Ключарев А.Н., Мишаков В.Г., Тимофеев Н.А. Введение в физику низкотемпературной плазмы

Подождите немного. Документ загружается.

приписан целиком названной реакции. Возможным каналом ионизации

в этом случае является ассоциативная ионизация с участием возбуж-

денных атомов с энергией связи оптического электрона, сравнимой с

энергией диссоциации молекулярного иона. Таким образом, роль резо-

нансно возбужденных 6

P атомов при ионизации в фоторезонансной це-

зиевой плазме оказывается меньшей, чем предполагалось ранее. Однако

в дальнейшем этот термин сохранился, поскольку ступенчатый процесс

фотосенсибилизированной ионизации в подобных условиях идет через

промежуточное состояние резонансно возбуждаемого атома.

Рисунок 13.3

Подпись к рисунку 13.3

Схема, иллюстрирующая возможные механизмы развития фотоплазмы

при поглощении резонансного излучения

Не рассматривая детально нестационарную систему уравнений баланса,

описывающую процессы рождения и гибели заряженных частиц и воз-

бужденных атомов, схему ионизации фоторезонансной цезиевой плаз-

мы можно представить себе следующим образом. В начальный момент

∼

на границе паров цезия за счет поглощения излучения резонанс-

ных линий и линий побочных серий образуется слой возбужденных па-

ров, в котором начинается ионизация; гибель заряженных частиц обу-

словлена процессом диффузии. Затем по мере переноса возбуждения в

центральные области кюветы с парами (t

∼

5τ

) растет концентрация

и, как следствие, увеличивается роль объемных рекомбинационных

потерь.

Рисунок 13.4

Подпись к рисунку 13.4

Зависимость отношения концентраций молекулярного и атомарного

ионных компонентов "фоторезонансной плазмы" в конце импульса

оптического возбуждения (∆t = 1.2 · 10

−3

) от концентрации электронов.

1 − p

= 1 · 10

−2

мм.рт.ст.; 2 − p

= 3 · 10

−2

мм.рт.ст.; 3 − p

= 8 · 10

−2

мм.рт.ст.

В квазистационарном режиме рекомбинация полностью определяет по-

тери заряженных частиц, за исключением пристеночной области. Этим

обстоятельством объясняется динамика установления специфического "рав-

номерного" распределения концентрации заряженных частиц.

160

Процесс образования атомарных ионов несомненно связан с вторич-

ными процессами ионизации с участием быстрых электронов. В этом

случае (см. рисунок 15.3) отношение концентраций молекулярных и ато-

марных ионов должно уменьшаться с ростом n

и n

−1

, средняя энергия

электронов в этих условиях меняется слабо.

13.2.4 Фотоплазма в парах цезия, облучаемых лини-

ей HeI, λ = 388.8 нм

В однокомпонентной среде (пары цезия), облучаемой линией спектра

HeI, λ = 388.8 нм, были зарегистрированы эффекты ступенчатого элек-

тронного возбуждения атомов (образование бестоковой плазмы). Спектр

флуоресценции возбужденных паров содержал линии переходов с уров-

ней, расположенных на 0, 1−0, 3 эВ выше первично возбужденного 8

1/2

состояния. Первичным механизмом ионизации в этих условиях является

процесс ассоциативной ионизации с константой скорости k = 1, 3 · 10

−12

см

/с.

Полученная инверсия заселенности 8

P и 8

S состояний хорошо со-

гласуется с результатами работы Рабиновича с сотр., осуществивших в

подобной схеме возбуждения цезиевый лазер на 8

− 8

S и 8

− 6

D пе-

реходах. Измеренные заселенности уровней цезия в приосевых частях

кюветы при концентрации нормальных атомов n

= 5 · 10

см

−3

приве-

дены в таблице 13.1.

Уровень Энергия возбуждения, эВ n

∗

· 10

−5

, см

−3

S 3.51 0.03

D 3.45 0.07

S 3.32 0.15

F 3.32 0.4

D 3.23 1.5

P 3.20 130

S 3.01 12

P 1.4 103

S - 5 · 10

Таблица 13.1

Плотности возбужденных атомов в парах цезия, облучаемых линией

спектра

HeI, λ

= 388

нм

161

Уровень k, см

/с (теория) k, см

/с (эксперимент)

S 4 · 10

−7

7 · 10

−7

D 10

−6

4 · 10

−6

S 2 · 10

−5

Таблица 13.2

Константы скорости ступенчатого электронного возбуждения верхних

уровней атома цезия из первично возбужденного 8

P состояния

Диапазон давлений паров цезия, при которых в эксперименте была

достигнута максимальная концентрация первично возбужденных атомов

при постоянной мощности источника, хорошо совпадает с оптимальными

условиями генерации в цезиевом лазере (p

= 1 · 10

−2

мм.рт.ст.). Ниже

приводятся значения концентрации и температуры электронов в парах

цезия при оптическом возбуждении 8

P состояний (n

∗

∼

см

−3

), по-

лученные с использованием системы ленгмюровскйй зонд - противозонд

(рисунок 13.4): n

= 10

−10

см

−3

; T

∼

1 эВ; p

= 10

−3

÷10

−2

мм.рт.ст.

Измеренное значение E

по порядку совпадает с рассчитанными. По этим

данным можно рассчитать скорости ступенчатого электронного возбуж-

дения верхних состояний цезия с уровня 8

P . В таблице 13.2 полученные

результаты сравниваются со значениями констант скорости ступенчато-

го возбуждения уровней, полученных приближенным методом Борна.

Рисунок 13.5

Подпись к рисунку 13.5

Зависимость концентраций первично возбужденных атомов (1) и

электрокинетических характеристик фотоплазмы n

(2) и T

(3) от

плотности нормальных атомов в парах Cs, облучаемых светом

HeIλ = 388.8 нм.

Образование фотоплазмы в объеме с активной средой (при доста-

точно больших электронных концентрациях) делает, в принципе, бес-

перспективными попытки увеличения мощности стационарных газовых

ОКГ, использующих принцип селективного оптического возбуждения.

Образующиеся в результате атом - атомных столкновений с участием

возбужденных атомов электроны могут ускориться за счет ударов вто-

рого рода с возбужденными атомами и стать эффективными партнерами

162

нейтральных атомов в процессах ступенчатой ионизации и ступенчато-

го возбуждения. Таким образом, реализуются все необходимые предпо-

сылки для образования бестоковой плазмы. Последнее обстоятельство

следует иметь в виду в экспериментах с возбужденными атомами, в ко-

торых отсутствуют внешние источники образования и подогрева свобод-

ных электронов. Вторничные процессы электронного заселения суще-

ственны для уровней, расположенных в пределах T

от исходного опти-

чески возбужденного уровня, н могут маскировать эффекты передачи

энергии при исследовании процессов типа ударов второго рода.

Ассоциативная ионизация может играть преобладающую роль и на

начальных стадиях оптического пробоя (ОП) газов при повышенных дав-

лениях, что приводит к снижению пороговой мощности излучения ОП.

Процессы образования плазмы у поверхности мишени при лазерной тех-

нологии обработки материалов также в значительной степени определя-

ются ассоциативной ионизацией атомов мишени, испаряющихся в резуль-

тате взаимодействия излучения с поверхностью. Наконец, плазму моле-

кулярных ионов, образующуюся при хемоионизации оптически возбуж-

денных атомов (уран), удерживаемую магнитным полем, предлагалось

применить для разделения изотопов. Причем в этих целях возможно

использование многокомпонентной газовой смеси (изотопы плюс компо-

нент, играющий роль "оптического катализатора"). В последнем вари-

анте хемоионизация происходит при столкновениях двух оптически воз-

бужденных атомов: атома "катализатора" и атома одного из изотопов.

Интерес к подобным процессам применительно к проблеме разделения

изотопов в настоящее время связан с целым рядом обстоятельств. Так

сечения фотовозбуждения атома на много порядков больше сечения его

фотоионизации и мощность излучения на этапе ионизации атома должна

заметно превышать мощность оптического возбуждения на первом этапе

лазерного разделения. В результате этого КПД установки уменьшается.

Кроме того, в результате процесса фотоионизации возбужденного атома

образуются атомарные ионы, которые могут затем эффективно переза-

ряжаться на нейтральных атомах, что уменьшает селективность отбора

изотопов из газовой смеси. Это приводит к необходимости работы при

пониженных давлениях и, как следствие, к уменьшению производитель-

ности метода. Последнее обстоятельство оказывается малосущественным

в том случае, когда в реакции хемоионизации образуются молекулярные

ионы.

163

13.3 Кинетика ионизационных процессов в сла-

боионизированной фоторезонансной плаз-

ме

В ряде работ по физике низкотемпературной плазмы, выполненных до

начала 80-х годов делались попытки выявить роль ассоциативной иони-

зации в кинетике ионизационных и рекомбинационных процессов, ее вли-

яние на распределение атомов по возбужденным состояниям. Однако они

не приводили к заметному успеху из-за отсутствия надежных данных

для констант скоростей реакций. Кроме того, необходимость учета до-

полнительных процессов приводила к усложнению исходных уравнений,

что затрудняло получение достаточно точных аналитических решений.

В настоящее время такие расчеты становятся возможными. Заметим, что

влияние процесса диссоциативной рекомбинации (ДР) может уменьшить

роль АИ в кинетике ионизации. При температуре нормальной компонен-

ты плазмы T

= 1000 К эффективно происходит термическая диссоциа-

ция молекулярных щелочных ионов, и их роль в кинетике рекомбинации

невелика.

Рассмотрим в рамках столкновительно-излучательной модели кине-

тику ударно - радиационной и ассоциативной ионизации в неравновесной

фоторезонансной плазме цезия с N

> 10

см

−3

, T

= 1500−3000 К. Наи-

более полный на сегодняшний день набор экспериментальных данных по

АИ опубликован для цезия. На рис. 15.5 приведен диапазон параметров

плазмы (фоторезонансной плазмы), при которых отношение χ скорости

АИ при парных столкновениях атомов в нижних возбужденных состо-

яниях к скорости ударно - радиационной ионизации равно единице. Из

данных рисунка видно, что существует достаточно широкий диапазон па-

раметров низкотемпературной плазмы, когда АИ вносит главный вклад

в ионизацию. При N

= 10

см

−3

, T

> 103 К, N

< 10

см

−3

, T

< 2500

К скорость АИ превышает скорость ударно-радиационной ионизации на

1 - 2 порядка. Проведенный анализ показал также, что результирую-

щая скорость ионизации в этих условиях за счет реакций АИ с участием

ридберговских атомов возрастает более чем в два раза.

Рисунок 13.6

Подпись к рисунку 13.6

Соотношение между скоростями ассоциативной и ударно -

164

радиационной ионизации в цезиевой фотоплазме. По оси ординат

отложена величина степени ионизации в фотоплазме.

1 − T

= 500 K, N

= 10

см

−3

; 2 − T

= 500 K, N

= 10

см

−3

;

3 − T

= 1500K, N

= 10

см

−3

. T

и T

- температуры нейтральной и

электронной компонент фотоплазмы соответственно. Область

параметров, где χ > 1, лежит ниже соответствующих кривых.

В общем случае в балансе N

наряду с образованием молекулярных

ионов следует учитывать обратный процесс диссоциативной рекомбина-

ции. Выше мы привели диапазон условий в щелочной плазме, в котором

роль процессов ДР мала. Второй предельный случай, где рекомбина-

ция не компенсирует АИ, реализуется, когда гибель заряженных частиц

контролируется процессами диффузии. Таким образом, существует до-

статочно широкая область параметров щелочной низкотемпературной

плазмы, в которой АИ дает существенный вклад в ионизацию. Един-

ственное ограничение, необходимое при использовании данных рисунка

13.5 во время проведения соответвующих оценок в условиях фотоплаз-

мы, - это максвелловский характер функции распределения электронов

по энергиям (ФРЭЭ). В области концентраций нормальных щелочных

атомов N

< 10

см

−3

максвеллизация ФРЭЭ может происходить за

счет добавления в рабочий объем буферного газа.

При мощностях облучения, превышающих необходимые для насыще-

ния резонансного перехода (I > 10

Вт/см

), открываются дополнитель-

ные каналы первичной ионизации, обусловленные процессами резонанс-

ных радиационных столкновений – лазерно-стимулированными процес-

сами ионизации типа:

∗

+ X

∗

+ hν → X

+ e. (13.5)

Однако, процессы АИ и лазерно-индуцированные процессы ионизации

могут непосредственно разделяться при вариации условий возбуждения.

При сфокусированном излучении с частотой, соответствовавшей резо-

нансному переходу в натрии, доминирующим процессом ионизации явля-

ется процесс АИ с участием резонансно-возбужденных атомов. Возник-

новение атомарных ионов связывается с фотоионизацией Na или лазерно

- индуцированной пеннинговской ионизацией. При сфокусированном из-

лучении (I ∼ 3·10

Вт/см

) наблюдается широкий спектр лазерно - инду-

цированных столкновений и различных процессов ассоциативной иони-

зации. При плотности облучения меньше

Вт/см

(квадратичная за-

165

висимость ионного тока от мощности) основным каналом ионизации ста-

новится ассоциативная ионизация. При больших плотностях облучения -

основной канал образования Na

и Na

– лазерно-индуцированные про-

цессы ионизации. Интересно отметить, что при плотностях мощностью

облучения I > 6 · 10

Вт/см

достигалось насыщение сигнала атомной

резонансной флуоресценции (насыщение резонансного перехода); в то же

время ионный ток продолжал расти благодаря лазерно-индуцированным

процессам.

166

Оптоэлектрический эффект в

низкотемпературной плазме и

методы резонансной

ионизационной спектроскопии

Оптические способы диагностики плазмы методами абсорбционной спек-

троскопии основаны на анализе резонансного поглощения света от внеш-

него источника на частотах оптических переходов в атомах и молекулах.

Корректное применение такой методики предполагают, что в этом случае

взаимодействие излучения и поглощающей среды не влияет заметным

образом на макроскопические электрические параметры среды. Альтер-

нативный случай реализуемый при достаточно больших интенсивностях

диагностирующего излучения в литературе носит название оптогальва-

нического (ОГЭ) или оптоэлектрического эффектов либо просто эффек-

та усиления ионизации. Суть эффекта заключается в том, что поглоще-

ние света приводит к изменениям относительной заселенности возбуж-

денных нейтральных частиц в свою очередь приводящими к изменениям

макроскопических электрокинетических параметров плазмы. Классиче-

ским примером ОГ - эффекта может служить эффект Пеннинга в плазме

инертных газов.

+ Ar → Ne + Ar

+ e, (14.1)

где Ne

- метастабильный атом неона. Наиболее распространенный объ-

ект практического применения оптогальванического эффекта - газораз-

рядная плазма при регистрации ОГЭ по изменению тока или напряже-

ния во внешней электрической цепи разряда. При разрушении метаста-

бильных атомов за счет ступенчатого оптического возбуждения верхних

167

возбужденных состояний атома неона эффективность ионизационного

канала (14.1) уменьшается и напряжение на разрядной трубке (при этом

же токе разряда) возрастало. Подобный же эффект наблюдался и для

случая разряда в чистом неоне без примеси аргона, что в литературе

связывается с уменьшением эффективного канала ступенчатой иониза-

ции:

+ e → Ne

+ 2e. (14.2)

Наиболее распространенный объект практического применения оптогаль-

ванического эффекта - газоразрядная плазма при регистрации ОГЭ по

изменению тока или напряжения во внешней электрической цепи разря-

да.

В настоящее время интерес к практическому применению ОГЭ связан

с развитием техники перестраиваемых лазеров позволяющим использо-

вать в качестве оптически возбужденных объектов практически все ато-

мы Периодической таблицы Менделеева. В качестве примеров приведем

некоторые наиболее известные применения ОГЭ.

1. Атомная спектроскопия. Идентифицированы более шестисот воз-

бужденных состояний атома Ba в диапазоне главных квантовых

чисел n ≤ 45, при разрешении такой структуры состояний с n ≤

25. Обнаружена существенно немонотонная зависимость величины

квантового дефекта ∆n(n) для

D− серий атома Cs. Исследованы

изотопические сдвиги изотопов щелочных атомов, а также атомов

и ионов Sr, исследованы спектры урана U

235

2. Молекулярная спектроскопия. Исследованы процессы предиссоци-

ации радикалов НСО. При этом чувствительность ОГ метода в 10

раз оказалась выше классических абсорбционных методик. Впер-

вые идентифицирован ряд молекулярных полос молекулы N

3. Детектирование излучения и стабилизация частоты лазеров.

4. Исследование элементарных процессов. Исследованы процессы об-

разования отрицательных ионов при столкновениях возбужденных

атомов Na с молекулами O

, SF

, CH

Br, CCl

, F

. Исследованы

процессы двухфотонной диссоциации и лазерно - индуцированных

столкновениях. Исследование ударного уширения и сдвига линий и

др.

168

5. Диагностика плазмы. Определение плотности отрицательных ионов

по фотоотрыву внешнего электрона. При этом изменение электрон-

ной плотности соответствует изменеию концентрации отрицатель-

ных ионов.

∆N

(t) + N

−

(t) = N

−

, (14.3)

где ∆N

- изменение концентрации электронов при импульсном об-

лучении, N

−

- стационарная плотность отрицательных ионов. Ме-

тодика основана на том обстоятельстве, что ∆N

(t) определяется

независимо СВЧ методами, а значение N

−

и N

−

(t) можно связать

друг с другом через сечение фотоотрыва и интенсивность излуче-

ния.

6. Количественный анализ состава вещества в газовой среде, разделе-

ние изотопов. Регистрация продуктов плазмохимических реакций.

7. Охлаждение газоразрядной плазмы при поглощении резонансного

излучения приводящего к изменению электронных концентраций и

температуры. Перспективность использование ОГ методов связана

прежде всего по литературным данным с высокой чувствительно-

стью и хорошему отношению сигнал/шум. При этом ОГ спектро-

скопия может применяться на основе как тлеющего разряда, так

и высокочастотного безэлектродного разряда, а также в условиях

термического возбуждения атомов и молекул (в пламенах). В каче-

стве примера, рассмотрим оптогальванический эффект в условиях

тлеющего разряда.

14.1 Оптогальванический эффект на основе

тлеющего разряда

Типичные условия: Область оптического возбуждения - положительный

столб разряда, давление газа 0, 1 − 5 мм.рт.ст., напряжение источника

постоянного тока 10

−10

В, разрядный ток 1 −10 мА, балластное (из-

мерительное) сопротивление 1 −10

кОм. При мощности излучения 10

−1

Вт, величина ОГ сигнала порядка 10

−2

В. Из закона Ома в интегральной

форме для замкнутой цепи следует выражение для тока i:

169