Механизмы воздействия оптического излучения на взаимодействующие атомные системы тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.05 ВАК РФ

Предпосылки к постановке работы, актуальность темы

Исследования взаимодействия оптического излучения с атомно-молекулярными системами всегда служили основой и стимулом развития разнообразных направлений физики. Появление лазеров существенно расширили арсенал возможностей таких исследований и произвели настоящую революцию в спектроскопии таких систем /1,2/.

Нелинейные Методы спектроскопии, помимо существенного повышения спектрального и временного разрешения, а также точности определения атомных констант, позволили создать принципиально новые способы изучения и направленного воздействия оптического излучения на атомно-молекулярные среды й решить ряд принципиальных задач, недоступных методам классической (долазерной) спектроскопии.

Несмотря на впечатляющие успехи лазерной спектроскопии, поиск новых областей применения ее методов до сих пор остаётся весьма актуальной задачей. Это связано как с новыми возможностями, появившимися благодаря успехам в развитии самой лазерной техники, так й с необходимостью разработки Новых методов селективного воздействия интенсивного светового излучения на вещество, диктуемой все возрастающими требованиями науки, техники и технологии.

В настоящей работе представлены экспериментальные исследования воздействия мощного оптического излучения на взаимодействующие атомные системы - системы соударяющихся атомов и атомы, адсорбированные на поверхности твердых тел, развиты методы лазерной спектроскопии таких систем. ф Надо отметить, что спектроскопия атомнь1Х столкновений является традиционной и до сих пор успешно развивающейся областью атомной физики Это связано с тем обстоятельством, что именно соударения атомов (й молекул) -на близких расстояниях определяют целый ряд принципиально важных процессов в газовых средах - релаксацию возбуждений в газовых разрядах, распределение заселенности электронных и колебательных молекулярных состояний в компонентах разряда, кинетику и направление химических реакций во взаимодействующих газовых смесях, динамику молекулярного и атомного взаимодействия с поверхностью твердых тел, процессы столкновительной ионизации, диссоциации и ассоциации взаимодействующих частиц и т. д., зачастую, именно столкновения ограничивают селективность воздействия оптического излучения на зтомно-молекулярные газовые системы.

Методы исследования атомных столкновений достаточно широки и разнообразны. Это и метод пересекающихся атомных пучков, в котором исследуется динамика рассеяния взаимодействующих частиц /3/, метод измерения ширины и сдвига ударного контура атомных лини(у4/. спектроскопия далеких крыльев атомных линий, форма которых определяется потенциалами взаимодействия между атомами в основном и возбужденном состояниях /51. Каждый из зтих методов имеет, разумеется, свои достоинства и недостатки, при этом можно надеяться, что развитие новых лазерных методов спектроскопии атомных столкновений позволит существенно расширить возможности каждого из вышеперечисленных экспериментальных направлений, как это уже продемонстрировано на примере использования методов нелинейной лазерной .спектроскопии для исследования столкновений в ударном контуре атомной линии/6/.

Что касается атомных взаимодействий с поверхностью твердых тел, то несмотря на практическую важность, поверхностных явлений для целого ряда прикладных задач физики, химии, техники и технологии, несмотря на богатую историю исследований этих процессов /7, 8/, на разработку в последнее время целого ряда современных экспериментальных методик исследования поверхностных явлений и процессов /9, 10/, многие их стороны остаются не, полностью выясненными до сих пор, что связано со сложным многочастичным характером взаимодействия атомов и молекул на поверхности твердых тел. Это особенно справедливо для взаимодействия частиц с поверхностью при их электронном возбуждении.

Отметим, что в большинстве работ по исследованию воздействия оптического излучения на поверхностные процессы, как правило, изучались лишь такие воздействия, которые изменяли адсорбционные свойства исследуемой поверхности /11/, но не электронное возбуждение адсорбированной частицы, что существенно ограничивало селективность

• такого воздействия. Именно поэтому исследования взаимодействия возбужденных атомных систем с поверхностью твердых тел, так же как и развитие.; лазерных методов детектирования поверхностных процессов представлялось весьма привлекательным и многообещающим.

Все вышесказанное, по нашему мнению, позволяет считать представленную работу достаточно актуальнрй.

Цель работы

Целью выполненных исследований являлось изучение механизмов воздействия мощного оптического излучения на системы взаимодействующих атомов и разработка на этой основе новых методов лазерной спектроскопии таких систем. Эти исследования включают в себя:

- экспериментальное обнаружение и интерпретацию нелинейных оптических эффектов насыщения в системах соударяющихся атомов;

- исследование полевых неадиабатических эффектов в процессах атомных столкновений; изучение спектральных и энергетических характеристик атомов, адсорбированных на поверхности прозрачных диэлектриков;

- измерение ряда кинетических и динамических характеристик атомов щелочных металлов, адсорбированных на поверхности широкозонных диэлектриков;

- изучение процессов оптического возбуждения адсорбированных атомов и исследование каналов релаксации энергии их электронного возбуждения.

Научная новизна и практическая ценность

Научная новизна работы состоит е экспериментальном обнаружении и интерпретации ряда новых нелинейных явлений в системах соударяющихся атомов, разработке модели фотодесорбции и фотостимулированной миграции атомов на поверхности широкозонных диэлектриков, получении ряда экспериментальных данных о взаимодействии атомов щелочных металлов с поверхностью монокристаллического сапфира, обнаружении и исследовании основных закономерностей явления фотоотрыва структурных дефектов поверхности металла под действам оптического излучения.

Практическая ценность работы состоит в разработке новых методов лазерной диагностики атомных столкновений, процессов фотодесорбции атомов с поверхности твердых тел, методов обнаружения и измерения кинетики образования и релаксации структурных дефектов на поверхности металла.

На защиту выносятся:

- методы лазерной спектроскопии насыщения системы соударяющихся атомов, позволяющие выделить такие межатомные взаимодействия, которые обеспечивают им длительное-пребывание в резонансе с возбуждающим излучением;

- экспериментальное обнаружение и интерпретация ряда специфических нелинейных эффектов в системе соударяющихся атомов, обнаружение состояний квазисвязанного движения атомов, эффекта просветления атомной среды без ее насыщения;

- методы лазерной спектроскопии для исследования процессов десорбции атомов с поверхности твердых тел;

- экспериментальные измерения ряда спектральных, энергетических и кинетических характеристик атомов натрия, адсорбированных на поверхности монокристаллического сапфира, обнаружение физической и химической форм адсорбции атомов, измерение их характеристик;

- экспериментальные доказательства предложенной модели фотодесорбции атомов с поверхности сапфира;

- экспериментальное обнаружение явления фотоотрыва атомов с поверхности собственного металла, связь этого явления со структурными дефектами поверхности, доказательства неполной делокализацйи электронных состояний таких дефектов.

Апробация работы

Настоящий доклад составлен по материалам, содержащимся в, научных публикациях. Основные результаты работы докладывались на Международных и Всесоюзных конференциях, в том числе:

1. II Международная конференция по взаимодействию электронов с сильным электромагнитным полем, Будапешт, 1975 г.

2. X, XI; XII, XIII, XIV, XV и XVI Всесоюзные конференции по когерентной и нелинейной оптике, 1980, 1982,1985, 1988, 1991, 1995 и 1998 гг.

3. IV, V и VI Ваеиловские конференции, Новосибирск, 1975, 1977,1981 гг.

4. VIII Всесоюзная конференция по взаимодействию излучения с ,веществом, Ленинград. 1990 г.

5. XXI Всесоюзная конференция по эмиссионной электронике, 1990 г.Ленинград.

6. XIII Европейская конференция по физике поверхности, Уорик, Англия, 1990.

2. ПРОЦЕССЫ НАСЫЩЕНИЯ В СИСТЕМАХ СОУДАРЯЮЩИХСЯ АТОМОВ

17, 22-24, 26, 27/.

Спектроскопия далеких, крыльев атомных линий начала развиваться сразу же после осознания связи между формой атомной линии в далеком ее крыле и потенциалами взаимодействиямежду атомами в основном и возбужденном состояниях /12/. Интерес ,к такого рода исследованиям резко усилился после разработки экспериментальных методов восстановления потенциалов межатомного взаимодействия по зависимостям спектров свечения атомной линии от температуры или давления уширяющего газа /5/.

Эти исследования достаточно сложны в экспериментальном плане, поскольку нерезонансное возбуждение атомной линии в далеком крыле возможно лишь при таком сближении атомов, когда смещение частоты атомного перехода из-за их взаимодействия друг с другом нивелируют начальную нерезонансность частот возбуждающего излучения и перехода свободного атома. Поскольку такая компенсация реализуется лишь кратковременно на время столкновения <~10"12 - 10'13 с), то вероятность возбуждения системы при использовании обычных источников света не велика, и наблюдение таких процессов требует высокочувствительной аппаратуры. Разработка лазеров с перестраиваемой частотой излучения существенно изменили ситуацию в спектроскопии далеких крыльев атомных линий;' как будет показано ниже, их использование позволяет не только легко регистрировать процессы возбуждения атомов при столкновениях, но и наблюдать ряд специфических нелинейных процессов, связанных с насыщением переходов в таких системах.

Теория оптических переходов между основным и возбужденным термами взаимодействующих частиц /13-15/ определяет вероятность перехода г за один проход соударяющимися атомами области резонанса при произвольных интенсивностях возбуждения как г = 1 - ехр(-р). (1)

Здесь р = (ОЕ/Т1)2тгГ)/4у.^ = (ОЕ/Р))2т02, (2)

К, - расстояние между взаимодействующими атомами, при котором система находится в резонансе с возбуждающим полем излучения частоты со: ич*,) - и2(Р:„) = но, : 1 "'

- разность межатомных сил в точке И« невозбужденного и возбужденного состояний, О - дипопьный матричный элемент перехода, Е - напряженность поля световой волны, V -относительная скорость атомов в момент столкновения. Величина тс имеет смысл "длительности" столкновения.

При 'двукратном прохождении резонанса (а атомы проходят область Т?«.; дважды - при влете в область межатомного потенциала и при вылете из неё) эта вероятность возбуждения становится равной г = 2ехр(-р)(1-ехр(-р)), (3) причём она линейна по Е2 при малых É и экспоненциально падает при больших Е. Усреднение полученного выражения по прицельным параметрам, относительной скорости и углам межу осью квазимолекулы и направлением вектора поля Ё приводит /16/ к гораздо менее быстрому спаду вероятности, при больших Е она становится пропорциональной Ё"1.

Из выражений (1-3) легко понять, что эффекты насыщения в исследуемых системах отвечают условию DE/h~tc"1 и р=1 (4) и требуют Достаточно интенсивных полей излучения. Действительно, полагая Af = U(R)/a = 3:10"5 эрг/см, D = 1 дб, получим тс' = Ю"13 с и È2= Ю11 Вт/см2.

Этот вывод о необходимости для насыщения переходов в системе соударяющихся атомов очень большой интенсивности требует оговорок. Во-первых, в очень плотных газах нелинейные явления могут проявиться при сравнительно малых мощностях (р « 1) /14/. Эти явления, связанные с насыщением возбуждения, проявляются при накоплении возбуждения в системе, т. е. когда р v » у, гдё v - частота межатомных соударений, при которых реализуется резонанс, а у - скорость спонтанной релаксации возбуждения атома.

Во-вторых, требование (4) связано с условием одно- и двукратного прохождения при соударении области резонанса и поэтому относится, вообще говоря, к системам с расталкивающими потенциалами межатомного взаимодействия. Притяжение меяеду атомами может обусловить сильное уменьшение величины критической интенсивности.

В третьих, из структуры выражения (2) видно, что эта критическая интенсивность существенно снижается,' если величина Af = U\ - и'2 близка к

РОССИЙСКАЯ 9 ГОСУДАРСТВЕННАЯ

БИБЛИОТЕКА нулю, г, е. в точке, где верхний и нижний термы системы параллельны. Такие" ситуации бывают достаточно часто в, атомной и молекулярной спектроскопии и проявляются в виде особенностей в статическом крыле атомной линии или в ' молекулярных полосах свечения или поглощения.

Кроме того, она снижается и для медленных атомных столкновений, когда скорость относительного движения атомов очень мала.

Суммируя все вышеизложенное, можно сделать вывод, что насыщение переходов в системе соударяющихся атомов легче всего происходит при таких . параметрах столкновений, которым соответствуют относительно медленные движения атомов друг относительно друга и при которых они больше времени проводят в резонансе с воздействующим полем излучения.

2.2 Спектроскопия насыщения для исследования атомных движений

Вышеизложенные простые соображения позволяют развить метод спектроскопии таких систем, который позволяет выделить эти медленные (в спектральном и кинетическом смысле) движения атомов из общего фона крыла атомной линии. Отметим, что в линейной спектроскопии такие движения (и состояния), как правило, ничем не выделены, так что их идентификация представляется сложной задачей.

Предложение о применимости спектроскопии насыщения к системам соударяющихся атомов было сделано нами в работе /17/, а первая экспериментальная демонстрация проверена в /18-21/ на системе Сэ + Се и ЯЬ + ЯЬ, но недостаточность знаний о термах взаимодействующих частиц, их сложность существенно затрудняли интерпретацию полученных результатов, поэтому дальнейшее развитие эта методика получила в работах /22-27/ на системах Се + Хе и ЯЬ +• Хе, термы которых просты и хорошо известны /28/ (рис.1).

На рис, 2-а сплошной пинией показан коротковолновый участок спектра возбуждения атомной линии ЯЬ, сформированный его столкновениями с атомами Хе (переходы Х^ш - ВХю, рис, 1). Спектр измерен с использованием перестраиваемого лазера на растворе красителя, интенсивность атомной люминесценции измерялась через монохроматор МДР-2 фотоумножителем. Давление паров ЯЬ и Хе составляло 3 -10 мтор и 10-30 тор соответственно.

Рис. 1 Схема термов системы ИЬ + Хе.

Рис. 2 Спектры возбуждения атомного свечения Р^Ь а) при мощности возбуждения 1=105 Вт/см2, б) при 1=3-108 Вт/см2, в) деформация спектра возбуждения в окрестности сателлита по мере увеличения мощности лазера.

Спектральная особенность вблизи X =760 нм (голубой сателлит) и резкий обрыв спектра с коротковолновой стороны объясняются /29/ параллельностью термов Х21Л1 и В21/2 в Окрестности Я = 4,1 А (рис, 1). :

При увеличении мощности возбуждения наблюдалось насыщение интенсивности атомного свечения во всем исследованном интервале., длин волн. Вид спектра возбуждения, измеренного при мощности лазера I- 3*10а Вт/см2, приведен на рис. 2-6. Для наглядности оба спектра нормированы на вёличййу сигнала в одной точке (X .=. 765 нм). Видно, что на длинах волн к = 775 нм'и \ =760 нм происходит наиболее, существенная деформация спектра.

Детальность сведений о термах, системы ЯЬ + Хе облегчает задачу интерпретации проявившихся особенностей нелинейного спектра. В самом деле, длина волны >. = 775 нм совпадает с длиной волны перехода между основным и возбужденным термами в точке Я = 5 А (рис. 1). так что образование провала в этой области спектра естественнообъяснить процессом фотодиссоциации ван-дер-ваальсовых молекул. Более легкое насыщение таких переходов связано с достаточно долгим пребыванием атомов друг около друга при образовании молекулы (они существуют при:, использованных давлениях 10"7 - 10"8 с - время между последовательными ударами). Глубина измеренного при этом провала характеризует число; таких молекул, а измерение мощности I, при которой начинается его образование, позволяет в принципе определить скорость их развала при столкновениях. Отметим также, что число ван-дер-ваальсовых молекул мало, и их существование проявляется, достаточно отчетливо только в нелинейном спектре возбуждения (рис. 2).

Природа деформации спектра в области X =760 нм также достаточно очевидна - это область параллельности верхнего и нижнего термов системы (рис. 1), гдё вероятность насыщения системы наибольшая благодаря более медленному относительному движению атомов (в спектральном смысле) друг около друга. Как показывает теоретический анализ /30/,' время пребывания системы в резонансе с полем излучения в условиях параллельности термов можно определить как tcc = (fi/vAf)2'3. : ■ . (5) где Af= U"i - U"2 - производная межатомных сил в точке параллельности термов и f= fi = f2. Оценки показывают, что toc >> тс.

Наиболее интересной оказалась "кинетика" деформации сателлита по мере увеличения мощности лазера (она показана в правом верхнем углу рис. 2. Мощность возбуждения возрастала втрое для каждого из последовательных спектров 1-5); Видно, что легко деформируемый в целом сателлит имеет еще более легко деформируемую и более спектрально узкую сердцевину, что однозначно указывает на наличие в неоднородном ансамбле соударяющихся атомов небольшой группы, вероятность возбуждения которой излучением значительно больше, чем остальных.

Теоретическое описание эффектов насыщения в окрестности точки параллельности термов /12/ показало, что первой насыщается та часть неоднородного (по энергии столкновения, прицельным параметрам и углам, образуемым межъядерной осью с вектором напряженности электрического поля световой волны) ансамбля атомов, которая соответствует совпадению точек неадиабатического перехода с точками поворота (остановки). Таким образом к спектральной "медленности" движения для этих атомов добавляется и кинетическая медленность, что существенно повышает вероятность возбуждения таких электронно-поступательных переходов. Максимальное значение времени пребывания системы в резонансе с полем при возбуждении атомов внутри сателлита в окрестности точек поворота оценена в 1221 как

Tcp = {ft(fn)"2/Af}2/V^f)2/3/. (6) здесь ц - приведенная масса сталкивающихся частиц, остальные обозначения приведены выше. Несмотря на относительную малочисленность этой группы "медленных" атомов, они вносят заметный вклад в нелинейный спектр возбуждения системы. Как видно из (6) параметры узкого провала, образуемого при насыщении сателлита, определяются довольно тонкими деталями формы потенциалов межатомного взаимодействия и могут быть использованы для определения последних.

2.3 Проявление состояний квазисвязанного движения при воздействии интенсивного излучения на атомные системы.

Вторая группа экспериментов, в которых продемонстрирована эффективность спектроскопии насыщения для исследования атомных столкновений, связана с насыщением свободно-связанных переходов /24, 26, 27L Эксперименты проводились в той же системе Rb+Xe, но с длинноволновой стороны от атомной линии (схема термов представлена на рис. 1, возбуждались переходы ХХ<!2 -АП1/2, 3/2). При этом в результате поглощения фотона двумя соударяющимися атомами они образовывали связанную молекулу в возбужденном состоянии (процесс Rb + Хе + Firn (RbXe)*). Наблюдение такого процесса проводилось с помощью измерения интенсивности молекулярной флуоресценции; Разумеется, при поглощении такого фотона происходит и обычный процесс возбуждения атомов Rb + Хе + fico -> Rb* + Хе, если энергия соударения превосходит величину нерезонансности частот фотона и атомного перехода. Этот последний процесс можно наблюдать по интенсивности свечения атомной линии.

Измеренная зависимость интенсивности атомного и молекулярного свечения от мощности возбуждающего излучения (X = 820 нм) представлены на рис. 3. Видно, что при мощностях порядка 108 Вт/см2 обе измеренные зависимости отклоняются от линейных, что свидетельствует о насыщающих процессах в исследуемой системе, хотя мощность насыщения на 3-4 порядка меньше предсказываемой выражением (4).

Нелинейность молекулярной люминесценции была объяснена тем, что при возбуждении двух сталкивающихся атомов в связанное молекулярное состояние они не разлетаются после возбуждения, так что интенсивное резонансное поле излучения может легко девозбудить такую эксимерную молекулу, что приведет к уменьшению молекулярного свечения (это своеобразный нелинейный эффект в системе, которая обладает различными . "временами существования" в основном и возбужденном состояниях). Действительно, стационарное балансное уравнение числа возбужденных молекул N может быть записано в виде : ■

Рис: 3 Зависимость свечения Ват от интенсивности возбуждения I (Х„,е=820 нм): а) атомного дублета; ■ т) молекулярной полосы (А,ри=840 нм). pz - N( у +2pz/0) = О

7)

Здесь р -вероятность возбуждения системы {р = (DE/Fi)27tfi/4vAf), z - частота парных столкновений атомов, 0 - период классических осцилляций в потенциальной яме верхнего терма, у -скорость спонтанной люминесценции молекул. Первое слагаемое этого уравнения описывает образование, а второе-разрушение возбужденных молекул спонтанными и вынужденными процессами.

Решение уравнения (7)'показывает; что зависимость интенсивности молекулярного свечения от мощности возбуждения становится заметно нелинейной при р > уО/2. Таким образом критерий нелинейности в этом случае имеет вид - ••'• р = (DE/ft)2 тс2 ~ уО ~ 10"3 -Ю"4, (8) а соответствующие требуемые интенсивности 107 - 1Q8 Вт/см2, что хорошо согласуется с измеренными экспериментально.

Измеренная зависимость S(l) атомного свечения (рис. 3) похожа на соответствующую зависимость S(l) молекулярного свечения. Характерное значение мощности, при которой начинается нелинейность атомного свечения, близко к соответствующему значению для молекулярной люминесценции и, хотя и несколько больше последнего, все же удивительно мало, если учесть, что в процессе возбуждения атомного свечения оба состояния, как нижнее, так теперь и верхнее, являются разлетными, и время нахождения квазимолёкулы в резонансе с полем слишком мало для появления заметного тушения флуоресценции.

Природа обнаруженной нелинейности в зависимости S(l) может быть объяснена тем /24, 26, 27/, что атомы рубидия, оптически возбужденные на колебательно-вращательные подуровни состояния АПкг, з/г, лежащие выше границы диссоциации, могут тем. не менее временно связаться с атомами Хе. Квазисвязанность таких состояний при наличии ■ межатомного притяжения обеспечивается вращательным барьером потенциала относительного движения .■■■•■

U(R) = U,.2(R) + ft21(1+1 )/2mR2 : ■ где I - орбитальное квантовое число вращательного движения, m ,--приведенная масса молекулы. Такие состояния известны в молекулярной спектроскопии как состояния вращательной предиссоциации /31/(рис. 4).

Возбужденные квазисвязанные атомы Rb вносят вклад в атомное, свечение только после туннельного распада квазимолекулы (RbXe)*. Девозбуждение последней при вынужденных (в окрестности R„), переходах уменьшает интенсивность атомного свечения. Отметим, что лазерным излучением можно возбуждать соударяющиеся атомы Rb и Хе как в состояния квазисвязанного движения с энергией 0 < Е < вв (см. рис. 4), так и в состояния быстроразлетные с Е > к8. Вклад в атомное свечение вносят те и другие, однако регистрировавшуюся нелинейность можно связать только с вкладом первых, поскольку лазерное девозбуждение при относительно малой интенсивности возможно только для связанной пары (за время ее туннельного распада). .

Для подтверждения предложенного механизма обнаруженной нелинейности атомного свечения было проверено, что она не наблюдается в той части спектра возбуждения системы, где при любых моментах fil соударяющихся атомов минимальная энергия разлета всегда выше энергии барьера (для исследованной системы эта область соответствует длинноволновой области спектра к > 867 нм). Это обстоятельство проявлялось в частности в том, что деформация насыщенного спектра возбуждения происходила лишь в области длин волн к < 867 нм /24/.

Кроме того, было показано, что наблюдаемое атомное свечение не связано с возможной диссоциацией возбужденных молекул (RbXe)* при столкновениях с атомами Хе (интенсивность такого процесса квадратично зависела бы от концентрации газа, что при используемых в наших экспериментах давлениях Хе (10-30 тор) не реализуется). г

Рис. 4 Схема образования центробежного барьера в возбужденном молекулярном состоянии: Пунктиром обозначены эффективные (радиальные) потенциалы для 1»1.

Представляется, что совокупность представленных фактов доказывает, что заметная доля оптически возбужденных при соударениях атомов Rb и Хе находятся в состояниях квазисвязанного движения. Диссоциация возбужденных квазимолекул (RbXe)* происходит путем туннелирования атомов через центробежный барьер. Нелинейность S(l) при больших мощностях (и низких давлениях) обусловлена полевым девозбуждением предиссоциирующих молекул. Пороговую мощность начала нелинейности можно получить с помощью выражения (8) при замене величины у на у + ут, где ут - скорость туннельного распада состояния. По результатам эксперимента она составляет 108 - 109 с'1.

Само по себе существование состояний квазисвязанного движения не вызывает сомнений. Некоторое удивление связано лишь с обнаружением их относительно большого вклада в процесс возбуждения атомного свечения в определенной области спектра. Возможно это обусловлено определенными особенностями формы потенциалов межатомного взаимодействия в исследованной системе.

Теоретически задача об оптических переходах в состояния квазисвязанного движения на языке стационарной теории многоканального рассеяния была решена в /32/. Было показано, что для потенциала Морзе состояния квазисвязанного движения с временами туннельного распада 10'8 -10"9 с легко реализуются при величинах орбитального квантового числа I > 100. Качественно результаты этой работы достаточно хорошо согласуются с экспериментом, в частности, она дает близкую к измеренной величину мощности начала нелинейности атомного свечения. Вместе с тем характер самой нелинейной зависимости в этой работе не был определен из-за трудностей математического порядка.

2.4 Заключение.

Одним из основных результатов проведенных исследований является обнаружение неоднородного уширения спектральных крыльев атомной линии и исследование формирующих эти крылья ансамблей атомов. Методы линейной спектроскопии мало эффективны в задачах, такого рода для статической области крыльев. Одна из причин малой эффективности кроется в том, что ширины однородных спектров, составляющих крылья, как правило, велики.

Методы нелинейной спектроскопии позволяют, в принципе, получать информацию о неоднородности ансамбля межатомных взаимодействий, формирующих крылья. Предложенный здесь метод нелинейной спектроскопии насыщения особенностей крыльев атомной линии демонстрирует свою эффективность в обнаружении малой выделенной группы атомов, вклад от которых в линейный спектр мал и ничем не выделен. В более общем виде метод позволяет разделить вклады в измеряемый спектр (поглощения или свечения) распределений заселенностей состояний и вероятности франк-кондоновских переходов. Для исследованных систем большая вероятность переходов обусловлена таким взаимодействием меязду атомами, которое обеспечивает им длительное пребывание в резонансе с возбуждающим излучением. Разумеется, конкретный механизм такого "длительного пребывания" .может быть различным для каждой из реальных систем и требует дополнительного выяснения.

Спектроскопия атомных столкновений получила свое дальнейшее развитие с появлением лазеров с субпикосекундной длительностью импульса излучения, с помощью которых стало возможным в прямом смысле следить за движением атомов по основному и возбужденному термам путем их возбуждения в разные моменты времени; (внутри времени столкновения или разлета). Можно надеяться, что дальнейший прогресс в этой интересной области атомной физики будет существенно определяться развитием такой временной спектроскопии (спектроскопии "полусоударений")/33/:

З. ПОЛЕВЫЕ НЕАДИАБАТИЧЕСКИЕ ЭФФЕКТЫ В СИСТЕМЕ СОУДАРЯЮЩИХСЯ АТОМОВ /25-27/.

В этой части работы рассмотрены вопросы "силового" действия резонансного лазерного .излучения на взаимодействующие атомные системы, на динамику их столкновений. Это действие происходит при таких интенсивностях попей излучения, когда за время столкновения вероятность поглощения (испускания) кванта поля квазимолекулой близка к единице.

Интерес к подобного рода процессам, помимо чисто познавательных, продиктован и рядом прикладных задач, связанных с поиском возможностей селективного воздействия на протекание химических реакций обмена /34/,на снижение активационного барьера химических реакций (лазерный катализ) /35/, на процессы предиссоциации и фотодиссоциации молекул /34/, спектры поглощения и люминесценции молекулярных систем/36/.

3.1 Ландау-зинеровские нелинейности в процессах столкновений атомов. Как уже отмечалось выше, вероятность перехода между двумя термами системы соударяющихся атомов является немонотонной функцией интенсивности поля излучения I: она мала как при малых, так и больших значениях I. (см. по этому поводу обзоры /14, 27/). Физическая причина такого поведения вероятности достаточно очевидна - это штарковское расталкивание взаимодействующих термов оптическим полеМ'излучения. Такая нелинейность (ландау - зинёровского типа) приводит к целому классу новых нелинейных оптических явлений, которые до настоящего времени исследованы только теоретически и лишь в малой степени - экспериментально.

Проявляется эта нелинейность по разному в зависимости от характера движения атомов в начальном и конечном состояниях. Рассмотрим прежде всего свободно-свободные переходы сталкивающихся атомов в поле-излучения, которые обуславливают нерезонансное возбуждение атомной флуоресценции в крыле атомной линии (рис. 5-а).

В слабых полях излучения вероятность возбуждения системы за одно столкновение мала и линейно; растет с ростом интенсивности поля. При большой интенсивности возбуждения вероятность перехода при одном прохождении области резонанса близка к единице. В этом случае процесс столкновения происходит следующим образом (рис. 5-а). При сближении по терму основного состояния атомы проходят область резонанса Я,,, и с вероятностью, близкой к единице, переходят в возбужденное состояние, продолжая сближаться. После отражения от левой точки поворота атомы вновь проходят область: резонанса Я;,, и с вероятностью, близкой к единице, стимулирований девозбуждаются полем излучения, переходят в основное состояние и разлетаются. В результате сильное поле почти не возбуждает

Рис. 5-а Схема нерезонансного возбуждения при свободно-свободных переходах сталкивающихся атомов. Сильное поле.

Рис. 5-6 Схема возбуждения свободно-связанных переходов в сильном поле излучения. Слева внизу - спектры свечения системы при различных интенсивностях возбуждения, справа - зависимости интенсивности свечения в различных спектральных областях полосы свечения. а) И

Рис. 5-в а) Схема возбуждения связанно-свободных переходов в системе сталкивающихся атомов (сильное поле излучения). б) Кинетика распада молекул при импульсном воздействии поля излучения. систему и, следовательно, не поглощается ею (среда становится прозрачной для излучения). Спад интенсивности люминесценции при больших интенсивностях поля излучения достаточно медленный - если дипольный момент перехода ориентирован перпендикулярно межьядерной оси, то вероятность возбуждения системы уменьшается пропорционально интенсивности возбуждения, если же он ориентирован вдоль оси, то спад интенсивности становится еще более медленным Г1'4 /14,16/.

Отметим, что при обычном насыщении в двухуровневой системе происходит выравнивание населенностей уровней, а уменьшение коэффициента поглощения среды связано с тривиальным уменьшением доли поглощенной энергии по отношению к падающей, сама величина поглощенной энергии при этом остается постоянной и определяется скоростью спонтанной релаксации и количеством атомов в системе. В рассматриваемом случае имеет место новый нелинейный эффекппри превышении некоторой мощности возбуждающего излучения среда полностью перестает поглощать энергию и люминесцировать. В определенном смысле этот эффект является аналогом явления самоиндуцированной прозрачности, наблюдаемом в резонансных; условиях, но в отличие от последнего, условия распространения излучения в данном случае не зависят от соотношения между интенсивностью импульса и его длительностью, а определяются лишь его интенсивностью.

Перейдем к рассмотрению квазиклассической картины процесса возбуждения молекулярного свечения при свободно-связанных переходах (рис. 5-6). Невозбужденные атомы сталкиваются с энергией относительного движения Е. В окрестности точки резонанса система возбуждается и с вероятностью р, зависящей от интенсивности поля, переходит в возбужденное состояние с энергией Е. С вероятностью 1-р атомы проходят И,,, в основном состоянии, достигают точки поворота и разлетаются. В возбужденном состоянии система также продолжает движение в первоначальном направлении, доходит до левой точки поворота в верхнем терме и поворачивает назад. Дальнейшая судьба возбужденной квазимолекулы радикально зависит от интенсивности поля излучения. В слабом поле р « 1 и девозбуждение при вторичном прохождении Р1И можно не учитывать. В этом случае движение возбужденной квазимолекулы ограничено только размерами потенциальной ямы, а ее спектр свечения определяется полным набором всех возможных франк-кондоновских переходов между двумя классическими точками поворота (рис. 5-6).

Если же поле сильное и р » 1, то процесс с подавляющей вероятностью будет идти по следующему пути, переход по невозбужденному терму в окрестность Я,,,. здесь подъем в возбужденное состояние, затем движение по верхнему терму к левой точке поворота, отражение, девозбуждение в окрестности Я<0 и разлет невозбужденных атомов. Таким образом сильное поле излучения препятствует сближению атомов на расстояние Я < Яю в основном состоянии и их разлету на,расстояния Я > Я,„ в возбужденном состоянии. Это приводит, во-первых,, к крупномасштабному изменению спектра свечения квазимолекулярной системы (подавлению части спектра, отвечающей движению атомов в недоступных областях) (рис. 5-6), а, во-вторых, - к существенно разным зависимостям интенсивности свечения от мощности возбуждения в различных спектральных областях: в одной из них она носит насыщающий характер, во второй - спадающий.

Следует обратить: внимание еще на одну особенность исследуемого процесса. Тот факт- что поле излучения ограничивает движение системы по основному и возбужденному термам (рис. 5-6) автоматически приводит к инверсии заселенностей : между термами в области Я < Ям. При соответствующем виде термов генерация возможна даже в антистоксовой по отношению к накачке области спектра. Разумеется, практическая реализация таких предложений маловероятна, но сама по себе такая возможность представляется интересной.

Наконец, рассмотрим проявление ландау-зинеровской нелинейности при связанно-свободных переходах: Эти переходы под действием излучения в квазимолекулярных системах отвечают явлению фотодиссоциации молекул (рис. 5-в). ландау -зинеровская нелинейность проявляется в этом случае в изменении кинетики этого процесса.

В слабом поле излучения скорость фотодиссоциации определяется частотой, колебаний молекулы и вероятностью возбуждения в разлетное электронное состояние при каждом прохождении окрестности точки резонанса Я», (рйс. 5-в).

В сильном поле излучения адиабатические термы сильно расталкиваются, а вероятность перехода при однократном прохождении Я,, близка к единице. В результате та часть молекул, которая в момент включения поля находилась на расстояниях В « Я,, , после включения диссоциирует за время порядка периода колебаний молекулы. Те же молекулы, которые находились в области Я > Р„ , оказываются запертыми в новой адиаба+ической потенциальной яме, сформированной в поле излучения: Единственный путь их диссоциаций включает процесс спонтанного испускания кванта излучения в молекулярной полосе и переход таким образом на другой адиабатический терм. Характерное время этого процесса не зависит от интенсивности. поля излучения и близко к радиационному времени жизни возбужденной молекулы, что на несколько порядков превышает период ее колебаний. Примерный вид кинетики фотодиссоциации молекул в сильном поле с двумя характерными временами показан на рис. 5-в.

Следует отметить, что для экспериментального наблюдения вышеуказанных эффектов чрезвычайно существенным оказывается временное и пространственное распределение возбуждающего поля излучения. Это связано с тем, что в эксперименте, как правило, измеряются интегральные характеристики исследуемых процессов, неизбежное при этом усреднение по временному и пространственному распределению воздействующего поля излучения может значительно видоизменить характеристики рассмотренных процессов. Особенно радикально это соображение меняет вид медленно спадающих зависимостей. Легко показать, что усреднение обсуждавшихся выше спадающих зависимостей интенсивности свечения квазимолекулярных систем от интенсивности поля излучения полностью маскирует эффект даже в том случае, когда оба распределения поля излучения (по времени и пространству) описываются функцией Гаусса. Таким образом, наблюдение обсуждаемых эффектов возможно лишь при воздействии на систему излучения с более острым, чем гауссово, распределением интенсивности.

Возможно, именно эти трудности технического порядка привели к тому, что к настоящему времени нам известны, лишь несколько целенаправленных экспериментов по наблюдению ландау-зинеровских нелинейностей в соударяющихся атомных системах, к описанию одного из них мы и переходим /25/.

3.2 Экспериментальное обнаружениеявления просветления среды без насыщения населенностей.

В качестве объекта исследований была выбрана система TI + Ar, схема термов которой приведена на рис. 6-а /5/: В спектре свечения атомной линии (переход 7Siß - 6Р3/2, X =535 нм ) этой системы (рис. 7) имеется узкий сателлит СX =530 нм), т.е. точка R - 4 А, где термы Х3/2 и BIi,2 параллельны 151. Наличие такой особенности существенно снижает мощность,, требуемую для насыщения перехода.

Источником возбуждения исследуемой системы служило излучение второй гармоники неодимового лазера, работающего в режиме самосинхронизации мод. Этот режим был выбран как для увеличения пиковой мощности излучения, так и для уменьшения числа атомов, возбуждаемых за время между столкновениями по механизму трехфотонного возбуждения, которое пропорционально ty, t - длительность возбуждающего импульса, а у -скорость продольной релаксации возбужденного состояния.

Для настройки частоты возбуждающего импульса на центр сателлита в резонатор лазера был помещен поляризационный селектор. Импульс лазера состоял из 15 - 18 отдельных пичков, длительность которых измерялась по методике двухфотонной люминесценции и составляла (10 - 1.5) Ю"12 с. Для повышения мощности излучения использрвался двухпроходный усилитель, удвоение частоты излучения осуществлялось в кристалле LiNbOj.

Давление аргона выбиралось из условия, чтобы за время возбуждения (10'1° с) вероятность столкновения атомов таллия и аргона была близка к единице ( Р - 1 атм). Для заметного заселения исходного атомного уровня 6Р3/2 кювета с парами нагревалась до температуры 830 - 880 С, при этом концентрация атомов на метастабильном уровне 6РзП составляла 1012 см"3.

Заселенность возбужденного 7S-i/2 состояния атома таллия регистрировалась по интенсивности люминесценции на переходах 7Si/2 - 6Р1/2

Рис. 6 Схема термов системы Т1+Аг.

Стрелками обозначены переходы в области сателлита атомной линии (>.=530 нм).

X =377 нм) или 731,2 - 6Р1/2 (А. = 535 нм), выделяемых с помощью монохроматора МДР-2.

Особое внимание было уделено на формирование временного и пространственного распределения возбуждающего пучка. Отличие временной формы импульса от гауссовой определялось процессом генерации второй гармоники излучения при большом коэффициенте преобразования /37/. По данным В. Б. Шилова (частное сообщение), полученным на скоростном хронографе "Агат" ВНИИОФИ, спад интенсивности излучения в каждом отдельном пичке лазера с самосинхронизацией мод происходит быстрее (до уровня 0,1), чем по гауссовому закону. Формирование геометрического профиля пучка осуществлялось методом пространственной фильтрации излучения и с помощью диафрагмы диаметром 0,4 мм перед кюветой с парами таллия (диаметр пучка перед диафрагмой составлял 0,8 мм). Люминесценция регистрировалась в ближней зоне пучка; где дифракционные явления еще не существенны.

Измеренная в описываемых условиях зависимость интегрального за импульс атомного свечения представлена на рис. 7-а. Каждая точка на этой зависимости получена в результате усреднения сигнала за: 12 лазерных вспышек. Величина максимального экспериментального разброса указана на рисунке. Легко видеть, что обнаруженный спад интенсивности свечения при мощности I > 109 Вт/см2 превышает эту величину.

Наиболее чувствительным (и воспроизводимым) методом измерения этой зависимости оказался метод измерения кинетики свечения атомов таллия. В самом деле, интервал между отдельными пикосекундными импульсами в цуге составлял 7 нсек, а время жизни возбужденного состояния (при отсутствии пленения излучения) - 7,5 не, так что большая часть атомов, возбужденных за время действия одного импульса, успевает высветиться в промежутках между ними. Это позволяет рассматривать сигнал люминесценции, возникающий после каждого пикосекундного импульса как результат одноимпульсного возбуждения, а измерение пиковой интенсивности свечения атомов, отвечающим отдельным импульсам цуга, имеющим различную амплитуду, позволяет судить о зависимости заселенности системы от мощности возбуждения. с-**4' ч—

-/I р- к

Рис. 7-6 Осциллограммы импульсов свечения паров таллия при различных мощностях возбуждения (цена деления по г горизонтали 30 не): а) 1=3-10' Вт/смг; б) 1=2-109 Вт/см2; в) 1=8-109 Вт/см2,

Осциллограммы импульсов флуоресценции паров таллия при трех различных интенсивностях возбуждения представлены на рис. 7-6. Несмотря на относительно малое временное разрешение регистрирующей аппаратуры (15- 20 не), на последнем из импульсов отчетливо виден провал в центре, где интенсивность возбуждающих пикосекундных импульсов максимальна. Легко видеть, что качественно форма этого импульса согласуется с видом зависимости, изображенной на рис. 7-а, количественные же сведения из этого эксперимента, к сожалению, извлечь трудно из-за неизбежного в таком эксперименте пространственного и временного интегрирования регистрируемой люминесценции. Вместе с тем этот результат следует рассматривать как независимое и прямое доказательство существование в исследуемой системе обсуждавшегося выше явления просветления среды без ее насыщения.

Отметим, что проведенные оценки и экспериментальная проверка показали, что процессы многофотонного возбуждения атомов и комбинационного рассеяния света на электронных уровнях атома таллия не вносят заметного вклада в регистрируемое атомное свечение.

Полученные данные представляют собой, насколько нам известно, первое экспериментальное наблюдение нелинейности ландау-зинеровского типа при оптическом возбуждении атомов.

3.3 Заключение.

Экспериментально показано, что интенсивное поле излучения может существенно влиять на характер соударения атомов. Изменение характера движения атомов отражается в деформации спектра и в кинетике свечения квазимолекулярных систем. Эти спектральные изменения могут быть настолько значительными, что реализуются условия для получения инверсии заселенностей на некоторых участках траектории движения атомной системы. Из-за двукратного прохождения системой области резонанса с интенсивным полем излучения возникает явление просветления среды без насыщения ее заселенности, при этом среда полностью перестает поглощать проходящее излучение. Отметим, что в этих условиях при прохождении через среду наиболее существенно ослабляется те участки импульса, где его интенсивность меньше, т.е. это явление может быть использовано для обострения временного и пространственного распределения излучения, повышения его контрастности. Гауссов импульс в этой ситуации будет превращаться в близкий к прямоугольному, крутизна фронтов которого определяется временем пролета атомов друг около друга, т. е. временами

10"12С.

Следует отметить, что хотя эффекты ландау-зинеровской нелинейности чрезвычайно трудны для прямого экспериментального наблюдения, их роль при воздействии мощного излучения на газовые атомно-молекулярны,е системы может оказаться в определенных ситуациях весьма значительной. Особенно это касается воздействия сверхкоротких лазерных импульсов, которые характеризуются чрезвычайно большей пиковой мощностью. Вместе с тем характер взаимодействия таких сверхкоротких импульсов (с длительностью, сравнимой или меньшей длительности столкновения), а также излучения широкого спектрального состава с системой соударяющихся атомов может отличаться от обсуждавшихся выше.

4. ВОЗДЕЙСТВИЕ ИЗЛУЧЕНИЯ НА АДСОРБИРОВАННЫЕ АТОМЫ

38,40-50/.

4.1 Введение.

Наш интерес к исследованию воздействия интенсивного поля излучения на процессы взаимодействия атомов с поверхностью твердого тела стимулировался рядом' обстоятельств. Во-первых, переход от системы соударяющихся атомов (двухчастичное взаимодействие) к системе адсорбированных атомов, испытывающих многочастичное взаимодействие с атомами твердого тела, является ■ естественным развитием исследования действия излучения на взаимодействующие атомные системы. Во-вторых, в параллельно ведущихся в нашем коллективе работах по нерезонансному действию излучения на вещество было обращено внимание на его существенную роль в гетерофазных процессах. Получение сведений о механизмах элементарных процессов в таких системах при резонансном действии излучения представлялось весьма важным. В-третьих, при исследовании процессов самотушения атомов щелочных металлов при столкновениях был обнаружен весьма эффективный канал тушения их электронного возбуждения при ударе о стенку сапфировой кюветы, в которой находились пары /38/, что поставило вопрос о каналах и эффективности деградации эгой энергии в объем твердого тела.

Наконец, детальное изучение процессов взаимодействия электронно возбужденных атомов и молекул с поверхностью твердых тел представляет и самостоятельную ценность, имея в виду возможные применения этих процессов для решения ряда как прикладных, так и научных задач.

Изучение свойств атомов и молекул, адсорбированных на поверхности твердых тел, имеет фундаментальное значение как для понимания их физико-химических характеристик, природы их взаимодействия с подложкой, динамики их движения по поверхности и т,д., так и для ряда прикладных задач в гетерофазных системах.

Исследования воздействия оптического излучения на поверхностные процессы имеют давнюю и богатую историю /7, 8/. При этом в подавляющем числе работ такого рода исследовались адсорбционно- десорбционныё процессы.: либо на поверхности, поглощающей излучение /7, 11/, либо при возбуждении колебательных степеней свободы адсорбированных молекул /39/.

Нами исследовано воздействие оптического излучения на простейшую адсорбционную систему - одноэлектронный атом на поверхности прозрачного в области его резонансного поглощения диэлектрика. Эта система привлекательна во многих отношениях. Прежде всего это наиболее простая для интерпретации система, близкая к часто рассматриваемым модельным, но, с другой стороны, выводы, полученные при ее изучении,:могут быть распространены на системы, имеющие практическую значимость. Во-вторых, наличие интенсивных линий поглощения и люминесценции свободных атомов позволяет использовать простые и доступные оптические методы их регистрации при десорбции.

4;2 Спектральные и кинетические исследованияпроцесса фотодесорбции атомов натрия с поверхности сапфира.

Нами исследовалась десорбция атомов, щелочных металлов /40-50/ (большинство результатов получено.для атомов натрия) с поверхности монокристаллического сапфира, химически инертного по отношению к атомным парам и прозрачного в области электранных.переходов адатомов.

Большинство экспериментов проведено в условиях динамического равновесия между объемной атомарной и адсорбированной на поверхности фазами. Объемная концентрация атрмов составляла, как правило, порядка 10ь см'3 для натрия и 10'° см3 дпяцезия, поверхностная концентрация Ю10 и Ю12 -10" см:2 соответственно, что-существенно мецьще монослоя.

Регистрация фотодесорбированных импульсным оптическим излучением атомов.натрия проводилась по их люминесценции, возбуждаемой излучением непрерывного лазера^на.кр^сЩеле, резонансного переходу 38чи - 3Pie атома, либр по поглощению излучёйия этого лазерулуч которого распространялся параллельно исследуемой поверхности сапфира на некотором расстоянии от нее. Регистрация этих параметров с достаточно -хорошим временным разрешением (Ю-6 с) и на контролируемом расстоянии от поверхности позволяло измерять не только эффективность, но и кинетические характеристики фотодесорбции (время-пролетные спектры). Чувствительность установки к измеряемым концентрациям составляла 104 см"3 и позволяла измерять время-пролетные спектры фотодесорбции за одну вспышку десорбирующего лазера.

Измерение спектра поглощения атомов натрия было проведено на стандартных спектрометрах "Perkin - Elmer" и "Carry -17" в специально изготовленной кювете, в которую, для увеличения поверхностного поглощения, помещалась стопа из 17 полированных сапфировых пластинок/41/. Стандартны^ цикл измерений состоял из записи ряда спектров поглощения при фиксированной температуре кюветы,и варьируемой объемной концентрации пара, определяемой температурой металла в отростке, Объемное поглощение пара, связанное в основном с его молекулярной компонентой, измерялось независимо в аналогичной кювете без стопы, но с той же длиной оптического пути.

Измерение спектра адсорбированных атомов {он приведен на рис, 8-1) в зависимости от концентрации пара и температуры поверхности сапфира "показало, что натрий осаждается на поверхности в основном в атомной, а не молекулярной форме. Об этом свидетельствовал тот факт, что коэффициент поглощения адсорбированных атомов линейно зависел от объемной концентрации паров: Сам атом при этом в значительной мере сохраняет свою индивидуальность, т.е. его валентный электрон, несмотря на сильное возмущение поверхностью сапфира, остается тем не менее локализованным вблизи ионного остова. Это проявляется в том, что хотя его резонансная линия при адсорбции размывается в относительно широкую (~2000 см'1) бесструктурную полосу, центр которой (~645 нм) смещен в длинноволновую сторону относительно линии свободного атома, сечение поглощения в центре полосы составило 3 Ю"16 см2 , а интеграл сечения по спектру оказался достаточно близким к аналогичной величине для свободного атома. Энергия адсорбции атома натрия к поверхности составила по нашим измерениям 5500 см'1 (для цезия - 4800 см"1), что несколько больше обычных значений для физической адсорбции^ Эта величина определяется, очевидно, сильным взаимодействием легко поляризуемого атома щелочного металла с поверхностными диполями ионного кристалла А120з. Проведенная грубая оценка энергии взаимодействия атома натрия с дипольной молекулой

Л/ = а021Р? где а - поляризуемость атома (а = 24 А 3), О = 3-Ю"18 СЗБЕ —дипольный момент молекулы, Я - расстояние между ними, показало, что при расстояниях ? Я = 2-3 А эта величина может достигать 1-2 эВ. Отметим, что измеренные нами энергии адсорбции хорошо согласуются с последовательными квантово-1 "химическими расчетами аналогичной величины для атома золота, адсорбированного на кристалле №С1 /47/

При малых степенях покрытия атомами поверхности поверхностная концентрация хорошо описывается известной формулой Лэнгмюра

I .1I

400 600 800 цнм)

Рис. 8 1) Спектр поглощения атомов натрия, адсорбированных на поверхности сапфира. 2) Спектр фотодесорбции атомов натрия с поверхности сапфира.

N = КМоехр(Е/кТ), где N0 - концентрация атомов в объеме. Я - 2-3 А - характерный размер области взаимодействия атомов с поверхностью и Е - энергия адсорбции.

При увеличении объемной концентрации паров, что реализуется в случае цезия уже при комнатных температурах, поверхностная концентрация атомов испытывает насыщение, не достигая предельно возможной, соответствующей наиболее плотной упаковке. При этом наблюдается полное отсутствие молекулярной формы на поверхности. Анализ экспериментальных данных показал /48-49/, что при насыщении адсорбции атомы Се занимают малую долю поверхности монокристалла и в то же время латеральные взаимодействия между адатомами дают значительный вклад в энергетику адсорбции. Это кажущееся противоречие разрешается тем, что адсорбция происходит на центрах, образующих скопления, которые, вообще говоря, могут иметь характер кластеров, островков, или нитей. Качественный анализ кластерной и островковой моделей адсорбции показывает невозможность согласовать их с экспериментальными данными. Основываясь на надежно установленных фактах наличия ступеней на поверхности ионных кристаллов, в частности на сапфире, и их роли в увеличении энергии адсорбции, мы интерпретировали результаты эксперимента как проявление одномерной адсорбции в виде нитей. Описание такой адсорбции дано в рамках модели одномерного решеточного газа, модифицированной для учета контакта между адсорбционной и объемной фазами. Хорошее согласие теоретических зависимостей и экспериментальных данных позволило оценить как энергию адсорбции атомов у ступени (Еа=0,58 эВ), так и энергию взаимодействия соседних адсорбированных атомов (притяжение с энергией 0,026 эВ).

Этот результат хорошо согласуется с известным фактом /51/ о большей энергии адсорбции атомов золота на границах ступеней и дислокаций на поверхности кристалла №С1.

Сопоставление межатомных расстояний в кристаллической решетке сапфира (5 а. е.) и среднего диаметра радиальной волновой функции атома натрия в основном Б-соетоянии (8,4 а. е.) и возбужденном Р - состоянии (12 а. е.) показывает, что взаимодействие между ними носит существенно многочаетичный характер: Отметим в связи с этим, что на поверхности сапфира нами обнаружена и химическая форма адсорбции атомов натрия /44/ с энергией связи 2,4 эВ, которая связывается нами с имеющимися на поверхности анионными вакансиями, концентрация таких вакансий по нашим измерениям достаточна мала и ие превышает Ю10 -1011 см"2.

Было установлено /42/, что при возбуждении адсорбированного атома оптическим излучением он с малой вероятностью десорбируется (квантовый выход процесса ~ 10"3 для натрия и ~ 1СГ5 для цезия), отлетая от поверхности с энергией, существенно превышающей тепловую энергию поверхности, но составляющей лишь малую долю энергии десорбирующего фотона. Измеренное нами распределение отлетающих атомов по временам отлета (по скоростям) оказалось близким к максвелловскому, которое в условиях нашей установки (с 8 - образной аппаратурной функцией) может быть записано в виде

S(t) = t"3exp(-m!2/2kTt2)', где t - текущее время, m -масса атома, I - длина пролета от поверхности до области регистрации, Т - эффективная температура. Последняя величина может быть определена из наклона прямой в зависимости ln(t3S(t)) от ml2/2t2 (рис. 9). При возбуждении адатомов излучением второй гармоники неодимового лазера (X = 530 нм) эффективная температура составила 750 К, для третьей (X =353 нм) - 1000 К. Если из этих значений вычесть начальную температуру подложки 300 К, то полученная величина избыточного "нагрева" атомов окажется прямо пропорциональной энергии фотона десорбирующего излучения.

Подчеркнем, что определенная по время-пролетным спектрам эффективная температура не зависит от интенсивности действующего излучения, при этом сигнал фотодесорбции линейно растет с интенсивностью. Такой своеобразный процесс квазитепловой десорбции находит объяснение в модельных представлениях, изложенных ниже.

Спектр фотодесорбции (рис. 8-2) качественно, ардобен спектру адсорбированных атомов по ширине и положению их максимумЬ'в, некоторые б)

Рис. 9 а) Время-пролетные спектры атомов натрия, фотодесорби-рованных с поверхности сапфира под действием излучения второй (1) и третьей (2) гармоник излучения неодимо-вого лазера. б) Определение эффективных температур фотодесорбиро-ванных с поверхности сапфира атомов натрия. различия между ними возникают лишь в УФ-области спектра; где эффективность фотодесорбции почти не меняется.

Что касается спектра фотодесорбции, химически связанных атомов натрия, то спектр его фотодесорбции расположен полностью в УФ области спектра /44/, по положению он близок к полосам молекулярного'поглощения ионных соединений натрия (ЫаОН. Ыа?0 и т. д.)

По результатам измерения кинетики восстановления нарушенной мощным оптическим излучением поверхностной концентрации адатомов нами был измерен коэффициент аккомодации атомов при ударе о поверхность (10"г) и скорость энергетического обмена колебаний адсорбированного атома с подложкой (величина частотного фактора Лэнгмюра ~Ю10 с"1).

Нами была наблюдена также кинетика конденсации газа поверхностных атомов (и образования островковой металлической пленки) при резком охлаждении : поверхности. Это позволило нам оценить величину энергетического барьера для процесса поверхностной диффузии (~ 0,1 эВ). Эта величина согласуется с эмпирическим правилом "1/6" для отношения энергий; активации поверхностной диффузии к энергии адсорбции /51/,

4.3 Модель процесса фотодесорбции.

Наиболее существенные для объяснения механизма фотодесорбции факты заключаются в следующем: 1) электронное возбуждение атомов эффективно тушится при их ударе о сапфир /38/; 2) квантовый выход процесса фотодесорбции мал (~10"3 для натрия) и,резко увеличивается с ростом энергии фотона десорбирующего излучения и 3) распределение десорбированных атомов по скоростям близко к термодинамически равновесному с температурой, пропорциональной энергии фотона.

С учетом того обстоятельства, что взаимодействие атома щелочного металла с поверхностью носит существенно многочастичный характер (что следует из приведенного выще сопоставления размеров атома с характерными размерами решетки кристалла), процесс фотодесорбции можно описать следующим образом. . .-■„.

Поглощение фотона адатомом натрия вызывает мгновенное изменение потенциала взаимодействия атома с ближайшим окружением и приводит к возбуждению коллективных движений в адсорбированном комплексе. Через время порядка: периода колебаний атома в поверхностной потенциальной яме (~10"12,с) происходит безызлучательный переход атома в основное электронное состояние с передачей энергии возбуждения в кинетическую энергию атома натрия и энергию движения большого числа частиц подложки. Большое число частиц, участвующих в перераспределении поглощенной энергии, определяет статистический характер процесса. Тогда распределение по энергиям для десррбированных атомов, а только оно и определяется в эксперименте, подчиняется закону равновесной термодинамики, в котором "температура" Тзфф задается средним значением энергии, приходящейся на атом комплекса кТэфф = кТ + 2Ъ<й/г, где г- число степеней свободы комплекса, Т - температура поверхности. Из экспериментальных данных следует, что для натрия г - 60, т.е. атом натрия взаимодействует с 20 атомами поверхности, для цезия г = 100.

Существенно, что формирование энергетического распределения внутри комплекса происходит очень быстро, поскольку длительность элементарного акта безызлучательного перехода в случае сильной связи между основным и возбужденным термами адсорбционной системы обычно существенно меньше периода колебаний. Такая картина мгновенного формирования термодинамически равновесного распределения отлетающих атомов по энергиям позволяет оценить квантовый выход фотодесорбции. В ситуации, когда энергетическое распределение формируется быстрее, чем время пролета атомов над потенциальной ямой, их доля с энергией, большей энергии адсорбции, оказывается равной г| = (Е/кТЭфф)1йехр(-Е/кТзфф) и дает величину ц = 10"3 для натрия и ТО"5 для цезия, что хорошо согласуется с экспериментально измеренными квантовыми выходами процесса. ; Предложенная модель процесса достаточно хорошо описывает' все ' наблюдавшиеся в эксперименте закономерности - форму энергетического распределения отлетающих атомов, рост эффективной температуры и квантового выхода фотодесорбции с энергией десорбируюего фотона, вид спектра фотодесорбции и т. д.

Кроме того она естественным образом отвечает на тот вопрос, который часто возникает при исследованиях фотодесорбционных процессов: каким образом при явно однофотонных и неравновесных процессах формируется тепловое (максвелловское) энергетическое распределение отлетающих частиц, характеризующееся температурой, зачастую существенно превышающее температуру поверхности.

Оказалось, кроме того, что предложенная модель достаточно хорошо описывает и фотодесорбцию химически связанных с дефектами поверхности атомов натрия (их энергия связи с поверхностью составляла 2,4 эВ) /44/с той лишь разницей, что фотодесорбция химически связанных атомов происходит не только при передаче им энергии, превышающей; энергию связи атома с поверхностью, но также и при получении энергии, превышающей разность энергий связи химической и физической форм адсорбции Ех - Еф. При этом предполагалось, что этой энергии достаточно для перевода химически адсорбированного атома в состояние физической адсорбции, из которого при температуре поверхности 700 К атом быстро мигрирует (за время порядка 10"11 с) от локального центра химической адсорбции и в дальнейшем быстро (за время ~ 10ь с) десорбируется из-за высокой температуры поверхности. Вероятность такого ступенчатого процесса существенно превышает вероятность прямого.

Рассчитанная в такой модели температурная зависимость сигнала фотодесорбции химически адсорбированного натрия хорошо согласуется с экспериментально измеренной /44/. Предложенная модель фотодесорбции является, разумеется, чисто феноменологической за ее рамками остаются такие важные для понимания процесса вопросы, как влияние на эффективность и характеристики фотодесорбции структурных и физических свойств кристалла, вида его поверхностного фононного спектра, конкретизация актуальных колебательных мод кристалла и т. д.

В последующих экспериментах /51/ было обнаружено, что линейный при малых мощностях возбуждения режим фотодесорбции сменяется при больших интенсивностях (порядка 10® Вт/см2) пороговым ростом числа десорбированных атомов вплоть до полного истощения запасов адсорбированных атомов за время действия лазерного импульса. Восстановление покрытия после окончания импульса происходит за довольно значительное время (20-25 С) и связано с адсорбцией атомов из газовой фазы. Отметим также, что наряду с изменением зависимости потока десорбированных атомов от интенсивности возбуждения, меняется и их время-пролетные спектры (распределение по .скоростям), более того, вид этого спектра определяется теперь не только длиной волны возбуждающего излучения, но и интенсивностью возбуждения -чем больше интенсивность, тем более "горячие" атомы отлетают от поверхности при неизменной (насыщенной) величине их потока. Следует иметь в виду, что в силу очень высокой прозрачности и хорошей теплопроводности сапфира нагрев его поверхности при пороговом значении интенсивности лазерного излучения совершенно незначителен. Нагрев, связанный с поглощением света адсорбированными атомами, известный в литературе как "резонансный нагрев", также недостаточен для объяснения этого явления. Таким образом, оно не может быть объяснено обычной термодесорбцией.

Наблюдавшиеся явления связаны, повидимому, с низкой скоростью релаксации колебательной энергии адсорбированных атомов, приводящей к отрыву их эффективной температуры от температуры подложки. Важной особенностью рассматриваемой системы Является резкое отличие характерных частот колебаний адсорбированного атома и кристаллической решетки подложки. В результате обмен колебательной энергией между атомом и подложкой эффективно происходит только в момент тушения электронного возбуждения. В промежутках же между актами поглощения фотона такой обмен . сильно затруднен. Поэтому несмотря на быстрый отвод тепла от адсорбционного центра из-за высокой теплопроводности подложки, адсорбированный атом долго сохраняет избыточную'колебательную энергию, доставшуюся ему в процессе тушения электронного возбуждения

По результатам измерений интенсивности, при которой начинается экспоненциальный рост числа фотодесорбированных атомов можно определить скорость обмена энергией между адатомом и подложкой. Она оказалась равной Ю10 с'1. Эту величину можно оценить как произведение характерной частоты колебаний адсорбированного атома 1012 с1 на коэффициент аккомодации энергии при ударе атома о поверхность твердого тепа': Этот коэффициент аккомодации был определен нами независимо по измерению времени восстановления нарушенного оптическим излучением поверхностной концентрации адсорбированных атомов при знании потока атомов на поверхность из газовой фазы. Вычисленный таким образом коэффициент аккомодации оказался равным 10"2, а оцененная из этого эксперимента скорость обмена энергией между атомом и подложкой Ю10 с'1, то есть совпадение этих значений, полученных из двух разных экспериментов, оказалось достаточно хорошим

4.4 Заключение.

Таким образом в результате проведенной работы нами разработан ряд чувствительных методик регистрации фотодесорбированных с поверхности прозрачных диэлектриков : атомов щелочных металлов, определены спектральные и энергетические характеристики адсорбированных атомов как в состоянии физической, так и химической адсорбции. Измерены такие параметры его взаимодействия с поверхностью сапфира, как величина энергетического . барьера при поверхностной диффузии, коэффициент аккомодации энергии при ударе о поверхность, скорость его энергетического обмена с фононным . резервуаром поверхности. Показано, что действие оптического . возбуждения на адсорбированные атомов приводит к эффективному преобразованию этой энергии в колебательные и поступательные степени свободы как . адатома, так и его ближайшего окружения. На основе этих представлений разработана феноменологическая модель процесса фотодесорбции, которая качественно (а иногда и количественно), правильно объясняет большинство измеренных закономерностей. ■ - : ■

Следует отметить, что в рамках предложенной модели фотодесорбции величина ее квантового выхода определяется статистической вероятностью для адатома получить при тушении его электронного возбуждения энергию, большую энергии его связи с поверхностью. Большая часть адатомов приобретает при этом энергию, недостаточную для десорбции, но существенно превышающую величину активационного барьера для поверхностной диффузии (0,1 эВ). Таким образом эта модель предсказывает существование нового эффекта - свето-индуцированной миграции атомов по поверхности кристалла. Косвенные доказательства такого эффекта уже получены' /52/, дальнейшие исследования его представляются достаточно интересными и многообещающими. ; ,

5. ФОТООТРЫВ С ПОВЕРХНОСТИ МЕТАЛЛА ОТДЕЛЬНЫХ АТОМОВ /56-60/.

5.1 Введение,

При исследованиях резонансной фотодесорбции нами было обнаружено новое явление - фотоотрыв атомов натрия с поверхности собственного металла /40/. Оказалось, что освещение свежеприготовленной островковой пленки ; металла оптическим излучением помимо известной фотоэмиссии электронов сопрововождается испусканием свободных атомов. Линейность этого эффекта от падающей на поверхность мощности оптического излучения и малая величина квантового выхода процесса (~10"1° от падающего потока) однозначно свидетельствовали о нетепловой природе обнаруженного эффекта.

К моменту обнаружения нами этого явления существование процесса фотодесорбции с поверхности металла было известно лишь для небольшого числа простых молекул, десорбирующихся с поверхности тугоплавких металлов при возбуждении остовных электронов молекул под действием излучения далекого УФ и мягкого рентгеновского диапазона или под действием быстрых электронов/53-55/. : г. Очевидно, что механизм обнаруженного нами явления уже из простых энергетических соображений (а также потому, что в нашем случае десорбированный атом до десорбции не являлся чужеродной примесью на поверхности металла) должен быть существенно отличным от известных ранее. Поэтому нами были предприняты попытки исследовать основные характеристики обнаруженного явления/56-60/,

5.2 Основные закономерности фотоотрыва атомов с поверхности собственного металла.

Экспериментальная установка для исследования процесса фотоотрыва атомов в основных своих чертах подобна использованной ранее (см. 4.2). Большая часть экспериментов была проведена на сплошной .металлической пленке толщиной 100-200 мкм, напыленной на охлаждаемые сапфировую или никелевую подложки. Было проверено, что все полученные экспериментальные результаты не зависят от способа и времени напыления пленки, в частности, они одинаковы для свежеприготовленных и "состаренных" пленок.

Было проверено, что в широком диапазоне мощностей воздействующего излучения (102 - 105 Вт/см2) количество отлетевших атомов линейно зависит от интенсивности излучения. Это обстоятельство, наряду с малым квантовым выходом процесса, полностью исключает обычный тепловой механизм испарения, так как в этом случае зависимость скорости испарения должна быть экспоненциальной.

Квантовая эффективность процесса фотоотрыва была измерена нами по отношению к эффективности хорошо изученного процесса фотодесорбции атомов натрия, адсорбированных на поверхности сапфира. Она оказалась равной Ю"10Ы (для X = 530 нм), где N -число фотонов падающего излучения.

Было показано, что спектр фотоотрыва атомов металлического натрия (рис. 10) определяется в основном спектральной зависимостью оптических постоянных металла, а точнее - зависимостью квадрата модуля амплитуды электрического поля световой волны на поверхности металла от длины волны падающего света. Эта зависимость резко' возрастает при приближении частоты падающего излучения к частоте плазменных колебаний металла. Более того, даже нормированный на квадрат амплитуды поля на поверхности спектр фотоотрыва не совпадает со спектром вещественной части высокочастотной восприимчивости. Это однозначно указывает, что процесс фотоотрыва не связан с основными механизмами рассеяния энергии в объеме металла.

Спектральная зависимость явления фотоотрыва атомов с поверхности островков,ой пленки металлического натрия была измерена также в работе /61/, но к сожалению лишь в достаточно узком спектральном диапазоне, где она хорошо совпала со спектром возбуждения объемных ппаЭмонов в а)

Рис. 10 а) Спектр фотоотрыва атомов натрия с поверхности ме талла и дисперсия квадрата модуля амплитуды эпек трического поля световой волны на поверхности металла. б) Тот же спектр, нормированный на квадрат модуля амплитуды электрического поля световой волны на . поверхности металла, и спектр реальной части высокочастотной проводимости (сплошная линия), расчи-танная для основных механизмов потерь в объеме металла. металлических кластерах, что заставило авторов /60/ связать механизм наблюдаемого явления .с одним,из возможных каналов распада»-плазмонов. Наши спектральные измерения, проведенные как для островковой /55/, так и для.сплошной металлической пленки, показали, что спектральные особенности на частотах объемных плазмонов. связаны лишь с резонансным усилением поля на поверхности металла на этих частотах, но отнюдь не являются необходимым условием существования эффекта.

Температурная зависимость эффективности фотоотрыва пленки определяется активационным фактором ехр(-Е/кТ), где Е = 1000 ± 200 см'1. Вместе с тем было обнаружено, что при быстром (в течении нескольких секунд) охлаждении металлической пленки до температуры жидкого азота сигнал фотоотрыва с нее в серии последовательных вспышек воздействующего лазерного излучения монотонно уменьшается от величины, практически совпадающей с сигналом при комнатной температуре, до нулевого уровня, определяемого шумами регистрирующей аппаратуры. Аналогичный эффект был обнаружен в /60/ для островковой пленки.

Это позволяет сделать вывод, что процесс фотоотрыва С поверхности металла связан с наличием на ней структурных дефектов. "Замороженные" при быстром охлаждении, они затем "сполировываются" в процессе фотоотрыва с эффективностью, зависящей от температуры очень слабо. Атомы общего положения при этом не могут быть "оторваны" оптическим излучением, энергия образования структурных дефектов с учетом энтропийного фактора 2Е = (2000 ± 400) см"\ Концентрация их-' при комнатной температуре ~1013 см"2 и экспоненциально уменьшается при снижении температуры. Природа этих дефектов пока нами не установлена - это, могут быть одиночные атомы у ступеней или на плоских участках поверхности.

Было показано /58/, что искусственное создание большого числа структурных дефектов путем напыления атомов на охлажденную до азотной температуры металлической пленки приводит как к заметному увеличению эффективности процесса фотоотрыва, так и квантовой эффективности электронной эмиссии, и работы выхода металла (с 2,31 до 2,36 эВ). Последние! ' факты свидетельствуют о том, что электронная плотность в окрестности этих структурных дефектов несколько повышена. Величина избыточного заряда дефекта по оценкам составляет q =0,03 е. Это означает, что в отличие от атомов поверхности общего положения основное электронное состояние структурных дефектов типа самоадсорбированных атомов, ответственных за процесс фотоотрыва, носит более локализованный и ионный характер.

Продемонстрированная возможность измерения' концентрации структурных дефектов определенного типа на поверхности металлического натрия позволяет надеяться, что на этой основе может быть развит 'мётод исследования кинетики образования и релаксации таких поверхностных дефектов и выяснена их роль в процессах адсорбции, десорбции и диффузии атомов на поверхности.

Энергетический спектр отлетевших с поверхности металла атомов был измерен в нескольких работах /61,62/. К сожалению для эффективной температуры этих атомов получены существенно разные результаты - от 0,40,5 эв в /61/ до температуры, ниже температуры поверхности /62/. Связано это как с малой величиной эффекта, так и с различиями в методах измерения. Разработанная нами методика измерений позволяла измерять время-пролетный спектр за одну вспышку, лазерного десорбирующего излучения длительностью 10"8 с с отношением сигнал/шум -20 и временным разрешением 10 е с (полная длительность сигнала при измерениях спектра порядка 150 мкс).

Было показано, что по форме энергетический спектр (рис. 11) хорошо 'совпадает с максвелдовским с эффективной температурой 700 К, "деформированным быстрым затуханием электронного возбуждения вблизи поверхности металла.; Оказалось, что экспериментально измеренный спектр хорошо совпадает с рассчитанным в предположении-, что время жизни возбуждения, локализованного на десорбируемом атоме, мало (по сравнению с временем отлета) и быстро увеличивается при удалении его от поверхности: т = -с.,ехр(х/а) ; где т0 - время жизни возбуждения на поверхности, а - характерный размер .области взаимодействия атома с поверхностью. Это предположение означает, что квантовый выход фотоотрыва экспоненциально зависит от времени пребывания десорбируемого атома в области действия поверхностного

Рис. 11 Время-пролетный спектр атомов натрия, фотодесорбиро-ванных с поверхности металла. Сплошная линия - теоретическая кривая (См. текст), точки - эксперимент.

Рис. 12 Предполагаемая модель процесса фотоотрыва атомов д , поверхности металла. потенциала, которое, в свою очередь, обратно пропорционально скорости атома, что приводит к довольно своеобразному виду время-пролетного спектра Г3ехр(-т12/2кТ(2 - 1а'/т01) здесь т - масса атома натрия, I - расстояние между металлической поверхностью и местом регистрации), в котором отсутствуют медленно летящие атомы, так что при эффективной температуре отлетающего потока 700 К, наиболее вероятная скорость оказывается равной 0,2 эВ. Наилучшее совпадение рассчитанного и экспериментально измеренного спектра получено (рис. 11)-при величинах параметров а =1 А и ю = 3-10'14 с. Последняя величина несколько выше обычных оценок времени жизни электронного возбуждения в объеме металла.

5.3 Предлагаемая модель процесса фотоотрыва.

Элементарный акт фотоэлектронного возбуждения адкомплекса и преобразование его энергии возбуждения в десорбцию не имеют до сих пор удовлетворительного описания, Причина такого положения объясняется сложностью многочастичного процесса и многообразием путей его реализации.

Наиболее распространенным подходом к трактовке этого процесса, как и к трактовке десорбции, стимулированной электронным ударом (см., например обзор /63/ и имеющуюся там библиографию), является метод схем термов с учетом релаксации движения адатома. В рамках такого подхода возможны два механизма процесса фотоотрыва. Первый - прямой, аналогичный механизму фотодиссоциации молекул, обусловлен возбуждением комплекса в разлетное состояние. Во втором механизме энергия возбуждения адкомплекса передается десорбирующемуся атому при электронном девозбуждении в адкомплексе.

Установленная связь процесса с наличием на поверхности структурно выделенных атомов, связанных с остальными атомами поверхности слабее, чем последние друг с другом, позволяет считать эти атомы в определенной степени чужеродными поверхности. Можно надеяться поэтому, что благодаря структурной и зарядовой выделенное™ дефектов, соответствующее им основное и возбужденные состояния более локализованы и имеют несколько большие времена жизни, чем электронные возбуледения в объеме. Поскольку вид энергетического спектра отлетевших от поверхности атомов соответствует обычному максвелловскому распределению по скоростям, деформированному из-за отсутствия медленно . отлетающих атомов, то механизм фотоотрыва можно представить себе следующим образом (рис. 12)

Адатом после перехода в возбужденный терм начинает двигаться от поверхности металла. Релаксация этого возбуждения (т = 3-10"14 с) приводит* его переходу в основное (адсорбированное) состояние, так что десорбируются лишь те атомы, которые за указанное время успевают покинуть область поверхностного притяжения.

По экспериментальным данным сечение фотоотрыва атомов 10"23 см?. Если считать, что первичный акт электронного возбуждения происходит с обычным для переходов в сплошном спектре сечением 10"16 - 10"17 см2 и связать малость сечения фотоотрыва лишь с процессом тушения электронного, возбувдения вблизи поверхности, то рассчитанный таким образом размер области, в которой происходит тушение, составит достаточно разумную величину 4-5 А.

Формирование более "горячего" по сравнению с температурой подложки распределения отлетевших атомов в рамках предложенного механизма естественно; связать с переходом части энергии электронного возбуждения адатомов в их кинетическую энергию. В рамках указанного подхода остаются вне. рассмотрения такие особенности процесса фотоотрыва, как перенос заряда и роль поверхностных состояний, которые могут обеспечить локализацию возбуждения. Ввиду отсутствия как детальной теории процесса, так и недостаточности экспериментальных результатов об этом явлении данная здесь трактовка является предварительной.

Отметим, что предложенная модель фотоотрьюа атомов идеологически весьма близка к моделям- электронно-стимулированной десорбции хемосорбированных на поверхности металла частиц : пр^цетеа,,. интенсивно исследующегося в последние .урды /62/, В рамках этих моде^^й находят объяснение как малые сечения электронно-стимулированной десорбции, так и сложные энергетические распределения десорбированных частиц.

В заключение следует указать что в самое последнее время аналогичный процесс фотоотрыва атомов с поверхности металла был обнаружен также для поверхности золота /64/, алюминия /65/ и серебра /66/: Можно надеяться, что дальнейшие исследования существенно продвинут нас к пониманию деталей механизма этого процесса и дадут важную информацию о структуре и динамике поверхности металла.

5.4 Заключение.

Обнаружен - новый эффект - фотоотрыв атомов от поверхности собственного металла. Показано, что фотоотрыв связан с электронным возбуждением локальных' структурных дефектов поверхности металла, обладающих временем жизни возбужденного состояния порядка 310'14 с. Измерены основные характеристики явления - сечение процесса, спектр действия, распределение отлетевших атомов по скоростям, энергетический барьер образования структурных дефектов, их зарядовое состояние. Предложена^ качественная модель процесса. Теоретическое описание обнаруженного явления встречает трудности, связанные как с недостаточным объемом экспериментальных данных, так и с необходимостью выхода при создании такой теории за рамки зонной модели металла. Дальнейшее исследование механизма этого явления представляется весьма актуальным не только в связи с его важностью для понимания электронных свойств поверхности металла, но и с возможными перспективами его практического использования.

6. ЗАКЛЮЧЕНИЕ.

Основные результата работы могут быть сведены к следующему: - исследованы процессы взаимодействия оптического излучения с системой соударяющихся атомов, ответственные за возникновение атомной и молекулярной флуоресценции : при нерезонансном возбуждении атомных переходов;

- развит метод спектроскопии насыщения /позволяющий получать информацию о неоднородности ансамбля межатомных взаимодействий, формирующих статическое крыло атомной Линии; предложенный метод позволяет разделить вклады в измеряемые спектры поглощения или люминесценции взаимодействующих атомных систем распределений заселенностей состояний м вероятностей франк-кондоновсКих переходов; ' .

- экспериментально обнаружен и интерпретирован ряд нелинейных процессов в системах соударяющихся атомов - насыщение свободно-свободных и свободно-связанных переходов, нелинейность при фотодиссоциации ван-дер-ваальсовых молекул; сделан вывод, что обнаруженные нелинейности обусловлены таким взаимодействием между атомами, которое обеспечивает им "длительное" (в спектральном и кинетическом смысле) пребывание в резонансе с возбуждающим излучением; обнаружены состояния квазисвязанного движения атомов, лежащие выше, границы диссоциации верхнего связывающего терма, распад этих состояний частично происходит путем туннелирования атомов через центробежный барьер, образующийся при нелобовых столкновениях атомов.

- установлено, что интенсивное поле излучения может существенно изменить динамику движения соударяющихся атомов, проведен анализ возможных спектроскопических проявлений такого изменения динамики , движения - в деформации спектра, кинетике и интенсивности свечения взаимодействующих атомных систем; .

- экспериментально обнаружен эффект просветления атомной среды без насыщения ее населенности, при котором среда полностью перестает поглощать воздействующее на нее интенсивное поле излучения;

- исследовано взаимодействие атомных систем с поверхностью прозрачных диэлектриков; измерены спектральные, энергетические и кинетические характеристики такого взаимодействия; : ^ ■

- исследовано воздействие оптического излучения на адсорбированные атомные системы, показано, что электронное возбуждение адсорбированных атомных систем эффективно преобразуется в колебательное и поступательное движение как адатомов, так и его ближайшего окружения; 11 :

- разработаны оптические лазерные методы регистрации малых потоков десорбированных атомов и измерения их скоростей, обладающие большой чувствительностью и хорошим временным разрешением;

- обнаружены две формы адсорбции атомов натрия на поверхности сапфира -физическуая и химическая, определены их энергии адсорбции - 0,7 и 2,4 эВ соответственно;

- экспериментально доказана энергетическая неоднородность поверхности сапфира по отношению к процессу адсорбции. Показано, что глубокие центры адсорбции расположены на поверхности в виде достаточно длинных нитей (одномерная адсорбция), гак что они полностью заполняются даже при покрытиях, существенно меньших монослойных. Это приводит к проявлению латеральных взаимодействия между соседними атомами даже при малых степенях покрытия. По результатам экспериментов рассчитана энергия адсорбции атомов цезия на поверхности сапфира и энергия латерального взаимодействия;

- разработана феноменологическая модель процесса фотодесорбции адсорбированных атомов, которая качественно правильно объясняет все измеренные экспериментальные закономерности исследованного явления; на основе этой модели предсказан эффект свето-индуцированной миграции атомов по поверхности прозрачных диэлектриков;

- обнаружен эффект фотоиспарения атомов с поверхности собственного металла, показано, что он связан с существованием на поверхности металла структурных дефектов, возбужденное электронное состояние которых носит ионный характер и достаточно локализовано (время жизни 310"14 с); тушение этого состояния из-за взаимодействия с электронной подсистемой объема металла с ^алои вероятностью приводит к отлету атома от поверхности; измерен ряд закономерностей этого процесса. "' '

Основные результаты работы опубликованы в /17, 22-27, 38, 40-50, 5660/.

Литература.

1. Летохов В. С„Чеботаев.В- П., Принципы лазерной спектроскопии, М., Наука, 1975. ; : .,, •■■-< ■ ' ' ■

2. Ultrasensitive Laser Spectroscopy, Ed. D. Kliger, New.York, Academic Press, 1983.

3. Исследования с атомными пучками, Мир, 1969.

4. Ш.Чен.М. Такео, УФН, 66, 391,1958.

5. A. Gallagher, Atomic Physics, Plenum Press, 1975.

6. Аллен Л., Зберли Дж., Оптический резонанс и двухуровневые атомы, под ред. В. Л. Стрижевского, М., Мир, 1978.

7. Теренин А. Н., Избранные труды, т. 3, Спектроскопия адсорбированных молекул и поверхностных соединений, Л., Наука, 1975.

8. Ж. Г. Де-Бур, Электронная эмиссия и явления адсорбции, под ред. Хлебникова Н. Н., ОНТИ НКТП, 1936.

9. Методы исследования поверхности, М., Мир, 1979.

10. Новое в исследовании поверхности твердого тела, М,, Мир, 1977.

11. Волькенштейн Ф, Ф„ Физико-химия поверхности полупроводников, Наука, 1973. \

12. A. Jablonski, Phys. Rev, ,6§, 78,1945.

13. М. Мотт, Г. Месси, Теория атомных столкновений, М., Мир, 1969.

14. С. И. Яковленко, УФН, 136, 593. 1982.

15. В. С. Лисица, С. И. Яковленко, ЖЭТФ, 66,1550,1974.

16. Р. 3. Витлина, А. В. Чаплик, Препринт ИАЭ СО АН СССР, 5, Новосибирск, 1978

17. В. А. Ходовой, В. В. Хромов, Оптика и спектроскопия, 40,1098,1976.

18. А. М. Бонч-Бруевич, С. Г. Пржибепьский, В. А. Ходовой, В, В. Хромов, Квантовая электроника, 3,1091,1976,

19. А. М. Бонч-Бруевич, G. Г. Пржибельский, А. А. Федоров, В. В. Хромов, ЖЭТФ, 71, 1733, 1976 ;

20. А. М. Бонч-Бруевич, С. Г. Пржибельский, В. В. Хромов, ЖЭТФ, 72, 1738, 1977,

21. А. М. Бонч-Бруевич, С. Г. Пржибельский, В. В. Хромов, Квантовая Электроника, 5, 455, 1978.

22. Т. А. Вартанян, Ю. Н. Максимов, С, Г. Пржибельский, В. В. Хромов, Письма в ЖЭТФ, 29, 281, 1979.

23. А. М. Бонч-Бруевич, С. Г. Пржибельский, В. В. Хромов, Известия АН СССР, сер.физ. 43. 397,1979.

24. А, М. Бонч-Бруевич, Ю. Н. Максимов С. Г. Пржибельский, В. В. Хромов, ЖЭТФ,.76, 1990, 1979.

25. А. М. Бонч-Бруевич, Т. А. Вартанян, В. В. Хромов, ЖЭТФ, 78, 538,1980.

26. А. М. Бонч-Бруевич, С. Г. Пржибельский, В В. Хромов, ЖПС,33, 980,1980.

27. А. М. Бонч-Бруевич, С. Г. Пржибельский, В. В. Хромов, С. И. Яковленко, Известия АН СССР, сер. физ., 4§, 587, 1984.

28. A. Gallagher, Proc. of the 4-th Internal. Conf. on Atomic Phys., July 22 24.1974

29. A. Czoke, Opt. Lett.,.2, 36,1978.

30. К. M. Sando, J. C. Wormoudth, Phys. Rev., A7, 1889, 1973.

31. Г. Герцберг, Строение и спектры двухатомных молекул, М., ИЛ, 1947.

32. Т. А. Вартанян, С. Г. Пржибельский, ЖЭТФ, 75,439, 1978.

33. А. N. Zewail, Science, 242, 1645, 1988.

34. Т. F. George, I. Н. Zimmerman, J. М. Yuan, J. К. Laing, P. L Dewies, Laser Assisted Chemistry, 10, 410,1977.

35. J: C. Light, Aldona Altenberg-Siczek, J. Chem Phys., 70,4108,1979.

36. И. Ш. Авербух, В. А. Коварский, П. Ф. Перельман, ЖЭТФ, 78, 538,1980.

37. С. Б. Арифжанов, Р. А. Танеев, А. А. Гуламов, В. Н. Редкоречев, Т. Б. Усманов, Тезисы докладов Всесоюзной, конференции "Проблемы управления параметрами лазерного излучения", часть 1, 90, Ташкент, 1978.

38. Е. Б. Александров, Н. Н. Костин, В. В. Хромов, Ю. И. Черная, Оптика и спектроскопия, 67, 517,1989.

39. Т. J. Chuang, J. Vac, Sci: Technol.,21, 798,1982.

40. И. H. Абрамова, Е. Б. Александров, А. М. Бонч-Бруевич, В. В. Хромов, Письма в ЖЭТФ, 39,172,1984.

41. А. М. Бонч-Бруёвйч, Ю. Н. Максимов, В. В. Хромов; Оптика и спектроскопия; 58, 1392, 1985. :

42. АР'М Бонч-Бруевич, Т А. Вартанян, А. В. Го|Шнов; Ю. Н. Максимов*, С. Г. Пржибельский, В. В. Хромов, ЖЭТФ, 97, 1077, 1990 ■ ■ • 43¿ А. М. Bonch-Bruevich, Т., A. Vartanjan, А. V. Gorlarray, Ju. N. Maksimov, S. G. Przhibelski, V. V. Khromov, Optical and Acoustical Review, T, 17, 1990. "44. A., M. Бонч-Бруевич, Т. А. Вартанян, Ю. Н. Максимов, Д. В. Хромов, Поверхность, 5, 102, 1992. ;

45. А. М. Бонч-Бруевич, С: Г. Пржибельский, В. В. Хромов, Оптический журнал, 11. 31,1993. ■.

46. А. М. Bonch-Bruevich, Т. A. Vartanjan, Ju: N. Maksimov, s. G. Przhibelski, V. V. Khromov, Laser Physics, 3, 751,1993.

47. Т. Yanagitiara, H. Yamaguhi, Japn, J. Appl. Phys., 23, 529,1984. •

48. А. M. Бонч-Бруевич, Т. А. Вартанян, С. Г. Пржибельский, гВ. В. Хромов,. ЖЭТФ, 112, вып. 1(7), 362-370, 1997.

49. А. М. Бонч-Бруевич, Т. А. Вартанян, С. Г. Пржибельский, В. В. Хромов, Известия РАН, сер. физ., 61(7), 1315-1321,1997.

50. А. М. Бонч-Бруевич, Т. А. Вартанян, С. Г. Пржибельский, В. В. Хромов, Известия РАН, сер. физ., т. 63, №4, 1999.

51. Э. Зингуил, Физика поверхности, И., Мир, 1990.

52. А. И. Плеханов, В. П. Сафонов, Г. Г. Телегин, Тезисы докладов VIII Всесоюзной конференции по взаимодействию излучения с веществом, Ленинград, 93, 1990.

53. V. N. Ageev, N. I. lonov, Progr. Surf. Sei., 5,1, 1974.

54. R. Gomer, in: Desorption Induced by Electronic Transition, DIET-1, Eds. N. H. Tolk, M. M. Traum, Т. E. Madey, Springer, Berlin, p. 40,1983.

55. D. Mensel, Surf. Sei., 14, 340,1969.

56. A. M. Бонч-Бруевич, Ю. H. Максимов, С. Г. Пржибельский, В. В. Хромов, ЖЭТФ, 92, 285, 1987.

57. А. М. Бонч-Бруевич, Т. А. Вартанян, Ю. Н. Максимов, С. Г. Пржибельский, В. В. Хромов, ЖЭТФ, 97, 1761,1990.

58. А. М. Бонч-Бруевич, Т. А. Вартанян, Ю. Н. Максимов, С. Г. Пржибельский, В. В. Хромов, ДАН СССР, 32179, 1991:

59. A. M. Bonch-Bruevich, T. A. Vartanjan, Ju. N. Màksimov, S. G. Przhibe/ski, V. V. Khromov, Surf. Sei. 307-309, 350, 1994.

60. Ai M Бонч-Бруевич; T. A. Вартанян, С. Г. Пржибельский, В. В. Хромов УФН, 168(8), 920-923, 1998.

61: W. Hôheisel, К. Jungmann, M. Vollmer, R. Weidehauer, F. Trager, Phys. Rev. Lett., 60. 1649, 1988.

62. H. G. Rubahn, in: Laser Spectroscopy and Photochemistry on Metal Surface, Eds. W. Ho and H. L. Day, World Scientific, Singapore, 1993.

63. B: H. Агеев, О. П, Бурмистрова, Ю. H. Кузнецов, УФН, 158, 389,1989:

64.1. Lee, J. Е. Parcs II, T. A. Callcott, E. T. Arakava, Phys.Rev. B.J39, 8012, 1989.

65. M. J. Shea, R. N. Compton, in Laser Ablation Mechanisms and Application, Springer Lecture Notes in Physics, 389, 234, 1991.

66. R. H. Ritchie, J. R. Manson, P. M. Echenique, in Laser Ablation Mechanisms and Application, Springer Lecture Notes in Physics, 389, 239,1991.