Электроразрядные генераторы атомарного йода и метастабильных атомов аргона и криптона для активных сред газовых лазеров и оптические методы исследования таких сред Михеев Павел Анатольевич

Содержание к диссертации

Введение

Глава 1. Генерация атомов йода в разрядах постоянного тока 22

1.1. Продольный вихревой разряд 22

1.1.1. Экспериментальная установка 22

1.1.2. Описание эксперимента. 23

1.1.3. Результаты измерений. 25

1.1.4. Обсуждение результатов 28

1.1.5. Заключение. 31

1.2. Коаксиальный вихревой разряд 31

1.2.1. Экспериментальная установка и методы измерений 32

1.2.2. Результаты экспериментов 34

1.2.3. Обсуждение результатов 37

1.2.4. Оценка потерь атомов йода из-за рекомбинации 39

1.2.5. Заключение 42

1.3. Коаксиальный вихревой разряд с секционированным катодом 42

1.3.1. Разрядная камера 43

1.3.2. Результаты экспериментов 44

1.3.3. Выводы 46

1.4. Получение атомарного йода разложением метил йодида

продуктами кислород содержащей плазмы тлеющего разряда 47

1.4.1. Описание эксперимента 47

1.4.2. Результаты измерений 50

1.4.3. Обсуждение результатов 52

Заключение к главе 1 56

Глава 2. Генерация атомов йода в непрерывных ВЧ разрядах 58

2.1. Описание экспериментов 58

2.1. ВЧ разряд с плоскими металлическими электродами 60

2.1.1. Результаты экспериментов в ВЧ разряде с плоскими металлическими электродами 61

2.2. Камера из кварцевых трубок 65

2.2.1. Результаты экспериментов в разрядной камереиз кварцевых трубок с плоскими металлическими электродами 67

2.3. Транспортировка атомов йода в потоковом послесвечении разряда Заключение к главе 2 75

Глава 3 . Экспериментальное исследование кислородно-йодной среды и химического кислородно-йодного лазера с электроразрядным получением атомарного йода 77

3.1. Кинетика кислородно-йодной среды в проточной ячейке 77

3.1.1. Электроразрядный генератор атомов йода 77

3.1.2. Экспериментальная установка 79

3.1.3. Результаты измерений 82

3.1.4. Кинетика электронно-возбуждённых частиц в проточной ячейке 84

3.1.5. Времена жизни электронно-возбуждённых частиц в активной среде ХКЙЛ 86

3.2. Экспериментальное исследование характеристик активной кислородно-йодной среды с атомарным йодом, получаемым в разряде 89

3.2.1. Характеристики среды ХКЙЛ 89

3.2.2. Измерение концентрации [12] 91

3.3. Химический кислородно-йодный лазер с внешней наработкой атомов йода 101

3.3.1. Экспериментальная установка 101

3.3.2. Результаты экспериментов и их обсуждение 104

Заключение к главе 3 107

Глава 4. Тушение возбуждённых атомов йода атомами кислорода 109

4.1. Метод измерения константы скорости процесса І(2Рі/г) + 0(3Р)

1(2Р3/2) + 0(3Р) 110

4.1.1. Экспериментальная установка 112

4.1.2. Определение формы и условий протока газов в фотолизной ячейке 1 4.2. Экспериментальные результаты 120

4.3. Анализ результатов 124

Выводы к главе 4 126

Глава 5. Электроразрядная генерация метастабильных атомов инертных газов и измерение коэффициентов столкновительного уширения их спектральных линий 127

5.1. Эксперимент 129

5.1.1 Электроразрядная генерация метастабильных атомов инертных газов 129

5.2.2 Лазерная диагностика спектральных линий 130

5.2 Результаты и анализ 132

5.2.3 Столкновительное уширение линии Аргона 811.5 нм в аргоне и гелии 140

5.2. Линия поглощения криптона 811.3 нм 142

5.3.1 Моделирование сверхтонкой структуры линии 83Kr 142

5.3.2 Форм-фактор линии криптона 811.3 нм 144

5.3.3 Столкновительное уширения линии криптона 811.3 нм в

криптоне и гелии 145

Заключение к главе 5 147

Заключение 149

Список литературы 154

• Коаксиальный вихревой разряд
• Результаты экспериментов в ВЧ разряде с плоскими металлическими электродами
• Экспериментальное исследование характеристик активной кислородно-йодной среды с атомарным йодом, получаемым в разряде
• Лазерная диагностика спектральных линий

Введение к работе

Актуальность темы исследования

В настоящее время активно ведутся поиски принципов построения новых мощных лазеров, в которых бы сочетались высокая эффективность, масштабируемость и дифракционное качество излучения. Газовые среды могут обеспечить высокое качество лазерного излучения в непрерывном режиме при мегаваттных мощностях, тогда как в твердотельных средах при таких мощностях возникают проблемы с оптической однородностью и лучевой прочностью. Мегаваттный химический кислородно-йодный лазер (ХКЙЛ) является в настоящее время наиболее проработанным в техническом отношении мощным непрерывным газовым лазером.

Активную среду кислородно-йодного лазера обычно получают смешением паров молекулярного йода с потоком электронно-возбужденного кислорода в синглетном дельта состоянии O^). Существует пороговая доля синглетного кислорода (СК) для достижения инверсии в активной среде, которая составляет 15% при комнатной температуре и с уменьшением температуры падает. Наиболее распространённым способом наработки синглетного кислорода является хлорирование щелочного раствора перекиси водорода (ВНР) в процессе:

С1₂ + Н₂0₂ + 2КОН -> СЫаЧ) + 2KCI + 2Н₂0. (і)

Выход синглетного кислорода в этой реакции близок к 100%, однако, из-за столкновительной дезактивации доля синглетного кислорода на входе в активную среду обычно не превышает 50-70%.

При альтернативном способе наработки синглетного кислорода - в плазме тлеющего разряда, его выход не превышает 15-20%.

Молекулы йода диссоциируют при взаимодействии с молекулами O/), при этом на диссоциацию одной молекулы йода в среднем тратится порядка 3-5 молекул синглетного кислорода. Атомы йода, которые впоследствии накачиваются синглетным кислородом в состояние I(²Рі/₂) (I*), являются источником лазерного излучения. Этому способу присущи две отрицательные черты. Во-первых, порядка 10% синглетного кислорода O₂(¹) затрачивается на диссоциацию I₂, поскольку в кислородно-йодном лазере доля молекулярного йода в потоке кислорода обычно составляет 1-3%. Затрачиваемая на это энергия, может быть преобразована в лазерное излучение, если использовать атомы йода вместо молекул. Оптимистическая оценка (Carroll, et al. 1999) показывает, что это могло бы привести к повышению химической эффективности в ХКЙЛ вплоть до 40%. Во-вторых, молекулы I₂ являются тушителями I*, что приводит к потере энергии и ограничению оптимальной концентрации *I+ и, следовательно, коэффициента усиления слабого сигнала. При отсутствии I₂ в активной среде оптимальная концентрация *I+ и коэффициент

усиления могут быть повышены, а потери энергии – снижены. Кроме того, в экспериментах (Mikheyev, Azyazov and Zagidullin 2010), где осуществлялась инжекция смеси атомов и молекул йода в поток O₂(¹), была продемонстрирована возможность работы ХКЙЛ при повышенном в два раза давлении активной среды и повышенном – до 15% содержании паров воды. Эти результаты очень важны, поскольку открывают возможность существенного улучшения массогабаритных характеристик ХКЙЛ. Следовательно, инжекция заблаговременно приготовленных атомов йода в поток синглетного кислорода вместо молекул йода есть очевидный путь повышения эффективности ХКЙЛ и его дальнейшего развития.

В последнее время магистральным направлением построения мощных лазеров стало преобразование и суммирование излучения диодных лазеров (Krupke 2012, Andrusyak, et al. 2009). За последнее десятилетие созданы мощные и эффективные диодные лазеры, линейки и стеки на их основе, но их качество излучения заметно хуже дифракционного. Излучение диодных лазеров можно использовать в качестве эффективной оптической накачки лазерных сред, обеспечивающих излучение дифракционного качества.

В настоящее время, наметился значительный прогресс в развитии такого рода газового лазера - на парах щелочных металлов с диодной накачкой (DPAL). В (Богачев, и др. 2012) сообщается о создании лазера на парах цезия с прокачкой лазерной среды по замкнутому циклу. Мощность излучения лазера составила ~1 кВт при объёме активной среды 12 см³. Эффективность преобразования излучения накачки (отношение мощности лазерной генерации к оптической мощности накачки) достигала 48 %. В настоящее время максимальная дифференциальная эффективность преобразования излучения накачки в лазерное излучение для DPAL составляет ~70% (Zhdanov и Knize 2008). Хотя в этом направлении и были получены впечатляющие результаты, в то же время обнаружились технические проблемы, связанные с высокой реакционной способностью щелочных металлов. Так, в присутствии мощного излучения накачки и наличии в среде молекул углеводородов, обеспечивающих быструю передачу возбуждения на верхний лазерный уровень, происходит разрушение окон лазерной ячейки (Zhdanov и Knize 2008). Для эффективной работы в среде без углеводородов, в зависимости от выбранного щелочного металла необходимо давление гелия от единиц до сотен атмосфер. Подробное описание лазеров на парах щелочных металлов приведено в обзорах (Zhdanov и Knize 2008, Krupke 2012, Шалагин 2011).

Недавно М.Хэвеном из университета Эмори (США) была предложена и реализована экспериментально новая активная среда лазера с оптической накачкой, использующая метастабильные атомы инертных газов (ЛОНИГ) (Han and Heaven 2012, Han, Glebov, et al. 2013). С точки зрения строения элек-4

тронных уровней излучающих атомов и лазерной кинетики эта схема аналогична лазерам на парах щелочных металлов. Это сходство обусловлено тем, что атом щелочного металла, как и атом инертного газа в низшем метаста-бильном состоянии, имеют по одному электрону на внешней оболочке. Эта особенность и позволяет реализовать (ЛОНИГ) аналогично DPAL Длины волн излучения ЛОНИГ лежат вблизи границы между инфракрасной и видимой областями спектра и попадают в окна прозрачности атмосферы.

Теоретические оценки эффективности и оптимальных параметров лазерной среды для непрерывного режима работы ЛОНИГ, впервые проделанные в (Demyanov, Kochetov and Mikheyev 2013), показали, что кинетика столк-новительных процессов при давлении порядка атмосферного может обеспечить удельный энергосъём лазерного излучения порядка сотен ватт с кубического сантиметра активной среды. Таким образом, лазерная среда с метаста-бильными атомами инертных газов и оптической накачкой представляет большой практический интерес и требует внимательного изучения.

Степень разработанности

Получение атомов йода в плазме электрического разряда Тлеющий разряд представляется подходящим инструментом, как для наработки атомов йода, так и для наработки метастабильных атомов инертных газов. Привлекательной стороной электроразрядного способа является простота и компактность оборудования. Но допустимые величины давления газа и тока разряда ограничены из-за появления неустойчивости разряда, приводящей к переходу диффузного тлеющего разряда в пространственно-неоднородный - контрагированный или дуговой. Подмешивание в газ гало-генсодержащих добавок значительно ухудшает устойчивость разряда. С потерей устойчивости разряда степень диссоциации донора йода значительно снижается.

Для ХКИЛ активно изучались два способа получения атомарного йода

без участия молекул О(аД) - электроразрядный и химический. Химический способ получения атомов йода, изучавшийся в экспериментах со сверхзвуковым ХКЙЛ (Spalek, et al. 2002), основан на использовании реакции замещения атомов йода в реакции HI + СІ -> НСІ + I. Атомы хлора получались в результате химической реакции СЮ₂с N0. Реакции происходили непосредственно в потоке, содержащем синглетный кислород. Однако химическая эффективность такого лазера оказалась несколько меньше, чем обычного ХКЙЛ.

Первые эксперименты по наработке атомов йода в плазме разряда для ХКЙЛ, выполнялись (Endo, et al. 2000, Wakazono, Hashimoto and Takemoto 1998, Okamoto, et al. 2000) с использованием I₂ в качестве донора атомов йода, газов He и Ar в качестве несущих для паров йода, и микроволновым и ра-

диочастотным разрядами для получения низкотемпературной плазмы. Однако, по ряду причин потенциал этого метода не был раскрыт в полной мере. Было установлено (Endo, et al. 2000, Okamoto, et al. 2000), что только 20 - 40% молекул 1₂диссоциировало, при этом, доля мощности разряда, затраченная на диссоциацию, составляла не более 5% (Starik and Frolov 2014). В (Endo, et al. 2000, Okamoto, et al. 2000) сделаны выводы, что неполная диссоциация I₂, а также существенное повышение температуры газа-носителя с йодом не позволили в полной мере реализовать преимущества использования атомарного йода в ХКЙЛ. По-видимому, повышение температуры газа в этих экспериментах было обусловлено как низкой долей мощности разряда, расходуемой на диссоциацию, так и отсутствием эффективного теплоотвода из области разряда. Тем не менее, в некоторых случаях наблюдалось увеличение выходной мощности лазера.

В работе (Katz, et al. 2007) продемонстрировано использование разряда постоянного тока для внешней наработки атомов йода в сверхзвуковом ХКЙЛ. В данной работе степень предварительной диссоциации была низкой -всего 2%. Однако, даже столь незначительное количество предварительно продиссоцированного йода привело к увеличению мощности генерации на 80% при относительно низких расходах I₂ за счет увеличения скорости диссоциации йода. При повышении расхода йода всего на 30 % выходные характеристики лазера с включенным и выключенным разрядом практически не отличались. Авторы работ (Endo, et al. 2000, Wakazono, Hashimoto and Takemoto 1998, Katz, et al. 2007) наблюдаемые улучшения выходных характеристик ХКЙЛ в режимах с предварительной диссоциацией йода объясняют благоприятными условиями для диссоциации I₂ в активной среде, благодаря присутствию атомов I, необходимых для инициирования цепной реакции диссоциации. Низкая степень диссоциации молекул йода в разрядной плазме объясняется относительно низким значением сечения реакции диссоциации I₂ электронами.

Из-за низкой степени диссоциации в плазме тлеющего разряда и быстрой рекомбинации в процессе 1 + 1 + 1₂ч»21₂с константой скорости ~10"³¹ см⁶с"¹ молекулярный йод не самый лучший донор атомарного йода. В работах (Вагин, Пазюк и Юрышев 1995, Вагин and Юрышев 2001, Михеев, и др. 2002, Mikheyev, et al. 2004) было показано, что метил йодид СН₃I является подходящим донором йодных атомов. В работах (Вагин, Пазюк и Юрышев 1995, Вагин and Юрышев 2001) исследован импульсный ХКЙЛ с объемной наработкой атомов йода в импульсном электрическом разряде. Авторами получены импульсы генерации длительностью порядка 10 мкс с концентрациями атомов йода достигающих 1.8х10¹⁵ см"³. За время импульса не было замечено влияния продуктов реакций инициируемых электрическим разрядом на

выходные параметры лазера.

В связи с применением генераторов атомарного йода с электрическим разрядом для непрерывного ХКЙЛ возникают следующие вопросы. Во-первых, какие молекулы следует выбрать в качестве доноров атомов йода, чтобы продукты их диссоциации, возникающие в разряде, не оказывали неблагоприятного воздействия на активную среду? Во-вторых, настолько ли существенно увеличение температуры газа в разряде, чтобы оно могло негативно повлиять на активную среду ХКЙЛ? Ответы на эти вопросы должны были быть получены в экспериментах из-за отсутствия детальных знаний об элементарных процессах и из-за того, что неизвестна доля мощности разряда, идущая на нагрев газа.

В традиционных установках ХКЙЛ давление газа в йодном потоке составляет >20 Торр, а температура газа поддерживается вблизи 320-330 К, чтобы избежать конденсации паров йода на стенках тракта доставки и узла смешения газов. Высокое значение температуры в йодном потоке нежелательно, так как с ростом температуры активной среды лазера падает эффективность преобразования запасенной в синглетном кислороде энергии в лазерное излучение. Таким образом, на входе в инжектор йода общее давление газа должно превышать 20 Торр, концентрация атомов йода должна быть >10¹⁶ см"³ и температура газа < 350 K. Чем выше давление газа в йодном потоке, тем более эффективные системы смешения газов могут быть использованы. Однако, рост давления ограничивается двумя факторами. Во-первых, с увеличением давления разряд становится неустойчивым и, во-вторых, увеличивается скорость гомогенной рекомбинации атомов йода, как в разрядной зоне, так и в тракте транспортировки от генератора атомов йода до места инжекции йодного потока в активную среду лазера. В экспериментальных и теоретических работах автором диссертации такие генераторы были разработаны и опробованы, изучались свойства кислородно-йодных сред, была получена лазерная генерация ХКЙЛ с внешней генерацией атомов йода.

Получение метастабильных атомов инертных газов в плазме электрического разряда

Для работы ЛОНИГ используются возбуждённые s и p состояния атомов Ne, Ar, Kr и Xe. Нижним лазерным уровнем служит низшее по энергии мета-стабильное состояние атома инертного газа (исключая He) (n+1)s*3/2+₂, которое достаточно легко заселяется в электрическом разряде. Лазерный цикл ЛОНИГ включает в себя оптическое возбуждение перехода (n+l)s[3/2]₂—> (п+1)р[5/2]₃, столкновительную релаксацию на уровень (n+l)p[l/2]i и лазерную генерацию на переходе (n+1)p*1/2+i -> (n+l)s[3/2]₂. Эта трёхуровневая схема проиллюстрирована на рисунке 1 на примере атома аргона. Для упрощения записи s- и p-состояний атомов ИГ (за исключением

He) часто используются обозначения Пашена. По убыванию энергии четыре s-состояния обозначаются как 1s₂ – 1s₅, а десять p-состояний как 2p₁ – 2p₁₀.

На рисунке 1 также изображён уровень 1s₄, который не принимает непосредственного участия в лазерном цикле. Однако, как показали эксперименты, выполненные в лаборатории Майкла Хэвена (Han, Glebov, et al. 2013, Han и Heaven 2014), заселение этого уровня за счёт спонтанного излучения с верхнего лазерного уровня 2p₁₀ с длиной волны 965.8 нм может оказывать

Рисунок 1 – Уровни атома Ar, принимающие участие в лазерном цикле

негативное влияние на лазерную генерацию при невысоких температурах и давлениях, когда релаксация с уровня 1s₄ на уровень 1s₅ происходит недостаточно быстро. Прямые и обратные столкновительные переходы между уровнями 1s₄ и 1s₅ изображены соответственно сплошной и пунктирной наклонными стрелками.

Оптическая накачка осуществляется на длине волны 811.5 нм, а лазерная генерация происходит на длине волны 912.3 нм. Вертикальными пунктирными стрелками изображены спонтанные переходы. Индекс p соответствует уровню накачки, а индексы u и l – верхнему и нижнему лазерным уровням.

Эксперименты с ЛОНИГ в настоящее время проведены как в импульсном, (Han and Heaven, Gain and lasing of optically pumped metastable rare gas atoms 2012, Han, Glebov, et al. 2013) так и в непрерывном (Rawlins, et al. 2014) режимах. Во всех экспериментах использовалась продольная оптическая накачка – соосная с выходным лазерным излучением. В первых экспериментах (Han and Heaven, Gain and lasing of optically pumped metastable rare gas atoms 2012) для наработки метастабильных Ne*, Ar*, Kr* и Xe* (ИГ*) использовался наносекундный импульсный разряд в разрядной камере эксимерного лазера в смеси ИГ:Не или в чистом аргоне. Содержание ИГ в гелии составляло около 30 мБар, а общее давление смеси варьировалось в диапазоне от 200 до 2000 мБар. Оптическая накачка осуществлялась перестраиваемым параметриче-

ским генератором света с шириной линии излучения 30 ГГц. В этих первых экспериментах была достигнута эффективность преобразования излучения накачки ~13% при условиях далеких от оптимальных.

Первые лазерные эксперименты при атмосферном давлении в непрерывном разряде были проведены в работе (Rawlins, et al. 2014). Для создания неравновесной плазмы использовалась линейная цепочка высокочастотных микроразрядов, разработанная в университете Тафта (Wu, Hoskinson и Hopwood 2011). Цепочка разрядов работала на частоте 900 МГц, размеры области плазмы разряда составляли 0.3 х 0.9 х 19 мм при вкладываемой мощности 9 Вт. Авторами (Rawlins, et al. 2014) с помощью перестраиваемого диодного лазера были измерены концентрации метастабильных атомов Ar(1s₅) в смеси 2% Ar в He, оказавшиеся порядка (3ч-5)х10¹² см³, что было вполне достаточно для проведения экспериментов с лазерной генерацией.

Оптическая накачка осуществлялась с помощью непрерывного перестраиваемого Ti:Saлазера, мощностью 1 Вт с шириной линии генерации менее 2 ГГц. Такая спектральная ширина лазера накачки заведомо меньше ширины линии поглощения Ar при атмосферном давлении и температуре 600 К, измеренной авторами в плазме разряда с помощью перестраиваемого диодного лазера по форме линии поглощения 912.3 нм. Фокусирующая оптика обеспечивала усреднённую интенсивность излучения накачки до 10 кВт см"².

При интенсивностях накачки 1.3^4 кВт см"² измеренный коэффициент усиления слабого сигнала в центре линии усиления оказался порядка 1 см"¹. Насыщение усиления по накачке наблюдалось при интенсивностях 1-2 кВт см"². Была получена непрерывная лазерная генерация на длине волны 912.3 нм, мощностью 22 мВт при этом поглощённая мощность на длине волны 811.5 нм составляла 40 мВт. Таким образом, оптическая эффективность ЛОНИГ в этих экспериментах составляла 55%.

Значения оптической эффективности и коэффициента усиления хорошо соответствуют теоретическим оценкам (Demyanov, Kochetov and Mikheyev 2013). Однако, насыщение усиления по накачке происходило при интенсивностях на порядок больше полученных в (Demyanov, Kochetov and Mikheyev 2013) и оценок авторов (Rawlins, et al. 2014). Эти оценки также показывают, что удовлетворительное согласие с экспериментально измеренным коэффициентом усиления и концентрацией *Ar*+ достигается, если предположить экспоненциальный рост значений констант столкновительного энергообмена ks₄₅ и к_ри (Рис.1) от температуры.

Для непрерывного режима работы ЛОНИГ важной проблемой является наработка достаточных концентраций ИГ* в плазме непрерывного разряда при повышенном давлении. В ряде работ сообщается об устойчивом горении диффузного разряда в Не, Ar и их смесях при давлениях порядка атмосферно-

го. В (Penache, et al. 2002) измерена концентрация метастабильных атомов Ar*в условиях микроразряда постоянного тока, оказавшаяся порядка 10¹⁴ см^-3, что на порядок больше, чем необходимо по теоретическим оценкам для работы ЛОНИГ. Однако, в настоящее время не ясно каким образом нужно реализовать непрерывный разряд высокого давления в объёме порядка литра. В работе (Rawlins, et al. 2014) удалось наработать достаточные концентрации *Ar*+, однако, формально полученное значение плотности мощности в разряде превышает теоретические оценки на порядок. Очевидно также, что на основе микроразряда не удастся нарабатывать нужные концентрации *Ar*+ в больших объёмах. Таким образом, вопрос о подходящей разрядной системе в настоящее время не решён.

Для оценки длины поглощения излучения накачки, и температуры плазмы по форме линии поглощения ИГ* необходимо знать коэффициенты столкновительного уширения соответствующих спектральных линий. Надёжные экспериментальные данные о столкновительном уширении линии Ar 811.5 нм в Ar и He были получены только недавно (Starik and Frolov 2014, Mikheyev, Chernyshov, et al. 2015). Для смесей Ar, Kr и Xe с Ne и между собой эти данные отсутствуют.

Цель и задачи

Целью работы являлось:

Создание электроразрядных генераторов атомов йода и метастабильных атомов инертных газов и методов исследования активных сред газовых лазеров на их основе.

Решались следующие задачи:

1. Разработать и изготовить разрядные системы для получения концентраций атомов йода порядка 10¹⁶ см^-3 в непрерывном тлеющем разряде при давлении 20 Торр и более с использованием в качестве донора метилйодида (CH₃I), в том числе с помощью плазмохимических процессов.

2. Разработать метод диагностики потерь синглетного кислорода в активной среде ХКЙЛ и применить его для прямого сравнения двух методов получения активной среды – традиционного, посредством диссоциации I₂ в потоке синглетного кислорода и с атомами йода, выработанными вне активной среды в электрическом разряде.

3. Разработать химический кислородно-йодный лазер с внешним генератором атомов йода и провести эксперименты с лазерной генерацией.

4. Определить температурную зависимость константы скорости тушения I(²P_1/2) атомами кислорода.

5. Разработать и изготовить разрядные системы для получения мета-

стабильных атомов инертных газов.
6. Разработать метод измерения и измерить коэффициенты столкнови-

тельного уширения спектральных линий переходов, используемых для оптической накачки лазеров на инертных газах.

Научная новизна

Впервые были получены следующие результаты:

6. Получена генерация непрерывного химического кислородно-йодного лазера с внешней наработкой атомов йода с использованием метилйодида в качестве донора йода.

7. Разработаны и изготовлены разрядные устройства, в которых в непрерывном тлеющем разряде при давлении 20 Торр и более получены концентраций атомов йода порядка 10¹⁶ см^-3 с использованием в качестве донора метилйодида (CH₃I).

8. Показано, что с помощью плазмохимических процессов с участием атомов кислорода при постоянной мощности, вкладываемой в разряд, возможно увеличение наработки атомарного йода в плазме ВЧ разряда в смесях Ar:CH₃I на 25%, а в смесях He:CH₃I на 50%.

9. Прямым сравнением двух методов получения активной среды ХКЙЛ – традиционного, посредством диссоциации I₂ в потоке синглетного кислорода, и с атомами йода, выработанными вне активной среды в электрическом разряде, показано, что время жизни синглетного кислорода из-за уменьшения потерь во втором случае становится на 30% больше.

10. Определена температурная зависимость константы скорости тушения I(²P_1/2) атомами кислорода с помощью лазерного фотолиза смесей N₂O:CO₂:I₂ и кинетического моделирования.

11. Разработан метод измерения коэффициентов столкновительного уширения спектральных линий в низкотемпературной плазме тлеющего разряда.

12. Измерены коэффициенты столкновительного уширения спектральной линии перехода криптона в естественной смеси изотопов, используемой для оптической накачки лазера на инертных газах.

Теоретическая и практическая значимость

Теоретическая значимость работы состоит в том, что были разработаны: - метод эффективной генерации атомов йода в плазме тлеющего разряда, в том числе с использованием плазмохимических реакций с участием атомарного кислорода;

- метод измерения столкновительного уширения спектральных линий в плазме тлеющего разряда.

Практическая значимость состоит в следующем:

созданный электроразрядный генератор атомов йода позволил продемонстрировать возможность расширения рабочих параметров активной среды кислородно-йодного лазера, что ведёт к улучшению массогабаритных характеристик этого лазера;

разработанный метод измерения столкновительного уширения спектральных линий разряда позволяет измерять коэффициенты ударного уширения с точностью лучше 10%, в том числе в плазме тлеющего разряда.

Методология и методы исследования

В ходе выполнения работы использовались различные экспериментальные методы: диодно-лазерной абсорбционной спектроскопии; лазерно-индуцированной флюоресценции, лазерного фотолиза, эмиссионной спектроскопии. Для анализа и интерпретации результатов широко использовалось математическое моделирование.

На защиту выносятся:

13. Расширение диапазона рабочих параметров кислородно-йодного лазера (увеличение давления активной среды в два раза - до 8-ми Торр при содержании паров воды до 15%)за счёт использования электроразрядного генератора атомов йода, ведущее к существенному улучшению массогабаритных характеристик лазера.

14. Увеличение времени жизни 02(4) в активной среде ХКЙЛ при работе с электроразрядным генератором на 30% по сравнению с традиционным способом диссоциации *1₂+ синглетным кислородом.

15. Электроразрядный генератор атомов йода с концентрацией атомов йода до 2х10¹⁶ см"³ при давлении газа-носителя более 20 Торр.

16. Температурная зависимость константы скорости тушения возбуждённого состояния атомов йода1(²Р_1/2) атомами кислорода: к(Т) = (6.5±1)х10¹²х(Т/300)¹-⁷⁶ см³ с¹.

17. Метод измерения коэффициентов столкновительного уширения в низкотемпературной плазме тлеющего разряда, основанный на одновременном измерении Гауссовой и Лоренцевой компонент линии поглощения, аппроксимированной контуром Фойгта.

18. Измеренные значения констант столкновительного уширения перехода 5s[3/2]₂ -> 5р[5/2]₃ криптона собственными атомами и атомами гелия, которые составляют:

&,_кг = (2.4+0.2)хЮ¹⁰ с-см и &,_не = (3.1+0.1)хЮ¹⁰ с см.

Степень достоверности и апробация результатов

Достоверность экспериментальных результатов по генерации атомов йода подтверждена результатами экспериментов с химическим кислородно-йодным лазером. Достоверность нового метода определения коэффициентов столкновительного уширения спектральных линий подтверждена хорошим согласием с известными данными литературы.

Результаты работы докладывались на всероссийских и международных конференциях: Всероссийской научной конференции по физике низкотемпературной плазмы (Петрозаводск, 2001); IV Международном симпозиуме по теоретической и прикладной плазмохимии (Иваново, 2005); XIII International Conference on the Methods of Aerophysical Research (Novosibirsk, 2007); Международной конференции - Х Харитоновские тематические научные чтения: Мощные лазеры и исследования физики высоких плотностей энергии (Саров, 2008); Gas Flow & Chemical Lasers – High Power Lasers (Gmunden, Austria, 2006; Lisbon, Portugal, 2008; Sophia, Bulgaria, 2010); High Power Laser Systems & Applications (Istanbul, Turkey, 2012; Chengdu, China, 2014).

Публикации

Результаты диссертации опубликованы в 32-х печатных работах. Список работ приведен в конце автореферата.

Структура и объем диссертации

Коаксиальный вихревой разряд

Тлеющий разряд представляется подходящим инструментом, как для наработки атомов йода, так и для наработки метастабильных атомов инертных газов. Привлекательной стороной электроразрядного способа является простота и компактность оборудования. Но допустимые величины давления газа и тока разряда ограничены из-за появления неустойчивости разряда, приводящей к переходу диффузного тлеющего разряда в пространственно-неоднородный – контрагированный или дуговой. Подмешивание в газ галогенсодержащих доба вок значительно ухудшает устойчивость разряда. С потерей устойчивости разряда степень диссоциации донора йода значительно снижается [20].

Для ХКИЛ активно изучались два способа получения атомарного йода без участия молекул О(а д) - электроразрядный и химический. Химический способ получения атомов йода, изучавшийся в экспериментах со сверхзвуковым ХКЙЛ [21], основан на использовании реакции замещения атомов йода в реакции HI + СІ - НСІ + I. Атомы хлора получались в результате химической реакции СЮ2 с N0. Реакции происходили непосредственно в потоке, содержащем синглет-ный кислород. Однако химическая эффективность такого лазера оказалась несколько меньше, чем обычного ХКЙЛ.

Первые эксперименты по наработке атомов йода в плазме разряда для ХКЙЛ, выполнялись [22, 23, 24] с использованием I2 в качестве донора атомов йода, газов He и Ar в качестве несущих для паров йода, и микроволновым и радиочастотным разрядами для получения низкотемпературной плазмы. Однако, по ряду причин потенциал этого метода не был раскрыт в полной мере. Было установлено [22, 24], что только 20 - 40% молекул 12 диссоциировало, при этом, доля мощности разряда, затраченнаяна диссоциацию, составляла не более 5% [25]. В [22, 24] сделаны выводы, что неполная диссоциация I2, а так же существенное повышение температуры газа-носителя с йодом не позволили в полной мере реализовать преимущества использования атомарного йода в ХКЙЛ. По-видимому, повышение температуры газа в этих экспериментах было обусловлено как низкой долей мощности разряда, расходуемой на диссоциацию, так и отсутствием эффективного теплоотвода из области разряда. Тем не менее, в некоторых случаях наблюдалось увеличение выходной мощности лазера.

В работе [26] продемонстрировано использование разряда постоянного тока для внешней наработки атомов йода в сверхзвуковом ХКЙЛ. В данной ра боте степень предварительной диссоциации была низкой - всего 2%. Однако, даже столь незначительное количество предварительно продиссоцированного йода привело к увеличению мощности генерации на 80% при относительно низких расходах I2 за счет увеличения скорости диссоциации йода. При повышении расхода йода всего на 30 % выходные характеристики лазера с включенным и выключенным разрядом практически не отличались. Авторы работ [22, 23, 26] наблюдаемые улучшения выходных характеристик ХКЙЛ в режимах с предварительной диссоциацией йода объясняют благоприятными условиями для диссоциации I2 в активной среде, благодаря присутствию атомов I, необходимых для инициирования цепной реакции диссоциации. Низкая степень диссоциации молекул йода в разрядной плазме объясняется относительно низким значением сечения реакции диссоциации I2 электронами.

Из-за низкой степени диссоциации в плазме тлеющего разряда и быстрой рекомбинации в процессе I + I + 12 - 212с константой скорости 10"31 см6с"1 [27] молекулярный йод не самый лучший донор атомарного йода. В работах [28, 29, 20, 30] было показано, что метил йодид СН3I является подходящим донором йодных атомов. В работах [28, 29] исследован импульсный ХКЙЛ с объемной наработкой атомов йода в импульсном электрическом разряде. Авторами получены импульсы генерации длительностью порядка 10 мкс с концентрациями атомов йода достигающих 1.8х1015 см"3. За время импульса не было замечено влияния продуктов реакций инициируемых электрическим разрядом на выходные параметры лазера. В работах [20, 30] исследованы режимы работы непрерывного электроразрядного генератора атомов йода в вихревом потоке газа. Достигнута концентрация атомов йода 3.6хЮ15 см"3 при давлении газа-носителя аргона до 30 Торр [30] и температуре газа на выходе из генератора около 500 К [20].

Результаты экспериментов в ВЧ разряде с плоскими металлическими электродами

Поведённые эксперименты показали, что в тлеющем разряде постоянного тока возможно получение концентраций атомарного йода более, чем 1016 см-3, в газе-носителе Ar при давлении до 30 Торр. Такие параметры достигнуты в разрядной системе с коаксиальными электродами и вихревым протоком газа при использовании в качестве доноров CH3I и HI. В отношении эффективности диссоциации разрядом, более предпочтительным оказывается использование молекул HI. Полученные концентрации атомарного йода и давления газа-носителя достаточны для эффективного инжектирования атомов йода в активную среду кислородно-йодного лазера.

Оценки скорости диффузии атомов йода к стенкам каналов для существующих конструкции йодных инжекторов показывают, что потери атомарного йода при доставке из зоны разряда в зону смешения окажутся небольшими. При этом использование Ar в качестве газа-носителя по сравнению с He предпочтительнее из-за большего времени диффузии атомов йода к стенкам.

Для увеличения производительности генератора атомов йода и повышения его эффективности необходимо увеличить энерговклад в разряд, то есть увеличить ток разряда. Проведённые эксперименты показали, что с увеличением тока разряда в смесях с йодсодержащими молекулами в коаксиальном разряде возникают дуги, и генерация атомов йода становится невозможной. Необходима особая конструкция разрядной камеры, чтобы разряд оставался устойчивым.

Проблема устойчивости разряда при повышенных давлениях и энерговкладах решалась при создании мощных СО2 лазеров [67]. Одним из хорошо зарекомендовавших себя способов повышения устойчивости разряда постоянного тока является секционирование электродов, при этом каждая секция работает с отдельным балластным резистором. Такая конструкция разрядной камеры с секционированным катодом и была реализована, её схема представлена на рисунке 1.9.

Внутренний электрод диаметром 10 мм являлся анодом, а катод представлял собой 5 колец толщиной 3 см, электрически изолированных друг от друга. Внутренний диаметр колец составлял 18 мм. Анод и катоды были изготовлены из нержавеющей стали и термостабилизировались водой при 70 С.

Эксперименты показали, что нагрев электродов повышал устойчивость разряда. Разряд работал от стабилизированного источника тока. Длина разрядной области составляла 15 см. Внешний вид разрядной камеры приведён на рисунке 1.10. Рисунок 1.10 – Внешний вид электроразрядного генератора атомов йода с секционированным катодом. Справа – вид со стороны выпускного отверстия при работающем разряде

С помощью вышеописанной конструкции разрядной камеры удалось увеличить ток разряда до 2-х ампер – более чем в 2 раза по сравнению с коаксиальным разрядом, описанным в 1.2. Разряд оставался устойчивым и при уменьшении расхода аргона до 4.2 ммол с-1 – в два раза по сравнению с коаксиальным разрядом (1.2). Это позволило увеличить время пребывания в разряде и поднять парциальное давление метилйодида в 2 раза. С увеличением расхода CH3I от 0.07 до 0.22 ммол с-1напряжение на первом сегменте катода росло быстрее всего – с 300 до 370 В. На остальных сегментах напряжение изменялось от 295 до 340 В, при этом на центральном сегменте наблюдался небольшой минимум напряжения.

После приблизительно получаса работы электроды, особенно катод, покрывались налётом чёрного цвета, и работа разряда нарушалась. После чистки электродов работа разряда восстанавливалась.

В экспериментах измерялись концентрации молекулярного йода методом, описанным в 1.2.1, на основании этих измерений определялись Рисунок 1.11 – Зависимость концентрации атомов йода на выходе из разряда от тока разряда для различных расходов метилйодида. Расход Ar – 4.2 ммол с-1, давление 20 Торр концентрации атомарного йода на выходе из разряда. На рисунке 1.11 приведены зависимости концентрации атомов йода от тока разряда для 3-х различных расходов метилйодида. Диффузный характер разряда сохранялся при всех использованных в экспериментах расходах метилйодида, дальнейший рост расхода ограничивался возможностями экспериментальной установки.

Как видно из рисунка, наблюдался линейный рост концентрации йода с током разряда. Дальнейшему росту тока препятствовало нарушение устойчивости разряда. Поскольку насыщения концентрации йода с увеличением тока разряда не наблюдалось, то можно сделать вывод, что дальнейшее увеличение энерговклада должно приводить к более эффективной наработке атомов йода.

На рисунке 1.12 приведены зависимости концентраций атомов йода от расхода метилйодида при максимальном токе разряда, достигнутом в эксперименте. Эффективность наработки йода определялась как отношение мощно-45

Экспериментальное исследование характеристик активной кислородно-йодной среды с атомарным йодом, получаемым в разряде

Чтобы наиболее ярко продемонстрировать преимущества внешней наработки атомов йода, были выбраны экспериментальные условия неоптимальные для традиционной химической кислородно-йодной среды. Диссоциация йода происходила относительно медленно из-за большой доли воды (15%), и для достижения порога генерации приходилось увеличивать поток 12, что приводило к повышенным потерям молекул Ог ). При таких условиях, вместе с увеличенным временем транспортировки до оптической оси - 2ХІ0"4 с и большим -8 Торр давлением в резонаторе, мощность лазера составляла только 25 Вт при химической эффективности (отношение числа испущенных лазерных фотонов к числу прореагировавших молекул хлора) 4%.

На рисунке 3.16 представлена зависимость выходной мощности лазера от расхода йода – GI2 = GI2+GI/2.В экспериментах, когда инжектировались продукты диссоциации в разряде смеси Ar:CH3I, концентрация йода оценивалась по ре Рисунок 3.16 – Зависимость выходной мощности ХКЙЛ от расхода йода GI2 = GI2+GI/2 зультатам экспериментов с электроразрядным генератором, описанными выше. Как видно из рисунка 3.16, в случае, когда в поток синглетного кислорода инжектировались продукты разряда, при прочих равных условиях, наблюдалось почти четырёхкратное увеличение мощности лазерной генерации по сравнению с традиционным способом получения атомов йода с помощью диссоциации молекул I2в потоке синглетного кислорода. Сразу же была достигнута химическая эффективность 15%. Результаты экспериментов наглядно демонстрируют преимущество ХКЙЛ с внешней наработкой атомов йода. Выход атомов йода был ограничен областью устойчивости разряда и, как видно из рисунка 3.16, при максимально возможном токе разряда и расходе 105 СН31 максимум лазерной мощности ещё не был достигнут. При традиционном способе получения йода выходная мощность лазера слабо зависела от расхода йода, потому что рост усиления с ростом концентрации [12] компенсировался ростом потерь О/Л).

Центробежный генератор синглетного кислорода, использовавшийся в этих экспериментах, отличался высокой степенью утилизации ВНР и высоким отношением энергии, запасённой в синглетном кислороде, к массе устройства. Однако, эффективная утилизация ВНР приводит к росту температуры ВНР и, как следствие, к росту концентрации паров воды в потоке синглетного кислорода. Способность ХКЙЛ работать при высоком содержании воды снижает требования к прокачке ВНР и теплообменникам.

Эксперименты в проточной ячейке, описанные выше, показали, что время жизни Ог Д) в активной среде ХКЙЛ увеличивалось при работе с электроразрядным генератором на 30% по сравнению с традиционным способом диссоциации [12] синглетным кислородом. Поэтому ожидалось, что ХКЙЛ с внешней наработкой атомов йода будет работать лучше, чем обычный. Основными недостатками мощных ХКЙЛ являются большая масса и габариты. В описанных экспериментах были выбраны неоптимальные условия работы обычного ХКЙЛ, но повышенное давление активной среды и более высокое содержание паров воды позволяют создать ХКЙЛ с большим отношением выходной мощности к массе. Появляется возможность использовать генераторы синглетного кислорода с эффективной утилизацией ВНР, так же могут быть использованы менее мощные системы откачки. Энергопотребление, масса и размер системы откачки обратно пропорциональны давлению кислорода в активной среде ХКЙЛ, однако, увеличение давления приводит к увеличению потерь энергии при смешении потоков. Использование внешней наработки атомов йода позволяет уменьшить потери, определяемые кинетикой активной среды и, следовательно, увеличить давление кислорода. С другой стороны, если существует такая необходимость, внешняя наработка атомов йода позволяет увеличивать усиление, так как возникает возможность увеличить концентрацию йода.

Впервые продемонстрирована работа непрерывного ХКЙЛ с внешней наработкой атомов йода из метилйодида в качестве йодсодержащего донора. Результаты испытаний ХКЙЛ с внешней наработкой атомарного йода и ХКЙЛ с традиционной схемой приготовления активной среды продемонстрировали явное преимущество использования атомарного йода.

Использование внешней наработки атомов йода позволяет уменьшить потери, определяемые кинетикой активной среды и, следовательно, увеличить давление кислорода. Повышенное давление активной среды и более высокое содержание паров воды позволяют создать ХКЙЛ с большим отношением выходной мощности к массе за счёт более эффективного использования щелочного раствора перекиси водорода и уменьшения габаритов системы откачки.

Генератор атомов йода использующий тлеющий разряд с коаксиальными электродами и СН31 в качестве доноров атомов йода позволяет нарабатывать I с концентрациями вплоть [1]«1016 см"3 и давлении Аг в разрядной зоне вплоть до 20 Торр. Доля йода, извлечённого из СН31, составляла 50 %. Атомарный йод успевал в значительной степени прорекомбинировать за время транспортировки за счёт гомогенной и гетерогенной рекомбинации. Однако, сравнение результатов измерений и численного моделирования показывает, что сразу после разряда только 10-15% йода находится в виде молекул.

Экспериментально показано, что даже при достаточно высоком содержании молекулярного йода время жизни синглетного кислорода было приблизи 107 тельно на 30% больше, когда йод вырабатывался из CH3I в разряде по сравнению с традиционной диссоциацией I2 в потоке синглетного кислорода.

Таким образом, использование генератора атомов йода в ХКЙЛ позволяет увеличивать время жизни инверсии в активной среде. Это важно при использовании в ХКЙЛ эффективных резонаторных схем требующих протяженной зоны существования положительного коэффициента усиления вдоль по потоку. В настоящее время это достигается за счет увеличения линейной скорости газового потока в резонаторе. По этой причине в качестве разбавителя используется дорогостоящий газ – гелий. Однако в схемах ХКЙЛ использующих в качестве разбавителя дешевые газы азот [97, 98, 99, 100] или углекислый газ [101] и генератор атомов йода также могут быть получены приемлемые значения протяженности активной среды вдоль по потоку.

Замедление скорости релаксации запасенной в синглетном кислороде энергии с использованием внешнего источника атомов йода свидетельствует о том, что продукты диссоциации метилйодида и нагрев газа не оказывают неблагоприятного воздействия на активную среду.

Лазерная диагностика спектральных линий

Очень важно, что при неизменном давлении правая часть выражения остается постоянной и не зависит от температуры, из-за соответствующей зависимости WG и WL от температуры и концентрации частиц. Рассмотрим процедуру анализа полученных экспериментальных кривых, которая позволяет корректно оценить качество формы полученной линии и одновременно определить параметры доплеровского и столкновительного уширения WG и WL с хорошей точностью. Возможные причины, которые могут негативно повлиять на форму линии: зондирующее лазерное излучение может проходить области плазмы с разной температурой; электрические помехи, небольшие флуктуации диаграммы направленности полупроводникового лазера при изменении тока накачки лазера и оптическая интерференция на фильтрах и окнах могут привести к слабой нелинейности сигнала во всем диапазоне перестройки.

Для оценки корректности формы линии полученной в эксперименте разумно предположить, что значения параметров WG и WL, полученные с помощью аппроксимации профиля линии контуром Фойгта, не должны зависеть от размера выборки данных, взятой симметрично относительно центра линии. Для этого, используя все данные, следует определить положение центра Хс и ширину линии на полувысоте FWHM=WF, используя приближение для ширины контура Фойгта [132]: 133 Затем следует вычислить координаты (5.3) например, для значений Рисунок 5.2 – Значения параметров WG и WL для различных выборок данных (см.текст), для эксперимента с разрядной трубкой с внутренним диаметром 16 мм с диафрагмами диаметром 2 мм на оптической оси. Давление аргона – 75 Торр. На нижнем рисунке показаны: профиль линии, полученный в эксперименте (тёмная толстая линия), аппроксимация контуром Фойгта (светлая линия) и их разность n=[2…6], и провести аппроксимацию контуром Фойгта n выборок данных, находящиеся внутри этих границ, получив значения для Гауссовой WG и Лоренцевой WL компонент. Результаты аппроксимаций вместе с вычисленными значениями WF представлены на рисунках 5.2 и 5.3 для давления в разряде, составляющем 75 Торр для двух разных трубок c внутренними диаметрами 16 и 8 мм. Также, в случае большей по диаметру трубки на оптической оси были помещены две двухмиллиметровые диафрагмы, и эта схема также была использована для измерений коэффициента столкновительного уширения . Диафрагмы в эксперименте с трубкой меньшего диаметра не использовались.

Для этих двух экспериментов наблюдалось различное поведение параметров WG и WL. В первом случае параметры WG1 и WL1 остаются почти постоянными для n 3, в то время как во втором случае наблюдалось систематическое изменение в параметрах WG2 и WL2 (около 40%) с ростом параметра n. Интересно отметить, что как показано на рисунках 5.2 и 5.3, в обоих случаях наблюдается удовлетворительное согласие с профилем Фойгта и ширина линии на полувысоте (WF) остается постоянной. Для дальнейшей обработки, если качество формы линии подтверждается, как в первом случае, можно взять средние значения параметров WG и WL и вычислить стандартное отклонение для оценки ошибки, наибольшее значение которой около 5%, но обычно она составляла 2-3%.

Значения параметров WG и WL для различных выборок данных (см.текст), для эксперимента с разрядной трубкой с внутренним диаметром 8 мм. Давление аргона – 75 Торр. Нижний рисунок как на рисунке 5.2

Численное моделирование показало, что такое поведение WG и WL, как на рисунке 5.3 обусловлено небольшим искажением сигнала поглощения наводкой с периодом сравнимым с характерным с временем сканирования. Для моделирования этой ситуации профиль линии был представлен как сумма по 136 ложительного полупериода синусоиды и профиля Фойгта для температуры 600 K и давления 75 Торр в частотном диапазоне 10 ГГц.

Результат численного моделирования профиля Фойгта для линии аргона 811.5 нм при 600 K и 75 торах с добавленным положительным полупериодом синусоиды, учитывающей низкочастотное искажение (см. текст)

Для упрощения максимумы профиля Фойгта и синусоиды совпадали. Амплитуда синусоиды составляла 5% от максимума профиля Фойгта, и нулевые значения были при 5 и -5 ГГц. Этот модельный профиль аппроксимировался профилем Фойгта, как было описано выше. Результаты представлены на рисун Чтобы избежать влияния температурного градиента в поперечном сечении трубки, зондирующее излучение должно проходить через область близкую к центру разряда. Предполагая, что имеет место параболическое распределение температуры и разница AТ между центром и стенками трубы составляет около АТ=300 К, можно заключить, что температурный градиент в центральной области пятнадцатимиллиметровой разрядной трубки, ограниченной двухмиллиметровой апертурой, пренебрежимо мал.

Однако, в наших экспериментах существовал заметный продольный температурный градиент, поскольку величины скоростей конвективного выноса тепла потоком и теплоперенос к стенкам были сравнимы друг с другом. Продольный градиент температуры в подобной ситуации в быстропроточном С02 лазере был изучен теоретически в [133]. В соответствии с этой статьей, распределение температуры вдоль разряда зависит от значений параметра: где Сp0 и к0 - теплоемкость и теплопроводность перед областью разряда, -массовый расход газа и L - длина разрядной области соответственно. В условиях наших экспериментов значения A находятся в диапазоне 0.3-0.75. Используя результаты [133], мы можем оценить, что в наших экспериментах, даже для больших значений , температура в центре трубки достаточно резко возрастает от 300 К в начале разряда, достигая стационарного состояния ближе к середине, и остается неизменной до конца области разряда. В условиях наших экспери 138 ментов повышение температуры в аргоне оценивалось из экспериментально полученных значений WG и в большинстве случаев не превышало 300 K.

Если оптический путь включает в себя последовательно расположенные участки с различной температурой, например 600 и 450 K, то форма линии поглощения может быть представлена в виде суммы взвешенных профилей Фойг-та с подходящими параметрами WG и WL и сдвигом центров линий. Сдвиг был рассчитан согласно теории Линдома-Фоули, как обсуждалось в [131]. Сумма двух профилей Фойгта снова аппроксимировалась профилем Фойгта. Аппроксимация была достаточно точной; погрешность (разность между экспериментальным спектром и аппроксимаций) не превышала 0.1% от максимума профиля Фойгта.