CC BY
25
УДК 537.538.3 Вестник СПбГУ. Сер. 4, 2007. вып. I
А. П. Горбенко, В, А. Полищук, Г. Ц. Тодоров*\ Д. 3. Жечев**'
ВЛИЯНИЕ ИНТЕРФЕРЕНЦИИ АТОМНЫХ СОСТОЯНИЙ НА ГАЛЬВАНИЧЕСКИЕ СВОЙСТВА ПЛАЗМЫ ГАЗОВОГО РАЗРЯДА
Введение. Наблюдение интерференционных сигналов в атомной спектроскопии началось с регистрации сигнала Ханле - магнитной деполяризации спонтанного излучения. Это направление получило свое развитие в работах Е. Б. Александрова [1] и М. П. Чайки [2]. Основная идея механизма возникновения сигнала Ханле и других интерференционных сигналов (квантовые биения, пересечение уровней в ненулевом магнитном поле и т. д.) была предложена в [2] и заключалась в следующем: атомный ансамбль приобретает когерентность за счет анизотропии возбуждения, вызванной внешним источником либо внутренними процессами. Магнитное поле, разрушающее анизотропию и, следовательно, наведенную ею когерентность, меняет поляризационные характеристики излучения (и поглощения) атомной системы. Регистрация этих изменений (поляризационная лазерная спектроскопия) является одним из эффективных методов исследования интерференции атомных состояний. В зависимости от геометрии эксперимента говорят об эффектах Фарадея или Фойхта и соответственно о регистрации линейного дихроизма либо двулучепреломления. Подчеркнем, что оптическая активность плазмы будет проявляться и при взаимодействии резонансного облучения с атомами, выстроенными (ориентированными) процессами в самом разряде. Так называемое самовыстраивание метастабильного состояния по Пашену) в
положительном столбе разряда в неоне наблюдалось экспериментально [3], и его величина была оценена примерно в 3%. В настоящее время изучение механизмов самовыстраивания остается по-прежнему актуальным.
Наряду с оптическими проявлениями, интерференция атомных состояний в плазме газового разряда приводит к специфическим эффектам в проводимости плазмы. Изменение гальванических свойств плазмы в больших магнитных полях известно давно [4, 5].
Так, 10-15 лет назад было обнаружено [6, 7], что наложение слабого магнитного поля на тлеющий разряд в Ne вызывает резонансное изменение проводимости плазмы. Эффект был назван магнитогальваническим (МГ), и, как показали последние исследования [8, 9], он в значительной степени связан с разрушением самовыстраивания метастабильного состояния Ne.
Интерференция атомных состояний наблюдалась и в газовом разряде с полым катодом. Впервые это было сделано автором [10], получившим одновременно два типа сигналов в слабом магнитном поле: сигнал Ханле - магнитная деполяризация спонтанной эмиссии в разряде с полым катодом (РПК) и МГ-изменение проводимости разряда. В дальнейшем эксперименты по МГ-резонансам проводились с коммерческими лампами с РПК для атом-но-абсорбционного спектрального анализа Ne/Cu («Narva»), Ne/As («Pye Unicam») и Ne/Cd («MSI»)).
В настоящей работе проведен сравнительный анализ МГ- и МО-резонансов в положительном столбе тлеющего разряда и разряде с полым катодом, основной целью которого является оценка влияния гальванического отклика, связанного с разрушением самовыстраивания, на регистрируемый МО-сигнал.
Институт электроники БАН, г. София.
Институт физики твердого тела БАН, г. София.
© А. Г1. Горбенко, В. А. Полищук, Г. Ц. Тодоров, Д. 3. Жечев, 2007
Эксперимент. Остановимся сначала на магнитогальванических исследованиях проводимости плазмы тлеющего разряда низкого давления в Ne.
Будем рассматривать, согласно приведенной в [11] классификации, поведение нормального тлеющего разряда в диапазоне токов 10~3-1СГ' А и давлений газа меньше 1 мм рт. ст. В этих условиях, как известно, вольтамперная характеристика представляет собой почти прямую линию, параллельную оси тока. В нормальном тлеющем разряде напряжение между электродами не зависит от силы тока.
Регистрировать поведение проводимости плазмы можно по изменению падения напряжения на разрядной трубке или разрядного тока. Значение тока определяется из закона Ома для замкнутой цепи:
i = e/{RH + Rf + R6), (1)
где е - ЭДС источника питания; R„, Rp, /?б - сопротивление источника питания, сопротивление разряда и сопротивление внешней цепи соответсвенно.
Падение напряжения на разрядном промежутке V равно сумме падений напряжений на отдельных участках разряда:
Y=K+V* + EL,
Ка и Ук - анодное и катодное падение напряжений, L - длина положительного столба, Е - напряженность электрического поля. В нормальном разряде Ка и Ук не меняются при изменении разрядного тока. Тогда выражение (1) можно записать в виде
/ = (Hl - EL)/R],
где У, = е- Уш- Ук; Я, = RH + R6\ У, - EL % е - V= e-iRp.
Изменение тока А/ в зависимости от магнитоиндуцированного изменения поля АЕ определим следующим образом:
А/ = ~{L/R\) АЕ.
Если сопротивление источника питания RH «R&, R\ где Z- полное сопротивление измери-
тельной цепи,то
А/ = - (L/Z) АЕ. (2)
Измерения МГ-эффекта в положительном столбе разряда проводились на стеклянной кювете •длиной 40 см и диаметром 7 мм. Регистрировалось изменение тока в цепи катода в зависимости от приложенного ко всему разряду продольного или поперечного магнитного поля. Сигнал с токового датчика (R = 100 Ом) подавался на усилитель постоянного тока с небольшим коэффициентом усиления и с регулировкой смещения «нуля», необходимой для компенсации постоянного падения напряжения на токовом датчике за счет полного тока разряда. Такая система позволяет регистрировать сигнал без искажений при любых разумных частотах сканирования магнитного поля. Регистрация велась в режиме синхронного накопления и позволяла вести усреднение сигнала до достижения приемлемого отношения сигнал/шум.
Результаты и их обсуждение. Сигналы МГ-эффекта в положительном столбе при одних и тех же условиях в разряде (ток и давление Ne) в аксиальном и поперечном магнитных полях имеют схожую форму, близкую к лоренцевской (рис. 1). Возникновение резонансной особенности в области поля Н = 0 мы связываем с разрушением самоиндуцированной когерентности. Параболические подложки в аксиальном и поперечном поле ведут себя по-разному. В аксиальном магнитном поле уменьшается амбиполярная диффузия [11] и возрастает концентрация электронов. Поэтому несколько возрастает продольный ток разряда, что приводит к увеличению падения напряжения на измерительном сопротивлении. В поперечном магнитном поле параболическая подложка имеет противоположный знак и отражает существенное снижение проводимости разряда [11] в направлении оси. Важно подчеркнуть, что поведение МГ-эффекта в аксиальном и поперечном магнитном поле одинаково. Ширина сигнала МГ-эффекта в аксиальном магнитном поле линейно зависит от давления в Ne. Экстраполяция к нулевому давлению дает значение ширины сигнала 0,76 ± 0,03 Э.
/, отн. ед.
1400 1200 1000 800 600 400 200
-20
-10
0
10
20
30
н, э
Рис. I. Сигнал МГ-эффекта в Ые. 1- поперечное, 2-аксиальное магнитное поле.
Как следует из выражения (2), измерение тока разряда должно быть прямо пропорционально длине положительного столба, т. е. МГ-эффект интегрален по объему. Для подтверждения этого изучалась зависимость амплитуды и ширины МГ-сигнала от длины той части положительного столба разряда, на которую накладывалось аксиальное магнитное поле. Обмотка соленоида, создающего магнитное поле, делилась на три равные части с независимыми входами. Сигнал МГ-эффекта регистрировался при полном включении соленоида и при включении одной и двух секций. Если предположить, что МГ-эффект вызван неоднородностью поля на краях соленоида, то он должен существовать при включении любой части соленоида. Если он обязан своим происхождением влиянию магнитного поля на при-электродные области разряда, то при включении средней части обмотки соленоида, накладывающей магнитное поле на центральную часть положительного столба, сигнал МГ-эффекта должен отсутствовать. Обработка полученных данных, приведенных на рис. 2, показывает, что амплитуда резонанса МГ-эффекта практически линейно зависит от длины той части положительного столба разряда, на которую наложено магнитное поле (рис. 3). Ширины резонансов МГ-эффекта, полученные в предположении, что подложку сигнала можно аппроксимировать кривой второго порядка, не сильно отличаются друг от друга. Небольшое расхождение ширин при Ь- 1/3 можно отнести на счет влияния неоднородности магнитного поля.
I, отн. ед.
1000
800
600
400
200
-10
-5
10
Н,Э
Рис. 2. Сигнал МГ-эффекта при разной длине соленоида. /-£ = 1; 2-£ = 2/3; 3- Ь = 1/3.
Авторы [7, 12] связывают МГ-эффект не только с разрушением выстраивания метаста-бильного состояния 1^5, которое обладает наибольшим сечением ионизации и влияет на разрядный ток, но с выстраиванием высоковозбужденных состояний, ионизация с которых также идет весьма эффективно. Вполне вероятно, что условия в разряде являются фактором, определяющим вклад тех или иных выстроенных состояний в МГ-эффекте. Необходимо подчеркнуть, что МГ-эффект имеет интегральный характер не только по объему, но, что не менее существенно, и по всем выстроенным состояниям. Поэтому следует ожидать, что ширина гальванического резонанса должна быть больше магнитооптического, наблюдаемого только с метастабильного состояния. С другой стороны, резонансное изменение тока
Амплитуда МГ, отн. ед.
450 400 350 300 250 200 150 100 50
1/3
2/3
-J- Рис. 3. Зависимость амплитуды МГ-эффекта
1 от размера активной части соленоида. Я, Э
разряда под влиянием сканирующего магнитного поля воздействует на все возбужденные состояния и изменяет МО-сигнал с любого уровня. При регистрации МО-резонанса на переходах между другими долгоживущими состояниями, МГ-резонанс может проявиться в виде более узкой компоненты от выстроенного метастабильного состояния. Этим, по крайней мере отчасти, можно объяснить МО-резонансы, представленные авторами в [13, 14]. Для интерпретации полученных данных ими была привлечена гипотеза о столкновитель-ном и радиационном переносах когерентности состояния с 1$5 «вверх» на 2р-уровни.
Чтобы проверить справедливость этих соображений и оценить роль различных состоянии в формировании МГ-эффекта, проводились сравнительные исследования МГ- и МО-резонансов. Изучалось также поведение гальванического отклика при резонансном для метастабильного 155 уровня лазерном облучении на длине волны Я - 594,5 нм. Поскольку облучение не модулировалось, любые изменения гальванического резонанса указывали на изменения самовыстраивания и/или самоориентации атомного ансамбля.
На рис. 4 представлены МО- и оптогальванический (ОГ) сигналы, полученные на линии / ~ 594,5 нм в геометрии Фарадея. Как видно, формы МО- и МГ-сигналов отличаются и близко совпадают только в области магнитного поля Н = 0. Принципиальное различие проявляется отчетливо выраженным присутствием ориентации (область Н ~ 4 Э), которая возникает при анизотропных столновениях при наличии скрытого выстраивания [3]. При облучении разряда линейно поляризованным светом на переходе 155 - 2рА (Я = 594,5 нм) выделяется форма ОГ-резонанса, а при облучении круговой поляризацией резонанс практически исчезал. Такое поведение сигнала можно объяснить, лишь допустив присутствие значительной ориентации на уровне 155. Эти результаты еще раз указывают на существенную роль метастабильного уровня 1.У5 в формировании МГ-сигнала в положительном столбе.
/, отн. ед.
600
200
400
300
500
100
0
-16 -12
■8
-4 0 4
8
12 16
Я, Э
Рис. 4. МО-сигнал (/) и ОГ-сигнал (2) в геометрии Фарадея (X = 594,4 нм, 1 = 30 мА, РЫе = 0,19 мм рт. ст.).
Такой же вывод был сделан и при изучении МГ-эффекта в других условиях разряда - на коммерческих лампах с полым катодом. На рис. 5 приведена форма гальванического отклика для Ке-Сс1-лампы. При облучении разрядного объема светом диодного лазера X = 640,2 нм узкий резонанс практически исчезает.
МГ-сигнал
-12 -10 -8 -6 -4 -2 0 2 4 6 8 10 12
Я, Э
Рис. 5. МГ-эффект в N6-0(1 лампе с полым катодом (А. = 640,2 нм
(155-2/79 )).
1 - лазер выключен; 2 - лазер включен.
Исследование МГ- и МО-эффектов в РПК с плоскими катодными сетками в принципиально отличных условиях разряда (по отношению к положительному столбу) дало подтверждение связи этих эффектов. Интегральный по выстроенным состояниям МГ-сигнал при прочих равных условиях (разрядный ток, давление газа, конфигурация магнитного поля) оказался несколько шире МО-сигнала на линии Не1 501,6 нм. Несомненно, сравнительные оценки ширин МГ- и МО-резонансов, зависимость каждого из них от давления, разрядного тока, конфигурации поля в РПК могут стать полезными для понимания этих эффектов.
Результаты изучения МО-сигнала в положительном столбе разряда позволяют оценить время когерентности метастабильного 155 состояния №. Экспериментальная установка позволяла проводить измерения в схеме Фарадея и Фойхта, как и в [15 ] при исследовании скрытого выстраивания состояния 154. Узкие МО-резонансы поглощения в продольном магнитном поле наблюдались на длине волны 607,4 нм. Возможность использования МО-резонансов дихроизма (схема Фойхта) для измерения времени жизни поглощающего состояния 2^4 была продемонстрирована нами в [16 ] на линиях 588,2, 594,5, 607,4 и 616,3 нм.
Семейство кривых при облучении светом с X = 588,2 нм при различных давлениях N6 представлено на рис. 6. Полученная в результате обработки ширина узкой компоненты при аппроксимации к нулевому давлению в этом случае оказалась равной 0,6 ± 0,01 Э, что дает
величину эффективного обратного времени когерентности 1,26 МГц, которая практически совпадает с оценкой [13], полученной при близких экспериментальных условиях.
/, отн. ед. 80
70
60 50 40 30
20 10 0}-
-20
-15
-10
-5
10
Я, Э
Рис. 6. Зависимость МО-сигнала от давления Ne (X = 588,2 нм). Давление (мм рт. ст.): 1 -0,13, 2-0,23, 5-0,32, 4- 0,60.
Заключение. Представленные результаты подтверждают высказанное предположение о том, что МГ-сигнал из-за своего интегрального характера шире МО-сигнала с метастабиль-ного 1$5 уровня. В то же время при обработке МО-сигналов на определенных переходах необходимо учитывать влияние гальванического отклика. Несомненно то, что ширина МГ-сигнала позволяет оценивать время когерентности метастабильного состояния неона, при этом следует принимать во внимание вклад других долгоживущих возбужденных состояний. Сложная форма резонансов МГ- и МО-эффектов указывает на взаимное влияние вызывающих их процессов. Summary
Gorbenko А. P., Polischuk V. A., Todorov G., Zhechev D. Influence of the self-alignment of the atomic states on conductivity in positive glow discharges.
Comparative studies of magneto-optical (MO) resonances and magneto-galvanic (MG) responses with and without resonant laser irradiation are earned out to establish the interconnection of the effects and the influence of the self-alignment destruction on the MO signal in positive column discharge. These studies aim to clarify the possible formation mechanisms of the neon Is, (2p53s) states coherences and to examine the possibility to use the galvanic resonances for estimation of the relaxation constants of the neon lr state.
Литература
l. Александров E. Б. // Успехи физ. наук. 1972. Г. 107. С. 592-622. 2. Чайка М. П. Интерференция вырожденных атомных состояний. Л., 1975. 7>. Лукомский Н. Г., Полищук В. А., 11айка М. П. // Оптика и спектроскопия. 1996. Т. 81, № 3. С. 369-371. 4. Карасев В. Ю„ Семенов Р. И., Чайка М. П. // Оптика и спеюроскопия. 1995. Т. 78, № 3. С. 394-396. 5. Вагнер С. Д., Нисимов С. У., Пядин А. Г. и др. // Физика плазмы. 1998. Т. 24, № 7. С. 633-636. 6.Жечев Д. 3., Лукомский Н. Г., Полищук В. А., Чайка А/. П. /У Оптика и спектроскопия. 1990. Т. 69, вып. 2. С. 474-475. 7. Чайка Ы. П. /7 Оптика и спектроскопия. 1995. Т. 78, № 1. С.14-19. 8. Полищук В. А., Чайка М. П.. Тодоров Г. Ц. И Оптика и спектроскопия. 2002. Т. 93. № 4. С. 533-536. 9. Slavov D„ Petrov L„ Arsov V. et al. // Online htip://dx.doi.org/10.1002/ppap.200500077. 10. Zhechev D. H Phys. Scripta. 1991. Vol. 43. P. 50-51.11. Грановский В. A.
Электрический ток в газе. Установившийся ток. М., 1971. 12. Горбенко А. П., Полищук В. А., Тодоров Г. Ц., Чайка М. П. // Труды XXII съезда по спектроскопии. М., 2001. С. 34-35. 13. Раутиан С. Г., Сапрыкин Е. Г. // Оптика и спектроскопия. 2002. Т. 92, № 3. С. 385-395. 14. Сапрыкин Е. Г., Селезнев С. И., Сорокин В. А. // Письма в Журн. экспер. и теор. физики. 2002. Т. 76, вып. 5. С. 322-327. 15. PoUschuk V. А., Todorov G. Т., Chajka М. Р., Sla-vov D. G. // Proc. of SPIE. 2002. Vol. 5226. Р. 144-148. 16. Лукомский H. Г.. Полищук В. А., Чайка М. П. Н Оптика и спектроскопия, 1991. Т. 71, № 1. С. 46-52. Статья принята к печати 19 сентября 2006 г.
