eng
Выпуск #5/2017
А.Р.Гильдина, П.А.Михеев, А.К.Чернышов, Н.И.Уфимцев, В.Н.Азязов
Коэффициенты столкновительного уширения линий аргона и криптона в низкотемпературной плазме
Коэффициенты столкновительного уширения линий аргона и криптона в низкотемпературной плазме
Просмотры: 3273
Описаны измерения коэффициентов столкновительного уширения для линий перехода ( n + 1 ) s [ 3 / 2 ]2 → ( n + 1 ) p [ 5 / 2 ]3 криптона и аргона в низкотемпературной плазме ВЧ-разряда. Эти данные необходимы для диагностики активной среды перспективных лазеров на инертных газах с оптической накачкой.
DOI: 10.22184/1993-7296.2017.65.5.44.51
DOI: 10.22184/1993-7296.2017.65.5.44.51
Теги: diode-laser spectroscopy inert gases pressure broadening rf glow discharge вч-разряд диодно-лазерная спектроскопия инертные газы столкновительное уширение
ВВЕДЕНИЕ
Одной из актуальных проблем лазерной физики является создание непрерывного мощного лазера с высоким качеством выходного излучения. Таковым, например, является лазер на парах щелочных металлов с диодной накачкой, но работа с ним сопряжена с химическими рисками, вызванными высокой реакционной способностью щелочных металлов [1]. Лазер на инертных газах с оптической накачкой (ЛОНИГ) [2] использует для генерации лазерного излучения метастабильные атомы инертных газов, наработанные в газовом разряде, и его создание является важной ступенью в развитии новых видов мощных лазеров [3]. Кинетика ЛОНИГ аналогична кинетике лазера на щелочных металлах, но газовая среда является химически инертной [4]. Достоинством этого лазера является возможность генерации сотен ватт лазерной мощности в непрерывном режиме с кубического сантиметра активной среды. Для этого необходимо, чтобы при атмосферном давлении концентрация метастабильных атомов составляла 1012–1013 см–3.
Для измерения концентрации метастабильных атомов и температуры газа в плазме газового разряда методами диодно-лазерной спектроскопии необходим набор коэффициентов столкновительного уширения линий инертных газов для разных газовых смесей. Однако анализ источников, посвященных данной теме, показал, что эти коэффициенты в смесях, которые представляют интерес для ЛОНИГ (смеси аргона, криптона, ксенона в неоне, гелии и между собой), требуют уточнения. Например, значения этих коэффициентов для уширения линии криптона 811,3 нм в криптоне и в гелии были измерены только один раз [5], а информация о коэффициентах столкновительного уширения другими инертными газами отсутствует. В наших предыдущих работах уже были определены коэффициенты столкновительного уширения для смесей аргона с гелием, криптона с гелием и коэффициенты в собственных газах для аргона и криптона [6]. Целью данной работы являлось измерение этих коэффициентов для линии аргона 811,5 нм в неоне и линии криптона 811,3 нм в смеси с неоном и аргоном. В отличие от эксперимента [5], где использовался обогащенный 86Kr, в нашей работе использовались естественная смесь изотопов и специально построенный для нее форм-фактор линии поглощения, учитывающий вклад всех изотопов криптона. Метод определения коэффициентов будет описан ниже.
ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНАЯ УСТАНОВКА
На рис.1 изображена схема экспериментальной установки для спектроскопических измерений. В разрядной ячейке нарабатывались метастабильные атомы аргона и криптона в диапазоне давлений, при котором столкновительное и допплеровское уширения были одного порядка. Это позволило учитывать меняющуюся в ходе эксперимента температуру в разрядной камере за счет определения гауссовой компоненты профиля поглощения Фойгта. Разрядная камера [6, 7] для непрерывного ВЧ разряда частотой 40 МГц представляла собой кварцевую трубку с внутренним диаметром 15 мм, с толщиной стенок 1,5 мм и четырьмя проволочными электродами, размещенными на ее стенке. ВЧ генератор и устройство согласования, сделанные в лаборатории, обеспечивали до 20 Ватт мощности, вкладываемой в разряд, что соответствовало ~1 Вт · см–3 плотности мощности в плазме. Расходы газов через разрядную трубку измерялись с помощью расходомеров Bronkhorst, парциальные давления газов определялись из измеренных расходов и полного давления.
Для измерений использовался диодный лазер L808P030 (Thorlabs) с коротким внешним резонатором оригинальной конструкции, описанной в [8, 9]. Питание лазера осуществлялось от контроллера тока и температуры ITC4001 (Thorlabs). Выходная мощность лазера в коллимированном пучке составляла 5 мВт. Непрерывная спектральная перестройка лазера достигалась пилообразной модуляцией тока накачки и контролировалась с помощью интерферометра Фабри-Перо. Диапазон непрерывной перестройки частоты лазера достигал 36 ГГц, а ширина линии генерации не превышала 50 МГц. Эти параметры оценивались по количеству и ширине наблюдаемых резонансов интерферометра Фабри-Перо.
Экспериментальный сигнал представлял собой зависимость мощности лазерного излучения, прошедшего через плазму, от времени. Для дальнейшей обработки шкалу времени необходимо было преобразовать в шкалу частоты, что и реализовано с помощью пиков сигнала от интерферометра Фабри-Перо.
Последующая обработка включала вычитание сигнала нуля, вычисление логарифма отношения сигналов опорного и сигнального каналов и аппроксимацию экспериментально полученной линии поглощения профилем Фойгта с использованием алгоритма Левенберга-Марквардта.
РЕЗУЛЬТАТЫ И АНАЛИЗ
Метод измерений коэффициентов столкновительного уширения описан в наших работах [6, 7] и основан на одновременном определении гауссовой (WG) и лоренцевой (WL) компонент профиля Фойгта. Контур Фойгта представляет собой свёртку функций Гаусса и Лоренца. Явный вид профиля Фойгта определяется выражением:
. (1)
На рис.2 приведены функции Гаусса, Лоренца и Фойгта с параметрами WG = WL = WF = 1, площадь под кривыми A = 1. В данном случае, чтобы значения ширины на полувысоте для профиля Фойгта (WF) было равно 1, можно принять WG = WL = 0,61. Параметры WG и WL являются значениями ширины на полувысоте функций Гаусса и Лоренца, отвечающих за тепловую и столкновительную части уширения спектральной линии. Аппроксимацию линий поглощения контуром Фойгта можно выполнить, например, с помощью пакета программ Origin.
Наши эксперименты показали, что, если значения WG, WL соизмеримы, становится возможным их определение с помощью аппроксимации экспериментально полученной формы линии поглощения профилем Фойгта.
Для того чтобы тепловое и столкновительное уширение были одного порядка, в экспериментах диапазон давлений газов в разряде выбирался от 20 до 70 Торр. Для каждого значения давления получались свои значения компонент Гаусса и Лоренца. Для линии 811,5 нм аргона при 300 K WG = 0,72 ГГц, тогда:
, (2)
где p – давление (Торр). Теперь, зная параметры WG, WL и пользуясь соотношением (2), можно определить значение коэффициента столкновительного уширения. При постоянном давлении правая часть выражения (2) зависит только от давления, измеряемого в эксперименте, и не зависит от температуры [6].
Для линии 811,3 нм криптона при 300 K: WG = 0,5 ГГц и T = 300 · ( WG / 0,5 )2:
. (3)
Чтобы убедиться, что полученная форма линии является правильной, разумно предположить, что параметры WG и WL контура Фойгта, получаемые при аппроксимации профиля линии, не должны зависеть от числа экспериментальных точек, включенных в аппроксимацию. Для проверки этого предположения сначала находилась координата центра линии поглощения Xc и ширина линии на полувысоте WF с учетом выражения из [10].
Затем вычислялись координаты Xc ± n σ, например для значений n = [2–6], и проводилась аппроксимация контуром Фойгта n выборок данных, находящихся внутри этих границ. Полученные при этом значения для Гауссовой WG и Лоренцевой WL компонент позволяли оценить погрешность их определения.
Значение параметров ширины на полувысоте WG и WL, определенные таким способом, обычно оставались неизменными при значениях n = [3–6], что позволяет говорить о высоком качестве полученных данных. Погрешность WG и WL, как правило, не превышала 5%.
В эксперименте наблюдался существенный продольный температурный градиент. Нагрев газа в разряде определялся из значения параметра WG ( T = 300 · ( WG / 0,72 )2 ) и не превышал 300К.
Оптический путь в плазме разряда включал области с разной температурой, по оценкам – от 300 до 600К. Для оценки погрешности, возникающей из-за градиента температуры, профиль линии поглощения моделировался суммой нескольких взвешенных профилей Фойгта при разных температурах и с соответствующими сдвигами по частоте [11]. Проведенная таким образом оценка систематической ошибки измерения коэффициентов показала, что ее предел не превышает +3%.
Результаты измерения коэффициентов столкновительного уширения для аргона в неоне представлены на рис.3. Давление аргона в эксперименте составляло от 2,9 до 3,2 Торр. Значение коэффициента, определенное из наклона линейной аппроксимации экспериментальных точек, составило ξAr–Ne = ( 1,3 ± 0,1 ) · 10–10 с–1 · см3. Погрешность значения ξAr–Ne оценивалась как три стандартных отклонения при аппроксимации экспериментальных данных линейной функцией.
В эксперименте с криптоном нужно учитывать изотопические сдвиги и наличие линий сверхтонкой структуры изотопа 83Kr. Как показали наши эксперименты, несмотря на относительно небольшой вклад от 83Kr (содержание изотопа 11,55%), если пренебречь сверхтонкой структурой линии, то невозможно получить качественную аппроксимацию формы линии поглощения. Природный криптон – это смесь пяти наиболее распространенных изотопов: 80Kr (2,25%), 82Kr (11,56%), 83Kr (11,55%), 84Kr (56,9%) и 86Kr (17,37%). Центры линий поглощения в изотопах 80Kr, 82Kr и 86Kr смещены на несколько десятков МГц относительно наиболее распространенного изотопа 84Kr. Что касается изотопа 83Kr с ядерным спином I = 9 / 2, его пятнадцать сверхтонких линий на длине волны 811,3 нм перекрывают диапазон около 3 ГГц. Следовательно, профиль линии поглощения в природном криптоне – это сумма профилей Фойгта для пятнадцати сверхтонких линий 83Kr и для остальных четырех изотопов, умноженных на весовые коэффициенты и смещенных относительно друг друга. Весовые коэффициенты для линий изотопов пропорциональны их распространенности в природе, а для линий 83Kr еще и их силам поглощения, рассчитанным квантово-механическим методом [12].
На рис.4 приводятся построенные для естественной смеси изотопов форм-факторы линии криптона, которые сравниваются с форм-фактором Фойгта при температуре 340K и давлении 29 Торр (рис.4а), а также линией поглощения, полученной в эксперименте (рис.4b). Как видно из рисунка, форм-фактор линии криптона отличается от профиля Фойгта и адекватно описывает результаты экспериментальных измерений.
Результаты измерения коэффициентов столкновительного уширения линии криптона 811,3 нм в неоне представлены на рис.5. Парциальное давление криптона составляло от 2,5 до 6 Торр. Значения коэффициентов столкновительного уширения линии криптона 811,3 нм при 300К: ξKr–Ne = ( 1,50 ± 0,05 ) · 10–10 с–1 см3 в неоне и ξKr–Ar = ( 3,5 ± 0,3 ) · 1010 с–1 см3 в аргоне.
ЗАКЛЮЧЕНИЕ
В таблице представлены все коэффициенты столкновительного уширения для линий аргона 811,5 нм и криптона 811,3 нм, измеренные нами до настоящего времени. Одновременное определение гауссовой (WG) и лоренцевой (WL) компонент профиля Фойгта впервые позволило определять коэффициенты столкновительного уширения с точностью лучше 10%. Обратим внимание, что существует заметная разница между значениями коэффициентов столкновительного уширения в неоне по сравнению с остальными. Эта картина является характерной, когда неон выступает в качестве столкновительного партнера. Значения этого коэффициента в смеси ксенона с неоном для линии ксенона 1,73 мкм [13] также было приблизительно в 2 раза меньше, чем в смесях с аргоном и гелием. Измеренные значения коэффициентов столкновительного уширения найдут применение при оптической диагностике низкотемпературной плазмы инертных газов.
Работа выполнена при поддержке Министерства образования и науки РФ в рамках госзадания по проектам 3.5624.2017/8.9, 3.5708.2017/6.7.
ЛИТЕРАТУРА
1. W.F.Krupke. Diode pumped alkali lasers – A review. – Progress in Quantum Electronics, 2012, v. 36, p.4–28.
2. J.Han, M.C.Heaven. Gain and lasing of optically pumped metastable rare gas atoms. –Opt. Lett., 2012, v. 37, p. 2157–2159.
3. A.V.Demyanov, I.V.Kochetov, P.A.Mikheyev. Kinetic study of a cw optically pumped laser with metastable rare gas atoms produced in an electric discharge. – J. Phys. D: Appl. Phys., 2013, v. 46, p. 375202.
4. П.А.Михеев. Лазеры на метастабильных атомах инертных газов с оптической накачкой. – Квантовая Электроника, 2015, т. 45, с. 704–708.
5. D.Jackson. Pressure shifts and broadenings in the arc spectrum of krypton. – J. Opt. Soc. Am., 1981, v. 9, p. 1064–1071.
6. P.A.Mikheyev, A.K.Chernyshov, N.I.Ufimtsev, E.A.Vorontsova, V.N.Azyazov. Pressure broadening of Ar and Kr ( n + 1 ) s [ 3 / 2 ]2 → ( n + 1 ) p [ 5 / 2 ]3 transition in the parent gases and in He. – J. Quant. Spectrosc. Radiat. Transf., 2015, v. 164, p.1–7.
7. P. A.Mikheyev, A. K.Chernyshov, N. I.Ufimtsev, E. A.Vorontsova, V.N.Azyazov. Tunable diode-laser spectroscopy (TDLS) of 811.5 nm Ar line for Ar ( 4 s [3/2 ] 2 ) number density measurements in a 40 MHz RF discharge. – Proc. SPIE, 2015 v. 9255, p.92552W.
8. A.K.Chernyshov, E.A.Chernyshova. Diode-laser derivative spectroscopy without lock-in amplifier. – Physics of Wave Phenomena, 2011, v.19, № 2, p.89–92.
9. A.K.Chernyshov, P.A.Mikheyev. Measurement of an ambient air leak by diode laser absorption spectroscopy. – Proc. SPIE, 2016 v.10176, p.101760T –101760T‑8.
10. J. J.Olivero, R.L.Longbothum. Empirical fits to the Voigt line width: A brief review. – J. Quant. Spectrosc. Radiat. Transfer, 1977, v. 2, p. 233–236.
11. H.M.Foley. The pressure broadening of spectral lines. – Physical Review, 1946, т. 69, № . 11–12, с. 616.
12. W. A.Hargus. A prelimшnary study of Krypton laser-induced fluorescence. – AIAA, 2010, v. 6524, p.1–9.
13. G. A.Habner, A.G.N.Hays. Measured pressure broadening and shift rates of the 1.73 µm ( 5 d [ 3 / 2 ]1 – 6 p [ 5 / 2 ]2 ) transition of xenon. – Appl. Phys. Lett., 1991, v.5, p. 537–539.
Одной из актуальных проблем лазерной физики является создание непрерывного мощного лазера с высоким качеством выходного излучения. Таковым, например, является лазер на парах щелочных металлов с диодной накачкой, но работа с ним сопряжена с химическими рисками, вызванными высокой реакционной способностью щелочных металлов [1]. Лазер на инертных газах с оптической накачкой (ЛОНИГ) [2] использует для генерации лазерного излучения метастабильные атомы инертных газов, наработанные в газовом разряде, и его создание является важной ступенью в развитии новых видов мощных лазеров [3]. Кинетика ЛОНИГ аналогична кинетике лазера на щелочных металлах, но газовая среда является химически инертной [4]. Достоинством этого лазера является возможность генерации сотен ватт лазерной мощности в непрерывном режиме с кубического сантиметра активной среды. Для этого необходимо, чтобы при атмосферном давлении концентрация метастабильных атомов составляла 1012–1013 см–3.
Для измерения концентрации метастабильных атомов и температуры газа в плазме газового разряда методами диодно-лазерной спектроскопии необходим набор коэффициентов столкновительного уширения линий инертных газов для разных газовых смесей. Однако анализ источников, посвященных данной теме, показал, что эти коэффициенты в смесях, которые представляют интерес для ЛОНИГ (смеси аргона, криптона, ксенона в неоне, гелии и между собой), требуют уточнения. Например, значения этих коэффициентов для уширения линии криптона 811,3 нм в криптоне и в гелии были измерены только один раз [5], а информация о коэффициентах столкновительного уширения другими инертными газами отсутствует. В наших предыдущих работах уже были определены коэффициенты столкновительного уширения для смесей аргона с гелием, криптона с гелием и коэффициенты в собственных газах для аргона и криптона [6]. Целью данной работы являлось измерение этих коэффициентов для линии аргона 811,5 нм в неоне и линии криптона 811,3 нм в смеси с неоном и аргоном. В отличие от эксперимента [5], где использовался обогащенный 86Kr, в нашей работе использовались естественная смесь изотопов и специально построенный для нее форм-фактор линии поглощения, учитывающий вклад всех изотопов криптона. Метод определения коэффициентов будет описан ниже.
ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНАЯ УСТАНОВКА
На рис.1 изображена схема экспериментальной установки для спектроскопических измерений. В разрядной ячейке нарабатывались метастабильные атомы аргона и криптона в диапазоне давлений, при котором столкновительное и допплеровское уширения были одного порядка. Это позволило учитывать меняющуюся в ходе эксперимента температуру в разрядной камере за счет определения гауссовой компоненты профиля поглощения Фойгта. Разрядная камера [6, 7] для непрерывного ВЧ разряда частотой 40 МГц представляла собой кварцевую трубку с внутренним диаметром 15 мм, с толщиной стенок 1,5 мм и четырьмя проволочными электродами, размещенными на ее стенке. ВЧ генератор и устройство согласования, сделанные в лаборатории, обеспечивали до 20 Ватт мощности, вкладываемой в разряд, что соответствовало ~1 Вт · см–3 плотности мощности в плазме. Расходы газов через разрядную трубку измерялись с помощью расходомеров Bronkhorst, парциальные давления газов определялись из измеренных расходов и полного давления.
Для измерений использовался диодный лазер L808P030 (Thorlabs) с коротким внешним резонатором оригинальной конструкции, описанной в [8, 9]. Питание лазера осуществлялось от контроллера тока и температуры ITC4001 (Thorlabs). Выходная мощность лазера в коллимированном пучке составляла 5 мВт. Непрерывная спектральная перестройка лазера достигалась пилообразной модуляцией тока накачки и контролировалась с помощью интерферометра Фабри-Перо. Диапазон непрерывной перестройки частоты лазера достигал 36 ГГц, а ширина линии генерации не превышала 50 МГц. Эти параметры оценивались по количеству и ширине наблюдаемых резонансов интерферометра Фабри-Перо.
Экспериментальный сигнал представлял собой зависимость мощности лазерного излучения, прошедшего через плазму, от времени. Для дальнейшей обработки шкалу времени необходимо было преобразовать в шкалу частоты, что и реализовано с помощью пиков сигнала от интерферометра Фабри-Перо.
Последующая обработка включала вычитание сигнала нуля, вычисление логарифма отношения сигналов опорного и сигнального каналов и аппроксимацию экспериментально полученной линии поглощения профилем Фойгта с использованием алгоритма Левенберга-Марквардта.
РЕЗУЛЬТАТЫ И АНАЛИЗ
Метод измерений коэффициентов столкновительного уширения описан в наших работах [6, 7] и основан на одновременном определении гауссовой (WG) и лоренцевой (WL) компонент профиля Фойгта. Контур Фойгта представляет собой свёртку функций Гаусса и Лоренца. Явный вид профиля Фойгта определяется выражением:
. (1)
На рис.2 приведены функции Гаусса, Лоренца и Фойгта с параметрами WG = WL = WF = 1, площадь под кривыми A = 1. В данном случае, чтобы значения ширины на полувысоте для профиля Фойгта (WF) было равно 1, можно принять WG = WL = 0,61. Параметры WG и WL являются значениями ширины на полувысоте функций Гаусса и Лоренца, отвечающих за тепловую и столкновительную части уширения спектральной линии. Аппроксимацию линий поглощения контуром Фойгта можно выполнить, например, с помощью пакета программ Origin.
Наши эксперименты показали, что, если значения WG, WL соизмеримы, становится возможным их определение с помощью аппроксимации экспериментально полученной формы линии поглощения профилем Фойгта.
Для того чтобы тепловое и столкновительное уширение были одного порядка, в экспериментах диапазон давлений газов в разряде выбирался от 20 до 70 Торр. Для каждого значения давления получались свои значения компонент Гаусса и Лоренца. Для линии 811,5 нм аргона при 300 K WG = 0,72 ГГц, тогда:
, (2)
где p – давление (Торр). Теперь, зная параметры WG, WL и пользуясь соотношением (2), можно определить значение коэффициента столкновительного уширения. При постоянном давлении правая часть выражения (2) зависит только от давления, измеряемого в эксперименте, и не зависит от температуры [6].
Для линии 811,3 нм криптона при 300 K: WG = 0,5 ГГц и T = 300 · ( WG / 0,5 )2:
. (3)
Чтобы убедиться, что полученная форма линии является правильной, разумно предположить, что параметры WG и WL контура Фойгта, получаемые при аппроксимации профиля линии, не должны зависеть от числа экспериментальных точек, включенных в аппроксимацию. Для проверки этого предположения сначала находилась координата центра линии поглощения Xc и ширина линии на полувысоте WF с учетом выражения из [10].
Затем вычислялись координаты Xc ± n σ, например для значений n = [2–6], и проводилась аппроксимация контуром Фойгта n выборок данных, находящихся внутри этих границ. Полученные при этом значения для Гауссовой WG и Лоренцевой WL компонент позволяли оценить погрешность их определения.
Значение параметров ширины на полувысоте WG и WL, определенные таким способом, обычно оставались неизменными при значениях n = [3–6], что позволяет говорить о высоком качестве полученных данных. Погрешность WG и WL, как правило, не превышала 5%.
В эксперименте наблюдался существенный продольный температурный градиент. Нагрев газа в разряде определялся из значения параметра WG ( T = 300 · ( WG / 0,72 )2 ) и не превышал 300К.
Оптический путь в плазме разряда включал области с разной температурой, по оценкам – от 300 до 600К. Для оценки погрешности, возникающей из-за градиента температуры, профиль линии поглощения моделировался суммой нескольких взвешенных профилей Фойгта при разных температурах и с соответствующими сдвигами по частоте [11]. Проведенная таким образом оценка систематической ошибки измерения коэффициентов показала, что ее предел не превышает +3%.
Результаты измерения коэффициентов столкновительного уширения для аргона в неоне представлены на рис.3. Давление аргона в эксперименте составляло от 2,9 до 3,2 Торр. Значение коэффициента, определенное из наклона линейной аппроксимации экспериментальных точек, составило ξAr–Ne = ( 1,3 ± 0,1 ) · 10–10 с–1 · см3. Погрешность значения ξAr–Ne оценивалась как три стандартных отклонения при аппроксимации экспериментальных данных линейной функцией.
В эксперименте с криптоном нужно учитывать изотопические сдвиги и наличие линий сверхтонкой структуры изотопа 83Kr. Как показали наши эксперименты, несмотря на относительно небольшой вклад от 83Kr (содержание изотопа 11,55%), если пренебречь сверхтонкой структурой линии, то невозможно получить качественную аппроксимацию формы линии поглощения. Природный криптон – это смесь пяти наиболее распространенных изотопов: 80Kr (2,25%), 82Kr (11,56%), 83Kr (11,55%), 84Kr (56,9%) и 86Kr (17,37%). Центры линий поглощения в изотопах 80Kr, 82Kr и 86Kr смещены на несколько десятков МГц относительно наиболее распространенного изотопа 84Kr. Что касается изотопа 83Kr с ядерным спином I = 9 / 2, его пятнадцать сверхтонких линий на длине волны 811,3 нм перекрывают диапазон около 3 ГГц. Следовательно, профиль линии поглощения в природном криптоне – это сумма профилей Фойгта для пятнадцати сверхтонких линий 83Kr и для остальных четырех изотопов, умноженных на весовые коэффициенты и смещенных относительно друг друга. Весовые коэффициенты для линий изотопов пропорциональны их распространенности в природе, а для линий 83Kr еще и их силам поглощения, рассчитанным квантово-механическим методом [12].
На рис.4 приводятся построенные для естественной смеси изотопов форм-факторы линии криптона, которые сравниваются с форм-фактором Фойгта при температуре 340K и давлении 29 Торр (рис.4а), а также линией поглощения, полученной в эксперименте (рис.4b). Как видно из рисунка, форм-фактор линии криптона отличается от профиля Фойгта и адекватно описывает результаты экспериментальных измерений.
Результаты измерения коэффициентов столкновительного уширения линии криптона 811,3 нм в неоне представлены на рис.5. Парциальное давление криптона составляло от 2,5 до 6 Торр. Значения коэффициентов столкновительного уширения линии криптона 811,3 нм при 300К: ξKr–Ne = ( 1,50 ± 0,05 ) · 10–10 с–1 см3 в неоне и ξKr–Ar = ( 3,5 ± 0,3 ) · 1010 с–1 см3 в аргоне.
ЗАКЛЮЧЕНИЕ
В таблице представлены все коэффициенты столкновительного уширения для линий аргона 811,5 нм и криптона 811,3 нм, измеренные нами до настоящего времени. Одновременное определение гауссовой (WG) и лоренцевой (WL) компонент профиля Фойгта впервые позволило определять коэффициенты столкновительного уширения с точностью лучше 10%. Обратим внимание, что существует заметная разница между значениями коэффициентов столкновительного уширения в неоне по сравнению с остальными. Эта картина является характерной, когда неон выступает в качестве столкновительного партнера. Значения этого коэффициента в смеси ксенона с неоном для линии ксенона 1,73 мкм [13] также было приблизительно в 2 раза меньше, чем в смесях с аргоном и гелием. Измеренные значения коэффициентов столкновительного уширения найдут применение при оптической диагностике низкотемпературной плазмы инертных газов.
Работа выполнена при поддержке Министерства образования и науки РФ в рамках госзадания по проектам 3.5624.2017/8.9, 3.5708.2017/6.7.
ЛИТЕРАТУРА
1. W.F.Krupke. Diode pumped alkali lasers – A review. – Progress in Quantum Electronics, 2012, v. 36, p.4–28.
2. J.Han, M.C.Heaven. Gain and lasing of optically pumped metastable rare gas atoms. –Opt. Lett., 2012, v. 37, p. 2157–2159.
3. A.V.Demyanov, I.V.Kochetov, P.A.Mikheyev. Kinetic study of a cw optically pumped laser with metastable rare gas atoms produced in an electric discharge. – J. Phys. D: Appl. Phys., 2013, v. 46, p. 375202.
4. П.А.Михеев. Лазеры на метастабильных атомах инертных газов с оптической накачкой. – Квантовая Электроника, 2015, т. 45, с. 704–708.
5. D.Jackson. Pressure shifts and broadenings in the arc spectrum of krypton. – J. Opt. Soc. Am., 1981, v. 9, p. 1064–1071.
6. P.A.Mikheyev, A.K.Chernyshov, N.I.Ufimtsev, E.A.Vorontsova, V.N.Azyazov. Pressure broadening of Ar and Kr ( n + 1 ) s [ 3 / 2 ]2 → ( n + 1 ) p [ 5 / 2 ]3 transition in the parent gases and in He. – J. Quant. Spectrosc. Radiat. Transf., 2015, v. 164, p.1–7.
7. P. A.Mikheyev, A. K.Chernyshov, N. I.Ufimtsev, E. A.Vorontsova, V.N.Azyazov. Tunable diode-laser spectroscopy (TDLS) of 811.5 nm Ar line for Ar ( 4 s [3/2 ] 2 ) number density measurements in a 40 MHz RF discharge. – Proc. SPIE, 2015 v. 9255, p.92552W.
8. A.K.Chernyshov, E.A.Chernyshova. Diode-laser derivative spectroscopy without lock-in amplifier. – Physics of Wave Phenomena, 2011, v.19, № 2, p.89–92.
9. A.K.Chernyshov, P.A.Mikheyev. Measurement of an ambient air leak by diode laser absorption spectroscopy. – Proc. SPIE, 2016 v.10176, p.101760T –101760T‑8.
10. J. J.Olivero, R.L.Longbothum. Empirical fits to the Voigt line width: A brief review. – J. Quant. Spectrosc. Radiat. Transfer, 1977, v. 2, p. 233–236.
11. H.M.Foley. The pressure broadening of spectral lines. – Physical Review, 1946, т. 69, № . 11–12, с. 616.
12. W. A.Hargus. A prelimшnary study of Krypton laser-induced fluorescence. – AIAA, 2010, v. 6524, p.1–9.
13. G. A.Habner, A.G.N.Hays. Measured pressure broadening and shift rates of the 1.73 µm ( 5 d [ 3 / 2 ]1 – 6 p [ 5 / 2 ]2 ) transition of xenon. – Appl. Phys. Lett., 1991, v.5, p. 537–539.
Отзывы читателей
