1. На главную
  2. Электронные версии
  3. Химия высоких энергий
  4. T. 57, № 2, 2023

Химия высоких энергий, 2023, T. 57, № 2, стр. 149-155

Моделирование кинетических процессов в газоаналитическом детекторе на основе плазменной электронной спектроскопии

А. И. Сайфутдинов a, *, С. С. Сысоев b, Х. Нуриддинов a, Д. Р. Валеева a, А. М. Сайко a

a Казанский национальный исследовательский технический университет им. А.Н. Туполева-КАИ
Казань, Россия

b Санкт-Петербургский государственный университет
Санкт-Петербург, Россия

* E-mail: as.uav@bk.ru

Поступила в редакцию 19.09.2022
После доработки 08.11.2022
Принята к публикации 10.11.2022

Полный текст (PDF)

Аннотация

В работе на основе гибридной модели прикатодной плазмы (отрицательного свечения) короткого тлеющего разряда представлены результаты численных расчетов, описывающих процессы, протекающиe в новом разрабатываемом детекторе на основе плазменной электронной спектроскопии (ПЛЭС) для газовой хроматографии. Продемонстрировано формирование узких пиков – спектров быстрых электронов, рожденных в результате реакций Пеннинговской ионизации от атомов и молекул примеси в гелии на примере: Ar, N2, O2, CO2.

Ключевые слова: анализ газовых смесей, тлеющий разряд, гибридная модель, плазменная электронная спектроскопия

ВВЕДЕНИЕ

В настоящее время методы анализа химического состава вещества широко востребованы в различных областях промышленности, в научных исследованиях и для мониторинга экологического состояния окружающей среды [1–5]. Поэтому развитие и совершенствование аналитических методов и средств, основанных на новейших физико-химических принципах, несомненно, является важной и актуальной задачей. Одним из таких методов является метод плазменной электронной спектроскопии (ПЛЭС). В основе этого метода лежит измерение спектра энергии пеннинговских электронов, а его начало было заложено еще в работе [6], и в дальнейшем превратилoсь в отдельное направление. Реакции пеннинговской ионизации исследовались в распадающейся плазме и атомных пучках, изучалось распределение образовавшихся электронов по энергиям. В рамках этого направления выполнено большое число экспериментальных работ [6–11], ему посвящен ряд обзоров, например [12, 13]. Позднее в работах Санкт-Петербургской научной школы были развиты методы определения точных значений вероятностей заселения различных состояний образующегося иона и суммарных значений сечений столкновения. Был разработан метод, позволивший в условиях плазмы измерять спектр появившихся при реакции пеннинговской ионизации электронов в абсолютной мере [11–14]. Именно эти исследования получили название метода плазменной электронной спектроскопии и легли в основу создания плазменного детектора для анализа состава газовых смесей [13, 14].

Как и в классических методах электронной спектроскопии, в основе метода ПЛЭС лежит измерение характеристической энергии электронов Ee при ионизации исследуемого вещества A (атомы, молекулы и т.д.) частицами B* с фиксированной энергией Ep. В качестве ионизатора в методе ПЛЭС используются метастабильные атомы буферного газа гелия He* в реакциях пеннинговской ионизации

(1)
$A{\text{ + He}}{\kern 1pt} * \to {{A}^{ + }} + {\text{He}} + {\text{e}}\{ {{E}_{p}}\} .$

Спектр быстрых электронов, образующихся в реакции (1), состоит из узких пиков, соответствующих значениям их энергии образования Ep [12, 14, 15]. По измеренной энергии Ep и по известному потенциалу возбуждения гелия (Em = 19.8 eV), можно определить потенциал ионизации Ei искомой атомарной или молекулярной примеси A (Ei = 19.8 – Ee) и тем самым ее идентифицировать (качественный анализ). Путем абсолютных измерений и/или калибровки сигналов от этих пиков можно провести количественный анализ примесей A.

Для реализации метода ПЛЭС необходимо выполнение следующего критерия – плазма должна быть с нелокальной функцией распределения электронов и с низкой температурой основной группы (плазменных) электронов. Этому критерию отвечает плазма послесвечения положительного столба тлеющего разряда, или прикатодная плазма короткого (без положительного столба) тлеющего разряда – плазма отрицательного свечения. При этом регистрация спектров быстрых электронов основана на использовании зондовой диагностики плазмы [14, 16–18] с использованием коммерческих [19], либо самодельных [20] зондовых систем.

К настоящему времени методом ПЛЭС была продемонстрирована возможность детектирования примесей различных атомарных газов (на примере смесей инертных газов), молекулярных (N2, O2, CO и CO2) газов, металлов (Pt), а также и более сложных неорганических и органических соединений CH4, C2H4, NH3 и C2H5OH [21–30]. Была показана возможность реализации и миниатюрных газоаналитических детекторов, позволяющих регистрировать примеси при атмосферном давлении [29–30]. Одной из следующих задач является внедрение метода ПЛЭС в практику. Для этого, на наш взгляд, необходимо объединение газоаналитического детектора ПЛЭС в единую схему с газово-хроматографическим разделением соединений. Поскольку в этом случае используется буферный инертный газ (гелий или аргон), то такая комбинация позволяет существенно упростить и миниатюризировать конструкцию прибора в один аналитический цикл. При этом будет решена принципиально важная для хроматографических задач проблема создания чувствительного и компактного детектора.

Несмотря на интенсивные экспериментальные исследования [21–30], проводимые в области применения метода ПЛЭС для анализа состава газовых смесей, представляет интерес в формулировке самосогласованных физико-математических моделей и проведения численных расчетов с целью прогнозирования параметров плазмы и кинетических процессов, протекающих в разрабатываемом газоаналитическом детекторе. В связи с этим представленная работа посвящена моделированию кинетических процессов в газоаналитическом детекторе на основе плазменной электронной спектроскопии, реализованном на основе плазмы отрицательного свечения тлеющего разряда в гелии.

ОПИСАНИЕ МОДЕЛИ

Самосогласованная гибридная модель включала два блока: первый для описания электронной компоненты плазмы и второй для описания тяжелой компоненты плазмы (ионов и возбужденных частиц).

Для описания пространственной эволюции функции распределения электронов (ФРЭ) по скоростям необходимо решать кинетическое уравнение Больцмана [31–34]. Функция распределения электронов (ФРЭ) зависит от семи переменных: пространственных координат, вектора скорости и времени. Поскольку в столкновительной плазме главным в кинетическом уравнении Больцмана является оператор упругих столкновений, для его решения проводится разложение по собственным функциям этого оператора – сферическим функциям [31]. В результате мы имеем двухчленное приближение, когда ФРЭ имеет вид:

(2)
$f(x,v,t) = {{f}_{0}}(x,v,t) + \frac{v}{v} \cdot {{{\mathbf{f}}}_{1}}(x,v,t),$

где $v = \left| v \right|$ и ${{f}_{1}} = \left| {{{{\mathbf{f}}}_{1}}} \right| \ll {{f}_{0}}$. При этом кинетическое уравнение Больцмана представляет собой скалярное уравнение для изотропной компоненты и векторное уравнение для анизотропной

(3)
$\sqrt w \frac{{\partial {{f}_{0}}}}{{\partial t}} + \chi \frac{w}{3}\nabla \cdot {{f}_{1}} + \frac{{\partial G}}{{\partial w}} = I\left( {r,w} \right) + {{I}_{{pen}}},$
(4)
${{{\mathbf{f}}}_{1}} = - \lambda \left( {\nabla {{f}_{0}} - {\mathbf{E}}\frac{{\partial {{f}_{0}}}}{{\partial w}}} \right),$

где $\chi = \sqrt {2e{\text{/}}m} $; $w = m{{v}^{2}}{\text{/}}\left( {2e} \right)$ – кинетическая энергия электрона в электрон-вольтах; $e$ – элементарный заряд; $m$ – масса электрона; ${\mathbf{E}}$– вектор напряженности электрического поля; $\lambda = v{\text{/}}{{\nu }_{m}} = 1{\text{/}}({{N}_{0}}{{\sigma }_{m}})$ – длина свободного пробега электрона, где ${{\nu }_{m}}$ – частота релаксации импульса, ${{\sigma }_{m}}$ – сечение передачи импульса и ${{N}_{0}}$ – плотность газа. Величина $G = {{G}_{E}} + {{G}_{{el}}} + {{G}_{{ee}}}$ в (3) представляет собой энергетический поток в фазовом пространстве, включающий в себя энергетический поток под действием электрического поля ${{G}_{E}}$, вследствие упругих ${{G}_{{el}}}$ и межэлектронных столкновений ${{G}_{{ee}}}$

(5)
${{G}_{E}} = - \sqrt {\frac{{2e}}{m}} \frac{w}{3}E \cdot {{f}_{1}},$
(6)
${{G}_{{el}}} = - \sqrt {\frac{{2e}}{m}} \frac{{2m}}{{M + m}}N{{w}^{2}}{{\sigma }_{c}}\left[ {{{f}_{0}} + \frac{{{{k}_{B}}T}}{e}\frac{{\partial f}}{{\partial w}}} \right],$
(7)
$\begin{gathered} {{G}_{{ee}}} = \left( {\frac{{2Y\alpha }}{{{{\gamma }^{3}}}}\int\limits_0^{w/\alpha } {{{F}_{0}}(u){{u}^{{1/2}}}du} } \right){{f}_{0}} + \\ + \,\,\frac{{4Y}}{{3{{\gamma }^{3}}}}\left( {\alpha \int\limits_0^{w/\alpha } {{{F}_{0}}(u){{u}^{{3/2}}}du + \frac{{{{w}^{{3/2}}}}}{{{{\alpha }^{{1/2}}}}}\int\limits_{w/\alpha }^\infty {{{F}_{0}}(u)du} } } \right)\frac{{\partial {{f}_{0}}}}{{\partial w}}. \\ \end{gathered} $

Здесь $\alpha = m{\text{/}}M$ (M – масса частиц-мишеней), $Z$ – заряд частиц-мишеней в единицах e, $\varepsilon _{0}^{{}}$ – электрическая постоянная, $\ln {\kern 1pt} \Lambda $ – кулоновский логарифм, $n_{e}^{{}}$ – концентрация электронов, ${{T}_{e}}$ – температура электронов:

(8)
${{n}_{e}} = \int\limits_0^\infty {{{f}_{0}}(w){{w}^{{1/2}}}} dw,\,\,\,\,{{T}_{e}} = \frac{2}{{3{{n}_{e}}}}\int\limits_0^\infty {{{f}_{0}}(w){{w}^{{3/2}}}} dw,$

${{F}_{0}}$ – изотропная компонента функции распределения частиц-мишеней, которая предполагается нормированной на концентрацию, то есть ${{n}_{b}} = \int_0^\infty {{{F}_{0}}(w){{w}^{{1/2}}}} dw.$ Здесь и далее в некоторых местах у функций ${{F}_{0}}$ и ${{f}_{0}}$ опущены все аргументы, кроме кинетической энергии $w$. Для электрон-электронных столкновений ${{F}_{0}}$ = ${{f}_{0}}$, $Z$ = 1, $m = M$ и $\alpha = 1$.

Правая часть в (3) представляет собой интеграл неупругих столкновений, который включает в себя столкновения, приводящие к возбуждению и ионизации, а также удары второго рода. Соответствующие члены для процессов возбуждения, девозбуждения, ионизации, записывались в следующем виде [32, 33]:

(9)
$\begin{gathered} J\left( {r,w} \right) = - \chi N\left( {{{\sigma }_{k}}\left( w \right)w{{f}_{0}}(w) - a{{\sigma }_{k}}\left( {\tilde {w}} \right)\tilde {w}{{f}_{0}}(\tilde {w})} \right), \\ \tilde {w} = bw + {{\varepsilon }_{k}}, \\ \end{gathered} $

где $N$, ${{\sigma }_{k}}$, ${{\varepsilon }_{k}}$ – концентрация тяжелых частиц, сечение рассеяния и энергетический порог для данного процесса, соответственно; $a = b = 1$ для процессов возбуждения, $a = 4,b = 2$ для процессов ионизации, a = 0 для процессов рекомбинации. Для сверхупругих столкновений ${{\varepsilon }_{k}} < 0$ и a = 0, если $w < - {{\varepsilon }_{k}}$ (и a = 1 в противном случае).

Кроме того в столкновительный интеграл входят процессы Пеннинговской ионизации. Для них столкновительный оператор представляет собой внешний источник в кинетическом уравнении

(10)
${{I}_{p}} = {{R}_{p}}\theta \left( w \right),$

где ${{R}_{p}}$ – скорость реакции, $\theta \left( w \right)$ – функция, описывающая спектр рождаемых в данной реакции электронов, и нормированная на единицу, то есть

(11)
$\int\limits_0^\infty {\theta \left( w \right)dw} = 1.$

Граничные условия для (3) в конфигурационном пространстве записывались следующим образом

(12)
$\begin{gathered} {{\left. {{\mathbf{\Phi }} \cdot {\mathbf{n}}} \right|}_{{x = 0,L}}} \equiv {{\left. {\frac{{2ew}}{{3m}}{{f}_{1}}\left( {x,w} \right) \cdot {\mathbf{n}}} \right|}_{{x = 0,L}}} = \\ = \,\,\frac{w}{{2m}}{{f}_{0}} + \left( {1 - \alpha } \right)\frac{{m\gamma }}{{4\pi }}g\left( w \right)\left( {{{\Gamma }_{i}} \cdot {\mathbf{n}}} \right), \\ \end{gathered} $

здесь первое слагаемое при интегрировании представляет собой поток, обусловленный хаотическим движением электронов, а второе слагаемое – поток электронов с поверхности катода, вырванных, благодаря процессу вторичной электронной эмиссии, описываемой с помощью коэффициента $\gamma $ и определяемой потоком ионов на катод ${{\Gamma }_{i}}$. Коэффициент $\alpha = 1$ на аноде (в точке x = L) и $\alpha = 0$ на катоде (в точке x = 0). Функция $g\left( w \right)$ описывает спектр эмитированных с катода электронов, описываемых с помощью функции Гаусса. Граничные условия для (3) в энергетическом пространстве записывались в следующем виде

(13)
${{\left. G \right|}_{{w = 0}}} = 0,\,\,\,\,{{\left. G \right|}_{{w = w\max }}} = 0.$

Перейдем к описанию второго блока уравнений модели. Для описания элементарных процессов в разряде гелия низкого давления велся учет одного эффективного энергетического уровня и одного сорта иона [35, 36]. Пространственные распределения этих частиц описывались с помощью уравнений неразрывности, а самосогласованное электрическое поле определялось из уравнения Пуассона

(14)
$\frac{{\partial {{n}_{i}}}}{{\partial t}} + \nabla \cdot {{{\mathbf{\Gamma }}}_{i}}\, = {{S}_{i}} - \frac{{{{n}_{i}}}}{\tau },$
(15)
$\frac{{\partial {{n}_{m}}}}{{\partial t}} + \nabla \cdot {{{\mathbf{\Gamma }}}_{m}}\, = {{S}_{m}},$
(16)
$\Delta \varphi = - \frac{e}{{{{\varepsilon }_{0}}}}\left( {{{n}_{i}} + {{n}_{e}}} \right),\,\,\,\,{\mathbf{E}} = - \nabla \varphi .$

Потоки ионов записывались в диффузионно-дрейфовом приближении

(17)
${{{\mathbf{\Gamma }}}_{i}} = - {{D}_{i}}\nabla {{n}_{i}} + {{\mu }_{i}}{\mathbf{E}}{{n}_{i}}\,,$
(18)
${{{\mathbf{\Gamma }}}_{m}} = - {{D}_{m}}\nabla {{n}_{m}}\,,$

где ${{D}_{i}},{{D}_{m}}$ – коэффициенты диффузии ионов и возбужденных атомов, ${{\mu }_{i}}$ – подвижность ионов.

Первые слагаемые в правой части (14) и (15) описывают источник и сток ионов ${{S}_{i}}$ и метастабильных атомов соответственно. Для ионов источник включает процессы ударной ионизации, ступенчатой и пеннинговской ионизации, сток ионов описывается с помощью амбиполярного ухода заряженных частиц на стенку ${{n}_{i}}{\text{/}}\tau $, где $\tau = \left( {2.4R} \right){\text{/}}{{D}_{a}}$ – эффективное время амбиполярной диффузии на стенки, ${{D}_{a}}$ – коэффициент амбиполярной диффузии. Для метастабильных частиц источник в правой части уравнения (15) включает процессы возбуждения, а сток за счет процессов ступенчатой ионизации, пеннинговской ионизации и сверхупругих столкновений.

Граничные условия для блока гидродинамических уравнений, описывающих тяжелую компоненту плазмы (14)–(16) записывались следующим образом:

(19)
${{\left. {{\mathbf{n}} \cdot {{{\mathbf{\Gamma }}}_{i}}} \right|}_{{x = 0,L}}} = \left( {{{\nu }_{{th,{\kern 1pt} i}}}{{n}_{e}}{\text{/}}4} \right) + \alpha {{\mu }_{i}}{{n}_{i}}{\mathbf{E}} \cdot {\mathbf{n}},$
(20)
${{\left. {{\mathbf{n}} \cdot {{{\mathbf{\Gamma }}}_{m}}} \right|}_{{x = 0,L}}} = \left( {\nu _{{m,th}}^{{}}{{n}_{m}}{\text{/}}4} \right),$
(21)
${{\left. \varphi \right|}_{{x = 0}}} = 0,\,\,\,\,{{\left. \varphi \right|}_{{x = L}}} = {{U}_{0}}.$

Здесь ${{\nu }_{{th,{\kern 1pt} i}}}$, $\nu _{{m,th}}^{{}}$ – средние тепловые скорости ионов и метастабильных атомов соответственно.

В работе для описания элементарных процессов в разряде гелия низкого давления рассматривался упрощенный набор плазмохимических реакций, учитывающий эффективный возбужденный атом гелия и положительный ион (см. табл. 1). Набор реакций, учитываемых в модели, представлен в табл. 2.

Таблица 1.

Учитываемые состояния атома гелия при низком давлении

№ Обозначение Энергия, эВ Стат. вес Компоненты эффективного уровня
1 $He$ 0 1 ${{1}^{1}}{{S}_{0}}$
2 $H{{e}^{m}}$ 19.8196 3 $2{{\,}^{3}}{{S}_{1}}$
3 He+ 24.5874 1 He+
Таблица 2.

Набор учитываемых плазмохимических процессов в гелии

№ Реакция Константа реакции kj, м3/с Описание
1 $e + He \to e + He$ ${{f}_{0}}\left( {\sigma ,w} \right)$ [29] Упругое рассеяние
2 $e + He \to e + H{{e}^{m}}$ Возбуждение
3 $e + He \to 2e + H{{e}^{ + }}$ Прямая ионизация
4 ${\text{e}} + H{{e}^{m}} \to 2{\text{e}} + H{{e}^{ + }}$ Cтупенчатая ионизация
5 $e + H{{e}^{m}} \to He + e\{ 19.82eV\} $ Сверхупругие столкновения
6 $H{{e}^{m}} + H{{e}^{m}} \to H{{e}^{ + }} + He + {\text{e}}\left\{ {15.05} \right\}$ $2.4 \times {{10}^{{ - 15}}}$ [31] Пеннинговская ионизация
7 $H{{e}^{m}} + {{N}_{2}} \to N_{2}^{ + } + He + {\text{e}}\left\{ {{{E}^{m}} - {{E}_{{{\text{ion}}}}}} \right\}$ $1.7 \times {{10}^{{ - 16}}}$ [31] Пеннинговская ионизация
8 $H{{e}^{m}} + {{O}_{2}} \to O_{2}^{ + } + He + {\text{e}}\left\{ {{{E}^{m}} - {{E}_{{{\text{ion}}}}}} \right\}$ $5.8 \times {{10}^{{ - 16}}}$ Пеннинговская ионизация
9 $H{{e}^{m}} + Ar \to Ar_{{}}^{ + } + He + {\text{e}}\left\{ {{{E}^{m}} - {{E}_{{{\text{ion}}}}}} \right\}$ $2.2 \times {{10}^{{ - 16}}}$ Пеннинговская ионизация
10 $H{{e}^{m}} + C{{O}_{2}} \to CO_{2}^{ + } + He + {\text{e}}\left\{ {{{E}^{m}} - {{E}_{{{\text{ion}}}}}} \right\}$ $1.1 \times {{10}^{{ - 15}}}$ Пеннинговская ионизация

РЕЗУЛЬТАТЫ

Система уравнений (3) и (14)–(18) с граничными условиями (12)–(13) и (19)–(21) решалась самосогласованно методом конечных элементов. На рис. 1 приведены распределения концентраций электронов, ионов, возбужденных атомов и распределение температуры электронов, напряженности и потенциала электрического поля, полученных в рамках гибридной модели для разряда при давлении p = 300 Па и c межэлектродным расстоянием L = 2 см. Падение напряжения было установлено 250 В, а плотность тока составила 0.8 А/м2.

Рис. 1.

Распределение (а) концентрации электронов, ионов и метастабильных атомов гелия и температуры электронов, а также напряженности и потенциала электрического поля в разрядной ячейке.

Результаты, полученные в рамках гибридной модели, демонстрируют низкую температуру электронов в плазме отрицательного свечения, которая составляет 0.09–0.1 эВ, при этом концентрация электронов достигает значений $1.65 \times {{10}^{{17}}}$ м–3. Эти данные достаточно хорошо согласуются с экспериментальными зондовыми измерениями плазмы отрицательного свечения тлеющего разряда. Так, выполненные зондовые измерения для разряда с плоскими электродами в трубке радиусом 1.7 см и межэлектродным расстоянием 2 см показали, что температура основной группы электронов составляет порядка ${{T}_{e}} = 0.27\;{\text{эВ}}$, а концентрация плазмы ${{n}_{e}} \approx {{n}_{i}} = 2.5 \times {{10}^{{17}}}{{{\text{м}}}^{{ - 3}}}$.

На следующем этапе были проведены исследования по возможности измерения спектров быстрых электронов, появляющихся в результате пеннинговской ионизации метастабильными атомами гелия атомов и молекул примесей: аргона, воздуха (азота и кислорода) и углекислого газа.

Так на рис. 2 приведена ФРЭ в плазме разрядной ячейке в точке x = 0.6L (где L – длина разрядного промежутка) в гелии с малыми примесями аргона 10 и 500 мд. Видно, что наблюдаются пики на быстрой части ФРЭ в области 19.8 и 15.0 эВ, соответствующие электронам, рожденным в сверхупругих столкновениях и в реакциях пеннинговской ионизации

(22)
$e + H{{e}^{m}} + Ar \to He + {\text{e}}\left\{ {19.8\,\,{\text{эВ}}} \right\},$
(23)
$H{{e}^{m}} + H{{e}^{m}} \to He_{{}}^{ + } + He + {\text{e}}\left\{ {15.0\,\,{\text{эВ}}} \right\}.$
Рис. 2.

Функция распределения электронов в точке x = 0.7L в разрядной ячейке с различным содержанием примесей аргона.

Кроме того, при увеличении примеси аргона наблюдается формирование пика в области 6.0 эВ, соответствующем электронам, рожденным в реакции

(24)
$H{{e}^{m}} + Ar \to Ar_{{}}^{ + } + He + {\text{e}}\left\{ {4.04\,\,eB} \right\}.$

Кроме того, видно, что при увеличении концентрации примеси наблюдается уменьшение пика в области 15.0 эВ. Необходимо отметить, что эти пики более ярко выражены на зависимостях дифференциального пространственного потока от энергии (см. рис. 3).

Рис. 3.

Дифференциальные потоки в точке x = 0.7L в разрядной ячейке с различным содержанием примесей аргона.

Аналогичные исследования были проведены для различных содержаний примеси углекислого газа (рис. 4). Видно, что помимо пиков на 19.8 и 15.0 эВ, соответствующих реакциям (20)–(21) наблюдается пик в области 6 эВ, соответствующий реакции

(25)
$H{{e}^{m}} + C{{O}_{2}} \to CO_{2}^{ + } + He + {\text{e}}\left\{ {6.0} \right\}.$
Рис. 4.

Дифференциальные потоки в точке x = 0.7L в разрядной ячейке с различным содержанием примесей углекислого газа.

Обращает на себя внимание, что уже достаточно малая примесь углекислого газа – 10 мд достаточно хорошо регистрируется, по сравнению с примесью аргона. Этот факт в первую очередь связан с тем, что сечение процесса (25) превышает сечение процесса (24), что приводит к увеличению коэффициента реакции практически на порядок.

На рис. 5 представлены зависимости дифференциального пространственного потока от энергии для примеси воздуха: азота и кислорода в соотношении 4 : 1. Помимо пиков на 19.8 и 15.0 эВ наблюдаются пики от пеннинговской ионизации азота и кислорода, соответственно

(26)
$H{{e}^{m}} + {{N}_{2}} \to N_{2}^{ + } + He + {\text{e}}\left\{ {4.8\,\,{\text{эВ}}} \right\},$
(27)
$H{{e}^{m}} + {{O}_{2}} \to O_{2}^{ + } + He + {\text{e}}\left\{ {7.74} \right\}.$
Рис. 5.

Дифференциальные потоки в точке x = 0.7L в разрядной ячейке с различным содержанием примесей воздуха (N2 + 0.25O2).

При этом отчетливые пики видны в случае концентрации примеси воздуха от 50 мд, что связано также с низкими значениями коэффициентов пеннинговской ионизации молекул кислорода и азота.

Таким образом, результаты численных расчетов демонстрируют возможность регистрации примесей атомов и молекул в плазме отрицательного свечения короткого тлеющего разряда в буферном инертном газе гелии методом ПЛЭС. Причем возможно зарегистрировать концентрации примеси до 10 мд, в зависимости от соответствующих констант реакций пеннинговской ионизации, что делает перспективным методику для внедрения в современные хроматографы на основе несущего газа гелия.

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

Таким образом, в работе в рамках гибридной модели исследована плазма в области отрицательного свечения тлеющего разряда. Расчеты показали формирование низкой температуры основной группы электронов в плазме, что соответствует экспериментальным данным, полученным в результате зондовой диагностики. Кроме того, зависимости ФРЭ и дифференциального потока от энергии показали формирование узких пиков от характеристических электронов, рожденных в результате пеннинговской ионизации примесей (аргона, углекислого газа и воздуха) и метастабильных атомов гелия. Численный анализ показал чувствительность метода определения примесей в плазме отрицательного свечения. Она составила одну сто тысячную долю, что соответствует современным масс-спектрометрическим методам.

Список литературы

  1. Kumar A., Lin P. A., Xue A., Hao B., Yap K.Y. and Sankaran R.M. // Nature commun. 2013. 4. P. 2618.

  2. Kortshagen U.R., Sankaran R.M., Pereira R.N. et al. // Chem. Rev. 2016. V. 116. P. 11061–11127.

  3. Lin L and Wang Q // Plasma Chem. Plasma Process. 2015. V. 35. P. 925–962.

  4. Wang P.Y., Chen W.G., Wang J.X., Zhou F., Hu J., Zhang Z.X., and Wan F. // Anal. Chem. 2021. V. 93. P. 15474–15481.

  5. Gouma P., Prasad A., Stanacevic S.A. // J. Breath Res. 2011. V. 5. P. 037110.

  6. Čermák, V. // The Journal of Chemical Physics. 1966. V. 44. № 10. P. 3781–3786.

  7. Cermák V., Herman Z. // Chemical Physics Letters. 1968. V. 2. № 6. P. 359–362.

  8. Schmeltekopf A.L., Fehsenfeld F.C. // The Journal of Chemical Physics. 1970. V. 53. № 8. P. 3173–3177.

  9. Čermák V., Ozenne J.B. // International Journal of Mass Spectrometry and Ion Physics. 1971. 7(5). P. 399–413.

  10. Cermak V. // J . Electron. Spectr. and Relat. Phenomena. 1976. V. 9. P. 419.

  11. Demidov V.I., Kolokolov N.B. // Soviet Physics Journal 1987. 30(2). 97–99. https://doi.org/10.1007/bf00898142

  12. Kolokolov N.B., Kudrjavtsev A.A., Blagoev A.B. // Physica Scripta. 1994. 50(4). 371–402.

  13. Смирнов Б.М. // УФН. 1981. V. 133. № 4. P. 569–616.

  14. Демидов В.И., Колоколов Н.Б., Кудрявцев А.А., Зондовые методы исследования низкотемпературной плазмы // Энергоатомиздат, 1996.

  15. Кудрявцев А.А., Чирцов А.С., Цыганов А.Б. Способ определения состава газовых смесей и ионизационный детектор для анализа примесей в газах. 2011 – Патент на изобретения РФ № 2422812.

  16. Ivanov Yu.A., Lebedev Yu.A., Polak L.S. Metody kontaktnoi diagnostiki v neravnovesnoi plazmokhimii (Contact Diagnostics Methods for Non-Equilibrium Plasma Chemistry), M.: Nauka, 1981.

  17. Chen F.F. // Langmuir Probe Analysis for High Density Plasmas, LTP-006, Los Angeles, CA: Univ. of California, 2000.

  18. Rudenko K.V., Myakon’kikh A.V., Orlikovsky A.A. // Russ. Microelectron. 2007. V. 36. № 3. P. 179–192.

  19. Impedans Langmuir Probe Measurement System, Exploitation Manual. Accessed August 26, 2016.

  20. Saifutdinov A.I., Sysoev S.S. // Instrum. Exp. Tech. 2022. V. 65. P. 75–79.

  21. Kudryavtsev A., Pramatarov P., Stefanova M., Khromov N. // JINST 7. 2012. P. 07002.

  22. Stefanova M., Pramatarov P., Kudryavtsev A., Peyeva R. // J. Phys.: Conf. Ser. 2014 V. 514. P. 012052.

  23. Kudryavtsev A.A., Stefanova M.S., Pramatarov P. // J. Appl. Phys. 2015. V. 117. P. 133303.

  24. Kudryavtsev A.A., Stefanova M.S., Pramatarov P.M. // Phys. Plasmas. 2015. V. 22. P. 103513.

  25. Yuan C.X., Kudryavtsev A.A., Saifutdinov A.I. et al. // Phys. Plasmas. 2018. V. 25. P. 104501.

  26. Kudryavtsev A.A., Saifutdinov A.I., Stefanova M.S. et al. // Physics of Plasmas. 2017. V. 24. № 5. P. 054507.

  27. Zhou C., Yao J.F., Saifutdinov A.I. et al. // Plasma Sources Sci. Technol. 2021. 30. 117001.

  28. Yuan C., Kudryavtsev A., Saifutdinov A. et al. // Plasma Sources Science and Technology. 2019. 28. 067001.

  29. Saifutdinov A.I., Sysoev S.S. // Plasma Sources Sci. Technol. 2021. V. 30. 017001.

  30. Zhou Ch., Yao J., Saifutdinov A. et al. // Plasma Sources Science and Technology. 2022. V. 31. 107001.

  31. Кудрявцев А.А., Смирнов А.С., Цендин Л.Д. // Физика тлеющего разряда, СПб.: Лань, 2010, 512 с.

  32. Chai Y., Yao J., Bogdanov E.A., Kudryavtsev A.A., Yuan Ch., Zhou Zh. // Plasma Sources Sci. Technol. 2021. V. 30. P. 095006.

  33. Alves L.L., Gousset G., Ferreira C.M. // Physical Review E. 1997. V. 55(1). P. 890–906.

  34. Zobnin A.V., Usachev A.D., Petrov O.F., Fortov V.E. // Phys. Plasmas. 2014. V. 21. P. 113503.

  35. Phelps database, private communication, www.lxcat.net, retrieved on August 15, 2021.

  36. IST-Lisbon database, private communication, www.lxcat.net, retrieved on August 15, 2021.

Дополнительные материалы отсутствуют.

Инструменты

следующая статья выпуска предыдущая статья выпуска содержание выпуска

Химия высоких энергий

Архивы выпусков Информация о журнале Отправить рукопись в журнал