Главная > Газовые лазеры
<< Предыдущий параграф
Следующий параграф >>
<< Предыдущий параграф Следующий параграф >>
Макеты страниц

2.5.3. Хлористый водород (НСl)

Хлористый водород широко используется как донор атомов хлора в эксимерных ХеС1-лазерах. Как уже упоминалось в разд. 2.2, в лазерах такого типа донор галогена играет двойную роль, поэтому нас интересуют как полные сечения прилипания, так и вопросы отождествления фрагментарных ионов.

Ряд работ по изучению прилипания в случае НСl был выполнен с помощью масс-спектрометров. Работы Фокса [46], Цайзеля и др. [99], Абуафа и Тэйле-Билли [1], Аллана и Вонга [4] практически соответствуют. друг другу, поскольку эти авторы использовали электронные пушки с высоким разрешением и тщательно калибровали энергетическую шкалу. В работах Бучельниковой [13] и Азриа и др. [6] используется камера с полным собиранием ионов. Для измерений угловых распределений образующихся ионов и Н Тронк и др. [95], а также Азриа и др. [7] провели исследования в скрещенных пучках. Исследования такого рода полезны при идентификации резонансных состояний, участвующих в процессе образования отрицательных ионов, однако они не дают возможности получить количественную оценку сечений. Общий результат упомянутых работ состоит в том, что наиболее важным процессом является образование ионов которое происходит при энергии —0,8 эВ, тогда как ионы начинают образовываться со значительно меньшим сечением при энергиях около 10 эВ. Однако эти работы имеют существенные расхождения относительно формы энергетической зависимости сечения и его абсолютных значений. В частности, пиковые значения сечения для полученные Бучельниковой [13], в два раза меньше, а полученные Христофору [26] приблизительно в два раза больше, чем значение, опубликованное Азриа и др. [6].

На рис. 9 представлены лучшие данные по сечениям, полученные в последнее время. Они заимствованы главным образом из работы Азриа и др. [6], которые использовали метод полного собирания ионов на коллекторе, подобно тому как это делали Тэйт и Смит, а также нормировали сигналы, соответствующие отрицательным ионам, по сигналу от положительного иона, измеренного

для НСl при энергии электронов 75 эВ. Чтобы получить абсолютные значения сечения, им пришлось использовать отношение сечений положительных ионов равное 1,33 и определенное в работе Лампе и др. [60], а также сечение для равное По-видимому, наибольшая погрешность при этом обусловлена неопределенностью отношения к тому же трудно обосновать, почему более предпочтительно для этого отношения значение 1,33 из работы [60], чем 1,63 из работы [28].

Рис. 9. Сечения прилипания в НСl при температурах газа 300 и 800 К, полученные на основе данных Азриа и др. [6] и Аллана и Вонга [4]. Процедура нормирования и способ подгонки амплитуды рассматриваются в тексте.

Для других газов указанные работы [28, 60] дают результаты, удовлетворительно согласующиеся с общепризнанными стандартами [79]. Поэтому на рис. 9 при построении кривых на основе данных Азриа и др. [6] мы выбрали промежуточное значение отношения, равное 1,48.

Кривые, представленные на рис. 9, по форме такие же, как и в работе [6]. Для молекулы зависимость сечения от энергии, в том числе и при больших энергиях, хорошо согласуется с работой [99]. Кривая для Н- заимствована из рис. 3 работы [6], причем величины пиков по отношению к соответствующему пику для подогнаны таким образом, чтобы получить согласование с численными данными, представленными в табл. 1 той же работы.

Штриховая кривая на рис. 9 взята из работы [4] и получена из масс-спектрометрических измерений формы кривой образования ионов при температуре 880 К. На основании этих результатов авторы делают вывод, что при возрастании колебательного квантов

вого числа состояний на единицу сечение увеличивается более чем на порядок. Этот эффект играет важную роль для элек-троразрядных лазеров, поскольку молекула НСl имеет очень большое сечение колебательного возбуждения [80]. Следовательно, эффективная константа скорости прилипания может быть значительно больше, чем приведенная на рис. 12 и рассчитанная с использованием сечений, соответствующих комнатной температуре [69].

В измерениях, выполненных Бучельниковой [13] методом полного собирания ионов, использовалась камера необычного типа, в которой ионы собираются электродом, окружающим электронный пучок. Такая геометрия обеспечивает высокую эффективность собирания ионов, образующихся со значительной поперечной кинетической энергией, однако она непригодна для сбора низкоэнергетических ионов, хотя и ограничивает влияние рассеянных электронов. В любом случае ясно, что по сравнению с работой [6] эти измерения дают результаты не столь высокого качества.

Третьей работой, в которой также определялись сечения прилипания в случае молекул НСl, является работа Христофору и др. [26]. Эти авторы проводили эксперименты с электронным облаком в смесях НСl, разбавленных N2, а энергетическую зависимость сечения измеряли в отдельных экспериментах с помощью масс-спектрометра, затем величину и положение сечения на энергетической шкале они подгоняли таким образом, чтобы масс-спектрометрические значения согласовывались с данными, полученными методом электронного облака, в предположении, что для последнего известно распределение электронов по энергии. В работе [25] была сделана попытка сочетать лучшие стороны экспериментов с электронным облаком и пучком. Однако получаемые при этом два набора данных совершенно не согласуются между собой.

В методе электронного облака использовались средние энергии электронов, от удвоенной тепловой до эВ. В этом диапазоне энергий константа скорости превышает величину причем минимум находится в области 0,4 эВ. Никаких указаний на существование такого минимума не было обнаружено ни в более ранних работах Бэйли и Дункансона [8], а также Брэдбери [12], ни в недавно опубликованных работах Дэвиса [32—34], которые мы обсудим ниже. В работе Дэвиса и др. [35] приведен верхний предел для коэффициента прилипания при тепловой энергии 300 К, равный см/с. В работе [26], в которой для калибровки использовались собственные данные при энергиях чуть выше минимума, получено пиковое значение сечения По-видимому, результаты, полученные Христофору и др. [26] с применением

метода электронного облака при энергиях вблизи минимума и ниже, содержат серьезную ошибку, а результаты соответствующие большим энергиям, следует рассматривать с осторожностью.

Дэвис [32, 33] недавно выполнил измерения методом электронного облака коэффициента прилипания и скорости дрейфа электронов в случае чистого НСl, что позволяет непосредственно вычислить константу скорости Эти результаты приведены на рис. 10.

Рис. 10. Результаты работ Дэвиса [32—34] для чистого НСl, полученные с помощью дрейфовой трубки. Скорость дрейфа и коэффициент прилипания измерялись при температуре а затем пересчитывались в константу скорости прилипания по формуле (3).

Основные данные, представленные в такой форме, получены с точностью 5%. Используя в этих экспериментах вместо разбавленных смесей чистый НСl, можно упростить определение абсолютной плотности этого газа. В данном эксперименте плотность измерялась емкостным манометром и контролировалась методом оптического поглощения. С другой стороны, данные по сечениям рассеяния электронов в НСl неполны, что вносит неопределенность в анализ уравнения Больцмана, который необходим для проведения сравнения между этими данными и, например, данными, представленными на рис. 9. Дэвис [32, 34] провел подобный анализ, используя сечения передачи импульса, соответствующие измеренной скорости дрейфа, и энергетические зависимости сечений колебательного

возбуждения из работы [80]. Чтобы объяснить измеренные значения у (рис. 10 ) с помощью кривых для сечения, приведенных на рис. 9, сечение прилипания необходимо увеличить приблизительно вдвое, а опубликованные сечения колебательного возбуждения уменьшить наполовину. Такие большие расхождения в сечениях прилипания удивительны с точки зрения точности, с которой выполнялись данные эксперименты.

Аналогичные и даже еще большие расхождения возникают при рассмотрении результатов измерений Сзе и Грина [90], проведенных для смесей НСl, разбавленных Эти авторы в области средних энергий 1 эВ получили что приблизительно в 4 раза превосходит результаты, полученные Дэвисом для чистого НСl и приведенные на рис. 10. Согласно Дэвису [34], такое различие может возникать вследствие различий в функциях распределения электронов по энергиям.

<< Предыдущий параграф Следующий параграф >>
Оглавление