Содержание к диссертации
Введение
Глава I. Эксперименты в положительном столбе разряда постоянного тока в Ne 16
1.1. Электрическая цепь с нормальным тлеющим разрядом 16
1.2. Экспериментальная установка для наблюдения магнитогальванического эффекта в положительном столбе 20
1.3. Выбор оптимальных условий в разряде для наблюдения магнитогальванического эффекта 28
1.4. Результаты экспериментов в магнитном поле 33
1.5. Поведение магнитогальванического сигнала в зависимости от условий в разряде 40
1.6. Поведение магнитогальванического сигнала в Ne при лазерном воздействии 44
Глава II. Эксперименты в разряде с полым катодом 48
2.1. Особенности выстраивания в разряде с полым катодом 48
2.2. Экспериментальная установка 51
2.3. Влияние лазерного излучения на магнитогальванический эффект в лампах с полым катодом 58
2.4. Интерпретация результатов эксперимента 62
Глава III. Интерпретация результатов экспериментов в положительном столбе разряда постоянного тока в Ne . 66
3.1 Распределение выстраивания в цилиндрическом объеме положительного столба разряда в неоне 66
3.2. Модель образования магнитогальванического эффекта в положительном столбе 73
3.3. Влияние выстраивания возбужденных состояний на сечение ионизации 79
Глава IV. Аномальные магнито-оптические резонансы на состоянии ls3 (/=0) в неоне 84
4.1. Экспериментальная установка 84
4.2. Результаты эксперимента и их обсуждение 89
Заключение 95
Литература 98
- Экспериментальная установка для наблюдения магнитогальванического эффекта в положительном столбе
- Поведение магнитогальванического сигнала в зависимости от условий в разряде
- Влияние лазерного излучения на магнитогальванический эффект в лампах с полым катодом
- Модель образования магнитогальванического эффекта в положительном столбе
Введение к работе
Наблюдение интерференции атомных состояний в атомной спектроскопии началось с регистрации сигнала Ханле — магнитной деполяризации спонтанного излучения в двадцатые годы прошлого столетия [1]. Однако, только к 50-60-м годам этот эффект был интерпретирован и причислен к целому набору других интерференционных явлений таких, как квантовые биения, пересечение уровней в ненулевом магнитном поле и т.д. Теоретическая база интерференционных явлений была разработана авторами [2,3]. В настоящее время наблюдение интерференционных сигналов является важной частью спектроскопии высокого разрешения. Интерес к проблеме интерференции атомных состояний не утихает и объясняется развитием областей науки, имеющих дело с активными средами: физикой газовых лазеров, физикой низкотемпературной плазмы.
Напомним, что термин «интерференция атомных состояний» [2] пришел из оптики. Принципы сложения амплитуд поля и волновых функций совпадают. При сложении полей недиагональные члены называются интерференционными или когерентными. Недиагональные члены матрицы плотности также называются интерференционными или когерентными и проявляются при излучении или поглощении света. В естественных условиях и в лабораторных системах состояние атомов, ионов и молекул может характеризоваться не только концентрацией, распределением по скоростям, степенью ионизации и проч., но и распределением угловых моментов возбужденных состояний. В случае возбуждения направленным неполяризованным светом не возникает преимущественной ориентации угловых моментов возбужденных атомов, а создается ось симметрии вдоль которой угловых моментов в среднем либо больше либо меньше, чем в
5 плоскости перпендикулярной оси симметрии. Такая упорядоченность угловых моментов называется выстраиванием [3].
Интерференцию атомных состояний принято рассматривать в терминах поляризационных моментов: первый поляризационный момент — ориентация возникает при возбуждении светом, поляризованным по кругу. Среда при этом приобретает макроскопический магнитный момент.
Выстраивание характеризуется вторым поляризационным моментом и возникает при облучении светом линейной поляризации, неполяризованным направленным светом или при соударениях. Выстраиванию можно сопоставить наведение квадрупольного момента, при нулевой намагниченности.
В другой интерпретации выстраиванию сопоставляют неравновесную заселенность зеемановских подуровней.
Впервые интерференционные эффекты в спонтанном излучении плазмы тлеющего разряда наблюдались в работах [4,5]. В процессе исследования этого явления было обнаружено другое интерференционное явление — скрытое выстраивание - выстраивание ансамбля атомов с заданной скоростью теплового движения [6]. Его происхождение авторы связывают с особенностью поглощения света подансамблем атомов с выделенным направлением движения. При равномерном распределении интенсивности по углам, движущийся атом имеет большую вероятность поглотить квант света перпендикулярно направлению своего движения. Это приводит к выстраиванию электронной оболочки каждого атома подансамбля по направлению его движения. При интегрировании по всем направлениям скоростей такое выстраивание изчезает, чем оправдывает свое название "скрытое". Анизотропия плазмы в цилиндрической газоразрядной трубке, механизмы формирования двуосного макроскопического выстраивания, а также скрытого выстраивания и особенности их регистрации подробно описаны в работах [2,3].
Среди интерференционных явлений особое место занимают эффекты, связанные с самовыстраиванием атомных состояний. Эти явления интересны тем, что когерентность возбужденных состояний образуется за счет анизотропии' световых потоков, анизотропии движения электронов, анизотропных столкновений в самом разряде. В ряде работ Чайки М.П. [4,7,8] было обнаружено, что в цилиндрических разрядных трубках работает и оптический и электронный канал наведения самовыстраивания. Для любого светящегося объема газа всегда имеет место анизотропия световых потоков. В частности, в цилиндрическом объеме, если длина свободного пробега фотона больше поперечных размеров трубки, то поток света вдоль оси всегда больше, чем по другим направлениям. Тензор такого выстраивания имеет ту же симметрию, что и угловое распределение световых потоков в разрядном объеме (двуосное самовыстраивание).
Анизотропия движения возбуждающих электронов определяется величиной радиального электрического поля и проявляет себя значительно при малых давлениях газа. В работе [7] представлены сигналы Ханле в продольном и поперечном магнитном поле, отражающие разрушение магнитным полем выстраивания электронным ударом высоковозбужденных атомных состояний в плазме инертных газов. Авторами показано, что при малых давлениях анизотропия движения электронов играет существенную роль в формировании самовыстраивания.
Самовыстраивание возбужденных состояний с разрешенными переходами в инертных газах было детально исследовано в работах Чайки М.П. и её учеников. Наблюдение узких лоренцевских резонансов, связанных с выстраиванием метастабильных состояний, стало возможным только с появлением перестраиваемых лазеров. Так, самовыстраивание метастабильного состояния 2p53s ( Р2) (ls5 по Пашену) в положительном столбе разряда в неоне впервые наблюдалось экспериментально [9] и его величина была оценена ~ 3%.
В настоящее время изучение механизмов самовыстраивания резонансных и метастабильных атомных состояний остается по-прежнему актуальным.
В работах [10,11] показано, что оптические характеристики поглощающей среды (поглощение и преломление) при наличии самовыстраивания зависят от величины внешнего магнитного поля и носят резонансный характер. В этих работах регистрировалась разность поглощения волн двух ортогональных поляризаций (дихроизм и двулучепреломление) в разряде постоянного тока в неоне в зависимости от величины внешнего магнитного поля на переходе Зр2-2р4 (632.8 нм).
Вслед за самовыстраиванием в положительном столбе, было замечено самовыстраивание возбужденных состояний инертных газов в разряде с полым катодом [12], которое, по мнению авторов, вызвано пространственной анизотропией электронного газа (анизотропия световых потоков не существенна из-за малости рабочих токов, обусловленных геометрией разряда). Одно из существенных отличий разряда с полым катодом от положительного столба состоит в наличии лучевых электронов, что приводит к появлению значительного момента второго ранга в разложении функции распределения электронов по энергиям по мультипольным компонентам. В этом разложении, как известно, мультипольный момент первого ранга задает конвенциональную проводимость, а момент второго ранга — поток электронного импульса. Этот поток и вносит анизотропию в процесс возбуждения, из-за которой возбужденные состояния могут оказываются в когерентной суперпозиции типа самовыстраивания. В первых экспериментах [12,13], полый катод был собран из двух паралельных немагнитных сеток квадратной формы (2 см х 2 см), расположенных на расстоянии 2 см. Такая геометрия полого катода позволила авторам разделить эффекты оптического и электронного самовыстраивания.
В работе [14] было обнаружено влияние оптического выстраивания и ориентации атомов Не4 в метастабильном 255'гСостоянии на излучение в
8 газоразрядной поглощающей ячейке, в которой возбуждался безэлектродный ВЧ-разряд. Тогда же было установлено, что при разрушении ориентации атомов гелия в 235у-состоянии возрастает электронная плотность в газоразрядной плазме. Было обнаружено, что на излучение атомов гелия в плазме влияет разрушение магнитным полем как оптической ориентации (накачка циркулярно поляризованным светом), так и оптического выстраивания (накачка неполяризованным светом). Влияние разрушения ориентации и выстраивания носит сходный характер, хотя величины эффектов различаются. Изменение электронной плотности в газоразрядной ячейке (регистрировалось изменение проводимости) также происходило при разрушении выстраивания и ориентации внешним магнитным полем. Резонансные изменения электронной плотности и интенсивности излучения ячейки в видимой области происходят синхронно и имеют сходную форму, что связывает их в проявление одного и того же эффекта. Что же именно происходит в разряде? Авторы предполагают, что при поляризации атомов циркулярно поляризованным светом, электроны плазмы тоже становятся поляризованными в результате спинового обмена с этими атомами. Тогда, если сечения ступенчатого возбуждения зависят от взаимной ориентации спинов свободного электрона и атома гелия в 2і15,у-состоянии, то разрушение этих поляризаций магнитным полем приводит к обнаруженным эффектам. Однако, при накачке неполяризованным светом имеет место только выстраивание атомов гелия в 23;-состоянии, и это объяснение становится несостоятельным. Возможно, что сечения ступенчатого возбуждения атомов гелия из 2 ^-состояния зависят от направления движения свободных электронов по отношению к направлению спина атома. Тогда вышеупомянутые эффекты зависят как от степени ориентации или выстраивания метастабильных атомов гелия, так и от направления колебаний электронов в ВЧ-разряде. Позже схожие эффекты были обнаружены в ВЧ-разряде в другом инертном газе - ксеноне [15].
Есть также данные о наблюдении и объяснении механизмов ориентации и выстраивания в космической среде (например, [16]). В разреженной космической атмосфере имеются направленные потоки излучения, корпускулярные потоки и отсутствует термодинамическое равновесие. Распределение угловых моментов анизотропно, они выстроены или ориентированы. Анализ физических условий в различных космических объектах показал, что выстраивание должно быть весьма распространенным явлением. Основным механизмом такого выстраивания является резонансное рассеяние направленного неполяризованного излучения, идущего от звезд и туманностей. Подробное описание применения явления самовыстраивания в исследовании лабораторных и астрофизических объектов, его возможных приложений в практических задачах приводится в обзоре [17].
В экспериментах по наблюдению интерференции атомных состояний необходимо создать ансамбль частиц в когерентном состоянии. Симметрия внешнего воздействия и квантовые характеристики уровней определяют моменты, которые могут быть наведены в ансамбле. Например, в изотропном ансамбле, возбужденном изотропным светом, изменяется только населенность (нулевой момент). Первый (нечетный) момент — ориентация — возникает в изотропном ансамбле при облучении циркулярно поляризованным светом. При осесимметричном воздействии на изотропный ансамбль возникают четные моменты (нулевой — населенность, и второй — выстраивание).
Внешнее магнитное поле, разрушающее анизотропию в распределении угловых моментов возбужденных частиц, изменяет поляризационные характеристики излучения (и поглощения) системы. Регистрация этих изменений (поляризационная лазерная спектроскопия) является одним из эффективных методов исследования интерференции атомных состояний. В настоящее время интерференционные явления наблюдаются по этой
10 методике в плазме тлеющего разряда, разряда с полым катодом, ВЧ-разряда, в пламенах, в плазме молекулярных газов.
Наряду с оптическими проявлениями, интерференция атомных состояний в плазме газового разряда приводит к специфическим эффектам в проводимости плазмы. Несмотря на то, что изменение гальванических свойств плазмы (проводимости, электронной плотности, потенциала зажигания) в присутствие резонансного оптического излучения известно давно, единого мнения о его происхождении пока нет.
Таким образом, среди многообразия интерференционных сигналов в газоразрядной плазме, вызванных разрушением в магнитном поле выстраивания (ориентации), наведенного внешним источником или анизотропными процессами в самом разряде, можно выделить три группы:
Магнито-оптические — или оптико-магнитные - резонансы в спонтанном испускании {эффект Хайле) [18], поглощении [19,20], фарадеевском вращении плоскости поляризации [21], дихроизме и двулучепреломлении [22-24]. По сути магнито-оптические сигналы — это регистрация в различных схемах интенсивности и поляризационных характеристик прошедшего плазму света в зависимости от внешнего магнитного поля (метод магнитного сканирования).
Оптогальванические резонансы (с пересечением уровней) — наиболее распространенные в настоящее время, представляют собой регистрацию гальванического отклика плазмы в различных схемах на внешний оптический источник в магнитном поле. Изменение гальванических свойств плазмы в присутствие резонансного оптического излучения исследуется довольно давно. Наиболее полная теория этого явления, подкрепленная многочисленными экспериментальными данными, описана в [25].
Магнитогальванические — сигналы изменения проводимости плазмы в отсутствие внешнего источника света - регистрация гальванического отклика на внешнее магнитное поле. Поскольку
выстраивание и/или ориентация, вызванные условиями в разряде, во много
раз меньше, чем при наличии внешнего источника, это создает
дополнительные трудности в эксперименте. Данных по
магнитогальваническому эффекту очень мало. Впервые термин «магнитогальванический эффект» был предложен авторами [26], получившими данные по резонансному изменению проводимости плазмы газового разряда постоянного тока в неоне.
В серии работ [27-30] экспериментально наблюдались оптико-магнитные резонансы, обусловленные выстраиванием резонансного состояния Ne Pi {ls4 по Пашену) и выстраиванием метастабильного состояния 3Р2 (Iss). В работе [31] наблюдались аномально узкие магнитооптические резонансы на переходе 3s2 — 2р4 (А=632.8 нм), для объяснения которых привлекалась в частности гипотеза о выстраивании метастабильного уровня Р2. Возможность прямого наблюдения выстраивания метастабильного состояния вытекает из того факта, что оптические свойства (поглощение и преломление) плазмы тлеющего разряда, в которой присутствует выстраивание, меняются при наложении магнитного поля, которое разрушает выстраивание. При изучении резонансных или метастабильных состояний атомов, когда регистрация флуоресценции затруднена или невозможна, особую роль приобретают поляризационные магнито-оптические методы, в которых исследуется анизотропия поглощающих, а не распадающихся состояний.
Впервые, как уже говорилось, магнитогальванический эффект был обнаружен и назван в 1990 году [26], тогда исследовался разряд постоянного тока в неоне, при наложении продольного магнитного поля без внешних оптических воздействий наблюдался резонанс проводимости. Оценка ширины сигнала -0.8 Гс при давлении /7=0.2 Торр указывала на его возможную связь с самовыстраиванием метастабильного состояния ls5.
В слабых магнитных полях зависимость проводимости газоразрядной плазмы от магнитного поля изучена недостаточно хорошо, однако,
12 некоторые данные встречаются в литературе. Нормальным поведением плазмы в магнитных полях - до 100 Гс считается увеличение проводимости в продольном магнитном поле и уменьшение — в поперечном. Эта тема частично освещена в работах [33-35]. В частности, в монографии Грановского [33] показано, что сохранение стабильности тлеющего разряда и однородности его положительного столба связывает такие величины, как Те — среднюю энергию электронов в плазме, Е: — продольное электрическое поле, Vp - падение напряжения на разрядной трубке, z,- — среднее число ионизации за единицу времени, с - проводимость разряда и Н — продольное магнитное поле. Например, с ростом тока разряда должно уменьшаться продольное электрическое поле. Но и здесь не все однозначно. Например, в работе [36] наблюдалось уменьшение напряженности электрического поля в положительном столбе разряда постоянного тока на 5% в магнитных полях порядка 500 Гс при давлениях 1.5-2 Торр. В то же время авторы [37] регистрировали увеличение напряженности продольного электрического поля с ростом продольного магнитного поля. «Противоречивые» данные лишний раз дают подтверждение тому, что сохранение стабильности разряда и однородности положительного столба определяет область применимости общепринятых представлений для такого вида плазмы.
Аномальное поведение тока разряда в поперечном магнитном поле наблюдалось авторами [38] в He-Ne смеси, которое проявлялось в увеличении тока разряда в малых магнитных полях. В работе [39] теми же авторами исследовалась плазма газорязрядного He-Ne одночастотного лазера на длине волны 1.15 мкм. Кювета длиной 14.5 см и диаметром 2.2 мм была наполнена смесью 20Ne : 3Не в отношении 1:10 при давлении 3 Торр. Поперечное магнитное поле накладывалось на 1/3 разряда. Регистрировались две величины: изменение тока разряда и интенсивность излучения лазера. Результат этого эксперимента представлен на рис. 1
І у ОТ/4. ЄЯ.
І ІОнкк
-іо -і -Є -4 -І о 2 4 б 8 Jo и „ft
Рис.1. Зависимость интенсивности лазерного излучения (А,=1.15 мкм) газорязрядного He-Ne одночастотного лазера и разрядного тока на кювете
от поперечного магнитного поля [39].
Характерной особенностью этих результатов является:
резонансный характер изменения тока разряда и интенсивности лазерного излучения;
аномальное увеличение тока вблизи нулевого магнитного поля;
малая амплитуда гальванического отклика;
снижение тока проводимости при дальнейшем увеличении (>2 мТл) напряженности поперечного магнитного поля.
Примерно в это же время при исследовании оптогальванического эффекта в Na-He плазме высокочастотного разряда были обнаружены слабые сигналы SU в отсутствие света гелиевой лампы [40]. В этой работе проводилось наблюдение и исследование поляризационного оптогальванического эффекта в Na-He плазме при одновременном воздействии на нее поляризационно-модулированного лазерного излучения, резонансно возбуждающего атомы натрия, и циркулярно поляризованного света гелиевой лампы. Авторами было сделано предположение о том, что взаимная спиновая ориентация метастабильных атомов гелия и натрия влияет на вероятность процесса пеннинговой ионизации при столкновении этих атомов в плазме ВЧ-разряда. Поэтому разрушение или изменение
14 ориентации должно приводить к изменению электропроводности щелочно-гелиевой плазмы, что и было обнаружено экспериментально. Регистрация гальванического отклика осуществлялась следующим образом: изменение электропроводности плазмы приводило к изменению напряжения на ВЧ-контуре, включающем в себя газоразрядную камеру, и соответственно амплитуды ВЧ поля, излучаемого контуром. Это изменение амплитуды регистрировалось детектором. При увеличении электропроводности плазмы падало напряжение на электродах поджига разряда и, соответственно, падала амплитуда излучаемого контуром ВЧ поля.
Суть эксперимента состояла в следующем. Циркулярно поляризованным светом гелиевой лампы производилась оптическая ориентация метастабильных атомов гелия, возбужденных в разряде. Одновременно газоразрядная плазма облучалась лазерным светом со знакопеременной циркулярной поляризацией. Наблюдалось изменение электропроводности плазмы с частотой изменения знака поляризации лазерного излучения при сканировании его длины волны через область резонансного поглощения атомов натрия. Амплитуда сигналов линейно зависела от интенсивности гелиевого света, то есть определялась степенью спиновой ориентации триплетных метастабильных атомов гелия.
Авторы делают вывод, что оптогальванический эффект в Na-He плазме, содержащей оптически ориентированные метастабильные атомы Не, при облучении ее циркулярно-поляризованным светом, соответствующим Db D2 переходам атомов Na, связан с взаимной ориентацией спиновых моментов ансамблей атомов гелия и щелочного металла. Такая связь может объясняться зависимостью вероятности процесса пеннинговой ионизации от взаимной ориентации спиновых моментов сталкивающихся атомов. При одинаковой ориентации реакция пеннинговой ионизации запрещена законом сохранения полного спина и его проекции. Изменение ориентации одного из партнеров снимает этот запрет, что увеличивает выход свободных электронов в плазму газового разряда и проявляется в изменении ее
15 электропроводности. В этой работе кратко упоминается наблюдение резонансного сигнала проводимости вблизи нулевого магнитного поля и в отсутствие облучения гелиевой лампы, что связано с ориентацией ансамбля атомов гелия под действием процессов, происходящих в плазме разряда.
В настоящее время наибольший интерес представляют комплексные исследования газоразрядной плазмы, в которых при одинаковых условиях в разряде регистрируются различные типы интерференционных сигналов. Такие данные могут дать наиболее исчерпывающую информацию о механизмах наведения и разрушения анизотропии распределения угловых моментов атомов. Обобщая приведенные в литературе данные исследований интерференции атомных состояний, можно утверждать, что информативным и перспективным направлением в этой области остается изучение гальванического отклика газоразрядной плазмы на разрушение когерентности. В этой сфере многие вопросы остаются пока без ответов, а новые данные, подтверждающие или опровергающие имеющиеся гипотезы, вызывают живой интерес. Все это позволяет сформулировать основную цель настоящей работы:
детально изучить поведение магнитогальванического эффекта в плазме положительного столба в неоне;
исследовать поведение магнитогальванических сигналов в полом катоде;
ответить на вопрос, какой из метастабильных уровней в неоне дает наибольший вклад в магнитогальванический сигнал;
сделать оценку влияния выстраивания на сечение ионизации возбужденных состояний атома согласно гипотезе М.П.Чайки [27].
Экспериментальная установка для наблюдения магнитогальванического эффекта в положительном столбе
Экспериментальные установки, используемые для каждого типа разряда, имеют свои особенности, которые будут уточняться по ходу описания экспериментов. Как уже говорилось, любой эксперимент по наблюдению интерференционных явлений должен содержать когерентный ансамбль частиц (когерентность создается внешним анизотропным источником или условиями в самом ансамбле) и анализатор. Для-обнаружения когерентности, необходимо ее разрушить каким-либо образом, в нашем случае для этого применяется метод магнитного сканирования [42].
В первой части работы в качестве объекта исследования используется разряд постоянного тока в неоне. Тлеющий разряд зажигается в цилиндрической разрядной трубке с холодным алюминиевым катодом. Внутренний диаметр разрядных трубок - 7 и 3.5 мм, длина положительного столба составляет 40 и 30 см соответственно. Пределы изменения разрядного тока составляют 15 — 50 мА, давление Ne меняется в пределах 0.1 — 1.0 Торр. Система формирования магнитного поля включает в себя набор катушек для создания магнитного поля нужной геометрии. Аксиальное магнитное поле формируется с помощью однослойного соленоида.
При определении величины магнитного поля внутри соленоида обычно пользуются формулой для бесконечно длинного соленоида. Для реального соленоида магнитное поле будет отличаться от расчетного. Сделаем оценки такого отличия. Для вычисления распределения поля внутри реального соленоида воспользуемся формулой, связывающей величину магнитного поля в любой точке внутри соленоида с его геометрическими размерами.
Распределение величины аксиального магнитного поля вдоль оси соленоида. Поперечное магнитное поле создается с помощью двух катушек прямоугольной формы. Катушки намотаны на два прямоугольных каркаса из немагнитного материала. Длина катушек 55 см, высота 6 см. Катушки размещаются по обе стороны от кюветы и фиксируются относительно ее оси.
Катушки подключены к усилителю тока номинальной мощностью 70 Вт. Усилитель собран по стандартной схеме: первый каскад -регулируемый усилитель напряжения на высоковольтном операционном усилителе, второй каскад - мощный эмиттерный повторитель на комплементарных транзисторах. Усилитель охвачен отрицательной обратной связью по току в нагрузке для устранения самовозбуждения. На рис. 1.6. представлено распределение магнитного поля в пространстве между катушками. Измерения проведены магнетометром Г-74. Конструкция разрядной трубки и системы катушек для формирования продольного и поперечного магнитного поля исключает влияние магнитного поля на приэлектродные части разряда.
Регистрация изменений в проводимости плазмы в разряде постоянного тока, как правило, осуществляется одним из следующих способов: по изменению падения напряжения на разрядной трубке; по изменению разрядного тока. В первых экспериментах по магнитогальванике на положительном столбе тлеющего разряда в неоне авторы [26] применяли первый способ, сигнал снимался с балластного анодного сопротивления, при этом приходилось использовать разделительный конденсатор большой емкости, который приводил к искажению сигнала. Это ограничивало скорости магнитного сканирования. В нашей работе применяется второй способ, а именно, в качестве датчика тока используется малое безиндуктивное активное сопротивление порядка 100 - 200 Ом, включенное последовательно в цепь катода К разрядной трубки. Сигнал с токового датчика (падение напряжения на R2, пропорциональное разрядному току) подается на неинвертирующий вход дифференциального усилителя У5-10, на другой вход подается напряжение /стаб от стабильного источника. Это позволяет скомпенсировать постоянную составляющую падения напряжения на токовом датчике. С выхода усилителя сигнал поступает на вход измерительно-вычислительного комплекса. Это позволило увеличить скорость сканирования магнитным полем, а также позволяло укладываться в динамический диапазон АЦП.
Система регистрации (синхронный накопитель) представляет собой систему сбора и преобразования информации (напряжение в аналоговой форме) в цифровой код и обработки цифровой информации по заданному алгоритму.
Для сигналов, представленных аддитивной смесью случайного стационарного эргодического сигнала и синхронного детерминированного сигнала, поступающих на вход накопителя, в процессе накопления осуществляется увеличение соотношения сигнал/шум по дисперсии в соответствии с выражением где S - отношение сигнал/шум после накопления, N — число циклов накопления, г - коэффициент, зависящий от корреляции случайных сигналов при выборке, So - отношение сигнал/шум до накопления.
Поведение магнитогальванического сигнала в зависимости от условий в разряде
Как следует из выражения (1.5), изменение тока разряда должно быть прямо пропорционально длине положительного столба, т.е. эффект интегрален по объему. Для подтверждения объемного характера магнитогальванического эффекта изучалась зависимость амплитуды и ширины магнитогальванический сигнала от длины той части положительного столба разряда, на которую накладывалось аксиальное магнитное поле. Обмотка соленоида, создающего магнитное поле, делилась на три равные части с независимыми входами. Сигнал магнитогальванического эффекта (как уже говорилось выше) регистрировался при включении одной, двух и трех секций. Если предположить, что магнитогальванический эффект вызван неоднородностью поля на краях соленоида, то он должен быть одинаковым при включении любой части соленоида. Если он обязан своим происхождением влиянию магнитного поля на приэлектродные области разряда, то при включении средней части обмотки соленоида, накладывающей магнитное поле на центральную часть положительного столба, сигнал магнитогальванического эффекта должен отсутствовать. Обработка полученных данных показывает, что амплитуда резонанса практически линейно зависит от длины той части положительного столба разряда, на которую наложено магнитное поле (рис. 1.13) и в условиях эксперимента не превышает 10"4 от полного значения силы тока (/" = 20 мА). 10 2/3 1
сигнала можно аппроксимировать кривой четвертого порядка, не сильно отличаются друг от друга. Небольшое расхождение ширин (рис. 1.15. (b), Z=l/3) можно отнести на счет влияния неоднородности магнитного поля, которое максимально при включении одной средней секции.
Зависимость амплитуды магнитогальванического сигнала от тока разряда. В этой группе экспериментов исследовалась также зависимость амплитуды магнитогальванического эффекта от величины разрядного тока при постоянном давлении неона (р=0А мм.рт.ст), в продольном магнитном поле (рис. 1.16.). Мы наблюдали линейный рост амплитуды резонанса и небольшое
Как видно из таблицы, полученный результат (0.76±0.03) Гс не может быть сопоставлен ни одному из указанных уровней. Наиболее близкий результат соответствует уровню ls5. 1.6. Поведение магнитогальванического сигнала в Ne при лазерном воздействии. Для оценки влияния резонансного лазерного излучения на поведение магнитогальванического сигнала в разряде в неоне были проведен эксперимент по облучению разряда на длине волны 594.4 нм (переход 2р4 — ls5). Нижнее поглощающее состояние ls$ является метастабильным. Экспериментальная установка с лазером на красителе описана ниже — в главе IV. Использовалась газоразрядная кювета длиной 30 см, внутренний диаметр 0.7 см. Регистрация оптогальванического сигнала аналогична регистрации магнитогальванического сигнала и описана выше.
Если через объем газа в разряде проходит поток электронов, то при неизменных прочих условиях концентрация ./V метастабильных атомов растет пропорционально электрическому току (например, рис. 1.18.). Концентрация возбужденных атомов неона в положительном столбе разряда постоянного тока [47]. Предполагая, что состояние ls5 выстроено, частичное опустошение этого состояния каким-либо способом будет уменьшать скорость ионизации.
В таких условиях резонансное лазерное излучение с длиной волны 594.4 нм, существенно изменяющее населенность метастабильного состояния Iss, что должно привести к заметному изменению величины магнитогальванического сигнала.
Сначала снимался "чистый" магнитогальванический сигнал, который представлен на рис. 1.19.а). Для получения этого сигнала потребовалось 400 циклов накопления (суммирования). Измерялась полная амплитуда сигнала с учетом параболической подложки. На втором этапе включался лазер на красителе и регистрировался оптогальванический сигнал, который представлен на рис.1.19.Ь). Для получения той же величины амплитуды сигнала необходимо было провести 1300 циклов накопления (суммирования).
Обработка полученных данных показала, что резонансные особенности в обоих случаях имеют ширину порядка 0.9 - 1 Гс, амплитуды же отличаются (как уже говорилось выше), с учетом числа циклов накопления примерно в 3.2 раза.
В целом положительный результат этого эксперимента состоит в том, что участие выстраивания метастабильного уровня ls5 в формировании магнитогальванического сигнала, на наш взгляд, является определяющим.
Влияние лазерного излучения на магнитогальванический эффект в лампах с полым катодом
Как видно из представленных рисунков (2.6., 2.7.) форма первообразных регистрируемых сигналов содержит узкую компоненту, которая имеет лоренцевскии характер и констатирует увеличение проводимости разрядной плазмы при увеличении магнитного поля до 5 Гс. Формы широкой компоненты сигналов при увеличении разрядного тока существенно меняются. Измерения проводились при значениях разрядного тока не превышающих 5 мА при которых в основном заселяются резонансные и метастабильные состояния конфигурации 2p53s.
Оказалось, что форма магнитогальванического сигнала в различных лампах может существенно отличатся, как видно из рис.2.6 и 2.7. Знаки узкой и широкой компоненты в большинстве случаев противоположны (рис.2.7), а амплитуда узкой компоненты довольно чувствительна к разрядному току, но заметного изменения ее ширины в диапазоне 0.4-3 мА не наблюдается. Широкая компонента меняется и по амплитуде и по форме.
На этом этапе нас интересовало в основном происхождение узкой компоненты. Чтобы выявить участие различных состояний Ne, принадлежащих конфигурации 2p53s в формировании именно этой компоненты магнитогальванических сигналов, изучалось влияние резонансного лазерного облучения на переходах 3s2—2p4 (А, = 632.8 нм), Isj-2р9 (X = 640.2 нм), lsr-2p2 (А, = 659.9нм) и ls4 — 2р8 (А, = 650.6нм) на магнитогальванические резонансы Известно, что при резонансном облучении разряда изменяется не только населенность, но и распределение выстраивания уровней, с которыми взаимодействует электромагнитное поле. Эффекты такого взаимодействия наблюдаются во всех магнито-оптических экспериментах, в частности, в поглощении [26,30,32]. При этом влияние гальванической компоненты на магнито-оптические резонансы не учитывалось. С другой стороны, процессы ионизации в разряде идут с наибольшей скоростью с первых возбужденных уровней и, в частности, с метастабильного состояния ls5. Это приводит к тому, что гальванический отклик проявляет чувствительность к резонансному облучению. Если магнитогальванический резонанс порожден самовыстраиванием данного уровня, то лазерная откачка должна приводить к изменению или разрушению сигнала, и тем самым прямо указывать на уровень, вызывающий эффект. В пользу такого предположения говорит тот факт, что при облучении NeAs лампы с полым катодом лазерным импульсом т 10 не (А,=594.4 нм) регистрируется отрицательный динамический оптогальванический сигнал [53], который соответствует уменьшению проводимости разряда вследствие снижения населенности метастабильного состояния ls5. Для уточнения подобного предположения были проведены эксперименты с NeCd лампой при облучении ее резонансным излучением. На первом этапе исследовался переход ls4 2р8 , X = 650.6 нм. Результат измерения магнитогальванического сигнала представлен на рис.2.8. Как видно из представленных результатов (в пределах чувствительности системы регистрации) влияние облучения разряда в полом катоде NeCd на переходах ls4 —2ps, ls2 —2р2,3s2 -2р4 не обнаружено.
Наибольший интерес представляет собой результат, полученный на переходе ls5—2p9 (к — 640.2 нм) (рис.2.П.). Нижнее поглощающее состояние 7 5 является метастабильным. Облучение разрядной плазмы резонансным лазерным излучением приводит к практически полному исчезновению магнитогальванического эффекта. Полученные в настоящем эксперименте результаты с учетом полученных в I главе (параграф 1.6) на наш взгляд позволяют выдвинуть гипотезу о том, что выстраивание метастабильного состояния ls5 дает основной вклад в формирование магнитогальванического резонанса в лампах с полым катодом. Кроме самого факта разрушения узкого магнитогальваничного резонанса, в пользу этого утверждения приведем и оценку ширины резонанса узкой компоненты. Ширины резонансов определялись в приближении лорентцовского контура. Ширина "узкого" резонанса равна АН = (2.2 ± 0.2) Гс, а широкого АН= (30 ± 2) Гс. Ширина, узкого резонанса Г2 = 4.6 МГц соответствует уровню ls5 (с учетом фактора Ланде g=1.503). С учетом давления Ne в лампе порядка 4 Торр, полученное значение Г2 = 4.6 МГц находится в хорошем согласии с ранее измеренным значением Г2 (Iss) Другими методами и близко по значению из измерений магнитогальванического эффекта в положительном столбе в Ne. Резюмируя полученные данные, можно сделать некоторые выводы о механизмах формирования магнитогальванического эффекта в положительном столбе тлеющего разряда постоянного тока и в разряде с полым катодом.
Резонансный, квазилорентцевский характер гальванического отклика на приложенное магнитное поле и небольшая ширина его узкой компоненты дает веское основание связать происхождение сигналов в обоих типах разряда с разрушением выстраивания долгоживущих состояний атомов неона. Как указывалось выше, выстраивание метастабильного состояния ls5 Ne было непосредственно зарегистрировано в магнито-оптическом эксперименте [29], а сигнал Ханле в полом катоде с Ne наблюдался на нескольких уровнях и одновременно с магнитогальваническим сигналом. Узкие магнито-оптические каскадные сигналы указывают также на возможное выстраивание и более высоколежащих долгоживущих состояний, например 2s 5. Полученные экспериментально резонансы в обоих типах разряда вырисовывают общую схему магнитогальванического эффекта: Анизотропное возбуждение электронным,ударом в тлеющем разряде создает когерентность атомного ансамбля.. Слабое магнитное поле, непараллельное оси анизотропии, разрушает созданную когерентность, что приводит к резонансному изменению полного числа ионизации в разряде с шириной резонанса близкой к константам распада когерентности. Однако, как вопрос о механизмах самоиндуцированной когерентности в различных разрядах, так и вопросы адресации- выстроенных уровней и трансформации разрушения; выстраивания: в; гальванический, резонанс все еще не до конца выяснены. Наиболее полное, хотя, и в значительной;степени- феноменологическое рассмотрение вопросов, связанных с происхождением магнитогальванического сигнала в, положительном столбе, было дано М.П. Чайкой [32]. Считая выстраивание в ансамбле созданным,, автор делает упор на модели формирования:магнитогальванического сигнала вследствие; разрушения магнитным полем: анизотропии механизма ионизации электронами:. К предположению о зависимости эффективности процесса ионизации электронами; от/взаимного расположения оси выстраивания и направления; движения электронов придерживается и Series S.W. [43]. Следует," однако, указать, что среди, возможных процессов ионизации более, очевидна зависимость.от выстраивания для атом-атомных столкновений.-.В частности, как отмечено в [54],. пеннинговые столкновения избирательны согласно правилам
Модель образования магнитогальванического эффекта в положительном столбе
При низких давлениях и малых токах в атомарных газах, когда баланс энергии электронов определяется неупругими соударениями и межэлектронные столкновения не играют роли в формировании функции распределения, картина движения электронов может быть проиллюстрирована (рис.3.3.). Электроны, ускоряясь в аксиальном электрическом поле Ez, набирают кинетическую энергию вплоть до порога возбуждения при неизменной полной энергии є, оставаясь в плоскости izr), e=const. При достижении электронами порога возбуждения eh происходит неупругое столкновение с потерей энергии є,, и электроны перескакивают в плоскость (z ), е- ei=const, где картина их движения повторяется. Электроны с полными энергиями є, меньшими потенциала стенки ест , оказываются запертыми радиальным электрическим потенциальным полем положительного столба, а на стенки могут уходить только те электроны, полная энергия которых превышает потенциал стенки или меньше его на небольшую величину eEzR. Электроны с энергиями {scm- eEzK) при движении в радиальном направлении успевают под воздействием поля Ez набрать энергию, превышающую потенциал стенки трубки. Так, все электроны в положительном столбе разделяются на две группы - запертые и свободные. Основная их часть оказывается запертой радиальным потенциалом, она определяет электронную концентрацию в столбе и обеспечивает перенос разрядного тока. Свободные (быстрые) электроны уходят на стенки трубки в режиме свободной диффузии, или свободного пролета, и обеспечивают иоанизационный баланс - равенство между скоростями ионизации и ухода электронов на стенку. В самосогласованном поле плотности радиальных потоков электронов и ионов должны быть равны в каждой точке по радиусу положительного столба.
Из описанных выше экспериментов видно, что полученные оценки времени когерентности метастабильного и других состояний, полученные из магнито-оптических сигналов, не соответствуют ширине сигнала магнитогальванического эффекта при одних и тех же условиях в разряде. Вопрос механизма влияния интерференции атомных состояний на проводимость плазмы газового разряда остается открытым.
Для получения сигнала магнитогальванического эффекта, не требуется внешнего источника света. Своим происхождением он обязан выстраиванию, уже существующему в разряде. Остановимся кратко на работе [32], в которой рассмотрен механизм магнитогальванического эффекта. Если предположить, что, если в результате столкновения атом ионизируется, то эффективность ионизации будет зависеть от степени выстраивания атомов. Магнитное поле разрушает выстраивание, изменяя тем самым скорость ионизации. Механизм магнитогальванического эффекта при этом получается такой: возбужденные атомы в плазме разряда постоянного тока выстроены каким-то процессом; в распределении электронов по направлениям скоростей имеется анизотропия; скорость ионизации зависит от направления и величины этих анизотропии; магнитное поле разрушает выстраивание, что ведет к изменению скорости ионизации и, следовательно, разрядного тока.
Существенным, однако, является тот факт, что наиболее четкие сигналы магнитогальванического эффекта получаются при наложении аксиального магнитного поля, т.е. поля, направленного вдоль оси разрядной трубки. При такой геометрии, для объяснения влияния магнитного поля на скорость ионизации, необходимо предположить, что ось выстраивания и ось анизотропии распределения векторов скоростей электронов имеют составляющие, перпендикулярные магнитному полю. В движении электронов, как уже говорилось, такая составляющая имеется. Соотношение аксиального и радиального электрических полей в положительном столбе определяет направление оси анизотропии движения электронов.
Далее в рассматриваемой работе для простоты предполагается, что оси анизотропии электронного удара и выстраивания совпадают и направлены перпендикулярно магнитному полю. В этой формуле множитель Sy/y описывает анизотропию процесса ионизации {у- скорость ионизации). В выражении (3.4) в скобках {5у/Г0 + AF/F) - это выстраивание возбужденного состояния. Выстраивание создается двумя путями: в процессе возбуждения атомного состояния - F и при неодинаковом уничтожении атомов с различными направлениями угловых моментов при их ионизации электронным ударом. Далее в рассматриваемой работе проводятся простые количественные оценки входящих в приведенную выше формулу величин, из эксперимента известно, что Д///«10 Такого же порядка должно быть и произведение в правой части выражения (3.4).
Существование анизотропии процесса ионизации Sy/y обязано прежде всего анизотропии движения электронов в плазме, которая подробно рассмотрена в работе [8] и при используемых экспериментальных условиях составляет не менее 3%. При такой величине анизотропии движения электронов магнитогальванический эффект возможен, хотя величина 8у/у должна быть меньше.
Величина Sy/Го получается менее 10" (для метастабильного состояния) и, соответственно, не может давать существенного вклада в магнитогальванический эффект. Член AF/F описывает образование выстраивания оптическими и столкновительными процессами. Вклад оптических процессов (каскадные переходы и оптический "насос") оказывается малым порядка 10"3 - 10"4. На влиянии столкновительных процессов остановимся подробнее. Из балансных уравнений следует, что накачка F = Г0п, где п - концентрация атомов в рассматриваемом (метастабильном) состоянии. Если Го- скорость разрушения возбужденного состояния, то F/n - скорость его восстановления. Из ширины сигнала магнитогальванического эффекта следует, что при g= 1 Г0 « 2.5 МГц. Такое же значение должна иметь величина F/n. Отметим, что J/Го характеризует именно время жизни выстраивания метастабильного состояния, а не его населенности, которое много больше.
