Популярное

Мифы о звукоизоляции



Как построить дом из пеноблоков



Как построить лестницы на садовом участке



Подбираем краску для ремонта



Каркасные дома из дерева


Главная » Непрерывный эксиплексный источник

1 2

НЕПРЕРЫВНЫЙ ЭКСИПЛЕКСНЫЙ ИСТОЧНИК СПОНТАННОГО УФ-ИЗЛУЧЕНИЯ НА ОСНОВЕ ДИНАМИЧЕСКОГО СМЕШЕНИЯ ПЛАЗМЕННОЙ СТРУИ КСЕНОНА С ГАЗОМ SF6

Костенко О.Ф.(frolov1@orc.ru)

Центральный Научно-Исследовательский Институт Машиностроения

Введение

Активные среды на основе галогенидов инертных газов исследуются не только при разработке мощных эксиплексных лазеров, но и при создании новых эффективных источников спонтанного узкополосного УФ-излучения. Возможность технологических применений ламповых эксиплексных источников определяется их мощностью, КПД, спектральной яркостью, диапазоном параметров среды и накачки, особенностями конструкции.

Открытым остаётся вопрос о возможности достижения порога лазерной генерации на переходах эксиплексных молекул в непрерывном режиме.

Непрерывное излучение эксиплексных молекул наблюдалось при вводе галогенидных молекул в плазменную струю инертных газов, источником которой служил плазмотрон постоянного тока [12, 22] или магнитоплазмодинамический ускоритель (МПДУ) [26], однако мощность, спектральная яркость и коэффициент усиления УФ-излучения не исследовались, о реакциях образования эксиплексных молекул сделаны отдельные предположения. Вместе с тем, при достижении КПД ~1% с удельным энерговкладом -100 Вт/см в разряд МПДУ возможно создание непрерывного эксиплексного источника УФ-излучения со средней мощностью, на порядок превышающей полученную в разрядах [1-4], и с размером излучающей области, определяемом диаметром плазменной струи -5-10 см.

В настоящей работе рассмотрено влияние кинетических и газодинамических процессов на УФ-излучение эксиплексных молекул при смешении сильноионизованной плазменной струи ксенона с газом SF6. С использованием нового способа накачки получена высокая средняя мощность флюоресценции XeF(B->X) 830 Вт.

Выбор галогеноносителя и реакции образования эксиплексных молекул в сильноиони-зованной струе инертного газа низкой плотности

В эксиплексных лампах наибольшие средние мощности спонтанного УФ-излучения 25-65 Вт и высокие КПД достигаются в микроволновом [1, 2], тлеющем [3] и импульсно-периодическом продольном [4] разрядах при низком давлении активной среды p<50 Торр, когда основным каналом образования эксиплексных молекул является бинарная гарпунная реакция. В качестве галогеносодержащих молекул, которые вступают в гарпунную реакцию с

10 3

большой константой скорости kg~7-10~ см /с при соотношении ветвей распада ~1 [5], используются газы F2 и Cl2. Эти галогены применялись и для динамического смешения с возбуждаемой в разряде сверхзвуковой струей инертного газа [6-8], при котором в условиях ре-комбинационной неравновесности плазмы основным механизмом заселения эксиплексных состояний также являлась протекающая по метастабильному каналу гарпунная реакция.

На расстоянии L>9 см от среза анода магнитоплазмодинамического ускорителя (МПДУ) ионизационно-неравновесная плазменная струя ксенона является сильноионизован-ной с малым содержанием двукратных ионов [9]. Константа скорости диссоциативного прилипания электронов при их температуре Ге~1 эВ £а~30-10-10 и 2-10-10 см3/с для F2 и Cl2, соответственно, [ 10] одного порядка с kg, однако концентрация возбужденных атомов ксенона N



значительно меньше концентрации электронов ne (N*/ne~10~5 из уравнения Саха-Больцмана [11]). Поэтому молекулы галогена в этих условиях расходуются преимущественно на образование отрицательных ионов, а не эксиплексов. Следовательно, важную роль имеет выбор галогеноносителя и реакции, приводящей к образованию эксиплексных молекул.

Непрерывное излучение ArF(B-X и KrF(B-X впервые наблюдалось при вдуве смеси метана и SF6 в плазменные струи аргона или криптона, источником которых служил плазмотрон постоянного тока [1 2]. При этом считалось, что эксиплексные молекулы образуются в гарпунной реакции метастабильных атомов инертного газа Rg( P2;0) c SF6

Rg) + = RgF* + SF5. (1)

Однако известно, что вероятность образования эксиплексных молекул в реакции (1) c Rg=Ar, Kr, Xe пренебрежимо мала [13, 14], а основным продуктом является возбужденная молекула SF6 , которая предиссоциирует или диссоциирует на фрагменты. Экспериментальные полные сечения реакции

Rg) + = Rg + SF/ - products (2)

близки к значениям, получаемым по теории её протекания через промежуточный ион-молекулярный комплекс [Rg+SF6-] [15, 16]. Распад этого долгоживущего комплекса по каналу (2) связывается с большим числом потенциалов V(SF6 ), пересекающих потенциал V(Rg , SF6-).

Сильное излучение XeF(B-X) и XeF(D-X) наблюдалось в смеси Xe/SF6 в разряде низкого давления 0,1-0,7 Торр [17]. На основе исследования спектров и временной динамики интенсивности излучения был сделан вывод, что доминирующим механизмом образования эксиплексных молекул является реакция SF6 с возбужденными состояниями атома

** 3

Xe (5d, 7s, 7p и т. д.), лежащими на 2-3 эВ выше Xe( P2)

Xe** + SF6 = XeF* + SF5. (3)

При этом бинарные реакции диссоциативной рекомбинации с участием ионов RF-= SF6-, SF5-, которые образуются в результате прилипания электронов к молекуле SF6 [18],

Xe+ + RF- = XeF* + R (4)

считались не имеющими значения на том основании, что они, как и гарпунная реакция, должны протекать через предиссоциирующий комплекс [Rg+RF-]. Однако отмечалось, что на основании реакции (3) трудно объяснить большую интенсивность излучения XeF(B-X), так

как только 9-17% состояний Xe могли приводить к образованию эксиплексных молекул. Кроме того, реакция (3) также идет через промежуточный ион-молекулярный комплекс,

лишь с тем отличием от реакции (2), что атом ксенона Xe** имеет энергию большую, чем Xe( P2). Этот фактор действительно может повышать вероятность канала (3), поскольку, согласно формуле Ландау-Зинера [19], вероятность системе [Rg+RF-] остаться на ионном тер*

ме при прохождении точки псевдопересечения с термом [Rg SF6 ] p=exp(-S) повышается с увеличением потенциальной энергии, а, следовательно, и относительной скорости столкновения частиц vr, так как S~vr~l. Отметим, однако, что вступающие в реакцию (4) ионы Xe+ и SF6- имеют энергию большую, чем реагенты (3), следовательно, вероятность канала (4) должна быть ещё больше.

При накачке электронным пучком смеси газов Kr/SF6 были выделены во времени быстрый, длившийся в течение импульса накачки, и более медленный, зависящий от полной энергии электронного пучка, процессы излучения KrF(B-X). Первый из них был приписан

аналогичной (3) реакции SF6 с возбужденными состояниями атома Kr**, лежащими на 1 ,5-2

эВ выше уровня Kr(3P2) [20], а второй - реакции диссоциативной рекомбинации ионов Kr+, аналогичной (4) [21 ]. При добавлении ксенона в смесь Kr/SF6 дополнительно появлялось излучение XeF(B-X) за счет реакции (4), причем ионы ксенона возникали в результате перезарядки ионов криптона Kr++Xe=Xe++Kr.



Исследование спектральных и электрических характеристик непрерывной плазменной струи на смесях инертных газов с SF6, источником которой служил плазмотрон постоянного тока, подтвердили предположение о рекомбинационном механизме образования эксиплекс-ных молекул XeF и KrF [22].

Методом проточного послесвечения было доказано [1 5], что эксиплексные молекулы ArF , KrF и XeF действительно образуются в реакции диссоциативной рекомбинации ионов инертного газа Rg+ (Rg=Ar, Kr, Xe) с молекулярным ионом SF6-

Rg+ + SF6-= RgF (B, C, D) + SF5, * (5)

причем ионы в основном состоянии Rg+3/2 приводят к образованию RgF (B, C), а в возбужденном метастабильном состоянии Rg+1/2 - RgF(D) и 5-6% RgF(B) [23]. Отмечалось, что реакция (5) должна играть важную роль и в разряде, описанном в [1 7].

Таким образом, в сильноионизованной плазменной струе низкой плотности вместо гарпунной может быть использована бинарная реакция диссоциативной рекомбинации ионов (5). Выбор галогеноносителя связан с большой скоростью прилипания электрона к молекуле

7 3

SF6 ka=2,2-10- см /с в широком интервале температур Г=300-500 K [18, 24], в результате чего образуются вступающие в реакцию (5) молекулярные ионы SF6-, SF5- [25].

Экспериментальное исследование излучения XeF(B-X из области смешения сильно-ионизованной струи Xe с газом SF6

Исследование [76] газодинамической структуры взаимодействия сверхзвуковой (M= 1,5-2) плазменной струи ксенона с расположенными симметрично цилиндрическими инжекторами и истекающим из них перпендикулярно потоку газообразным галогеноносите-лем показало, что при расстоянии L>1 8 см между анодом МПДУ и инжекторами перед ними формируется прямой скачок уплотнения толщиной А/-1-2 см. В отличие от случаев с меньшими значениями L, за скачком отсутствует релаксационное свечение ксенона и размер области свечения продуктов разложения галогеноносителя уменьшается до минимума ( 2-4 см). Согласно измерениям в УФ-диапазоне спектра, такие условия смешения являются оптимальными для достижения максимальной яркости излучения эксиплексных молекул непосредственно за скачком уплотнения.

Исследование излучения XeF(B-X) при смешении плазменной струи ксенона с газом SF6 проводилось на расстоянии L=18 см при расходах ксенона i?1=0,5; 1; 2,9; 4,6 г/с и SF6 R2=0,56; 1,1; 2 г/с, токе 1=1; 1,3; 1,5 кА и напряжении U 32 В разряда МПДУ. Дополнительное увеличение тока до 2,3 кА осуществлялось путем подключения установки к тиристорной станции.

В серии экспериментов спектры излучения эксиплексных молекул снимались в фиксированных точках через 1 см при горизонтальном перемещении регистрирующей части оптического спектроанализатора OSA, затем дополнительно уточнялось пространственное положение и величина максимума спектральной яркости Ba(x). В оптически тонкой среде мощность источника излучения равна

P = 4nly J dx J dXBx (x). (6)

Высота проектируемого на щель монохроматора участка торцевой поверхности источника ly=4,3 см равнялась расстоянию между поверхностями трубок. В каждой пространственной точке x вычислялся спектральный интеграл в интервале 296-372,5 нм, затем полученные значения интерполировались параболическим либо линейным сплайном и вычислялся пространственный интеграл. Отметим, что спектральный интеграл Sp, нормированный на максимум B%m функции Ba, в различных пространственных точках отличался менее чем на 2%, поэтому в пределах точности измерений возможно упрощенное вычисление P



P = 4KlySp\ dxBx т (x) , Sp = j dXM-. (7)

Во всем диапазоне изменения тока и расхода газов в интервале длин волн АЯ=280-372,5 нм наблюдалась широкая полоса излучения XeF(B-X). Измеряемые спектры сглаживались методом скользящей медианы и нормировались на спектральную чувствительность оптического измерительного тракта со(А). Из них вычиталось фоновое значение Bf спектральной яркости непрерывного рекомбинационного излучения плазмы, которое выбиралось в интервале длин волн 372,5-376 нм (рис. 1). Отношение Bf/B%m равнялось 6-10%, а отношение их интегральных яркостей в полосе B- X - 8-1 3%. Путем повторных измерений определялась величина флюктуаций Bxm(x), которая увеличивалась при усилении энергонапряженности режима генерации плазмы и усложнении схемы смешения с 2 до 4%.

С увеличением расхода SF6 величина максимума Bm в распределении Bxm(x) возрастала, его положение сдвигалось навстречу потоку, а полуширина области УФ-излучения уменьшалась. При больших расходах ксенона 7=2,9-4,6 г/c и малых - SF6 772=0,56 г/c происходило размывание газовой мишени потоком плазмы. При этом в случае 771=2,9 г/с, 7=1500 A (рис. 2) уменьшение расхода SF6 с 2 до 1,1 г/с не приводило к уменьшению Bm, зато увеличивалась протяженность области реакций, а, следовательно, и мощность источника P (от 420 до 500 Вт). Дальнейшее уменьшение 772 в 2 раза приводило к образованию плато в распределении Bxm(x) и, как следствие, уменьшению Bm в 2,3 раза, а P - в 1,7 раза (до 300 Вт). Этот пример иллюстрирует влияние газодинамических условий смешения на яркость и мощность источника. Оптимальными являются распределения Bxm(x), показанные на рис. 2 (кривые 1 и 2).

Увеличение тока МПДУ от 1 до 1,5 кА, напротив, не приводило к существенному изменению положения максимума, полуширины и формы распределения Bxm(x) при больших расходах SF6 (772=2 г/с) и Xe (71=4,6 г/с). В этом случае рост Bm и P (от 220 до 415 Вт) с увеличением энерговклада в плазму определялся кинетическими процессами в области реакций, которые зависят от состава плазмы и температуры её компонентов. Действительно, при неизменном токе 7=1,3 кА и 7=1,5 кА увеличение расхода ксенона от 2,9 до 4,6 г/с при постоянном расходе SF6 772=2 г/с приводило к уширению области излучения, сдвигу по потоку и уменьшению максимума Bxm(x), однако мощность P не изменялась в пределах точности измерений - 300 и 41 5 Вт, соответственно.

При меньших расходах SF6 (772=1,1 г/с) и Xe (71=2,9 г/с) распределение концентраций реагирующих компонентов не изменялось только с увеличением тока от 1 до 1 ,3 кА, при котором мощность P возрастала от 1 25 до 350 Вт, а при токе 1 ,5 кА уже происходило их перераспределение. Синергетичное действие кинетического и газодинамического факторов в последнем случае и привело к достижению максимальных значений спектральной яркости Bm=120 мВт/см нм-стер и мощности P=500 Вт излучения в рассматриваемой серии экспериментов.

При малых расходах Xe (0,5 и 1 г/с) увеличение яркости Bm на 20-30% с увеличением расхода SF6 от 1 ,1 до 2 г/с сопровождалось незначительным увеличением мощности P - менее чем на 6%. Следовательно, при малых расходах ксенона и больших - SF6 плазменная струя успевает почти полностью прореагировать в течение времени взаимодействия с газовой мишенью.

При расходе Xe 4,6 г/с увеличение Bm на 40-60% с увеличением расхода SF6 от 1,1 до 2 г/с приводило к менее значительному увеличению P - примерно на 20%. При этом частичное размывание мишени при расходе SF6 1 ,1 г/с становилось менее существенным при 7 (SF6)=2 г/с. Следовательно, при большом расходе Xe с увеличением расхода элегаза увеличивалось количество прореагировавших частиц плазмы ксенона.



С ростом расхода SF6 при промежуточном значении расхода Xe 2,9 г/с увеличение яркости Bm и сужение области взаимодействия струи и газовой мишени из-за увеличения плотности частиц сопровождалось тушащими столкновениями эксиплексных молекул, что приводило к уменьшению мощности излучения P (рис. 3). Синергетичность действия кинетического и газодинамического факторов при токе 1 500 А означает, таким образом, уменьшение частоты тушащих столкновений и увеличение протяженности области реакций при уменьшении расхода SF6 от 2 до 1 ,1 г/с.

На рис. 3 показаны зависимости максимальных значений P от мощности разряда W для каждого расхода Xe. Они соответствуют R(SF6)=2 г/с (в отдельном случае, 3b - 1,1 г/с). Отметим, что при W=41 ,5 кВт в широком диапазоне расхода ксенона - от 0,5 до 4,6 г/с мощность источника P изменялась незначительно - в пределах 300-320 Вт. С дальнейшим ростом W до 48 кВт при больших расходах R(Xe)=2,9-4,6 г/с мощность излучения P по-прежнему определялась только мощностью разряда W и росла линейно до 41 5 Вт. При малых R(Xe)=0,5-1 г/с P также слабо зависела от расхода ксенона, однако включались кинетические механизмы, приводящие к убыванию P до 260-275 Вт. Аналогичная смена режима от убывания к возрастанию при увеличении R(Xe) от 1 до 2,9 г/с наблюдалась и для Bm(I).

Для проверки отмеченной особенности были проведены дополнительные измерения Bm при R(Xe)=1,8; 2,9 и 4,6 г/с, а диапазон изменения тока был увеличен до 2300 А. Линейный рост Bm с увеличением I от 1 до 2,3 кА был получен для R(Xe)=1,8 г/с, как и для R(Xe)= 4,6 г/с, однако при ещё больших значениях Bm (рис. 4). Наибольшее значение Bm=21 5

мВт/см нм-стер достигнуто при R(Xe)=1,8 г/с, R(SF6)=2 г/с и 1=2,3 кА. Близкое значение Bm также получено при меньшем токе за счет увеличения расхода SF6 и усложнения схемы смешения.

Соответствующие измерения проводились при 1=1,5 и 2,3 кА, R(Xe)=1,8 г/с, R(SF6)=3,1 г/с. Перед инжектором SF6 на расстоянии 6 см размещался такой же инжектор азота. Проверялось влияние N2 на Bm и P за счет протекания реакций перезарядки Xe+++N2=Xe++N2++1,16 эВ и (4). Обнаружено, что без подачи азота при 1=1,5 кА яркость Bm

возрастала до 205 мВт/см нм-стер, а при 1=2,3 кА - убывала до 170 мВт/см нм-стер (рис. 4, 1a). Мощность P при этом была равна 830 и 560 Вт, соответственно. При подаче N2 с расходом 0,3 г/с вместо возможного увеличения происходило резкое падение Bm до 70

мВт/см2нм- стер и P до 250 Вт при I=1 ,5 кА и уменьшение Bm до 1 30 мВт/см2нм-стер и P до 470 Вт при I=2,3 кА. С дальнейшим ростом R(N2) до 0,5 г/с при I=1,5 кА Bm и P не изменялись, а при I=2,3 кА - уменьшались, соответственно, до 11 5 мВт/см2нм-стер и 420 Вт. Следовательно, в области инжекции N2 важную роль играли не кинетические, а газодинамические процессы - увеличение плотности струи в центральной части, возникающее при обтекании инжектора без подачи азота, и рассеяние значительной части струи на газовой мишени при подаче азота.

Кинетические процессы в области смешения плазменной струи Xe или Kr с газом SF6

Измерение концентрации ионов ксенона N1 в области расположения инжектора SF6, выполненное с помощью расходного датчика с мерной ёмкостью, показало, что в оптимальных режимах N1 10 см- . Температура инертного газа вблизи катода МПДУ T0 2500 K, инжектор SF6 в плазменной струе разогревался до температуры Tg>1 075 K. При этих условиях, согласно оценкам, основанным на известном значении расхода элегаза и геометрических размерах области смешения, концентрация молекул SF6 N2 > N1. Температура электронов Te 1 эВ [9]. Указанные температуры значительно больше значений Te Tg=20 °С в методе проточного послесвечения [1 5], при которых в реакции (4) учитывались только ионы SF6-, возникающие при прилипании электронов

SF6 + e- - SF6- . (8)



С другой стороны, в эксперименте [22] при температуре инертных газов в дуговой камере плазмотрона Tg=3000-4000 K и Te=0,15-0,3 эВ считалось, что в реакции ионной рекомбинации доминирующую роль должны играть ионы F- и SF5-, так как условия более благоприятны для диссоциативного прилипания, чем для получения SF6-. Сечения реакции диссоциативного прилипания Oda(e)

SF6 + e- - SF5- + F (9)

в зависимости от энергии электронов е в диапазоне температур газа SF6 Tg=300-1100 K приведены в [27]. Как и сечение реакции прилипания (8) <Ja(e) при Tg=300 K [28], Oda(e) имеет острый пик при е~0. Для <7a(e) он соответствует прилипанию электрона с нулевой энергией к молекуле SF6, в результате чего образуется возбужденный молекулярный ион SF6- . При плотности молекул jV2>1015 см-3 вероятность стабилизации комплекса SF6-*

SF6-* + M - SF6-+ M (10)

превышает вероятность его распада [11 ]

SF6-* - SF6 + e- . (11)

Для <7da(e) указанный пик отражает прилипание электрона с энергией е~0 к возбужденной молекуле SF6 , колебательная энергия которой превышает порог реакции (9) Ea=0,2 эВ [27]. Увеличение температуры газа Tg вызывает быстрый рост пика в сечении образования SF5- и одновременное убывание сечения <7a(e). При Tg>500 K пиковое значение функции Oda(e) превышает максимум <7a(e) [25].

Сечение Oda(e) имеет также второй пик при е -0,38 эВ, величина которого нечувствительна к температуре газа. Он связывается с переходом молекулы SF6 на разлетный терм комплекса SF6-* после захвата электрона с необходимой для этого энергией [27]. За счёт такого процесса отношение вероятностей образования SF5- и SF6- увеличивается с ростом Te при постоянной температуре Tg.

Константа скорости диссоциативного прилипания электрона (9), рассчитанная

( 8 >1/2 1

Г37г jeexp- - °da (e)de (12)

) 0 V kTe J

\nm) (kTe)

для значений Tg в диапазоне 300-1075 K с использованием Oda(e) [27, 28], приведена на рис. 5 для Te=0,6; 1 и 1,5 эВ. Аналогичным образом определялась суммарная константа скорости образования SF5- и SF6- при Tg=300 K [28], которая почти не зависит от температуры газа [10, 27]. Как видно из рис. 5, при Tg>700 K реакция протекает только по каналу диссоциативного прилипания.

Сечение реакции образования иона F-

SF6 + e-- F- + SF5 (13)

имеет порог при е-2 эВ и максимум при е-5 эВ [28], что, как и в случае второго пика в сечении <7da(e), соответствует процессу, слабо зависящему от Tg. Рассчитанная аналогично (12)

11 3

константа скорости этой реакции равна kda =(2-6)-10- см/с при Te=1-1,5 эВ, Tg=300 K, а

9 3

реакции (9) - kda=(1 0-6)-1 0-9 см3/с при Tg=11 00 K. Следовательно, в условиях эксперимента вероятность образования иона F- в результате реакции прилипания электрона к молекуле SF6 составляла 0,2-1 %, а основным продуктом являлся молекулярный ион SF5-.

В отличие от гарпунной реакции метастабильного атома инертного газа Rg( P2) с фторсодержащей молекулой [29, 13], реакция диссоциативной рекомбинации ионов Rg+ и SF6- при давлении p<0,6 Торр в методе проточного послесвечения [15] приводит к наблюдению спектров эксиплексных молекул на переходах (B-X), (D-X и (C-A), в которых ос-цилляторная структура является слабой либо отсутствует вообще. Поскольку столкновитель-ная релаксация возбужденных электронных и колебательных состояний при указанном дав-



лении незначительна [14], в реакции (5) эксиплексные молекулы образуются на нижних колебательных уровнях [30].

Главный максимум B полосы излучения XeF(B-X) на рис. 1 расположен на длине волны 349,7 нм, а неглубокие локальные максимумы - при Ak=332,7; 326,3 и 318,8 нм. Несмотря на то, что нижнее состояние X имеет сравнительно глубокую потенциальную яму с

X -1 -1

энергией диссоциации De =1175 см и e0=UX(Re)= -652 см , молекулярные полосы, отвечающие дискретным переходам с колебательных уровней V=0-1 состояния B, не наблюдались, что связано с высоким значением вращательной энергии эксиплексной молекулы EJ

1 /2

[31 ]. Действительно, наиболее вероятному значению j=(T/2Be) -1 /2 при вращательной температуре T>1900 K соответствует EJ>-e0 (Be - ротационная постоянная).

Оцененная по положению максимумов k=2-4 согласно [29], средняя колебательная энергия

(Ev) = -

+ 2k -1

(14)

равна 0,35-0,45 эВ при - =308,9 см-1, v0=28288 см-1 [32], а среднее значение (V) 8,5-11,5. Соответствующая оценка [33] по полуширине главного максимума (5v=1250 см-1

(EV) = \тП-\5у3 (15)

приводит к близким величинам (Ev)=0,46 эВ и (V)-11,5. Наибольшее значение колебательной энергии Evmax из коротковолновой границы спектра Am=280 нм

К' - < Ev -V0 (16)

равно 0,86-0,92 эВ при TeB=28811 см-1 [31], а Vmax=25-27.

Константа скорости электронных переходов B-C молекулы XeF* при столкновениях

-11 3

с тяжелыми частицами kbc=(2-11 ) 10- см /с [34], причем воздействие ионов на эксиплекс-ные молекулы близко к воздействию соответствующих нейтральных частиц [35]. Вероятность индуцированных электронами переходов B-C не превышает соответствующую веро-

1 5 -3

ятность для тяжелых частиц [36]. При концентрации N1-10 см и излучательном времени жизни молекулы XeF(B) TB-16-30 нс (для уровней V=0-30) и Тс=100 нс для XeF(C) [19, 31] ( kBc N1)-1>>TB, Тс, следовательно, состояния B и C не являлись столкновительно связанными. Константа скорости колебательной релаксации RgX(B) при столкновениях с атомами инерт-

-11 3 -1 0 3

ных газов kVT=(5-20)-10- см /с [34], а при столкновениях с электронами - kVe-3-10- см /с

-1 1 5 -3

[35]. Поскольку (kVene+kVTN\) >>TB при концентрации электронов ne-N1-10 см , то V-T релаксацией состояния B можно также пренебречь.

Таким образом, в рассматриваемых условиях, как и в реакции диссоциативной рекомбинации ионов (5), заселялись нижние колебательные уровни эксиплексных молекул XeF(B). Реакция ион-ионной рекомбинации в непрерывной плазменной струе на смесях инертных газов с молекулами SF6 в работе [22] была представлена трехчастичным процессом

Rg+ + F- + M - RgF* + M, (17)

однако в этом случае эксиплексные молекулы образуются с энергией возбуждения вблизи энергии диссоциации (EVmax-5 эВ для XeF(B)) [37], поэтому вклад в излучение канала (17) незначителен.

Поскольку в реакции (5) молекулярного иона SF6- с ионом Xe+3/2 молекула XeF в состоянии B образуется с вероятностью 68%, а с ионом Xe+1/2 - 6% [23], можно считать, что в реакцию

Xe+3/2 + SF5- = XeF (B) + SF4, (18)

основной вклад дают ионы ксенона в состоянии 2P3/2, что объясняется, как и для гарпунных реакций [38, 39], сохранением конфигурации атомного остова [1 5]. Полная энергия, выде-



ляющаяся в реакции (18) с учетом энергий диссоциации молекулярного иона SF5-D0(SF4-F-)=2,8 эВ [40] и молекулы XeF(B) D0(Xe+3/2-F-)=5,3 эВ [31], тепловой поступательной и вращательной энергии реагентов 3kT-0,6 эВ, равна ET-3,1 эВ, а (/v)=(EV)/ET 0,15. Это значение, характеризующее механизм реактивного столкновения, близко к (/*V)=0,20 для реакции Xe(3P2)+COCl2 и значительно отличается от (/*V)=0,67-0,77 для гарпунных реакций

Xe(3P2), Kr(3P2) с другими галогенами RX=F2, Cl2, CCl4 [32]. Отличие связывается с тем, что молекула фосгена после захвата электрона может формировать устойчивый ион COCl2-, а остальные комплексы RX- при этом попадают в отталкивательное состояние R-X- и в присутствии иона инертного газа Rg могут сразу образовать эксиплексную молекулу RgX [41]. Действительно, для реакций с участием молекул RX EVmax/ET=0,9-1 [29, 32], а для Xe(3P2)+COCl2 - 0,7. Значение EVmax/ET=0,3 для реакции (1 8) Xe+ с сильносвязанным молекулярным ионом SF5- показывает, что переход комплекса [Xe+-SF5-] на электронный терм, соответствующий эксиплексной молекуле и галогеносодержащему остатку, происходит при расстоянии между частицами R*, сравнимом с их размерами. Величину R* можно оценить, исходя из среднего значения (V)-10 для XeF(B)

R* - Re +

! (2(V) + 1)- 3 A, (19)

при Re=2,63 A, - =308,9 см-1 [31], =16,6 а. е. м.

В силу закона сохранения момента количества движения, минимальное расстояние Rm, на которое сближаются заряженные частицы Xe+ и SF5- , связано с прицельным параметром b и энергией относительного поступательного движения е

=е . (20)

eb2 - £

Согласно [11 , 42], к реакции приводят траектории, для которых Rm< R*, откуда сечение и константа скорости реакции (1 8) равны

ar (е) = fr\KR*

( e2

R* +- , (21)

8nkT

V е J

R*+ - R*. (22)

Фактор f<1 учитывает вероятность канала образования эксиплексной молекулы, а Г - вероятность образования молекулы XeF* в состоянии B (для реакции Xe+3/2+SF6- r-0,7 [23]), fir -приведенная масса реагирующих частиц.

При скорости плазменной струи v-105 см/с и полуширине области излучения SLx-3 см (рис. 2) характерное время взаимодействия реагентов Tg-5-10-5 с. Скорость прилипания электронов в реакции (9) kdaN2 Tg~ , следовательно, концентрация ионов SF5- на заднем фронте распределения Bxm(x), где плотность молекул SF6 N2(x) больше плотности ионов ксенона N1(x), N2-(x)-N1(x). Скорость тушения молекул XeF* электронами kene (<keN1) при ke=4-10-7

3 1 5 -3 -1

см /с [34] и N1-10 см превышает скорость излучательного распада TB на переднем фронте. Концентрация эксиплексных молекул Nth в квазистационарном режиме равна

N*th . (23)

kene + Т B

Константа скорости реакции (22) kr-6-1 0-9f см3/с при T-2500 K, откуда N h-1 013f см-3.

Средняя вдоль оптического пути Lz-12 см концентрация N*ex молекул XeF*(B) при максимальной достигнутой спектральной яркости Bm=215 мВт/см нм-стер равна



N*ex Т^П- J BxdX 1,5 -1011 см-3, (24)

(4)4 J hv

где (AV) - среднее значение вероятности спонтанного излучения. В этой оценке поглощение

- - -2

излучения на отрицательных ионах не учитывалось, поскольку Gx LzN2 2-10 <<1 при сече- -1 8 2

нии фотопоглощения Gx 2-10 см [5]. Сравнение теоретического Nth и экспериментального N ex значений показывает, что вероятность распада промежуточного ион-молекулярного комплекса [Xe+SF5-] по каналу образования молекулы XeF* невелика f 10-2. Показатель усиления излучения на длине волны Х=249,7 нм равен

Nx = ]kxdz = 2fyBm = 0,9 -10-4 , (25)

что на два порядка меньше паразитного поглощения. Коэффициент усиления kx 0,8-10-5 см-1. Яркостная температура Ta, которая соответствует среднему числу фотонов на моду Nx,

Tx = hv / k ln

4440 K. (26)

Поглощением излучения в реакции фотоассоциации можно пренебречь, поскольку выполняется условие инверсии [43], которое в максимуме полосы излучения [44] имеет вид

2.10-24 wx NxeNF eXpf. К. + еЛ R:

WW N

XeF JVV V

< 10-3 << 1 .(27)

1 5 -3

При этом учтено, что концентрации NXe и NF атомов Xe и F не превышали N1 1 0 см , так как они являлись продуктом распада эксиплексных молекул. Температура тяжелых частиц T 0,25 эВ. EV - энергия колебательного уровня V. Его средняя заселенность (NV) N*ex/Vmax 4-109 см-3, так как (V) 0,5-Vmax. Равновесное расстояние между ядрами моле-

кулы XeF(B) Re=2,63 A [31], её приведённая масса fl 16,6 а. е. м., статистический вес соот-

ветствующих электронных состояний WF( P3/2)=4, WXe( S0)=1, Wy=2 для XeF(X).

Как отмечалось, при больших расходах ксенона R(Xe)=2,9-4,6 г/с мощность источника излучения P увеличивалась с ростом тока МПДУ, а при малых R(Xe)<1 г/с - уменьшалась при I>1,3 кА. Причиной этого уменьшения может служить реакция

Xe+3/2 + SF6 - SF3+ + XeF2 + F , (28)

имеющая порог Ea=5 эВ, вследствие чего константа её скорости kt сильно зависит от относительной кинетической энергии е =jlrv /2 сталкивающихся частиц [45]. Скорость ионов ксенона определяется интегральной силой тяги F МПДУ и расходом газа R(Xe) [9]

v(I) = F + F2(R + F3(f~) . (29)

-1 2 3

Так, при I=1,5 кА и R=1,8 г/с - е 0,7 эВ, k; 6-10 см /с и характерное время реакции (28)

-1 -11 3

Т=( kN2) >Tg, а при I=1,5 кА и R=0,8 г/с - е 3,6 эВ, k 6-10- см /с и T<Tg. Таким образом, происходило уменьшение концентрации вступающих в реакцию (1 8) ионов Xe+3/2. Реакция, аналогичная (28), [45]

Kr + + SF6 - SF5+ + Kr + F (30)

имеет существенное значение при использовании инертного газа криптона вместо ксенона. Соответствующие спектральные измерения проводились в интервале длин волн 226-307 нм при расходе криптона R(Kr)=0,26-0,64 г/с, газа SF6 R(SF6)=0,56-2 г/с и токе МПДУ I=1-1,5 кА. Яркость полосы KrF(B-X) Bx, Х=228,5-254 нм, с максимумом при Х1=248 нм была соизмерима с яркостью линий ионов F++, Kr+, Kr++ и примесей. Максимальное значение яркости Bm=1 2,5 мВт/см нм стер, которому соответствовала концентрация эксиплексных молекул KrF(B) N*2=1 09 см-3, было получено при I=1 кА, R(Kr)=0,64 г/с и R(SF6)=1 ,1 г/с. При таких же



молярных расходах Xe (R(Xe)=1 г/с) и SF6 максимальная яркость излучения XeF(B-X) Bm=93 мВт/см2нм-стер при концентрации XeF(B) в 60 раз больше - N1=6-1010 см-3.

Как и в случае реакции (5) с молекулярным ионом SF6-, участие в которой иона Kr+3/2 приводит к образованию молекулы KrF в состоянии B с вероятностью 62%, а иона Kr+1/2 -5% [23], можно считать, что в реакцию

Kr+ + SF5-= KrF(B) + SF4 (31)

основной вклад дают ионы криптона в состоянии P3/2. Отметим, что определённое из спектральных измерений отношение (fV)=(EV)/ET-0,1 для реакции SF5- с Kr+3/2 (31 ) оказалось близким к значению (fV)-0,1 5 для реакции (1 8) с участием иона Xe+3/2.

Для состояния Kr+(2P3/2) константа скорости реакции (30) имеет большое постоянное

-1 0 3

значение k3/2=6-1 0 см /с при изменении энергии е от тепловой до 1 ,5 эВ [45], а для

+ 2 -11 3 -11

Kr ( P1/2) k1/2=3-10~ см /с - на порядок меньше. Константа скорости реакции (28) k=10 см /с при энергии е =1 эВ [45], которая соответствует R(Xe)=1 г/с и току 1=1 кА. Следовательно, уменьшение концентрации молекул KrF(B) по сравнению с концентрацией XeF(B) в одинаковых экспериментальных условиях происходило из-за снижения концентрации ионов

2 -1 -1

криптона в состоянии P3/2, поскольку (k3/2N2) <<Tg, а ( k N2) >Tg. Заключение

1 . Выбор галогеноносителя SF6 для получения эксиплексных молекул RgF(B) в силь-ноионизованной струе инертного газа Rg=Xe, Kr низкой плотности связан с большой скоростью образованию молекулярных ионов в результате прилипания электрона к молекуле SF6 RF-=SF6-, SF5-, которые вступают в бинарную реакцию диссоциативной рекомбинации

Rg+ 3/2,1/2 + RF - = RgF (B) + R .

2. В оптимальных газодинамических условиях смешения SF6 с плазменной струёй ксенона с увеличением расхода SF6 от 0,56 до 2 г/с максимальная яркость полосы XeF(B-X) увеличивалась, полуширина области УФ-излучения уменьшалась, а пространственное положение максимума яркости сдвигалось навстречу потоку. При больших расходах ксенона 2,9-4,6 г/с и малых - 0,56 г/с SF6 происходило размывание газовой мишени потоком плазмы. При больших расходах SF6 2 г/с и Xe 4,6 г/с увеличение тока МПДУ от 1 до 1,5 кА не приводило к существенному изменению вида пространственной зависимости яркости.

3. С увеличением расхода SF6 от 1 ,1 до 2 г/с:

- при малом расходе Xe 0,5-1 г/с увеличение мощности УФ-излучения в полосе XeF(B-X) невелико - менее 6%, поскольку плазменная струя успевала прореагировать с газовой мишенью в течение времени их взаимодействия;

- при большом расходе Xe 4,6 г/с размывание мишени уменьшалось, а количество прореагировавших ионов ксенона увеличивалось, что приводило к более значительному повышению мощности УФ-излучения - примерно на 20%;

- при промежуточном расходе Xe 2,9 г/с мощность УФ-излучения уменьшалась вследствие увеличения частоты тушащих столкновений эксиплексных молекул.

4. При мощности разряда МПДУ W=41,5 кВт и большом расходе SF6 2 г/с мощность УФ-излучения P находилась в пределах 300-320 Вт в широком диапазоне расхода Xe 0,5-4,6 г/с. С дальнейшим ростом W до 48 кВт при большом расходе Xe 2,9-4,6 г/с P увеличивалась до 41 5 Вт, а при малом 0,5-1 г/с - убывала до 260-275 Вт.

5. В оптимальном режиме при расходах Xe 2,9 г/с и SF6 1 ,1 г/с с увеличением мощности разряда МПДУ от 32 до 48 кВт мощность УФ-излучения росла линейно от 1 25 до 500 Вт.

6. Максимальная яркость полосы XeF(B-X) Bm росла линейно с увеличением тока МПДУ I от 1 до 2,3 кА при расходах R ксенона 1,8; 4,6 г/с и SF6 2 г/с. Наибольшему значению Bm при 1=2,3 кА и R(Xe)=1,8 г/с соответствовали показатель усиления излучения на дли-





1 2
© 2017 РубинГудс.
Копирование запрещено.