CC BY
11УФ-ИЗЛУЧЕНИЕ ЭКСИПЛЕКСНЫХ МОЛЕКУЛ ПРИ ИНЖЕКЦИИ ПАРОВ ГАЛОГЕНИДОВ ЩЕЛОЧНЫХ МЕТАЛЛОВ В ПЛАЗМЕННУЮ
СТРУЮ ИНЕРТНОГО ГАЗА
Костенко О.Ф. (frolov1@orc.ru)
Центральный Научно-Исследовательский Институт Машиностроения
Введение
При инжекции галогеносодержащих веществ в сильноионизованную струю инертного газа низкой плотности возможно создание непрерывного эксиплексного источника УФ-излучения, обладающего высокими средней мощностью и спектральной яркостью [1]. Важную роль играет выбор галогенида и реакции образования эксиплексных молекул. В настоящей работе предложено и исследовано использование галогенидов щелочных металлов в ионно-молекулярной реакции с метастабильными ионами инертных газов для эффективного возбуждения эксиплексных молекул в однократно ионизованной плазменной струе. Получена высокая средняя мощность флюоресценции молекул XeCl(B) 750 Вт. Экспериментально обосновано, что с понижением относительной кинетической энергии ионов Xe+ и молекул галогенида щелочного металла заселенность нижних колебательных уровней состояния B эксиплексных молекул повышается, полуширина главного максимума полосы B—yX уменьшается, а её максимальная спектральная яркость увеличивается. Показана возможность создания непрерывного источника УФ-излучения на гомоядерных молекулах галогена Cl2(D'), с максимумом яркости при А=258 нм, путем смешения плазменной струи, содержащей преимущественно ионы Cl+, с парами KCl.
Поиск новых галогеносодержащих веществ и реакции образования эксиплексных молекул для создания мощного источника УФ-излучения
Бинарная реакция диссоциативной рекомбинации ионов является эффективным механизмом образования эксиплексных молекул в сильноионизованной плазменной струе низкой плотности [1]. Следовательно, галогеносодержащая молекула должна обладать сильной или умеренной электроотрицательностью и в результате прилипания электрона создавать молекулярный ион. Однако из молекул, используемых в газовых лазерах, образуются главным образом отрицательные ионы атомов галогена X- [2]. Из других менее изученных молекул можно выделить хлорид фосфора PCl3, при прилипании к которому электрона с нулевой энергией образуются ионы Cl- и PCl2-. Диссоциация комплекса Xe++PCl2-— [Xe+PCl2-] приводит к возникновению эксиплексной молекулы XeCl* [3]. Более подходящей может оказаться молекула фосгена COCl2, которая эффективно поглощает электроны, образуя ионы Cl2- и, возможно, COCl2- [3]. Вероятность f распада промежуточного ион-молекулярного комплекса с двухатомным молекулярным ионом Cl2- по каналу
— XeCl* + Cl (1)
Xe+ + Cl2" —
Xe+ Cl2"
должна быть выше, чем в случае многоатомных ионов, что объясняется, как и для гарпунной реакции, уменьшением числа альтернативных выходных каналов и отсутствием блокировки
атома галогена ионным остатком [4, 3]. Использование фосгена, однако, ограничивается его сильной токсичностью, а применение трихлорида фосфора - способностью металлов адсорбировать фосфор.
Излучение в плазменной струе ксенона было зарегистрировано при вве-
дении в неё паров СС14 [5-7]. Скорость прилипания электрона к молекуле четыреххлористого углерода больше, чем к 8Б6 [2], и в результате образуются ионы С1- и С12- [8]. Следовательно, возможны процессы диссоциативной рекомбинации (1), рекомбинации при тройном столкновении ионов
Хе+ + С1-+ Mi ^ ХеС1* + М^ (2)
и нейтрализация ионов в парном столкновении [9, 10]
Хе+ + С1- ^ Хе* + С1. (3)
В сильноионизованной плазме низкой плотности, когда концентрация ионов N и их температура Т удовлетворяют условию е6Д/(кТ)3<< 1, коэффициент тройной ион-ионной рекомбинации (2) определяется из модели Томсона [10] и равен в~2-10-29/Т9 2 см6/с (Т в эВ) [11]. Константа скорости реакции (1) находится таким же образом, как и реакции Хе+ с 8Б5" [1] - £г~4-10-9//Т1/2 см3/с, а реакции (3) - согласно [9, 10] о<0,8-10-9/Т1/2 см3/с. Сравнение величин кг и а показывает, что при /~1 скорость образования эксиплексных молекул превышает скорость нейтрализации ионов ксенона, если концентрации ионов С1- и С12- примерно равны. Однако применительно к СС14 это условие не выполняется, поскольку порог появления С1- отсутствует, а у С12- он равен 2,3 эВ [3, 8]. Из сравнения реакций (2) и (3) следует, что возникновение молекул ХеС1* в тройных столкновениях при характерном значении концен-
15 3
трации ионов N¡-3 • 10 см- является преобладающим процессом, если Т< 1000 К, однако это условие также не реализуется экспериментально. Следовательно, основной реакцией являлась нейтрализация ионов Хе+ (3).
Максимальная колебательная энергия эксиплексных молекул, оцененная по коротковолновой границе спектра [1], была на порядок меньше энергии диссоциации молекулы ХеС1(8) на положительный и отрицательный ионы. В отсутствие колебательной релаксации из этого следует, что образование эксиплексных молекул происходило в реакции диссоциативной рекомбинации ионов. Влияние нейтрализации ионов ксенона, конкурирующей с реакцией (1), и малая вероятность образования ионов С12- привели к тому, что в оптимальном режиме при расходах Хе и СС14 2,1 г/с и мощности магнитоплазмодинамического ускорителя (МПДУ) Ж=45 кВт была получена мощность излучения ХеС1(8^.Ж) Р=45 Вт в спектральном интервале 294^318 нм, что на порядок меньше, чем при использовании 8Б6 в аналогичных условиях [1, 12].
Таким образом, создание мощного источника УФ-излучения в более коротковолновом, чем полоса ХеБ^б^Ж), диапазоне длин волн требует поиска новых галогеносодержащих веществ и эффективной реакции образования эксиплексных молекул в сильноионизованной плазменной струе низкой плотности.
На примере молекулы 8Б6 показано [1], что использование многоатомного электроотрицательного газа приводит не только к малой вероятности / канала образования эксиплекс-ной молекулы, но и к поглощению УФ-излучения отрицательными ионами, существенно превышающему усиление [13]. Такая же трудность возникает и при использовании двухатомных молекул Б2 и С12 [14], которые диссоциируют в результате прилипания электрона. Напротив, возникновение простых устойчивых отрицательных молекулярных ионов происходит по схеме тройного столкновения [10], вероятность которого в плазменной струе низкой плотности может быть незначительной.
Среди двухатомных молекул были выделены галогениды щелочных металлов, поскольку большинство реакций с их участием протекает аналогично соответствующим реакциям галогенидов инертных газов благодаря близким параметрам этих молекул [17-19]. В смеси инертных газов могут происходить реакции замещения
Хе + АтБ* ^ ХеБ* + Аг,
КГ + АтБ* ^ КГБ* + АГ (4)
со скоростью, близкой к газокинетической [17]. Подобные реакции возможны и между возбужденным атомом Я^* или ионом Я§+* инертного газа и молекулой галогенида щелочного металла МО [15, 16]
МО ^ ЯБО*+ М, (5)
МО ^ ЯБО*+ М+ . (6)
При взаимодействии сверхзвукового потока ксеноновой плазмы с парами №С1 было зарегистрировано излучение ХеС1(Б^Х) [20]. Оптимизация параметров плазменной струи и схемы смешения [15] способствовали достижению высоких значений яркости и мощности УФ-излучения в полосе Б^Х эксиплексных молекул ХеБ*, ХеС1*, ХеВ^ и КгБ* [12, 13, 16]. Отметим, что ламповые источники излучения с длиной волны Я=282 нм, что соответствует переходу ХеВ^Б^Х), ранее не предлагались.
Исследование излучения ХеО(В^Л') при инжекции паров ^С1 в плазменную струю ксенона
Применение галогенидов щелочных металлов затруднено из-за высокой температуры их кипения. В первых экспериментах [20] источником паров №С1 служила графитовая кювета, которая помещалась на оси плазменного потока на расстоянии от анода МПДУ Ь=10 см щелевым отверстием вверх. По мере разогрева кюветы потоком увеличивалась яркость излучения ХеС1(Б^Х) над ней. При мощности разряда МПДУ 45 кВт за время ~60 с испарялась и частично выплёскивалась вся соль массой 2 г, причем резкое возрастание интенсивности свечения ХеС1* регистрировалось в последние 10 с процесса. Максимальная яркость излучения Бя™=40^50 мВт/см2нм-стер с длиной волны 307 нм, полученная в данной схеме смешения при токе МПДУ 7=1^1,5 кА и расходе Хе ^1=0,4 г/с, близка к соответствующему значению в экспериментах с 8Б6 [1].
Для увеличения скорости испарения соли применялась танталовая трубка-инжектор, нагреваемая током от генератора [16]. При вкладываемой мощности 4,25 кВт и температуре трубки ~1500 К средний расход паров №С1 составлял ^2~0,4 г/с, что определялось по временной динамике излучения эксиплексных молекул.
Зависимость яркости УФ-излучения от расхода Хе исследовалась в условиях, когда инжектор располагался вне плазменной струи: на 11,5 см ниже её оси на расстоянии 14 см от анода, отверстиями вверх [15]. При таком размещении трубки исключалось её влияние на область смешения потоков. Как показали снимки в спектральном диапазоне 284^320 нм, при большом расходе Хе ^1=2,9 г/с и токе МПДУ 7=2,5 кА область УФ-излучения имела вытянутый вид. Её форма изменялась в зависимости от интенсивности испарения соли - от прилегающей ближе к инжектору в начале процесса до пересекающей всё сечение струи при наибольшем расходе галогеноносителя. При малом значении ^1=0,4 г/с и 7=1,5 кА УФ-излучение происходило из "размытой" области над трубкой.
Исходя из картины УФ-излучения, измерение яркости производилось на расстоянии 5 см вверх от поверхности трубки с интервалом по времени 3 с. При ^1=0,4 г/с и 7=1,5 кА максимальная яркость излучения с длиной волны 307,5 нм Бх"=45 мВт/см нм-стер находилась в пределах значений, полученных в экспериментах с кюветой. При этом регистрировалась сильная линия - дублет № 330,2 нм, имеющая в обеих схемах смешения примерно одинаковую интенсивность. С переходом к большому расходу Хе ^1=2,9 г/с интенсивность дублета уменьшалась примерно в 15 раз, а яркость Б™ увеличивалась в 6 раз до 270 мВт/см2нм-стер. Повышение мощности нагрева трубки до 5,1 кВт не приводило к значимому увеличению среднего расхода паров №С1, однако пиковое значение Б™ возрастало до 380
2
мВт/см нм-стер. Эта величина в 2,5 раза больше яркости излучения XeF(Б^X), полученной в оптимальном режиме с использованием 8Б6 при соответствующей мощности МПДУ и молярных расходах реагентов.
Увеличение яркости УФ-излучения с переходом к большому расходу ксенона связано с ростом концентрации ионов Xe+ на порядок. Значительное снижение интенсивности линии №* объясняется уменьшением вероятности диссоциации молекулы №С1 в неупругом столкновении
Xe+ + ШС1 ^ Xe+ + Na + С1 (7)
при уменьшении скорости струи [26].
Пространственная зависимость яркости Бх" от координаты х вдоль оси струи определялась при ^=0,4 г/с и /=1,5 кА. Максимальное значение Б%1=33 мВт/см нм-стер наблюдалось в точке х=1 см, если координата инжектора №С1 х=0, при этом полуширина области излучения - 8Ьх-1,5 см. С увеличением тока МПДУ от 1 до 1,5 кА яркость Б а" в фиксированной точке х=-2,5 см возрастала на 15%, а полуширина 8А главного максимума полосы XeC1(Б^X увеличивалась от 8 до 10 нм. Следовательно, рост кинетической энергии £ относительного движения иона Xe+ и молекулы №С1 [21 ] приводил к увеличению средней колебательной энергии (Еу) молекулы XeC1(B) в 1,8 раза, что определялось изложенным в [1, 13] методом.
Уменьшение 8А наблюдалось при переходе от переднего фронта к центральной части области УФ-излучения, что вызвано уменьшением кинетической энергии £ за счет торможения плазменной струи передними слоями паров №С1. В указанном эксперименте при ^1=0,4 г/с и /=1,5 кА в точке х=0 8А=9,5 нм, а на 1 см ниже по потоку - 8 нм, причем сужение главного максимума сопровождалось значительным увеличением Б а" - в 2,5 раза, связанным с зависимостью от х концентраций реагентов. Аналогичное варьирование 8А наблюдалось и в фиксированной точке при смещении области излучения из-за изменения скорости испарения соли [15, 16]. В рассматриваемой схеме смешения при ^1=2,9 г/с и /=2,5 кА полуширина 8Х изменялась таким образом в пределах 6^7,5 нм.
Значительное повышение яркости Б™ достигалось за счет увеличения концентрации реагентов в области их смешения путем размещения инжектора на оси плазменной струи отверстиями навстречу потоку [15]. Наибольшее значение Бх™=1,5 Вт/см2нм-стер на длине волны 307,5 нм получено в том случае, когда расстояние между анодом и поверхностью трубки Ь=8 см при мощности МПДУ W=75 кВт, расходах Xe ^1=2,9 г/с и №С1 ^2-0,4 г/с (рис. 1). При меньшем значении Ь возрастает относительная концентрация ионов Xe++ [21], следовательно, уменьшается вероятность реакции (6). Кроме того, яркость УФ-излучения начинает сильно флюктуировать, что связано с неустойчивостью области смешения. С увеличением Ь до 15 см максимальное значение Б™ уменьшалось в -10 раз из-за снижения кон-
V +*
центрации ионов ксенона Xe .
В спектре XeC1(Б^X (рис. 1) не наблюдались полосы, отвечающие дискретным переходам с нижних колебательных уровней у, что связано с высокой вращательной энергией молекулы EJ. Действительно, при вращательной температуре Т>740 К среднее значение Е;
X 1
превышает энергию диссоциации состояния X Бе =281 см [22]. Отметим также, что выявление структуры спектра, отражающей переходы У-^У, затруднено из-за низкого разрешения ОБА - 0,5 нм при расстоянии между пиками, соответствующими различным У, -0,25 нм [22, 23]. Из коротковолновой границы спектра Ат=278 нм следует наибольшее значение колебательной энергии молекулы XeC1(B) Еу^^Х" -Те =0,44 эВ и Ущ^^ при Те =32406 см- , (Уе=194,75 см-1 и (Оехе=0,627 см-1 [22]. Средняя вдоль оптического пути Ь2—12 см концентрация молекул XeC1(B) ^*ех-2-1011 см-3 больше максимальной достигнутой плотности XeF*(B) в экспериментах с 8Б6 [1].
Мощность УФ-излучения в полосе XeCl(B^X) ДХ=278-315 нм, определенная по методу [1, 12], составила P=750 Вт. Отношение фоновой спектральной яркости непрерывного излучения плазмы на длине волны 273 нм Bf к Bxm равно 3-5%, а отношение их интегральных яркостей в полосе B^X - 15-30% при изменении х от -1 до -1,9 см.
Показатель усиления, соответствующий максимальному значению Б™ [1], равен Nx=\kxdz=3,5-10"4. Учитывая полученные значения N*ex и Vmax аналогично [1], поглощением излучения в реакции фотоассоциации можно пренебречь. Следовательно, средний коэффициент усиления - кх~3-10- см- при длине инжекции паров соли Lz~12 см и яркостная температура излучения с длиной волны Х=307,5 нм Тх=5900 K. При размещении области реакций в оптическом резонаторе, образованном двумя сферическими зеркалами с коэффициентом отражения Rx=99%, усиление излучения не наблюдалось [15], поскольку достигнутое значение Nx составляло 3,5% от порогового.
Исследование излучения эксиплексных молекул из области смешения плазменной струи Xe или Kr с парами галогенидов щелочных металлов
Сравнительное исследование параметров УФ-излучения в полосе B^X эксиплексных
молекул XeF*, XeCl*, XeBr*, KrF*, XeI* и KrCl* в процессе инжекции паров NaF, NaCl, KCl,
KBr, Nal и KI в плазменную струю ксенона или криптона проводилось в одинаковом режиме,
который был определен как оптимальный в ходе экспериментов с NaCl, при токе /=2,5 кА и
-2
мощности W=75 кВт разряда МПДУ, расходах Xe и Kr 2,2-10- моль/с (2,9 и 1,85 г/с, соответственно) и мощности нагрева инжектора 4,25 кВт. Последний размещался на оси плазменной струи отверстиями навстречу потоку на расстоянии L=10,5 см от анода. Увеличение L привело к уменьшению максимальной яркости Бх™, например, XeCl(B^X) более чем в два раза, что позволило не превысить верхнюю границу динамического диапазона измерения интенсивности оптического спектроанализатора для XeF(B^X).
Спектры регистрировались с временным интервалом 2 с в фиксированной точке х=-0,8 см относительно поверхности инжектора. Затем они сглаживались и нормировались на спектральную чувствительность оптического измерительного тракта, из них вычиталось фоновое значение яркости непрерывного излучения плазмы.
На рис. 2-5 представлены спектры излучения эксиплексных молекул XeF* и XeBr* при максимальной яркости полосы B^X и соответствующие зависимости Bxm от времени. В спектре XeBr(B^X) (рис. 4) в диапазоне 252-275 нм присутствует широкая осцилляторная структура, что указывает на значительную заселенность более высоковозбужденных колебательных уровней, чем у остальных молекул [24, 36].
Наличие двух максимумов во временной динамике яркости (рис. 3, 5, 6) показывает, что с увеличением скорости испарения соли точка наибольшей интенсивности излучения сдвигалась от поверхности инжектора больше, чем на 8 мм. Нестабильность струи иногда проявлялась в значительной разнице максимумов (рис. 6) и колебаниях яркости (рис. 3 при /=1,5 кА). Нестационарность источника УФ-излучения затрудняет измерение его мощности, которое было проведено только в отдельных случаях. Так, мощность УФ-излучения в полосе KrF(B^X) ДХ=225-254 нм равна P=450 Вт с точностью не более 15%.
При добавлении к KCl равного количества молей KBr наблюдалось одновременно излучение XeCl(B^X) и XeBr(B^X). Средний расход KCl при этом уменьшался в 1,8 раза, однако максимальная яркость излучения в интервале длин волн 252-318 нм увеличивалась на 25%.
Параметры УФ-излучения при его максимальной спектральной яркости и соответствующая колебательная энергия эксиплексных молекул, определенные согласно методам, изложенным в работе [1], представлены в табл. 1, 2. Отсутствие значений для KrCl(B) связано с порогом чувствительности измерительной системы при Х218 нм. Сравнение (V) молекул
XeCl(B) в средах Xe++NaCl и Xe++KCl (см. табл. 2) со значениями 5,2 и 6,3, определёнными при численном моделировании соответствующих полос XeCl(B^X) [25, 26], свидетельствует о справедливости полуклассической оценки (V) [27, 1].
Наибольшая концентрация эксиплексных молекул XeF(B) N*ex~5,5-10n см-3, показатель усиления Nx=\kxdz=4,5-10'A и яркость излучения B¿m=1,0 Вт/см2нм-стер с длиной волны Я=351 нм при наименьшем расходе галогеноносителя достигались с использованием NaF. С уменьшением тока МПДУ от 2,5 до 1,5 кА максимальная концентрация Nex и яркость B™ уменьшались пропорционально I в 1,7 раза (рис. 3).
Наименьшая яркость излучения B¿m~0,05 Вт/см2нм-стер XeI(B^X) с длиной волны А=253 нм при наибольшем расходе галогеноносителя получена с применением Nal. Замена Nal на KI привела к увеличению Bxm в два раза до 0,1 Вт/см2нм-стер при .R(KI)~5-10-3 моль/с. В табл. 1, 2 приведены параметры излучения XeI(B^X) с применением Nal при 1=1,6 кА, поскольку в этом случае был зарегистрирован спектр, наименее искаженный ионными линиями, с максимальной яркостью, близкой к указанной при использовании KI (динамика излучения в этом случае была нетипичной, с одним острым максимумом на 2 секунде процесса, что связано, по-видимому, с резким выбросом паров Nal).
При инжекции KCl в плазменную струю криптона также получена невысокая спектральная яркость полосы KrCl(B^X) B%l~7-10' Вт/см нм-стер, А=222 нм. Одновременно наблюдалось излучение молекул галогена Cl2 (D'^Ä) [28] в диапазоне 241^263,5 нм с максимумом B¿m=13-10-2 Вт/см2 нм-стер на длине волны 258 нм. Концентрация Cl2(D') Ng= 1,4-10 см-3 более чем в два раза превышала концентрацию молекул XeI(B), излучающих в близком диапазоне длин волн 240^257 нм (табл. 1), а яркость соответствующей полосы была больше в 3 раза. Излучение Cl2(D'^Ä') наблюдалось и при инжекции паров KCl в плазменную струю ксенона. Максимальная концентрация молекул Cl2(D') была такой же в пределах погрешности измерений. При использовании KBr и Nal концентрации Br2(D') и I2(D') примерно в два раза меньше (табл. 3).
Динамика яркости излучения Br2(D'^Ä') (рис. 5) соответствовала зависимости от времени яркости излучения эксиплексных молекул, что указывает на общий для них предшествующий реагент, которым являлся галогенид щелочного металла. Динамика УФ-излучения при инжекции паров NaCl в нестационарную струю ксенона (рис. 6) показывает, что процессы образования эксиплексных молекул и возбужденных галогенов являются конкурирующими и оптимальные условия для их протекания различны.
-3
При инжекции в плазменную струю ксенона паров CuCl с расходом .R(CuCl)~8-10-моль/с в диапазоне длин волн 243^323 нм присутствовали только линии атомов Cu и ионов Xe+, а излучение XeCl* и Cl2* отсутствовало.
Анализ результатов эксперимента
В указанных в предыдущем разделе условиях в спектре излучения плазменной струи ксенона в диапазоне длин волн 375^650 нм присутствовали многочисленные линии Xe+ и несколько слабых линий Xe++ (378,1; 392,2 нм) и Xe (462,4; 587,5; 631,8 нм). Температура электронов Te~1,2 эВ и относительная концентрация ионов Xe++ а3~0,1% измерялись методами, описанными в работе [21]. При инжекции смеси паров NaF и NaI появлялась дополнительно только одна линия Xe 467,1 нм в интервале длин волн АА=433^515 нм, то есть интенсивная нейтрализация ионов Xe+ не наблюдалась. Отношение концентраций ионов Xe+ в ме-22
тастабильном P1/2 и основном P3/2 состояниях в ионизационно-неравновесной плазменной струе [21 ] определяется отношением их статистических весов [29].
В табл. 2 приведены значения энергии АН0, выделяющейся в реакции
Rg+(2P/2) + MG(X) ^ RgG(B) + M+(й), (8)
АЯ0 = /Р(Яв) + Е(2РУ2)-Д(МО)-(В -Дх)-/Р(М), (9)
где 1Р - потенциал ионизации инертных газов и металлов М [30]; Д(МО) - энергия диссоциации молекул галогенидов щелочных металлов [31, 32]; Те - терм В-состояния эксип-
х
лексных молекул Я^О [22, 33-36]; Бе - энергия диссоциации Х-состояния молекул ХеБ и
2 + + ХеС1 [33, 22]; Е( Р1/2) - энергия метастабильного уровня Кг и Хе [30].
Наибольшая концентрация эксиплексных молекул N ех достигалась в резонансной реакции
Хе+(2р/2) + №Б(Х) — ХеБ(В) + Na+(1 ), (10)
у которой АН0-0 в пределах погрешности данных по В этом случае средняя кинети-
ческая энергия относительного движения реагирующих частиц K>EVmax-0,66 эВ, а их температура в области наибольшей яркости излучения Т-2К/3>5100 К.
С уменьшением тока МПДУ до 1,5 кА максимальная концентрация ХеБ(В) Ыех понижалась в 1,7 раза, при этом интенсивность дублета № 330,2 нм изменялась менее чем на 10%, что указывает на примерно одинаковую концентрацию Ы2. Поскольку скорость
_1 7 3 15 3
тушения эксиплексных молекул электронами кепе>>тв при ке=4-10- см/с [37], пе-10 см- и излучательном времени жизни ХеБ(В) тв=16 нс [18],
N. = - ^ М2. (11)
кеПе +Тв ке Пе
С понижением тока температура Т уменьшалась до -4400 К. Константа скорости реакции
(10) кг в указанном диапазоне температур определяется ион-дипольным взаимодействием и 1/2
пропорциональна Т [38]
С
с \У2
ЦгкТ
её (12)
(ё - дипольный момент молекулы галогенида металла, ^г - приведенная масса реагирующих частиц, С=В, /п, ^<1 - ориентационный фактор, /<1 учитывает вероятность канала образования эксиплексной молекулы, а п - вероятность образования молекулы ХеБ* в состоянии В). Следовательно, величина кг увеличивалась на -8%. В однократно ионизованной плазме ксенона [21] концентрации электронов пе и ионов Ы1 в области реакций примерно равны. Как видно из (11), понижение плотности эксиплексных молекул Ыех отражает уменьшение относительной концентрации метастабильных ионов Ы1*/Ы1 при снижении мощности разряда МПДУ.
Для реакций (10) и
Хе+(2р/2) + ШС1(Х) — ХеС1(В) + ) (13)
выполняется соотношение К>>АН0, вследствие чего распределение эксиплексных молекул по колебательным уровням определяется величиной К. Как было показано, для молекулы ХеС1(В) это проявляется, в частности, в изменении полуширины главного максимума 8Х полосы В—^Х. В рассматриваемых условиях при 1=2,5 кА вариация 8Х ХеБ(В—X составила 12,5-14 нм, а ХеС1(В—X) - 5,5-8 нм. Полуширине 8Х=7,5 нм ХеС1(В—X) на переднем фронте области излучения соответствовала кинетическая энергия К >0,9 эВ, ^^=45 и (Р)=12, а <5Я=5,5 нм в её центральной части - К >0,6 эВ, ГтаХ=30 и (Р)-5 (табл. 2). При этом яркость В™, А=307 нм, возрастала в 9,2 раза с увеличением концентрации эксиплексных молекул в 5,7 раза вследствие большей заселенности низколежащих уровней.
С уменьшением расстояния между поверхностью трубки и анодом до 8 см концентрация Ы2 молекул №С1 в области смешения повышалась из-за увеличения давления струи, что приводило, согласно (11), к увеличению Ыех в 1,7 раза. Яркость В™ возрастала на 40% боль-
ше из-за уменьшения K до 0,44 эВ (раздел 2), т. е. благодаря более сильному охлаждению ионов ксенона парами NaCl. У реакции Xe+* с KCl
Xe+(2р/2) + KCl(X)^ XeCl(B) + K+(S0) (14)
AH0~K, поэтому 8X изменялась менее значительно, чем при использовании NaCl - от 7 до 7,5 нм. За счет большей величины AH0 в реакции (14) заселялись более высоковозбужденные колебательные уровни XeCl(B), чем в (13) (табл. 2), в результате чего яркость Б™ убывала на 17% больше, чем концентрация эксиплексных молекул (табл. 1). Аналогично, у реакции Xe+* с KBr
Xe + (2 р/2) + KBr(X) ^ XeBr(B) + K+ (1 S0) (15)
AH0~K и, как следствие, <5А=5^5,5 нм. В отличие от реакций с KCl и остальными галогенида-ми щелочных металлов, в которых заселялись преимущественно нижние колебательные уровни, в реакции (15) наиболее вероятно заселение уровней с V~Vmax (табл. 2). Существование такого распределения NV указывает на отсутствие колебательной релаксации эксиплексных молекул. Этот вывод был сделан и в [1] на основе оценки скорости V-T релаксации молекул XeF(B).
При одновременной инжекции паров KCl и KBr с близкими значениями среднего их
3 3
расхода 4-10- и 4,4-10- моль/с, соответственно, яркости излучения XeCl(B^Z) и XeBr(B^Z) Бх" изменялись синхронно с точностью 10%. Из (11) следует, что указанное отклонение отражает отличие концентраций KCl и KBr, а отношение концентраций эксиплексных молекул XeCl* и XeBr* NVN*2 определяется отношением констант скоростей их образования kr1/kr2 и тушения электронами ke1/ke2
kr1 ke2 N 1
kr 2 k e\ N *
1,8. (16)
Согласно (1 2),
№2 _, 1 1 C1
MC (17)
C2
kr1 _
kr 2 C2 d2 ^
с учетом дипольных моментов молекул KCl d1 и KBr d2 [39]. Константы ke1 и ke2 не измерялись в экспериментах [37, 40], а в численных моделях активной среды XeCl-лазера, накачи-
-7 -7 3
ваемого электронным пучком, ke1 принималась равной 3-10- [41] или 2-10- см /с [42]. Следовательно, более высокая концентрация молекул XeCl(B) по сравнению с XeBr(B) может быть связана как с большей вероятностью их образования, так и с меньшей скоростью тушения электронами, причем отношение соответствующих констант близко к единице
С k
С^ « 1,6. (18) Ck
Ь2 e1
У реакции (10) Xe+* с NaF, как следует из табл. 1 и (11), наибольшая скорость -
-1 0 3
kr~8-10- см /с, которой соответствует константа (12) С~0,25. Вероятность образования экси-плексной молекулы в состоянии B П<1, поскольку кроме полосы B^X в отдельных случаях наблюдалась также С^А (рис. 4). Следовательно, вероятность канала образования XeF* f=C/B,n в реакции (10) на порядок больше, чем в реакции Xe+ с SF5- [1].
Скорость реакций (13-15) Xe+* с NaCl, KCl и KBr находится в диапазоне (1,5^0,9)-10-10 см /с. Реакция
Kr +(2р/2) + NaF(X)^ KrF(B) + Na+(S0), (19)
в отличие от них, эндотермическая с порогом Е0=-АН0~0,44 эВ, вследствие чего её константа
C
1/2
ed exp
А
kT
(20)
2
содержит фактор exp(-E0/kT)~0,5. Вероятность C экзотермической реакции
Xe+(2P/2) + KI(X)^ Xel(B) + K+(S0) (21)
на порядок меньше. Низкая концентрация молекул XeI(B) Nex~6-109 см-3 не связана с их пре-диссоциацией, как предполагалось в [16], поскольку энергия низшего возбужденного состояния атома I* E(4P5/2)=6,77 эВ [32] больше энергии возбуждения эксиплексной молекулы TeB+ Evmax~5,18 эВ.
Образование молекул Cl2 (D') при инжекции паров KCl в плазменную струю ксенона или криптона возможно в реакциях
Cl * (4 P) + KCl(X) ^ Cl2 (D) + k(2 SV2), (22)
Cl+(3P2) + KCl(X)^ Cl2(D') + K +(1 S0). (23)
Сечение экзотермического процесса (22) определяется потенциалом диполь-поляризационного взаимодействия молекулы KCl и атома Cl в метастабильном состоянии 4P с поляризуемостью а
ad2
V (r) =
и равно [43]
ör (е) = 3nfn
Соответственно, константа скорости реакции -
К * = 17 fn
i л\1/3
ad
4e \ c /
/ о л \1/6
( a d kT4
(24)
(25)
(26)
Отношение скоростей образования молекул С12 (П') в реакциях (22) и (23) зависит от отношения концентраций атомов С1* (4Р) и ионов С1+(3Р2 ) в основном состоянии, а
также констант (26) и (20)
V N*
к N+
1
2пе
a(kT)2 d
1/3
exp
El kT
N N+
2 • 10
-2
N N+
(27)
с учетом а=2,1-10- см [30], кТ-0,6 эВ и Е0=0,09 эВ для реакции (23). Нижняя оценка NN+ в ионизационно-неравновесной плазме следует из уравнения Саха-Больцмана [44, 10]
N * > g
n„
N+ g+ ATe
3/2
exp
-L *
Te
e
10-
(28)
в котором A=6,06-1021 см-3 эВ-32,
статистический вес g* =11 и потенциал ионизации I*=4 эВ
мультиплета 4P [30], g+=5, температура Te~1,2 эВ и концентрация электронов ne~1015 см-3. Следовательно, образование Cl2(D') с концентрацией N*g=1,4-1010 см-3 происходило в ион-молекулярной реакции (23), а также, возможно, с участием метастабильных ионов Cl+(3P, 1D2). Этот вывод подтверждается отсутствием излучения Cl2(D'^A') при инжекции CuCl в плазменную струю ксенона, поскольку в этом случае реакция, аналогичная (23), сильно эндотермическая с E0=3,03 эВ>>К^ Отметим, что реакция
Xe+(2P/2) + CuCl(X) ^ XeCl(B) + Cu+(S0) (29)
также эндотермическая с E0=2,2 эВ, с чем связано отсутствие излучения XeCl(B^.Z).
Наработка атомов хлора происходила не только в результате излучательного распада или тушения эксиплексных молекул, поскольку концентрации Cl2(D') при инжекции KCl в плазменную струю криптона и ксенона - одинаковые (табл. 3), а концентрация KrCl* на порядок меньше, чем XeCl . Сопоставимым по скорости процессом является перезарядка и последующая диссоциативная рекомбинация
6
5
Kr ++ KCl ^ Kr + KCl +, (30)
KCl + + e ^ K* + Cl, (31)
что подтверждается наличием интенсивного дублета K 404,4 и 404,7 нм. Аналогично, при инжекции Nal в поток ксенона наблюдался дублет Na 330,2 и 330,3 нм, интенсивность которого изменялась синхронно с яркостью излучения I2(D'^A'). Максимальная концентрация I2(D'), как и Br2(D'), была меньше, чем Cl2(D') (табл. 3, строки 2-5), из-за большего порога соответствующих реакций.
При инжекции NaCl в нестационарную плазменную струю ксенона увеличение концентрации молекул XeCl(B) во время второго максимума яркости по сравнению с первым (рис. 6) коррелировало с повышением скорости (12) реакции (13), связанным с понижением температуры T от 0,67 до 0,44 эВ, а уменьшение концентрации Cl2(D') - соответственно, с уменьшением скорости (20) эндотермической реакции
Cl+(3 P2) + NaCl(X)^ Cl2 (D') + Na +( S0), (32)
у которой AH0=-0,74 эВ. Дополнительное влияние на указанное изменение концентраций оказывало уменьшение вероятности разложения NaCl в эндотермических неупругих процессах, таких как (7).
Ионно-молекулярная реакция образования лазерных молекул галогенов в сильноио-низованной плазменной струе низкой плотности
G +(3P) + MG(X)^ G2(D') + M +(S0) (33)
отличается от обменной реакции
G*(4P) + RG ^ G2 (D') + R, (34)
которая является основной в смесях галогеносодержащих молекул и инертных газов при их накачке электронным пучком [28, 45].
Процесс образования ионов Cl+ в реакциях (30), (31) с последующей ионизацией атомов хлора не является оптимальным из-за малой вероятности неупругого канала (30) и снижения скорости ионизации атомов электронами при увеличении расстояния от анода МПДУ. Тем не менее, концентрация молекул Cl2(D') более чем в два раза превышала концентрацию эксиплексов XeI(B), полученную при инжекции KI и NaI в поток ионов Xe+, что указывает на высокую, по сравнению с (21), вероятность С реакции (23) с малым порогом E0=0,09 эВ^Т. Следовательно, возможно создание непрерывного источника УФ-излучения на гомоядерных молекулах галогена Cl2(D'), с максимумом яркости при Х=258 нм, путем смешения плазменной струи МПДУ, содержащей преимущественно ионы Cl+, с парами KCl. Ионы галогена целесообразно получать в области разряда МПДУ, где происходит полная ионизация атомов, которые можно эффективно нарабатывать в реакции диссоциативного прилипания электронов к молекулам галогена, например, Cl2.
Достигнутые коэффициенты усиления непрерывного излучения XeCl(B^X) и XeF(B^X) kx~(3^4)-10- см- больше, чем в непрерывном продольном тлеющем разряде -(0,2^1)-10-5 см-1 [46-48], однако недостаточны для преодоления потерь на зеркалах оптического резонатора. Из расчетного моделирования [49] следует, что сопоставимые значения k% могут быть получены в смеси Xe-NaCl с импульсной накачкой жестким ионизатором.
Заключение
1 .При инжекции паров CCl4 в плазменную струю ксенона при мощности разряда МПДУ 45 кВт и расходах Xe и CCl4 2,1 г/с получена мощность излучения XeCl(B^X) 45 Вт в спектральном диапазоне 294^318 нм, что на порядок меньше, чем с использованием SF6 в аналогичных условиях, вследствие малой вероятности образования ионов Cl2- и влияния нейтрализации ионов Xe+, конкурирующей с реакцией
Хе + + С12 - — XeCГ + С1.
2. При инжекции паров №С1 в плазменную струю ксенона на расстоянии Ь=8 см от анода при мощности разряда МПДУ 75 кВт и расходах Xe Р1=2,9 г/с и №С1 Р2-0,4 г/с получена мощность излучения XeC1(B—X) 750 Вт в спектральном диапазоне 278-315 нм. Достигнутый показатель усиления излучения с длиной волны Х=307,5 нм Nx=\kxdz=3,5■10'A, которому соответствовал средний коэффициент усиления кх-3-10-5 см-1, составлял 3,5% от порогового значения, необходимого для получения непрерывной лазерной генерации в оптическом резонаторе с коэффициентом отражения зеркал Ях-99%. Максимальная концентрация молекул XeC1(B) - N ех-2-10п см-3 и соответствующая яркостная температура излучения -Тх=5900К.
3. При инжекции паров в плазменную струю криптона на расстоянии £=10,5 см от анода при мощности разряда МПДУ 75 кВт и расходах Кг Р1=1,85 г/с и Р2-0,18 г/с получена мощность излучения КгБ(В—X) 450 Вт в спектральном диапазоне 225-254 нм.
4. При инжекции паров №С1, КС1, КВг, №1 и К1 в плазменную струю ксенона
или криптона на расстоянии £=10,5 см от анода при токе МПДУ 1=2,5 кА, расходах Xe и Кг -2
2,2-10- моль/с и мощности нагрева инжектора 4,25 кВт наибольшие показатель усиления ^=|кхёг=4,5-10-4 и средний коэффициент усиления кх-4-10-5 см-1 излучения с длиной волны Х=351 нм, а также концентрация эксиплексных молекул XeF(B) N*ex-5,5■1011 см-3 при наименьшем расходе галогеноносителя достигнуты с использованием молекул в резонансной ионно-молекулярной реакции
Xe+(2 Р/2) + №Б(Х) — XeF(B) + № +(1 ),
в которой вероятность канала образования XeF* на порядок больше, чем в реакции Xe+ с
8Б5-. Понижение концентрации N ех при снижении I до 1,5 кА связано с уменьшением отно-
+ 2
сительной концентрации метастабильных ионов Xe ( Р1/2) в струе.
5. Экспериментально показано, что в ионно-молекулярной реакции метастабильных ионов инертных газов Rg+(2P1/2)=Xe+, Кг+ с галогенидами щелочных металлов МО
(2 РУ2) + МО( X) — RgО(B) + М+ ( ^)
заселяются нижние колебательные уровни эксиплексных молекул RgО(B) - ^^<30 и (Р)-4-7 в области наибольшей яркости излучения при температуре реагентов Т-0,45 эВ (для
XeBr(B) (V) близко к ^х).
6. В ионно-молекулярных реакциях
Xe+(2 Р/2) + NaF(X) — XeF(в) + Na +(1 ),
Xe+(2 Р/2) + NaCl(X) — XeCl(B) + Na+(1 )
распределение эксиплексных молекул XeF(B) и XeC1(B) по колебательным уровням зависело от относительной кинетической энергии реагирующих частиц, что проявлялось в сдвиге коротковолновой границы спектра и изменении полуширины главного максимума 8Х полосы В—X в ходе эксперимента. Так, в указанных в п. 4 условиях полуширина 8Х XeF(B—X) уменьшалась от 14 нм на переднем фронте области излучения до 12,5 нм в её центральной части, а 8Х XeC1(B—X) уменьшалась, соответственно, от 8 до 5,5 нм. При одновременном уменьшении средней кинетической энергии и увеличении концентрации молекул XeC1(B) максимальная спектральная яркость полосы В—X возрастала более значительно вследствие повышения относительной заселенности низколежащих уровней.
7. При добавлении к КС1 равного количества молей КВг наблюдалось одновременно излучение XeC1(B—X) и XeBr(B—X), при этом средний расход КС1 уменьшался, однако максимальная интегральная яркость излучения в интервале длин волн 252-318 нм увеличивалась на 25%. Отношение концентраций молекул XeC1(B) и XeBr(B) N 1^*2 зависело от отношения констант скоростей их образования кг1/кг2 и тушения электронами ке1/ке2
N1«к± к*«18
N*2 кг2 кл ' •
Скорость тушения эксиплексых молекул электронами значительно превышала скорость их излучательного распада. 8. Реакция
К +(2 рт) + ) ^ КгБ(£) + К +(1 )
эндотермическая с порогом £0-0,44 эВ, поэтому её скорость
C
,1/2
8п
, Е
ed exp
v
_о_
kT
ßkT y
была меньше, чем у реакций Xe+* с NaCl, KCl и KBr. Вероятность C экзотермической реакции
Xe + (2 р/2) + KI(X) ^ Xel(5) + K + (1S0)
меньше на порядок.
9. При инжекции KCl в плазменную струю криптона наблюдалось излучение молекул галогена Cl2 (D'^Ä) в полосе 241^263,5 нм, интегральная яркость которой была в 3 раза больше максимальной яркости полосы XeI(6^.Z) в близком интервале длин волн 240^257 нм. Максимальные концентрации молекул Cl2(D') при инжекции KCl в плазменную струю ксенона и криптона были одинаковыми ^*g~1,4-1010 см-3.
10. Образование молекул галогенов G2(D')=Cl2*, Br2*, I2* происходило в эндотермической ионно-молекулярной реакции
G + (3 P) + MG(X) ^ G2 (D') + M + ( S0)
ионов G+=Cl+, Br+, I+ с молекулами галогенидов щелочных металлов MG=KCl, NaCl, KBr, NaI. Наибольшая концентрация G2(D') получена в реакции Cl+ с KCl, имеющей наименьший порог - 0,09 эВ для иона в основном состоянии P2. Наработка атомов галогена происходила как в результате излучательного распада или тушения эксиплексных молекул, так и в других неупругих процессах с участием молекул MG. Возможно создание непрерывного источника УФ-излучения на гомоядерных молекулах галогена Cl2(D'), с максимумом яркости при А=258 нм, путем смешения плазменной струи МПДУ, содержащей преимущественно ионы Cl+, с парами KCl.
Список литературы
1. Костенко О. Ф. Непрерывный эксиплексный источник спонтанного УФ-излучения на основе динамического смешения плазменной струи ксенона с газом SF6 // Электронный журнал «Исследовано в России», ?, ?, 2001. http://zhurnal.ape.relarn.ru/articles/2001/?.pdf
2.Чантри П.Дж. // В кн.: Газовые лазеры / Под ред. И. Мак-Даниеля, У. Нигэна. М.: Мир, 1986. С. 52-94.
3. Kolts J.H., Velazco J.E., Setser D.W. // J. Chem. Phys. 1979. Vol. 71. N 3. P. 1247-1263.
4. Velazco J.E., Kolts J.H., Setser D.W. // J. Chem. Phys. 1976. Vol. 65. N 9. P. 3468-3480.
5. Алёхин А.А., Герасько Ю.В., Денисов Ю.Н. и др. // Тез. докл. I Всесоюзн. симп. по радиационной плазмодинамике. М.: Энергоатомиздат, 1989. Ч. 2. С. 101-103.
6. Рогулич В.С., Стародуб В.П., Шевера В.С. // Оптика и спектроскопия. 1990. Т. 69. N 4. С. 756-758.
7. Алёхин А.А., Баринов В.А., Герасько Ю.В. и др. // ЖТФ. 1993. Т. 63. N 2. С. 65-73.
8. Wren D.J., Setser D.W., Ku J.K. // J. Phys. Chem. 1982. Vol. 86. N 2. P. 284-291.
9. Физика ион-ионных и электрон-ионных столкновений / Под ред. Ф. Бруйара, Дж. Мак-Гоуэна. М.: Мир, 1986. С. 390-426.
10. Райзер Ю.П. Физика газового разряда. М.: Наука, 1987. 592с.
11. Бойченко А.М., Яковленко С.И. // Квантовая электрон. 1994. Т. 21. N 3. С. 253-260.
12. Баринов В.А., Герасько Ю.В., Костенко О.Ф. и др. // Тез. докл. V Международного симп. по радиационной плазмодинамике. М.: НИЦ "Инженер", 2000. С. 56-57.
13. Костенко О.Ф., Любченко Ф.Н. // Тез. докл. V Международного симп. по радиационной плазмодинамике. М.: НИЦ "Инженер", 2000. С. 169-170.
14. Костенко О.Ф., Тюкавкин А.В. // Тез. докл. II Всесоюзного симп. по радиационной плазмодинамике. М.: МГТУ, 1991. Ч. 3. С. 74-75.
15. Алёхин A.A., Баринов В.А., Герасько Ю.В. и др. // ЖТФ. 1993. Т. 63. N 2. С. 43-51.
16. Алёхин A.A., Баринов В.А., Герасько Ю.В. // ЖТФ. 1995. Т. 65. N 5. С. 9-20.
17. Брау Ч. // В кн.: Эксимерные лазеры / Под ред. Ч. Роудза. М.: Мир, 1981. С. 118-172.
18. СмирновБ.М. // УФН. 1983. Т. 139. N 1. С. 53-81.
19. Setser D. W., Dreiling T.D., Brashears H.C. et al. // Faraday Discuss. Chem. Soc. 1979. N67. P. 255-272.
20. Алёхин A.A., Баринов В.А., Герасько Ю.В. и др. // Тез. докл. II Всесоюзн. симп. по радиационной плазмодинамике. М.: МГТУ, 1991. Ч. 2. С. 5-6.
21. Костенко О.Ф. // В сб. ст.:Теоретические и экспериментальные исследования вопросов общей физики. Королев: ЦНИИмаш, 1 999. С. 61 -72.
22. Sur A., Hui A.K., Tellinghuisen J. // J. Molecular Spectroscopy. 1979. Vol. 74. N 2. P. 465-479.
23. Адамович В.А., Баранов В.Ю., Дерюгин A.A. и др. // Квант. электрон. 1987. Т. 14. N 1. С. 80-86.
24. Теллингейсен Й. // В кн.: Газовые лазеры / Под ред. И. Мак-Даниеля, У. Нигэна. М.: Мир, 1986. С. 307-331.
25. Костенко О.Ф., Тюкавкин А.В. // Тез. докл. III Межгосударств. симп. по радиационной плазмодинамике. М.: Инженер, 1 994. С. 46-47.
26. Костенко О.Ф. // В сб. ст.: Теоретические и экспериментальные исследования вопросов общей физики. Королев: ЦНИИмаш, 1999. С. 73-86.
27. GoldeM.F. // J. Molecular Spectroscopy. 1975. Vol. 58. N 2. P. 261-273.
28. Diegelmann M., Hohla K., Rebentrost F. Et al. // J. Chem. Phys. 1982. Vol. 76. N3. P. 12331 247.
29. Richter R., Tosi F., Lindinger W. // J. Chem. Phys. 1987. Vol. 87. N 8. P. 4615-4618.
30. Радциг A.A., Смирнов Б.М. Параметры атомов и атомных ионов. Справочник. М.: Энерго-атомиздат, 1986. 344с.
31. Гурвич Л.В., Карачевцев Г.В., Кондратьев В.Н. и др. Энергии разрыва химических связей. Потенциалы ионизации и сродство к электрону. М.: Наука, 1974. 351 с.
32. Радциг A.A., Смирнов Б.М. Справочник по атомной и молекулярной физике. М.: Атомиз-дат, 1980. 240 с.
33. Tellinghuisen F.C., Tellinghuisen J., Coxon J.A. et al. // J. Chem. Phys. 1978. Vol. 68. N 11. P. 5187-5198.
34. Tamagake K, Kolts J.H., Setser D.W. // J. Chem. Phys. 1979. Vol. 71. N 3. P. 1264-1275.
35. Kvaran A., Shaw M.J., Simons J.F. // Appl. Phys. B. 1988. Vol. 46. P. 95-102.
36. Tamagake K, Setser D.W., Kolts J.H. // J. Chem. Phys. 1981. Vol. 74. N 8. P. 4286-4305.
37. РокниМ., ДжакобДж. Х. // В кн.: Газовые лазеры/ Под ред. И. Мак-Даниеля, У. Нигэна. М.: Мир, 1986. С. 332-382.
38. Su T., BowersM.T. // Int. J. Mass Spectrom. Ion Phys. 1975. Vol. 17. N1. P. 309-319.
39. Хьюбер К.-П., Герцберг Г. Константы двухатомных молекул. М.: Мир, 1984.
40. Дацюк В.В., Измайлов И.А., Кочелап В.А. // УФН. 1998. Т. 168. N4. С. 439-464.
41. Бойченко А.М., Держиев В.И., Жидков А.Г. и др. // Труды ИОФ АН. 1989. Т. 21. С. 44-115.
42. Kannari F., Kimura W.D., Ewing J.J. // J. Appl. Phys. Vol. 68. N6. P. 2615-2631.
43. Кондратьев В.Н., Никитин Е.Е., Резников А.И., Уманский С.Я. Термические бимолекулярные реакции в газах. М.: Наука, 1976. 192 с.
44. Биберман Л.М., Воробьёв В.С., Якубов И.Т. Кинетика неравновесной низкотемпературной плазмы. М.: Наука, 1982. 375с.
45.Мак-КаскерМ. // В кн.: Эксимерные лазеры/ Под ред. Ч. Роудза. М.: Мир, 1981. С. 70-117.
46. Taylor RS., LeopoldK.E., Tan K.O. // Appl. Phys. Lett. 1991. Vol. 59. N 5. P. 525-527.
47. Boichenko A.M., Panchenko A.N., Tarasenko V.F. et al. // Laser Physics. 1995. Vol. 5. N 6. P. 1112-1115.
48. Бойченко А.М., Панченко А.Н., Тарасенко В.Ф. и др. // Квант. электрон. 1996. Т. 23. N 5. С. 417-419.
49. Бойченко А.М. // Квант. электрон. 1999. Т. 29. N 2. С. 163-167.
Таблица 1
Параметры УФ-излучения эксиплексных молекул при инжекции галогенида щелочного металла в плазменную струю инертного газа
Rg++MG R2(MG), 10 моль/с RgG (B^X) АЯ, нм я, нм Вят, 1) Nx, 10-4 Tx, K N* ex, 1011 -3 см
Xe++NaF 4,5 XeF* 295-370 351 1,0 4,5 5300 5,5
Xe++NaCl 7 XeCl* 265-317 307 0,75 1,7 5400 1,2
Xe++KCl 7 XeCl* <265-318 307 0,5 1,1 5150 1
Xe++KBr 9,5 XeBr* 252-286 281,5 0,35 0,5 5150 0,6
Kr++NaF 4,5 KrF* 225-254 248 0,5 0,4 5700 0,35
Xe++NaI 2) 12 XeI* 240-257 253 0,09 0,08 4850 0,06
Kr++KCl 7 KrCl* 222 0,07
1) Вт/см2нм-стер. 2) /=1,6 кА.
Таблица 2
Энергетические параметры ионно-молекулярной реакции Rg+(Vrn) + MG(*)^RgG(ß)+M+(^o)
Rg+*+MG RgG(B) А#о, эВ Evmax, эВ Vmax (V)
Xe+*+NaF XeF* -0,03 0,63-0,7 18-19 7
Xe+*+NaCl XeCl* 0,08 0,66 30 5
Xe+*+KCl XeCl* 0,73 >0,66 >30 7
Xe+*+KBr XeBr* 0,73 0,5 30 27
Kr+*+NaF KrF* -0,44 0,47 12 4
Xe+*+NaI XeI* 0,35 0,23 1) 15 6
Kr+*+KCl KrCl* 0,36
1} /=1,6 кА
Таблица 3
Параметры УФ-излучения гомоядерных молекул галогенов при инжекции галогенидов щелочных металлов в плазменную струю инертного газа
Среда, я^+ма Я(МО), 10-3 моль/с 02 (Б'^Л') Я, нм Вят, 1) л*й 1011 -3 см Т, нс [28]
Хе++ШС1 7 С12* 258 0,12 0,10 10
Хе++КС1 7 С12* 258 0,15 0,13 10
КГ++КС1 7 С12* 258 0,13 0,14 10
Xe++KBr 9,5 ВГ2* 290,5 0,05 >0,06 12
Xe++NaI 2) 12 1 * 12 342 0,04 0,06 14,7
1) Вт/см2нм-стер. 2) /=1,6 кА.
Рис. 1. Спектр ХеО(В^.А') при максимальной яркости излучения из области смешения плазменной струи ксенона с парами №С1. /=2500 А, Р(Хе)=2,9 г/с, Р(№С1)~0,4 г/с. Расстояние от анода МПДУ до поверхности инжектора №С1 Ь=8 см
ВЯ Вт/см2 нм стер
Рис. 2. Спектр при максимальной яркости излучения из области смешения плаз-
менной струи ксенона с парами /=2500 А, Р(Хе)=2,9 г/с, Р(№Е)~0,18 г/с
В™, Вт/см2нмстер
Рис. 3. Зависимость яркости излучения XeF(B^^) от времени при смешении плазменной струи ксенона с парами
1 - /=2500 А, Я=351 нм; 2 - /=1500 А, Я=351,5 нм
ВЯ Вт/см2нмстер
Рис. 4. Спектр XeBr(B^^) и Вг2(Б'^А') при максимальной яркости излучения из области смешения плазменной струи ксенона с парами КВг. /=2500 А, R(Xe)=2,9 г/с, Р(КВг)~1,1 г/с
Б™, Вт/см2нмстер
Рис. 5. Зависимость яркости излучения от времени при смешении плазменной струи ксенона с парами КВг: 1 - ХеВ^Б^Ж) с длиной волны А=281,5 нм; 2 - Вг2(Ф'^А'), А=290,5 нм
Рис. 6. Зависимость яркости излучения от времени при смешении плазменной струи ксенона с парами №С1: 1 - ХеС1(Б^Ж) с длиной волны А=307 нм; 2 - С12(Ф'^А'), А=258 нм.
/=2500 А, Я(Хе)=2,9 г/с, Я(ШС1)=0,4 г/с
