Влияние поперечного магнитного поля на кинетику наносекундного разряда в коротких межэлектродных промежутках в гелии тема диссертации и автореферата по ВАК РФ 01.04.04, кандидат физико-математических наук Таибов, Калабек Таибович

• Таибов, Калабек Таибович
• кандидат физико-математических наук
• 1999

Оглавление диссертации кандидат физико-математических наук Таибов, Калабек Таибович

ОГЛАВЛЕНИЕ

стр.

Введение_

ГЛАВА I. Влияние магнитного поля на характеристики плазменно-

пучкового разряда в инертных газах (лит. обзор)_

1.1. Плазма газового разряда с жесткой составляющей электронной компоненты_

1.2. Влияние магнитного поля на электрокинетические характеристики разряда_

1.3. Влияние внешнего магнитного поля на излучателъные характеристики разряда_

ГЛАВА II. Экспериментальная аппаратура и методы исследования

2.1. Методика измерения электрических параметров наносекундных разрядов в инертных газах_

2.2. Методика исследования характеристик оптического излучения наносекундного разряда_49

ГЛАВА III. Экспериментальные исследования наносекундного разряда в коротких межэлектродных промежутках_

3.1. Электрические характеристики наносекундного разряда в гелии в коротких межэлектродных промежутках_62

3.2. Спектроскопия наносекундного разряда в коротких межэлектродных промежутках в поперечном магнитном поле в гелии__73

ГЛАВА IV. Кинетика наносекундного разряда в гелии в поперечном

магнитном поле_

4.1. Кинетика заряженных частиц в катодном слое наносекундного высоковольтного разряда в гелии в поперечном магнитном поле_

4.2. Механизм поляризации спонтанного излучения в наносекундном разряде в гелии_101

4.3. Кинетика возбужденных атомов в поперечном магнитном поле в наносекундных разрядах в гелии_106

Заключение_125

Литература_12

Введение диссертации (часть автореферата) на тему «Влияние поперечного магнитного поля на кинетику наносекундного разряда в коротких межэлектродных промежутках в гелии»

ВВЕДЕНИЕ

Плотная плазма, полученная с помощью того или иного жесткого ионизатора, представляет интерес в связи с широким ее применением в качестве активной среды лазеров, а также в других газоразрядных устройствах. Стремление улучшить энергетические характеристики газовых лазеров привело к широкому использованию для их накачки электронных пучков [1-3]. КПД и удельный энергосъем таких лазеров в ряде случаев несколько (даже на порядок) выше, чем при газоразрядной накачке. Однако, необходимость вакуумной изоляции ускорительного промежутка от лазерной кюветы порождает ряд сложностей при вводе энергии электронного пучка в активный объем. Помимо этого, использование высоковольтной импульсной техники значительно усложняет конструкцию лазеров и делает их малонадежными. В этом направлении наиболее перспективным оказался способ создания пучков в самой активной среде при плотности газа в ускорительном промежутке, соответствующем рабочему давлению лазерной смеси [4,5].

Генерирование пучка в газе с высокой плотностью возможно при обеспечении условий эффективного перевода электронов в режим "убегания" [6,7], когда под действием сильного внешнего электрического поля, несмотря на многочисленные столкновения с атомами газа, они приобретают на длине свободного пробега энергии, во много раз превышающую энергию, теряемую при одном столкновении. При этом одной из актуальных является задача управляемого изменения характеристик такой плазмы. Одним из таких возможностей является наложение внешнего магнитного поля. Имеющиеся в литературе работы в этом направлении, в основном посвящены изучению тлеющего разряда в скрещенных Е и В полях, например в коаксиальной геометрии [8,9]. Значительная часть этих исследований посвящена изучению

положительного столба разряда. Лишь немного работ [10,11], в которых изучаются свойства приэлектродных, в частности, прикатодных слоев в поперечном магнитном поле. В литературе также, насколько нам известно, отсутствуют работы, посвященные исследованию влияния внешнего магнитного поля на оптические характеристики плазмы, образованной быстрыми электронами, формируемыми в

высоковольтном импульсном разряде.

Недостаточно изученным является также механизм ионизации и возбуждения в катодных частях импульсного разряда в инертных газах во внешнем магнитном поле. Теоретические исследования таких разрядов крайне затруднены как из-за нестационарности и анизотропии плазмы, так и из-за большого числа учитывающих процессов.Поэтому получение надежных экспериментальных данных об основных параметрах пучковой плазмы в магнитном поле, таких как электрокинетические характеристики (пе , Те), населенности возбужденных состояний атомов, выяснение механизмов ионизации и возбуждения в катодных частях наносекундного импульсного разряда и сочетание методов теоретического и экспериментального исследования является весьма актуальной задачей.

Цели диссертационной работы:

1. Дальнейшее развитие методики исследования наносекундных разрядов пучкового типа во внешнем магнитном поле.

2. Комплексное исследование влияния поперечного магнитного поля на характеристики разряда плазменно-пучкового типа в коротких промежутках. Выяснение механизма влияния поперечного магнитного поля на электрические, оптические, спектральные характеристики таких разрядов в гелии в диапазоне давлений газа 5-100 Тор.

3. Экспериментальное и теоретическое исследование кинетики образования и распада пучковой плазмы в коротких промежутках при наложении внешнего постоянного поперечного магнитного поля.

Методы исследования. Для решения поставленной задачи в данной работе применялись следующие методы:

для исследования электрических характеристик импульсного наносекундного разряда использован осциллографический метод с временным разрешением ~ 1 не;

- в целях выявления роли состояния поверхности диэлектрических стенок разрядной трубки в формировании начальных стадий разряда использован масс-спектрометрический метод определения состава адсорбированных газов, и изучение диэлектрических свойств материала стенки во время его облучения электронными пучками;

- оптические и спектральные характеристики исследовались методами лучеиспускания, полного поглощения и поляризационной спектроскопии.

Научная новизна:

1. Выполнены комплексные экспериментальные исследования электрических и спектральных характеристик наносекундного разряда в гелии в коротких межэлектродных промежутках в поперечном магнитном поле.

2. Установлено, что в частотно-периодическом режиме основному пробою газа в диэлектрической трубке предшествует несамостоятельная фаза длительностью в несколько не , обусловленная переносом заряда, осажденного на стенках разрядной трубки. Выяснена роль влияния состояния поверхности диэлектрических стенок разрядной трубки на процессы формирования ускоренных электронов в объемном наносекундном высоковольтном импульсном разряде в коротких промежутках.

3. Впервые проведен детальный анализ интенсивных и поляризационных профилей спонтанного излучения наносекундного разряда в коротких промежутках. Показано, что частичная линейная поляризация спонтанного излучения такого разряда связана с анизотропией процессов электронного возбуждения.

4. Прослежена кинетика возбужденных, в том числе метастабильных атомов в наносекундном разряде в поперечном магнитном поле. Установлено, что в коротких межэлектродных промежутках существенную роль в изменении оптических свойств разряда играет изменение толщины катодного слоя в поперечном магнитном поле.

Практическая ценность работы. Разработанные в работе методики исследования могут быть использованы для диагностики других типов разрядов при наличии внешнего магнитного поля. Результаты, полученные в диссертационной работе, важны для понимания процессов, протекающих в наносекундных плазменно - пучковых разрядах в коротких промежутках в условиях анизотропии функции распределения электронов по скоростям и наличия внешнего поперечного магнитного поля.

Полученные результаты по кинетике возбужденных атомов могут быть использованы при разработке эффективных газоразрядных источников оптического излучения, в том числе и газовых лазеров. Апробация работы. Результаты работы докладывались на XX Международной конференции по явлениям в ионизованных газах (Pisa, Italy, 1991), на II Международной конференции по физике плазмы и плазменным технологиям ( Минск, 1997), на региональной научно-практической конференции по физике межфазных явлений (Нальчик, 1998), на IX конференции по физике газового разряда

(Рязань, 1998), и на конференции ФНТП-98 "Плазма XX век" (Петрозаводск ,1998).

Структура и объем диссертации. Диссертация состоит из введения, четырех глав, заключения. Общий объем диссертации 139 страниц, включая 29 рисунков и 9 таблиц. Библиография содержит 127 наименований.

Содержание работы

В введении рассмотрена актуальность поставленной проблемы, дано обоснование выбора темы диссертационной работы, перечислены решаемые в работе задачи , кратко изложены основные результаты работы.

В первой главе приведен обзор литературных данных об исследовании плазмы газового разряда с жесткой составляющей электронной компоненты . Обосновывается вывод о том, что пучок быстрых электронов образуется на стадии формирования разряда и возможно его существование в стадии коммутации в зависимости от условий среды. Отдельно рассмотрены работы, в которых изучается влияние поперечного магнитного поля на функцию распределения электронов по энергиям (ФРЭЭ) и оптические излучения разрядов. Проведенный анализ показывает, что достаточно подробно изучено формирование быстрых электронов в процессе пробоя газа, однако практически нет исследований влияния поперечных магнитных полей на электрические и оптические свойства наносекундных разрядов.

Вторая глава содержит описание разработанных методик, позволяющих методами лучеиспускания, поглощения и поляризационной спектроскопии измерять временные зависимости концентраций метастабильных атомов, интенсивные и поляризационные

профили спектральных линий в поперечном магнитном поле в исследуемом разряде. Описаны также методы измерения падения напряжения и тока разряда с временным разрешением ~1 не и методика исследования диэлектрических свойств материала стенки разрядной камеры после воздействия электронных потоков. Состав адсорбированных газов определялся масс-спектрометрическим методом, а осаждение заряда на поверхности диэлектрика оценивалось путем измерения tg5-диэлeктpичecкиx потерь диэлектрика в период и после облучения электронным пучком.

В качестве объекта исследований была выбрана гелиевая плазма, образованная наносекундным разрядом в диэлектрических трубках. Измерения проводились в диапазоне давлений инертного газа (5-100 Тор) в разрядных трубках диаметроми 1-2 см и межэлектродным расстоянием 0,4-1 см. Генератор высоковольтных импульсов напряжения был собран по трансформаторной схеме, где в качестве коммутирующего устройства использовался керамический тиратрон с водородным наполнением типа ТГИ1 1000/25. Импульсный трансформатор с ферритовым сердечником содержал 4 витка в первичной обмотке и 12 витков во вторичной обмотке.

Поперечное магнитное поле создавалось с помощью постоянных магнитов с напряженностью магнитного поля в межэлектродном зазоре 4 кЭрст.

Для определения концентрации метастабильных атомов методом реабсорбции оптического излучения рассчитаны зависимости полного поглощения А от %о1 с учетом тонкой структуры и расщепления уровней Не в поперечном магнитном поле. Для снятия спектральных поляризационных характеристик спонтанного излучения разряда производилась градуировка оптического тракта по неполяризованному излучению от лампы накаливания.

В третьей главе приводятся результаты измерения электрических, оптических, спектральных и поляризационных характеристик разряда пучковой плазмы как при наличии магнитного поля, так и без него.

Обработав экспериментальные данные в широком диапазоне давлений газа (5-100 Тор) и напряжений (2-6 кВ) получены характерные зависимости приведенной плотности тока j/p2 от параметра Е/р для первого и второго максимума импульса тока в магнитном поле и без него. Экспериментально показано, что в магнитном поле кривая j/p2 смешается в сторону меньших значений Е/р и выполняется закон подобия.

Детально экспериментально исследованы начальные стадии разряда и выяснена роль состояния диэлектрических стенок разрядной трубки в процессе формирования разряда.

Показано, что амплитуда кратковременного пика, предшествующего основному импульсу тока, существенно уменьшается с увеличением диаметра разрядной трубки. В связи с этим приводились экспериментальные исследования tg8-flroneKTpH4ecKHx потерь стенок после облучения электронным пучком. Делается вывод о том, что особенности на температурной зависимости tg8^roneKTpH4ecKHX потерь связаны с выделением осажденного на поверхности диэлектрика заряда.

Результаты оптических и спектральных измерений приведены во втором параграфе гл.З. Для линий Hei с главными квантовыми числами с п=3,4,5 исследованы зависимости интенсивности излучения Hei на различных спектральных линиях от давления и от напряжения газа как в поперечном магнитном поле, так и без него. Соотношение между интенсивностью излучения при наличии магнитного поля и без него зависело как от давления, так и от напряжения. При малых напряжениях и больших давлениях интенсивность излучения на всех исследованных линиях в магнитном поле меньше, чем без магнитного поля. При

снижении давления газа наблюдается обратное соотношение. Например, при Цо~ 3 кВ при давлениях 5-40 Тор в поперечном магнитном поле интенсивность больше, чем без него. Дальнейшее увеличение напряжения (более 5 кВ) приводит к изменению механизма образования плазмы и структуры разряда. (На импульсе тока и напряжения появляются колебания с частотой ~ ЗЛО7 Гц). Максимум излучения, соответствующий поздним стадиям разряда, в магнитном поле на всех линиях растет и смещается ближе к концу импульса тока.

Методом полного поглощения на спектральном переходе Не1 (Х=388,9 нм) исследована динамика заселения метастабильных уровней Не1(238) в поперечном магнитном поле. Экспериментально получено, что концентрация метастабильных атомов в максимуме без внешнего магнитного поля с ростом давления растет. Например, увеличение давления газа с 15 до 30 Тор приводит к росту концентрации метастабильных атомов, а дальше до 50 Тор наблюдается плато, которое переходит в дальнейший рост с увеличением давления. При этом максимальные значения плотности метастабилоных атомов имеют величину порядка 1014 см -3. В магнитном поле зависимость плотности метастабильных атомов слабо зависит от давления газа. Это говорит об изменении механизма заселения метастабильных уровней и структуры разряда.

В §3.2 приведены экспериментальные результаты исследования поляризационных и интенсивных профилей спектральных линий атомов гелия. Экспериментально установлено , что наложение поперечного магнитного поля приводит к изменению интенсивностей излучения от 10 до 15 % в зависимости от давления газа и амплитуды напряжения. Кроме того показано, что спонтанное излучение разряда частично поляризовано. Степень линейной поляризации оказывается различной

как на разных спектральных линиях, так и из разных участков разрядного промежутка.

Четвертая глава посвящена анализу влияния поперечного магнитного поля на электрокинетические, оптические, спектральные и поляризационные характеристики наносекундного разряда в гелии в коротких межэлектродных промежутках.

В §4.1 дан анализ времен формирования и толщин катодного слоя и изменение этих параметров во внешнем поперечном магнитном поле. Получены зависимости толщины катодного слоя и катодного падения от напряженности магнитного поля. Увеличение приведенной плотности тока разряда во внешнем магнитном поле объясняется задержкой движения электронов через слой катодного падения потенциала.

Особенности поляризации спонтанного излучения проанализированы в § 4.2. Дана оценка вклада электрического поля в степень линейной поляризации и сделан вывод о доминирующей роли анизотропии процессов электронного возбуждения.

В §4.3 на основе теории модифицированного диффузионного приближения проанализирована кинетика возбужденных атомов в поперечном магнитном поле. Влияние магнитного поля учитывалось в уравнении для средней энергии электронов путем введения изменения частоты столкновений электронов с атомами.

Численно рассчитаны зависимости заселенностей возбужденных состояний атомов от времени в магнитном поле и без него. Показано, что в магнитном поле уменьшается время релаксации средней энергии электронов и как следствие увеличивается скорость процессов рекомбинации.

Приведены сравнения результатов расчета релаксации заселенностей возбужденных состояний атомов и интенсивностей спектральных линий атомов и отмечается необходимость учета в

коротких промежутках изменения соотношения между катодным слоем и столбом разряда, вызванное внешним магнитным полем.

В заключении перечислены основные результаты, полученные в данной работе.

Основные результаты диссертации опубликованы в следующих работах:

1. Ashurbekov N.A., Iminov К.О., Kurbanismailov V.S., Omarov O.A., Omarova N.O., Taibov K.T. Development kinetics of ionisation fronts and their impact on nanosecond discharge optic characteristics.// In Proceedings of the XX International Conference on Phenomena in Ionized Gases. Pisa(Italy) , 1991. -P.540-541.

2. Ашурбеков H.A., Иминов K.O., Курбанисмаилов B.C., Омаров O.A., Таибов K.T. Кинетика продольных газовых разрядов с жесткой составляющей электронной компоненты. // Вестник ДГУ.Махачкала. 1995. Вып. 1.-С. 112-126.

3. Ашурбеков H.A., Таибов К.Т. Разработка лазерных методов диагностики процессов пробоя в высоковольтных импульсных лазерно-технологических системах.// В сб.: Лазерная физика. Санкт-Петербург. 1994, часть 4. Вып.7. -С.38.

4. Ашурбеков H.A., Иминов К.О., Курбанисмаилов B.C., Омаров O.A., Таибов К.Т. Роль поверхностных явлений в процессе формирования ускоренных электронов в объемном разряде в коротких межэлектродных промежутках.// В сб.: Материалы II Международной конференции по физике плазмы и плазменным технологиям. Минск. 1997. -С. 166-167.

5. Ашурбеков H.A., Омарова Н.О., Таибов К.Т. Способ измерения плотности возбужденных атомов в наносекундном разряде./ Патент РФ N2082963. Бюлл.]Ч18 от 27.06.1997.

6. Ашурбеков H.A., Иминов К.О., Омаров O.A., Таибов К.Т. Влияние

поперечнего магнитного поля на кинетические коэффициенты в плазме наносекундного разряда в гелии. // Вестник ДГУ. Махачкала, 1997. Вып.1. -С.3-7.

7. Шахсинова М.Ш.,Ашурбеков H.A. , Таибов К.Т. Реабсорбция оптического излучения нестационарной плазмы во внешнем магнитном поле. // В сб.: Мат. конф. молодых ученых , поев. 65-летию ДГУ. Махачкала. 1997. -С.112-113.

8. Ашурбеков H.A., Курбанисмаилов B.C., Омаров O.A., Таибов К.Т. Роль поверхностных явлений в процессе формирования ускоренных электронов в коротких межэлектродных промежутках. // В сб.: Физика межфазных явлений. Нальчик. 1998.-С.44-45.

9. Ашурбеков H.A., Иминов К.О., Омаров O.A., Таибов К.Т. Влияние поперечного магнитного поля на заселенности метастабильных состояний атомов гелия в наносекундном разряде. // В сб.: Материалы IX конференции по ФГР. Рязань. 1998. -С.67-68.

10.Ашурбеков H.A., Иминов К.О., Омаров O.A., Таибов К.Т. Кинетика возбуждения атомов в наносекундном разряде в поперечном магнитном поле. // В сб.: Плазма XX век. Матер, конференции по ФНТП-98. Петрозаводск. 1998. Т.1. -С.187-189.

11.Ашурбеков H.A., Иминов К.О., Курбанисмаилов B.C., Омаров O.A., Таибов К.Т. Кинетика возбужденных атомов в плазме поперечного наносекундного разряда с щелевым катодом. // Вестник ДГУ. Махачкала. 1998. Вып.1. -С. 18-23.

ГЛАВА 1. ВЛИЯНИЕ МАГНИТНОГО ПОЛЯ НА ХАРАКТЕРИСТИКИ ПЛАЗМЕННО - ПУЧКОВОГО РАЗРЯДА В

ИНЕРТНЫХ ГАЗАХ

(Литературный обзор)

Разработка эффективных газоразрядных источников когерентного и некогерентного излучения выводит на первый план исследования, связанные с повышением эффективности преобразования вложенной в газ энергии в световую. Одним из способов управляемого изменения свойств плазмы является наложение внешнего магнитного поля. Во внешнем магнитном поле плазма становится анизотропной, вследствие чего меняются кинетические коэффициенты электронов. В плазменно-пучковых разрядах в коротких межэлектродных промежутках изменение траектории электронов в магнитном поле может существенно влиять на релаксационные процессы. Ниже рассмотрены особенности разрядов с жесткой составляющей электронной компоненты и влияние магнитного поля на их электрические и оптические характеристики.

$1.1 Плазма газового разряда с жесткой составляющей электронной компоненты

Разработка мощных газовых лазеров привело к широкому использованию для их накачки электронных пучков. КПД и удельный энергосъем таких лазеров в ряде случаев в несколько раз выше, чем при газоразрядной накачке при прочих равных условиях. Однако необходимость вакуумной изоляции ускорительного промежутка от лазерной кюветы порождает ряд сложностей при вводе электронного пучка в активный объем. Кроме того, использование высоковольтной импульсной техники значительно усложняет конструкцию лазеров и делает их малонадежными. Естественно, при очень больших плотностях

энергии вводимых пучков через окна из фольги они не выдерживают и выходят из строя. Использование дифференционной откачки приводит к неоднородности лазерной плазмы. Поэтому гораздо выгодным является получение пучков электронов непосредственно в активном объеме [1-6,12-16], причем это происходит при плотности газа в ускорительном зазоре, соответствующей рабочему давлению лазерной смеси. Генерирование пучка в газе с высокой плотностью возможно при обеспечении условий перевода электронов в режим "убегания" [7,17,18]. Убегающие электроны (УЭ) в газовом разряде появляются при превышении некоторого критического значения напряженности электрического поля, когда на длине свободного пробега электроном набирается больше энергии, чем теряется во всех видах столкновений. В результате движение электронов становится практически направленным, т. е. образуется пучок. Перенос убегающих электронов существенно отличается от обычного дрейфового движения электронов. Поэтому возникновение УЭ и ионизация ими газа может сильно изменить форму, время формирования и другие параметры разряда. В частности возможно резкое увеличение скоростей распространения стримеров вследствие опережающей затравочной ионизации газа УЭ [19].

Для исследования механизмов распространения электронных лавин, стримеров и волновых фронтов ионизации с учетом УЭ необходимо знать частоту их образования в газоразрядной плазме. УЭ описываются существенно нестационарной и нелокальной функцией распределения [7]. Вблизи порога при малом увеличении напряженности электрического поля частота "убегания" растет скачком и при дальнейшем увеличении напряженности поля меняется слабо. В [20] получены следующие формулы, определяющие частоту "убегания", соответственно в областях Е<ЕКп

у 2е Ч

%ехр

— 0-^)

Е Е\

кр _

и для Е>Екр

' 2£-„ £

О

где УКр = ^28кр/те, Е0=аопоео(е71)/е, в*-средняя энергия возбуждения, I-

энергия ионизации.

Для описания элементарных процессов, происходящих в плазме, и их особенностей необходимо знать функцию распределения электронов по энергиям (ФРЭЭ). В случае наносекундных разрядов в перенапряженных промежутках в аналитическом виде не удается рассчитывать ФРЭЭ, поскольку эффект "убегания" электронов приводит к появлению в ФРЭЭ жесткой составляющей (пучка), удельный вес которого зависит от условий разряда. В [4,15,16] показано, что в высоковольтных разрядах в газах при средних давлениях эффект "убегания" составляет десятки процентов, что и применяется авторами [1,3,21] при разработке плазменных лазеров с накачкой электронным пучком. Поэтому для получения более точных значений ФРЭЭ используют экспериментальные результаты. Авторами [22,23], экспериментально показано, что в функции распределения существуют две группы электронов: быстрые электроны, получившие энергию от поля, и медленные с изотропным распределением, причем вклады этих групп могут отличаться незначительно.

В работах [24,25] проведены расчеты ФРЭЭ в сильных электромагнитных полях в гелии при помощи метода Монте-Карло. Авторы [24], для определения поведения ФРЭЭ в сильных электрических полях, рассматривают предельный случай, когда все процессы рассеяния,

кроме рождения вторичных электронов, несущественны. Считается, что вторичные электроны рождаются с энергией потенциала ионизации, что упрощает вид столкновительного члена

Показано, что устанавливается стационарная ФРЭЭ

т-т/ ч о/ ч о/ ч^/ .ту. , у.то ч Е(у) = 3(и2Щоу)д(и2)-^ех>

где С) - ступенчатая функция; V; - частота ионизации, которая находится из уравнения

— сг<» ехр(-у/ —— )йе = 1

еЕ о еЕ

решение которого существует и единственно при любых значениях Е/Р.

Проанализировав случай, когда первоначально ФРЭЭ имел вид 8-функции Дирака, в столкновительном члене учитывались упругие рассеяния, ионизацию и возбуждение эффективного уровня атома неона с порогом 1е=16,6 эВ. В сильных электрических полях на хвостах ФРЭ условие двучленного приближения

1 3

/(¿>,//) = -у; О)+-&Х£)>м = —

2 2 и

не выполняется и электроны движутся преимущественно в направлении поля. Тем не менее решение уравнений двучленного приближения для & и А позволяет с неплохой точностью определить средние характеристики ФРЭ вплоть до очень больших значений ЕЛЧ, когда формально условия применимости двучленного приближения нарушаются.

В работе [25] для детального исследования вида ФРЭЭ методом Монте-Карло использовано распределение электрического поля [26], которое получено экспериментально методом поляризационной

спектроскопии. В этой работе показано, что быстрые электроны имеют форму пучка и их вклад в ФРЭЭ больше, чем вклад медленных электронов. Кроме того из расчетов получено, что не только быстрая, но и медленная часть ФРЭЭ имеет анизотропные свойства из-за большой величины напряженности электрического поля.

Условия, в которых получаются ускоренные электроны, достигаются в стадии запаздывания импульсного пробоя при высоких перенапряжениях. Однако данная фаза кратковременна, поскольку процесс ускорения электронов в столбе разряда сопровождается интенсивным ионизационным размножением, проводимость плазмы быстро растет, падение напряжения на промежутке уменьшается и условие ускорения электронов перестает выполняться. В случае аномального разряда при пониженных давлениях ускорение электронов происходит в прикатодном слое, а их энергия на входе в область отрицательного свечения определяется прикатодным падением потенциала. Авторы [27] имели дело с особой формой разряда, который называли "открытым". Ими рассмотрен случай, когда ускорение электронов происходит в катодном слое, а сам разряд по сути представляет собой импульсный тлеющий, в котором катодная область отделена от отрицательного свечения сеточным электродом. Разряд происходил в гелии при Р=20-40 Тор, с1=0,05 - 2,8 см и площади электродов от 1 до 65 см2, и амплитуде импульса ступеньки напряжения 3-10 кВ. Измерение пучка электронов проводилось с помощью цилиндра Фарадея, выполненного из графита. Максимальный ток пучка соответствовал стадии зажигания разряда, а по мере спада и выхода его на квазистационарное значение ь уменьшается. Уменьшение давления приводит к увеличению длительности импульса пучка. Поскольку пучок формируется, по мнению этих авторов, в катодном слое, то напряжение горения иг

близко к величине прикатодного падения потенциала ик, для которого соблюдается закон подобия ик = Д]/р2). Апроксимируя экспериментально полученные результаты для аномального случая в этой работе пришли к эмпирической формуле

Ур2 [А/см2Тор2]=2,5.1(У12изк [В].

Длина зазора <1 выбиралась так, чтобы 6. > 1 к , 1к - толщина катодного слоя.

Авторы [3] считают, что переходная стадия разряда, генерирующая пучок, ограничена во времени моментом формирования катодного падения потенциала и эта стадия не является тлеющим разрядом. Как в работе [27] , так и в [12] показано, что объемный заряд формирует катодное падение на длине порядка длины свободного пробега ионов. Свойства "открытого" объемного разряда по мнению авторов обусловлены преобладанием фотоэмиссии с катода над процессами размножения электронов в самом промежутке за счет интенсивной подсветки из дрейфового пространства, что обеспечивает монокинетичность пучка.

В работе [6] реализовано устойчивое горение открытого разряда ( с сетчатым анодом) в камере большого объема при площади катода 8=1100 см2 и давлении неона Р~67-1333 Па. Пучок электронов с энергией несколько кэВ формировался в разрядном промежутке длиной 0,5 см. При импульсах напряжения с амплитудой 2-12 кВ получены пучки электронов с величиной тока 1п~10 кА и длительностью ~ 30 не при Р-1333 Па. Поскольку конструкция катода и анода были цилиндрическими, то с торцов разрядной камеры можно было наблюдать характерное свечение, структура которого менялась в зависимости от амплитуды импульсов напряжения и давления (кольцо,

жгут вдоль оси или равномерная засветка цилиндрической полости по сечению). В этой работе также подчеркивается роль фотоэффекта на катоде, как основного вторичного механизма поддержания разряда.

Следует отметить, что в длинных разрядных трубках электронные пучки формируются на фронте волны ионизации, причем распространение фронта может происходить как в режиме объемного [28], так и скользящего разряда [29].

Релаксация ФРЭЭ в разряде происходит в результате объемных столкновительных и диффузионных процессов. При этом ионизационная релаксация определяется объемными процессами неупругого рассеяния электронов на атомах и ионах. Для расчета характеристик такой плазмы необходимо знать скорости образования ионов и возбужденных атомов

Рк = ~\п{е)ак(е)7(е)Ме,

Ек

где N - концентрация атомов, п(с)- ФРЭЭ, Едк- порог возбуждения, У(е)-скорость электронов с энергией 8, ск(е)-сечение неупругого процесса взаимодействия электрона с атомом. В работах [30,31] рассмотрена эволюция энерговклада источника в ионизацию и возбуждение различных состояний атомов и релаксация распределения энергии электронного пучка в плазме гелия. Авторы [30] числено решали нестационарное уравнение после мгновенного отключения источника деградационного спектра атомарного газа:

дп д , йг. _ , ч

-57 = + 60>0 '

м о 8 а 8

где (Ав/ск - усредненная скорость изменения энергии первичного электрона, СКеД) - скорость образования электронов в единице объема. В работе [31], используя стационарную ФРЭЭ в гелии , было получено

распределение энергии электронного пучка по каналам возбуждения и ионизации в стационарном случае:

00

Лк=Ш%Ек \пе(е)(ткУ(е)М£1{Е&),

Ек

где Ео- энергия первичных электронов, Б0 - число первичных электронов источника, образующихся за 1 с в единичном объеме. По результатам этих расчетов суммарный баланс энергии имеет следующее распределение: 50% энергии затрачивается на отрыв электрона от атома гелия, 32 % - на возбуждение электронных уровней и 15 % остается в виде кинетической энергии подпороговых электронов. Также показано, что релаксация скорости ионизации г|1 и скоростей возбуждения различных электронных состояний г|к происходит за одинаковые времена (1-2.10-пс при Ео=500 эВ), поскольку для атома гелия характерные энергии в области максимума как для сечения ионизации, так и для сечения возбуждения электронных состояний практически совпадают [32].

В работе [33] рассмотрена кинетика заряженных и возбужденных частиц в катодном слое при высоких значениях Е/Р. Расчеты проводились для нормального разряда с железным катодом в гелии и гелий-неоновой смеси при Р ~ 3 - 30 Тор и Тё = 300К, ё = 21к, ик=150 В. Показано, что основным механизмом образования молекулярных ионов в катодном слое разряда является ассоциативная ионизация метастабилей

Не++Не + е

Не + Не ->

Не+2+е

Отношения токов молекулярных и атомарных ионов гелия у поверхности катода при Р<30 Тор не превышает 0.03, тогда как в столбе

разряда согласно [34] при Р>6 Тор преобладают молекулярные ионы. Такое большое различие состава ионной компоненты в столбе и катодном слое разряда может быть объяснено различием средней энергии электронов в этих областях. В столбе средняя энергия электронов составляет величину несколько эВ и высокоэнергетическая часть ФРЭЭ быстро убывает с увеличением энергии. Это подтверждается и автором [35].

В работе [36] предложена строгая теория явлений вблизи границы раздела плазмы с твердой поверхностью и найдена функция распределения ионов и ФРЭ в пристеночной плазме. С учетом функции распределения ионов по энергиям пространственной зависимости плотности ионов установлены асимптоматические зависимости электрического потенциала и плотности ионов вблизи стенки. Численные исследования задачи проведены для условий, когда частота перезарядки превосходит частоту ионизации (рекомбинации), а дебаевский радиус существенно меньше длины пробега ионов. В этой работе показано, что величина потенциала стенки, поле на поверхности, ионный ток на стенку зависят не только от концентрации плазмы и электронной температуры, как это традиционно предполагалось, но также от частоты рассеяния в газе.

§1.2. Влияние магнитного поля на электрокинетические характеристики разряда

В зависимости от величины и направления приложенного внешнего магнитного поля, помещенный в него ионизованный газ проявляет анизотропные свойства. В продольном магнитном поле уменьшается коэффициент радиальной диффузии, а также радиус головки лавины, что может привести к уменьшению времени формирования разряда [37]. Зависимость коэффициента поперечной амбиполярной диффузии Ба

электронов плазмы к стенкам разрядной трубки во внешнем продольном магнитном поле можно представить в виде [38]:

А

D =

о

со,соп

V. V

in еп

где Do -коэффициент диффузии в отсутствии магнитного поля, сщ , сое -циклотронная частота ионов и электронов, v¡n,ven -частоты столкновений ионов и электронов с нейтральными частицами. Уменьшение под действием магнитного поля радиального потока приводит к росту концентрации электронов на оси разряда пе, а при фиксированном 1р рост пе вызывает падение градиента потенциала в плазме,

Ez ~ 1Р / пе ,

что приводит в свою очередь к уменьшению электронной температуры. Радиальные распределения разности потенциалов в зависимости от магнитного поля в Хе и Не исследованы в [9,39,40]. Показано, что в магнитном поле в экспериментальной зависимости радиального электрического поля Е(г)=Сгп изменяется только показатель степени п. Например, по данным, приведенным в [9], при магнитном поле 330 Эре радиальному электрическому полю соответствует зависимость Е(г)=Сгп с п=2,51, тогда как в отсутствии магнитного поля п=1,15.

Авторами работ [41-43] исследован электрический пробой различных газов при давлениях, близких к атмосферному, в зависимости от величины как продольного , так и поперечного внешнего магнитного поля при наличии ионизирующего излучения от вспомогательного искрового разряда. В них приведены зависимости времени формирования Ц, времени спада напряжения ^ от напряжения Уо до напряжения перехода искры в искро-дуговое состояние. В [42]

установлено, что с ростом магнитного поля длительность ступени на спаде напряжения растет, т.е. растет время существования объемного разряда. Полученные экспериментальные данные объясняются моделью "кажущегося увеличения давления". Действие магнитного поля равносильно увеличению давления газа [44]

АР / Р ~ ( ©о т)2 ,

где Р-давление газа без магнитного поля, AP-приращение давления из-за внешнего магнитного поля, со0-ларморовская частота, т-среднее время свободного пробега частиц.

В работах [45,46] рассмотрено влияние поперечного магнитного поля на время формирования и напряжение пробоя в продольных магнитных полях в области левее пашеновского минимума.

Авторы [47] теоретически получили зависимость напряжения поджига газового разряда от крутизны линейно-нарастающего напряжения в скрещенных Е и Н полях. В работе [48] экспериментально исследуется вариант пробоя, происходящего в постоянном поперечном магнитном поле при резком снижении напряжения. Этот вариант имеет большое практическое значение для реализации параллельного включения газоразрядных приборов со скрещенными полями. Показано, что при определенных условиях возможно осуществление пробоя при электрических полях которые, сами по себе недостаточны для пробоя без магнитного поля.

Авторами [49] влияние магнитного поля на напряжение пробоя в скрещенных полях выражено в виде эффективного давления газа. Из распределения потенциала в радиальном направлении найдено, что в положительном столбе существует потенциальный "желоб". Область потенциального "желоба" движется по направлению к катодному падению с увеличением магнитного поля. В конечном счете разряд прекращается из-за того, что катодное падение может поддерживаться за

счет отрицательного пространственного заряда электронов. При увеличении магнитного поля до критического, стабильный разряд внезапно прекращается. С другой стороны, генерируются релаксационные колебания в результате распространения разряда в область магнитного поля, напряженность которого выше критического. Из анализа колебаний делается заключение о количестве энергии, поступающей от источника, и о том, в какой форме запасается энергия в плазме.

Хотя, изучению тлеющего разряда в Е1.Н полях посвящено много работ, влияние магнитного поля на прикатодные и прианодные слои рассмотрено немногими [8,10,11]. В [10] рассматривается катодный слой тлеющего разряда в магнитном поле, параллельной поверхности катода. Показано увеличение катодного падения при малых плотностях тока и уменьшение его при больших при включении магнитного поля. На основании средней цены образования иона Б получена зависимость цены образования иона от внешнего электрического поля с магнитным полем и без него. В слабом электрическом поле цена иона определяется скоростью прохождения электроном опасного участка, и Б растет с ростом Н, но в сильном электрическом поле Р(Е,Н) насыщается на том же уровне, что и без магнитного поля.

Включение магнитного поля кроме увеличения цены образования иона Б приводит к замедлению движения электрона через катодный слой. Поэтому за время задержки ионизации электрон не успевает сильно продвинуться к границе слоя. Магнитное поле препятствует энергетически не выгодному смещению генерации катодного слоя в квазинейтральной плазме. При больших плотностях тока из-за эффекта замедления смещения генерации ВАХ, построенная в координатах Ук-1п;ь смещается на величину (3/2)1п(1+(сот)2) в сторону больших токов (со и т -циклотронная частота вращения электрона и время между

упругими соударениями) . Установлены соотношения подобия для катодного слоя в магнитном поле (индекс нуль соответствует при отсутствии магнитного поля).

Vk = VKO , Е = EoVl+(ö2T2, d = do / Vi+(d2t2 ,

j = jo(l+o>2T2)3/2.

В [11] экспериментально изучена неустойчивость анодного слоя замагниченных электронов в высоковольтном разряде низкого давления в поперечном магнитном поле в аргоне. Показано, что в стационарном состоянии анодный слой в газоразрядном приборе типа обращенного магнетрона неустойчив.

Авторами [50] спектральными методами определялась зависимость Те в гелиевой (P=l Topp) плазме тлеющего разряда переменного тока (V=50 Гц) от поперечного магнитного поля В~1.2 кГс. Проверяется соответствие экспериментальной зависимости Те (В) от наложения магнитного поля теоретической:

ТеВ = Те(1 + СВ2 / p2)V2,c = —-(—)2 ,

m и

где L-средняя длина свободного пробега, ^-тепловая скорость электронов. При расчетах предполагалась полукорональная модель равновесия в исследуемой плазме. Учитывалась возможность возбуждения оптически запрещенных переходов под действием электронных соударений. Полученная экспериментальная зависимость Те(В) хорошо согласуется с расчетом вплоть до В=650 Гс. При этом Те меняется от 1.78 до 2.11 эВ.

Исследованию влиянию магнитного поля на функцию распределения электронов по скоростям посвящено много работ [38,51,52]. В [38] для стационарного случая получен наиболее общий вид функции распределения электронов по скоростям как в продольном, так и в поперечном магнитном поле. Определена температура электронов плазмы в постоянных электрическом и магнитном полях.

3 е2Е:

т = т +

еф

2 теХУ2

2 2 У2 2

Ееф = Е\\ + 2 , 2 Е1 '

¿Ун + V

где Ец и Е± -параллельная и перпендикулярная магнитному полю составляющие напряженности электрического поля, юн -циклотронная частота вращения электрона в магнитном поле, v -частота столкновения электрона в плазме, х - коэффициент передачи энергии. В этой работе в общем виде получены выражения для коэффициентов переноса и амбиполярной диффузии. Но для нестационарного случая без определенных допущений получить ФРЭЭ даже в сильном электрическом поле в отсутствии магнитного поля представляется трудной задачей.

Особенности формирования функции распределения замагниченных электронов по скоростям и по энергиям в плазме, находящейся в скрещенных электрическом и магнитном полях, исследованы в [51]. Предложен метод, позволяющий производить качественный анализ функции распределения по скоростям и по энергиям замагниченных электронов в плазме, находящейся в ЕхН полях, при любой степени анизотропии. Показано, что изменение скорости и энергии электронов между столкновениями, связанное с движением во внешних полях, может

оказывать существенное влияние на вид функции распределения. Установлено, что при сильной анизотропии плазмы и при рассеянии электронов на малоподвижных тяжелых частицах ФРЭЭ имеет два максимума. Данная особенность распределения энергий не связана с присутствием в плазме двух групп электронов, а является следствием трансформации функции распределения в скрещенных электрическом и магнитном полях. Основными условиями, необходимыми для реализации указанных особенностей ФРЭЭ, является низкая степень ионизации (основные столкновения е - А) и сильная анизотропия распределения скоростей электронов. В [51] получено выражение для ФРЭС в предположении, что начальное распределение электронов -максвелловское. Проведен предварительный анализ полученной функции распределения. Наиболее общим методом нахождения (ФРЭС) Г (у ) является, как известно, решение кинетического уравнения Больц-мана [53]. Если Г(у) найдена, то можно получить и ФРЭЭ Де). Однако, практическая реализация данного метода расчета Ду) и Дб) затруднена, что связано со сложностью определения столкновительного члена кинетического уравнения, трудностью решения уравнения, особенно при сильной анизотропии распределения скоростей электронов. Авторы [54] представили результаты экспериментального исследования ФРЭЭ в магнитоактивной плазме. Получено, что ФРЭЭ близка к максвелловской в широком диапазоне изменения магнитного поля, в том числе и при В>ВКр . Существенное отклонение ФРЭЭ от максвелловской наблюдается при существовании в разряде ионизационных волн.

Анализ эволюции хвостов УЭ в замагниченной плазме в присутствии постоянного электрического поля приводится в [55]. Обнаружены три различных режима в эволюции хвостов в зависимости от напряженности электрического поля и от У и ш:

а) устойчивый хвост с электронами, ускоренными до больших значений скоростей;

б) хвост, неустойчивый на черенковском резонансе электронов с функцией распределения с положительной производной;

в) хвост, неустойчивый на аномально доплеровском эффекте при анизотропном распределении электронных скоростей. В результате развития неустойчивости хвост релаксируется к анизотропной функции распределения.

В работе [56] исследуется проблема описания столкновительной плазмы в сильном магнитном поле в терминах уравнения переноса. Авторы получили уравнение переноса при произвольной геометрии магнитного поля. В качестве основы для вывода уравнения переноса используется дрейфовое кинетическое уравнение со столкновительным членом (кинетическое уравнение имеет две отличительные черты: учет эффекта сильного поперечного электрического поля; учет двух типов столкновительных эффектов, связанных с усредненной и осциллирующими частями ФРЭЭ). Полученная система уравнений переноса сводится к уравнениям для плотности, продольной скорости и температуры каждой компоненты плазмы. Авторы полагают, что новые уравнения переноса окажутся полезными также для анализа роли вязкости и теплопроводности в неустойчивостях и явлениях переноса плазмы, удерживаемой в криволинейном магнитном поле.

Потоки электронов в приэлектронном слое плазмы с холодной границей в магнитном поле рассмотрены в работе [57]. Определен адиабатический инвариант движения электронов в неоднородном электрическом и поперечном магнитном полях. Получена ФРЭ описывающая дрейф электронов и поляризацию плазмы вблизи неэмитирующего электрода, параллельного магнитному полю. В приближении нулевого ларморовского радиуса электронов определен

поток электронов на электрод вследствие е-а столкновений. В случае динамического слоя ВЧ-разряда в Е ±Н полях показано, что перенос электронов носит пульсирующий характер, при котором электронный ток запирается в слой в течении большей части периода поля на электроде при высоком потенциале плазмы.

Авторами [58] представлены результаты экспериментальных исследований переноса электронов в установившихся несамоподдерживающихся разрядах в ЕхН полях в азоте. Параметры переноса рассчитаны по пространственно-временному изменению потока фотонов, образующегося при распаде молекул азота, возбужденных электронным ударом.

Уравнение Больцмана для быстрых электронов в присутствии магнитного поля решено в [59]. ФРЭ аппроксимировалась суммой нулевого и первого полиномов Лежандра. Потери энергии рассматривались в приближении непрерывного торможения. Магнитное поле приводит к уменьшению диффузии в поперечном направлении в (1+А,2/р2) раз, где X - длина свободного пробега для электронов, р-ларморовский радиус. Сопоставление с экспериментом обнаруживает соответствие с точностью лучше 10%.

В работе [60] рассмотрена кинетика многокомпонентной неоднородной плазмы в сильных электрическом и магнитном полях. Исследуются влияние полей на неоднородности и на интегралы стожновений как для электрически нейтральной, так и для заряженной плазмы. Кинетическое уравнение выводится с помощью уравнения для двух-частичной корреляционной функции. Проводится обобщение классических выражений для переноса частиц поперек магнитного поля на случай, когда поправки к интегралам стожновений существенны. Доказывается, что поток частиц имеет классическую форму. Модифицируется лишь выражение для кулоновского логарифма.

Приводится зависимость обобщенного кулоновского логарифма от величины ларморовского радиуса. Указывается на увеличение переноса по сравнению с классическим, когда ларморовский радиус становится меньше дебаевского.

Исследование свойств неравновесной слабоионизованной плазмы кроме общефизического, представляет чисто практический интерес. Слабоионизованная плазма в электрическом и магнитном полях, в которой распределение электронов является неравновесным встречается во многих системах: газовых разрядах, МГД-генераторах, полупроводниковых устройствах. Согласно [61,62] неоднородность и нестационарность плотности электронов и параметра Е/К (1М-концентрация нейтральных частиц) приводят к перенормировке потока электронов вдоль электрического поля, т.е. диффузия и "термодиффузия" электронов в электрическом поле являются анизотропными.

В работе [63] выведено модифицированное уравнение переноса электронов в неравновесной слабоионизированной плазме в электрическом и магнитном полях. Получены формулы для определения электронных коэффициентов переноса - тензора подвижности цу и тензора диффузии Оу . На основе уравнения баланса средней энергии электронов развит приближенный подход для вычисления этих коэффициентов. Полученное уравнение использовано для исследования устойчивости слабоионизованной неравновесной плазмы. В неравновесной слабоионизованной плазме величины и знаки электронных коэффициентов переноса определяются набором сечений рассеяния электронов на атомах и молекулах. Коэффициенты переноса чувствительны к составу смеси, степени ионизации плазмы, доле возбужденных частиц, величине электрического и магнитного полей. Экспериментальное определение электронных коэффициентов переноса

позволяет более точно восстанавливать электронные сечения, а также исследовать устойчивость неравновесной плазмы.

В работах [64-67] исследовано влияние магнитного поля на частоту столкновения между заряженными и нейтральными частицами. Авторы [64] исследовали плазму в сильном магнитном поле, когда Клар <КДеб , определяется зависимость от магнитного поля частоты релаксации температуры и продольной проводимости. Подтверждена известная теория 60-х годов о том, что коэффициенты переноса увеличиваются с ростом Н, что отличается от возникшей в 70-е годы точки зрения о возможности простого изменения радиуса обрезания в кулоновском логарифме.

§1.3 Влияние внешнего магнитного поля на излучательные характеристики разряда

Магнитное поле может влиять на газовый разряд двояким образом. Во-первых, магнитное поле приводит к зеемановскому расщеплению рабочих уровней атомов [68]. Это расщепление обуславливает ряд магнитооптических эффектов, заключающихся в изменении интенсивности [44,69], поляризации [70-72] и частот излучения [73]. Во-вторых, достаточно сильное магнитное поле может влиять на характеристики плазмы газового разряда (электронную концентрацию, температуру)-плазменнооптические эффекты, которые становятся заметными при напряженностях магнитного поля порядка сотен и более Эрстед [74,75].

Указанные группы факторов оказывают влияние также на генерационные характеристики лазеров, активной средой которых является плазма газового разряда в магнитном поле. В [76] приведен обзор работ, в которых излагаются основные особенности поведения Не-№ лазера в постоянном продольном магнитном поле, причем

главным образом исследовалось влияние магнитного поля на генерацию излучения с длинами волн 0,63:1,15:3,39 мкм (соответствующие переходам атома неона ЗБг -2Р4; 382 -ЗР4). Как известно [68], в

магнитном поле атомный уровень, характеризующийся квантовым числом полного момента расщепляется на 2]+1 подуровней, отличающихся значениями магнитного квантового числа. В [76] магнитооптические эффекты рассматриваются при таких полях, чтобы величина зеемановского расщепления была гораздо меньше расщепления, обусловленного тонкой структурой (пренебрегают изменениями параметров плазмы, обусловленных магнитным полем). Экспериментально получено и теоретически показано существенное влияние даже слабого магнитного поля на интенсивность излучения газового лазера. Ими наблюдался слабовыраженный рост интенсивности при увеличении магнитного поля от 0 до 15 Эре на длине волны 1,15 мкм. При дальнейшем возрастании магнитного поля интенсивность излучения монотонно спадала вплоть до срыва генерации при Н 200 Эре. Повышение плотности накачки смещало точку срыва в сторону больших магнитных полей. Но в работе [69] минимум интенсивности излучения, наблюдаемый при Н=0, с увеличением Н в пределах 50-150 Эре значительно растет. Этот рост они связывают с подавлением конкурирующего перехода на длине волны А=3,39 мкм, характеризующего чрезвычайно высоким коэффициентом усиления. Ширина доплеровского контура для Х=3,39 мкм значительно меньше соответствующей величины для Х=0,63 мкм. Поэтому магнитное поле 100 Эре существенно уменьшает коэффициент усиления для А,=3,39 мкм, что приводит к увеличению интенсивности излучения красной линии 0,63 мкм. Этим же объясняют полученные ими максимумы на кривых зависимости интенсивности излучения Не-№ лазера на А,=0,63 мкм от

напряженности продольного магнитного поля при различных мощностях накачки.

Влияние внешнего магнитного поля на различные оптические переходы различно, т.е. если для одних линий наблюдается увеличение интенсивности в магнитном поле, то для других наоборот. Так в [41] показано, что уже при 100 Эре относительная интенсивность линий =370,4 нм аргона уменьшается в 1,8 раз, а для линий Х= 579,1 нм увеличивается почти в 2 раза по сравнению со случаем отсутствия внешнего магнитного поля.

Авторами [77] получена зависимость выходной мощности излучения Не-№ лазера ( Х=0,63 мкм) от концентрации электронов п , которая определяется приложенным внешним магнитным полем. Число возбуждающих ударов в разряде (при максвелловском распределении электронов по энергиям) в соответствии с [68] можно приближенно записать в виде:

АДГ = N N б

О/? 0 е^т

'кг У1/2 Г еКЛ

и к,

ехр

у

я

Я' 4 е

К кт

4 о

у

где N0 - концентрация атомов в основном состоянии, С)т - максимальное сечение возбуждения уровня с потенциалом возбуждения Уя . Как известно [78] , имеет место насыщение зависимости числа возбужденных атомов Не (например, в состояниях 2^0 , 23Б1 ) от пе, что является причиной максимума интенсивности Не-№ лазера от пе , поскольку населенность нижних рабочих уровней пропорциональна пе или пе2 (при ступенчатом механизме возбуждения). Следует отметить возрастание электронной концентрации с ростом магнитного поля, наблюдаемая обычно лишь до некоторого критического значения Н=Нкр [74], начиная

с которого скорость ухода частиц из плазмы возрастает, что объясняется на основе теории винтовой неустойчивости.

В работах [79,80] рассмотрена анизотропия свойств плазмы в сильном продольном магнитном поле, сказывающая на развитие канальной стадии импульсного разряда в Не и Аг при давлениях 20-700 Тор. Здесь же авторы, осциллографируя импульс фототока, характеризующий изменение во времени яркости свечения центральной части столба плазмы, установили, что отношение яркости на оси разряда, инициируемого в продольном магнитном поле, к яркости, наблюдаемой при его отсутствии, монотонно уменьшается при росте давления газа. При наложении магнитного поля (Р=300 Тор) яркость столба плазмы увеличивается 1,5 раза. Также замечено, что в магнитном поле растет длительность разряда, вызванного ростом удельного энерговклада и электропроводности плазмы при наличии магнитного поля. Рост послесвечения в магнитном поле связывается с более медленным расширением канала разряда, что приводит к меньшей скорости его охлаждения. Влияние магнитного поля на излучение в Не наблюдается при более высоких давлениях, чем в тяжелом газе Аг. Объясняется это тем, что в Не скорость расширения канала больше, чем в Аг, и поэтому в Не магнитное поле не успевает выравниваться по сечению канала.

Влияние внешнего продольного магнитного поля на излучательные характеристики импульсного разряда рассмотрено в [81]. В таких условиях существенна роль ударных волн в процессе пробоя [82]. Получено, что с ростом Н отношение яркостей свечения разряда Вн /Во растет, а потом переходит на насыщение. Эти авторы пришли к выводу, что с ростом напряженности магнитного поля максимум интенсивности непрерывного излучения смещается в коротко волновую область спектра, и кроме того, доля энергии, идущая на

излучение в спектральном диапазоне 280-500 нм, с ростом напряженности продольного магнитного поля возрастает.

Автором [83] сверхскоростным регистратором (СФР) фотографировалась электрическая искра в воздухе (Р-0.6-60 Тор) в зазоре 0.5 см как в отсутствии магнитного поля, так и в продольном или поперечном магнитном поле (~10 кГс).

В работах [84,85] показано, что в продольном магнитном поле в Хе при Р=0,15-3,14 Тор и Н=60-900 Эрст благоприятные условия возникают не на оси разрядной трубки, а на некотором расстоянии от нее (трубчатая форма разряда), о чем свидетельствует произведенное ими фотографирование и фотометрирование фотоснимка темного канала. Это объясняется известным из литературы [86] явлением , связанным с тем, что при включении разряда плотность нейтрального газа у стенки возрастает. Во-первых, разность температур на оси и у стенки разряда сопровождается разностью плотностей, а во-вторых, само давление непостоянно вдоль радиуса, что связывают с электронным "давлением" (вызванный потоком электронов на стенку трубки).

Автором [87] исследован спектр излучения аргона в диапазоне длин волн Х= 2200-9000 А разряда постоянного тока в газовом магнетроне -цилиндрический диод с радиусом анода 2,2 см, диаметр катодной нити 0,1 см, давлением Ar Ю-4-Ю-2 Тор, током 1-5 А и напряженностью продольного магнитного поля 100-400 Гс. Обнаружены интенсивные линии излучения Aril и более слабые линии Arlll и ArlV, однако линии Arl в спектре отсутствовали. Показано, что ток линейно зависит от напряженности магнитного поля, а интенсивность одной из наиболее интенсивных линий (4880A,ArII) пропорциональна квадрату разрядного тока. Это свидетельствует о том, что основной механизм возбуждения этой линии - ступенчатое возбуждение электронами.

В сообщении [88] приводятся результаты исследования структуры импульсного разряда в скрещенных электрическом и магнитном полях в Не для коаксиальной системы электродов длиной 1=50 мм, гв = 9 мм, Явне = 19 мм. Через радиальную торцевую щель измерялось распределение интенсивности вдоль радиуса. Магнитное поле создается соленоидом Во~ 0,07 Тл. Разряд исследовался при Р=0,25-1 Тор, при длительности прямоугольных импульсов 60 мкс. В результате зондовых и оптических измерений выявлена динамика перераспределения интенсивности излучения вдоль радиуса в зависимости от В. Эффект смещения максимума интенсивности излучения к катоду при увеличении В наблюдается для всех линий видимой области и носит одинаковый характер во всем диапазоне давлений и разрядных токов (2-10А). Напряжение в радиальном электрическом поле в центре составляет 15 В/см для магнитного поля 0,01-0,015 Тл. С увеличением магнитного поля до 0,07 Тл, напряженность падает в 1,5-2 раза. Положение максимальной интенсивности излучения в зависимости от Н хорошо укладывается на график, рассчитанный в диффузном приближении.

В работах [89,90] исследовалось влияние поперечного магнитного поля на интенсивности спектральных линий, начинающихся для уровней Не с главными квантовыми числами п=3,4,5 и для Аг с электронными конфигурациями Зр, 4с1, 5р, 5с1, 6б, 6с1, при их возбуждении наносекундным разрядом. Наложение магнитного поля приводило к росту амплитуды импульсов тока ~10% . Характер влияния магнитного поля на интенсивности спектральных линий атомов определялся напряжением на разрядной ячейке, давлением и родом газа. В этой же работе делается вывод о том, что различный характер влияния магнитного поля на интенсивности отдельных спектральных линий связан с относительным расположением верхнего уровня спектрального перехода по отношению к "узкому месту" [91].

В литературе имеется целый ряд работ, посвященных исследованиям характеристик излучения разряда вследствие эффекта Зеемана. В результате этого в продольном магнитном поле линия излучения расщепляется на компоненты (в зависимости от g-фaктopa верхнего и нижнего уровней) с правой круговой поляризацией (ПКП) и с левой круговой поляризацией (ЛКП). Так в работе [92] изучалась зависимость вращения плоскости поляризации излучения лазера в магнитном поле от растройки резонатора 8, а также получены некоторые интересные данные по биениям в окрестности критического магнитного поля. Некоторые эффекты, связанные с помещением газового лазера в магнитное поле авторы связывают с наличием когерентности между зеемановскими подуровнями. В частности, они проводят аналогию между наблюдавшимся ими вращения плоскости поляризации с эффектом Ханле при рассеянии резонансного излучения.

Авторами [93,94] рассматривалось изменение поляризационных характеристик слабого лазерного света, прошедшего через плазму газового разряда в № (2Рз-184), помещенную в поперечное (относительно лазерного луча) слабое магнитное поле. В эксперименте наблюдалось проявление дихроизма и двулучепреломления, т.е. различие коэффициентов поглощения и преломления для лучей света, линейно поляризованных в двух взаимноперпендикулярных направлениях. Такая анизотропия в плазме возникает по мнению авторов [94] вследствие выстраиваний возбужденных состояний . Магнитное поле разрушает выстраивание, что приводит к зависимости поглощения от магнитного поля.

Интенсивность фотонов определенной поляризации, испущенных ансамблем поляризованных атомов, содержит в себе всю информацию о процессах анизотропной накачки и релаксации, а форма оптического сигнала позволяет с помощью теоретических соотношений извлекать

данные о роли каждого процесса. Это послужило основой создания метода поляризационной спектроскопии [95-97], сущность которого заключается в решении обратной задачи определения параметров плазмы из измеренных интенсивностей спектральных линий определенной поляризации. Очевидно, что влияние электрического поля на кинетику заряженных частиц приводит к дополнительной поляризации атомных состояний. Примером тому являются поляризационные явления в плазме, обусловленные ионным дрейфом в электрическом поле. Однако это не единственная причина поляризации. Как показано в работе [98], в электрическом поле изменяется сам механизм столкновения частиц, причиной которого является поляризация электронных оболочек. Это приводит к изменению величины сечения рассеяния и изменению его углового распределения в зависимости от величины электрического поля. Так в работе [99] используя вышесказанное, определены распределение напряженности электрического поля, концентрация частиц вдоль разрядного промежутка в зависимости от времени.

В работе [100] как и в [93] наоборот показано влияние магнитного поля на разрушение анизотропии атомного ансамбля, т.е. рассматривается связь между самовыстраиванием атомных состояний в разряде в неоне (р~1 Тор) и магнитогальваническим эффектом [101], заключающийся в изменении разрядного тока при наложении магнитного поля. Поскольку приложенное магнитное поле было продольным, оно не влияет на составляющие анизотропии, направленные вдоль него, поэтому в работе рассматривается движение электронов на стенки, обусловленные амбиполярной диффузией.

Делается вывод, что макроскопическое выстраивание метастабильного состояния, если и дает вклад в магнитогальванический эффект, то он не заметен на фоне основного источника. Выдвинута

гипотеза образования магнитогальванического эффекта: в плазме разряда электронным ударом выстраиваются высоколежащие энергетические состояния (их может быть много); из этих состояний под влиянием электронного удара идет ионизация, интенсивность которой зависит от выстраивания, в магнитном поле выстраивание частично разрушается, скорость ионизации изменяется, что влечет за собой изменение проводимости плазмы - магнитогальванический эффект.

В результате эффекта Зеемана меняется не только поляризация, но и частота излучения. Так возможность перестройки частоты газового лазера с использованием эффекта Зеемана экспериментально исследовалось в работе [73]. Расщепление энергетических уровней в магнитном поле дает возможность изменять в широких пределах (-10 ГГц) частоту, на которой генерирует газовый лазер.

Из анализа литературы можно сделать следующие выводы:

1. К настоящему времени достаточно хорошо изучена генерация электронных пучков в газовом разряде.

2. В литературе имеются теоретические работы, в которых исследовано влияние внешних магнитных полей и ФРЭЭ в стационарном тлеющем разряде, однако практически нет таких исследований в нестационарных условиях.

3. В литературе широко обсуждаются магнитооптические эффекты в стационарном тлеющем разряде, однако практически нет работ, в которых исследуется кинетика оптического излучения в наносекундных разрядах во внешнем магнитном поле.

Заключение диссертации по теме «Физическая электроника», Таибов, Калабек Таибович

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

В заключение перечислим основные результаты, полученные в данной работе.

1. Развита методика исследования и выполнены комплексные детальные экспериментальные исследования электрических и спектральных характеристик наносекундного разряда в гелии в коротких межэлектродных промежутках в поперечном магнитном поле в диапазоне давлений газа 5-100 Topp. В методе полного поглощения численно расчитаны кривые полного поглощения на спектральном переходе Не1(А,=388.9 нм) с учетом тонкой структуры и эффекта Зеемана.

2. Установлено, что в частотно-периодическом режиме основному пробою газа в трубке с диэлектрическими стенками предшествует несамостоятельная фаза длительностью в несколько не, обусловленная переносом заряда, осажденного на стенках разрядной трубки.

3. Установлено, что наложение поперечного магнитного поля на не разряд приводит к увеличению плотностью тока и уменьшению толщины катодного слоя при соблюдении закона подобия.

4.Впервые установлено, что в межэлектродных промежутках длиной 0,4-1 см изменение интенсивностей излучения в отдельных спектральных линиях при наложении поперечного магнитного поля в значительной степени обусловлено процессами в катодном слое и изменением соотношения размеров катодного слоя и столба разряда.

5. Показано, что наложение поперечного магнитного поля приводит к увеличению скорости процессов рекомбинации, обусловленного уменьшением средней энергии электронов как за счет изменения частоты столкновений, так и за счет уменьшения относительной толщины катодного слоя.

6. Установлено, что спонтанное излучение наносекундного разряда в коротких промежутках частично поляризовано, и механизм поляризации обусловлен анизотропией процессов электронного возбуждения атомных состояний.

7. Прослежена кинетика метастабильных атомов в наносекундном разряде в поперечном магнитном поле. Предложен способ определения средней энергии электронов в нестационарной неравновесной плазме в поперечном магнитном поле на основе определения констант возбуждения метастабильных уровней электронным ударом.

Список литературы диссертационного исследования кандидат физико-математических наук Таибов, Калабек Таибович, 1999 год

ЛИТЕРАТУРА

1. Держиев В.И., Тарасенко В.Ф., Яковленко С.И., Янчарина А,М. Пеннинговские плазменные лазеры на переходах гелия и неона. // Труды ИОФ АН. 1989. Т.21. -С.5-43.

2. Абромян Е.А., Альтеркоп Б.А., Кулешов Г.Д. Интенсивные электронные пучки. М.: Энергоиздат, 1984. 185 с.

3. Месяц Г.А. и др. Импульсные газовые лазеры. М.: Наука, 1991. 272 с

4. Колбычев Г.В., Самышкин Е.А. Исследование объемного газового разряда, генерирующего электронный пучок. // ЖТФ. 1981. Т.51. -С.2032-2037.

5. Schubel W.K. Laser action in Al II and He I in a slot cathode discharge // Appl.Phys.Lett. 1977. V.30, № 10. -P.516-519.

6. Арланцев C.B., Борович Б.JI. и др. Генерация убегающих электронов в открытом разряде для накачки газовых сред. // Квантовая электроника. 1994. Т.21, № 9. -С.824-826.

7. Гуревич A.B. К теории эффекта убегающих электронов, // ЖЭТФ. 1960. Т.39, № 5. -С. 1296-1307.

8. Pavelesci G., Balaseani M., Popovicgi С. Influence of a magnetic field on the cathode fale space in a discharge with a cylinadrical holow cathode. // J.Phys. D. 1983. V.16, № 11. -P.2205-2211.

9. Карасев В.Ю., Семенов Р.И., Чайка M.П. Радиальное электрическое поле в плазме положительного столба разряда низкого давления. // Опт. и спектр. 1995. Т.78, № 3. -С.394-396.

Ю.Мойжес Б.Я., Немчинский В.А. Влияние поперечнего магнитного поля на катодный слой тлеющего разряда. // ЖТФ. 1990. Т.60, № 4. -С.84-87.

П.Бархударов Э.М., Кервалишвилли H.A., Кортхонджия В.П. Неустойчивость анодного слоя и электроны аномально большой

энергии в разряде низкого давления в поперечном магнитном поле. //ЖТФ. 1972. Т.42, №9. -С.1904-1908.

12.Бохан П.А., Сорокин А.Р. Формирование электронных пучков в перезарядочном слое при разряде среднего давления. // ЖТФ. 1985. Т.55, №6. -С.1168-1170.

13.Pixton P.M., Fowles G.R. Visible laser oscillation in helium at 7065 A. //Phys.Lett.A. 1969. V.29, № 11. -P.654-655.

14.Бабич JI.П., Лойко Т.В., Цукерман В.А. Высоковольтный наносекундный разряд в плотных газах при больших перенапряжениях, развивающийся в режиме убегания электронов. // УФН. 1990. Т.160, №7. -С.49-82.

15.Бохан П.А., Сорокин А.Р. Открытый разряд, генерирующий электронный пучок, механизм, свойства и использование для накачки лазеров среднего давления .// ЖТФ. 1985. Т.55,№ 1.-С.88-95.

16.Ашурбеков H.A., Иминов К.О., Курбанисмаилов В.В., Омаров O.A. Ионизационная релаксация поперечного наносекундного разряда с щелевым катодом катодом. // ТВТ. 1998. Т.36, № 3. -С.368-373.

17.Алхазов Г.Д. О переходе электронов в газовом разряде в режим непрерывного ускорения. // ЖТФ. 1974. Т.44, №5. -С. 1044-1046.

18.Kunhardt Е.Е., Tzeng Y., Boeuf J.P. Stochastic development of an electron avalanche. // Phys.Rev. A. 1986. V.34, № 1.-P.440-449.

19. Kunhardt E.E., Tzeng Y. Development of an electron avalanche and its transition into streamers.// Phys.Rev. A. 1988. V.38, № 3. -P.1410-1412.

20.Сизых C.B. Частота убегания электронов в газовом разряде. //ТВТ. 1993. Т.31,№ 1. -С.3-7.

21.Ашурбеков H.A., Иминов К.О., Курбанисмаилов В.В., Омаров O.A. Динамика оптического излучения поперечного наносекундного разряда с щелевым катодом катодом. // Опт. и спектр. 1998. Т.84, №4. -С.556-562.

22. Пиотровский О.П., Толмачев Ю.А. Спектроскопическое исследование плазмы, образованной мощным электронным потоком в инертных газах. // ЖПС. 1980. Т.32. -С.974-978.

23.Бочкова О.П. и др. Возбуждение ридберговских уровней гелия в плазме, образованной пучком электронов. // Вестник ЛГУ. Физ. 1991. №4, -С.3-15.

24.Щвейгерт В.А. Эволюция функции распределения электронов в сильных электрических полях. // ТВТ. 1990. № 1. -С.35-39.

25.Демкин В.П., Королев Б.В., Мельничук C.B. Расчет функции распределения электронов в сильных электрических полях. // Физика плазмы. 1995. Т.21, №1. -С. 81-84.

26.Демкин В.П., Кучинский H.A., Муравьев И.И. О механизме поляризации состояний атома гелия при возбуждении электронным пучком в электрическом поле. // Физика плазмы. 1992. Т. 18, № 10. -С. 1352-1357.

27.Клименко К.А., Королев Ю.Д. Импульсный объемный разряд в коротких межэлектродных промежутках как источник ускоренных электронов. //ЖТФ. 1990. Т.60, №9. -С.138-142.

28.Абрамов А.Г., Асиновский Э.И., Брюков М.Г., Василяк JT.M. Влияние быстрых электронов на развитие волнового пробоя в воздухе и генерация азотного лазера. // Препринт № 6-161 ИВТ АН. 1985. -С.1-16.

29.Дашук П.Н., Кулаков СЛ. Формирование электронного пучка в плазме скользящего разряда. // Письма в ЖТФ. 1981. Т.7, № 21. -С.1315.

30.Иванов А.Н., Прудников М.М. Нестационарный деградационный спектр электронов в атомарном газе. // Физика плазмы. 1994. Т. 19, № 4. -С.594-600.

31.Иванов А.Н., Прудников М.М. Исследование неравновесного излучения слабоионизованной плазмы гелия. // ТВТ. 1992. Т.30, №2. -С.230-235.

32.Никеров В.А., Шолин Г.В. Кинетика деградационных процессов. -М.:Энергоатомиздат, 1985. 198 с.

33.Кристя В.И. Кинетика заряженных частиц в катодном слое тлеющего разряда в гелий-неоновой смеси. // ТВТ. 1996. Т.34, № 2. -С. 192-202.

34.Егоров B.C. Исследование реакций с участием метастабильных атомов и молекулярных ионов инертных газов в плазме импульсного разряда. / В кн.: Спектроскопия газоразрядной плазмы. Вып.2.Л.: Изд-во ЛГУ, 1980. -С.30-80.

35.Lawler J.E. Equilibration Distance of ions in the Cathode Fall.// Phys.Rev. A. 1985. V.32, № 5. -P.2977.

36.Морозов И.П., Настоящий А.Ф. Условия вблизи границы плазма-стенка. Кинетика ионов и распределение электрических потенциалов. // Физика плазмы. 1996. Т.22, №7. -С.659-667.

37.Энгель А. Ионизованные газы. -М.: Физматгиз, 1959. 323 с.

38.Голант В.Г., Жилинский А.П., Сахаров С.А. Основы физики плазмы. -М.: Атомиздат,1977. 383 с.

39.Passoth Е., Kudrna P., Csamol С., Behnke J.F., Tichy N., Helbug V. An experimental study of plasma density determination by a cylindrical Langmuir probe in a cylindrical magnetron discharge in hevy rare gases. //J.Phys.D. 1977. V.30, №12. -P.1763-1777.

40.Bradly J.W., Lister G. Model of hte catode fall region in magnetron discharges. // Plasma Soures Sci. and Tecnol. 1997. V.6, №4. -P.524-532.

41.Doran A., Mayer J. Photographic and oscillografic investigations of spark in hydrogen. // Brit. J. Appl. Phys. 1967. V.18. -P.793-799.

42.0маров О. А., Кишов М-Р.Г., Эфендиев А.З. Исследование ступенчатого спада напряжения пробоя гелия в сильных магнитных полях. //ЖТФ. 1975. Т.45. -С. 1816-1820.

43.Кишов М-Р.Г., Эфендиев А.З. Об экстремальном характере зависимости времени формирования пробоя от напряженности магнитного поля. // Изв.Вузов. Радиофизика. 1982. Т.25, № 11. -С. 1266-1268.

44.Капцов Н.А. Радиофизическая электроника.-М.: Изд. МГУ. 1960. 561 с.

45.Nataijan A., Selvarajan V. Sparking potentials in longitudinal magnetic fields. // Indian J. Pure and Appl. Phys. 1980. V.18, № 9. -P.725-727.

46.43.Raju Govinda. The influence of a crossed magnetic field on the formative time lags below Phaschen minimum. // Gasen Dielec. У.4. Prog. 4 Int. Sump. New-York. 1984. -P.364-369.

47.Ивахненко B.H., Данилович Н.И. О временах зажигания газового разряда в скрещенных электрическом и магнитном полях. //Радиотехника и электроника. Минск. 1985. № 14. -С.77-79.

48.Арш A.M., Вагнер С.Д., Карасик Б.С., Пядин В.П. Пробой газового промежутка при резком снижении напряжения на электродах. // ЖТФ. 1984. Т.54, №2. -С. 406-408.

49.Fukumura Т., Takamoto Т. Characteristics in the xrossed fields. // Technol.Repts. Kensai Univ. 1980. №21. -P.63-74.

50.Sadhya S.K., Sen S.N. Electron temperature dependence on the transverse magnenic field in a glow discharge as obtained from. // Phys. Letts. 1980. V.79, №2-3. -P.162-164.

51.0лендарев В.Д. Особенности функции распределения электронов в плазме при наличии скрещенных электрического и магнитного полей. // Изв. вузов, сер. Физика. 1991. № 8. -С.88-94.

52.Мак-Даниель И. Процессы столкновения в ионизованных газах. М.: Мир, 1967. 832 с.

53.Чен Ф. Введение в физику плазмы. - М.: Мир. 1987. 398 с.

54.Девятов A.M., Куралова А.В., Николаев B.C. Функция распределения электронов по энергиям в магнитоактивной плазме гелия. // Вест. МГУ. физ.астр. 1985. Т.26, № 3. -С.35-40.

55.Moghaddam-Taaheri F., Ylahos L., Rowland H.L., Papadopoulos К. Runaway tails in magnetized plasmas. // Phys.Fluids. 1985. V.28, №11. - P.3356-3364.

56.Михайловский А.Б., Цыпин B.C. Дрейфовое уравнение переноса плазмы. // ЖЭТФ. 1982. Т.83, № 7. -С.139-148.

57.Гурин А.А. Потоки электронов при электродном слое плазмы с холодной границей в магнитном поле. // Укр. физ. жур. 1984. №11. -С.1637-1641.

58.Brenan M.J., Oarvic A.M. An experimental investigation jf electron transport in ExB discharges. // Austral J.Phys. 1990. V.43, № 6. -P.765-778.

59.Tekula M.S., Josob J.H. Diffusion of fast electrons in the presence of a magnetic field. //Appl. Phys. Letts. 1982. V.41, № 5. -P.432-434.

60.FienAlfH.//J. Plasma Phys. 1990. V.43, №2. -P.189-215.

61.Александров H.JI., Напартович А.П., Старостин A.H. Уравнение переноса в неравновесной слабоионизованной плазме. // Физика плазмы. 1980. Т.6, № 5. -С.123-132-

62.Хаксли JL, Кромптон Р. Диффузия и дрейф электронов в газах. -М.: Мир, 1977. 318 с.

63.Александров Н.А., Напартович А.П., Старостин А.Н. Уравнение переноса электронов в неравновесной слабоионизованной плазме в электрическом и магнитном полях. // Физика плазмы. 1983. Т.9, № 5. -С. 1068-1075.

64.Chendrih P., Samain A., Musquich J.H. Magnetic field dependensce of the energy equipartition frequence and the resistiwity. // Phys. Letts. V.119, №7. -P.354-358.

65.1mazu Shingo. Effect if the magnetic field on the collision frequencies between charged and neutral particles. // J. Phys. Soc. Jap. 1984. V.53, № 11. -P.3824-3829.

66.1mazu Shingo. Collision frequeucies between charged and neutral particles in a magnetic field. // J.Appl. Phys. 1985. V.57, № 5. -P. 16021608.

67.Raju G.R., Dincer M.S. Monte-Carlo simulation of electron swarms in nitrogen in uniform E x В fields. // IEEE. Trans. Plasma Sci. 1990. V.18, №5. -P.819-825.

68.Фриш С. Э. Оптические спектры атомов. -М.: Физматгиз, 1963. 640 с.

69. Терехип Д.К., Фридрихов С.А. Влияние продольного магнитного поля на работу гелий - неонового лазера с длиной волны излучения 0.6328 мкм. // ЖТФ. 1966. Т.36, №2. -С.394-397.

70.Показаньев В.Г., Скроцкий Г.В. Пересечение и антипересечение атомных уровней и их применение в атомной спектроскопии. // УФН. 1972. Т.107, №4. -С.623-656.

71.Бурштейн А. И., Сапрыкин Э. Г., Смиронов Г. И. Поляризационные эффекты в спектроскопии двухквантовых переходов. //Препринт № 13. Новосибирск. 1974. 20 с.

72.Александров Е.Б., Хвостенко Г.И., Чайка М.П. Интерференция атомных состояний. -М.: Наука. 1987. 217с.

73.Fork R.L., Patel C.K.N. Broadbend magnetic field tuning of optical masers. //Appl. Phys. Letts. 1965. V.2. -P. 180-181.

74.Gordon E.J., White. Excitation mechanisms and current dependence of population inversion in He-Ne lasers. // Appl. Phys. Letts. 1963. У.З. -P. 197-199.

75.Gordon E.J., White. Similarity laws for the effects of pressure and discharge diamer on gain of He-Ne lasers. // Appl. Phys. Letts. 1963. У.З. -P. 199-201.

76.Дьяконов М.И., Фридрихов С.А. Газовый лазер в магнитном поле. //УФН. 1966. Т.90, № 4. -С.565-600.

77.Фотоди А.Э., Фридрихов С.А. Экспериментальное исследование связи между концентрацией электронов в лазерной плазме и выходной мощностью He-Ne лазера. // ЖТФ. 1967. Т.37, №3. -С.566-571.

78.Разумовская Л.П., Бочкова О.П.// Опт. и спектр. 1965. Т.18. -С.777.

79.Андреев И.И., Ванюков М.П., Старовольтов A.M. Исследование влияния внешнего магнитного поля на развитие импульсного разряда в аргоне. // ЖЭТФ. 1962. Т.43, №5. С.1616-1621.

80.Андреев И.И., Ванюков М.П., Старовольтов A.M. Исследование влияния внешнего магнитного поля на световые характеристики импульсного разряда в гелии. // ЖЭТФ. 1962. Т.43. -С.804-807.

81.Омаров О. А., Эльдаров Ш.Ш. Радиальное развитие и излучательные характеристики искрового канала разряда во внешнем магнитном поле. // Физика плазмы. 1994. Т.20, №5. С. 506512.

82.Александров А.Ф., Рухадзе А.А., Тимофеев И.Б. Динамика излучающей плазмы. (1.Введение в физику излучающей плазмы и ударных волн). М.: МГУ. 1994. - 94 с.

83.Paul J.C. Photographic observation of gaseous discharge under the applikation of elektric and magnetic field. // Indian. J.Phys. 1981. V.55, №6. -P.491-496.

84.Карасев В.Ю., Семенов М.П., Чайка М.П. Трубчатый разряд в магнитном поле. // Опт. и спетр. 1995. Т.78, № 4. -С.601-602.

85. Cohen С., Kagan Yu., Avivi P. The negative glov in a magnetic field in a helium discharge. //J.Appl.Phys. 1989. V.66, № 7, -P.2914-2919.

86. Грановский B.A. Электрический ток в газе.-М.: Наука, 1971.-С.543.

87. Milevic V.l. A spectroscopic study of the DC gas magnetron discharge. //J.Phys. 1979. V.40, № 7. -P.61-62.

88.Вагнер С.Д., Кательникова О.Ю., Пядин В.П. Свойства импульсного разрада в скрещенных полях. // Письма в ЖТФ. 1987. Т. 13, № 6. С.344-346.

89.Ашурбеков H.A., Эфендиев А.З. Кинетика заселения возбужденных состояний аргона в не разряде в поперечном магнитном поле.// В кн.: Матер. 5 Всес. конф. по ФГР. Омск. 1990. Т.1. -С.58-59.

90.Ашурбеков H.A., Эфендиев К.А. Влияние магнитного поля на населенности возбужденных состояний атомов в разряде наносекундной длительности в гелии и аргоне. // Мат. IV Всес. конф. по ФГР. Махачкала. Часть И. -С.73-74.

91.Биберман JI.M., Воробьев B.C., Якубов И.Т. Кинетика неравновесной низкотемпературной плазмы. -М.: 1982. 233 с.

92.Culshaw W., Kanneland J. Coherence Effects in Gaseous Lasers witlh Axial Magnetic Fields.//Phys. Rev. 1966. V.141. -P.228-236.

93.Лукомский М.Г., Полищук B.H., Чайка М.П. Оптико-магнитные эффекты в плазме тлеющего разряда неона на переходе 2Рз -IS4 . // Опт. и спектр. 1991. Т.71, № 1. -С.46-52.

94.Павлов A.B., Полищук В.А., Чайка М.П. Дихроизм в разряде постоянного тока. // Опт. и спектр. 1980. Т.49, № 5. -С.998-1000.

95.Казанцев С.А. Определение квадрупольного момента функции распределения электронов в плазме. // Письма в ЖЭТФ. 1983. Т.37, № 3. -С.131-133.

96.Казанцев С.А., Субботенко A.B. Спектрополяриметрическая диагностика газовых разрядов . - СПб.: Изд. СПбГУ, 1993. 236 с.

97.Демкин В.П., Казанцев С. А. Спектрополяриметрическое определение электрического поля в плазме (обзор). // Опт. и спектр. 1995. Т.78, № 3. -С.377-393.

98.Демкин В.П. Возбуждение атомов электронами в электрическом поле. // Опт. и спектр. 1992. Т.73, № 1. -С.62-64.

99.Демкин В.П. Влияние электрического поля на ионизацию атомов электронами. // ЖЭТФ. 1993. Т.104, № 4. -С.3280-3286.

100.Чайка М.П. Механизм магнитогальвонического эффекта в положительном столбе разряда в неоне. // Опт. и спектр. 1995. Т.78, №1. -С. 14-19.

Ю1.Жечев Д.З., Лукомский Н.Г., Полищук В.А., Чайка М.П. Магнитогальванический эффект в разряде постоянного тока в неоне. // Опт. и спектр. 1990. Т.69, № 2. -С.474-478.

102. Толмачев Ю.А. Исследование процессов тушения возбужденных атомов гелия в низкотемпературной плазме оптическими методами. / В.кн.: Процессы ионизации с участием возбужденных атомов. JI. !989. 195 с.

ЮЗ.Радциг A.A., Смирнов Б.М. Справочник по атомной и молекулярной спектроскопии. -М.: Атомиздат, 1980. 240 с.

Ю4.Фриш С.Э. Определение концентраций нормальных и возбужденных атомов и сил осцилляторов методами испускания и поглощения света. // В сб.: Спектроскопия газоразрядной плазмы. -Л.: Наука, 1970. -С.7-62.

Ю5.Ашурбеков H.A. Кинетика заселения возбужденных состояний атомов в послесвечении мощного импульсного разряда наносекундной длительности в неоне и гелии. // Канд. дисс. Л. 1985.184 с.

Юб.Собельман И.И. Введение в теорию атомных спектров. М.: 1963.640 с.

Ю7.Пиотровский Ю.А., Толмачев Ю.А. Определение констант скорости перемешивания заселености уровней гелия медленными электронами. // Опт. и спектр. 1982. Т.52, № 1. -С.33-38.

108.Королев Ю.Д., Месяц А.Г. Автоэмиссионные и взрывные процессы в газовом разряде. -М.: Наука. 1982. 233 с.

109.Королев Ю.Д., Месяц А.Г. Физика импульсного пробоя газов. М.: Наука. 1991.224 с.

110. Физические величины. Справочник. /Под редакцией И.С. Григорьева, Е.З. Мейлихова. М.: Энергоатомиздат, 1991. 1232 с.

Ш.Вайнштейн JT.A., Собельман И.И., Юков Е.А. Возбуждение атомов и уширение спектральных линий. -М.:Наука, 1979. 319 с.

112.Dravin H.W., Emard F. Instantaneous population densities of the excited levels of hydrogen atoms and hydrogen - like ions in plasmas. // Physica. 1977. V.85. -P.333.

11 З.Смирнов Б.М. Ионы и возбужденные атомы в плазме. -М.: Атомиздат, 1974. 456с.

114.Гудзенко Л.И., Яковленко С.И. Плазменные лазеры. -М.: Атомиздат, 1978. 256 с.

115.Синкевич O.A., Стаханов И.П. Физика плазмы (стационарные процессы в частично ионизованном газе). -М.: Высшая школа, 1991. 192 с.

116.Елецкий A.B., Палкина JI.A., Смирнов Б.М. Явления переноса в слабоионизованной плазме. -М.: Атомиздат, 1975. 320 с.

117.Белевцев A.A. К теории релаксации распределения электронов по энергиям.//ТВТ. 1979. Т.17, № 6. - С. 1138-1146.

118.Цендин JI.M. Распределение электронов по энергиям в слабоионоизованной плазме с током и поперечной неоднородностью. // ЖЭТФ. 1974. Т. 66. - С. 1638-1648.

119.Ашурбеков H.A., Борисов В.Б.,Егоров B.C. Исследование процессов релаксации заселенностей возбужденных состояний в плазме мощного импульсного разряда не длительности в неоне. // Вестник Ленингр. ун-та. 1984. № 16. - С.85-88.

1 Ю.Александров Н.Л., Кончаков A.M., Сон Э.Е. Влияние электрон-электронных столкновений на кинетические коэффициенты электронов в плазме инертных газов. // ЖТФ. 1980. Т. 50, № 3. - С.481-486.

121.Иванов В.А. Исследование процесса диссоциативной рекомбинации молекулярных ионов инертных газов. /В.сб.: Спектроскопия газоразрядной плазмы. Л. 1980. Вып.2. -С.81-121.

122.Иванов В.А., Скобло Ю.Э. К врпросу о диссоциативной рекомбинации в гелиевом послесвечении. // Опт. и спектр. 1988. Т.65, № 3. -С.750-753.

123.Ашурбеков H.A., Борисов В.Б., Егоров B.C. Диссоциативная ионизация молекулярных ионов гелия при повышенных температурах электронного газа. / В кн.Тез.докл. 9 Всес.конф. по АЭС. Рига. 1984. -С.84.

124.Кудрявцев A.A., Скребов В.Н. Аналитические формулы для расчета коэффициентов заселенностей, ионизации и рекомбинации в низкотемпературной плазме. 1.Столкновительная плазма. // Опт. и спектр. 1984. Т.57, № 4. -С.808-814.

125.Смирнов Б.М. Возбужденные атомы. -М.: Энергоиздат, 1982.231 с.

126.Апостол И., Каган Ю.М., и др. О процессах возбуждения и разрушения уровней гелия в полом катоде. // Опт. и спектр. 1977. Т.42, № 2. -С.256-263.

127.Благоев А.Б., Каган Ю.М. и др. Исследование функции распределения электронов по энергиям. // ЖТФ. 1974. Т.44, № 2. -С.339-347.