Содержание к диссертации
Введение
Глава 1. Обзор литературы по экспериментальному определению атомных констант спектральных линий аргона и азота 10
1.1 Данные по атомным константам спектральных линий аргона 10
1.2 Данные по атомным константам спектральных линий азота 21
1.3 Обзор компилятивных источников по атомным константам спектральных линий аргона азота 26
Выводы по главе 1 .28
Глава 2. Установка для исследования сильноионизоаннои плазмы аргона и азота. Обзор полученных экспериментальных спектров излучения .29
2.1 Описание исследуемых плазмотронов с расширяющимся каналом-анодом 30
2.2 Система автоматизированной регистрации спектров 34
2.3 Система скоростной визуализации плазменного шнура 40
2.4 Спектры излучения плазмы Ar и N2 в различных областях плазменной струи 42
2.4.1 Спектры излучения плазмы аргона 42
2.4.2 Спектры излучения плазмы азота 46
2.4.3. Общие свойства и особенности спектров излучения аргона и азота 50
Выводы по главе 2 51
Глава 3. Анализ состояния исследуемой плазмы 52
3.1 Термодинамическое состояние 52
3.2 Квазистационарность плазмы 56
3.3 Баланс энергии электронов 57
3.4 Анализ механизмов уширения спектральных линий 62
3.5 Равновесный состав плазмы аргона и азота 72
3.5.1. Состав плазмы аргона 72
3.5.2. Состав плазмы азота 74
Выводы по главе 3 76
Глава 4. Система обработки спектров излучения сильноионизованной плазмы 77
4.1 Структура системы обработки спектрометрической информации 77
4.2 Обработка экспериментальных спектров 79
4.3 Алгоритмы анализа контуров спектральных линий 82
4.4 Преобразование Абеля хордовых распределений интенсивностей к радиальным 92
Выводы по главе 4 95
Глава 5. Методы определения параметров электронной компоненты 97
5.1 Концентрация электронов 98
5.2 Анализ энергетического распределения возбужденных частиц. Определение электронной температуры 101
5.3 Методы экспресс-диагностики. Анализ результатов определения параметров электронной компоненты 113
5.4 Связь между локальными параметрами плазмы и излучением 116
Выводы по главе 5 119
Глава 6. Использование излучения из прикатоднои области дуги для определения атомных констант спектральных линий аргона и азота. Некоторые результаты 120
6.1 Анализ стабильности и воспроизводимости свойств плазмы в прикатоднои области положительного столба дуги 121
6.2 Определение атомных констант спектральных линий аргона и азота 125
6.2.1 Константы штарковского уширения спектральных линий 126
6.2.2 Вероятности переходов спектральных линий 129
6.2.3 Анализ результатов определения атомных констант спектральных линий аргона и азота 134
Выводы по главе 6 137
Заключение 138
Литература 141
Приложение 148
- Данные по атомным константам спектральных линий аргона
- Термодинамическое состояние
- Концентрация электронов
- Анализ результатов определения атомных констант спектральных линий аргона и азота
Данные по атомным константам спектральных линий аргона
Последним на момент написания данной работы источником, посвященным вероятностям переходов для линий аргона, является [4]. В этой работе экспериментально получены вероятности переходов для восьми линий двукратного и семнадцати линий трехкратного ионов аргона. В качестве источника плазмы использовалась импульсная дуга низкого давления, поджигаемая в кварцевой разрядной трубке с внутренним диаметром 5 мм и эффективной длиной 7,2 см. Рабочим газом в работе являлась смесь аргона и гелия (72% и 28%, соответственно). Выбранные давление (130 Па) и расход газа (6 мл/мин) позволили авторам свести к минимуму эффект самопоглощения исследованных линий. Спектроскопические измерения проводились из торцевого окна спектрографом Zeiss PGS-2 с линейной дисперсией 0,73 нм/мм. Величина аппаратной полуширины определена авторами равной 0,008 нм, что является достаточным для корректной регистрации узких линий АгШ и ArlV. Зарегистрированные линии описывались фойгтовским профилем. Проиллюстрированные в работе участки спектров с исследованными линиями демонстрируют изолированность последних и незначительность интенсивности континуума. Температура электронов в работе определялась из больцмановского распределения заселенностей возбужденных состояний семи линий АгШ в интервале энергий равном 8,32 эВ с относительной погрешностью, определенной авторами как 9%. Концентрация электронов определялась как с помощью метода лазерной интерферометрии (He-Ne лазер, 632,8 нм) с погрешностью 7%, так и по штарковской составляющей полуширины линии Hell 468,57 нм (погрешность авторами не указывается). Полученные таким образом параметры изменялись в течении разряда (70 мкс) в следующих пределах (зависимость в графическом виде можно найти в [4]): Ге=(4-0,5)-104К; ие=(1,4-1)-1017см-3 Оценки, проведенные авторами, подтвердили наличие в плазме локального термодинамического равновесия (ЛТР) [2] на протяжении практически всего времени разряда. Это позволило авторам применить метод относительных интенсивностеи линий, принадлежащих одному мультиплету, для определения вероятностей переходов. Наблюдение за этими отношениями для исследованных линий, которые в течение времени разряда не сильно изменялись, и привело авторов к выводу об отсутствии самопоглощения.
Исходные данные по вероятностям переходов для шести линий двукратного и десяти линий трехкратного ионов были заимствованы авторами из [24, 28], где они даются с погрешностями 50 и выше процентов. Погрешность же рекомендуемых в работе значений вероятностей переходов находится в диапазоне 10- 20 %, причем средние значения большинства исследованных линий двукратного иона совпадают с исходными. Методы оценки погрешностей авторы не приводят. Необъясненной осталась методика отбора линий АгШ для определения температуры: в источниках [24, 28] представлены данные для шести линий, авторы исследуют и рекомендуют данные по вероятностям переходов для восьми линий, а для определения температуры были выбраны семь линий. Причем исключена линия, вероятность перехода для которой авторы рекомендуют с малой погрешностью 10%.
Работа [10] посвящена экспериментальному определению констант штарковского уширения для большого (более 125) числа линий однократно ионизованного аргона в диапазоне длин волн от 360 до 750 нм. Источником плазмы в работе является цилиндрическая лампа импульсного разряда длиной 155 мм и внутренним диаметром 20 мм. В качестве рабочих газов в работе использованы 4 смеси аргона и гелия (с различной долей аргона) и чистый аргон с суммарным давлением от 300 до 5000 Па. Время эмиссии плазмы не превышало для всех экспериментов 300 мкс. Спектры регистрировались спектрографом Jobin-Yvon с фокусным расстоянием 1,5 м и решеткой 1200 штр/мм. Для определения концентрации электронов был использован интерферометр Twyan-Green. Спектроскопические и интерференционные измерения проводились через два торцевых окна лампы на расстоянии 2 мм от цилиндрической оси. Отсутствие реабсорбции излучения контролировалось авторами путем сравнения спектров излучения, получаемых с зеркалом установленным в противоположном от спектрографа окне на его оптической оси, и без него. Только для нескольких линий это различие было существенным, что привело авторов к исключению последних из дальнейшего рассмотрения.
Температура электронов определялась по наклону больцмановской прямой, проводимой через заселенности возбужденных состояний иона аргона. Авторы не указывают, какие линии и вероятности переходов были при этом использованы. Погрешность определяемой таким образом температуры электронов оценивается авторами в 10 %. Концентрация электронов определялась из интерферометрических измерений, а в случае чистого аргона еще и по штарковской полуширине линии На примеси водорода. Приводимые авторами графики эволюции во времени концентраций электронов, определяемых этими двумя независимыми методами, демонстрируют хорошее согласие извлекаемых значений последних. Погрешность определения концентрации электронов в экспериментах с различными рабочими газами определена авторами сверху как 10 %. Диапазон концентраций и температур электронов в случае использования чистого аргона (большинство констант уширения получены авторами именно в этом режиме) определяется авторами как ие=(0,43-0,93)-1017см-3; Ге=(1,84ч-2,65 104К.
Неоднозначно в работе представлена процедура описания экспериментальных контуров. В начале описания методов обработки спектроскопических данных авторы указывают на применение в качестве модельного ассиметричного лоренцевского контура. С этих позиций, со ссылкой на более раннюю работу [33], кратко описывается алгоритм оптимизации параметров модельного контура. Далее, после обсуждения механизмов аппаратного и доплеровского уширения (без численных оценок), авторы отмечают, что величины штарковского уширения получены в работе из фойгтовского контура. Обратившись к работам [33, 11], мы приходим к выводу об учете авторами гауссовской составляющей контуров линий лишь в качестве поправок к определяемым из ассиметричных лоренцевских контуров полуширинам линий. Анализ последней работы [6] того же авторского коллектива, посвященной вероятностям переходов в ионизованном азоте, лишь подтверждает этот факт. Если в работах [6, 11] такое допущение может быть оправдано (извлекаемой из контура информацией в этом случае является интеграл), то в работе рекомендующей константы штарковского уширения это кажется необоснованным.
Анализ зависимости констант штарковского уширения от температуры проводился на примере линии Aril 480,6 нм. Кроме собственных данных, авторами использованы данные 11 литературных источников. В результате в диапазоне температур 10000-30000 К авторам не удалось выявить такой зависимости. Авторы объясняют это значительной погрешностью констант уширения и узостью температурного интервала.
Для оценки погрешностей рекомендуемых констант уширения авторами использована следующая методика. Для каждой линии проводилась аппроксимация зависимости штарковской составляющей полуширины от концентрации электронов зависимостью SAs=A+B-ne. Относительная погрешность в процентах определяется в работе как 0,5-(A+o(A))-l00/SXs, где о(А)- статистическая погрешность определения коэффициента А. При этом коэффициент А выступает критерием качества линейной зависимости штарковской составляющей полуширины от концентрации электронов (отметим, что согласно ударной теории уширения [3] А 0).
Авторами проведено сравнение полученных данных по константам уширения с литературными источниками. Странным является факт отсутствия сравнения с известными обзорами данных [23, 26], причем эти работы включены авторами в библиографию.
Термодинамическое состояние
Наиболее простой моделью описания состояния плазмы является термодинамическое равновесие (ТР). Такое состояние реализуется, например, в случае нахождения плазмы в полости, стенки которой имеют одинаковую и постоянную температуру. Плазма в таком состоянии полностью описывается несколькими параметрами, например, температурой и давлением. При этом распределение частиц по скоростям зависит от температуры и подчиняется закону Максвелла где 6n(v)- число частиц в единице объема, имеющих скорость в интервале v-(v+dv), п - концентрация частиц, т - масса частиц данного сорта, Т -температура в энергетических единицах.
В состоянии равновесия соотношение концентраций частиц с энергиями Ek и Ei, отсчитанными от основного состояния, должно определяться формулой Больцмана где gkttgi— статистические веса.
Населенность уровня к выражается через полную концентрацию атомов где Sa = gk ехр(-Ек IT)- статистическая сумма атома.
В свою очередь, соотношения между концентрациями компонент в плазме даются формулами Саха. В случае четырехкомпонентной плазмы они записываются как где я+,1+и п++ ,Ъ++ концентрации и статистические суммы иона и двукратного иона, соответственно, Е и Е} энергии ионизации атома и иона, соответственно (размерность концентраций - см"3, температуры и энергии -эВ).
Поле излучения в состоянии ТР зависит только от температуры (и, строго говоря, от показателя преломления п). Интенсивность равновесного поля излучения дается формулой Планка
Однако состояние термодинамического равновесия редко реализуется в лабораторных условиях (и исследуемая плазма не является исключением). Незамкнутость плазменных объемов, прозрачность плазмы для выхода излучения приводят к отклонениям от состояния ТР. Если при этом линейные размеры плазмы достаточно велики, а процессы, приводящие к установлению равновесия, интенсивны, то равновесие может сохраняться локально. Это означает, что температура зависит от пространственного расположения данного элементарного объема, Т=Т(г). Такое состояние получило название локального термодинамического равновесия (ЛТР) [2]. При ЛТР все функции распределения, за исключением функции распределения лучистой энергии, являются больцмановскими: температура Т в распределении Максвелла по скоростям равна Г в формуле Больцмана и равна Г в формуле Саха. Но при этой температуре
Следовательно, температуру, входящую в соотношения (3.1)-(3.5) нельзя считать температурой плазмы. Для этих целей вводится температура электронов Те, которая и будет далее фигурировать в функциях распределения.
Состоянием, еще более отличающимся от ТР, является состояние частичного локального термодинамического равновесия (ЧЛТР). При таком состоянии выход излучения (и/или диффузия частиц) из плазменного объема значителен и столкновительные процессы, приводящие к равновесию, преобладают над радиационными лишь начиная с некоторого уровня к. Именно начиная с этого номера, уровни будут находиться в относительном равновесии между собой и электронами и для них будут справедливы соотношения (3.1)-(3.5) с электронной температурой.
Большинство методов спектральной диагностики плазмы существенным образом предполагает наличие локального или, во всяком случае, частичного локального термодинамического равновесия [1, 2]. Выясним, в какой степени эти допущения применимы к исследуемой плазме.
Основными факторами, способными в принципе нарушить равновесность рассматриваемой плазмы, являются выход излучения и диффузионный вынос заряженных частиц за пределы плазменного объема, а также отклонение распределения свободных электронов от максвелловского. Воспользуемся для их количественной оценки критериями, полученными в [46].
Влиянием выхода излучения на населенности щ возбужденных состояний ионов (концентрации атомов примерно на два порядка меньше) можно пренебречь при условии где Zk,k-i - эффективная частота одноквантового столкновительного перехода с уровня к, Акт - вероятность радиационного перехода к-ш изолированного атома, в - вероятность вылета испускаемого фотона за пределы плазмы [46]. Резонансные переходы в Aril, АгШ и N11, N III при реализуемых в настоящем эксперименте поперечных размерах плазменного шнура (2R 5 мм) сильно реабсорбированы (#«1) и неравенство (3.7) при ne 10 см " выполняется с большим запасом. С увеличением к значения zk,k-i быстро нарастают и уже при к 2 превосходят для рассматриваемых ионов величину 109с 1. В результате даже при наличии не реабсорбированных радиационных переходов между возбужденными состояниями (# 1) а« 1. Строго говоря, вместо (3.7) следовало бы использовать несколько более сложный критерий [46]. Однако в данном случае это уточнение оказывается несущественным. Выполняются одновременно также и неравенства что позволяет не учитывать нарушение равновесности плазмы вследствие диффузии заряженных частиц. Здесь /?- константа ионизации, пк- концентрация ИОНОВ В к-ОМ СОСТОЯНИИ (к=1 СООТВеТСТВуеТ ОСНОВНОМУ СОСТОЯНИЮ), Td характерное время диффузии. Например, при R « 2.5мм и пе П] 10 см" имеем PnjTd»l(f . Первое неравенство в (3.8) обеспечивает поддержание ионизационного равновесия, второе указывает на отсутствие влияния диффузии на распределение ионов по возбужденным состояниям.
Отклонение распределения свободных электронов от максвелловского вызвано в первую очередь их неупругими столкновениями с ионами в основном состоянии. Отклонением можно, однако, пренебречь при условии [46] где X - обычный кулоновский логарифм для свободных электронов, A j -кулоновский логарифм для связанных состояний. Полагая п\ пе, Те 2 эВ, /у -12 20-30 эВ, А 10 и, в соответствии с [46], Л/ 2-10 ", имеем с 10 3. Таким образом, даже в далеком «хвосте» функции распределения электроны максвелл изованы. Отметим, что по этой же причине при проверке критериев (3.7), (3.8) использовались значения zkM/, усредненные по равновесному распределению электронов.
Сказанное позволяет с достаточным основанием считать распределение ионов по возбужденным состояниям больцмановским с температурой Те, а значения пе и Те связанными уравнением Саха. Тем самым оказываются применимыми многие методы спектральной диагностики, развитые для равновесных плазм [1-2].
Отличительной особенностью генерируемых плазм аргона и азота является также их изотермичность (АТ/Те 2% , см. ниже). Это обусловлено высокой ( 1017см"3) концентрацией электронов и большой ( 108 с"1) эффективной частотой квазиупругого обмена энергией при электрон-ионных соударениях.
Концентрация электронов
Богатое спектральными линиями излучение плазмы Аг и N2, особенно в области джоулева энерговыделения (см. рисунки главы 2), а также известные константы квадратичного Штарк -эффекта для атомов, одно- и двукратно заряженных ионов аргона и азота в исследуемой области параметров плазмы обеспечивают нам возможность высокоточного измерения концентрации электронов. (Отметим еще возможность определения концентрации электронов по штарковскому сдвигу спектральных линий, однако этот метод требует прецизионной точности определения положения линии, которая в наших экспериментах достигается редко.)
Действительно, в области температур Т =8-30 кК и концентраций электронов 101б-2-1017см"3 штарковское уширение линий атомов и ионов Аг и N, излучающих в УФ- и видимом диапазоне длин волн, хорошо описывается ударным приближением [3, 30], которое использовано в главе 3 при рассмотрении механизмов уширения спектральных линий. Следовательно, задача определения концентрации электронов сводится к установлению лоренцевской (штарковской) 8Хзксп=5Хіксп составляющей линии со смешанным контуром, для которой известна константа квадратичного Штарк- эффекта. Для иллюстрации этого вернемся к формуле (3.26), преобразовав ее в удобном для дальнейших расчетов виде: где ast =H,4X2QCI 3VV3/2%с- приведенная константа штарковского уширения. Константа as, извлекается из литературных данных [10, 14, 23, 25, 26] как astma6=8Xsma6/nema6. Строго говоря, эта константа зависит от температуры. Эта зависимость для различных излучателей многократно исследовалась. Приводимые в ряде работ [5, 7-Ю, 14, 17, 22, 23, 25] иллюстрации таких зависимостей, рассчитанных по более сложным, чем (3.26) формулам, однозначно указывают на незначительное снижение (порядка нескольких процентов) ast в диапазоне температур от 25 до 50 кК и на заметный рост при уменьшении температур до 5 кК. Наносимые на такие графические зависимости результаты экспериментов разных авторов не всегда коррелируют с расчетом. Однозначного решения на сегодняшний момент эта проблема не имеет. Однако, исходя из вышесказанного, целесообразно для получения значений концентраций электронов использовать данные, полученные при близкой к ожидаемой температуре, или, во всяком случае, превышающей ее не более чем на 5 - 15 кК. В случае линий однократных и двукратных ионов это возможно - данные по ast для аргона [10,14] и для азота [23] получены при близких к ожидаемым температурах. В случае же атомных линий аргона и азота доступные нам данные [25, 23] получены при температурах, не превышающих 13 кК. Это обстоятельство определяет использование для получения концентраций электронов в прикатодной области дуги линий однократных и двукратных ионов. Однако в плазме, находящейся ниже по потоку, для этих целей могут быть использованы атомные линии. Особенно это актуально в зоне релаксации (Z=74 мм), где температура не превышает 10 кК и, в то же время, атомные линии в ближнем ИК-диапазоне являются единственным источником информации о концентрации электронов.
Оценим погрешность определения концентрации электронов описанным способом при использовании N линий с известными константами ast. Будем считать, что значения концентраций электронов, получаемые для каждой из этого набора линий являются независимыми, т.е. производится N измерений искомой величины пэекс". Наиболее вероятное значение последней определяется как среднее арифметическое из набора (5.2) [67-69]: Для проведения априорной оценки погрешности определения этой величины зададимся максимальными значениями относительных погрешностей величин, входящих в (5.2) - є(а )и є(8А?д7))- Для оценки максимального значения последней использовались модельные спектры, состоящие из расчетных фойгтовских линий с заданными параметрами, на которые был наложен случайный «шум». Эти спектры обрабатывались разработанной программой (см. гл. 4) и извлекаемые параметры линий сравнивались с заданными. Эти различия, в основном, не превышали 20% даже для сильно «зашумленных» и переналоженных линий. Тогда максимальная относительная погрешность определения концентрации электронов запишется как
Здесь є(а аб)тах- максимальная относительная погрешность приведенных констант штарковского уширения по литературным данным.
В случае определения концентрации электронов плазмы азота в прикатодной области в нашем распоряжении имеются 33 линии с константами ast [23, 26](работа [26] является продолжением и дополнением работы [23]), известными с погрешностью, не превышающей 50 %. Максимальная погрешность при этом составит
Для аргона ситуация с литературными данными по as{ более благоприятна -благодаря работам [10, 14] количество зарегистрированных линий с известными константами а5/ существенно больше и достигает 107 ([10]) и 120 ([14]) в случае обработки спектров излучения из прикатодной области дуги. Кроме того, погрешности этих констант не превышают 30%. Тогда
Таким образом, обработка большого числа линий позволяет извлекать значение концентрации электронов с погрешностью, намного меньшей погрешности данных по константам штарковского уширения линий. Отметим, что проведенные выше оценки завышают значения погрешностей из-за неучета погрешностей є(а )и є(5А?ц ) для конкретных линий, которые могут быть меньше приведенных максимальных. Так, реальные погрешности, определяемые из фактического разброса значений концентраций электронов пе(і) меньше указанных выше. Например, при параметрах эксперимента G=l,5 г/с; 7=400 A; Dex=A мм; Z=4 мм эти погрешности составляют примерно по 3 % в аргоне (с учетом разброса в значениях пе, полученных с использованием данных по а5/ работ [10] и [14]) и 7% в азоте.
Анализ результатов определения атомных констант спектральных линий аргона и азота
Выше были описаны методы получения приведенных констант штарковского уширения ast и вероятностей переходов А на основе нашего экспериментального материала с использованием литературных данных по этим константам. В случае линий Arl, АгШ, N1, NIII в нашем распоряжении имеются по одному литературному источнику данных по ast и А [23] (как продолжение и дополнение [25, 26]) и [24], соответственно; в случае констант ast для линий N1 - [25], а в случае констант ast для линий N11 нам также доступен только один источник - компиляции NIST [23,26]. Отметим, что в настоящей работе мы не приводим собственных данных по вероятностям переходов атомов, а штарковские константы для последних не участвуют в определении концентрации электронов (обсуждение этих вопросов может быть найдено выше). Таким образом, на основе наших экспериментов и приведенных выше источников мы можем получить по одному значению констант штарковского уширения спектральных линий Arl, АгШ, N1, Nil, NIII и вероятности переходов линий АгШ, NIII.
Ситуация с определением атомных констант линий АгП и N11 (в случае Акі) не столь однозначна - благодаря работам [10, 14, 11, 13, 24, 6] мы имеем возможность определения констант ast для АгП на основе данных двух источников [10, 14]; вероятностей переходов для АгП - на основе трех источников [11, 13, 24], а для линий N11 - на основе двух источников [6, 24].
Важным свойством применяемых методов определения атомных констант, базирующихся на большом объеме экспериментального материала, является незначительность разброса значений рекомендуемых нами констант, полученных на основе различных литературных данных по ast и Акі. При этом последние для конкретной линии могут различаться на многие десятки (а иногда и на сотни) процентов. Это косвенно свидетельствует о незначительной чувствительности к погрешностям литературных данных рекомендуемых нами констант ast и А достигаемой благодаря большому количеству зарегистрированных в экспериментах линий, участвующих в статистической обработке.
В качестве рекомендуемых значений атомных констант полученных на основе различных источников может быть использовано средневзвешенные значения [69] с учетом погрешностей, определенных выше. Определяя таким образом рекомендуемые нами атомные константы, продемонстрируем на примере нескольких линий иона аргона указанную выше нечувствительность последних к погрешностям литературных данных (см. таблицу 6.1).
Интересно отметить, что погрешности рекомендуемых в работах [10, 14, 11, 13] констант указанных в таблице 6.1 линий оцениваются их авторами в пределах 5-15%. В работе [24] эти оценки менее оптимистичны, и погрешности указаны в пределах 30-50%. Таким образом, данные разных авторов по атомным константам даже для наиболее изученного в этом отношении аргона не всегда коррелируют между собой и нуждаются в корректировке. Такая корректировка может быть проведена описанными выше методами. Эти методы позволяют нам рекомендовать значения ряда атомных констант, ранее не исследованных в цитируемых работах. Особенно важны эти рекомендации для менее изученных приведенных констант штарковского уширения линий азота.
Результаты корректировки и рекомендуемые значения атомных констант для линий атомов, ионов и двукратных ионов аргона и азота мы помещаем в Приложении к настоящей работы. Приведем здесь лишь статистику полученных данных (см. таблицу 6.2).
Как видно из таблицы 6.2, новые данные получены в основном для констант штарковского уширения линий аргона и азота. Кроме того, значительное количество ранее неизвестных данных по вероятностям переходов получено для иона аргона (в основном в УФ- диапазоне). Однако, как показано выше, корректировка данных по вероятностям переходов так же актуальна, как и получение новых данных, особенно с учетом того, что число исследованных нами линий существенно превосходит их число в анализируемых экспериментальных работах [6, 11, 13]. Кроме того, получены значения приведенных констант штарковского уширения линий атомов аргона и азота в неизученной ранее [23, 25] области температур 20-30 кК. При этом наши данные по ast для линий атомов ниже значений, рекомендуемых в [23, 25] и полученных при температурах около 13 кК.
