Содержание к диссертации
Введение
Глава 1. Обзор литературы 15
1.1 Спектроскопические характеристики уровня 15
1.2 Кинетические модели ксенонового лазера 21
1.1.1 Механизмы заселения и релаксации лазерных уровней в чистом ксеноне 22
1.1.2 Механизмы заселения и релаксации верхнего лазерного уровня в двойных и тройных смесях инертных газов на основе ксенона 23
Глава 2. Расчет параметров энерговклада электронного пучка в среду 34
Глава 3. Исследование кинетики заселения и релаксации уровня 5J[3/2]i Хе І в чистом ксеноне 40
3.1 Экспериментальная установка 41
3.2 Вспомогательные и контрольные эксперименты 46
3.2.1 Спектральный состав излучения 46
3.2.2 Влияние тушащих примесей 49
3.2.3 Временное разрешение системы регистрации излучения 55
3.2.4 Линейность отклика детектора излучения 62
3.3 Результаты исследования кинетики заселения и релаксации уровня 5с/[3/2]і Хе І в чистом ксеноне и их обсуждение 64
3.4 Основные выводы 15
Глава 4. Измерение постоянных времени радиационных переходов с уровня 5<і[3/2]і Хе 1 77
4.1 Обоснование экспериментального метода 77
4.2 Экспериментальные установки и методики измерений 78
4.3 Результаты измерений и обсуждение 87
4.4 Основные выводы 92
Глава 5. Исследование кинетики заселения и релаксации уровня смеси 94
5. 1 Экспериментальная установка 94
5.2 Результаты экспериментов и обсуждение 98
5.3 Основные выводы 108
Заключение ПО
Список использованных источников
- Механизмы заселения и релаксации лазерных уровней в чистом ксеноне
- Вспомогательные и контрольные эксперименты
- Линейность отклика детектора излучения
- Экспериментальные установки и методики измерений
Введение к работе
з
Исследования, связанные с созданием лазеров с ядерной накачкой (ЛЯН), являются перспективным направлением в области прямого преобразования ядерной энергии. Основным достоинством ЛЯН является возможность достижения в перспективе значительных мощностей лазерного излучения за счет высокой энергоемкости ядерного реактора и накачки больших объемов активной среды. Достаточно мощные и дешевые источники лазерного излучения необходимы для освоения таких новых технологий, как инерциальный термоядерный синтез, разделение изотопов, глубокая резка и сварка различных материалов, широкоаппертурное упрочнение поверхности металлов, энергоемкий химический синтез, пучковая энергетика.
Экспериментальные методы [1], позволяющие исследовать характеристики излучения и кинетические процессы в активных средах для ЛЯН до постановки генерационных экспериментов с использованием импульсных реакторов, несомненно, имеют большую актуальность. В ряде теоретических и экспериментальных работ [2, 3] показана возможность моделирования ЛЯН в экспериментах с использованием слаботочных электронных пучков большой длительности или сильноточных электронных пучков наносекундной длительности. Основными преимуществами такого моделирования по сравнению с экспериментами на импульсных реакторах являются:
большая доступность;
более широкий диапазон мощностных и временных характеристик;
их дешевизна.
Лазер на переходах 5d^6p атомарного ксенона при различных способах накачки Не-Аг-Хе смеси (электрический разряд, электронный пучок, осколки деления ядер) является эффективным и широко используемым устройством для получения лазерного излучения в ближней ИК области спектра (1,73-3,65 мкм). Известно [4], что Не-Аг-Хе смесь рассматривается в качестве перспективной лазерно-активной среды для создания мощных реакторно-лазерных систем как непрерывного [5], так и импульсного действия (оптического квантового усили-
4 теля с ядерной накачкой - ОКУ ЯН) [6]. Наибольший интерес здесь представляют лазерные переходы атомарного ксенона 5d[3/2]i^>6p[5/2]2, 5
Экспериментальному и теоретическому исследованию характеристик ксенонового лазера (чистый ксенон, Ar-Хе, Не-Аг-Хе) посвящено большое количество работ. Однако физика его работы до конца не ясна, данных фундаментального характера, особенно экспериментальных, о кинетике и спектроскопических характеристиках соответствующих переходов пока недостаточно. Вместе с тем, данные о вероятности лазерного перехода, процессах заселения и времени жизни верхнего рабочего уровня активной среды представляются весьма важными, т.к. они определяют сечение вынужденного излучения, эффективность и накопительную способность лазера. Накопительная способность является важным параметром для реализации концепции ОКУЯН в режиме задающий генератор-усилитель с обращением волнового фронта [6]. Теоретические оценки показывают, что полное время жизни верхнего лазерного уровня 5<і[3/2]і Хе І в Не-Аг-Хе среде не превышает 100 не. Достаточно однозначные экспериментальные данные по этому параметру отсутствуют.
Информация о спектроскопических характеристиках, а также о кинетике заселения и релаксации верхнего лазерного уровня 5<і[3/2]і Хе I может быть получена при исследовании временных зависимостей выхода спонтанного излучения с данного уровня. Основным препятствием, сдерживавшим экспериментальные исследования в данном направлении, по-видимому, служило отсут-
5 ствие достаточно чувствительных и быстродействующих ИК фото детекторов. Имеющиеся фотоэлектронные умножители в данной области спектра не чувствительны. В последние годы в области разработки ИК детекторов имеется определенный прогресс. В частности, появились фотодиоды (ФД 24-03, ФД 36-03), позволяющие проводить такие исследования.
Все сказанное выше подтверждает актуальность темы диссертации.
Научное и практическое значение
Полученные экспериментальные данные необходимы для:
понимания физики процессов, происходящих в ЛЯН на основе ксенона;
детальной верификации существующих кинетических моделей ксенонового лазера.
Цель работы заключается в разработке экспериментального метода измерения зависимостей выхода спонтанного излучения в ближней ИК области спектра от времени в наносекундном временном диапазоне при возбуждении чистого ксенона и Не-Аг-Хе смеси различного парциального состава электронным пучком малой длительности и получении на основе этих зависимостей экспериментальных данных о спектроскопических характеристиках уровня 5<і[3/2]і атомарного ксенона и кинетике его заселения и релаксации в этих условиях.
Научная новизна полученных результатов состоит в следующем:
Впервые измерены временные зависимости выхода спонтанного излучения с уровня 5<і[3/2]і Хе І в ИК диапазоне с разрешением менее 10 не при возбуждении чистого ксенона и Не-Аг-Хе смеси различного парциального состава.
Впервые показано, что в чистом ксеноне при возбуждении электронным пучком основными механизмами заселения и релаксации уровня
Впервые получены экспериментальные данные о постоянных времени радиационных переходов с длинами волн 1,73, 2,03 и 2,65 мкм с уровня 543/2]і Xel.
Впервые получены экспериментальные данные о полном времени жизни уровня 5
Личный вклад автора
Автор разработал метод регистрации спонтанного излучения в ИК области спектра с наносекундным временным разрешением при возбуждении газовой среды электронным пучком, принимал активное участие в проектировании и создании экспериментальных установок, а также проведении измерений. Автор выполнил основной объем работ по математической обработке результатов измерений и анализу полученных экспериментальных данных.
Положения и результаты, выносимые на защиту:
Метод измерения зависимости выхода спонтанного излучения с длинами волн 2,03 и 1,73 мкм от времени в наносекундном временном диапазоне при возбуждении газовой среды на основе ксенона электронным пучком малой длительности.
Метод измерения относительных интегральных выходов спонтанного излучения с длинами волн 1,73, 2,03 и 2,65 мкм, возникающего при возбуждении газовой среды электронным пучком.
Метод получения информации о времени жизни уровня 5<і[3/2]і Хе I из зависимости выхода спонтанного излучения от времени при возбуждении среды импульсным электронным пучком.
Метод получения информации о постоянных времени радиационных переходов с уровня 5<і[3/2]і Хе І по измеренным относительным интегральным выходам спонтанного излучения для соответствующих переходов.
Количественные значения экспериментально полученных данных (полного времени жизни уровня 5<і[3/2]і Хе І в чистом ксеноне и Не-Аг-Хе смеси, постоянных времени радиационных переходов с данного уровня при возбуждении электронным пучком).
Результаты исследования кинетики заселения и релаксации уровня 5<і[3/2]і атомарного ксенона в чистом ксеноне и Не-Аг-Хе смеси различного парциального состава при возбуждении электронным пучком наносекундной длительности.
Достоверность полученных результатов подтверждается:
использованием современных средств регистрации и методов обработки результатов;
воспроизводимостью результатов в повторных экспериментах;
контрольными и дополнительными экспериментами;
согласием полученных данных с данными других авторов, когда они имеются;
публикацией основных результатов работы в реферируемых журналах.
Публикации и апробация работы
Полученные результаты и основные положения диссертационной работы изложены в 7 печатных работах, из них 2 статьи в реферируемых журналах и 5 препринтов ФЭИ, а также докладывались на IV международной конференции «Физика лазеров с ядерной накачкой и импульсные реакторы».
Структура и объем диссертации
Механизмы заселения и релаксации лазерных уровней в чистом ксеноне
Однако, следует отметить, что поскольку ширина инициирующего разряд импульса напряжения в экспериментах [22, 23] была сравнима с ожидаемым значением времени жизни уровня 5d[3/2]\, импульс имел довольно пологий задний фронт, то полученные в таких условиях временные распределения спонтанного излучения могут быть интерпретированы неоднозначно. Т.к. авторы в работах [22, 23] не приводят исходные зависимости выхода спонтанного излучения от времени, а лишь конечные результаты обработки, это сильно затрудняет независимую оценку полученных результатов.
Создание кинетической модели работы лазера невозможно без знания времени жизни верхнего лазерного уровня. Практически все опубликованные модели ксенонового лазера при задании значения радиационного времени жизни верхнего лазерного уровня 543/2] і используют результаты, полученные в расчетно-теоретической работе [25]. В этой работе вычислены вероятности переходов (силы осцилляторов) для значительного количества уровней Кг I и Хе I. Постоянные времени радиационных переходов 5ф/2]і 6р[5/2]2, 543/2]!- 6р[3/2]і и 543/2],- 6/?[1/2]0 атомарного ксенона оказались равными 3300, 400 и 790 не. Это соответствует значению полного радиационного времени жизни состояния 543/2]і - 246 не. Расчетные значения радиационных времен жизни для нижних вр уровней составили 37, 35 и 33 не для уровней 6р[5/2]2, 6р[3/2]і и 6р[1/2]0. Поскольку излучение с вр уровней ксенона доступно для исследований с помощью фотоэлектронных умножителей, значения времен жизни этих уровней были неоднократно подтверждены экспериментально [26-29]. Отклонения от результатов расчета для 6р уровней Хе I не превысили 10%. В работе [25] также проводится сравнение с доступными на момент ее выхода экспериментальными данными. В большинстве случаев разница между расчетными и экспериментальными значениями не превысила 30%. Все это говорит о довольно хорошей точности расчета [25].
Значения постоянных времени радиационных переходов с 5d уровней Хе I до настоящего времени не были подтверждены экспериментально. Поэтому в недавно опубликованной работе [30] с помощью нескольких методов вычисления была предпринята попытка уточнить соответствующие значения для основных лазерных переходов с 5d уровней Хе I. Результаты расчетов показали, что вероятность радиационного перехода с длиной волны 1,73 мкм по крайней мере на 30% выше (3,9-105-5,8-105 с"1) полученной ранее в работе [25] величины 3,05-105 с"1. Информация о данном переходе имеет большое практическое значение, т.к. многочисленные генерационные эксперименты показали, что линия 1,73 мкм является доминирующей в Аг-Хе смеси. На ней может высвечиваться до 90% энергии генерации. Рекомендованные в [30] значения постоянных времени переходов 543/2], - 6p[5/2]2, 543/2],- 6p[3/2], и 5с/[3/2],- 6 [1/2]0 составили 2080±390, 420±35 и 620±50 не, что соответствует значению полного радиационного времени жизни уровня 5d[3/2]\ 223 не.
Несмотря на расхождения в оценке вероятности лазерного перехода на длине волны 1,73 мкм, результаты работ [25] и [30] для рассматриваемых переходов, в целом, согласуются.
Единственной экспериментальной работой, в которой с хорошей точностью измерено полное радиационное время жизни уровня 5d[3/2]\ атомарного ксенона является работа [31]. В ходе эксперимента с помощью двухфотонной методики сначала возбуждался высоколежащий уровень 4/[3/2]2, который посредством усиленной спонтанной эмиссии (ASE, суперлюминесценция) радиационно заселял уровень 543/2],. Радиационная релаксация последнего наблюдалась на резонансном переходе 5d[3/2],— 5p6]S0 в основное состояние с длиной волны 119,2 нм (см. рис. 1). Для возбуждения среды использовался перестраиваемый ультрафиолетовый стильбеновый лазер. Ширина лазерного импульса составляла —15 не, энергия в импульсе — 0,1 мДж. Экспериментальная кювета была изготовлена из нержавеющей стали и имела выходное окно из LiF для вывода УФ излучения. Кювета заполнялась чистым ксеноном с давлением 0,5-100 Торр. Возбуждающий среду лазерный импульс фокусировался в 2-3 мм от выходного окна кюветы. Требуемая длина волны выделялась с помощью вакуумного УФ монохроматора. Регистрация излучения осуществлялась с помощью солнечнослепого фотоумножителя, чувствительного в области длин волн 115-200 нм. Полное радиационное время жизни уровня 5d[3/2], определялось по широко используемой методике экстраполяцией до нулевого давления зависимости скорости распада уровня от давления ксенона.
Вспомогательные и контрольные эксперименты
При высоком временном разрешении регистрирующей системы форма импульса напряжения, пропорционального выходу люминесценции, определяется временем жизни излучающего уровня, плазмо-химическими процессами его заселения и релаксации и не зависит от величины нагрузочного сопротивления. Собственное время регистрирующей аппаратуры определялось в отдельном опыте, схема которого изображена на рис. 11. В качестве источника электрического сигнала (эталонного) использовался генератор импульсов Г5-59 с Ягвеь =\Ю Ом. Сигнал регистрировался на осциллографе Tektronix TDS 1012 (Лет=1 МОм, полоса пропускания /осц= 60 МГц, 100 МГц), работающем в том же режиме, что и при регистрации импульса люминесценции ксенона. Причем в первую очередь интерес представляет режим с полосой пропускания 100 МГц и при нагрузочном сопротивлении 50 Ом, как обеспечивающий наибольшее быстродействие. Предварительно форма выходного импульса с генератора контролировалась на быстродействующем осциллографе С1-75 (7 =50 Ом, полоса пропускания foclf=250 МГц). Импульс имел гауссову форму с шириной на полувысоте 2,5 не (см. рис. 12).
Практически любой детектор характеризуется такими параметрами, как собственное сопротивление и емкость. Кроме того, необходимо также учитывать сопротивление нагрузки и емкость коммутирующей системы. Поэтому к настоящему времени накоплен достаточно большой опыт в том, что касается учета влияния параметров системы регистрации на форму выходного сигнала. В нашем случае для сигнала U(t), регистрируемого осциллографом, справедливо следующее выражение [90]: где i(t)- ток в цепи регистрации (при регистрации излучения люминесценции- ток фотодиода, пропорциональный мощности падающего излучения), R,C- эффективное нагрузочное сопротивление и емкость соответственно. Произведение RC представляет собой собственное время системы регистрации.
Для схемы, изображенной на рис. 11, форма токового импульса i(t) должна определяться выражением (23). Подставив выражение (23) в (24), упростив и заменив т0 = RC, получим: где A - некоторая константа, Uo- смещение нулевого уровня напряжения.
Таким образом, зная параметры эталонного импульса (w), измерив форму конечного импульса (U(t)), можно подобрать значение параметра т0 таким образом, чтобы импульсы, зарегистрированные на осциллографе, наилучшим образом описывались выражением (25).
Поиск значения т0 осуществлялся методом наименьших квадратов. Обрабатывались импульсы, полученные в двух режимах работы осциллографа Tektronix TDS 1012: полоса пропускания 100 МГц и 60 МГц. Полоса пропускания 60 МГц автоматически включается на данном осциллографе при переключении на минимальное значение вертикальной развертки (2мВ). Поэтому при регистрации слабых сигналов полоса пропускания ограничена. На рис. 13 представлены зарегистрированные в двух режимах работы осциллографа TDS 1012 импульсы, нормированные по амплитуде, и их модельное описание.
Для схемы, приведенной на рис. 11, эффективное нагрузочное сопротивление составляет \/RJ =\IRHaip +1// + 1/ d гДе RHMP= 80 Ом, R,pd 90KOM - собственное сопротивление фотодиода ФД 24-03. В режиме .«,=100 МГц, RHazp=S0 Ом (И -45 Ом) полученное значение собственного времени системы регистрации составило г0=2,5±0,5 не при w=0,97±0,07 не (w в ходе расчета также варьировалось). Учитывая, что T0=RC, это соответствует емкости С 50 пФ и согласуется с паспортной емкостью фотодиода ФД 24-03 и емкостью соединительного кабеля. В режиме /осц=вО МГц, R p =45 Ом значение собственного времени системы регистрации составило r0wwl,=10±2 не, что соответствует емкости С 200 пФ.
Осциллограммы импульсов с генератора Г5-59, зарегистрированные в различных режимах работы осциллографа Tektronix TDS 1012 при включенном в схему фотодиоде ФД 24-03 и их модельное представление; 1- импульс, зарегистрированный на осциллографе С1-75 (без фотодиода), 2- импульс, зарегистрированный при полосе пропускания осциллографа /осц= 100 МГц, 3- модель импульса при /осц= 100 МГц (см. выр. (25)), 4- импульс, зарегистрированный приу ,= 60 МГц, 5- модель импульса при /оаГ 60 МГц; Щ =45 Ом На рис. 14 представлены импульсы люминесценции ксенона при полосе пропускания осциллографа 100 МГц, 60 МГц и моделирование соответствующего изменения временного разрешения системы регистрации с
Малое выходное сопротивление генератора импульсов не позволило получить значения эффективного нагрузочного сопротивления больше 100 Ом и исследовать эти режимы с генератором. Однако, зная значение эффективной емкости С, можно оценить величину то при различных сопротивлениях нагрузки. Расчетные значения тм,м собственного времени системы регистрации при полосе пропускания осциллографа 60 МГц представлены в таблице 5, исходя из С=200 пФ.
Форма импульсов, представленных на рис. 15, сильно зависит от используемого сопротивления нагрузки и, в основном, определяется параметром г "1. В этом случае постоянная времени экспоненты, аппроксимирующей задний фронт импульса, должна характеризовать величину параметра г" " . Полученные из экспериментальных импульсов постоянные времени тэксп при различных нагрузочных сопротивлениях приведены втаблице 5.
Таблица 5 Расчетные и экспериментальные значения постоянных времени системы регистрации излучения при полосе пропускания осциллографабО МГц и различных,сопротивлениях нагрузки:
Как следует из данных, представленных в таблице 5, расчетные значения временного разрешения и: значения , полученные из-экспериментальных; импульсов люминесценции, вполне удовлетворительно совпадают.
В качестве основного, детектора излучения в большинстве, случаев использовался фотодиод ФД 24-03, работающий в фотовольтаическом . режиме. Фотовольтаический режим работы фотодиода характеризуется меньшим уровнем шумов по сравнению с фотопроводящим (с напряжением смещения) режимом .; и часто применяется;при регистрации слабых световых, сигналов. Однако при; этом; нелинейность отклика детектора может быть несколько выше; чем при использовании фотопроводящего режима.
При работе в широком диапазоне мощностей излучения нелинейность: отклика фотодиода ФД 24-03 учитывать необходимо [72]. С другой стороны, в работе [73] показано, что при регистрации достаточно слабых световых потоков в узком диапазоне мощностей излучения отклонение от линейности не превышает 5 % и может не учитываться.
Условия измерений для установки, описанной в п. 3.1, отличаются от условий работы [73]. Поэтому был проведен вспомогательный эксперимент по исследованию линейности отклика фотодиода ФД 24-03 в диапазоне амплитуд импульсов, реализуемых в ходе изучения люминесценции ксенона.
Использовалась экспериментальная схема, изображенная на рис. 3 (блок «А»), с некоторыми дополнениями. В качестве источника света служил возбуждаемый электронным пучком ксенон с давлением ІТорр и 20 Торр, находящийся в кювете. Разное давление ксенона должно было обеспечить разные уровни светового потока излучения люминесценции. Излучение люминесценции ослаблялось абсорбционными светофильтрами НС-1, НС-2, НС-3, СЗС-27 и др., пропускание которых предварительно измерялось на спектрофотометре Сагу-500. Светофильтры устанавливались непосредственно перед фотодиодом. Для учета возможной нестабильности работы ускорителя использовался монитор, представляющий собой поверхностно-барьерный кремниевый фотодетектор [91], чувствительный в видимой области спектра. Амплитуда сигнала с фотодиода нормировалась на значение амплитуды с монитора. Максимальная амплитуда импульса с фотодиода ФД 24-03 составила 40 мВ. Полученная зависимость от пропускания ослабляющих светофильтров приведена на рис. 16, погрешности представляют собой среднеквадратичное отклонение среднего. Представленная на рис. 16 зависимость позволяет говорить о хорошей линейности отклика фотодиода ФД 24-03 в диапазоне до 40 мВ. Максимальное отклонение от линейной зависимости составляет 10%. Разный наклон зависимостей связан с тем, что при увеличении давления с 1 Торр до 20 Торр амплитуда сигнала с фотодиода ФД 24-03 осталась практически неизменной, а амплитуда импульса с монитора заметно упала. Это можно объяснить различным характером концентрационного тушения для исследуемых линий ксенона и линий, регистрируемых монитором.
Линейность отклика детектора излучения
Как было показано выше, при регистрации слабых сигналов временное разрешение системы регистрации излучения составляет не менее 10 не из-за ограничения полосы пропускания осциллографа. Кроме того низкий уровень сигнала заставляет использовать большое нагрузочное сопротивление, что ведет к дальнейшему ухудшению собственного времени системы регистрации. Эксперименты с монохроматором МДР-23 показали отсутствие побочного излучения вблизи исследуемых длин волн. Применение интерференционных светофильтров (рис. 3 блок «А») вместо монохроматора позволило повысить уровень сигнала с фотодиода и использовать режим работы системы регистрации излучения с лучшим временным разрешением: полоса пропускания осциллографа 100 МГц, сопротивление нагрузки ног/7-50 Ом. Далее приведены результаты экспериментов, проведенных именно в этом режиме.
Фоновый сигнал обусловлен электромагнитной помехой, возникающей при работе ускорителя. Форма фонового сигнала, в основном, представляет собой симметричные относительно нулевого уровня (U=0) осцилляции, характерные для электромагнитной помехи. Однако в начальный момент времени (время появления светового импульса) на осциллограмме фонового сигнала наблюдается пик такой же полярности, что и импульс, соответствующий излучению люминесценции, амплитудой до 5-7 мВ и длительностью, не превышающей длительность светового импульса. Появление данного импульса, по-видимому, можно объяснить регистрацией фотодиодом ФД 24-03 рентгеновского излучения, сопутствующего электронному пучку. При снятии фонового сигнала световой пучок перекрывался экраном из плотной черной бумаги, которая не может служить препятствием для рентгеновского излучения. Было также замечено, что амплитуда фонового сигнала (и осцилляции, и пика) зависит от давления ксенона в кювете: с увеличением давления амплитуда уменьшается (см. рис. 18). 0.1 торр(фон)15 торр (фон) 0.25 торр (фон) 0.5 торр (фон) 1 торр (фон)
Рис. 18 Осциллограммы фонового сигнала с фотодиода ФД 24-03 при различных давлениях ксенона; фильтр ИКС-1500,/ С)/=100 МГц, Кнагр=5$ Ом при давлении ксенона 20 Торр приведен импульс люминесценции Значительная электромагнитная помеха затрудняла регистрацию импульсов излучения люминесценции при давлениях ксенона менее 1 Торр. Зависимость амплитуды фонового сигнала от давления ксенона приведена на рис. 19. Точки на рис. 19 построены по трем экспериментальным сериям. Амплитуды нормировались на амплитуду фонового сигнала при давлении ксенона 1 Торр. Для анализа использовался один из пиков осцилляции. Из рис. 19 видно, что до давления 30-50 Торр амплитуда фоновых осцилляции уменьшается как 1/Р0 5. Одним из возможных объяснений ослабления влияния электромагнитной помехи на фотодиод с увеличением давления газа может служить экранировка этой помехи плазмой, возникающей при прохождении электронного пучка в газе.
Рис. 19 Зависимость амплитуды фонового сигнала (осцилляции) Аф с фотодиода ФД 24-03 от давления ксенона; фильтр ИКС-1500,Х«,=100 МГц, RHaep=50 Ом; 1- эксперимент, 2- аппроксимация Аф(Р) = а-Рк, где а=0,93, к=
-(0,5±0,1), Р- давление [Торр] Как показано в главе 1 в рекомбинационно неравновесной плазме, характерной для случая возбуждения электронным пучком, для концентрации электронов справедливо выражение пе Р0,5. С увеличением давления концентрация электронов увеличивается Р0 5, а амплитуда помехи уменьшается 1/Р0 5. Следовательно Аф 1/пе. Таким образом, уменьшение амплитуды фонового сигнала с ростом давления ксенона можно объяснить экранировкой электромагнитной помехи электронами образующейся плазмы.
Следует отметить, что в диапазоне давлений 70-300 Торр амплитуда осцилляции начинает расти. Причину этого явления объяснить в рамках описанной выше модели не удается.
Перейдем к рассмотрению непосредственно импульсов люминесценции ксенона. В нашем случае длительность возбуждающего среду импульса достаточно мала и составляет 2 не. Согласно исследованиям п. 3.2.3 для условий, соответствующих рис. 17, собственное время системы регистрации излучения составляет -2,5 не. Тогда, из выражения (18) следует, что задний фронт импульса люминесценции, в основном, определяется временем жизни верхнего уровня ксенона. Постоянные времени нарастания и спада импульса излучения на рис. 17 составляют около 3 и 10 не соответственно. Следовательно, можно сделать вывод, что время жизни уровня 5J[3/2]i ксенона при Р= 1 Торр не превышает 10 не. Это более чем 10 раз меньше, чем соответствующее значение, полученное в работе [31] при возбуждении уровня 5d[3/2][ лазерным импульсом.
В контрольных экспериментах, описанных в п. 3.2.2, показано отсутствие влияния тушащих примесей в исследуемой среде на результаты эксперимента. Поэтому столь значительная разница в значениях времени жизни уровня 5d[3/2]b полученных в данной работе и работе [31], не может быть обусловлена наличием тушащих примесей.
Наблюдаемый эффект можно объяснить тем, что при возбуждении ксенона электронным пучком, в отличие от возбуждения лазерным импульсом, происходит интенсивное тушение этого уровня электронами рекомбинирующей плазмы. Это подтверждает выдвинутую ранее авторами работ [16, 43] гипотезу об электронном перемешивании лазерных уровней для объяснения экспериментально наблюдаемого явления задержки импульса генерации Аг-Хе лазера при накачке электронным пучком.
На рис. 20 представлены импульсы люминесценции при других давлениях ксенона. Импульсы приведены после вычета из импульсов излучения (эффект + фон) соответствующих им при данном давлении фоновых сигналов (фон).
На рис. 21, 22 приведены результаты исследований зависимости амплитуды и ширины на половине высоты импульса люминесценции от давления ксенона. Погрешности, показанные на рис. 21, 22, получены из разброса серий измерений и характеризуют, в основном, воспроизводимость параметров импульса ускорителя электронов в различных пусках.
Из рис. 21-22 следует, что амплитуда и ширина импульса люминесценции очень слабо зависит от давления ксенона. При изменении давления от 1 Торра до 100 Торр (в 100 раз) они практически не меняются. Такое поведение амплитуды и ширины импульса на первый взгляд представляется неожиданным.
Нелинейность отклика фотодиода ФД 24-03 согласно исследованиям п. 3.2.4 не может являться причиной слабой зависимости амплитуды и ширины импульса от давления.
Зависимости, представленные на рис. 21, 22 можно объяснить с помощью следующего метода, учитывающего конечную длительность импульса ускорителя и временное разрешение системы регистрации излучения. Населенность уровня 5t/[3/2]i N(t) в процессе возбуждения и релаксации можно описать с помощью уравнения:
Экспериментальные установки и методики измерений
Схема эксперимента показана на рис. 33. Возбуждение среды производилось с помощью импульсного электронного ускорителя Радан-220. Использовалась кварцевая экспериментальная кювета с окном из BaF2 (см. рис. 4, а также п. 4.2). С помощью форвакуумного насоса, снабженного ловушкой с жидким азотом, кювету откачивали до давления 5-Ю"3 Торр и наполняли исследуемой смесью.
Для транспортировки света к детектору использовали систему линз. Требуемая длина волны выделялась с помощью светофильтра ИКС-2000, установленного перед детектором. Регистрация излучения осуществлялась с помощью фотодиода ФД 24-03, работающего в фотовольтаическом режиме на нагрузку 50 Ом. Рис. 33 Схема экспериментальной установки; 1- электронный ускоритель Радан-220, 2- кювета, 3- блок питания ускорителя, 4- короб из магнитомягкого железа, 5,6 - линзы, 7- оптический светофильтр, 8- фотодиод ФД 24-03, 9- осциллограф Tektronix TDS 1012, 10- монитор
Сигнал с детектора подавался на запоминающий осциллограф Tektronics TDS 1012, соединенный с персональным компьютером. Запуск осциллографа осуществлялся импульсом от дополнительного детектора-монитора, регистрирующего излучение кюветы в видимом диапазоне. В качестве такого детектора использовался кремниевый поверхностно-барьерный счетчик [91]. Осциллограф работал в режиме записи предыстории. Поэтому ноль времени его шкалы (момент инжекции в среду электронного пучка) определяли по началу импульса люминесценции. При этом неопределенность его идентификации была невелика и не превышала ±2 не.
Кроме основных измерений в работе был выполнен ряд контрольных экспериментов. Как показано в п. 3.1 при совместном использовании фотодиода ФД 24-03 и светофильтра ИКС-2000 система регистрации чувствительна к излучению в диапазоне длин волн 1,8-2,4 мкм (см. рис. 6). За пределами этого диапазона ее чувствительность близка к нулю. Вспомогательные измерения с использованием монохроматора МДР-23 (дифракционная решетка 300 штр/мм, детектор - фотодиод ФД 24-03) показали, что при возбуждении чистого ксенона электронным пучком детектор регистрирует лишь линию атомарного ксенона с длиной волны 2,03мкм. Излучения с другими длинами волн с заметной интенсивностью в данном диапазоне не наблюдалось (см. п. п. 3.2).
В работах [72, 76] при исследовании с помощью монохроматора МДР-23 спектрального состава излучения люминесценции Не-Аг-Хе (550:187:1) смеси, возникающего при возбуждении электронным пучком, в области длин волн 1,5-2,4 мкм линий Неї и АгІ нами обнаружено не было.
Что касается исследований на установке, изображенной на рис. 33, то здесь в Не-Аг-Хе смеси в диапазоне 1,8-2,4 мкм, кроме изучаемой линии Xel, наблюдалось несколько линий Неї и АгІ, хотя и с существенно меньшей, чем у Xel, но с заметной интенсивностью. Для учета этого обстоятельства каждая серия основных измерений (с определенным парциальным составом смеси) сопровождалась измерением фона, т.е. регистрацией импульса излучения среды с тем же составом Не и Аг, но не содержащей ксенона. Затем этот импульс вычитался из основного при обработке данных. Влияние фона иллюстрирует рис. 34, на котором показаны импульсы, полученные в измерениях "эффект + фон" и "фон", для Не-Аг-Хе смеси с парциальным составом 550, 187 и 1 Торр соответственно. При уменьшении давления смеси влияние фонового излучения растет. В отдельных случаях вклад фонового излучения достигает 50%. Наблюдаемые на импульсах рис. 34 мелкомасштабные осцилляции являются следствием электромагнитных помех, возникающих при срабатывании ускорителя. зо
Импульсы люминесценции среды при возбуждении электронным пучком для различных парциальных составов; 1 - (эффект + фон) Не-550 Торр, Аг- 187Торр, Хе - 1 Торр, 2- (фон) Не - 550 Торр, Аг -ШТорр
Из рис. 34 следует, что при исследовании смеси приведенного состава с использованием монохроматора, как это было сделано в работах [72, 76], когда уровень сигнала значительно падает, импульс, соответствующий фоновому излучению, будет практически не отделим от электромагнитных помех. Это объясняет, почему в работах [72, 76] фоновое излучение Неї и АгІ нами не было зарегистрировано.
Отклонение отклика спектрометра от линейности в рабочем диапазоне амплитуд импульсов 0,5 - 40 мВ не превышали ±10% (см. п. 3.2.4).
Стабильность работы спектрометра определялась, в основном, воспроизводимостью амплитуды тока ускорителя в разных пусках. Исследования показали, что разброс этого параметра соответствует случайному распределению с шириной на половине высоты, не превышающей 30%.
Временное разрешение системы было подробно изучено ранее (см. п. 3.2.3). Поскольку в данной работе использована аналогичная методика измерений и практически та же экспериментальная установка (за исключением тракта наполнения кюветы газом), то для постоянной времени разрешения спектрометра было принято полученное в п. 3.2.3 значение, равное 6 не.
Следующий важный вопрос, который обычно возникает при работе с газами, это вопрос о посторонних тушащих примесях. В данной работе использовались газы высокой чистоты (Не - 99,9999%, Аг - 99,998%, Хе -99,999%). Что касается возможного выделения тушащих газовых примесей стенками кюветы и подводящих коммуникаций, то этот эффект подробно изучался в п. 3.2.2 и было показано, что его влиянием можно пренебречь. Тем не менее, при проведении измерений каждый раз для очередного изменения парциального состава газа производилось вакуумирование системы и наполнение свежей смесью.
