаемых в экспериментах в трубке возбуждения с электронной пушкой.
Впервые была предложена программа расчета формы таких световых импульсов
Проведено сравнение экспериментальных и расчетных кривых и сделан вывод о происхождении молекулярных ионов преимущественно вследствие десорбции. Роль объемных процессов оценивается не более чем 10%.
Практическая ценность работы
Проведенные в нашей лаборатории исследования позволили выявить ряд свойств малых кластеров инертных газов, десорбированных электронным пучком с поверхности твёрдого тела. Изучено влияние области образования возбужденных кластерных ионов в криптоне на их свойства. Это поможет дальнейшему продвижению в исследованиях в данной области и позволит использовать полученные данные в лазерной технике, при изучении астрофизических объектов, при проектировании источников света, ОКГ, в плазмохимии и т.д.
Результаты диссертации докладывались на конференции «Физика низкотемпературной плазмы 2001» 2001г.,
Петрозаводск. Основные результаты опубликованы в статьях:
1. Яковлева В.И., Цыганов А.Б., Козлов И.Е. Кинетика образования возбужденных состояний атомов и ионов криптона при электрон-стимулированной десорбции с поверхности твердого тела // Опт. и спектр. 2001. Т.90. №3. С. 384-386
2. Яковлева В.И., Яхонтова В.Е., Цыганов А.Б., Козлов И.Е. Изучение особенностей время-пролетных спектров возбужденных молекулярных ионов криптона в электронной пушке // Опт. и спектр. 2002. Т.93. № 3. С. 427-429
Яковлева В.И., Яхонтова В.Е., Цыганов А.Б., Козлов И.Е. Особенности кинетики заселения некоторых уровней инертных газов в экспериментах с импульсным электронным пучком // Опт. и спектр. В печати.
Яковлева В.И., Яхонтова В.Е., Цыганов А.Б., Козлов И.Е. Изучение процесса образования возбужденных состояний атомарных ионов криптона через канал электрон-стимулированной десорбции возбужденных молекулярных ионов // Опт. и спектр. В печати.
Трубка возбуждения
Электронный пучок взаимодействовал с исследуемыми атомами в трубке возбуждения - стеклянном баллоне с металлическими выводами, на которых монтировалась электронная пушка. В конструкции электронной пушки использовались типовые элементы, применяемые в промышленных электронно-лучевых приборах, что дало возможность изготовить значительное количество пушек с практически одинаковыми техническими характеристиками и высокой надежностью в работе. Трубка возбуждения с электронной пушкой крепилась к подвижной части установки, которая позволяла перемещать трубку в трех взаимно перпендикулярных направлениях, фиксируя ее положение с точностью 0,5 мм по каждой из осей. Это позволяло при необходимости выводить на оптическую ось различные участки зоны возбуждения. Конструкция электронной пушки позволяла формировать параллельный аксиально-симметричный пучок электронов и ионов, а также дополнительно создавать различные варианты электрических полей, управляющих этим пучком. Схематическое устройство электронной пушки приведено на Рис. 2.2. Источником электронов являлся импрегнированныи катод К косвенного накала с бифилярно намотанным подогревателем, что уменьшало влияние магнитного поля подогревателя на формирование электронного пучка. Все электроды пушки были выполнены в виде дисков с отверстиями диаметром 3 мм для прохождения электронного пучка. Для уменьшения влияния провисания потенциала на геометрию пучка, все отверстия были затянуты мелкоструктурной посеребренной медной сеткой 20 штр/мм. Расстояния между К, Аь А2 и А3 составляли 1.8 мм. Расстояние между электродами А3 и А4 составляло 10мм. Электрод А4 являлся коллектором электронов и имел форму цилиндра, входное отверстие на торце которого, было затянуто несколькими слоями мелкоструктурной сетки. Все электроды были изготовлены из нержавеющей стали.
Металлические выводы, на которых с помощью точечной электросварки монтировалась электронная пушка, служили и для подачи на электроды необходимых для работы потенциалов. Подогреватель катода питался от стабилизированного источника питания Б5-43, потенциалы на электродах и коллекторе пушки устанавливались с помощью блоков питания с регулируемым выходным напряжением ВСП-30, ВСП-50, ВСП-200. Схема управления и питания электронной пушки представлена на Рис. 2.3. Пушка могла работать как в постоянном, так и в импульсном режиме. В зависимости от распределения потенциалов на электродах можно было создавать электронный или ионный пучок в каждом из этих режимов. При работе пушки в режиме непрерывного пучка, электроды находились под постоянными потенциалами относительно катода. Для образования электронного пучка на электрод Аь вытягивающий электроны, подавалось небольшое положительное напряжение 3-10 в. На электрод Аг подавалось положительное напряжение 10-100 в. Окончательную энергию электроны пучка приобретали на сетке электрода А3, на который подавалось положительное напряжение 100-200 в. После этого пучок попадал в эквипотенциальное "пространство столкновений" между электродами А3 и А4. Свечение газов или паров металлов, возбуждаемых электронным или ионным пучком, изучалось в этом промежутке. Энергия электронов в пучке изменялась путем сканирования напряжения на электродах от 5 до 200 эВ. Ток в пучке измерялся микроамперметром М-95 и в непрерывном режиме работы пушки составлял величину от нескольких десятков до сотни мкА, при максимальной плотности тока 10" А/см . Напряжение на электродах пушки измерялось цифровым вольтметром ВК7-10А. Для создания импульсного электронного пучка, на электрод Ai подавалось постоянное отрицательное смещение, запирающее пушку (ток на коллектор электронов при этом был ниже предела обнаружения, т.е. менее 10"9 А). Положительные импульсы от генератора Г5-19 отпирали пушку, создавая нестационарный электронный поток. На Рис. 2.4 показано распределение потенциалов на электродах для создания импульсных режимов работы.
При проведении экспериментов частота повторения импульсов составляла величину 150 - 200 кГц. Для импульсного электронного пучка измерялся средний по времени ток, который не превышал 10"бА, что соответствует приблизительно той же плотности тока в максимуме импульса электронного пучка, что и плотность тока в непрерывном электронном пучке. Для обеспечения режима ионного пучка на электрод А1? вытягивающий электроны, подавался небольшой положительный потенциал. На электроде А2 устанавливался положительный потенциал порядка 100 - 300 в, на электродах
Методика измерений
Используя ионный импульсный режим работы трубки возбуждения и перемещая точку наблюдения вдоль пучка, можно наблюдать пространственную локализацию пакета ионов, их движение и распад в пространстве и во времени. Для этого трубка возбуждения, закреплённая в специальной оправке, градуированно перемещается относительно входной щели монохроматора. Конденсорная линза проектирует на входную щель монохроматора увеличенное изображение интересующего участка пучка. За начало отсчета берётся положение светового импульса на временной шкале при импульсном электронном возбуждении. Если между электродами А2 и А3 приложено ускоряющее ионы поле (V2 - V3)/L (L - расстояние между электродами А2 и А3), то в пространстве наблюдения Аз - А4 попадут ионы с максимальной энергией : где пе- число элементарных зарядов, е - элементарный заряд. Если электроды A3 и А4 находятся под одинаковым потенциалом, то в пространстве наблюдения ионы будут двигаться равномерно со скоростью, определяемой из соотношения : Перемещая точку наблюдения вдоль пучка и измеряя в каждой фиксированной точке время прилёта иона по положению максимума пика послесвечения относительно положения импульса электронного возбуждения, можно определить скорость ионов. Зная скорость ионов и их энергию, можно определить их относительные массы : Таким образом, трубка возбуждения с системой регистрации используется как простейший масс - спектрометр. Измерения интенсивности соответствующего пика пакета ионов, спадающей по мере продвижения в пространстве дрейфа, позволяют измерить среднее время жизни возбуждённых комплексных ионов. Предварительно измеряется скорость перемещения соответствующего пакета ионов (следует отметить, что указанные измерения проводятся в один приём при сканировании излучения вдоль пучка в ряде точек). Время жизни возбуждённых молекулярных ионов определялось по спаду интенсивности в максимуме пика в зависимости от расстояния х от электрода А3 :
Изменение потенциала на А2 при сохранении энергии пакета ионов позволяет найти энергетическую зависимость эффективности срыва молекулярных ионов и из неё определить энергетический порог появления исследуемых десорбированных возбуждённых комплексных ионов. Таким образом, вышеописанные режимы трубки возбуждения с использованием пространственно - временной развёртки излучения позволяют измерить ряд характеристик образующихся кластерных ионов (в частности были идентифицированы возбуждённые частицы, участвующие в селективном заселении атомарных и ионных уровней исследуемого газа, определено их радиационное время жизни, измерены квантовые выходы, определены эффективные сечения возбуждения различных уровней). Используемая конструкция электронной пушки позволяла измерять скорости десорбируемых частиц, однако она не позволяла наблюдать поведение этих частиц от момента отрыва этих частиц до момента прихода в эквипотенциальное пространство. Для того, чтобы иметь возможность следить за процессами диссоциативного заселения интересующих нас состояний, мы несколько изменили конструкцию трубки возбуждения. На Рис. 2.5 приведено расположение электродов в пушке измененной конструкции. Существенно, что зона эквипотенциального пространства может двигаться вдоль оси трубки при помощи специального приспособления. Весьма заманчивым казалось проследить поведение этих десорбированных частиц от момента их отрыва от поверхности электрода до их прихода в зону эквипотенциального пространства. Используемая ранее конструкция трубки наблюдения, показанная на Рис. 2.2, не позволяла этого сделать.
Определение квантового выхода излучения через канал электрон-стимулированной десорбции возбуждённых молекулярных ионов криптона
Для оценки квантового выхода излучения при возбуждении электронным ударом и через канал ЭСД проведём следующие рассуждения. Рассмотрим электронную трубку с тремя анодами Аь А2, А3 и коллектором А4 (подробнее конструкция трубки описана в Главе 2). Пусть из отверстия в электроде Аз вылетают молекулярные ионы (в дальнейшем -"первичные частицы "- ПЧ). Все (ПЧ) имеют одинаковую скорость и летят параллельным пучком. Скорость (ПЧ) не меняется, т.к. в пространстве между электродами А3 и А4 ("пространстве столкновений") - нет поля. Электронная трубка, в которой смонтированы электроды, наполнена газом при низком давлении, таком, что длина свободного пробега частиц составляет величину порядка размеров пространства столкновений. При полете частиц через пространство столкновений могут образовываться возбужденные атомы или ионы, излучающие свет ("вторичные частицы" - ВЧ). Все процессы могут проходить как спонтанно, так и в результате столкновений с атомами газа. В результате в импульсном режиме работы пушки в пространстве столкновений летит пакет частиц, состоящий из смеси первичных и вторичных частиц. Скорость вторичных частиц (которую мы считаем одинаковой для всех (ВЧ)) может отличаться от скорости (ПЧ), в частности, может равняться нулю. В результате описанных процессов образуется световой импульс, форма и длительность которого зависит как от свойств частиц, так и от условий эксперимента. Экспериментальная установка регистрирует излучение из определенной зоны в пространстве столкновений, а положение этой зоны («зоны наблюдения») можно выбирать во время экспериментов. Введём следующие обозначения: щ - скорость первичной частицы; щ - скорость вторичной частицы; ах[сек 1\ - вероятность распада ПЧ (не обязательно с образованием ВЧ); а сек 1] - вероятность образования ВЧ при распаде ПЧ; а2[сек {] - вероятность распада вторичной частицы; а2к2[сек 1] - вероятность распада ВЧ с испусканием кванта наблюдаемой частоты; Хг - координата начала зоны наблюдения; Х2 - координата конца зоны наблюдения;
Рассмотрим случай, когда время жизни вторичной частицы очень мало - много меньше того времени, которое частица тратит на пролет зоны наблюдений: В этом случае все образовавшиеся в пространстве столкновений частицы тут же и высвечиваются, и совершенно неважно, с какой скоростью они летят. Пусть p(x,t)- поток первичных частиц на расстоянии х от электрода X ai А3 в момент L Тогда p{x,t) = p(0j )е V Число первичных "і частиц, пересекающих плоскость JC за время dt, будет p(x,i)dt и в зоне наблюдения от х до x+dx образуется p(x,t)-±-1-dxdt вторичных частиц, которые сразу же распадаются. Из всей зоны наблюдения за время dt будет испущено dN(X,t)dl= j p{x,i) 2 dxdt квантов с интересующей нас частотой. Подставив сюда выражение для p(x,t), получим: Рассчитаем общее количество квантов, зарегистрированное за все время импульса. количество первичных частиц, пролетевших через сечение х-0 за все время импульса, и не зависит от координаты х. Следовательно, где ДАЛ=АЛ2-Л - длина зоны наблюдения, a Jf=—! координата ее центра. Первичные частицы образуются на электроде А2 в результате электрон-стимулированной десорбции. Определим квантовый выход излучения при электрон-стимулированной десорбции как отношение потока десорбированных с электрода частиц к потоку падающих на электрод электронов. Пренебрегая убылью частиц на пути от А2 до А3, получим, что p(0,i) = —sd, е где id— электронный ток на А2 (в момент времени Г, где t время пролета частиц между электродами А2 и А3), ed— квантовый .выход излучения при ЭСД. Интегрируя по всему времени импульса тока электронов на А2, получаем выражение для S в виде где id- среднее значение электронного тока в течение импульса, а Г - продолжительность импульса. Таким образом, при вышеуказанных допущениях,
В эксперименте мы измеряем величину N(X) с точностью до множителя, определяемого геометрическим фактором и чувствительностью аппаратуры. Чтобы исключить этот множитель, величину N(X) можно сравнить с аналогичными измерениями при возбуждении спектральной линии моноэнергетическим электронным пучком. Общее число квантов, зарегистрированное за время импульса при возбуждении газа электронным ударом, будет где п0- концентрация атомов в нормальном состоянии, а ?-эффективное сечение возбуждения линии электронным ударом. Измеряя отношение , можно вычислить эффективность Q десорбции: Если коэффициенты kj и к2 неизвестны, то можно вычислить лишь квантовый выход излучения данной линии при ЭСД: В режиме возбуждения газа моноэнергетическим пучком электронов их энергия задавалась потенциалом электродов А3 и А4, а формирование импульса тока обеспечивалось подачей соответствующего отпирающего импульса на Ai. Длительность импульса составляла величину порядка 10 нсек. При прохождении электронов через зону наблюдения интенсивность спектральных линий обусловлена лишь электронным возбуждением из основного состояния. В режиме импульсного ионного пучка осуществлялась подача таких потенциалов на электроды трубки возбуждения, чтобы в пространство столкновений не могли попасть электроны, а попадали лишь ионы, имеющие определённую энергию.
Срыв частиц с двух электродов
Изменения, внесенные в конструкцию трубки возбуждения, а именно добавление в систему управляющих электродов электронной пушки дополнительного электрода А3д, позволили провести следующий опыт. Подавая на этот дополнительный электрод достаточно высокий потенциал, можно было ожидать появления ещё одного пакета десорбированных частиц, сорванных электронами с этой дополнительной сетки. Целью этого эксперимента было подтверждение предположения о происхождении молекулярных частиц в результате процесса электрон-стимулированной десорбции, а не за счет процессов объемного возбуждения. При использовании электронной пушки в качестве оптического масс-спектрометра по методике, описанной в Главе 2, были получены время-пролетные спектры исследуемых линий криптона.
Удалось установить, что, если в чистом криптоне при давлении газа 10 мТор и при распределении потенциалов на сетках А2=200 эВ, Азд-А3=А4=А5=-5 эВ в эквипотенциальном пространстве распространяется пара сигналов, соответствующих заселению изучаемых уровней через диссоциацию возбужденных молекулярных ионов Kr2 (m/ne=16S) и Kr2 (m/ne=84), десорбированным с сетки электрода А2, то при распределении потенциалов: А2=+200 эВ, А3д=+100 эВ, А3=А4=А5=-5 эВ в эквипотенциальном пространстве распространяются уже две пары сигналов. Одна соответствует молекулярным ионам, десорбированным с сетки электрода А2, другая пара -возбуждённым ионам с такими же удельными зарядами, однако десорбированными с другой сетки Азд. Эти пары ионов ускоряются одним и тем же электрическим полем, но проходят разный путь, вследствие чего скорости у них оказываются разными, поэтому в эквипотенциальном пространстве наблюдения они оказываются пространственно разделёнными. сигналов отсчитывается от импульса десорбирующих электронов. На рисунке сигналы 1 и 1 соответствуют десорбции указанных молекулярных ионов с сетки электрода А2; сигналы 2 и 2 - с сетки дополнительного электрода А3д. Этот опыт послужил еще одним доказательством того, что исследуемые молекулярные ионы образуются именно в результате десорбции, а не объемных процессов возбуждения. Для окончательного выяснения вопроса о том, где образуются возбужденные молекулярные ионы (ПЧ) и как они участвуют в процессах образования возбужденных состояний атомов и ионов (ВЧ), было предложено две модели: модель образования (ПЧ) через канал электрон-стимулированной десорбции и модель их образования в объеме. На основании этих моделей была создана программа, которая позволила рассчитывать форму светового сигнала, наблюдаемого на исследуемых спектральных линиях в режиме импульсного ионного пучка. Сравнение результатов расчета с экспериментальными данными должно было позволить сделать выбор в пользу той или другой модели. В эту программу в качестве параметров входили времена жизни (ПЧ), измеренные в наших экспериментах (см.Таблицу 2), времена жизни (ВЧ) (радиационные времена жизни соответствующих уровней), а также область образования возбужденных молекулярных комплексов (ПЧ) (десорбция или объемный процесс) и скорости вторичных частиц (ВЧ).
Дело в том, что до настоящего времени не существует четкого представления о том, как именно происходит передача возбуждения высвечивающим частицам (ВЧ) от диссоциирующих возбужденных комплексов (ПЧ). Возможен, как вариант передачи возбуждения при столкновении, так и развал комплекса на возбужденные частицы (атомы или ионы), вследствие спонтанного разрушения. Также неизвестно с какой скоростью будут двигаться после диссоциации вновь образованные частицы. Используемая модель позволяла прояснить этот вопрос, используя отношение скоростей первичных и вторичных частиц в качестве подбираемого параметра. Параметры, характеризующие времена жизни первичных и вторичных частиц брались из эксперимента. Были рассмотрены пики, относящиеся к молекулярным ионам Кг2+ (т /не = 16$), Kr2++ (т /пе = 84) и Не2+ (т /ne = 8). Можно было предположить, что образование возбуждённого атома или иона криптона из молекулярных
