Содержание к диссертации
Введение
Глава 1. Экспериментальные установки и методы исследований. 7
1.1 Установка для исследований плазмы тлеющего разряда и послесвечения 7
1.1.1 Разрядная трубка, вакуумная система, формирователи разрядных импульсов 7
1.1.2 Система регистрации оптического сигнала 12
1.1.3 Зондовая схема измерения функции распределения электронов по энергиям (ФРЭЭ) в послесвечении 13
1.1.4 Схема измерения поля 15
1.2 Установка для диагностики окислов азота в плазме воздуха методом лазерной абсорбции 16
1.3 Методики, используемые при проведении измерений 19
1.3.1 Методика определения колебательной температуры основного состояния молекулы азота 19
1.3.2 Методика определения концентрации метастабильных атомов методом поглощения 22
1.3.3 Методика измерения функции распределения электронов 25
1.3.4 Методика измерения напряженности электрического поля в разряде и концентрации электронов в разряде и в послесвечении 27
1.4 Выводы 30
Глава 2. Электронная кинетика и взаимосвязь электронной и колебательной температур в распадающейся плазме в смеси аргон-азот и в азоте .31
2.1 Введение 31
2.2 Обзор литературы 32
2.3 Исследование послесвечения разряда в смеси аргон-азот 39
2.3.1 Экспериментальные результаты 39
2.3.2 Обсуждение результатов ,...45
2.3.3 О механизме возбуждения состояния N2+(B2Su+) в плазме в смеси Ar-N2 49
2.4 Исследование послесвечения разряда в азоте 53
2.4.1 Экспериментальные результаты 53
2.4.2 Обсуждение результатов 56
2.5 Выводы 60
Глава 3. Обнаружение и исследование эффекта "темной фазы" развития положительного столба тлеющего разряда в аргоне и в смесях аргона с азотом 61
3.1 Введение 61
3.2 Обзор литературы 63
3.3 Исследование разряда в аргоне 66
3.3.1 Экспериментальные результаты 66
3.3.2 Обсуждение результатов измерений 73
3.4 Исследование разряда в смесях Ar-N2 77
3.5 Выводы 86
Глава 4. Диагностика и исследование механизмов образования окислов азота NO и NO2 в газоразрядной воздушной плазме низкого давления 87
4.1 Введение 87
4.2 Обзор литературы 87
4.3 Экспериментальные результаты 90
4.4 Анализ результатов измерений 96
4.4.1 Общий подход к моделированию 96
4.4.2 Кинетика N0 101
4.4.3 Кинетика NO2 106
4.5 Обсуждение полученных результатов 108
4.6 Выводы 112
Заключение 113
Литература 115
- Зондовая схема измерения функции распределения электронов по энергиям (ФРЭЭ) в послесвечении
- Методика измерения напряженности электрического поля в разряде и концентрации электронов в разряде и в послесвечении
- О механизме возбуждения состояния N2+(B2Su+) в плазме в смеси Ar-N2
- Исследование разряда в смесях Ar-N2
Введение к работе
Исследованию разряда в инертных и молекулярных газах и их смесях посвящено большое количество работ. Это связано прежде всего с широким применением такой плазмы в различных областях науки (атомной и молекулярной физике, химической физике, физике и химии газов и плазмы, физике и химии атмосферы) и в многочисленных приложениях. Свойство разрядной плазмы светиться, быть источником излучения различных диапазонов, с давних пор используют в осветительных приборах. Газоразрядные лазеры, использующие эти газы и их смеси, чрезвычайно распространены в физическом эксперименте и имеют широкое техническое применение. Равновесная и неравновесная плазма в таких смесях используется в разнообразных плазмохимических устройствах. В первую очередь это относится к плазме в воздухе и в газах, входящих в его состав. Использование ее в различных технологических процессах наиболее оправдано из-за низкой стоимости плазмообразующих газов. Это относится не только к основным компонентам воздуха -азоту и кислороду, но и к малой примеси - аргону, стоимость которого на порядки ниже, чем других инертных газов. Этим обусловлено широкое применение плазмы в аргоне и в смеси аргон - азот. В последнее время большое внимание уделяется экологической безопасности промышленных технологий. Плазмохимическая очистка воздуха, содержащего промышленные выбросы, является одной из самых перспективных.
Плазма в воздухе является весьма сложной системой вследствие многообразия процессов, протекающих в ней, прежде всего плазмохимических реакций. До настоящего времени нет ясности в понимании полной картины этих процессов. Плазма в чистом азоте, аргоне или их смесях значительно проще, но и в этом случае до сих пор остаются неясными целый ряд существенных проблем. К ним относятся в первую очередь процессы ионизации и взаимосвязь колебательная и электронной кинетики. Исследованию вопросов, связанных с решением этих проблем, посвящена данная работа. Это и определяет актуальность темы диссертации.
Диссертация состоит из четырех глав, введения и заключения. В первой главе описываются экспериментальные установки, которые были использованы при Выполнении работ. Первая из них была предназначена для проведения исследования в послесвечении разряда и в его активной фазе. Вторая установка была собрана в университете Пари-Сюд (г. Париж). Основной регистрирующей системой в ней являлся перестраиваемый инфракрасный диодный лазер, с помощью которого решались задачи по исследованию воздушной плазмы низкого давления. В этой же главе описаны применявшиеся оптические и
5 зондовые методы исследования, в частности, предложенная в работе методика учета влияния бегущей ионизационной волны на измеряемое электрическое поле.
Во второй главе исследуется явление бистабильности в распадающейся плазме в смеси аргона с азотом и в азоте. Бистабильность проявляется в поведении электронной температуры в послесвечении, которая начиная с некоторого момента времени "отрывается" от колебательной. Это явление впервые обнаружено в данной работе. Проведено его детальное исследование и сравнение с результатами расчета, выполненного Н.А. Дятко и А.П. Напартовичем [1], [2] в ТРИНИТИ. Результаты измерений, проведенных в работе, используются также для доказательства того, что в заселении состояния N2*(В Ец+) в разряде и в послесвечении в смеси Ar-N2 принимают участие ионы аргона. Кроме того, показано, что относительный ход концентрации электронов в послесвечении разряда в азоте может быть прослежен по распаду 1-й отрицательной системы.
Третья глава посвящена обнаружению и исследованию эффекта "темной фазы" развития положительного столба тлеющего разряда. Это явление впервые было обнаружено в смеси Не-СО [3] и затем исследовано в гелии и смесях гелия с азотом [4]. Суть "темной фазы" заключается в том, что в начале разрядного импульса наблюдается достаточно длительный промежуток времени, в течение которого свечение плазмы отсутствует, или оно существенно слабее стационарного значения. В данной работе найдены условия, когда этот эффект существует в разряде в аргоне и смесях аргона с азотом. Проводится его исследование, дается качественное объяснение причины его существования и сравнение экспериментальных результатов с расчетом, выполненным Н.А. Дятко и А.П. Напартовичем [5].
В четвертой главе исследуются механизмы образования окислов азота (N0 и NCte) в воздушной плазме низкого давления. Получен большой массив экспериментальных данных о концентрациях NO и NO2 в зависимости от параметров разряда: частоты следования импульсов, их длительности и величины тока в разрядном импульсе. На основе анализа экспериментальных данных построена модель образования N0 и ЫОг в разряде. Согласно этой модели, N0 образуется при столкновениях метастабильных молекул азота в состоянии А3ц+ с атомарным кислородом и при столкновениях образующегося в этой реакции возбужденного атома азота в состоянии 2D с молекулой кислорода. N02 образуется в по-слеразрядной области в реакциях молекул озона с N0. Имеет место хорошее согласие построенной модели с полученными экспериментальными данными.
Основные результаты диссертации опубликованы в следующих работах:
1. Ю.З. Ионих, Н.Б. Колоколов, А.В. Мещанов, Н.В. Чернышева. Возбуждение состояния
В Еи иона N2 и электронная температура в послесвечении разряда в смеси Ar-N2. // Оптика и спектроскопия. 2000. т. 88, в. 4, с. 560-563. N.A. Dyatko, Y.Z. Ionikh, N.B. Kolokolov, A.V. Meshchanov and A.P. Napartovich. Jumps and bi-stabilities in electron energy distribution in Ar-N2 post discharge plasma. II Journal of Physics D: Journal of Applied Physics. 2000. vol. 33, pp. 2010-2018. N.A. Dyatko, Y.Z. Ionikh, N.B. Kolokolov, A.V. Meshchanov and A.P. Napartovich. EEDF Bi-Stability in Ar-N2 Afterglow. II Proc. 15th ESCAMPIG. Hungary. 2000. pp. 154-155.
Ю.З. Ионих, Н.Б. Колоколов, A.B. Мещанов. О скачке электронной температуры в бестоковой плазме смеси аргон-азот. // Всеросс. конф. по физике низкотемпер. плазмы «ФНТП-2001». Петрозаводск. 2001. т. 1, с. 78-81. N.A. Dyatko, Y.Z. Ionikh, N.B. Kolokolov, A.V. Meshchanov and A.P. Napartovich. Experimental and Theoretical Studies of the Electron Temperature in Nitrogen Afterglow. II IEEE Transaction on Plasma Science. 2003. vol. 31, n. 4, pp. 553-563. Yu.Z. Ionikh, A.V. Meschanov. Observation of the "Dark phase" in an initial stage of the glow discharge in argon. II Proc. International conference on physics of low temperature plasma PLTP-03. Kyiv, Ukraine. 2003. p. 7-7-24.
А.В. Мещанов, А. Руссо, Ю. Рёпке, Ю.З. Ионих, Н.В. Чернышева. Исследование механизмов образования окислов азота NO и NO2 в плазме в воздухе при низком давлении. // Всеросс. конф. по физике низкотемпер. плазмы «ФНТП-2004». Петрозаводск. 2004. т. 1, с. 32-37.
Н.А. Дятко, Ю.З. Ионих, А.В. Мещанов, А.П. Напортович. Исследование "темной фазы" развития положительного столба тлеющего разряда в аргоне и в смеси аргон-азот. // Всеросс. конф. по физике низкотемпер. плазмы «ФНТП-2004». Петрозаводск. 2004. т. 1, с. 61-66. Yu.B. Golubovskii, R.V. Kozakov, V.A. Maiorov, A.V. Meshchanov, LA. Porokhova, A. Rousseau. Dynamics of gas heating in a pulsed microwave nitrogen discharge at intermediate pressures. II J. Phys. D.: Appl. Phys. 2004. vol. 37, pp. 868-874.
Зондовая схема измерения функции распределения электронов по энергиям (ФРЭЭ) в послесвечении
Для исследований, результаты которых приведены в главе 2, использовалась газовая смесь Ar+1%N2 и чистый азот. Измерения проводились при давлении исследуемого газа 0.5 и 1 Торр. Разрядная трубка питалась от одного высоковольтного выпрямителя 17 через балластное сопротивление R2 (рис. 1.2). Величина балластного сопротивления варьировалась в пределах от 1 кОм до ЮкОм. Ток в импульсе менялся от 0.05 А до 1.4 А. Частота следования разрядных импульсов была 0.5 и 1 кГц, их длительность - 40 мкс.
Для получения временных зависимостей исследуемых параметров плазмы применялся импульсный разряд. Для его формирования использовался электронный ключ, включаемый либо параллельно разряду, как на рис. 1.2 ("схема шунтирования"), либо последовательно с ним ("схема обрыва"). Первый способ применялся при исследовании послесвечения (глава 2), при этом использовалась транзисторная схема (рис. 1.3). Управляющий импульс с генератора Г5-54 поступал на первичную обмотку импульсного трансформатора Tpl. Импульсы с вторичных обмоток открывали транзисторы Т1...Т4 и минус высоковольтного выпрямителя присоединялся к катоду разрядной трубки. Данная схема способна коммутировать напряжения до 2 кВ.
Первоначально для формирования разрядного импульса в исследованиях, результаты которых представлены в главе 3, применялась ламповая схема шунтирования разряда, описанная в [6]. Эксперименты показали, что исследуемый эффект "темной фазы" в аргоне наблюдается только в режиме малых токов (менее 2 мА) в импульсе. Использование ламповой схемы при таких малых токах затруднительно в силу особенностей её реализации. А именно, катод разрядной трубки должен быть заземлен. В этом случае, напряженность электрического поля, измеренная методом зондов, оказывается сильно искаженной (см. п. 1.3.4). Невозможным оказалось использовать и транзисторную схему, описанную выше, так как, во-первых, данная схема не способна формировать импульсы более 1-2 мс вследствие наличия импульсного трансформатора, а для уверенного обнаружения "темной фазы" необходимы длительности импульса 8-10 мс. Во-вторых, в закрытом состоянии схемы величина обратного тока сравнима со значением разрядного тока (из-за наличия балансировочных резисторов R5...R8).
Для исследования эффекта "темной фазы" была совместно с В.А. Ивановым разработана схема формирования разрядного импульса, свободная от вышеперечисленных недостатков. Её принципиальная схема приведена на рис. 1.4.
Рассмотрим работу данной схемы. Импульс с генератора Г5-54 передним фронтом запускает мультивибратор, собранный на половинках микросхемы DD1. Мультивибратор вырабатывает импульсы длительностью 30 мкс и периодом следования 500 мкс. Эти импульсы через резистор R5 поступают на затвор транзистора Т15, который формирует импульсы напряжения в первичной обмотке трансформатор Tpl. Образующиеся импульсы напряжения во вторичной обмотке выпрямляются диодами D1.. .D7 и подаются на затвор мощных высоковольтных МОП транзисторов Т8...Т14, открывая их. Электронный ключ переходит в открытое состояние с малым внутренним сопротивлением, равным 8 Ом. Транзисторы Т8...Т14 находятся в открытом состоянии до тех пор, пока не стечет заряд с 9нф,С4 4700 мкф на 16 В, Tpl, Тр2 - импульсные трансформаторы.
конденсатора, образованного затвором и подложкой транзистора. Ток разряда конденсатора протекает через закрытые транзисторы Т1...Т7, запертые выпрямительные диоды Dl.. .D7 и стабилитроны VD1... VD7. За период следования импульсов с мультивибратора (500 мкс) напряжение на затворах транзисторов Т8...Т14 уменьшится на 15%, что недостаточно для их перехода в закрытое состояние. Следующий 30 мкс импульс подзарядит конденсаторы в Т8...Т14 и транзисторы останутся в открытом состоянии. Мультивибратор на микросхеме DD1 будет вырабатывать импульсы подзарядки до тех пор, пока на входе схемы присутствует логическая единица. Срез импульса с генератора Г5-54 на входе схемы запускает одновибратор, собранный на микросхеме DD2. Одиночный импульс с DD2 поступает на транзистор Т16. Далее, этот импульс через трансформатор Тр2 и выпрямительные диоды D8...D14 открывает транзисторы Т1...Т7. Конденсаторы в Т8...Т14 быстро разряжаются через открытые Т1...Т7, что приводит к закрытию транзисторов Т8.. .Т14. Электронный ключ переходит в закрытое состояние. В данном состоянии он характеризуется обратным током (током утечки), который протекает через закрытые высоковольтные транзисторы Т8.. .Т14 и варисторы VR1.. .VR7. Величина этого тока составляет- 100 мкА.
Вследствие разброса технологических параметров транзисторов Т8...Т14, а также неодновременности прихода первого импульса с мультивибратора DD1 на затворы T8. ,.Т14 может возникнуть ситуация, когда часть транзисторов Т8. ..Т14 открыта, а часть ещё нет. В этом случае все коммутируемое высокое напряжение будет приложено к тем транзисторам, которые ещё не успели открыться. Хотя данная ситуация продолжается недолго (порядка десятков наносекунд), этого достаточно, чтобы вывести транзисторы из строя. Для защиты транзисторов от перенапряжения сток-исток применены варисторы VR1...VR7. Их особенность состоит в том, что при небольшом изменении напряжения (десятки вольт) ток через варисторы меняется на порядки. При росте напряжения на Т8...Т14 варисторы VR1...VR7 шунтируют переход сток-исток этих транзисторов и предохраняют их от пробоя. Время срабатывания варисторов 1- 5 не.
Во вторичных обмотках импульсного трансформатора Tpl могут образовываться паразитные всплески напряжения в результате переключения транзистора Т15. Эти избыточное напряжение будет пробивать затвор-сток Т8...Т14. Стабилитроны VD1...VD7 ограничивают напряжение на затворах транзисторов Т8...Т14 величиной 12 В и тем самым защищают Т8...Т 14 от выхода из строя.
Время включения и выключения мощных высоковольтных МОП транзисторов Т8...Т14 составляет — 100 не. Применение таких быстродействующих транзисторов позволило получить фронт и срез высоковольтного импульса 0.3 мкс. Данная схема способна коммутировать напряжение до 4 кВ.
Методика измерения напряженности электрического поля в разряде и концентрации электронов в разряде и в послесвечении
В работе [16] было проведено спектроскопическое исследование распада состояния В Zu+ иона N+2 в послесвечении положительного столба разряда низкого давления (1-4 Торр) в смеси газов Ar+1%N2 Характерное время распада оказалось равным -1 мс, что указывало на участие долгоживущих частиц в процессах возбуждения состояния В Su+. Анализ экспериментальных данных показал, что образование указанного состояния может происходить в результате следующей реакции:
Если процесс (2.1) имеет место, то время жизни ионов аргона (т.е. время амбипо-лярной диффузии; для условий работы [16] Аг+ является доминирующим ионом) должно быть близко к значению 1 мс, так как время жизни состояния (Х г/, v l 1), по оценкам, заметно больше, чем наблюдаемое время распада В22и+ [16]. Для того, чтобы время амби-полярной диффузии ионов аргона было порядка 1 мс, температура электронов в фазе послесвечения должна быть -5000 К. Такую высокую электронную температуру в послесвечении могут поддерживать удары второго рода колебательно-возбужденных молекул с электронами. В работе [16] была измерена величина колебательной температуры молекул азота, описывающих несколько первых (v = 0 - 2) колебательных уровней. Её значения составляли в разряде от 4000 К до 6000 К. Также было определено время релаксации колебательной температуры, которое оказалось равным 20 мс. Следовательно, можно было ожидать, что в послесвечении электронная температура совпадает с колебательной.
Поскольку, однако как экспериментальные, так и расчетные данные о ФРЭЭ и электронной температуре в послесвечении разряда в смеси Аг-Ыг отсутствовали, это было лишь предположением. Первоначальной задачей данной работы было как раз экспериментально подтвердить его или опровергнуть. Но в ходе её выполнения были обнаружены явления, которые представляли самостоятельный интерес, и исследование которых и составило основное содержание данной главы.
Плазма послесвечения молекулярных газов характеризуется наличием долгоживу-щих частиц - колебательно-возбужденных молекул, которые могут отдавать запасенную энергию при столкновениях с медленными электронами и тем самым увеличивать их температуру. Хотя энергия колебательно-возбужденных молекул невелика по сравнению с энергией возбужденных электронных состояний, концентрация колебательно-возбужденных молекул сравнима с их полной концентрацией. Следовательно, колебательно-возбужденные молекулы могут оказывать большое влияние на функцию распределения и на электронную температуру. В частности, на функции распределения могут появляться участки с электронной температурой, равной колебательной.
Рассмотрим работы, посвященные вопросу формирования функции распределения электронов по энергиям в послесвечении молекулярных газов. В [23] исследуется взаимосвязь между колебательным распределением Nv двухатомных молекул в основном электронном состоянии и ФРЭЭ в послесвечении. Вначале рассматривается простейшая модель, в которой предполагается, что заселены только нулевой и первый колебательные уровни двухатомной молекулы и что колебательное возбуждение и девозбуждение в основном происходят в результате реакций
Предположим, что есть система двухатомных молекул, в которой могут протекать процессы возбуждения и девозбуждения колебательных уровней. Будем считать, что процессы передачи колебательной энергии в поступательные степени свободы (VT-релаксация) отсутствуют. При этом вся система не обязательно должна быть замкнутой, т.е. молекулы могут обмениваться энергией поступательного движения с внешней средой. Однако, подсистема колебательных уровней молекул оказывается замкнутой, т.к. по предположению VT-обмен отсутствует. Предположим также, что колебательные уровни эквидистанты. В таком случае, распределение молекул по колебательным уровням будет больцмановским с некоей колебательной температурой Tv. Добавим в эту систему электроны, с условием, что они будут участвовать только в реакциях: где n{E,t) -концентрация электронов. В выражении (2.8) справа стоят члены, которые описывают, соответственно, упругие и неупругие столкновения, удары второго рода, процессы возбуждения и девозбуждения вращательных уровней.
В качестве примера в работе [23] приведён расчет для послесвечения плазмы СО при следующих условиях: давление 5 Торр, температура газа 500 К, пе = 1011 см"3. В качестве начального колебательного распределения молекул бралось распределение, соответ-ствующее активной фазе разряда при тех же условиях, при E/N = 6-10" В см и времени нахождения газа в разряде 1 мс. Колебательная температура, соответствующая нижним колебательным уровням, в начальный момент послесвечения равна 3022 К (0.26 эВ). Расчет показал, что в послесвечении она меняется медленно; так, через 47 мс после обрыва импульса тока Tv = 2790 К. Из результатов вычислений видно, что ФРЭЭ достигает квази-станционарного значения за 10"7 с после выключения разряда. Далее ФРЭЭ может меняться при изменении колебательного распределения, т.е. на временах порядка миллисекунд, характерных для W- и VT-процессов.
Рассмотрение средней энергии электронов в послесвечении показало, что она уменьшается от значения 1.25 эВ (t = 10" с) до 0.45 эВ за время порядка Ю -Ю"6 с и остается постоянной до 10 3-10"2с, затем начинает уменьшаться вследствие VT-процессов. Энергия 0.45 эВ отвечает Те = 0.3 эВ, так что в этот промежуток времени Те превышает Tv, однако не намного (-15%).
Авторами были рассмотрены различные реакции, в которых электрон может терять и приобретать свою энергию в послесвечении. Показано, что основными являются потери за счет колебательного возбуждения молекул; они почти уравновешены ударами второго рода между электронами и колебательно-возбужденными молекулами. Потери и набор энергии электронами в результате упругих процессов, возбуждения и девозбуждения вращательных уровней значительно меньше. В этих условиях отличие Те от Tv будет наблюдаться тогда, когда колебательное распределение молекул отличается от больцманов-ского. Известно [24], что в системе ангармонических осцилляторов стационарное распределение нижних, самых заселенных уровней описывается распределением Тринора где Ею — энергия первого колебательного уровня, 5у — энгармонизм, Tg - газовая температура, v - номер колебательного уровня. Чем выше Tv тем сильнее заселенность колебательных уровней (v 1) превышает заселенность, полученную из распределения Больцма-на. (Nv =N0 exp( Er/kTv)). Поэтому, при высоких Tv температура электронов действительно может быть выше, чем колебательная температура.
О механизме возбуждения состояния N2+(B2Su+) в плазме в смеси Ar-N2
Уравнение(2.12) решалось в трех областях энергии: 0 є єі, і і, 2 (Е\ = 1.5 эВ, г - 3.6 эВ), для которых выражения для /vVe и 1Е4е имеют различный вид.
Как говорилось ранее, в диапазоне \ є ,Єг сечения возбуждения колебательных уровней азота достигают максимальных значений, поэтому такое разбиение оси энергий было очевидным. Затем решения сшивались на границах областей. По полученным формулам был проведён модельный расчет ФРЭЭ. Параметрами в этих расчетах были концентрация электронов; колебательная, газовая и электронная температуры; давление. Учитывалось одно электронное состояние - А3и+ с заданной концентрацией NA и одним колебательным уровнем v = 0.
Вычисления проводились для следующих условий: температура электронов 0.1 эВ, концентрация электронов 2-Ю10 см"3, давление 0.3 Торр, NA = 1011 см"3. Из расчетов видно, что если Tv -Ф- 0, то в области энергий \ є е2 образуется распределение электронов с колебательной температурой Ту. В диапазоне є . 2 ФРЭЭ формируется за счет рождения быстрых электронов в результате ударов второго рода между состоянием ЩА3!,, ) и медленными электронами. В области 0 є Є\ за счет электрон-электронных столкновений образуется максвелловское распределение с температурой Те, определяемой балансом энергии электронов.
В этой же работе приведены результаты экспериментов по измерению ФРЭЭ в послесвечении азота при давлениях 0.3-1 Торр, длительности разрядного импульса 7мкс, частоте следования 1.25 кГц, токе в импульсе 310 мА, 7 = 300 К, задержках 100, 200 и 500 мкс. ФРЭЭ, полученные в результате экспериментов, хорошо совладали с теоретическими до энергий 6 эВ.
В работе [28] наличие максвелловского участка с Те = Tv на ФРЭЭ было использовано для измерения колебательной температуры. ФРЭЭ получали из зондовых измерений. Эксперименты проводились в импульсной плазме азота при р = 0.3 Торр, длительности импульса 100 мкс, с частотой повторения 2.8 кГц и задержкой в послесвечении 135 мкс. Колебательная температура измерялась двумя способами: оптическим в разряде (аналогично описанному в п. 1.3.1.) и при помощи зондов в послесвечении. В оптических измерениях использовали уровни 0 и 3 состояния С Пи, предполагая, что эти уровни возбуждаются электронным ударом. В зондовых измерениях колебательная температура в послесвечении определялась из наклона ФРЭЭ в диапазоне (1 - 3) эВ. В этой области скорости реакций первого и второго рода с участием нормальных и возбужденных молекул и электронов намного превосходят скорости всех упругих процессов. Следовательно, в упомянутом диапазоне ФРЭЭ "повторяет" распределение молекул по колебательным уровням. Результаты показали, что колебательная температура, измеренная оптическим методом, находится в хорошем согласии с температурой, полученной при помощи зондов.
В [28] проведено сравнение Те медленных электронов (т.е. электронов с энергией, меньшей 1 эВ) с Tv в послесвечении. Экспериментально было показано, что в молекулярной плазме азота в послесвечении ТеФ Tv. (Те меньше, чем Tv; например, rv = 3000K, а Те = 900 К). Предполагается, что такое несоответствие между теоретическим расчетом, выполненным в [23] и экспериментальными результатами данной работы [28] может быть вызвано двумя причинами: во-первых, неизвестна с достаточной точностью матрица сечений возбуждения и девозбуждения колебательных уровней; во-вторых, в теоретическом расчете в уравнении баланса для Те не учтены процессы, связанные с диффузией электронов.
В работе [29] использовалась зондовая техника для получения ФРЭЭ в послесвечении импульсного ВЧ-разряда в смеси He-N2. Эксперименты были выполнены при различном содержании N2 (0%, 5%, 20%) и в чистом азоте при двух давлениях: 0.2 и 0.5 Торр, при частоте следования разрядных импульсов 500 Гц и их длительности 1 мс. Результаты показали, что добавление N2 в Не приводит к замедлению скорости спада средней энергии электронов и это более заметно при 0.2 Торр. Отмечено, что при давлении 0.2 Торр и при содержании азота в смеси 5 и 20% (а также при 0.5 Торр и 5% N2) средняя энергия электронов падает примерно на 30% при задержке приблизительно от 100 мкс до 200 мкс после выключения разряда. В то же время при 20% N2 в смеси и давлении 0.5 Торр (также и в чистом азоте) этот эффект не был заметен. Было замечено также увеличение средней энергии электронов в чистом азоте в первые 100 мкс после выключения разряда. Отметим, что эти явления в работе не обсуждаются и не комментируются.
Для смеси He+5%N2 были проведены измерения колебательной температуры С Пи состояния азота. Полученные значения колебательных температур позволили оценить Tv основного состояния молекулы N2 для 0.2 и 0.5 Торр. Эти оценочные величины оказались ниже, чем это требуется для их соответствия средней энергии электронов. Так, например, для 0.2 Торр Tv = 0.36 эВ, а средняя энергия электронов -0.65 эВ. В случае 0.5 Торр Tv — 0.27 эВ, а средняя энергия электронов -0.6 эВ.
Работа [30] посвящена исследованию ФРЭЭ в послесвечении плазмы азота. Эксперименты проводились при следующих условиях: давление N2 - 0.5 Торр, величина тока в разрядном импульсе от 25 мА до 180 мА при его длительности 50 мкс и частоте следования 1.25 кГц. Измерения выполнялись при различных задержках относительно обрыва активной фазы разряда (100-500 мкс с шагом 100 мкс). На измеренных ФРЭЭ четко прослеживаются две области. В диапазоне энергий от 0.3 эВ до 0.9 эВ наблюдается максвел-ловское распределение с температурой Те, определяемой балансом энергии между медленными (имеющими энергию в упомянутом выше диапазоне) и быстрыми электронами, образующимися в результате дезактивации колебательно-возбужденных молекул азота медленными электронами. В области (1.5-3.6) эВ также наблюдается максвелловское распределение, но уже с температурой ГД равной колебательной температуре основного состояния N2. Проведено сравнение Те и Tv. Для токов меньших 120 мА Те не зависит от времени и меньше, чем Tv (например, при задержке 500 мкс и токе 30 мА Те = 0.09 эВ и Г„ = 0.26 эВ). При больших токах Те превосходит Tv в промежутке времени от 100 до -300 мкс (для 100 мкс и 180 мА Ге = 0.38эВ и 7; = 0.23эВ), после 300 мкс Те остается практически постоянной и меньшей, чем Ту (0.21 эВ и 0.24 эВ соответственно).
Этим ограничивалась (на момент начала данной работы) информация о ФРЭЭ и Те в послесвечении разряда в молекулярных газах и их смесях с инертными. Очевидно, что эта информация носила фрагментарный характер, а имеющиеся результаты часто противоречили друг другу. В частности, для смеси Ar+N2, которая использовалась в данной работе, данные о ФРЭЭ отсутствовали полностью.
Исследование разряда в смесях Ar-N2
Измерения проводились в плазме в азоте при давлении 0.5 Торр, токе в импульсе 50-250 мА, длительности разрядного импульса 40 мкс и частоте повторения импульсов 1 кГц. Эти условия были выбраны исходя из возможности получения надежных данных для интересующих нас параметров, прежде всего ФРЭЭ. Приведенная напряженность электрического поля в импульсе составляла 95-105 Тд. Если рассчитать E/N исходя из баланса ионизации в предположении процесса и амбиполярной диффузии как основных процессов, определяющих этот баланс, то получается практически тот же интервал: 105-110 Тд. Заметим, что при большем давлении (р 1 Торр) основным механизмом ионизации является не процесс (2.19), а ассоциативная ионизация молекул N2 [24], [39].
Концентрация электронов, усредненная по сечению трубки, в конце импульса составляла от 0.5Т0 до 2.7-101 см . В послесвечении пе определялась методом вспомогательного импульса (п. 1.3.4). Полученные значения, приведенные к оси разряда (в предположении бесселевского радиального профиля пе), показаны на рис. 2.14 точками. Следует отметить, что относительный спад электронной концентрации в послесвечении можно также получить из оптических измерений 1-й отрицательной системы азота. Известно [39], что состояние B2EU+ иона N2+ заселяется в результате процесса:
Колебательное распределение основного состояния молекулы азота практически не меняется в течение послесвечения. Следовательно, уровень В2ц+ "следит" за распадом иона N2+. Последний является основным ионом в разряде в наших условиях [11]. В послесвечении протекает реакция конверсии ионов: в результате которой устанавливается стационарное значение отношения концентрации N4+ к N2+, т.е. nss = N4+ / N2 . Оценки, проведенные в [ 11 ], показывают, что nss устанавливается за время 100 мкс и его величина лежит в пределах от 1 до 10. Следовательно, на временах, больших 100 мкс, ионный состав плазмы остается постоянным, концентрация N2+ пропорциональна концентрации электронов, и состояние В22и+ должно "следить" за распадом пе. Это действительно наблюдается в эксперименте (рис. 2.14).Кроме того, из рис. 2.14 можно видеть, что после окончания импульса наблюдается резкий спад интенсивности излучения. Данный факт говорит о том, что в разрядном импульсе состояние В Zu в основном заселяется за счет электронного удара. В тоже время в послесвечении основным механизмом становится реакция (2.20).
Колебательная температура N2 определялась методом, изложенным в п. 1.3.1. Ис-пользовались различные пары уровней v = 0 - 3 состояния С Пц, и результаты, полученные с помощью различных пар, оказались практически совпадающими. Рассматриваемым методом можно было определить Tv как внутри разрядного импульса, так и в послесвечении (использовался короткий, т=2-3мкс, дополнительный разрядный импульса, возбуждающий состояние С3Пи, но не меняющий Tv). Как и в случае смеси Ar-N2, не было замечено какой-либо зависимости Tv от времени. Полученные значения находились в диапазоне от 1450 ± 100 К (г = 50 мА) до 2100 +300 К (і = 250 мА). Численное моделирование показало, что эти значения Tv характеризуют практически пару самых нижних уровней v = 0, 1 состояния X g, влияние более высоких уровней на заселенность С3Пи-уровней было не заметным. Экспериментально измеренные ФРЭЭ в послесвечении разряда в азоте для различных условий приведены на рис. 2.15 и 2.16. В большинстве случаем на ФРЭЭ можно выделить два участка и ввести температуры Те и ТУ, характеризующие максвелловские распределения, описывающие ФРЭЭ в этих областях по аналогии с тем, как это было сделано для ФРЭЭ в смеси Ar+1%N2. При большом токе и задержках 200 мкс и больше наблюдался перегиб между двумя максвелловскими участками. Этот перегиб наблюдался и ранее [27] Температура Те низкоэнергетического участка характеризует основную массу электронов. Зависимость этой величины от времени для максимального и минимального разрядных токов приведена на рис. 2.17, 2.18. Там же показаны значения Tv и ТУ (для г = 50 мА данные по 7У не приведены из-за отсутствия на большинстве ФРЭЭ для этого тока второго выраженного максвелловского участка).
Рисунки 2.17 и 2.18 демонстрирует монотонную зависимость электронной температуры в послесвечении. При токе 250 мА Те спадает от 5200 К при задержке 20 мкс до 2200 К при 800 мкс. Последнее значение практически совпадает с колебательной температурой (Tv) 2100 К, определенной оптическим методом и показанной на рисунках горизонтальной линией. При токе 50 мА Те быстро спадает от значения 2000 К при задержке 20 мкс до 1500 К (т.е. приблизительно до 7 ) при 100 мкс. Затем спад замедляется и электронная температура приближается к 1100 - 1300 К при задержках, больших 300 мкс. Эти значения меньше величины колебательной температуры (1450 К).
На рисунке 2.17 приведена температура (Г/), описывающая максвелловское распределение, аппроксимирующее ФРЭЭ в области энергии больших 1.6 эВ. Значения Те близки к колебательной температуре, определенной оптическим методом, в начале послесвечения. В течение послесвечения Те слабо растет.
