Способ определения интенсивности вакуумного ультрафиолетового излучения ксенона
Владельцы патента RU 2296980:
Государственное образовательное учреждение высшего профессионального образования Рязанская государственная радиотехническая академия (RU)
Изобретение относится к газоразрядной технике. Сущность изобретения: из спектра излучения источника вакуумного ультрафиолетового излучения ксенона выделяют ближнее инфракрасное излучение, подают его на регистрирующий фотоэлектрический приемник и по измеренной его интенсивности судят об интенсивности вакуумного ультрафиолетового излучения. Технический результат - возможность определения интенсивности излучения ксенона в готовых приборах без фотолюминофора. 5 ил., 1 табл.
Изобретение относится к газоразрядной технике и может использоваться для определения интенсивности вакуумного ультрафиолетового излучения ксенона в приборах.
Известен ряд методов регистрации вакуумного ультрафиолетового излучения: термопарный метод и методы с использованием фотоэлектрических приемников открытого и закрытого типа [1].
Термопарный метод заключается в измерении термоЭДС, возникающей при нагреве термопары падающим на нее излучением. Недостатками метода считаются малая чувствительность и необходимость градуировки термопары [1, с.199].
В приемниках открытого типа [1, с.203] вакуумное ультрафиолетовое излучение непосредственно воздействует на фотокатод регистрирующего прибора. Эти приемники обладают высокой чувствительностью и работают обычно при давлении порядка 10-5 Торр. К недостаткам метода с использованием фотоэлектрических приемников открытого типа относится необходимость создания вакуума на пути распространения вакуумного ультрафиолетового излучения к фотокатоду, что значительно усложняет измерения.
Существенным недостатком обоих методов является невозможность измерения интенсивности вакуумного ультрафиолетового излучения в готовых приборах (плазменных панелях, газоразрядных лампах и т.д.), так как оно не проходит сквозь их стеклянную оболочку.
Прототипом предлагаемого изобретения является метод определения интенсивности вакуумного ультрафиолетового излучения с использованием фотоэлектрических приемников закрытого типа [1, с.199]. В этих приемниках фотокатод отделен от падающего вакуумного ультрафиолетового излучения экраном, преобразующим его в более длинноволновое излучение. В качестве преобразователя спектра обычно используют фотолюминофор, испускающий свет в видимой области спектра, который проходит через стеклянные окна фотоприемника и интенсивность которого пропорциональна интенсивности возбуждающего фотолюминофор вакуумного ультрафиолетового излучения. Фотолюминофор наносится непосредственно на окно фотоприемника или на специальный экран, расположенный перед ним.
Недостаток метода-прототипа заключается в его неприменимости для определения интенсивности вакуумного ультрафиолетового излучения в готовых приборах без фотолюминофора. Однако даже и для готовых приборов с фотолюминофором, например для плазменных панелей, применимость метода-прототипа значительно ограничена по двум причинам.
Во-первых, применяемые в плазменных панелях фотолюминофоры рекомбинационного типа обладают относительно большой инерционностью, и в течение времени разгорания оценивать по их интенсивности интенсивность вакуумного ультрафиолетового излучения нельзя. Время разгорания, т.е. время перехода к стационарному состоянию, в котором мгновенная яркость фотолюминофора пропорциональна интенсивности возбуждающего вакуумного ультрафиолетового излучения, у современных фотолюминофоров синего цвета свечения составляет десятки микросекунд и более (у фотолюминофоров красного и зеленого цвета свечения - еще на три порядка больше), что больше или существенно больше длительностей импульса, традиционно используемых при работе плазменных панелей разного типа.
Во-вторых, яркость фотолюминофора может существенно зависеть от условий, при которых осуществляются измерения (интенсивности возбуждающего вакуумного ультрафиолетового излучения, температуры и т.д.), что может приводить к нелинейному преобразованию.
Технической задачей изобретения является разработка способа определения интенсивности вакуумного ультрафиолетового излучения ксенона, в том числе и в готовых приборах.
Механизмы генерации вакуумного ультрафиолетового излучения ксенона, наряду с которым происходит образование ближнего инфракрасного излучения, упрощенно показаны по данным [2] в таблице. При каскадных процессах Хе**→Хе*+hv {процесс 4} (под Хе** понимается сумма состояний 6s', 6p, 5d и 7s) излучается линия 828.0 нм или 823.1 нм в зависимости от того, в резонансное Хе*(3P1) или метастабильное Хе*(3Р2) состояние переходит ксенон. Хе** образуется при непосредственном возбуждении атома ксенона электроном {2} или при механизме, когда последовательно происходят ионизация ксенона электроном {3}, появление молекулярного иона ксенона в результате трехчастичного столкновения {5} и его рекомбинация {6}. При этих механизмах сначала генерируется квант ближнего инфракрасного излучения, а затем квант вакуумного ультрафиолетового излучения при девозбуждении ксенона из резонансного состояния (линия 147 нм) {8} или при излучении эксимерных молекул (континуум с максимумом на 173 нм) {9}, образующихся из резонансного или метастабильного состояний в трехчастичных столкновениях {7}. Время распада Хе** в Хе* составляет около 30 не [3], а время жизни Xe*(3P1) - 3 не [4].
Изложенные механизмы генерации вакуумного ультрафиолетового и ближнего инфракрасного излучения ксенона происходят, в частности, при газовом разряде в ячейках плазменных панелей. В настоящее время плазменные панели наполняются смесью ксенона (рабочий, излучающий газ) с неоном и/или гелием (буферные газы). По данным моделирования [2], из энергии, расходуемой в разряде в ячейке плазменной панели на возбуждение ксенона во все возможные состояния, около 60% тратится на образование Хе** и около 40% - на образование Хе*(3P1), Хе*(3Р2) и Хе***.
В экспериментальных плазменных панелях пространственно-временные характеристики ближнего инфракрасного излучения ксенона (828.0 нм и 823.1 нм), приведенные в [5, 6], и непосредственно вакуумного ультрафиолетового излучения ксенона, представленные в [7], качественно согласуются между собой.
Таким образом, анализ механизмов генерации излучения ксенона позволяет утверждать, что интенсивность ближнего инфракрасного излучения ксенона пропорциональна интенсивности его вакуумного ультрафиолетового излучения.
Возможность определения интенсивности вакуумного ультрафиолетового излучения ксенона по интенсивности его ближнего инфракрасного излучения была опробована на плазменных панелях постоянного тока промышленного типа с ортогональной системой проволочных электродов.
Использовались четыре панели, наполненные трехкомпонентной смесью Xe-Ne-He с высоким процентным содержанием ксенона (около 25%) до давления 100 Торр и 150 Торр (попарно, с добавкой ртути и без нее). Панель с давлением наполнения ≈100 Торр с добавкой ртути выпускается серийно отечественными производителями. Каждая ячейка содержит 5 катодов общей протяженностью 10 мм и 1 анод протяженностью 6 мм и имеет площадь лицевой поверхности около 10 мм2 (5.75×1.75 мм). В каждой ячейке один из фотолюминофоров (ФГИ-520-1, химическая формула Zn2SiO4:Mn, зеленый цвет свечения; ФГИ-627/593-1, YBO2:Eu, красный; ФГИ-455-2, BaMg2Al16O27:Eu, синий) нанесен как на ее дно, так и полупрозрачным слоем на ее потолок.
Интенсивность излучения измерялась с помощью полупроводникового преобразователя светового потока в электрический сигнал марки Burr-Brown ОРТ209Р. Он представляет собой оптоэлектронную интегральную микросхему (фиг.1, цифрами обозначены номера выводов микросхемы), включающую фотодиод и преобразователь тока фотодиода в напряжение, размещенные на одной диэлектрической подложке и помещенные в стандартный оптически прозрачный пластиковый DIP-корпус. Для преобразования тока в напряжение применяется прецизионный операционный усилитель со сформированным на подложке тонкопленочным металлическим резистором обратной связи R1 номиналом 1 МОм с лазерной подгонкой (±0.5%).
Напряжение на выходе ОРТ209Р определяется произведением сопротивления обратной связи на ток фотодиода, который пропорционален световому потоку (мощности излучения), падающему на кристалл. Нелинейность преобразования светового потока в электрический сигнал в диапазоне тока фотодиода, в котором осуществлялись измерения, по документации на прибор [8] не превышает 0.01%.
Характеристика спектральной чувствительности фотодиода ОРТ209Р (фиг.2) лежит в области 250÷1100 нм и имеет максимум примерно на 740 нм.
В исходной конфигурации с резистором обратной связи 1 МОм быстродействие (время нарастания/спада сигнала на выходе) ОРТ209Р составляет 22 мкс по уровню 0.1-0.9 или 0.9-0.1. Однако изготовителем предусмотрена возможность повышения быстродействия с потерей чувствительности прибора путем подключения внешнего по отношению к микросхеме резистора (между выводами микросхемы 2 и 5, показанными на фиг.1) параллельно внутреннему резистору обратной связи или вообще без его использования, что уменьшает постоянную времени τ=RC, где R - суммарное сопротивление обратной связи, С - емкость фотодиода. При подключении внешнего резистора обратной связи номиналом 10 кОм (±0.2%) быстродействие ОРТ209Р по уровню 0-0.95 или 1-0.05 (измерялось по сигналу на его выходе при облучении фотодиода излучением светодиода АЛ307КМ, имеющего время нарастания/спада интенсивности излучения по данным [9], равное 3·10-8 с) улучшилось с 32 мкс (исходное) до 2 мкс.
Для выделения из спектра излучения ячейки ближнего инфракрасного излучения разряда использовался светофильтр КС19, а спектра излучения фотолюминофора ФГИ-455-2 (наименее инерционного из трех) - светофильтр СЗС9, отсекающий инфракрасное излучение. Интенсивность излучения ФГИ-455-2 измерялась также с помощью ФЭУ-19М с реальным быстродействием в схеме (оценивалось также с помощью АЛ307КМ) около 0.3 мкс по уровню 0-0.95 или 1-0.05.
На фиг.3, 4 показаны нормированные по наименьшей величине зависимости мгновенной интенсивности излучения фотолюминофора ФГИ-455-2 в стационарном состоянии (1) и ближнего инфракрасного излучения разряда (2) от импульсного тока разряда в отдельных ячейках плазменных панелей постоянного тока, наполненных до 100 Торр (фиг.3), с ртутью, и до 150 Торр (фиг.4), без ртути. Длительность импульса тока разряда была намеренно выбрана равной примерно 300 мкс при частоте следования импульсов 100 Гц так, чтобы она превышала время разгорания фотолюминофора ФГИ-455-2 на порядок. Результаты измерений показывают, что во всех четырех панелях мгновенная интенсивность ближнего инфракрасного излучения пропорциональна интенсивности фотолюминофора ФГИ-455-2 в стационарном состоянии, которая, в свою очередь, пропорциональна интенсивности возбуждающего вакуумного ультрафиолетового излучения. (Как следствие, форма импульсов излучения ФГИ-455-2 (2) после его разгорания и ближнего инфракрасного излучения разряда (3), приведенных в нормированном виде вместе с импульсом активного тока разряда (1) на фиг.5, совпадают. Осциллограммы получены для ячейки панели, наполненной до давления 100 Торр, с ртутью, при длительности импульса ≈310 мкс, частоте следования импульсов 100 Гц и среднем токе 0.2 мА.) Следовательно, интенсивность ближнего инфракрасного излучения пропорциональна интенсивности вакуумного ультрафиолетового излучения ксенона, что доказывает применимость предлагаемого способа для определения интенсивности вакуумного ультрафиолетового излучения.
При импульсном токе, большем 20 мА, кривые для интенсивности ближнего инфракрасного излучения и интенсивности фотолюминофора начинают расходиться (на фиг.3, 4 этот участок не показан), хотя их вид качественно совпадает. Однако расхождение объясняется нелинейностью преобразования энергии вакуумного ультрафиолетового излучения фотолюминофором при большом токе: с ростом тока выделяемая в ячейке мощность увеличивается, что приводит к большему нагреву фотолюминофора и к развитию температурного тушения фотолюминесценции, снижающего квантовый выход центров свечения и ограничивающего, в конечном счете, интенсивность (яркость) свечения фотолюминофора.
Способ определения интенсивности вакуумного ультрафиолетового излучения ксенона по интенсивности его ближнего инфракрасного излучения, в отличие от способа-прототипа, применим для коротких импульсов длительностью, значительно меньшей времени разгорания фотолюминофора, что важно, в частности, для плазменных панелей. Предложенный способ отличается простотой, потому что не требует какого-либо спектрального преобразования.
Приведем пример конкретного применения предложенного способа на практике для выяснения причины неоднородности (разброса) яркости разных ячеек плазменной панели, которая в зависимости от степени совершенства технологии производства может составлять 10÷20 процентов. Для этого необходимо измерить и сравнить между собой яркость фотолюминофора и интенсивность ближнего инфракрасного излучения в разных ячейках плазменной панели. На основании этого сравнения делается вывод о причине неравномерности яркости: если интенсивность ближнего инфракрасного излучения в разных ячейках одинакова, причина неравномерности яркости связана с фотолюминофором (разная толщина слоя, степень запыления продуктами распыления электродов при тренировке и т.д.), а если разная - значит с генерацией вакуумного ультрафиолетового излучения ксенона в разряде (разное межэлектродное расстояние, неодинаковая эмиссионная активность катода и т.д.).
Литература
1. Зайдель А.Н., Шрейдер Е.Я. Спектроскопия вакуумного ультрафиолета. М.: Наука, 1967. 472 с.
2. Meunier J., Belenguer Ph., and Boeuf J.P. Numerical model of an ac plasma display panel cell in neon-xenon mixtures // Journal of Applied Physics. 1995. V.78 (2). P.731-745.
3. Alford W.J. State-to-state rate constants for quenching of xenon 6p levels by rare gases // Journal of Chemical Physics. 1992. V.96 (6). P.4330-4340.
4. Galy G., Aouame К., Birot A., Brunet H., and Millet P. Energy transfers in Ar-Xe and Ne-Xe mixtures excited by alpha particles. II. Kinetic study // Journal of Physics B: Atomic, Molecular and Optical Physics. 1993. V.26. №3. P.477-489.
5. Yoshioka Т., Tessier L., Okigawa A., and Toki K. Characterization of microcell discharge in AC-PDPs by spatio-temporal optical emission spectroscopy // Journal of the SID. 2000. V.8. P.203-208.
6. Ganter R., Ouyang J., Callegari Th., and Boeuf J.P. Physical phenomena in a coplanar macroscopic plasma display cell I. Infrared and visible emission // Journal of Applied Physics. 2002. V.91 (3). P.992-999.
7. Jeong H.S., Seo J.H., Yoon O.K., Kirn J.K., and Whang K-W. Characteristics of vacuum ultraviolet emission from a surface discharge type AC PDP cell // Journal of Applied Physics. 1999. V.85 (6). Р.3092-3096.
8. Справочные листы Burr-Brown OPT209. 1997. 11 с.
http://www.ortodoxism.ro/datasheets/Burr-Brown/mXsquxr.pdf
9. Носов Ю.Р. Оптоэлектроника. М.: Советское радио, 1977. 232 с.
| Таблица Способ определения интенсивности вакуумного ультрафиолетового излучения ксенона | ||
| Процесс | № | |
| Возбуждение | e+Xe→e+Xe*(3P1, 3P2) | {1} |
| е+Хе→е+Хе** | {2} | |
| Ионизация | е+Хе→е+е+Xe+ | {3} |
| Каскадный процесс | Хе**→Xe*(3P1, 3P2)+hv (828 нм, 823.1 нм) | {4} |
| Образование молекулярных ионов | Хе++Хе+Хе→Хе2 ++Хе | (5} |
| Рекомбинация | Xe2 ++e→Xe**+Xe | {6} |
| Образование эксимеров | Xe*(3P1, P2)+Хе+Хе→Xe2 *(3Σu +)+Хе | {7} |
| Спонтанное излучение | Хе2 *(3P1)→Хе+hv (147 нм, резонансное) | {8} |
| Хе2 *(3Σu +)→Хе+Хе+hv (173 нм, континуум) | {9} |
Способ определения интенсивности вакуумного ультрафиолетового излучения ксенона, заключающийся в измерении пропорциональной ей интенсивности излучения в более длинноволновой области спектра, отличающийся тем, что из спектра излучения источника вакуумного ультрафиолетового излучения выделяют ближнее инфракрасное излучение, регистрируют его и по его интенсивности судят об интенсивности вакуумного ультрафиолетового излучения.
