Способ преобразования оптического излучения в электрический ток Советский патент 1993 года по МПК G01J3/00 

Изобретение относится к физической кинетике и оптогальванике и может быть использовано для регистрации излучений и для получения электрического тока.

Целью изобретения является повышение эффективности преобразования при снижении требований к крутизне огибающей и энергетической ширине спектра излучения..

Поставленная цель досотиогается тем. что на ячейку воздействуют излучением с частотой, соответствующей частоте перехода в автоионизационное состояние со спектральной шириной контура автоионизационного резонанса, большей допплеровского уширения перехода..

В условиях термодинамического равновесия и в отсутствие градиентов концентрации и давления атомы газов имеют симметричное максвелловское распределение по скоростям теплового движения, что означает отсутствие направленных потоков вещества. Известно, что излучение может нарушать симметричность максвелловского распределения из-за ряда физических эффектов, например, светового давления, све- тоиндуцированного дрейфа газов, ионизации части атомов с резонансной группой скоростей, в результате чего функция распределения атомов (ионов) по скоростям отличается от равновесной. Физической основой двух последних методов является селективное создание излучением провалов Беннета полушириной

Гь Г(1 +/с)

1/2

(D

VI

ю

00

о со

4

в функции распределения атомов по скоростям асимметрично относительно атомов с v . В (1) Г - однородная полуширина резонансного перехода; к- зависящий от интенсивности параметр насыщения. При Г« kv, где k - модуль волнового вектора излучения, у - наиболее вероятная тепловая скорость, необходимым условием максимальной

асимметрии функции распределения является :

Tbsskv

что отвечает, согласно (1), АС 1 и Г т/Ос k ч. Последнее условие фиксирует оптимальную интенсивность монохроматического излучения. В случае квазимонохроматического излучения с полушириной спектра интегральная интенсивность может быть снижена в А /Г раз по сравнению с монохроматическим излучением.

Таким образом, в известных способах асимметрия функции распределения ионов по скоростям при резонансной ионизации газа создается при симметричной однородной линии поглощения полевыми эффектами.

Принципиальное отличие данного изобретения состоит в использовании линий фотопоглощения уширенных автоионизацией и с характерной шириной, превышающей kv. Асимметрия направлений движения ионов достигается тем, что вероятность фотоионизации в области автоионизационного резонанса (АР) оказывается различной для атомов, движущихся с проекциями скоростей v и -v на направление волнового вектора излучения.

Учет теплового движения атомов осуществляется введением в известную формулу Фано допплеровскогр смещения частоты kv:

и

объемных зарядов величина тока дается выражением:

00

г. 2

, elSN /dve-(v/v)

V Л V Q

(v)-W(-v ,

10 где I - расстояние между электродами; S - поперечное сечение; W(v) - вероятность ионизации в единицу времени; v - проекция скорости атомов на направление волнового вектора; N - концентрация атомов. Выраже15 ние (3) применимо только в условиях полного сбора ионов на электродах, что предполагает наложение ограничения на скорость резонансной группы скоростей:

20V -(ш-0)а )/k I/Г rec. .

где т rec. - характерное время рекомбинации в газе.

Если Га kv, то в первом неисчезающем 25 порядке по kv/Га имеем:

W(v)«W(0)

dv

о х

30 )-kv-™f-|v o

(4)

Подстановка разложения (4) в (3) дает:

Изобретение относится к физической кинетике и оптогальванике и может быть использовано для регистрации излучений и для получения электрического тока. На ячейку с газом и электродами подают направленное излучение с частотой, соответствующей частоте перехода среды в автоионизационное состояние со спектральной шириной контура автоионизационного резонанса, большей допплеровского уширения перехода. В результате ионизации атомов возникает направленное движение ионов, которые и создают электрический ток между электродами в газовой среде.

W

(.v)-w.+X;;y,q |.

где Wo - скорость ионизации вне частотной области автоионизационного уровня;

р2 1 - степень интерференции прямой ионизации и через автоионизационный уровень; q - безразмерный параметр Фано контура линии; х х - kv/Га ( (а а - kv) /Га - отстройка частоты излучения (О от теорети- ческого положения ш а автоионизационного уровня с учетом допплеровского смещения kv, нормированная на характерную полуширину Га. При q 2 & 0 выражение (2) представляет асимметричную зависимость вероятности ионизации от скорости атомов v.

В бесстолкновитедьной ситуации, когда фотоэлектроны вылетают практически перпендикулярно волновому вектору излучения и быстро уходят на боковые стенки, электрический ток обусловлен только движением ионов. В плоской геометрии электродов и в пренебрежении влиянием

35

I

k V 3W

v5T da)

(5)

т.е. электрический ток I пропорционален производной от спектральной линии ионизации. Это общий вывод для линий с однородной шириной, превосходящей допплеровскую. Для автоионизационных резонансов из (2) получаем:

I 2elSN

)( 1 + х2 ) 2

(6)

Как следует из (6), при p2q т 0 ток дважды изменяет свое направления при перестройке частоты излучения в области автоиониза- ционного резонанса. Для чисто лоренцевских спектров е отсутствие интерференции (т.е. при p2q имеем:

О , Hop2q2

const.

vl 2elSN2W0q2

(1-fx2)2

(7)

При этом максимальные значения тока оказываются при х ± 1. В данном случае величина представляет максимальное значение скорости ионизации в области авто- ионизационного резонанса.

Если ионы испытывают столкновения в собственном газе с транспортной частотой V, то плотность электрического тока j определяется выражением:

+ 00

/ dvvW(v).

- 00

Подстановка разложения (4) в (8) дает

к, k v eNVTF

aw

dw

0)

Транспортная частота связана с подвижно стью/пионов массы М соотношением v e/fi М .

Эффективность преобразования излучения в электрический ток обычно характеризуют коэффициентом у I/P, где I - ток выраженный в мка, а Р - мощность излучения в Вт. Согласно (5) имеем:

г ( мка/Вт ) 103а01 А ( нм ) х r k v , 1 ,,щ

xf-v5f w;-5Sr.)(10)

Здесь а 01 - коэффициент поглощения излучения на длине среды I; а0 и Wo - показатель поглощения и вероятность ионизации на крыльях резонанса; -длина волны излучения в нм. В столкновительных условиях значение / снижается приблизительно в отношение сечений ионизации о и столкновений 7Ст: (при 7Ст..М1 1 ). Оптимизация эффекта достигается выбором газообразной среды с низколежащими по энергии автоионизационными резонансами с узкой линией и высоким сечением возбуждения. Такие резонансы известны в атомах благородных газов Аг, Кг, Хе (Га 10 ), в спектре атома Ва (Га 10

ем), в спектре атома урана (Га 3 см), в некоторых лантанридах (Га 1+ 2 ). В прототипе же для достижения высоких значений г требуется вероятность ионизации уиз возбужденного состояния сравнимая с его шириной Г. Если ионизация из возбужденного состояния осуществляется излучением, то при типичном значении сечения ионизации (J 10 см требуется интенсивность излучения I . 10 Вт/см . Кроме того, в прототипе характерная ширина спек

тра излучения Дне должна превосходить kv, тогда как данный метод позволяет использовать нелазерные источники излучения, так как ширина спектра излучения А(или ширина крутизны огибающей спектра) должна удовлетворять условию kv « Д | Га в пределах контура автоионизационного резонанса.

Изобретение иллюстрируется следующим примером. Автоионизационный резонанс атома иттербия 7s6p 3Pi° имеет параметры: энергия возбуждения из основного состояния е 60428,7 (А 165- нм), характерная ширина Га и сечение возбуждения см2. Спектральная производная вероятности ионизации составляет:

10

20

1

W0

aw

В а

,3

I а

10

- 12

сек

5

0

5

0

5

0

5

Подстановка этого значения в формулу (10) при -104 см/с, дает:

мка/Вт,

что сопоставимо с полупроводниковыми фотоэлементами с запирающим р-п-перехо- дом. Важное техническое преимущество предлагаемого способа преобразования излучения в электрический ток по сравнению с полупроводниковыми элементами состоит в более высокой радиационной и тепловой стойкости газов и в их самовосстанавливае- мости, а также в более высоких значениях токов насыщения, определяемых пространственным зарядом в газовой ячейке.

В данном примере условие а0 1 достигается при давлений паров иттербия 0,3 Торр. (п ТО16 ) и длине ячейки I 1 см. Современные методы позволяют регистрировать ток 10 А и меньше. Полагая I 10 А, получаем для мощности излучения Р величину

. Р Вт,

что соответствует потоку фотонов через все сечение ячейки 10 Фот/с. Такой поток излучения в данном спектральном диапазоне легко может быть обеспечен как синхронным излучением, так и газоразрядными лампами.

Для простоты анализировалась однофо- тонная ионизация. Однако приведенные соображения остаются справедливыми и для случаев многофотонного возбуждения автоионизационных резонансов, если ступени предварительного возбуждения не являются селективными по скоростям теплового движения атомов. Подбором частот излучений и их ширины фоновый сигнал первых

ступеней возбуждения может быть существенно снижен. .

Поскольку в данном изобретении не требуются дополнительные механизмы ионизации атомов, снижаются требования на ширину спектра излучения, ,то отпадает необходимость использованишпазеййых источников излучения и затра Жергйкй на| ионизацию. Таким образомАфн4|Јиэо%етение позволяет осуществлять SfoJnee эффективное преобразование излучения в электрический ток. Формул а и зобретени я . Способ преобразования оптического излучения в электрический ток, эаключаю0

щийся в том, что наполненную газом ячейку с электродами воздействуют излучением и регистрируют электрический ток между электродами, о т л и ч а ю щ и и с я тем, что, с целью повышения эффективности преобразования при снижении требований к крутизне огибающей и энергетической ширине спектра излучения, на ячейку воздействуют излучением с частотой, соответствующей частоте перехода в автоионизационное состояние, со спектральной шириной контура .автоионизационного резонанса, больше дс- плеровскогб уширения перехода,