CC BY
11непрерывный эксиплексныи источник спонтанного
уф-излучения на основе динамического смешения плазменной струи ксенона с газом 8р6
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(J8^Z) 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 р<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 кё~1-10' см /с при соотношении ветвей распада ~1 [5], используются газы F2 и С12. 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 Ь>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 ка~30-10-1° и 2-10-10 см3/с для F2 и С12, соответственно, [ 10] одного порядка с кё, однако концентрация возбужденных атомов ксенона N
значительно меньше концентрации электронов ne (VV*/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 [12]. При этом считалось, что эксиплексные молекулы образуются в гарпунной реакции метастабильных атомов инертного газа Rg( P2,0) c SF6
Rg(3P2,0) + SF6 = 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(3P2,0) + SF6 = 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 кана* +
лу (2) связывается с большим числом потенциалов F(SF6 ), пересекающих потенциал F(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(3P2)
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 [RgRF-] 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_1. 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
3 +
эВ выше уровня Kr( P2) [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 [15], 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 Rg1/2 - RgF(D) и 5^6% RgF(B) [23]. Отмечалось, что реакция (5) должна играть важную роль и в разряде, описанном в [17].
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^A') из области смешения сильноионизованной 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> 18 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^.Z) при смешении плазменной струи ксенона с газом SF6 проводилось на расстоянии L=18 см при расходах ксенона ^=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 Bx(x). В оптически тонкой среде мощность источника излучения равна
P = 4к/у J dx J dXBx (x). (6)
Высота проектируемого на щель монохроматора участка торцевой поверхности источника /y=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 Bx" функции Bx, в различных пространственных точках отличался менее чем на 2%, поэтому в пределах точности измерений возможно упрощенное вычисление P
Р = 4п//р|ёхБхт(х) , 8р = |^В^Х) • (7)
Во всем диапазоне изменения тока и расхода газов в интервале длин волн АХ=280-372,5 нм наблюдалась широкая полоса излучения ХеБ(Б^Х). Измеряемые спектры сглаживались методом скользящей медианы и нормировались на спектральную чувствительность оптического измерительного тракта ((А). Из них вычиталось фоновое значение Бf спектральной яркости непрерывного рекомбинационного излучения плазмы, которое выбиралось в интервале длин волн 372,5-376 нм (рис. 1). Отношение Б-/Бх" равнялось 6-10%, а отношение их интегральных яркостей в полосе Б^Х — 8-13%. Путем повторных измерений определялась величина флюктуаций Бхт(х), которая увеличивалась при усилении энергонапряженности режима генерации плазмы и усложнении схемы смешения с 2 до 4%.
С увеличением расхода 8Б6 величина максимума Бт в распределении Бхт(х) возрастала, его положение сдвигалось навстречу потоку, а полуширина области УФ-излучения уменьшалась. При больших расходах ксенона ^=2,9-4,6 г/с и малых — 8Б6 ^2=0,56 г/с происходило "размывание" газовой мишени потоком плазмы. При этом в случае ^=2,9 г/с, /=1500 А (рис. 2) уменьшение расхода 8Б6 с 2 до 1,1 г/с не приводило к уменьшению Бт, зато увеличивалась протяженность области реакций, а, следовательно, и мощность источника Р (от 420 до 500 Вт). Дальнейшее уменьшение Р2 в 2 раза приводило к образованию "плато" в распределении Бхт(х) и, как следствие, уменьшению Бт в 2,3 раза, а Р — в 1,7 раза (до 300 Вт). Этот пример иллюстрирует влияние газодинамических условий смешения на яркость и мощность источника. Оптимальными являются распределения Бхт(х), 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 Бхт(х) при больших расходах 8Б6 (Я2=2 г/с) и Хе (^1=4,6 г/с). В этом случае рост Б т и Р (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 /=1,3 кА и /=1,5 кА увеличение расхода ксенона от 2,9 до 4,6 г/с при постоянном расходе 8Б6 Я2=2 г/с приводило к уширению области излучения, сдвигу по потоку и уменьшению максимума Бхт(х), однако мощность Р не изменялась в пределах точности измерений — 300 и 415 Вт, соответственно.
При меньших расходах 8Б6 (Я2=1,1 г/с) и Хе (^1=2,9 г/с) распределение концентраций реагирующих компонентов не изменялось только с увеличением тока от 1 до 1 ,3 кА, при котором мощность Р возрастала от 125 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 Бт=120 мВт/см нм-стер и мощности Р=500 Вт излучения в рассматриваемой серии экспериментов.
При малых расходах Хе (0,5 и 1 г/с) увеличение яркости Б т на 20-30% с увеличением расхода 8Б6 от 1,1 до 2 г/с сопровождалось незначительным увеличением мощности Р — менее чем на 6%. Следовательно, при малых расходах ксенона и больших — 8Б6 плазменная струя успевает почти полностью прореагировать в течение времени взаимодействия с газовой мишенью.
При расходе Хе 4,6 г/с увеличение Бт на 40-60% с увеличением расхода 8Б6 от 1,1 до 2 г/с приводило к менее значительному увеличению Р — примерно на 20%. При этом частичное "размывание" мишени при расходе 8Б6 1,1 г/с становилось менее существенным при ^(8Б6)=2 г/с. Следовательно, при большом расходе Хе 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 1500 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, 3Ь - 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 415 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 260^215 Вт. Аналогичная смена режима от убывания к возрастанию при увеличении R(Xe) от 1 до 2,9 г/с наблюдалась и для Bm(Г).
Для проверки отмеченной особенности были проведены дополнительные измерения Вт при R(Xe)=1,8; 2,9 и 4,6 г/с, а диапазон изменения тока был увеличен до 2300 А. Линейный рост Вт с увеличением Г 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 Вт (рис. 4). Наибольшее значение Вт=215 мВт/см нм-стер достигнуто при R(Xe)=1,8 г/с, R(SF6)=2 г/с и Г=2,3 кА. Близкое значение Вт также получено при меньшем токе за счет увеличения расхода SF6 и усложнения схемы смешения.
Соответствующие измерения проводились при Г=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 N на Вт и Р за счет протекания реакций перезарядки
Xe+++N2=Xe++N2++1,16 эВ и (4). Обнаружено, что без подачи азота при Г=1,5 кА яркость Вт
22 возрастала до 205 мВт/см нм-стер, а при Г=2,3 кА - убывала до 110 мВт/см нм-стер (рис. 4,
1а). Мощность Р при этом была равна 830 и 560 Вт, соответственно. При подаче N с расходом 0,3 г/с вместо возможного увеличения происходило резкое падение Вт до 10
22 мВт/см нм-стер и Р до 250 Вт при Г=1,5 кА и уменьшение Вт до 130 мВт/см нм-стер и Р до
410 Вт при Г=2,3 кА. С дальнейшим ростом R(N2) до 0,5 г/с при Г=1,5 кА Вт и Р не изменялись, а при Г=2,3 кА - уменьшались, соответственно, до 115 мВт/см нм-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 Хе или Кг с газом 8Е6
Измерение концентрации ионов ксенона N в области расположения инжектора SF6, выполненное с помощью расходного датчика с мерной ёмкостью, показало, что в оптималь-
15 3
ных режимах #1~10 см- . Температура инертного газа вблизи катода МПДУ Т0~2500 К, инжектор SF6 в плазменной струе разогревался до температуры Т^>1015 К. При этих условиях, согласно оценкам, основанным на известном значении расхода элегаза и геометрических размерах области смешения, концентрация молекул SF6 N > N Температура электронов Те~1 эВ [9]. Указанные температуры значительно больше значений Те~Тё=20 °С в методе проточного послесвечения [15], при которых в реакции (4) учитывались только ионы SF6", возникающие при прилипании электронов
SF6 + SF6- . (8)
С другой стороны, в эксперименте [22] при температуре инертных газов в дуговой камере плазмотрона 7^=3000-4000 К и Те=0,15-0,3 эВ считалось, что в реакции ионной рекомбинации доминирующую роль должны играть ионы и 8Б5—, так как условия более благоприятны для диссоциативного прилипания, чем для получения 8Б6—. Сечения реакции диссоциативного прилипания <<а(£)
8Б6 + е— ^ 8Б5— + Б (9)
в зависимости от энергии электронов ) в диапазоне температур газа 8Б6 7ё=300-1100 К приведены в [27]. Как и сечение реакции прилипания (8) <(£) при 7^=300 К [28], <<а(£) имеет острый пик при £~0. Для <а(£) он соответствует прилипанию электрона с нулевой энергией к молекуле 8Б6, в результате чего образуется возбужденный молекулярный ион 8Б6—*. При плотности молекул #2>1015 см-3 вероятность стабилизации комплекса 8Б6—*
8Б6—* + М ^ 8Б6— + М (10)
превышает вероятность его распада [11]
8Б6 + е— . (11)
Для <<а(£) указанный пик отражает прилипание электрона с энергией )~0 к возбужденной молекуле 8Б6*, колебательная энергия которой превышает порог реакции (9) Еа=0,2 эВ [27]. Увеличение температуры газа Тё вызывает быстрый рост пика в сечении образования 8Б5— и одновременное убывание сечения <(£). При Тё>500 К пиковое значение функции <<а(£) превышает максимум <а(£) [25].
Сечение <а()) имеет также второй пик при ) ~0,38 эВ, величина которого нечувствительна к температуре газа. Он связывается с переходом молекулы 8Б6 на разлетный терм комплекса 8Б6—* после захвата электрона с необходимой для этого энергией [27]. За счёт такого процесса отношение вероятностей образования 8Б5— и 8Б6— увеличивается с ростом Те при постоянной температуре Тё.
Константа скорости диссоциативного прилипания электрона (9), рассчитанная
/ о \
кйа
8
пт
1/2
1 г £
)ехр—"^ < ())£ (12)
кТе;
0
для значений Тё в диапазоне 300-1075 К с использованием <а()) [27, 28], приведена на рис. 5 для Те=0,6; 1 и 1,5 эВ. Аналогичным образом определялась суммарная константа скорости образования 8Б5— и 8Б6— при Тё=300 К [28], которая почти не зависит от температуры газа [10, 27]. Как видно из рис. 5, при Т^>700 К реакция протекает только по каналу диссоциативного прилипания.
Сечение реакции образования иона
8Б6 + е—^ Б—+ 8Б5 (13)
имеет порог при )~2 эВ и максимум при )~5 эВ [28], что, как и в случае второго пика в сечении <а()), соответствует процессу, слабо зависящему от Тё. Рассчитанная аналогично (12)
' 11 3
константа скорости этой реакции равна к^а =(2-6)-10- см/с при Те=1-1,5 эВ, Т^=300 К, а
9 3
реакции (9) — к^а=(10-6)-10- см /с при Тг=1100 К. Следовательно, в условиях эксперимента вероятность образования иона в результате реакции прилипания электрона к молекуле 8Б6 составляла 0,2-1%, а основным продуктом являлся молекулярный ион 8Б5—.
В отличие от гарпунной реакции метастабильного атома инертного газа Р2) с фторсодержащей молекулой [29, 13], реакция диссоциативной рекомбинации ионов и 8Б6— при давлении р<0,6 Торр в методе проточного послесвечения [15] приводит к наблюдению спектров эксиплексных молекул на переходах (Б^Х), (П^Х) и (С^Л), 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 В™ полосы излучения на рис. 1 расположен на длине
волны 349,7 нм, а неглубокие локальные максимумы - при Я^=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 Бе =1175 см и £0=их(Яе)= -652 см , молекулярные полосы, отвечающие дискретным переходам с колебательных уровней К=0^1 состояния В, не наблюдались, что связано с высоким значением вращательной энергии эксиплексной молекулы Е;
1/2
[31]. Действительно, наиболее вероятному значению ;=(Т/2Ве) -1/2 при вращательной температуре Т>1900 К соответствует Е;>-е0 (Ве - ротационная постоянная).
Оцененная по положению максимумов £=2-4 согласно [29], средняя колебательная энергия
E)=
а
Vk -V0
Ск®е
+ 2к -1
(14)
равна 0,35-0,45 эВ при «е=308,9 см-1, у0=28288 см-1 [32], а среднее значение (Г>~8,5-11,5. Соответствующая оценка [33] по полуширине главного максимума <5у=1250 см-1
Е-> =
2
3
öv3 (15)
приводит к близким величинам (EV)=0,46 эВ и (V)~11,5. Наибольшее значение колебательной энергии EVmax из коротковолновой границы спектра Ат=280 нм
V - TeB < Evmax <Ят"1 -V0 (16)
равно 0,86-0,92 эВ при Гев=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 эксиплексные молекулы близко к воздействию соответствующих нейтральных частиц [35]. Вероятность индуцированных электронами переходов B^C не превышает соответствующую веро-
15 3
ятность для тяжелых частиц [36]. При концентрации N^10 см и излучательном времени жизни молекулы XeF(B) TB~16-30 нс (для уровней V=0-30) и TC~100 нс для XeF(C) [19, 31] ( кВс 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 15 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 [15]. Полная энергия, выде-
4
ляющаяся в реакции (18) с учетом энергий диссоциации молекулярного иона 8Б5— П0(8Б4—Б—)=2,8 эВ [40] и молекулы ХеБ(Б) П0(Хе+3/2—Б—)=5,3 эВ [31], тепловой поступательной и вращательной энергии реагентов 3кТ~0,6 эВ, равна ЕТ^3,1 эВ, а (/V)=(EV)/E7«0,15. Это значение, характеризующее механизм реактивного столкновения, близко к /)=0,20 для реакции хе(3Р2)+соа2 и значительно отличается от /)=0,67-0,77 для гарпунных реакций
33
Хе( Р2), Кг( Р2) с другими галогенами ЯХ=Б2, С12, СС14 [32]. Отличие связывается с тем, что молекула фосгена после захвата электрона может формировать устойчивый ион СОС12—, а
остальные комплексы ЯХ при этом попадают в отталкивательное состояние Я—Х— и в при-
+ *
сутствии иона инертного газа могут сразу образовать эксиплексную молекулу Я^Х [41]. Действительно, для реакций с участием молекул ЯХ EVmax/EТ=0,9-1 [29, 32], а для Хе(3Р2)+СОС12 — 0,7. Значение Evmax/Eт=0,3 для реакции (18) Хе с сильносвязанным молекулярным ионом 8Б5— показывает, что переход комплекса [Хе+—8Б5—] на электронный терм, соответствующий эксиплексной молекуле и галогеносодержащему остатку, происходит при расстоянии между частицами Я*, сравнимом с их размерами. Величину Я* можно оценить, исходя из среднего значения (Р)«10 для ХеБ(Б)
Яе +л "£г(2<Г> + 1)- 3Л, (19)
о
при Яе=2,63 Л, (Уе=308,9 см-1 [31], ^=16,6 а. е. м.
В силу закона сохранения момента количества движения, минимальное расстояние Ят, на которое сближаются заряженные частицы Хе+ и 8Б5—, связано с прицельным параметром Ь и энергией относительного поступательного движения )
4 — ^ = ). (20) к.: Ят ' '
т
Согласно [11, 42], к реакции приводят траектории, для которых Ят< Я*, откуда сечение и константа скорости реакции (18) равны
<г ()) = /ппЯ*
, 8пкТ /П
< е2 ^
Я+-)
' е2 Л Я* +— кТ
(21)
Я*. (22)
. Vг
Фактор /<1 учитывает вероятность канала образования эксиплексной молекулы, а П — вероятность образования молекулы ХеБ* в состоянии Б (для реакции Хе+3/2+8Б6— П-0,7 [23]), ¡1Г — приведенная масса реагирующих частиц.
При скорости плазменной струи у«105 см/с и полуширине области излучения 5Ьх-3 см
Тт
(рис. 2) характерное время взаимодействия реагентов тг«5-10-5 с. Скорость прилипания элек-
тронов в реакции (9) к^Ы2 >>тг_1, следовательно, концентрация ионов 8Б5" на заднем фронте распределения Бхт(х), где плотность молекул 8Б6 #2(х) больше плотности ионов ксенона М(х), #2—(х)«#1(х). Скорость тушения молекул ХеБ* электронами кепе (<кеЫ\) при ке=4-10-7
3 15 3 _1
см /с [34] и М-10 см превышает скорость излучательного распада ТБ на переднем фронте. Концентрация эксиплексных молекул N и в квазистационарном режиме равна
^ = ЛШ^ (23)
кеПе + ТБ
Константа скорости реакции (22) кг-6Л0'9/ см3/с при Т-2500 К, откуда N ¡и- 1013/ см-3.
Средняя вдоль оптического пути Ь2-12 см концентрация N ех молекул ХеБ * (Б) при максимальной достигнутой спектральной яркости Бт=215 мВт/см нм-стер равна
N « - f B—d— — 1,5 • 1011 см-3, (24)
(4)4J hv
где (AV) _ среднее значение вероятности спонтанного излучения. В этой оценке поглощение
_ _ 2
излучения на отрицательных ионах не учитывалось, поскольку о— LzN2 —2-10" <<1 при сече-
_ 18 2 т*
нии фотопоглощения а% —2-10" см [5]. Сравнение теоретического Nth и экспериментального Nex значений показывает, что вероятность распада промежуточного ион-молекулярного комплекса [XeSF5_] по каналу образования молекулы XeF* невелика f—10-2. Показатель усиления излучения на длине волны —=249,7 нм равен
Lz —
N— = f k—dz = — Bm = 0,9-10_4 , (25)
о 2hc
что на два порядка меньше паразитного поглощения. Коэффициент усиления k——0,8-10-5 см-1. Яркостная температура T— которая соответствует среднему числу фотонов на моду N—
TX = hv / k ln
( 1Г Л
N— +1
N—
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 iNeN. exp
WW N F
2
Xe™ F lyV \
EV + g0
T
R
e < 10_3 << 1 .(27)
15 3
При этом учтено, что концентрации ЫХе и Ыр атомов Хе и Б не превышали #1~10 см , так как они являлись продуктом распада эксиплексных молекул. Температура тяжелых частиц 7—0,25 эВ. Еу - энергия колебательного уровня У. Его средняя заселенность (ЫУ)-№1!ех/Утах-4-109 см-3, так как (У)-0,5-Утах. Равновесное расстояние между ядрами моле-
о
кулы ХеБ(Б) ^е=2,63 А [31], её приведённая масса ¡1-16,6 а. е. м., статистический вес соот-
2 1
ветствующих электронных состояний ЖБ( Р3/2)=4, ЖХе( 50)= 1, Шх=2 для ХеБ(Х).
Как отмечалось, при больших расходах ксенона ^(Хе)=2,9-4,6 г/с мощность источника излучения Р увеличивалась с ростом тока МПДУ, а при малых ^(Хе)<1 г/с - уменьшалась при />1,3 кА. Причиной этого уменьшения может служить реакция
Хе+3/2 + 8Б6 ^ 8Б3+ + ХеБ2 + Б , (28)
имеющая порог Еа=5 эВ, вследствие чего константа её скорости к^ сильно зависит от относительной кинетической энергии £ =1гу /2 сталкивающихся частиц [45]. Скорость ионов ксенона определяется интегральной силой тяги р МПДУ и расходом газа ^(Хе) [9]
I) = Р + р2(П +р3( 12) . (29)
-1 2 3
Так, при /=1,5 кА и ^=1,8 г/с - £ -0,7 эВ, кг-6-10" см /с и характерное время реакции (28)
_1 11 3
тг=( кЫ2) >Т а при /=1,5 кА и ^=0,8 г/с - £ -3,6 эВ, кг-6-10- см /с и Таким образом, происходило уменьшение концентрации вступающих в реакцию (18) ионов Хе+3/2. Реакция, аналогичная (28), [45]
Кг + + 8Б6 ^ 8Б5+ + Кг + Б (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 Я(Кг)=0,26-0,64 г/с, газа 8Б6 Я(8Б6)=0,56-2 г/с и токе МПДУ /=1-1,5 кА. Яркость полосы КгБ(Б^Х Бх, Х=228,5-254 нм, с максимумом при Я1=248 нм была соизмерима с яркостью линий ионов Б++, Кг+, Кг++ и примесей. Максимальное значение яркости Бт=12,5 мВт/см нм-стер, которому соответствовала концентрация эксиплексных молекул КгБ(Б) №"2=109 см-3, было получено при /=1 кА, ^(Кг)=0,64 г/с и ^(8Б6)=1,1 г/с. При таких же
молярных расходах Xe (R(Xe)=1 г/с) и 8Б6 максимальная яркость излучения XeF(B^.Z) Бт=93 мВт/см2нм-стер при концентрации XeF(Б) в 60 раз больше — Ж\=6-1010 см-3.
Как и в случае реакции (5) с молекулярным ионом 8Б6_, участие в которой иона Кг+3/2 приводит к образованию молекулы КгБ в состоянии Б с вероятностью 62%, а иона Кг+1/2 — 5% [23], можно считать, что в реакцию
Кг+ + 8Б5—= КгБ(Б) + 8Б4 (31)
основной вклад дают ионы криптона в состоянии Р3/2. Отметим, что определённое из спектральных измерений отношение (/"V)=(EV)/EТ«0,1 для реакции 8Б5_ с Кг+3/2 (31) оказалось
близким к значению (/V)—0,15 для реакции (18) с участием иона Xe+3/2.
+2
Для состояния Кг ( Р3/2) константа скорости реакции (30) имеет большое постоянное
-1 0 3
значение к3/2=6-10" см /с при изменении энергии £ от тепловой до 1,5 эВ [45], а для
+ 211 3 11
Кг ( Р1/2) к1/2=3-10" см /с — на порядок меньше. Константа скорости реакции (28) кг=10" см /с при энергии £ =1 эВ [45], которая соответствует R(Xe)=1 г/с и току 1=1 кА. Следовательно, уменьшение концентрации молекул КгБ(Б) по сравнению с концентрацией XeF(B) в
одинаковых экспериментальных условиях происходило из-за снижения концентрации ионов
2 _1 _1
криптона в состоянии Р3/2, поскольку (к3/2#2) <<тё, а ( к N2) >тё.
Заключение
1. Выбор галогеноносителя 8Б6 для получения эксиплексных молекул Я^^) в силь-ноионизованной струе инертного газа Rg=Xe, Кг низкой плотности связан с большой скоростью образованию молекулярных ионов в результате прилипания электрона к молекуле 8Б6 RF_=SF6_, 8Б5_, которые вступают в бинарную реакцию диссоциативной рекомбинации
Rg+ 3/2,1/2 + ЯР" = RgF(Б) + Я .
2. В оптимальных газодинамических условиях смешения 8Б6 с плазменной струёй ксенона с увеличением расхода 8Б6 от 0,56 до 2 г/с максимальная яркость полосы XeF(B^.Z) 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 8Б6 происходило "размывание" газовой мишени потоком плазмы. При больших расходах 8Б6 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 8Б6 от 1,1 до 2 г/с:
— при малом расходе Xe 0,5-1 г/с увеличение мощности УФ-излучения в полосе XeF(B^.Z) 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 Ж=41,5 кВт и большом расходе 8Б6 2 г/с мощность УФ-излучения Р находилась в пределах 300-320 Вт в широком диапазоне расхода Xe 0,5-4,6 г/с. С дальнейшим ростом Ж до 48 кВт при большом расходе Xe 2,9-4,6 г/с Р увеличивалась до 415 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 8Б6 1,1 г/с с увеличением мощности разряда МПДУ от 32 до 48 кВт мощность УФ-излучения росла линейно от 125 до 500 Вт.
6. Максимальная яркость полосы XeF(Б^^) Бт росла линейно с увеличением тока МПДУ I от 1 до 2,3 кА при расходах Я ксенона 1,8; 4,6 г/с и 8Б6 2 г/с. Наибольшему значению Бт при 1=2,3 кА и R(Xe)=1,8 г/с соответствовали показатель усиления излучения на дли-
не волны Х=249,7 нм Nx=jkxdz=0,9^10-4, на два порядка меньший паразитного поглощения, коэффициент усиления kx-0,8-10-5 см-1 и яркостная температура излучения Tx=4440 K при
11 -3
концентрации эксиплексных молекул XeF(B) Nex~1,540 см- .
7. Увеличение мощности УФ-излучения в полосе XeF(B^X) до 830 Вт при мощности разряда МПДУ 48 кВт и расходе ксенона 1,8 г/с достигалось за счет усложнения схемы смешения, приводящего к увеличению плотности струи в её центральной части, и увеличения расхода SF6 до 3,1 г/с.
8. При температуре газа SF6 Tg>1000 K и электронов Te= 1-1,5 эВ в однократно иони-
1 5 -3
зованной плазменной струе инертного газа Rg=Xe, Kr плотностью порядка 10 см- образование эксиплексных молекул RgF(B) происходило в ходе бинарной реакции диссоциативной рекомбинации
Rg+3/2 + SF5- = RgF (B ) + SF4 с участием молекулярного иона SF5_. В реакции
Xe+3/2 + SF5- = XeF (B ) + SF4
заселялись нижние колебательные уровни V молекул XeF(B) с максимальным значением Vmax~25-27 и средним (V)~9-11. Получена оценка константы скорости реакции и вероятности распада промежуточного комплекса [Xe+SF5_] по каналу образования XeF* f-10-2
9. При инжекции SF6 в плазменную струю криптона максимальная концентрация молекул KrF(B) была меньше концентрации XeF(B), полученной в аналогичных экспериментальных условиях с плазменной струей ксенона, более чем на порядок из-за снижения концентрации ионов Kr+3/2 в реакции
Kr+3/2 + SF6 ^ SF5++ Kr + F .
10. Снижение мощности излучения XeF(B^X) при токе МПДУ I>1,3 кА и расходе Xe R<1 г/с связано с уменьшением концентрации ионов Xe+3/2 в эндотермической реакции
Xe+3/2 + SF6 ^ SF3+ + XeF2 + F .
Список литературы
1. NakamuraI., Kannari F., ObaraM. // Appl. Phys. Lett. 1990. Vol. 57. N 20. P. 2057-2059.
2. Kumagai H., Obara M. // Jpn. J. Appl. Phys. 1989. Vol. 28. N 12. P. L2228-L2231.
3. Boichenko A.M., Panchenko A.N., Tarasenko V.F. et al. // Laser Physics. 1995. Vol. 5. N 6. P. 1112-1115.
4. Пaнчeнко А.Н., Соснин Э.А., ТaрaсeнкоВ.Ф. // ЖТФ. 1997. Т. 67. N 1. С. 78-82.
5. Брау Ч. // В кн.: Эксимерные лазеры/ Под ред. Ч. Роудза. М.: Мир, 1981. С. 118-172.
6. Михкельсоо В.Т., Трещалов А.Б., Пеэт В.Э. и др. // Квант. электрон. 1987. Т. 14. N 7. С. 1404-1406.
7. JonesR.B., Schloss J.H., Eden J.G. // J. Appl. Phys. 1992. Vol. 71. N 4. P. 1674-1682.
8. Sato F., Sunada Y, Okamoto S. et al. // Appl. Phys. Lett. 1992. Vol. 61. N 12. P. 1378-1380.
9. Костенко О.Ф. // В сб. ст.: Теоретические и экспериментальные исследования вопросов общей физики. Королев: ЦНИИмаш, 1 999. С. 61 -72.
10. Чантри П.Дж. // В кн.: Газовые лазеры/ Под ред. И. Мак-Даниеля, У. Нигэна. М.: Мир, 1 986. С. 52-94.
11. Райзер Ю.П. Физика газового разряда. М.: Наука, 1987. 592с.
12. Андреев Ю.Ю., Горская Н.М., Сухов Б.Г. и др. // В сб. ст.: Молекулярная газовая динамика. Новосибирск: ИТ СО АН, 1980. С. 108-113.
13. Velazco J.E., Kolts J.H., SetserD.W. // J. Chem. Phys. 1976. Vol. 65. N 9. P. 3468-3480.
14. Setser D. W., Dreiling T.D., Brashears H.C. et al. // Faraday Discuss. Chem. Soc. 1979. N67. P. 255-272.
15. TsujiM., FurusawaM., Nishimura Y. // Chem. Phys. Lett. 1990. Vol. 166. N 4. P. 363-368.
16. Velazco J.E., Kolts J.H., Setser D.W. // J. Chem. Phys. 1978. Vol. 69. N 10. P. 4357-4373.
17. WrenD.J., SetserD.W., Ku J.K. // J. Phys. Chem. 1982. Vol. 86. N 2. P. 284-291.
18. FehsenfeldF.C. // J. Chem. Phys. 1970. Vol. 53. N 5. P. 2000-2004.
19. СмирновБ.М. // УФН. 1983. Т. 139. N 1. С. 53-81.
20. Cooper R., DenisonL.S., ZeglinskiP. et al. // J. Appl. Phys. 1983. Vol. 54. N 6. P. 3053-3058.
21. Cooper R., Mezyc S.P., Armstrong D.A. // Radiation Phys. Chem. 1984. Vol. 24. N 5-6. P. 545549.
22. Рогулич В.С., Стародуб В.П., Шевера В.С. // Оптика и спектроскопия. 1990. Т. 69. N 4. С. 756-758.
23. TsujiM., FurusawaM., Nishimura Y. // J. Chem. Phys. 1990. Vol. 92. N 11. P. 6502-6503.
24. Fehsenfeld F.C. // Bull. American Phys. Society. Ser. II. 1970. Vol. 15. N 3. P. 419.
25. Chen C.L., Chantry P.J. // Bull. American Phys. Society. Ser. II. 1970. Vol. 15. N 3. P. 418-419.
26. Алёхин А.А., Баринов В.А., Герасько Ю.В. и др. Непрерывные плазмохимические источники света. М.: Биор, 1997. 160 с.
27. Chen C.L., Chantry P.J. // J. Chem. Phys. 1979. Vol. 71. N 10. P. 3897-3907.
28. Kline L.E., Davies D.K., Chen C.L. // J. Appl. Phys. 1979. Vol. 50. N 11. P. 6789-6796.
29. Tamagake K., Setser D.W. // J. Chem. Phys. 1977. Vol. 67. N 10. P. 4370-4383.
30. Datsyuk V.V. // Appl. Phys. B. 1992. Vol. 55. P. 60-64.
31. Tellinghuisen P.C., Tellinghuisen J., Coxon J.A. // J. Chem. Phys. 1978. Vol. 68. N 11. P. 51875198.
32. Tamagake K, Kolts J.H., Setser D.W. // J. Chem. Phys. 1979. Vol. 71. N 3. P. 1264-1275.
33. GoldeM.F. // J. Molecular Spectroscopy. 1975. Vol. 58. N 2. P. 261-273.
34. Дацюк В.В., Измайлов И.А., Кочелап В.А. // УФН. 1998. Т. 168. N4. С. 439-464.
35. Дацюк В.В., Измайлов И.А., Кочелап В.А. // Укр. физический журнал. 1993. Т. 38. N2. С. 242-250.
36. Kvaran A., Shaw M.J., Simons J.P. // Appl. Phys. B. 1988. Vol. 46. P. 95-102.
37. Datsyuk V.V., Izmailov I.A., Kochelap V.A. // Appl. Phys. B. 1991. Vol. 52. P. 22-26.
38. Sadeghi N, Cheaib M, Setser D.W. // J. Chem. Phys. 1989. Vol. 90. N1. P. 219-231.
39. Sobczynski R, Beaman R., Setser D.W. et al. // Chem. Phys. Lett. 1989. Vol. 154. N4. P. 349356.
40. Wang Y., Champion R.L., Doverspike L.D. et al. // J. Chem. Phys. 1989. Vol. 91. N4. P. 22542260.
41. Kolts J.H., Velazco J.E., Setser D.W. // J. Chem. Phys. 1979. Vol. 71. N 3. P. 1247-1263.
42. Кондратьев В.Н., Никитин Е.Е., Резников А.И., Уманский С.Я. Термические бимолекулярные реакции в газах. М.: Наука, 1976. 192 с.
43. Кросс М, Ми Ф. // В кн.: Эксимерные лазеры/ Под ред. Ч. Роудза. М.: Мир, 1981. С. 2069.
44. Mulliken R.S. // J. Chem. Phys. 1971. Vol. 55. N 1. P. 309-314.
45. Richter R., TosiP., Lindinger W. // J. Chem. Phys. 1987. Vol. 87. N 8. P. 4615-4618.
Рис. 1. Спектр ХеБ(Б^Х) при максимальной яркости излучения из области смешения плазменной струи ксенона и 8Б6: /=1300 А, ^(Хе)=1 г/с, ^(8Б6)=2 г/с
Б™, мВт/см2-нм-стер
Рис. 2. Зависимость яркости излучения ХеБ(Б^Х) с длиной волны Х=350 нм от расстояния вдоль оси плазменной струи при ^(Хе)=2,9 г/с, /=1500 А и ^(8Б6): 1 - 2; 2 - 1,1; 3 - 0,56 г/с.
Р: 1 - 420, 2 - 500, 3 - 300 Вт
Р, Вт
500
400
300
200
100
1 1 1 ЗЪ^Х
_ / — ____ _____
/2 / // ✓ ____у
У/ ^За
1 1 1
30
35
40
45 Ш кВт 50
Рис. 3. Зависимость Р от мощности МПДУ Ж при ^(8Б6)=2 г/с и ^К(Хе): 1 - 0,5; 2 - 1; За - 2,9; 4 - 4,6 г/с. ЗЪ - ^(8Б6)=1,1 г/с; ДХе)=2,9 г/с
Вт, мВт/см нмстер
250
200
150 -
1 00
50
1000 1200 1400 1600 1800 2000 2200 2400
I, А
Рис. 4. Зависимость Вт от тока МПДУ при ^(8Б6)=2 г/с и ^(Хе): 1 - 1,8; 2 - 2,9; 3 - 4,6 г/с. 1а - ^(8Б6)=3,1 г/с; Я(Хе)=1,8 г/с
0
kad,
15 10
5 0
Рис. 5. Зависимость скорости диссоциативного прилипания электрона к молекуле 8Б6 от
температуры газа Тё. Те: 1 - 0,6; 2 - 1; 3 - 1,5 эВ. Суммарная скорость прилипания при Тё=300 К и Те: 1а - 0,6; 2а - 1; 3а - 1,5 эВ.
