224

1. Введение

Лазер на моноксиде углерода (CO-лазер) может генерировать сотни линий излучения в пределах основной полосы излучения с длиной волны от 4.7 до 8.7 мкм [1, 2] с КПД до 50 %, а также в обертонной полосе 2.5  – 4.2 мкм [3] с КПД до 16 % [4]. Огромное число узких спектральных линий излучения, соответствующих различным колеба­ тельно-вращательным переходам молекулы СО, делает этот лазер привлекательным для различных применений. В частности, длины волн многих переходов как в основной полосе, так и на обертоне попадают в «окно прозрачности» атмосферы.

Для корректного теоретического моделирования электроразрядного лазера на окиси углерода необходимо, в частности, иметь информацию о константах скорости колебательно-поступательной (VT) релаксации молекулы СО при столкновениях с атомными и молекулярными составляющими типичной газовой смеси CO – N2 – He. Количественный состав этих составляющих хорошо контролируется. Однако в состав лазерной смеси входит и неконтролируемая добавка – пары воды, абсорбируемой на стенках лазерной камеры при ее вакуумной откачке, как правило, до форвакуума ~10–1 – 10–2 мбар и находящейся в электроразрядном промежутке при работе лазера. Данные о константе скорости релаксации молекул СО парами воды необходимы для развития теоретической модели, адекватно описывающей работу СО-лазера.

Для измерения константы скорости релаксации молекулы СО при столкновениях с различными релаксантами

А.А.Ионин, А.Ю.Козлов, О.А.Рулев, Д.В.Синицын. Физический институт им. П.Н.Лебедева РАН, Россия, 119991 Москва, Ленин­ ский просп., 53; e-mail: sinicyndv@lebedev.ru

И.В.Кочетов,А.К.Курносов.Физическийинститутим.П.Н.Лебеде­ ­ва РАН, Россия, 119991 Москва, Ленинский­ просп., 53; Государст­ ­ венный научный центр Троицкий институт инновационных и термоядерных исследований, Россия, 108840 Москва, Троицк, ул. Пушковых, вл. 12

Поступила в редакцию 11 июля 2024 г.

(Не, Н2, С2Н2, Н2О и т. д.) в экспериментах требуется преимущественное заселение нижнего колебательного уровня (v = 1) этой молекулы, что является достаточно сложной задачей. В частности, ранее это реализовывалось при оптической накачке молекул CO излучением второй гармоники импульсного частотно-селективного СО2-лазера [5, 6]. Можно также отметить, что для заселения нижних колебательных уровней СО использовалась оптическая накачка излучением химического СО-лазера [7], а также возбуждение молекул СО непосредственно в химическом генераторе, инициируемом лазерным излучением [8].

Вышеперечисленные способы возбуждения имеют ряд недостатков. Так, в химических генераторах могут присутствовать дополнительные молекулярные компоненты­ , которые сами могут являться активными релаксантами, а при оптической накачке относительно малый объем возбужденного газа и неоднородность накачки по объему затрудняют экспериментальные измерения и интерпретацию полученных результатов.

В работе [9] было предложено использовать в экспериментах по измерению констант скорости VT-релак­ сации молекул СО возбуждение газовой смеси в импульсном электроионизационном (ЭИ) разряде, в котором основная доля энергии накачки затрачивается на возбуждение молекул СО на нижних колебательных уровнях. Данный способ имеет преимущества, связанные с объемной однородностью накачки в ЭИ разряде и с возмож­ ностью возбуждения газовой смеси в значительно большем объеме, чем при оптической накачке.

Выполненные в настоящей работе экспериментальные исследования и численные расчеты динамики люминесценции в послесвечении ЭИ разряда в смесях СО – Не, СО – Не – Н2О позволили определить константу скорости релаксации молекул СО (v = 1) при столкновениях с молекулами H2O и таким образом выполнить апробацию предложенной методики. Механизм передачи энергии в этих столкновениях неоднократно обсуждался в литературе и может включать не только колебательно-вра­ щательно-поступательные (V-R-T) процессы, но и коле­ бательно-колебательные (VV' ) процессы с возбуждением

моды n2 молекулы H2O [8], характеризующиеся дефектом энергии DЕ » 550 см–1. Измеренная в работе [10] константа релаксации СО (v = 1) в столкновениях с Н2O примерно в 15 раз больше, чем в столкновениях с D2О, что указывает на доминирование V-R-T-релаксации в столкновениях с молекулами воды, т. к. водородсодержащие релаксанты более эффективны для V-R-T-процессов.

2. Экспериментальная установка  и методика измерений

Эксперименты проводились на импульсной электро­ ионизационной СО-лазерной установке, созданной в Ла­ боратории­ газовых лазеров ФИАНа, подробное описание которой приведено в [11]. Накачка смеси газов осуществлялась ЭИ разрядом [12], который создавался между двумя электродами внутри разрядной камеры – между сетчатым катодом (через который в камеру вводился электронный пучок) и сплошным медным анодом (длина L = 1.4 м, ширина W = 40 мм). Расстояние между электродами в центре разрядной области H = 40 мм. Геомет­ ­ри­ ческий объем межэлектродной области H ´ W ´ L » 2.24 л. Перед работой разрядная камера вакуумировалась до остаточного давления менее 10–1 мбар. В экспериментах использовались чистые газы СО и Не с объемным суммарным содержанием примесей (N2, O2, CO2, H2O, Ne) 10–2 % и 5 ´ 10–3 % соответственно.

Импульс тока основного разряда имел колоколооб­ разную форму и его длительность составляла в экспериментах ~40 мкс на полувысоте. Величина удельного энерговклада Qin варьировалась начальным напряжением на батарее основного разряда. При этом максимальная приведенная напряженность электрического поля в начале импульса ЭИ разряда составляла менее 1 кВ/(см×атм).

Оптическая схема экспериментов приведена на рис.1. Излучение люминесценции из разрядной камеры, распространяющееся вдоль ее оптической оси, фокусировалось металлическим (Au на стекле) зеркалом с ради­ у­ сом­ кривизны 1 м на приемную площадку криогенного

HgCdTe-детектора J15D22 (Judson Technology) с времен-

ным разрешением ~100 нс, работающего в спектральном интервале 2 – 23 мкм.

Для сепарации отдельных спектральных интервалов (обертонные переходы в диапазоне длин волн 2.5 – 4 мкм и различные интервалы длин волн фундаментальных переходов в диапазоне 4.4 – 5.5 мкм) перед фотодетектором размещались различные оптические фильтры, характеристики которых приведены на рис.2. В качестве фильтра обертонных переходов (фильтр 1) использовалось интерференционное обертонное зеркало на кремниевой под-

ЭИ CO-лазер

Фотодетектор

J15D22

Оптический

фильтр

Фокусирующее зеркало (R = 1 м)

Рис.1.  Оптическая схема экспериментов по измерению динамики люминесценции в импульсной СО-лазерной установке.

Рис.2.  Спектральные характеристики оптических фильтров:

1 – фильтр обертонного излучения; 2 – 4 – фильтры основных переходов молекулы СО.

ложке. Фильтры 2 – 4 представляли собой трехкомпонент­ ную комбинацию, позволяющую полностью отрезать излучение с длиной волны короче 4 мкм (первый компонент, Ge c напылением), выделить интервал длин волн 4 – 6 мкм (второй компонент, прессованная керамика) и добавить узкополосный фильтр в заданном интервале (третий компонент, Si с напылением).

3. Моделирование сигналов люминесценции возбужденных молекул СО

В расчетах динамики населенностей колебательных уровней молекул окиси углерода решались поуровневые уравнения колебательной кинетики, используемые нами ранее при моделировании электроразрядных СО-лазеров [13, 14], учитывающие возбуждение молекулярных колебаний в разряде, процессы VV-обмена, VT-релаксации и спонтанного излучения. В расчетах использовалась близкая к экспериментальной форма импульса накачки с длительностью 40 мкс по полувысоте. Расчетные результаты, представленные далее, получены при условиях, соответствующих экспериментальным (начальная температура смеси СО : Не = 1 : 29 равна 300 K, фиксированное давление газа p = 0.3 атм, удельный энерговклад Qin в разряде не превышает 35 Дж/(л×атм)). В расчетах динамики люминесценции с нижних колебательных уровней молекул СО геометрия разрядной камеры не учитывалась, а использовалась пространственно-однородная модель. Соот­ ветственно­­ , рассчитывалась динамика удельной мощности люминесценции молекул СО на переходах основной полосы с нижних колебательных уровней v = 1 – 9.

На рис.3 показана динамика удельной мощности люминесценции молекул СО c разных колебательных уровней, рассчитанная для смеси СО : Не = 1 : 29 при удельном энерговкладе Qin ~ 10 Дж/(л×атм). Можно видеть, что основной вклад в люминесценцию вносят молекулы СО, находящиеся на первом колебательном уровне.

Для количественной иллюстрации вклада отдельных колебательных уровней в люминесценцию в табл.1. приведены рассчитанные доли удельной мощности люминесценции I max, приходящиеся на нижние колебательные уровни с v = 1 по v = 9 на момент времени t = 80 мкс, при

Табл.1.  Доли мощности люминесценции I max с уровней v = 1 – 9.

Рис.3.  Расчетная динамика люминесценции молекул СО с различных колебательных уровней:

1 – с уровня v = 1; 2 – с уровня v = 2; 3 – суммарный сигнал с уров-

ней v = 1 – 9. Смесь СО : Не = 1 : 29, p = 0.3 атм, Т = 300 K, удельный энерговклад Qin = 10 Дж/(л×атм).

котором в расчете достигается максимальная мощность люминесценции. Со временем вклад состояния СО (v = 1) в люминесценцию возрастает.

Расчетное спектральное распределение люминесценции на Р- и R-ветвях колебательных переходов v + 1 ® v = 1 ® 0, 2 ® 1 и 3 ® 2, на которые приходится примерно 96 % интенсивности суммарного сигнала на момент времени t = 80 мкс, представлено на рис.4. Следует отметить сильное перекрытие всех полос за исключением полосы R (1 ® 0) с длиной волны переходов l < 4.58 мкм.

При анализе расчетных и измеренных сигналов люминесценции c нижних колебательных уровней использовалась экспоненциальная аппроксимация временной зависимости интенсивности люминесценции: I(t) = Вexp(–t/t), и находилось характерное время спада люминесценции t. Такая аппроксимация позволяла хорошо описать как расчетную, так и экспериментально измеренную динамику люминесценции, в том числе без спектральных фильтров. При доминирующем вкладе люминесценции молекул СО (v = 1) в суммарный сигнал измеренное время t позволяет приближенно определить частоту процессов VT-релаксации молекул СО (v = 1) в смеси при использовании известного приближения (см., напр., [6])

l (мкм)

Рис.4.  Расчетное спектральное распределение люминесценции на Р- и R-ветвях колебательных переходов v + 1 ® v = 1 ® 0, 2 ® 1, 3 ® 2 на момент времени t = 80 мкс.

где 1/tVT = åi kiVT [Mi] – частота VT-релаксации молекул СО (v = 1) в столкновениях со всеми компонентами Mi смеси; kiVT – константы скорости процессов CO (v = 1) +

Mi ® CO (v = 0) + Mi; 1/tVV – частота процессов VVобмена, приводящих к опустошению первого колеба-

тельного уровня молекул СО; 1/tSP = 33 c–1 – коэффициент Эйнштейна [14]. В случае, когда членом 1/tVV в уравнении

(1) можно пренебречь, появляется возможность оценить частоту VT-релаксации:

Поскольку константы скорости VT-релаксации на атомах Не при Т = 300 K примерно на 2 – 3 порядка меньше константы VT-релаксации на молекулах СО [14], то основной вклад в частоту VT-релаксации в смеси СО : Не = 1 : 29 вносят столкновения с атомами Не, и 1/tVV = kHeVT

´ [He].

4. Экспериментальные результаты  и сравнение их с расчетами

На рис.5 приведены характерные осциллограммы сигналов люминесценции смеси газов CО : Не = 1 : 29 при давлении 0.3 атм, температуре 300 K и удельном энерго­ вкладе Qin ~ 10 Дж/(л×атм) при использовании различных фильтров, а также без спектральных фильтров. Из рис.5,а видно, что сигнал люминесценции на обертонных пе­ реходах v + 2 ® v, наблюдаемый при использовании фильтра 1, сравнительно мал; рис.5 иллюстрирует, как с увеличением длины волны, соответствующей максимуму пропускания фильтров 2, 3, 4, т. е. по мере увеличения вклада люминесценции СО с более высоких колеба­ тельных уровней v, сигналы люминесценции сильно ос­ лабевают.

Следует отметить, что сигналы люминесценции при малых энерговкладах (Qin £10 Дж/(л×атм)), измеренные с использованием оптического фильтра 2 с относительно низким пропусканием и при достаточно высоком уровне электромагнитных наводок на регистрирующую аппаратуру от импульсного ЭИ разряда, обладали невысокими значениями отношения сигнал/шум, что затрудняло интерпретацию полученных данных. Поэтому в серии экспериментов с фильтром 2 измерения для смеси CО : Не = 1 : 29 проводились при повышенных значениях энерго­ вклада Qin (23 и 35 Дж/(л×атм)). Результаты этих измерений, представлены на рис.6. Анализ полученных данных показал, что измеренные характерные времена спада интенсивности t для всех трех удельных энерговкладов практически совпадают и составляют 1.5 ± 0.05 мс.

Было проведено сравнение характерных времен t, найденных при анализе расчетной и измеренной динамики люминесценции при различных значениях Qin (рис.7). Измерения динамики люминесценции были выполнены не только для смеси СО : Не = 1 : 29, но и дополнительно для смесей CO : Ar : He = 1 : 1 : 28, CO : H e : Ar = 1 : 1 : 28 и CO : He = 1 : 58 при давлении 0.3 атм и температуре 300 K (рис.7). Результаты показали: 1) расчетные значения t в несколько­­ раз больше экспериментально измеренных;

Рис.6.  Экспериментально измеренная динамика люминесценции смеси СО : Не = 1 : 29 при использовании фильтра 2 и при энерго­

вкладе Qin = 11 (1), 23 (2) и 35 Дж/(л×атм) (3); сплошные кривые – экспоненциальные аппроксимации измеренной динамики люми-

несценции, p = 0.3 атм, T = 300 K.

2) измеренные значения характерных времен спада люми-

несценции для смесей CО : Не = 1 : 29 и CO : He : Ar = 1 : 1 : 28 очень близки, что противоречит имеющимся данным о константах VT-релаксации в процессах СО (v = 1) + Ar ® СО (v = 0) + Ar, которые на несколько порядков величины меньше соответствующих констант релаксации на атомах Не (см., напр., [15]).

Указанные несоответствия теории и эксперимента могут быть объяснены наличием во всех используемых смесях примерно одинакового количества примесей, на которых происходит быстрая релаксация колебательновозбужденных молекул СО. В частности, это могут быть молекулы воды. По литературным данным [8, 10] значение константы скорости релаксации молекул СО (v = 1) при столкновениях с молекулами Н2О при Т = 300 K ле-

t (мс)

6

Расчет

4

2Эксперимент

Рис.7.  Характерные времена спада люминесценции t, найденные при аппроксимации измеренной и расчетной динамики люминесценции при различных значениях удельного энерговклада для сме-

сей CO : He = 1 : 29 ( – расчет, – эксперимент), CO : He : Ar = 1 : 1 : 28 ( – эксперимент), CO : He : Ar = 1 : 28 : 1 ( – эксперимент), CO : He = 1 : 58 (– эксперимент); p = 0.3 атм, T = 300 K.

жит в диапазоне (1.5 – 2.5) ´ 10–13 см3×с–1, что на четыре порядка превышает значение константы VT-релаксации на атомах Не (см. [6]), составляющей 1.7 ´ 10–17 см3×с–1.

5. Влияние добавок Н2О на динамику люминесценции

Для проверки предположения о доминирующем влиянии примеси паров воды на частоту релаксации в используемых смесях были выполнены эксперименты, в которых в смесь СО : Не = 1 : 29 при давлении 0.3 атм и температуре 300 K добавлялись пары воды с контролируемым парциальным давлением 0.5, 1 и 2 мбар (концентрация Н2О равна 1.22 ´ 1016, 2.44 ´ 1016 и 4.88 ´ 1016 см–3 соответ-

ственно). Измерения сигналов люминесценции выполнялись как без использования фильтров, так и с использованием фильтра 2, обеспечивающего доминирование в сигнале люминесценции вклада R-ветви полосы v + 1 ® v = 1 ® 0. При Qin = 23 Дж/(л×атм) характерные времена t,

найденные при анализе измеренной динамики люминесценции без фильтра при указанных добавках молекул Н2О, составили 0.53, 0.31 и 0.17 мс и соответственно 0.75, 0.44 и 0.25 мс – при использовании фильтра 2. Без добавок молекул воды время t составило 1.62 мс при использовании фильтра 2 и 1.47 мс без фильтра. Как и ожидалось, при Qin = 35 Дж/(л×атм) все указанные характерные времена изменились незначительно, в пределах нескольких процентов.

Для сопоставления экспериментальных данных с теорией были выполнены расчеты динамики колебательных населенностей СО и сигналов люминесценции с уровня v = 1 и суммарного сигнала с уровней v = 1 – 9 с использованием численной модели, учитывающей колебательную релаксацию молекул СО в столкновениях с молекулами Н2О. Расчеты проводились для смеси СО : Не = 1 : 29 с Qin = 23 Дж/(л×атм) при трех указанных выше концентрациях молекул воды, а также при других концентрациях в диапазоне 1 ´ 1014 – 6 ´ 1016 см–3. В расчетах использовались несколько значений константы релаксации молекул СО (v = 1) на молекулах воды, близких к найденным в работах [8, 10]. При аналитической аппроксимации рас­ четной динамики люминесценции при различных концентрациях молекул Н2О были найдены значения характерного времени t. Соответствующие зависимости t от концентрации Н2О для люминесценции с уровня v = 1 и суммарного сигнала с уровней v = 1 – 9, рассчитанные при k1H-2O0 = 1.3 ´ 10–13 см3×с–1, приведены на рис.8. Здесь же приведены указанные выше значения t, полученные при анализе экспериментальных импульсов люминесценции при фиксированных добавках молекул воды в газовую смесь. Отметим, что при использовании в расчетах константы k1H-2O0 = 1.7 ´ 10–13 см3×с–1 из [8] согласие теории и эксперимента хуже, чем при k1H-2O0 = 1.3 ´ 10–13 см3×с–1.

Необходимо отметить, что приведенные выше уравнения (1), (2), позволяющие определить частоту процессов релаксации, наиболее применимы для измерений констант VT-релаксации в случае, когда при импульсной накачке заселяются лишь состояния СО (v = 1), как, например, при частотно-селективной оптической накачке [5]. При заселении в разряде нескольких колебательных уровней применимость приближений (1), (2) заметно уменьшается. Уравнение, описывающее динамику населенно-

t (мс)

10

1

2

1

Рис.8.  Зависимости характерного времени t от концентрации молекул воды в смеси СО : Не = 1 : 29, рассчитанные с константой релаксации k1H-2 O0 = 1.3 ´ 10–13 см3×с–1 (1 соответствует люминесценции с уровня v = 1, 2 – суммарно с уровней v = 1 – 9), а также результаты измерений t (– без фильтров,– с фильтром 2).

–0.4

2

4

–0.8

Рис.9.  Вклады различных процессов в динамику населенности молекул СО на уровне v = 1:

1, 2 – вклады RVVv , RVTv в уравнении (3); 3 – заселение состояний с v = 1 при релаксации молекул СО (v = 2); 4 – уход с уровня v = 1 при релаксации СО (v = 1). Газовая смесь СО : Не = 1 : 29 при p = 0.3 атм + 0.5 мбар H2O, Qin = 10 Дж/(л×атм), Т = 300 K.

сти первого колебательного уровня СО в послесвечении разряда может быть представлено в виде [13]

где RvVV, RvVT, RvSP – скорости изменения населенности v-уровня в процессах VV-обмена, VT-релаксации и при спонтанном излучении. На рис.9 приведены расчетные зависимости, иллюстрирующие вклад различных процессов в динамику населенности первого колебательного уровня СО в смеси СО : Не = 1 : 29 при удельном энерго­ вкладе 10 Дж/(л×атм) (вклад спонтанного излучения на рис.9 не приведен, т. к. он пренебрежимо мал по сравнению с другими вкладами).

Можно видеть, что при заселении в импульсном разряде нескольких колебательных уровней вклад процессов релаксации с уровня v = 2 в динамику населенности состояния с v = 1 может быть того же порядка, что и уход за счет релаксации из состояния СО (v = 1). Что касается вклада процессов VV-обмена в динамику состояния СО (v = 1), то, как показали наши расчеты, он становится существенным лишь при значительно бóльших удельных энерговкладах. Поэтому измерение констант релаксации с использованием соотношений (1), (2) при заселении в разряде нескольких колебательных уровней является приближенным. Более корректным подходом представляется прямое сопоставление теории и эксперимента по форме импульса люминесценции и определение искомой константы скорости релаксации по наилучшему согласию теоретического и экспериментального сигналов люминесценции. Такой подход позволяет более точно определить константу релаксации k1M-i 0 при столкновениях молекул СО (v = 1) с релаксантом Mi, если известны концентрация частиц Mi и остальные константы, используемые в численной модели.

Сопоставление результатов теории и эксперимента по форме импульса люминесценции при содержании молекул Н2О, равном 1.22 ´ 1016 см–3 в газовой смеси СО : Не =

Рис.10.  Расчетная и измеренная (с фильтром 2) динамика люминесценции молекул СО (v = 1) при концентрации молекул воды

1.22 ´ 1016 см–3:

1, 2 – расчетные импульсы при k1H-2 O0 = 1.7 ´ 10–13 и 1.3 ´ 10–13 см3×с–1 соответственно.

1 : 29, представлено на рис.10. Форма импульса люминесценции, измеренная с использованием фильтра 2, близка к форме импульса на переходе v = 1 ® 0, рассчитанного с константой скорости k1H-2O0 = 1.3 ´ 10–13 см3×с–1. Для сравнения на рис.10 приведена динамика люминесценции, рассчитанная с константой k1H-2O0 = 1.7 ´10–13 см3×с–1, найденной в работе [8]. Аналогичное сопоставление для сигнала люминесценции, измеренного без фильтра, показало, что в этом случае лучшее согласие теории и эксперимента имеет место при k1H-2O0 = 1.3 ´ 10–13 см3×с–1.

Знание констант скорости релаксации k1H-2O0 позволяет приближенно определить концентрацию молекул воды в газовой смеси при измерении люминесценции в этой смеси. В качестве примера на рис.11 динамика люминесценции, измеренная без фильтра в смеси СО : Не = 1 : 29,

Рис.11.  Импульс люминесценции, измеренный без добавок воды в исходную смесь (сплошная красная кривая – импульс, рассчитанный при k1H-2 O0 = 1.3 ´ 10–13 см3×с–1 и концентрации молекул воды 3 ´ 1015 см–3).

сопоставляется с рассчитанной в рамках численной модели с k1H-2O0 = 1.2 ´10–13 см3×с–1 при использовании концентрации воды в качестве подгоночного параметра. Можно видеть хорошее согласие теории с экспериментом при концентрации молекул Н2О, равной 3 ´ 1015 см–3. Это в 2 – 3 раза больше оценки, выполненной на основе данных о составе отдельных компонентов смеси, что, по-видимо­ ­ му, объясняется десорбцией молекул воды с поверхностей электродов и с внутренней стенки разрядной камеры в буферный объем (см., напр., [16]).

Из сравнения полученных нами результатов по оп­ ределению константы скорости при Т = 300 K, k1H-2O0 = (1.3 ± 0.1) ´ 10–13 см3×с–1 с данными других авторов: k1H-2O0

= (2 ± 0.5 ´ 10–13 см3×с–1 [10] и (1.7 ± 0.1) ´ 10–13 см3×с–1 [8],

видно, что значения близки между собой, при этом в работах [8, 10] использовались другие механизмы заселения состояния СО (v = 1) – в результате инициируемых лазерным излучением химических реакций [8] и излучением второй гармоники импульсного частотно-селективного СО2-лазера­ [10]. Это подтверждает хорошую применимость методики, предложенной в нашей работе.

Поглощение­ излучения на R- и P-ветвях колебательных переходов (см., напр., [6, 7]) может исказить динамику люминесценции­ с нижних колебательных уровней СО за счет эффекта пленения излучения. Для оценки влияния этого эффекта на динамику люминесценции были выполнены расчеты, в которых пленение излучения приближенно учитывалось путем уменьшения вероятностей спонтанных переходов на порядок величины. Расчеты выполнялись для смесей СО : Не = 1 : 29 с различным содержани-

ем молекул воды при Qin = 10 Дж/(л×атм), Т = 300 K, p = 0.3 атм. В смеси с содержанием молекул воды 1.22 ´

1016 см–3 импульсы люминесценции совпали с графи­ ческой точностью с импульсами, рассчитанными с ис­ ходными­ значениями коэффициентов Эйнштейна. При уменьшении­ содержания молекул воды до 1 ´ 1013 см–3 и соответствующем уменьшении частоты релаксации возбужденных молекул СО влияние скорости спонтанного излучения на динамику колебательных населенностей заметно возрастает. Соответственно, корректный учет данного эффекта может потребоваться при измерении сравнительно малых констант VT-релаксации в смесях, в которых частота процессов VT-релаксации молекул СО сопоставима по величине с частотой спонтанных радиационных переходов. В нашей работе, как показали экс­ перименты, концентрация молекул воды в начальной «сухой» газовой смеси находится на уровне ~1015 см–3. Поэтому поглощение излучения на R- и P-ветвях колебательных переходов молекулы СО не оказывает скольконибудь заметного влияния на динамику люминесценции

и, соответственно, на величину определяемой констан­

ты k1H-2 O0 .

6. Заключение

Проведено экспериментально-теоретическое исследование динамики люминесценции молекул СО с нижних (v = 1 – 9) колебательных уровней в послесвечении импульсного ЭИ разряда в газовых смесях СО – Не – Н2О. Сопоставление экспериментальных данных с расчетами позволило определить константу скорости релаксации молекул СО (v = 1) на молекулах воды. При этом весь набор экспериментальных данных описывается с константой скорости релаксации k1H-2O0 = (1.3 ±0.1) ´10–13 см3×с–1.

Высокая чувствительность динамики люминесценции молекул СО на переходах R-ветви полосы v = 1 ® 0 позволяет оперативно контролировать концентрацию паров воды непосредственно в лазерной установке. Ап­ пробированная в данной работе методика измерения констант скорости релаксации молекул СО (v = 1), основанная на возбуждении газовой смеси в импульсном ЭИ разряде, пригодна для измерения констант скорости релаксации молекул окиси углерода при столкновениях и с другими молекулами и атомами.

1.Ionin A.A., in Gas Lasers. Eds M.Endo & R.F.Walter (CRC Press, 2007, pp 201 – 237).

2.Ionin A.A., Kinyaevskiy I.O., Klimachev Y.M., Kotkov A.A., Kozlov A.Y. Opt. Lett., 42, 498 (2017).

3.Ionin A.A., Kurnosov A.K., Napartovich A.P., Seleznev L.V. Laser Phys., 20, 144 (2010).

4.Ионин А.А., Климачев Ю.М., Козлов А.Ю., Котков А.А., Курносов А.К., Напартович А.П., Рублев О.А., Селезнев Л.В., Синицын Д.В., Хагер Г.Д., Шнырев С.Л. Квантовая электро­ ­ ника, 36, 1153 (2006) [Quantum Electron., 36, 1153 (2006)].

5.Wilson G.J., Turnidge M.L., Solodukhin A.S., Simpson C.J.S.M.

Chem. Phys. Lett., 207, 521 (1993).

6.Reid J.P., Simpson C.J.S.M., Quiney H.M., Hutson J.M. J. Chem. Phys., 103, 2528 (1995).

7.Allen D.C., Price T.J., Simpson C.J.S.M. Chem. Phys., 41, 449 (1979).

8.Wang B., Gu Y., Kong F. J. Phys. Chem. A., 103, 7395 (1999).

9.Старостин А.Н., Кочетов И.В., Курносов А.К., Петрушевич Ю.В., Таран М.Д. ЖЭТФ, 164 (1), 29 (2023).

10.Stephenson J.C., Mosburg E.R. J. Chem. Phys., 60, 3562 (1974).

11.Басов Н.Г., Бакаев В.Г., Ионин А.А., Ковш И.Б., Кучаев А.В., Лыткин А.П., Паисов В.Н., Синицын Д.В., Cоболев В.А. ЖТФ, 55 (2), 326 (1985).

12.Басов Н.Г., Беленов Э.М., Данилычев В.А., Сучков А.Ф. Кван­ товая электроника, № 3, 121 (1971) [Sov. J. Quantum Electron., 1

(3), 306 (1971)].

13.Конев Ю.Б., Кочетов И.В., Певгов В.Г. ЖТФ, 49(6), 1266 (1977).

14.Конев Ю.Б., Кочетов И.В., Певгов В.Г., Шарков В.Ф. Препринт ИАЭ АН СССР, № 2821 (М., 1977).

15.Capitelli M., Ferreira C.M., Gordiets B.F., Osipov A.I. Plasma Kinetics in Atmospheric Gases (Berlin, Heidelberg, New York: Springer-Verlag, 2000).

16.Розанов Л.Н. Вакуумная техника и технология, 12 (4), 197 (2012).