ЛАЗЕРНОЕ РАЗДЕЛЕНИЕ ИЗОТОПОВ В АТОМАРНЫХ ПАРАХ
advertisement
ЛАЗЕРНОЕ РАЗДЕЛЕНИЕ ИЗОТОПОВ В АТОМАРНЫХ ПАРАХ* Казарян М.А. Физический институт им. П.Н.Лебедева РАН Национальная Академия Наук РА Рассмотрены и реализованы оригинальные подходы к методам лазерного разделения изотопов, позволившие существенно расширить его возможности. Для сужения линии поглощения и уменьшения паразитного поглощения на переходах в атомах изотопов, не принадлежащих к выделяемому продукту, использовался метод двухфотонного возбуждения атомов. Проведено разделение весовых количеств изотопов Zn в условиях, когда изотопическая структура резонансного перехода полностью скрыта допплеровским уширением. Для атома Pb произведена экономичная очистка свинца от редкого изотопа 210Pb. Проведено компьютерное моделирование процессов с использованием двухфотонного возбуждения для атомов Zn, B, Pb, и Si. Предложен и реализован метод получения изотопически измененных продуктов с использованием реакций селективно возбужденных атомов в долгоживущие состояния. Введение Сегодня можно с большой достоверностью утверждать, что теперь изотопическая продукция или сверхчистые вещества будут играть все возрастающую роль в науке, технике, медицине, а значит и в повседневной жизни общества [1,2]. Хотя методы лазерного разделения изотопов [3-5] в атомарых парах развиваются десятки лет [6-17] и созданы действующие экспериментальные стенды (уже в 1975 году с помощью установки на основе саморазогревного лазера на парах меди [18-20] с красителем в Национальной лаборатории Лоуренса в Ливерморе было произведено весовое количество обогащенного урана с концентрацией 235U около 3 % [17,21-22]), опытно-промышленные и промышленные установки [23-35], однако, многие вопросы, связанные с основными физическими процессами, определяющими эффективность процесса и степени разделения, остаются все еще не до конца изученными. С другой стороны, качественное развитие лазерной техники, наметившееся в последнее десятилетие, связанное с созданием эффективных и мощных перестраиваемых по частоте лазеров в видимой, УФ и ближнем ИК областях спектра [36-45], позволяет надеяться на технологический прорыв в работах по созданию промышленных установок конкурентноспособных другим методам разделения изотопов (центрифужные, диффузионные, физикохимические и т.п.). Немаловажным, естественно, в этом случае становится вопрос об универсальности лазерного метода разделения изотопов, который может быть использован практически для разделения изотопов любых элементов, а также для выделения желаемого элемента из природной руды или промышленного сплава, или отхода с большой необходимой степенью чистоты. В научной литературе и отчетах ведущих мировых лабораторий и организаций сообщается о ряде успешно реализованных методах и установках по лазерному разделению изотопов *Доклад на заседании Общего собрания Национальной Академии наук Республики Армения 22 апреля 2009 года 2 урана, плутония, гадолиния, циркония, иттербия [15,17,24-27]. К странам развивающим это направление относятся (исследования на уровне серьезных и дорогостоящих программ) США, Франция, Япония и можно утверждать, что они вплотную приблизились к освоению крупномасштабного производства [15-17]. Другие страныВеликобритания, Индия, Китай, Республика Корея и некоторые другие [17], в том числе Россия проявляют интерес к внедрению этой технологии [16,17,33,46-47]. В данной работе приведены результаты теоретических и экспериментальных исследований по лазерному разделению изотопов некоторых важных с научной и практической точек зрения элементов (Pb, Zn, Rb,B, Si, например, для целей фундаментальных исследований, квантовых компьютеров, микроэлектронной, атомной и биомедицинской технологий [34,35,46,47]) в атомарных парах, а также указаны основные тенденции современного развития этого направления на основе полученных данных. В определенных случаях выбор элементов для рассмотрения и экспериментальных исследований разработки опытных установок или устройств для промышленного производства диктовался потенциальными возможностями современной лазерной техники [12,13,24-27,40,45,48,49-51]. 1. Лазерный комплекс для разделения изотопов Лазерный комплекс для разделения изотопов, позволяющий проводить широкий набор исследований по возбуждению паров различных веществ с разными схемами и условиями возбуждения представляет собой совокупность независимых лазерных каналов, излучающих каждый на своей длине волны. Общая схема дана на рис.1. Источником задающего когерентного излучения, перестраиваемого по частоте «генератор на красителе», служат непрерывные лазеры на растворах органических красителей (краситель – родамин 6G) с накачкой излучением от непрерывного аргонового «Ar+ лазера» с выходной мощностью 10 Вт. Выходная мощность перестраиваемых лазеров (например, на длинах волн 607нм и 615нм) составила 70мВт. Относительная погрешность измерителя «λметра РС» составляла 5×10-8, но из-за несовершенства процедуры калибровки и из-за температурного дрейфа (около 100МГц/час) абсолютная погрешность измерения составляла (150÷200)МГц. Для точной настройки на резонанс использовалась система автоподстройки частоты по сигналу люминесценции. В дальнейшем излучение от каждого из задающих лазеров усиливалось трехкаскадной импульсной усилительной системой, состоящей из кювет с поперечной накачкой излучением лазера на парах меди. Длина пути от задающих лазеров до предусилителей составляла ~10м, что обеспечивало малое влияние спонтанного излучения усилителей на непрерывные лазеры. Основой комплекса лазеров накачки является система «Сu генератор» и «Сu усилитеь» на основе газоразрядных лазеров на парах меди. С двух каналов лазерного комплекса на парах меди суммарная выходная мощность излучения в дифракционном пучке достигала ~150Вт (по 75Вт в каждом канале при частоте следования импульсов генерации (10÷12) кГц, длительности импульса генерации ~(18÷20)нс при средней мощности, отбираемой от выпрямителя ~4.5кВт)..Контроль параметров функционирования, управление режимами работы медного комплекса осуществляется с помощью компьютерной системы управления. Импульсные усилители на растворах красителей представляют двухканальную систему, а каждый из каналов в свою очередь состоит из трех каскадов. После оконечного каскада было получено 12Вт усиленного излучения при накачке 48Вт. Выходное излучение имело почти гауссово распределение.. УФ излучение было получено путём удвоения частоты излучения лазера на красителе на нелинейном кристалле BBO, что дало возможность получить излучения на длинах волн λ1=307.6нм и λ2=303.6нм со средней мощностью ~3Вт с длительностью импульса по полувысоте 9нс, с каждого из каналов с хорошим пространственным распределением, близким к гауссовому (UV1 и UV2). 3 Комплекс перестраиваемых лазеров совместно с системой преобразования излучения во вторую гармонику позволяют получить предельно узкий, Фурье – ограниченный спектр выходного излучения. В нашем случае, при длительности импульса на полувысоте τ=10 нс, предельная ширина спектра оконечного усилителя на красителе Δν1пред≈(2πτ)-1=16МГц, а во второй гармонике Δν2пред=2Δν1пред≈32МГц, что подтверждается экспериментами. В процессе длительной непрерывной (нон-стоп) эксплуатации (до 100часов) спектральные и энергетические характеристики всего лазерного комплекса хорошо поддерживались и воспроизводились. 2. Когерентное изотопно-селективное двухфотонное возбуждение атомов. Ранее разделение изотопов осуществлялось, как правило, с помощью фотоионизации последовательностью некогерентных однофотонных переходов. Этому методу посвящена обширная литература. Двухфотонное возбуждение атомов через промежуточный уровень состоит в том, что переход в конечное состояние происходит в результате поглощения «одновременно» двух фотонов, когда промежуточный уровень практически не заселяется. Практическое разделение изотопов с помощью двухфотонного возбуждения стало возможным благодаря существенному совершенствованию лазерной техники, произошедшему в последнее время. Было получено перестраиваемое УФ излучение, обладающее предельно узкой шириной линии при высоких пиковых и средних мощностях излучения. Ширина линии стала меньше характерных изотопических сдвигов частоты, и это позволяет надеяться на эффективное селективное возбуждение атомов большинства химических элементов. Общая схема двухфотонного возбуждения атомов показана на рис. 2. Схема характеризуется наличием отстройки Δ резонансной частоты и отклонением δ суммы частот излучений от точного двухфотонного резонанса. Для краткости будем называть δ девиацией. Оптимальное значение девиации отлично от нуля. Для рассматриваемых в данной работе атомов свинца, цинка, бора и кремния оптимальное значение δ<<Δ и находится в диапазоне 10-500 Мгц при плотности мощности излучения на каждом переходе ~2 Вт/см2. Оптимальная величина отстройки выше более, чем на порядок. В условиях короткого импульса излучения (времена поперечной релаксации сравнимы или много больше длительности импульса) и узкого спектра излучения (ширина спектра излучения сравнима с обратной величиной длительности импульса) необходимо использовать когерентное приближение для описания взаимодействия излучения с атомами. В соответствии с теоретической моделью динамика трехуровневой схемы может быть описана с помощью аппарата матрицы плотности. В действительных переменных уравнения для трехуровневой схемы атома в электромагнитных плоскополяризованных полях Еi=Eicos(ωit) выглядят следующими образом [2] (d/dt)ρ11= -2μ1V1+A21ρ22 , (d/dt+1/T2)ρ22= 2(μ1V1-μ2V2)+A32ρ33 , (d/dt+1/T2+W3)ρ33= 2μ2V2 , (d/dt+1/2T2)u1= -Ω1μ1-μ3V2 , (d/dt+1/2T2)μ1= Ω1u1+V1(ρ11- ρ22)+V2u3, (2.1) (d/dt+1/2T2+1/2T3+W3/2)u2= -Ω2μ2-μ3V1 , (d/dt+1/2T2+1/2T3+W3/2)μ2= Ω2u2+V2(ρ22- ρ33)-V1u3 , (d/dt+1/2T3+W3/2)u3= -(Ω1+Ω2)μ3+μ2V1--μ1V2, (d/dt+1/2T3+W3/2)μ3= (Ω1+Ω2)u3-u2V1-+u1V2, где i=1,2; j= 1,2,3; Vi = -diEi/4πh, Ωi- отстройки частот переходов, ui и μi соответственно синфазная и противофазная компоненты поляризации, нормированные на дипольный момент перехода; ρjj- нормированная населенность j-уровня; d1,2- дипольные моменты переходов; ω32 4 и ω21- частоты переходов; ω1,2-частоты излучения; Аij- коэффициенты Эйнштейна; Т2,3 – времена жизни уровней; W3- частота разрушения верхнего уровня за счет внешних процессов (фотоионизация, суперлюминесценция, химические реакции). Для параллельных пучков излучения Ω1=ω21(1-v/c)-ω1, Ω2=ω32(1-v/c)-ω2, а для встречных пучков Ω2=ω32(1+v/c)-ω2, где vскорость атома. Предполагается допплеровское распределение атомов по скоростям. Система уравнений (2.1) не описывает динамику электрического поля. Тем самым отбрасываются эффекты связанные с деформацией формы импульса излучения, разбиванием его на солитоны. Однако эти эффекты существенны, когда атомы не только поглощают излучение, но и отдают энергию полю излучения. В задачах разделения изотопов переизлучение атомов нежелательно, т.к. при этом уменьшается степень их возбуждения, падает селективность, вследствие динамического штарк-эффекта. Поэтому будем рассматривать импульсы сравнительно невысоких энергий, но достаточных для того, чтобы переводить на верхний уровень значительную часть атомов. 2.2. Двухфотонное возбуждение атомов свинца. В данном разделе рассматриваются возможности удаления радиактивного изотопа 210Pb методом фотоионизации. Концентрация указанного изотопа в свинце чрезвычайно мала и составляет всего ∼10-13%. В этом случае, поглощение излучения на атомах 210Pb пренебрежимо мало и смягчаются проблемы, связанные с самофокусировкой излучения и пространственно-временным согласованием импульсов излучения. В результате, оказывается возможным использовать достаточно протяженные области взаимодействия излучения с веществом (несколько десятков метров). На рис.3 показана схема уровней атомов свинца, которые могут быть использованы в процессе фотоионизации. Сплошными линиями обозначены возможные каналы фотоионизации, пунктирными линиями, переходы обусловленные спонтанным распадом уровней. Первый переход с основного на резонансный уровень определяется практически однозначно, т.к. переходы на более высокие уровни требуют слишком малых длин волн излучения. По второму переходу рассматривались два возможных варианта. В первом случае возбуждается уровень 7p 3D1 излучением Nd:YAG – лазера. Выбор этого лазера обусловлен тем, что частота его излучения всего на 6 см-1 выше, чем частота перехода. Во втором случае возбуждается уровень 8p 3P1 излучением лазера на красителе родамин-6Ж. Вопрос о выборе фотоионизирующего излучения в значительной степени зависит от структуры автоионизационных уровней и их времени жизни. С помощью описанного выше лазерного комплекса, обеспечивающего широкий диапазон перестраиваемого излучения, вполне реально найти наиболее подходящий автоионизационный уровень, сечение возбуждения которого может быть на уровне 10-15 см-2. В этом случае можно обеспечить превышение вероятности фотоионизации над вероятностью радиационного распада верхнего уровня. При использовании мощности излучения по первому переходу на 50% предельная производительность системы в условиях описанного выше лазерного комплекса оценивается на уровне 1 г/с (около 2 т в месяц при круглосуточной работе). 2.3. Двухфотонное возбуждение атомов бора и кремния. В данном разделе рассматривается изотопно-селективная фотоионизация атомов бора и кремния лазерным излучением с помощью перестраиваемых лазеров на красителях. Природное содержание стабильных изотопов кремния распределилось следующим образом: 28Si- 92,2 %, 29Si- 4,7 %,30Si- 3,1 %. В некоторых технологических приложениях прежде всего необходима высокая изотопическая чистота кремния, поэтому предпочтительнее выделять изотоп 28Si, имеющий наивысшее содержание в природном кремнии. Природное содержание стабильных изотопов бора распределилось следующим образом: 10B- 19,9 %, 11B- 5 80,1 %. Задача состоит в том, чтобы из смеси двух изотопов выделить изотоп 10B для применения в ядерном реакторостроении. Для атомов кремния и бора предлагаются сходные схемы фотоионизации с двухфотонным возбуждением одного из высоко лежащих состояний через резонансный уровень. Существенно то, что имеется в виду двухфотонное, а не двухступенчатое возбуждение. Для кремния предлагается схема 3p2 3P2→4s 3P2→5p 3D2, а для бора-2p 2P1/2→3s 2S1/2→4p 3P1/2. Длины волн указанных переходов совпадают для кремния и бора с точностью до 1,5%. Также близки силы осцилляторов переходов и времена жизни уровней. Поэтому следует ожидать практически совпадающие значения оптимальных значений плотностей энергий для кремния и бора. На рис.4. показана схема уровней атомов бора и кремния, которые предлагается использовать в процессе фотоионизации. Производительность определяется достижимой мощностью излучения. Как показали расчеты, в идеальных условиях степень ионизации может достигать уровня 0,9. Тогда на один ион приблизительно тратится один квант излучения по каждому каскаду. Зная энергии импульсов можно оценить общее число ионов во всем объеме. Положим для оценки, что на первом переходе, т.е. в области 250 нм достижима мощность в 1 Вт при частоте следования импульсов 10 Кгц. Этому соответствует образование 1,21018 ионов в секунду. При идеальной экстракции, ионов получаем предельную производительность 0,07 г/ч для бора и 0,2 г/ч для кремния. Однако реально эти цифры будут меньше. В силу продольной и поперечной неоднородности пучка излучения разным участкам в активном объеме будут соответствовать отличающиеся интенсивности излучения, и как следствие, разные степени ионизации. Кроме того, в процессе экстракции ионов, часть из них будет теряться на поверхностях элементов конструкции экстрактора, предназначенных для защиты коллекторов от попадания атомов нежелательных изотопов. К уменьшению эффективности двухфотонного возбуждения приводит также различие дипольных моментов по каналам возбуждения с разными числами проекции момента. Все это уменьшает предельную производительность, как минимум вдвое. Поэтому реально можно рассчитывать на производительность не более 0,03 г/ч и 0,1 г/ч на 1 Вт мощности излучения при непрерывной работе. 3. Фотохимическое разделение изотопов цинка с использованием двухфотонного возбуждения. 3.1. Описание метода. В работах [1,2] экспериментально продемонстрировано разделение изотопов для атомов цинка. В основу метода разделения положено двухфотонное возбуждение Zn в состояние 6s3S1 в двух встречных волнах с близкими частотами излучения и одинаковыми интенсивностями (λ1 = 307,6 нм и λ2=303,6 нм), с последующим распадом в долгоживущее состояние 6p3Pj0. Для выделения нужного изотопа используется фотохимическая реакция: Zn*(6s3S1)+CO2 Æ ZnO+CO+1,33 eV. Константа скорости реакции равна k=2,5·10-10 см3с-1, что на 4…5 порядков выше, чем скорость реакции невозбужденного атома. Это обеспечивает высокую селективность процесса. При давлении С02 0.1 тор скорость реакции на порядок превышает вероятность спонтанного распада 6p3Pj0 состояния (105 сек-1). Квантовая эффективность превышает 50%. Продуктом этой реакции является устойчивое соединение ZnO, которое осаждается на коллекторе. Остальные реагенты выкачиваются из области разделения. Разделение изотопов проводилось в потоке CO2 с Zn при относительно высоком давлении CO2 (~1 тор). Так как концентрация атомов Zn невелика (~1013 см-3), то для повышения производительности 6 необходима высокая скорость прокачки Zn через рабочую кювету разделительного модуля. При поглощенной мощности 2 Вт количество прореагировавших атомов Na, равное количеству поглощенных фотонов, равно: Na = Pп/hν, где Pп — поглощенная мощность, hν — энергия кванта на резонансном переходе. При Pп = 2 Вт, Na = 3,2·1018 ат/сек, что соответствует скорости прокачки 320 л/сек. Давление CO2 на ~3 порядка больше, что вызывает трудности при прокачке CO2 и паров Zn в общем потоке. Поэтому в работе использована двухмерная прокачка рабочей смеси: цинка поперек луча от испарителя до холодной стенки и CO2 – вдоль луча со скоростью ~2 л/сек. Особенностью используемой схемы возбуждения Zn является возникновение сверхизлучения на каскаде переходов из состояния 6s 3S1 в 6p 3P10. Это позволяет осуществлять автоматическую привязку суммарной частоты двухфотонного возбуждения к одному из желаемых изотопов. Другой метод—по скачку давления CO, позволяет осуществлять контроль количества наработанного продукта. 3.2. Экспериментальные результаты. На рис.5 приведены записи сигналов люминесценции в зависимости от отстройки частоты второго перехода δν2, демонстрирующие разделение изотопов Zn. При малой концентрации атомов (спектр а) и сравнительно небольшой мощности лазеров получается полностью разрешенная изотопическая структура. Предельная ширина спектра отдельного изотопа составляет 70 МГц и обусловлена как конечной шириной линии излучения лазеров, так и неравенством энергии квантов при двухфотонном поглощении. Ассиметрия резонансов как раз обусловлена этой причиной. При большой концентрации атомов Zn (спектр б) или высокой плотности излучения (спектр в) линии двухфотонного резонанса сильно уширены и могут быть полностью перекрыты (запись г). Экспериментальные данные в соответствии с результатами расчетов, показали, что имеет место эффект увеличения ширины линии поглощения с возрастанием концентрации атомов изотопа или интенсивности излучения. Этот эффект может быть объяснен тем, что с их ростом увеличивается доля поглощенного излучения, что приводит к более высокой мощности сверхизлучения, и как следствие, к увеличению частоты вынужденных переходов. В результате возрастает ширина линии поглощения, что приводит к уменьшению селективности выделения изотопа. При заданной селективности разделения изотопов, описанный эффект накладывает ограничение сверху на мощность лазеров и концентрацию атомов выделяемого изотопа. Эффективность процесса разделения изотопов определяется долей излучения, поглощенного в процессе двухфотонной накачки. Следует отметить, что при двухфотонном поглощении двух встречных фотонов в процессе поглощения монохроматического излучения участвуют все “нужные” атомы. Селективность процесса разделения определяется степенью перекрытия линий двухфотонного резонанса. Степень перекрытия зависит от отстройки частоты δν1, энергии излучения и концентрации атомов. Требования по эффективности и селективности противоречат друг другу, поэтому для каждой отдельной задачи нужен выбор оптимального компромисса между удельной производительностью, эффективностью и селективностью процесса разделения. Например, при селективности 50 ÷ 100, плотность энергии излучения E1 и E2 не должна превышать 350 мкДж.см-2 при δν1 = 9 ГГц, а концентрация атомов цинка должна быть не выше n = 2 .1013 см-3. В этих условиях достигается эквивалентный коэффициент поглощения для изотопа Zn66 kν ∼ (3÷4) × 10-3 см-1, что позволяет эффективно использовать излучение накачки при умеренной длине кюветы 150 ÷ 200 см. Производительность комплекса для этого случая составляет 0.6 г/час. Таким образом, использование двухфотонной накачки в сочетании с фотохимической реакцией позволяет проводить эффективное разделение изотопов для случая, когда резонансные переходы всех разделяемых изотопов находятся внутри допплеровского контура. 7 4. Фотохимическое разделение изотопов с использованием однофотонного возбуждения долгоживущих уровней. 4.1. Описание метода. Для ряда атомов, изотопическая структура которых скрыта доплеровским контуром использование метода двухфотонного возбуждения неэффективно. С одной стороны, использование метода двухфотонного возбуждения требует наличия двух мощных перестраиваемых источников излучений в ультрафиолетовой области спектра, что усложняет и удорожает экспериментальную установку по лазерному разделению изотопов. Во-вторых, не всегда удается подобрать приемлемых схем возбуждения. Для атомов цинка и рубидия (два различных примера возбуждения) экспериментально продемонстрирован другой способ разделения изотопов, который применим для многих элементов. Метод основан на однофотонном селективном возбуждении долгоживущих состояний атомов. Долгоживущие возбужденные состояния атомов могут эффективно вступать в химические реакции с рядом молекул, в то время как для основных состояний скорость реакции мала. В отличие от AVLIS, метод базируется на использовании одной длины волны, не требует коллимации потока атомов и не нуждается в электрической экстракции. Метод использует свойство допплеровского контура, которое заключается в том, с увеличением отстройки частоты одновременно от частот линий всех изотопов возрастает селективность возбуждения. Допплеровские спектры двух изотопов, смещенные друг относительно друга на половину ширины допплеровского контура. Приблизительно такие изотопические сдвиги встречаются довольно часто. Отношение вероятностей возбуждения атомов разных изотопов линией излучения с узким спектром возрастает по мере увеличения отстройки. Так при отстройке на половину ширины допплеровского контура это отношение уже около 10. Интересно отметить, что у лоренцевского контура, напротив, селективность асимптотически падает. За один импульс излучения с узким спектром возбуждается малая доля атомов. Тем не менее, за несколько тысяч импульсов можно полностью «выжечь» тот изотоп, положение линии которого наиболее близко к частоте излучения. При этом можно создать условия, при которых концентрация атомов остальных изотопов уменьшится незначительно. Чтобы обеспечить многократное воздействие излучения на атомы, можно использовать продольный или поперечный режим прокачки газа с невысокой скоростью потока. Во многих случаях за один проход среды через активную зону можно «выжечь» одновременно несколько изотопов, сохранив при этом нужные изотопы. В эксперименте область разделения представляла собой нагреваемую внешней печью кварцевую либо стеклянную трубку длиной 60см, диаметром 3см, через которую распространялся газовый поток исследуемых атомов с аргоном и молекулами газа-реагента. Скорость прокачки смеси ≥ 0.5 л/сек, давление аргона (1÷2)Торр, концентрация газа-реагента ≈1016 см-3. При этих экспериментальных условиях время дрейфа атомов через область взаимодействия составляет порядка 1 сек, число столкновений с атомами буферного газа до 107. Атомы исследуемого изотопа поступали в область разделения из резервуара, который нагревался отдельной печью, с температурой, обеспечивающей необходимую концентрацию атомов. Излучение силового лазера распространялось вдоль потока, обеспечивая “выжигание” возбужденных атомов на стенках камеры разделения за счет химической реакции. Остальные атомы осаждались на стенках коллекторной камеры, куда поступал газовый поток. 4.2. Результаты экспериментов по разделению изотопов цинка. Возбуждение атомов цинка с помощью силового лазера осуществлялось в области разделения вдоль потока на интеркомбинационном переходе 4s2 1S0 – 4p 3P01 (λ=307нм) от источника узкополосного перестраиваемого импульсного излучения. Средняя мощность лазерного излучения составляла ~2Вт, диаметр пучка ~1см при частоте повторения f=12кГц, 8 длительности импульса 10нс, ширине линии излучения Δν=45МГц. В данном варианте схем возбуждения верхнее возбужденное состояния имеют относительно большое время жизни τ =10.5 мксек. На резонансном переходе атома цинка 4s2 1S0→4p 3P01 при температуре T=3500C изотопные сдвиги гораздо меньше доплеровской ширины. Если частота монохроматического излучения с Δν « Δνd отстроена от центра доплеровского контура поглощения атомов цинка, то коэффициенты поглощения для различных изотопов различны. Можно подобрать частоту излучения, при которой возбуждается преимущественно только один изотоп. В качестве газа-реагента были выбраны сложные кислородосодержащие молекулы: диэтилового эфира - (C2H5)2O и метанола - CH3OH. В этом случае реакция возбужденных атомов с молекулами газа-реагента идет с образованием устойчивого соединения ZnO, которое осаждается “выжигается” на стенках камеры области разделения. Константа скорости реакции Zn(4p 3P01) с диэтиловым эфиром k∗ =1.61×10-9 см3/сек. Константа скорости реакции с невозбужденными атомами при этом пренебрежимо мала k <10-14 см3/сек. Когда частота излучения силового лазера настраивалась на центр доплеровского контура атомов цинка, регистрировалось практически 100% “выжигание” атомов в коллекторной камере. Этот факт свидетельствует об эффективном возбуждении атомов цинка в камере разделения и эффективности химической реакции. При отстройке частоты излучения лазера от центра доплеровского контура наблюдалась деформация контура линии поглощения, регистрируемая в коллекторной камере под действием излучения от другого лазера с малой интенсивностью. При концентрации атомов ≈1013 см-3 в области разделения, когда частота лазера отстроена от цента на (–) 2ГГц, максимум доплеровского контура смещается вправо. Это связано с преимущественным возбуждением и последующим “выжиганием” 64Zn. Противоположная ситуация возникает, когда частота излучения отстроена на (+)2ГГц, тогда число “выжигаемых” атомов, регистрируемое в коллекторной камере, превышает число возбуждаемых в камере разделения. Это связано со вторичными реакциями образуемых радикалов с невозбужденными атомами. Сопоставление сдвига максимума доплеровского контура с расчетным, показало, что более 95% изотопа 64Zn “выжигается” в камере разделения. Такие же результаты получены из масс-спектрометрического анализа цинка, оседающего на стенках коллекторной камеры. Достигнутая наработка продукта составила ~1г вещества при 3х часовой экспозиции. 4.3. Разделение изотопов рубидия с помощью возбуждения ридберговских состояний. Спектры поглощения атомов рубидия в камере разделения на переходе (5S1/2–11P3/2), записанные по поглощению излучения и по сигналу люминесценции в обоих случаях были идентичны. Характер поведения спектров не изменялся вплоть до давления аргона ~5Торр и концентрации атомов рубидия ~1013 см-3. Наблюдается хорошее совпадение расчетных спектров поглощения с экспериментальными при рабочей температуре 1200С. Использование для возбуждения двух последних компонент сверхтонкой структуры (F = 1 → F = 0,1,2 для 87 Rb и (F = 2 → F = 1,2,3 для 85Rb) дает хорошую селективность возбуждения выбранного изотопа. В качестве газа реагента использовались молекулы метанола - CH3OH, константа скорости реакции для которых с Rb(11P3/2) - k∗=1.47×10-9 см3/сек и диэтилового эфира (C2H5)2O k∗=8.4×10-10 см3/сек. Для невозбужденных атомов Rb значение константы скорости более чем на 3 порядка меньше k∗. 9 Литература. 1. Бохан П.А., Бучанов В.В., Закревский Д.Э., М.А.Казарян, М.М.Калугин, А.М.Прохоров, Фатеев Н.В. Лазерное разделение изотопов в атомарных парах. (М., Физматлит, 2004). 2. Bokhan P.A.,Buchanov V.V., Fateev N.V., Kalugin M.M , Kazaryan M.A, Prokhorov A.M., Zakrevskii D.E. Laser isotope separation in atomic vapor. Weinheim, WILEY-VCH VERLAG GmbH & Co. KGaA, 2006 3. Letokhov V.S., Ambartzumian R.V. IEEE J. Quant. Electr. QE-7, 305 (1971). 4. Ambartzumian R.V.,Letokhov V.S. Applied Optics, 11, 354 (1972). 5. Амбарцумян Р.В., Калинин В.П., Летохов В.С. Письма в ЖЭТФ, 13, 305 (1971). 6. Letokhov V.S. Science, 180, 451 (1973). 7. Letokhov V.S., Optics Comm., 7, 59 (1973). 8. Карлов Н.В., Прохоров А.М. УФН, 118, 583 (1976). 9. Летохов В.С., Мур Б. Квантовая электроника, 3, 248 (1976). 10. Летохов В.С., Мур Б. Квантовая электроника, 3, 485 (1976). 11. Басов Н.Г., Беленов Е.М., Исаков В.А., Маркин Е.П., Ораевский А.Н., Романенко В.И. УФН, 121, 427 (1977). 12. Летохов В.С., Мишин В.И., Пурецкий А.А. Химия плазмы (М., Атомиздат, 4, 3, 1977). 13. Карлов Н.В. Труды ФИАН, 114,3 (1979). 14. Карлов Н.В., Крынецкий Б.Б., Мишин В.А. Прохоров А.М. УФН, 127, 593 (1979) 15. Paisner J.A. Аppl. Phys. B46, 253 (1988). 16. Яковленко С.И. Квантовая электроника, 25, 971 (1998). 17. Мишин В.А. В кн. Изотопы под ред. Баранова В.Ю. (М., ИздАТ, 2000, с. 308). 18. Казарян М.А. Исследование импульсных лазеров на парах металлов. Диссертация канд.физ.-мат. наук. ФИАН, Москва, 1974, 151 стр. 19. Батенин В.М., Бучанов В.В., Казарян М.А., Климовский И.И., Молодых Э.И. Лазеры на самоограниченных переходах атомов металлов.(М.,Научная книга,1998). 20. Little Christopher E. Metal Vapour Lasers (New York, John Wiley&Sons, 1999). 21. Devis J and Devis R. Laser isotope separation program- 8.1 Overview, in Laser Program Annual Report- 1976, UCRL-50021-76 (ed. P.E. Coyle), Lawrence Livermore National Laboratory, CA, 8/3-8 (June 1977). 22. Spaeth M. Laser isotope separation program- 8.1 Overview, in Laser Program Annual Report1976, UCRL-50021-76 (ed. P.E. Coyle), CA, 8/29-33 (June 1977). 23. Shirayama S., Ueda H., Mikatsura T., Konagai Ch. Proc. SPIE, 1225,279 (1990). 24. Morioka N. Proc. SPIE, 1859,2 (1993). 25. Camarcat N., Lafon A., Perves J., Rosengard A. . Proc. SPIE, 1859,14 (1993). 26. Haynam C.A., Comaskey B.J., Conway J., Eggert J., Glaser J., Ng E.W., Paisner J.A., Solarz R.W., Worden E.F. Proc. SPIE, 1859,24 (1993). 27. Bettinger A., Neu M., Maury J and Chatelet J.A. Proc. SPIE, 1859,108 (1993). 28. Forest G. Laser Focus, 22(4), 23, (1986). 29. Kiernan V.Laser Focus World, 33(10), 78, (1977). 30. Grant B. Photonics Spectra, 31(10), 46, (1997). 31. Демидова Н.С., Мишин В.А. Письма в ЖТФ, 23, 42 (1977). 32. Борисов С.К., Кузьмина М.А., Мишин В.А. . Докл. 3-й Всероссийской научной конференции «Физико-химические процессы при селекции атомов и молекул», », ред. Баранов В.Ю., Колесников Ю.А. (Звенигород),(М.,ЦНИИатоминформ,40, 1998). 33. Buchanov V.V., Kazaryan M.A, Kalugin M.M., Prokhorov A.M. Laser Physics, 11, 1, (2001). 34. Бучанов В.В.,Казарян М.А.,Калугин М.М., Прохоров А.М. Докл. 5-й Всероссийской (международной) научной конференции «Физико-химические процессы при селекции атомов и молекул», ред. Баранов В.Ю., Колесников Ю.А. (Звенигород),(М.,ЦНИИатоминформ, 2001, с.111). 10 35. Buchanov V.V., Kazaryan M.A, Kalugin M.M., Prokhorov A.M. Technical digest of International conference on Lasers 2001, (Tucson, Arizona, 34,2001). 36. Grove R.E. Copper vapour laser overview, Laser program annual report-1979 (LLNL: Livermore, CA), 9-4 to 9-5, (1980). 37. Devis J.L. and Shore B.W. Technical and systems highlights, Laser program annual report-1980 (LLNL: Livermore, CA), 10-13 to 10-17, UCRL-5002180 (1981). 38. Warner B.E., Status of copper vapour technology at Lawrence Livermore National Laboratory, CLEO ’91, Tech. Dig., Opt. Soc. Am., Wasington, DC, 516-18 (1991). 39. Kearsley A. . Proc. SPIE, 1225,270 (1990). 40. Sabotinov N.V., Vuchkov N.K.,Asadjov D.N. Proc. SPIE, 1225,289 (1990). 41. Bass I.L., Bonanno R.E., Hackel R.P., Hammond P.R. Appl. Opt. 31, 6993 (1992). 42. Doizi D. In Pulsed Metal Vapour Lasers (Dordrcht, Kluwer Academic Publishers, 303, 1996). 43. Васильев С.В., Мишин В.А., Шаврова Т.В. Квантовая электроника, 24, 1 (1996). 44. Tabata Y., Hara K., Ueguri S. Proc. SPIE, 1628,32 (1992). 45. Лябин Н.А., Чурсин А.Д., Угольников С.А., Королева М.Е., Казарян М.А. Квантовая электроника, 31, 191 (2001). 46. Бохан П.А., Бучанов В.В., Закревский Д.Э., Степанов А.Ю., Фатеев Н.В. Письма в ЖЭТФ, 71, 705 (2000). 47. Бохан П.А, Бучанов В.В., Закревский Д.Э., Степанов А.Ю., Фатеев Н.В. Докл. 4-й Всероссийской (международной) научной конференции «Физико-химические процессы при селекции атомов и молекул», (Звенигород),(М.,ЦНИИатоминформ, 2000, с.30). 48. Лябин Н.А. Оптика атмосферы и океана. 13, 258, (2000). 49. Maximov O.P., Mishin V.A., Mashkunov A.G. et al. Technical Didest of international conference Lasers-97, New-Orlean, Lousiana, 1997 50. Бохан П.А., Закревский Д.Э., Кочубей С.А., Степанов А.Ю., Фатеев Н.В., Квантовая электроника, 31, 132, (2001). 51. Мошкунов А.И., Закревский Д.Э., Рахимов Г.Г., Юдин Н.А. Докл. всерос. конф. «Физикохимические процессы при селекции атомов и молекул» (Звенигород, 2000,с.102). 11 Ar+ лазер Генератор на красителе Генератор на красителе λ-метр РС λ-метр Усилители на красителях Сu генератор BBO UV1 Сu усилитель Сu усилитель UV2 Сu усилитель Рис.1. Оптическая блок схема установки. 12 девиация δ ~10-500 Мгц отстройка Δ~ 3-50 Ггц Рис.2. Схема двухфотонного возбуждения атомов. 13 Автоионизационные состояния 8p 3D2 7p 3D1 1060 нм 600,2 нм Верхние уровни в двухфотонном возбуждении 3 7s P1 Резонансный уровень 283 нм Метастабильны е 6p2 3P0 Рис. 3. Схема переходов в атоме свинца. 14 1064нм 1064нм 2 5p 4p 2DP2 22 4p 4p PP1/2/ 563 3 нм 563,3 563 3 нм 585,9 3 4s 3s 2PS2 2 3s 3s 2SS1/2/ / 249 7 нм 251,6 249 7 нм 249,7 1` D2 3p2 2P2 2p 2P1/2 F=7/2 а) б) Рис.4. Схематическое изображение фотовозбуждения атомов бора (а) и кремния (б). 15 3.2 3.0 2.8 2.6 2.4 2.2 2.0 1.8 1.6 1.4 1.2 1.0 1.60.8 1.50.6 1.40.4 1.30.2 1.20.0 1.1 -0.2 1.0 0.9 0.8 7.0 0.7 0.6 6.5 0.5 6.0 0.4 0.3 5.5 0.2 5.0 0.1 4.5 0.0 -0.1 4.0 3.5 3.0 2.5 2.0 1.5 1.0 Интенсивность люминисценции (отн.ед.) Zn 64 Zn 66 Zn 68 г) -0.06 -0.05 -0.04 -0.03 -0.02 -0.01 0.00 в) 2.0 1.9 1.8 -0.06 1.7 1.6 1.5 1.4 1.3 1.2 1.1 1.0 -0.06 0.9 0.8 0.7 0.6 0.5 0.4 -0.05 -0.04 -0.03 -0.02 -0.01 0.00 б) -0.05 -0.04 -0.03 -0.02 -0.01 0.00 а) 0 1000 2000 3000 δν2, МГц Рис.5. Спектр люминисценции на длине волны 1.3 мкм в зависимости от δν2 при δν1 = 5 ГГц. а) E1 , E2 = 150 мкДж. см-2, n = 1.6 . 1013 см-3 ; б) E1 , E2 = 150 мкДж. см-2, n = 2.4 . 1014 см-3; в) E1 , E2 = 400 мкДж. см-2, n = 1.6 . 1013 см-3 ; г) E1 , E2 = 550 мкДж. см-2, n = 1.6 . 1013 см-3.
