Содержание к диссертации
Введение
Глава I. Литературный обзор. Процессы в распадающейся гелий-неоновой плазме 12
1.1. Передача возбуждения в гелий-неоновой плазме 12
1.2 . Образование молекулярных ионов в He-Ne плазме. Ионный состав плазмы... 15
1.3. Рекомбинация молекулярных ионов 17
Выводы к главе 1 20
Глава II. Экспериментальная установка и метод исследования 21
2.1 Условия эксперимента 21
2.2. Экспериментальная установка 22
2.3. Измерение интенсивностей спектральных линий 26
2.4. Измерение концентраций метастабильных атомов и молекул гелия He(21So), He(23S1), Не2{28ъЪ+и) 2.4.1. Измерение концентрации метастабильных атомов гелия He(21So) 28
2.4.2. Измерение концентрации метастабильных атомов гелия He(23Si) 33
2.4.3. Измерение концентрации метастабильных молекул гелия He2(2s3Iu+) 37
2.5. Измерение температуры атомов 41
2.6. Измерение напряженности продольного электрического поля и нагрев
электронов в распадающейся плазме 43
2.7. Вычисление температуры электронов по напряженности поля 45
2.8. Измерение концентрации электронов 46
Выводы к главе II 48
Глава III. Исследование процессов заселения возбужденных состояний атома неона в He-Ne плазме 49
3.1. Общие характеристики разряда и послесвечения He-Ne плазмы 24
3.1.1. Зависимости от времени плотностей метастабильных атомов, молекул гелия и концентраций электронов 49
3.1.2. Свечение спектральных линий атомарного и молекулярного гелия 53
3.1.3. Процессы заселения возбужденных состояний атома неона 57
3.1.4. Свечение линий атома неона, классификация состояний атома неона по характеру заселения 61
3.2. Модель распадающейся He-Ne плазмы 68
3.3. Исследование процессов заселения возбужденных состояний атома неона 2р55в-конфигурации 80
3.4. Исследование процессов заселения возбужденных состояний атома неона 2p54d, 2p55d -конфигураций 86
3.5. Исследование процессов заселения возбужденных состояний атома неона 2p53d, 2р54р - конфигураций 94
Выводы к главе III 104
Глава IV. Исследование процессов диссоциативной рекомбинации ионов HeNe+, Ne2+ с электронами в состояния атома неона конфигураций 2p55s, 2p54d, 2р54р, 2p53d 105
4.1. Метод определения относительных парциальных коэффициентов рекомбинации 106
4.1.1. Определение парциальных коэффициентов рекомбинации на уровни атома неона конфигурации 2p55s 109
4.1.2. Определение парциальных коэффициентов рекомбинации для состояний атома неона конфигурации 2p54d 117
4.1.3. Определение парциальных коэффициентов рекомбинации для состояний атома неона конфигурации 2р54р и 2p53d 122
4.1.4. Метод определения абсолютных величин парциальных коэффициентов рекомбинации для состояний 2p55s, 2p54d, 2р54р, 2p53d - конфигураций 132
4.1.5. Сводка результатов по абсолютным величинам коэффициентов диссоциативной рекомбинации HeNe++e— -Ne +He на уровни исследованных конфигураций 135
4.2. Температурные зависимости потоков рекомбинации на уровни атома неона конфигурации 2p55s, 2p54d 138
Выводы к главе IV 148
Заключение 149
Приложение 1. Учет диффузии в модели распада гелий-неоновой плазмы 151
Приложение 2. Пленение резонансного излучения атомов неона в гелий-неоновой плазме 154
Список литературы 160
- . Образование молекулярных ионов в He-Ne плазме. Ионный состав плазмы...
- Измерение концентраций метастабильных атомов и молекул гелия He(21So), He(23S1), Не2{28ъЪ+и) 2.4.1. Измерение концентрации метастабильных атомов гелия He(21So)
- Свечение спектральных линий атомарного и молекулярного гелия
- Определение парциальных коэффициентов рекомбинации для состояний атома неона конфигурации 2p54d
. Образование молекулярных ионов в He-Ne плазме. Ионный состав плазмы...
Как было указано ранее, масс-спетрометрические и спектроскопические [5, 6, 7, 8] измерения показали, что в распадающейся гелий-неоновой плазме содержатся 5 сортов ионов Не+, Не+2 , Ne+, Ne+2 и HeNe+. В работе [41] было установлено, что молекулярные ионы Ne+2 и HeNe+ рождаются в реакциях конверсии по следующей цепочке:
Далее приведем сводку основных реакций, формирующих ионный состав в послесвечении гелий - неоновой плазмы [16]. Рождение атомарных и молекулярных ионов гелия Не+ и Не+2 происходит посредством парных столкновений с участием метастабильтных атомов и молекул
Яе(2351) + Яе(2351) рп Не++Не + е (1.2.1) Не+2 +е 15 He2(ls +u) + He2(ls +u) m He++3He + e (1.2.2) He2+2He + e He2(2s3Z+u) + He(23S1) pu He++2He + e (1.2.3) He2 +He + e , константы скоростей (1.2.1)-(1.2.3) хорошо известны /?11 = (1.5±0.3)-10 "9см3/с, /?22 = (1.5±0.5)-10"9см3/с, /?12 = (2.5±0.3)Ю 9см3/с [44]. Следует отметить, что продуктами реакций (1.2.2)-(1.2.3), наряду с ионами Не+2 могут являться, например, ионы Не+Ъ , которые, однако, играют существенную роль в ионном составе плазмы лишь при температурах, существенно более низких, чем в наших условиях [45].
Как уже упоминалось, основной канал рождения молекулярных ионов Ne2 и HeNe+ - это процессы конверсии при тройных столкновениях Поскольку разрушение молекулярных ионов HeNe+ в процессе (1.2.7) описывается большой константой скорости, оптимальные условия для наблюдения процессов с участием ионов HeNe+ реализуются при малом содержании неона, что и использовано в настоящем эксперименте. В таких условиях, независимо от способа создания плазмы, первичная ионизация связана с появлением ионов Не+ (в значительно меньшей степени Не2+ по каналу ионизации метастабильных молекул) а все остальные ионы образуются вследствие ионно-молекулярных реакций, из которых главную роль, помимо (1.2.4)-(1.2.7), играют следующие:
Как уже было упомянуто выше, исследованию процессов рекомбинации посвящено большое число работ (см., например, обзоры [9, 10, 11, 12, 13, 14]). В данном подразделе обратимся к рассмотрению процессов рекомбинации с участием молекулярных ионов HeNe+v\ Ne2, приводящих к образованию возбужденных атомов неона. В плане задач настоящей работы уместно подчеркнуть, что процессу диссоциативной рекомбинации молекулярно иона Ne2 (1.2.9) в неоновой плазме различными исследовательскими коллективами уделено большое внимание (например, [21, 22, 23, 24, 50, 51, 52]) в то время как данные о диссоциативной рекомбинации молекулярного иона HeNe+ (1.2.8) практически отсутствуют [15, 16, 53].
Одними из первых работ по исследованию рекомбинации иона Ne+2 с электронами в распадающейся неоновой плазме (1.2.9) являюся работы [51, 52]. В работе [52] было проведено исследование эмиссионного спектра в неоновой плазме, а также исследованы плотности ионов в распадающейся плазме. Измерения зависимостей от времени интенсивностей спектральных линий в работе [51] показали, что спектральные линии могут быть разделены на две группы. Первая группа отвечает образованию возбужденных состояний атомов неона посредством процесса (1.2.9) при этом атомы неона образуются преимущественно в состояниях с электронной конфигураций Ne(2p53p) и Neh.p54p). Второй группе отвечают процессы рекомбинации атомарного иона неона: Ne+ +е - Ne - Ne + hv Ne+ +e + e Ne +e Ne + e + hv, как было упомянуто выше, эти процессы в наших условиях не проявились.
Исследованию процесса диссоциативной рекомбинации (1.2.9) на уровни 2р53р, 2p53d, 2р54р, 2p54d, 2p55d - конфигураций, посвящен ряд работ [50, 54, 55, 56, 57, 58]. Например, в работе [55] было установлено, что состояния атома неона конфигурации 2р53р и 2p53d заселяются в результате процесса диссоциативной рекомбинации (1.2.9) электронов с молекулярными ионами Ne , находящимися главным образом в основном колебательном состоянии.
Процессы заселения состояний атома неона 2р54р конфигурации исследовались в работе [50]. Было установлено, что верхние уровни данной конфигурации заселяются в процессе (1.2.9), причем имеет место конкуренция между процессами рекомбинации, протекающими с участием молекулярных ионов Ne% в различных возбужденных колебательных состояниях. Подобная конкуренция проявляется и в заселении 2p54d- уровней атома неона при низкой температуре 18 электронов Ге 1500К, в то время как при Ге 1500К наблюдается заселение из основного колебательного состояния иона Ne% [58].
Авторы [54] показали, что состояния атома неона 2p55d конфигурации заселяется вследствие получены на основе анализа температурной зависимости интенсивности линии атома неона 5037А, излучаемой при переходе 5J—»3/?. Таким образом, как видно из цитированных работ, процесс диссоциативной рекомбинации ионов Ne с электронами изучен, в общем, весьма подробно как в плане его спектроскопических проявлений, так и с точки зрения вклада в скорость деионизации плазмы. Некоторые пробелы, связанные, например, с распределением потока рекомбинации по 3d- процесса (1.2.9) с участием колебательно возбужденных ионов Ne%. Эти результаты были уровням, будут устранены в данной работе.
Измерение концентраций метастабильных атомов и молекул гелия He(21So), He(23S1), Не2{28ъЪ+и) 2.4.1. Измерение концентрации метастабильных атомов гелия He(21So)
Вакуумная система позволяла откачивать разрядную трубку до остаточного давления р ХОГ6мм.рт.ст.. Внутренние поверхности вакуумной системы тщательно обезгаживались путем прогрева ВЧ-разрядом под откачкой. Для очистки исследуемого газа от остатков атмосферных примесей при заполнении разрядной трубки исследуемый газ пропускался через ловушки с активированным углем и цеолитом, охлаждаемые до температуры жидкого азота. Сначала разрядная трубка заполнялась неоном при очень низком давлении. Неон с концентрацией атомов
[Ne]» 10йсм 3 получался путем многократного увеличения объема, начиная с давления p(Ne)« 0. Ъмм.рт.ст.. Затем в разрядную трубку напускался гелий, очищенный от примесей. Удаление малой примеси неона, присутствующей даже в спектрально чистом газе, достигалось путем фильтрации гелия в дополнительной разрядной ячейке, действие которой было основано на разделении газов вследствие катафореза в разряде постоянного тока.
Плазма создавалась в стеклянной разрядной трубке радиусом 1.4 см с расстоянием между электродами 50 см. Анод и катод располагались в стеклянных боковых отростках. Таким образом, приэлектродные области находились вне оптической оси, и оптическая система собирала излучение только из положительного столба. В качестве катода и анода использовались электроды разрядных трубок лазеров ЛГ-56 и ЛГ-38.
Для измерения напряженности продольного электрического поля в трубку были впаяны два зонда из молибденовой проволоки диаметром 0.3 мм.
Измерение световых потоков велось вдоль оси разрядной трубки. Выделение спектральных интервалов осуществлялось с помощью монохроматора МСД с дисперсией «11 А/мм, ширинами входной и выходной щелей 0.1 мм. В качестве приемника излучения использовался фотоумножитель ФЭУ-77. Регистрация сигнала ФЭУ велась в режиме счета фотонов. Для измерения зависимостей интенсивностей спектральных линий от времени использовался многоканальный счетчик, описанный в работе [59]. Калибровка чувствительности измерительной системы в абсолютной мере проводилась с помощью эталонного источника LS-1-CAL LSC154.
На Рис.2.2.2. приведен квантовый выход оптической системы (отношение числа зарегистрированных однофотонных импульсов к числу фотонов, попавших в монохроматор)
Период повторения импульсов разряда задавался генератором Г5-56 (рис. 2.2.1.). Этот генератор по первому каналу управлял транзисторным ключом ТК1, подключавшим высоковольтный выпрямитель ВВВ к катоду разрядной трубки через балластное сопротивление 30 кОм на время импульса разряда. Второй канал генератора Г5-56 управлял работой транзисторного ключа ТК2, который в фазе послесвечения формировал зондирующий импульс. Часть высокого напряжения, уменьшенная делителем, на время зондирующего импульса подавалась на катод разрядной трубки. Измерения тока и напряженности электрического поля во время этого импульса позволяли найти среднюю по сечению разрядной трубки концентрацию электронов. Ток / измерялся по падению напряжения на резисторе Rt с помощью осциллографа С1-70. Напряженность поля Е измерялась по разности потенциалов зондов с помощью двух идентичных делителей напряжения R1-R2 и дифференциального усилителя ДУ. Величины резисторов R2 были достаточно 25 велики (масштаба ЮМОм), чтобы зонды можно было считать изолиролванными. Расстояние между зондами составляло 111 мм.
Импульс запуска с генератора Г5-56 использовался для синхронизации работы многоканального счетчика импульсов. В эксперименте использовался режим со 128-ю каналами и с шириной одного канала (4 -т- 64) мксек. «Мертвое» время между каналами, использовавшееся для перезаписи информации из ячеек памяти в счетчик и обратно, составляло 0.75 мксек.
При регистрации интенсивностеи спектральных линий 2p55s —»2р53р и 2р54р —» 2p53s переходов возникли некоторые сложности. Одна из них вызвана тем, что рядом с линией 6328А расположена значительно более интенсивная линия 6334А (переход 2р53р— 2p53s, 2р8—Hs5 (в обозначениях Пашена)), создающая фоновую засветку, а также линия 6330А (переход 2p55s— 2р53р, 3s4— 2р7 (в обозначениях Пашена)). Поэтому для того, чтобы исключить влияние фоновой засветки мы проводили измерения заселенности уровня 3s2 по интенсивности линии 6293А, у которой верхний уровень тот же, что и у линии 6328А. На рис. 2.3.1а, 2.3.16, в. приведены спектры атома неона Nel в диапазоне длин волн от 6320А до 6345А различных источников.
Видно, в частности, что в разрядной трубке лазера ЛГ-56 (использовалась в качестве реперного источника при поиске слабых линий) яркость линии 6328А (рис.2.3.1а) намного выше, чем в чистом неоне (рис.2.3.1б).
В эксперименте с помощью многоканального счетчика фотонов регистрировался суммарный световой поток от двух разрядных трубок: основной и просвечивающей. Затем регистрировался поток только от основной разрядной трубки и вычитался и из суммарного светового потока. Таким образом, получался световой поток от просвечивающей трубки, уменьшенный за счет поглощения в основной трубке. Поглощение на линии 5016А Неї отчетливо наблюдалось в фазе разряда (первые 128 мкс на Рис. 2.4.1.2) и в начальной фазе послесвечения (приблизительно до 400 мкс на Рис. 2.4.1.2). Относительное поглощение превышало в максимуме 50% (Рис. 2.4.1.2).
Свечение спектральных линий атомарного и молекулярного гелия
В настоящем разделе будет рассмотрена модель распадающийся гелий-неоновой плазмы, позволяющая описать зависимости от времени концентраций метастабильных атомов He(21S0), He(23Si), молекул гелия He2(2s3Iu+), электронов пе, пяти сортов ионов Не+, Нв2+, Ne+, HeNe+, Л/Є2+ и интенсивностеи спектральных линий атома неона в послесвечении.
Моделирование процессов в чисто гелиевой плазме не составляет труда, поскольку все основные элементарные процессы детально исследованы и в литературе представлен практически полный набор данных об их константах скоростей. Что касается He-Ne плазмы, ситуация не столь ясна, поскольку в литературе мало изучен процесс диссоциативной рекомбинации гетероядерного иона HeNe+ с электронами: а - парциальный коэффициент рекомбинации, отвечающий образованию в выходном канале реакции атомов Ne(j) . В работе [15], посвященной исследованию гелий-неоновой плазмы, предлагается оценочное значение суммарного коэффициента диссоциативной рекомбинации (3.2.1а) = (Х. е =1-10"7см3/с и найдены условия, в которых возможно наблюдение процесса (3.2.1а) по свечению неоновых линий в распадающейся плазме. По сути дела, этими данными и ограничиваются имеющиеся в настоящее время сведения о рекомбинации иона HeNe+. Как будет показано ниже, построение модели распадающийся He-Ne плазмы необходимо для понимания процессов, происходящих в фазе послесвечения, идентификации процессов заселения возбужденных состояний атома неона; разделения потоков заселения в возбужденные состояний атома неона, связанные с различными процессами; нахождения относительных и абсолютных величин парциальных коэффициентов диссоциативной рекомбинации.
Модель распада He-Ne плазмы представляет собой систему дифференциальных уравнений, построенную на основе цепочки процессов, формирующих ионный состав в послесвечении. Как уже упоминалось ранее (параграф 3.1. настоящей главы) в условиях нашего эксперимента в гелий-неоновой плазме присутствует 5 сортов различных ионов, рождающихся в следующей последовательности: /-/е+— -/-/Є2+— -Л/е+— -/-/еЛ/е+— Л/Є2+. Основные процессы, приводящие к рождению перечисленных ионов, уже частично упоминались в литературном обзоре (см. Главу I). Для полного описания модели в данном разделе будет приведена вся цепочка реакций, формирующая ионный состав плазмы в послесвечении. При этом, как уже упоминалось в Главе I, мы оставим за рамками нашего анализа ударно-радиационную рекомбинацию ионов Ne+.
Начнем рассмотрение частиц в послесвечении He-Ne плазмы в порядке их появления. Как показывает эксперимент, в начале послесвечения (Рис.3.1.1.1а, Рис.3.1.1.16) наибольшую концентрацию имеют метастабильные атомы [He(23Si)] (более 1011см"3.), затем [He(21S0)] (порядка 5-1010см"3) и He2(2s3Iu+) (порядка 1010см"3.), поэтому начнем рассмотрение с процессов рождения и исчезновения метастабильных атомов и молекул, а затем перейдем к цепочке ионных превращений /-/е+— /-/Є2+— /Ve+— /-/e/Ve+— Л/Є2+. 1) Метастабильные атомы He(21S0), He(23Si) и молекулы He2(2s3Iu+).
Рождение метастабильных атомов гелия He(21So) происходит в фазе разряда в результате возбуждения атомов электронным ударом. Данный процесс уже рассматривался в параграфе 3.1. при объяснении особенностей зависимостей от времени спектральных линий атомарного гелия. Здесь мы не будем обращаться к процессу рождения He(21So), поскольку модель построена для фазы послесвечения He-Ne плазмы.
Спад плотностей He(23Si) и He2(2s3Iu+) в послесвечении, обусловненный парными столконовениями метастабильных атомов и молекул гелия (см. ниже реакции (3.2.4)-(3.2.9)), столкновениями с атомами неона (3.2.11)-(3.2.12) и электронами (3.2.16)-(3.2.17), в некоторой степени замедляется в результате рекомбинационных процессов:
Основным механизмом рождения метастабильных молекул является процесс конверсии при тройных столкновениях: Уход атомных и молекулярных метастабилей обусловлен близкими по природе процессами, такими как парные столкновения как друг с другом, так и между собой, передача возбуждения при столкновениях с атомами неона, процесами конверсии и при сверхупругих столконвениях с электронами:
Перейдем к рассмотрению цепочки ионных превращений /-/е+— -/-/Є2+— -Л/е+— -/-/еЛ/е+— Л/Є2+. Процессы, связанные с рождением и гибелью ионов Не+ и Нв2+, для простоты и наглядности следует рассматривать одновременно, поскольку каналами рождения как Не+, так и Нв2+ в распадающейся плазме являются одни и теже процессы парных столкновений метастабильных атомов и молекул гелия (3.2.4)-(3.2.9). Уход атомарных ионов Не+ происходит за счет процесса конверсии с атомами неона:
Исчезновение молекулярного иона Нв2+ обусловлено следующими процессами: трехчастичнои рекомбинацией (3.2.1) - (3.2.2), вследствие которой происходит рождение возбужденных (в том числе и метастабильных) молекул гелия, и перезарядкой при столкновениях с атомами неона:
Для достижения соответствия наблюдаемого поведения интенсивностей молекулярных полос в послесвечении с модельными расчетами константу к,д потребовалось в 1.5 раза увеличить по сравнению с данными работы [49]. В [49] авторы не указали погрешность определения к,9, отметив лишь, что неопределенность величины константы может составлять 2-3 раза. Нам поэтому трудно определить, насколько велико внесенное изменение к,9. Более точных данных о скорости реакции (3.2.19) нам найти не удалось. Неисключено, что скорость разрушения молекулярных ионов гелия в наших условиях действительно выше, чем предписывает к,9, вследствие возможного присутствие в разрядной трубке, несмотря на тщательную очистку гелия (см. Глава II), следов легкоионизуемои примеси, атомы (или молекулы) которой более эффективно разрущает ионы Нв2+, чем атомы неона.
Определение парциальных коэффициентов рекомбинации для состояний атома неона конфигурации 2p54d
Метод определения парциальных коэффициентов рекомбинации основан на измерении в фазе послесвечения интенсивностей спектральных линий и концентрации электронов, а также анализе данных в приближении квазистационарного баланса плотностей молекулярных ионов, справедливого в условиях настоящего эксперимента. Чтобы сформулировать основные положения метода напомним, что по характеру рекомбинационного заселения возбужденные состояния атома неона можно разделить на две группы. К первой группе относятся состояния 2p55s, 2p54d, заселяющиеся в послесвечении в результате диссоциативной рекомбинации только гетерояденых ионов (4.1а). Ко второй группе - состояния 2р53р, 2р54р, 2p53d, связанные с двумя процессами рекомбинации (4.16) и (4.2). Скорость Tj образования атомов в возбужденном состоянии і в единице объема (поток заселения состояния і) и число фотонов U&A (интенсивность линии), которое регистрируется измерительной системой за единицу времени, связаны равенством: JW=ri-G-sM-Kbr(bif). (411) где Ajf- длина волны спектральной линии, соответствующей переходу из состояния і в состояние f; G - множитель, определяющийся параметрами оптической системы, который связывает число актов излучения фотона в единице объема и число фотонов попадающих во входную щель монохроматора за единицу времени; S(Xif) - вероятность регистрации фотона, попавшего во входную щель монохроматора, которая зависит от длины волны Aif; КЬг(Х ) - коэффициент ветвления для спектральной линии Ajf. Коэффициент ветвления Kbr(Xif) выражается через вероятности спонтанных переходов Aif. с уровня состояния і на лежащие ниже уровни f :
Для первой группы состояний атома неона 2p55s и 2р54с/-конфигураций, заселяющихся в послесвечении посредством процесса (4.1а), рекомбинационныи поток Г. на уровень у можно представить выражением: ан - величина парциального коэффициента рекомбинации, [HeNe+] и пе концентрации молекулярных ионов HeNe+ и электронов, соответственно. Аналогично, для второй группы состояний атома неона 2р53р, 2р54р, 2p53d-конфигураций, заселяющихся в послесвечении в результате двух процессов (4.16) и (4.2): (4.1.6) Ne где a14,C2 = (1.7±0.1)Ю"7см3/с - суммарный по всем выходным каналам коэффициент диссоциативной рекомбинации Ne2 [48] (здесь для удобства понимания введено переобозначение константы скорости к25 =aNe2, см. Главу III). Диффузионный уход в уравнении (4.1.6) вносит небольшую поправку (см. Приложение 1) и здесь мы им пренебрегаем. При характерных временах послесвечения ґ»г(Л 2), где z{Ne ) = \lш Єі -пе\ 6-10"4с (при пе 1010см"3)- характерное время жизни иона Ne2+ по отношению к процессу диссоциативной рекомбинации, имеет место квазистационарный баланс плотности ионов Ne2, так что следующее решение уравнения (4.1.6) в котором мы пренебрегли диффузионным уходом (см. Приложение 1), мало отличается от точного.
Равенства (4.1.5) и (4.1.8) являются основными общими выражениями данного метода, которые используются при нахождении относительных величин парциальных коэффициентов рекомбинации по измеренным интенсивностям спектральных линий и плотности электронов, а также вычисленным по уравнениям баланса числа частиц отношениям концентраций молекулярных ионов [Ne ]/[HeNe+ ]. Как видно из (4.1.8), отношения рекомбинационных потоков оказываются пропорциональными обратной концентрации электронов Мпе.
Для электронных конфигураций 2p55s и 2p54d, уровни которых заселяются только вследствие диссоциативной рекомбинации ионов HeNe+ (4.1а), процедура определения парциальных коэффициентов более проста и заключается в вычислении рекомбинационных потоков Г- по (4.1.3) и их отношений.
Как уже упорминалось, данный метод был использован для нахождения величин парциальных коэффициентов рекомбинации внутри группы уровней атома неона 2р53р конфигурации [16].
Аналогичные линейные зависимости были получены в настоящей работе для отношения рекомбинационных потоков в состояния атома неона конфигураций 2р54р, 2p53d к 2p54d. Найдены распределения рекомбинационных потоков внутри каждой группы уровней и определены величины парциальных коэффициентов рекомбинации.
Рассмотрим применение указанного метода для нахождения парциальных коэффициентов рекомбинации в состояния атома неона (3S2, Звз, 3s4, 3ss в обозначениях Пашена) 2р55в-конфигурации [90]. Как следует из экспериментальных данных Рис.3.1.4.2 (Глава III, параграф 3.1.), в послесвечении при временах (t 300 мкс) возбужденные атомы неона конфигураций 2p55s образуются вследствие процесса диссоциативной рекомбинации (4.1а) где 3s , - состояния 3s2, 3s3, 3s4, 3s5 в обозначениях Пашена, a a?eNe J isj неизвестные величины парциальных коэффициентов диссоциативной рекомбинации в состояния неона 3s . Для их определения были проведены 24 измерения величин интегральных (по времени) интенсивностей в течение поздней фазы послесвечения (t 400 мкс), а именно, в течение времени t 400 мкс и до начала следующего разрядного импульса, сигнал счетной схемы регистрировался сканированием спектра около каждой из выбранных спектральных линий. С целью сокращения времени регистрации были выбраны наиболее интенсивные линии 2p55s-2p53p переходов (3s2 2p5) Л=6293 A, (3s3 2p5) Л=6313А, (3s4 2pi0) Л=5662 A, (3s5— 2рд) Л=6182А. В качестве величины интегральной интенсивности спектральной линии в послесвечении использовалась величина площади под распределением интенсивности около каждой из выбранных спектральных линий за вычетом фона.