Применение эффектов светоиндуцированного тока и светоиндуцированного дрейфа для измерения газокинетических коэффициентов и концентрирования атомарных примесей тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.05 ВАК РФ

1>Ч

На правах рукописи

Угч

П4 ^

ВОСТРИКОВ Олег Анатольевич

ПРИМЕНЕНИЕ ЭФФЕКТОВ СВЕТОИНДУЦИРОВАННОГО

ТОКА II СВЕТОИНДУЦИРОВАННОГО ДРЕЙФА ДЛЯ ИЗМЕРЕНИЯ ГАЗОКИНЕТИЧЕСКИХ КОЭФФИЦИЕНТОВ И КОНЦЕНТРИРОВАНИЯ АТОМАРНЫХ ПРИМЕСЕЙ

Специальность: 01.04.05 - Оптика

Автореферат

диссертации на сонскание учёной степени кандидата физико - математических наук

Новосибирск - 1997

Работа выполнена в Институте автоматики и электрометрии Сибирского отделения Российской академии наук

Научные руководители: член - корреспондент РАН,

профессор A.M. Шалагин, кандидат физико -математических наук К.А. Насыров

Официальные оппоненты:

доктор физико - математических наук,

профессор И.М. Бетеров, Институт физики полупроводников СО РАН, г. Новосибирск,

кандидат физико -математических наук В. А. Сорокин

Институт автоматики и электрометрии СО РАН, г. Новосибирск.

Ведущая организация Новосибирский государственный

университет, г. Новосибирск.

Защита состоится 1997 г. в часов

на заседании диссертационного совета К003.06.01 в Институте автоматики и электрометрии СО РАН / 630090, Новосибирск, пр. академика В.Коптюга 1 /.

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке Института автоматики и электрометрии СО РАН.

Автореферат разослан 1997 г.

Учёный секретарь,

диссертационного совета, /

кандидат физико - математических наук ' ( Л.В. Ильичёв

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА ДИССЕРТАЦИОННОЙ РАБОТЫ

Актуальность темы. Газовая кинетика в поле лазерного излучения является сравнительно новой областью физики, возникшей на стыке двух дисциплин - нелинейной спектроскопии и кинетической теории газов. Одними из наиболее важных и перспективных для исследований являются эффекта светоиндуцированного тока (СИТ) и светоиндуцирован-ного дрейфа (СИД), поскольку с их помощью можно, в частности, измерять такие газокинетические коэффициенты, как сечения ионизации и транспортные частоты столкновений.

Целями работы являлись регистрация эффекта светоиндуцированного тока (СИТ) в плазме СВЧ - разряда для газов Не и Н, а также в атомарных парах лития (в СВЧ - разряде Аг), исследование зависимости формы сигнала СИТ от отстройки излучения, величины амплитуды тока от поглощённой в единице объёма мощности излучения.и давления используемого газа, измерение таких газокинетических коэффициентов, как сечения ионизации и транспортные частоты столкновений, накопление изотопов лития в нагреваемом сапфировом капилляре, выяснение возможности применения СИД для концентрирования сверхмалых примесей.

К началу работ по теме диссертации СИТ был экспериментально исследован в нейтральном разреженном газе паров Ыа [9,10], в положительном столбе тлеющего разряда Я [13]. С помощью эффекта СИД было осуществлено накопление изотопов Иа [11,12,17] и осуществлён режим оптического поршня в парах Яа [22] и рубидия [20.21]. В условиях удалённых стенок ячейки было осуществлено разделение изотопов ¿/[18].

Научная новизна.

a) Впервые зарегистрирован эффект СИТ в СВЧ - разряде для газов Не и Н, а также в парах лития в СВЧ - разряде Аг.

b) Получены зависимости формы сигнала СИТ от отстройки частоты излучения, амплитуды тока от поглощённой в среде мощности лазерного излучения и давления используемого газа.

c) Из экспериментальных данных извлечены сечения ионизации и транспортные частоты столкновений для возбуждённых состояний атомов.

ф Найдено отношение скорости СИД к коэффициенту диффузии Ы в буферном газе Хе в условиях удалённых стенок ячейки, е) Осуществлено эффективное накопление паров лития в нагреваемом сапфировом капилляре.

Основные положения, выносимые на защиту.

1. Эффект светоиндуцированного тока (СИТ) проявляется в условиях СВЧ - разряда в Не, Н и в парах Ц в СВЧ - разряде Аг. Его природа существенно иная, нежели природа оптогальванического эффекта.

2. Форма сигнала тока является производной по отстройке излучения от формы линии поглощения. Амплитуда СИТ растёт линейно с ростом поглощённой в среде мощности излучения. Знак сигнала тока зависит от направления распространения излучения.

3. Измерение зависимости амплитуды тока, нормированной на поглощённую мощность (величина ?;) позволяет сделать заключение о механизме ионизации для соответствующего элемента (Не, Н или О). Из полученной зависимости т](р) можно получить значения сечений ионизации и транспортных частот столкновений для возбуждённых состояний.

4. В условиях удалённых стенок ячейки можно определить отношение скорости СИД к коэффициенту диффузии в соответствующем газе.

5. В нагреваемом сапфировом капилляре можно добиться длительного существования лития в атомарном состоянии, избавиться от адсорбции атомов лития на стенки капилляра и осуществлять их накопление.

Апробация работы.

Диссертация основана на материалах, опубликованных в 6 печатных работах и доложенных на Международной конференции по когерентной и нелинейной оптике (г. Санкт-Петербург, 1995 г.), Европейской конференции по квантовой электронике (г. Гамбург, 1996 г.), на конференциях и семинарах ИАиЭ СО РАН.

Структура и объём работы.

Диссертация состоит из введения, трёх глав и заключения, в котором кратко сформулированы общие выводы. Общий объём работы составляет?^¿"страницу машинописного текста, включая¿5"рисунков и 2 приложения. Список цитируемой литературы составляет ^/названий.

КРАТКОЕ СОДЕРЖАНИЕ РАБОТЫ

Во Введении изложены физические основы явлений светоиндуцированного тока (СИТ) и светоиндуцированного дрейфа (СИД). Приведён обзор работ, посвящённых этим светоиндуцированным газокинетическим явлениям. Далее приведены цели и задачи исследования и сформулированы положения, выносимые на защиту.

Обсудим физическую сущность эффекта светоиндуцированного

тока.

Рассмотрим плазму, состоящую из электронов, ионов и нейтральных атомов. Пусть плазма облучается лазерным излучением, которое имеет частоту, резонансную переходу п - т нейтральных атомов (уровень п, в частности, может быть основным). В случае большого доплеровского уширения и узкой спектральной ширины лазерного излучения, последнее взаимодействует только с теми атомами, проекция скорости которых на направление распространения излучения к удовлетворяет условию резонанса

¿о. =со0-(о^, . (1)

где (о0 - частота лазерного излучения, ш,т - частота атомного перехода п - т. По этой причине в распределениях по скоростям атомов на уровнях п и т возникают неравновесные добавки - хорошо известные провал и пик Беннета. Если со0 * а>„„,, то неравновесные добавки асимметричны по отношению к иг = 0, и это означает, в частности, что избыток атомов в состоянии т имеет направленное движение, колли-неарное к . Возникает поток ]и нейтральных атомов в состоянии т. В плазме этот поток может ионизоваться, например, электронным ударом или по механизму ассоциативной ионизации, причем вновь рожденный ион сохраняет память о скорости атома перед ионизацией. Возникает поток ионов, что и есть светоиндуцированный ток.

Необходимо заметить, что все дополнительные ионы, возникающие под действием лазерного излучения, поставляются в основном с уровня т, поскольку атом в этом случае находится ближе к ионизационному состоянию и ему существенно легче ионизоваться, чем с уровня п.

Электроны, рождаемые одновременно с ионами, значительно быстрее теряют свое направленное движение и не дают существенного вклада в ток.

Таким образом, светоиндуцированный ток возникает в результате трансформации потока возбужденных атомов (частиц) в поток ионов.

Глава 1 посвящена описанию исследования светоиндуцированно-го тока в плазме СВЧ - разряда. В такой постановке удалось существенно уменьшить и даже практически полностью исключить влияние известного оптогальваничесКого эффекта. Глава содержит описание метода измерения светоиндуцированного тока, а также способа определения таких газокинетических характеристик, как транспортные частоты столкновений и сечения ионизации.

Для проведения экспериментов была создана следующая установка (см. рис. 1), основными деталями которой являются: 2 - лазер на красителе непрерывного действия; 5 - рабочая ячейка; 8 -генератор СВЧ - поля; 10 - селективный вольтметр.

Накачка лазера на красителе БСМ осуществлялась Аг + - лазером. Ширина линии излучения лазера на красителе составляла 1.5 ГГц. Перестройка частоты осуществлялась с помощью внутрирезонаторного интерферометра Фабри-Перо. Мощность излучения варьировалась в пределах от 100 до 200 мВт.

Рисунок 1

Излучение лазера на красителе модулировалось с помощью электрооптического модулятора 3 и направлялось в рабочую ячейку 5.

Ячейка 5 представляла собой стеклянную трубку с внутренним радиусом 2 мм, с обеих сторон которой вставлялись зонды 6, сделанные в виде полых цилиндров из алюминия. К зондам 6 приварены вы-

воды из нихромовой проволоки, которые замыкались через балластное сопротивление 9 вне ячейки.

С внешней стороны к ячейке 5 прикреплялись медные обкладки 7, к которым подводилось высокочастотное напряжение от генератора 8, что позволяло зажигать в ячейке поперечный СВЧ - разряд.

Селективный вольтметр 10, соединённый с персональным компьютером 11 позволял регистрировать падение напряжения на балластном сопротивлении 9.

Измеритель мощности 12 регистрировал величину мощности излучения, прошедшего через разряд.

Для величины плотности светоиндуцированного тока имеется следующее выражение:

}, = пьт,ит--™----(-)

4ш+Ут + ^'т

где п1 - единичный вектор в направлении тока, т7. - время пробега иона до первого столкновения с потерей направленного движения, и^, -тепловая скорость, Vй - частота ионизации атома с уровня т, Атп -первый коэффициенты Эйнштейна для радиационного распада атома из состояния т в состояние п, ут - частота ухода атома из состояния т

за счёт неупругих столкновений, в том числе ионизации, V* - частота упругих столкновений с изменением скорости, ^(П) - мощность излучения, Юр - доплеровская ширина.

В экспериментах использовались газы Не (переход 2 'Р - 3 'Э, X = 654.4 нм) и Н (линия Н а, К = 667.8 нм). Эксперимент заключался в регистрации тока и исследовании его зависимости от отстройки лазерного излучения, величины поглощенной мощности и от давления газа.

Кроме поглощенной мощности регистрировалась и зависимость интенсивности флуоресценции от частоты излучения.

Характерные кривые зависимости сигнала светоиндуцированного тока от С2 и формы линий поглощения для Не и Н представлены на рисунках 2а и 26 соответственно.

Поскольку в гелии мы имеем изолированную линию поглощения, то сигнал светоиндуцированного тока имеет соответствующую простую форму: кривая антисимметрична и один раз пересекает ось абсцисс. В случае водорода форма линии сигнала СИТ существенно сложнее в соответствии с более сложной линией поглощения: кривая несколько раз пересекает ось абсцисс, при этом интеграл по частоте от сигнала СИТ равен нулю, что находится в соответствии с теоретическими представлениями.

При изменении направления излучения знак сигнала менялся.

о я ы

Ni о

Í3

'-I "I J=¡

О

_ • • • • • « >• : >: > • V о • 0. • . ° п • • 0 • О . • ' 0 • о о 0 о

• 1 • • • • • • • — • • • • • • • • • • : •< s о 0 • о 0 0 о 0 0 0 о о\ J > ) ) )

ы о

i» :

D

"I

с

к» о

•о

р

Эти два обстоятельства позволяют утверждать, что гЛы наблюдаем в данных условиях именно эффект светоиндуцированного тока без примеси оптогальванического эффекта.

Из формулы 2 видно, что амплитуда сигнала светоиндуцированного тока пропорциональна поглощённой мощности излучения. Нами были проведены эксперименты по проверке этой зависимости и она оказалась в соответствии с теоретическими предсказаниями.

Величина тока для Не составила 1ПП = 1(Г6 А при давлении газа р1к, - 0.96 Topp и поглощённой мощности И'= 4.6 мВт/см: в случае Н соответственно г'сш =410-5 А, ри = 0.265 Topp, И'=1 мВт/см.

Нами также проведены эксперименты по изучению зависимости неличины отношения ц амплитуды светоиндуцированного тока к величине поглощённой мощности излучения в единице объёма в центре линии от давления используемого газа. Полученные зависимости для Не и Н представлены на рисунках За и 36 соответственно.

Видно, что как и в случае Не, так и в случае Н, сигнал СИТ, нормированный на поглощенную мощность, вначале растет с ростом давления, затем достигает максимума: при р = 0.96 Topp для Не и р = 0.265 Topp для Я, и затем падает с ростом давления.

В диссертации показано, что такое поведение величины т/ можно объяснить, если предположить, что ионизация возбужденных атомов происходит по ассоциативному механизму:

А' + В-^ АВ* + е. (3)

Действительно, поскольку частота ассоциативной ионизации и транспортные частоты пропорциональны давлению газа р, то уравнение 2 можно представить в следующем виде, выделив зависимость от давления:

^fto^v^^^ + y0.,+v"V

где v'" - частота ионизации атома с уровня ш, v" - частота упругих

столкновений с изменением скорости, ¡7е0' - транспортная частота атома в состоянии т при давлении 1 Topp, давление р измерялось в единицах Topp. В уравнении (4)rv"c - есть частота рекомбинации ионов, а у° - независящая от давления часть ут, обусловленная возможным радиационным распадом атома из состояния т в другие, отличные от п, состояния а также за счет фотоионнзации или ионизации электронным ударом. В наших экспериментальных условиях последними двумя процессами можно пренебречь, поэтом}' у^, = 0 для Не и = A3i = 5.58 х 1Ü7 с'1 для Н.

О 0.5 1.0 1.5 2.0

Давление (Topp) Рисунок 3 10

Из уравнения (4) видно, что с ростом давления >/(/>) тоже вначале растет. достигает максимума, а затем падает по закону \/р при больших давлениях. Таким образом, имеется качественное согласие теории с экспериментальным результатом.

Из сравнения выражения (4) и экспериментально полученной зависимости //(/;)> пользуясь методом наименьших квадратов, можно извлечь значения таких газокинетических коэффициентов, как сечения соответствующих процессов ионизации и транспортные частоты столкновений.

Действительно, хорошо известно (см. например [23]), что в гелиевой плазме основным механизмом ионизации гелия из состояния 3 '!> являс1 ся ассоциативная ионизация при столкновении с ¡помом гелия в основном состоянии:

№(з'£>)+№-> Не+2+е. (5)

Сечение этого процесса есть (см. [23]) сгл<(3 = 2 х 10"и см2. Величина, полученная из наших экспериментальных данных для Не практически совпадает с этим значением. Значение Vе"' определялось в результате приближения теоретической кривой к экспериментальным данным и оказалось равным у'ы = (2.3 ± 0.7) х 106 с*'.

В случае водородной плазмы, как мы считаем, также идёт процесс ассоциативной ионизации Н с уровня п = 3 при столкновении с атомом водорода в основном состоянии:

//(3)+//->//;+е. (6)

Экспериментально определенных значений сечения для этого процесса из литературы неизвестно. В результате сопоставления теоретической кривой и данных нашего эксперимента, найдена величина сечения ассоциативной ионизации есть

а"(3) = (8.6±2.6)хЮ-'6 см2. Транспортная частота столкновений для Н(п = 3), определённая из соответствующих данных, есть

У,7(3) =(1.15±0.34)х 10" с"1.

Дальнейшим развитием исследований эффекта СИТ явились экс-, перименты по регистрации* тока паров лития, резонансно возбуждаемых изучением, в СВЧ - разряде аргона.

Отличие экспериментальной установки, в которой исследовался СИТ лития от той схемы, которая использовалась нами ранее (см. рис. I). заключалось в том, что в зонды 6 вкладывались кусочки лития. Эти области ячейки 5 нагревались внешней проволочной спиралью, что позволяло создавать необходимую концентрацию паров лития.

о°о /о« ° • О . 00 о о .S О о • О • О • О • о «о о о > О

• • •

• •

• • • •

• • •

•

1 1 1 V 1

-10 -5 0 5 10

Рисунок 4 ^ (ГГц)

0 2 4 6 8 10

Давление (Topp) Рисунок 5

Ячейка 5 заполнялась спектрально чистым Аг, в котором возбуждался СВЧ - разряд.

Лазер на красителе 2 настраивался на переход лития Ъ -2р(Х = 670.8 нм).

Метод определения тока и сам эксперимент были такими же, как и для Не или Я.

Типичная форма сигнала СИТ и флуоресценции Ы представлены на рис. 4. Дублетная структура линии поглощения связана с наличием двух близко расположенных переходов в Ы. Литий имеет два изотопа (6и и 1Ы) в естественной смеси, но один из них (6Ы) представлен слабо (7% от общего содержания). Мы в экспериментах настраивались на переход богатого изотопа и исследовали СИТ, обусловленный этим изотопом.

Как видно из рисунка 4, сигнал СИТ имеет антисимметричную форму, как это следует из теории, и при положительной отстройке частоты излучения от центра линии поглощения какого либо компонента дублета направление СИТ совпадает с направлением распространения излучения. Последнее обстоятельство говорит о том, что

. Vе0'

у' - 0

Vе"1

"п

и СИТ обусловлен преимущественно ионизацией П из возбуждённого состояния.

Характерное значение величины СИТ составило /сяг = (4.9 ± 1.5) х 10 "10 А при давлении аргона р = 5.4 Торр и поглощённой мощности 8.4 мВт лазерного излучения. Частота ионизации Д соответствующая такому значению тока, есть у' — 104 с

На рис. 5 представлена зависимость амплитуды СИТ, нормированной на поглощённую мощность излучения, от давления аргона в ячейке. Видно, что вначале с ростом давления сигнал СИТ растёт и при давлении около 5 Торр выходит на постоянное значение. Такое поведение ?](р) в случае Ы резко отличается от того, что мы наблюдали в Не и Я

На наш взгляд, указанное отличие целиком обусловлено различием в механизмах ионизации возбуждённых состояний в Ы с одной стороны, и Не и Я с другой. Доминирующим механизмом ионизации для Яе(3 *£>) или Я(3) является ассоциативный процесс при столкновении с аналогичным атомом в основном состоянии с образованием молекулярного иона. В Ы, как мы считаем, происходит процесс пеннин-говской ионизации возбуждённых атомов Ы метастабильными атомами аргона.

Также, как и в случае Не и Я, путём приближения экспериментальных данных теоретической кривой, мы можем определить тран-

спортную частоту столкновений. Она оказалась равной v™' = (5.5 +

1.6) х 106 с'1 (р = 1 Topp). Такому значению транспортной частоты соответствует величина коэффициента диффузии возбуждённого лития в атмосфере аргона Du = 1.8 ± 0.6 см 2/с (Т= 600 К, р = 1 атм.), которая в пределах точности эксперимента находится в неплохом согласии с ранее найденной в работе [7] Du = 3.2 ± 0.8 см 2/с (Т= 600 К, р = I атм.).

В Главе 2 рассмотрен эффект СИД ? условиях удалённых стенок ячейки. Приведён численный анализ уравнения диффузии с учётом эффекта СИД. Получены численные решения для различных значений параметров уравнения диффузии. Приведён метод определения отно-

Ис/И

шения w путем сравнения численного решения и экспериментальных данных.

В условиях удалённых стенок ячейки эффект СИД проявляется не так ярко как, например, в длинном узком капилляре. Однако, в такой постановке удалось исключить влияние стенок ячейки на распределение концентрации паров лития и изучить некоторые особенности проявления СИД, характерные для таких условий.

Отметим, что в силу конструктивных особенностей установки, мы смогли получить данные о пространственном распределении паров лития в присутствии эффекта СИД.

Как хорошо известно (см. [5,19]), стационарное распределение концентрации атомов с учётом эффекта СИД описывается уравнением

d/v[uiV - V£W]+ y/V = 0, (7)

где D - коэффициент диффузии, у - константа, которая описывает скорость "гибели" атомов вследствии химической реакции с неконтролируемыми примесями в буферном газе, и - скорость макроскопического движения потока частиц за счёт эффекта СИД. В наших экспериментальных условиях, в силу коаксиальной симметрии, распределение концентрации будет зависеть только от z и р (продольной и поперечной координат). Вектор скорости при этом имеет только одну ненулевую компоненту (вдоль оси z): и =(0,0, и (/?)).

В общем случае аналитически решить уравнение (7) не представляется возможным, и поэтому в работе это уравнение анализировалось числено.

На рисунке 6 представлены результаты численного решения уравнения (7) в виде карты изолиний концентрации при различных значениях скорости дрейфа: 6а - u0/D = 0 смчто соответствует диффузионному распределению; 66 - u0/D = 10 см"1.

Как уже говорилось выше, в эксперименте мы получили зависимость интенсивности флуоресценции паров лития от координаты z при различных значениях смещения от оси ячейки (по координате р).

s

a

■ j а

0.2

- - \ \0'4

\ 0.6 \ 1 1 I

Z , MM

0 1 2 3 4 5 6 7

Z , MM Рисунок 6

Воспользовавшись методом наименьших квадратов (МНК) [6] из экспериментальных данных и численного моделирования этого явления можно извлечь отношение скорости СИД атомов лития к коэффициенту диффузии лития в буферном газе (в качестве буферного газа в экспериментах использовался ксенон).

Для наших экспериментальных данных полученное отношение щ/D оказалось равным щ/D = 8.5 ± 1.5 см"1. Если в это отношение подставить известное значение коэффициента диффузии D лития в ксеноне при рХе = 20 Topp [7] (D = 80 см 2/с), то легко найти значение м0. В

наших условиях скорость СИД оказалась равной 6.8 ± 1.3 м/с.

В Главе 3 представлены результаты экспериментов по накоплению паров лития в нагреваемом капилляре.

Основным мешающим фактором при накоплении того или иного химического элемента с помощью эффекта СИД является адсорбция этого элемента на стенках ячейки или капилляра, где собственно и происходит накопление. Для исключения или, по крайне мере, уменьшения адсорбции необходимо покрывать стенки ячейки специальными покрытиями [19], на которых адсорбция данного химического элемента отсутствует, либо нагревать саму ячейку [17,18]. Второй вариант представляется более предпочтительным из-за его универсальной пригодности для любых химических элементов.

В настоящей главе представлены результаты накопление Li с помощью эффекта СИД в нагреваемом сапфировом капилляре.

Для теоретических оценок примем следующую модель. Рассмотрим двухкомпонентную газовую среду, в которой один компонент может резонансно взаимодействовать с излучением, а другой служит в роли буферного газа, с атомами которого происходят столкновения атомов первого компонента. В условиях, когда концентрация резонансно поглощающего излучение газа много меньше концентрации буферного газа, можно пренебречь столкновениями атомов первого компонента между собой. Будем также предполагать, что для атомов первого компонента справедлива модель двухуровневого атома, когда в рассмотрение принимаются только два квантовых состояния атома, на переходе между которыми происходит резонансное поглощение излучения.

Такие представления применимы для изучения процесса накопления с помощью эффекта СИД в длинном и тонком капилляре, закрытого с одного конца. Излучение входит через открытый конец капилляра и распространяется вдоль его оси. Накопление частиц и рост их концентрации у закрытого конца капилляра может привести к образованию оптически плотной среды, в которой интенсивность излучения существенно падает на небольших расстояниях.

Рассмотрим важный случай стационарного накопления и удержания накопленных частиц у закрытого конца капилляра. В такой си-

туации можно получить следующее выражение для максимально возможной концентрации накопленных атомов при заданной частоте отстройки П и интенсивности излучения /0 на входе в капилляр:

= Пу.-У._[о__(9)

"" к V (ут + ут)ОЫ^ где - частота лазерного излучения, V,, п - частоты столкновений для атомов, находящихся в состоянии п и т соответственно, ут - скорость распада, в том числе и спонтанного, атома из верхнего состояния в нижнее. О- коэффициент диффузии резонансно поглощающих частиц в буферном газе.

Выражение для характерной длины /, на которой происходит поглощение излучение есть:

/яШ(\'п - ут)

где Г - однородная ширина линии на переходе п-т, 0.в - доплеров-ская ширина.

Интересно рассмотреть квазистационарную ситуацию, которая реализуется при N0 « Ь!тах (N0 - концентрация резонансных атомов перед входом в капилляр). В этом случае можно считать, что пространственное распределение накопленных атомов в капилляре такое же, как и в стационарном случае, но происходит медленное расширение области, занимаемой накопленными частицами с концентрацией Мтах со скоростью 5 в сторону открытого конца капилляра. Для величины этой скорости нетрудно получить выражение:

(П)

тах

Для проведения исследования накопления лития в нагреваемом сапфировом капилляре была собрана следующая экспериментальная установка (см. рис. 7).

Излучение лазера на красителе (2) (накачка осуществлялась Аг + -лазером (1)) фокусировалось собирающей линзой (3) 1 м) в рабочую ячейку (4) и проводилось через сапфировый капилляр (5), закрытый с одного конца. Длина капилляра составляла 10 см, внутренний диаметр 1.5 мм. Капилляр был вложен в спираль (6) из тантала (шаг спирали 1 мм). К спирали (6) подводились через окна ячейки выводы, к которым прикладывалось напряжение от источника (7), что позволяло осуществлять нагрев капилляра. Типичные значения температуры составляли от 1300 К до 1600 К.

Необходимая концентрация паров лития создавалась с помощью нагреваемого электрическим током контейнера с литием (10). Диафрагма (11) отделяла область ячейки, где создавалась концентрация

паров лития от области, где находился нагреваемый сапфировый капилляр. Ячейка заполнялась буферным газом Ar (давление 20 Topp).

Для регистрации эффекта накопления изотопов мы использовали фотоаппарат (9) установленный на штативе на расстоянии 60 см от рабочей ячейки. Для выделения излучения флуоресценции на фоне ярко светящейся спирали использовался интерференционный фильтр (8).

В начальный момент времени, когда лазерное излучение отсутствовало, наблюдалось только характернре свечение сапфирового капилляра и намотанной на нем спирали (см. рисунок 8а).

/

\

11

\

t=d

СШШШ

WWWWV

8 СП)

10

х

Рисунок 7

Затем, когда "открывали" излучение, через некоторое время у закрытого конца капилляра возникала светящаяся область (см. рисунок 8Ь). С течением времени размер и яркость этой области увеличивались: см. рисунки 8с и 8(1 соответственно. Хорошо видно, что со временем наи-

более яркая часть области свечения перемещается по направлению к открытому концу капилляра.

Через некоторое время происходил "отрыв" области свечения от закрытого конца капилляра (см. рисунок 8е). Далее происходило движение области свечения по направлению к открытому концу капилляра (см. рисунок 80 - режим "оптического поршня".

Из формулы (9) можно оценить максимально возможную концентрацию накопленных атомов Ытах для условий, характерных для нашего эксперимента:

Л^ «1/7x10" см"3.

По экспериментальным данным на фотографии характерная длина, на которой происходит поглощение излучения составляет /,кс к 2 см. Оцененная по формуле (10) для условий нашего эксперимента эта же величина (/теоР) также составила 2 см.

а

Ь

с

й е

Г

Рисунок 8

Формирование режима "оптического поршня" говорит о том, что за областью флуоресценции у глухого конца капилляра создаётся высокая концентрация резонансных атомов. Если принять, что перед входом в капилляр концентрация резонансных атомов составляет Лг0 = 1010 см-3 (скорее всего она значительно меньше указанной цифры), а в

качестве оценки концентрации резонансных атомов у закрытого конца капилляра взять величину Nmax , то степень концентрирования резонансных атомов с помощью СИД должна быть не хуже 103. Такие высокие степени концентрирования являются весьма перспективными для разделения и накопления слабо представленных изотопов из естественной смеси какого-нибудь химического элемента, а также в задачах концентрирования микропримесей атомарных газов.

Кроме того, в эксперименте было замечено, что после выключения источника паров лития время жизни "оптического поршня" или накопленных атомов в капилляре составляет десятки минут. Этот факт свидетельсвует о том, что в нагреваемом капилляре в существенной степени подавлена химическая гибель атомов лития. Это обстоятельство также говорит в пользу перспективности использования высокотемпературных ячеек для указанных выше задач.

ОСНОВНЫЕ РЕЗУЛЬТАТЫ ДИССЕРТАЦИИ

1) Впервые зарегистрирован эффект СИТ в СВЧ - разряде для газов Не и Я, а также в парах лития в СВЧ - разряде Аг.

2) Получены зависимости формы сигнала СИТ от отстройки излучения, амплитуды тока от поглощённой в среде мощности лазерного излучения и от давления используемого газа. Величина тока составила Ю-6 А для Не, 10"® для Яи 10 "9 для Li.

3) Из экспериментальных данных извлечены сечения ионизации и транспортные частоты столкновений для возбуждённых атомов, в том числе определено сечение ионизации для процесса Я (3) + Я -> Я2+ + е, оно составило ан{?) =(8.6±2.6)х10"16 см2.

4) Получено отношение скорости СИД к коэффициенту диффузии Li в буферном газе Хе в условиях удалённых стенок ячейки м0//)=8.5±1.5см-1.

5) Осуществлено эффективное накопление паров лития в нагреваемом сапфировом капилляре, благодаря резкому снижению фактора адсорбции и повышению времени жизни лития в атомарном состоянии.

ОСНОВНЫЕ РЕЗУЛЬТАТЫ ДИССЕРТАЦИИ ОТРАЖЕНЫ В СЛЕДУЮЩИХ ПУБЛИКАЦИЯХ:

1. S.N. Atutov, К.A. Nasyrov, S.P. Pod'yachev, А.М. Sh ilagin, О.A. Vostrikov. Light-induced current phenomenon and its astrophysical manifestation. 15th International Conference on Coherent and Nonlinear Optics, St. Petersburg, Russia, 1995, Technical Digest, v. 1, pp. 28-29.

1 2. S.N. Atutov, K.A. Nasyrov, S.P. Pod'yachev, A.M. Shalagin, O.A. Vostrikov. Light-induced current in RF-discharge plasma. Technical digest European Quantum Electronic Conference (EQEC'96), Hamburg, Germany, 1996, 7- 16 September, p. QMG7.

3. S.N. Atutov, P.V. Kolinko, A.M. Shalagin, O.A. Vostrikov. Investigation of light-induced drift of lithium vapor in the case of far removed walls of the cell. Opt. Commun., v. 127, pp. 101-105, 1996.

4. S.N. Atutov, K.A. Nasyrov, S.P. Pod'yachev, A.M. Shalagin, and O.A. Vostrikov. Light-induced current in plasma. Phys. Rev. A, v. 54, No. 4, p. 4279, 1996.

5. O.A. Востриков, K.A. Насыров, С.П. Подъячев, A.M. Шалагин. Наблюдение светоиндуцированного тока Li в Аг плазме СВЧ — разряда.

Препринт No&SMAuD СО РАН, 1997.

6. О.А. Востриков, К.А. Насыров, С.П. Подъячев, A.M. Шалагии. Накопление праров Li в нагреваемой сапфмровой ячейке. Препринт No.

ПАиЭ СО РАН, 1997.

ЦИТИРУЕМАЯ ЛИТЕРАТУРА

1. Гельмуханов Ф.Х., Шалагин A.M. Светоиндуцированная диффузия газов. Письма в ЖЭТФ, т. 29, вып. 12, с. 773-776, 1979.

2. Анцыгин В.Д., Атутов С.Н., Гельмуханов Ф.Х., Телегин Г.Г., Шалагин A.M. Светоиндуцированная диффузия паров натрия. Письма в ЖЭТФ, т. 30, вып. 5, с. 1672-1684, 1979.

3. Раутиан С.Г., Смирнов Г.И., Шалагин A.M. Нелинейные резонансы в спектрах атомов и молекул. Новосибирск, "Наука", 1979.

4. Rautian S.G. and Shalagin A.M. Kinetic Problems of Nonlinear Spectroscopy. North-Holland, Amsterdam, 1991.

5. Гельмуханов Ф.Х., Шалагин A.M. Теория явления светоиндуциро-ванной диффузии. ЖЭТФ, т. 78, No. 5, с. 1672-1686, 1980.

6. Мак-Кракен Д., Дорн У. Численные методы и программирование на ФОРТРАНе. М„ "Мир", 1977.

7. Atuov S.N., Bondarev B.V., Kobtzev S.M., Kolinko P.V., Pod'yachev S.P., Shalagin A.M. Light-induced diffusive pulling (pushing) of lithium in 2P and 2S states in noble gases. Opt. Commun., v. 115, pp. 276-282, 1995.

8. Самарский A.A., Андреев,В.Б. Разностный методы для эллиптических уравнений. М., "Наука", 1976.

9. Атутов С.Н., Ермолаев И.М., Шалагин A.M. Светоиндуцированный ток в разреженном газе. Письма в ЖЭТФ, т. 40, вып. 9, с. 374-377, 1984.

Ю.Атутов С.Н., Ермолаев И.М., Шалагин A.M. Светоиндуцированный ток в парах натрия. ЖЭТФ, т. 90, вып. 6, с. 1963-1971, 1986.

11.Gangrsky Yu.P., Hradechy C„ Slovak J., Tethal T., Yermolaev I.M. Light-induced drift of 22,23'24Mi in wide cold tube. Phys. Lett., v. A168, 353,1992.

12.Hradechy C., Podivilov E.V., Slovak J., Tethal T., Yermolaev I.M. Light-induced drift of Barium atoms. Phys. Rev. A, v. 51, No. 4, pp.3374-3377, 1995.

13.Atutov S.N., Nasyrov K.A., Pod'jachev S.P., and Shalagin A.M. Light-Induced Current in Hydrogen Glow-Discharge Plasma. Phys. Rev. Lett., v. 72, n. 23, pp. 3654-3657, 1994.

14.Rawlings J.M., Drew J.E., and Barlow M.J. Mon. Not. R. Astron. Soc. 265, 968 (1993).

15.Streater A.D., Mooibroek J., and Woerdman J.P. Enhanced efficiensy in separation of $Rb$ isotopes by light-induced drift with use of diode laser with relaxation sidebands. Appl. Phys. Lett., v. 52, pp. 602-604, 1988.

lô.Hradechny C., Slovak J., Tethal T., Shalagin A.M., Yermolaev I.M. Radioactive isotope and isomer separation with using light-induced drift effect. Appl. Radiat. Isot., v. 43, p. 1259,1992.

17.Hradechny C., Tethal T., Yermolaev I.M., Zemlyanoi S.G., Zuzaan P. Isotope Separation of 11 Na and 24Na with using Light Induced Drift Effect. Appl. Radiat. Isot., v. 45, pp. 257-261, 1994.

18.F. Buric, C. Hradechny, J. Slovak, T. Tethal and I.M. Ermolaev. Phys. Rev. A, v.54, p. 3250, 1996.

19.Atutov S.N., Kolinko P.V., Shalagin A.M. Separation of Lithium isotopes by light-induced drift. Laser Physics, v. 3, No. 4, pp. 855-859, 1993.

20.Atutov S.N. Light-induced drift of Na vapor without physical absorbtion on the inner surface of the cell. Phys. Lett., v. 119A, No. 3, pp. 121-125, 1986.

21.Werij H.G.C., Woerdman J.P., Beenakker J.J.M., Kuscer I. Demonstration of a semipermable optical piston. Phys. Rev. Lett., v. 52, No. 6, pp. 2237-2240, 1984.

22.Hamel W.A., Streater A.D., Woerdman J.P. Optical piston in Rubidium. Opt. Commun., v. 63, No. 1, pp.43-48, 1987.

23.Atutov S.N., Lesjak St., Pod'jachev S.P., Shalagin A.M. Movement of Na-vapor cloud by light-induced drift. Opt. Commun., v. 60, No. 1,2, pp. 41-44, 1986.

24.Райзер Ю.П. Физика газового разряда. M., "Наука", 1991.



Институт автоматики и электрометрии Сибирского отделения

Российской Академии наук

На правах рукописи Востриков Олег Анатольевич

ПРИМЕНЕНИЕ ЭФФЕКТОВ СВЕТОИНДУЦИРОВАННОГО ТОКА И СВЕТОИНДУЦИРОВАННОГО ДРЕЙФА ДЛЯ ИЗМЕРЕНИЯ ГАЗОКИНЕТИЧЕСКИХ КОЭФФИЦИЕНТОВ И КОНЦЕНТРИРОВАНИЯ АТОМАРНЫХ ПРИМЕСЕЙ

01.04.05 Оптика

Диссертация на соискание ученой степени кандидата физико-математических наук

Научные руководители: д.ф.-м.н.,

профессор Шалагин Анатолий Михайлович

к.ф.-м.н. Насыров Камиль Ахметович

Новосибирск-1997

Содержание

Введение 4

Эффект светоиндуцированного тока (СИТ) ................5

Накопление примесей с помощью эффекта СИД............9

Краткое содержание диссертации............................14

Основные положения, выносимые на защиту................15

Глава 1. Светоиндуцированный ток в плазме СВЧ-

разряда 17

§ 1. Физическая сущность эффекта СИТ....................17

§ 2. Экспериментальная установка..........................21

§ 3. Методика измерения СИТ ..............................23

§ 4. Феноменологическая теория ............................25

§ 5. Эксперимент..............................................27

§ 6. СИТ паров лития в СВЧ - разряде Аг..................42

Глава 2. Численное моделирование СИД в условиях

удаленных стенок ячейки 49

§ 1. Экспериментальная установка..........................49

§ 2. Результаты экспериментов..............................52

§ 3. Численное моделирование................................53

Глава 3. Накопление паров 1л в нагреваемом сапфировом капилляре 63

§ 1. Теория......................................................63

§ 2. Экспериментальная установка..........................69

§ 3. Методика эксперимента..................................73

§ 4. Обсуждение результатов эксперимента и теоретические оценки................................................76

Заключение 78

Приложение 1 80

Приложение 1 90

Список литературы......................100

\

Введение

В 1979 году был открыт эффект светоиндуцированного дрейфа (СИД) [1, 2, 4, 7]. Эффект заключается в том, что в изначально пространственно однородном равновесном газе возникают внутренние потоки и градиенты концентрации его компонентов вследствие столкновительной передачи неравновесности, созданной излучением в пространстве внутренних степеней свободы частиц, на их поступательное движение, что происходит вследствие различия транспортных характеристик частиц в различных квантовых состояниях. Уже тогда было отмечено, что эффект СИД может использоваться в задачах о разделении изотопов различных химических элементов, а также для накопления и удержания микропримесей.

Эффект светоиндуцированного тока (СИТ), представляющий собой новый оптогальванический эффект, заключается в генерации тока при взаимодействии резонансного излучения с нейтральными атомами либо в условиях нейтрального разреженного газа, либо в плазме разряда. Заметим, что в разряде эффект СИТ проявляется наиболее ярко. Интерес, который вызывается к этому, довольно еще новому физическому эффекту, обусловлен как желанием глубже понять физику этого явления, так и тем обстоятельством, что с помощью СИТ можно определять значения таких газокинетических коэффициентов, как сечения ионизации и транспортные частоты столкновений возбужденных состояний атомов.

Отличительной особенностью этих светоиндуцированных газокинетических явлений является то, что для их возникновения, требуются:

1) селективное по скоростям взаимодействие излучения с частица-

ми газа,

2) различие газокинетических коэффициентов для атомов в возбужденном и невозбужденном состояниях.

В случае различия в транспортных частотах столкновений имеет место эффект светоиндуцированного дрейфа. Если же речь идет о различии в частотах ионизации для возбужденного и невозбужденного состояний атомов, то может возникать эффект светоиндуцированного тока.

Настоящая работа посвящена выявлению возможности применения эффекта светоиндуцированного тока для определения значений таких газокинетических характеристик, как частоты ионизации и транспортные частоты возбужденных атомов, а также возможности применения эффекта СИД для концентрирования атомарных паров.

Эффект светоиндуцированного тока (СИТ)

Первоначально явление светоиндуцированного тока было открыто и исследовано в работах Ермолаева, Атутова и Шалагина [8, 9] в условиях разреженного нейтрального газа. Рассмотрим кратко, в чем заключается суть эффекта.

При взаимодействии монохроматического излучения с атомами возбуждаются только те, которые направленно движутся со скоростями, близкими к О,/к, где О - отстройка частоты излучения от центра линии поглощения газа, к - волновой вектор. Если ионизовать каким-либо способом такие возбужденные частицы, то и рожденные ионы и электроны будут обладать той же средней скоростью Г2/&. Поскольку масса электрона много меньше массы иона, скорость электронов значительно больше тепловой скорости атомов и скорости направленного движения и/к. В результате элек-

троны летят практически изотропно и (в бесстолкновительной ситуации) быстро уходят на стенки. В объеме остаются только ионы, направленное движение которых и означает ток. Ток может быть направлен либо по волновому вектору, либо против него в зависимости от знака отстройки. При О, = 0 ток отсутствует.

В работе [9] приводятся результаты исследований светоинду-цированного тока в парах натрия. В этом случае происходила реакция по механизму ассоциативной ионизации:

Ма(ЗР) + АЦЗ Р) = N4 + е_.

В этих экспериментах величина тока составляла Ю-11 А.

В работе [10] Шалагина и Гельмуханова рассматривается возможность возникновения светоиндуцированного тока в слабоиони-зованной плазме. В этом случае излучение поглощается ионами (например, на переходе из основного состояния) и светоиндуци-рованный дрейф проявится в виде электрического тока. Буферным газом могут служить нейтральные атомы того же газа, что и ионы. В работе показано, что если принять скорость светоиндуцированного дрейфа ионов игсид = 100 м/с, давление буферного газа рег = 10 мм. рт. ст., то мощность, которую можно снимать с такого источника тока, может составить 0.1 мВт.

В работе [11] представлены результаты исследований светоиндуцированного тока в плазме положительного столба тлеющего разряда с полым катодом в водороде. Экспериментальная установка, которая использовалась в этих экспериментах, показана на Рис. 0.1.

В газоразрядной трубке (5), которая заполнялась водородом, возбуждался газовый разряд постоянного тока. Оптическая схема,

Рисунок 0.1

Экспериментальная установка для исследования СИТ в разряде с полым катодом:

1 - Аг+ - лазер; 2 - лазер на красителе; 3 - электрооптический модулятор; 4 -призма Глана; 5 - рабочая ячейка; 6 - балластное сопротивление; 7 - детектор; 8 - источник питания.

состоящая из лазера на красителе (2) (накачка осуществлялась Аг+-лазером (1)), электрооптического модулятора (3) и призмы Глана (4) позволяла попеременно с разных сторон заводить в трубку (5) лазерное излучение к' и к" (к' || к"). Частота переключения составляла 240 Гц. Падение напряжения на балластном сопротивлении (6) регистрировалось с помощью детектора (7).

Схема переключения направления лазерного излучения к' к" использовалась из следующих соображений. Как хорошо известно, в условиях газового разряда существует так называемый опто-гальванический эффект (ОГ-эффект), см. например [15, 16]. Он заключается в том, что проводимость (сопротивление) положительного столба плазмы при поглощении излучения меняется (это обусловлено изменением условий для ионизационных процессов) и, следовательно, меняется падение напряжения на положительном столбе разряда постоянного тока. Природа эффекта свето-индуцированного тока существенно иная, нежели ОГ-эффекта и заключается в том, что под воздействием излучения генерируется ток в плазме, для возникновения которого нет принципиальной необходимости в приложенном напряжении. Для проявления же ОГ-эффекта приложенное напряжение необходимо и, например, в плазме, созданной высокой температурой или высокочастотным полем, где нет постоянных полей, ОГ-эффект может полностью отсутствовать.

Как показано в работе [11], знак сигнала светоиндуцированно-го тока зависит от направления излучения в, то время как знак оптогальванического эффекта от направления излучения не зависит. Поэтому в схеме переключения направления распространения излучения (Рис. 0.1) ОГ-сигнал, соответствующий лучу к', вычитается из сигнала, соответствующего лучу к", и, соответственно,

величина оитогальванического сигнала значительно уменьшается. Сигнал же, соответствующий светоиндуцированному току, удваивается.

В экспериментах, описанных в работе [11], газоразрядная трубка заполнялась водородом с давлением 0.3 Topp. Типичные значения тока разряда в трубке составляли 150 — 200 мА. Лазерное излучение настраивалось по частоте на линию поглощения На атомарного водорода (А = 656.4 нм).

Величина сигнала оитогальванического эффекта составила « 0.1 В, в то время как сигнал, соответствующий СИТ, был в 60 раз меньше ОГ-сигнала (см. рисунок 0.2), что согласуется с теоретическими оценками для соотношения ОГ- и СИТ- сигналов для указанного случая [11].

В диссертации представлены результаты исследований свето-индуцированного тока в СВЧ-разряде, что позволило существенно уменьшить влияние оптогальванического эффекта, а также провести непосредственные измерения величины светоиндуцированного тока.

Накопление примесей с помощью эффекта СИД

Напомним физическую природу эффекта светоиндуцированного дрейфа. Рассмотрим газовую смесь, состоящую из двух компонентов, один из которых поглощает излучение на переходе п — т (п - невозбужденное, am- возбужденное состояния), частота которого отстроена на величину Q от резонансной частоты штп перехода. Вследствие эффекта Допплера взаимодействовать с излучением будут только те частицы, проекция скорости которых на направление распространения излучения удовлетворяет резонансному условию:

0.10 Г

рц 0.05

I—I

иа

Я и К о

Н

К

О

8 0.00 О

•0.05 -10

СИТ X 30

-5

о

Отстройка (ГГц)

ю

Рисунок 0.2

/

куг —ю — итп = О,

Результатом селективности возбуждения по скоростям является возникновение потоков возбужденных ^ и невозбужденных ^ частиц (см. рисунок 0.3). В общем случае транспортные частоты столкновений возбужденных рт и невозбужденных рп частиц с частицами буферного газа различны, и сопротивление потокам со стороны буферного газа также различно. В итоге возникает направленное движение газа поглощающих частиц как целого относительно буферного газа, причем направление движения колли-неарно волновому вектору излучения. Такое направленное движение газа поглощающих частиц и называется светоиндуцирован-ным дрейфом - СИД.

Перспективы СИД для разделения и накопления изотопов различных химических элементов отмечались уже в первых работах по СИД [1, 7]. Основным мешающим фактором при накоплении того или иного химического элемента с помощью эффекта СИД является адсорбция этого элемента на стенках ячейки или капилляра, где собственно и происходит накопление. Для исключения или, по крайне мере, уменьшения влияния адсорбции можно воспользоваться различными способами. Например, авторам работ [37, 38, 39] за счет применеия стекла специального сорта в качестве материала для рабочей ячейки удалось снизить влияние адсорбции и провести исследования по изучению дрейфа паров натрия и рубидия в условиях оптически плотной среды (в режиме

так называемого " оптического поршня").

/

В работе С.Н. Атутова [41] было обнаружено, что покрытие стенок ячейки вакуумным маслом приводит к существенному по-

fm (Vz) Л

f„ (vz) Çl/k vz i —.—

i........... Q/k vz

О

Рисунок 0.3

К эффекту светоиндуцированного дрейфа.

/

давлению адсорбции паров Ыа на стенки ячейки. Применение парафинового покрытия [23] позволило еще более улучшить ситуацию с подавлением адсорбции Ка.

В работах [24, 29, 40] была предложена новая постановка эксперимента - исследование СИД в условиях удаленных стенок ячейки, т.е. когда стенки не оказывают влияния на сам эффект СИД. В таких условиях был осуществлено разделение изотопов лития 61л и 71л с рекордным коэффициентом К = 78 ± 8.

Новое перспективное направление избрали авторы работы [31]. Они использовали в экспериментах с радиоактивным натрием в качестве рабочей ячейки металлическую трубку, разогретую до температуры « 1000° С. Это позволило избавиться, от адсорбции атомов на стенки ячейки. В работе [32], в такой же постановке эксперимента, авторам удалось добиться коэффициента разделения -25, что уже может представлять интерес для решения практических задач.

Таким образом, понятно, что для того, чтобы избавиться от адсорбции, необходимо либо покрывать стенки ячейки специальными покрытиями [35, 41, 42, 43], либо нагревать саму ячейку [31, 33]. Второй вариант представляется более предпочтительным из-за его универсальной пригодности для любых химических элементов.

В диссертации представлены результаты экспериментов по накоплению паров лития в нагреваемом сапфировом капилляре. Такая постановка эксперимента очень схожа с той, которую использовали авторы работы [33]. В данной постановке удалось существенно уменьшить влияние адсорбции паров лития на стенки ячейки и осуществить их накопление [44].

Краткое содержание диссертации

Первая глава посвящена описанию исследования эффекта светоин-дуцированного тока в плазме сверхвысокочастотного разряда. В параграфе 1 подробно описана физическая сущность эффекта СИТ. В параграфе 2 описана экспериментальная установка для исследования СИТ в СВЧ-разряде. Приведен метод измерения величины светоиндуцированного тока в такой установке. В п. 3 рассмотрена феноменологическая теория эффекта светоиндуцированного тока. Получено выражение для величины тока. Параграф 4 посвящен описанию результатов эксперимента в СВЧ-разряде газов Не и Н. Определены значения сечений ионизации и транспортных частот столкновений возбужденных состояний для Не и Н. В п. 5 представлены результаты экспериментов по току в парах лития в СВЧ - разряде Аг.

Во второй главе приведены результаты численного моделирования СИД для условий эксперимента с удаленными стенками ячейки. В 1 и 2 параграфах описана экспериментальная установка для исследования СИД в условиях удаленных стенок ячейки и представлены результаты эксперимента. Параграф 3 посвящен численному решению уравнения диффузии с учетом эффекта СИД. Из сопоставления экспериментальных данных и численного решения получено отношение скорости СИД к коэффициенту диффузии 1л в буферном газе Хе.

Глава 3 посвящена накоплению атомарных паров лития в нагреваемом сапфировом капилляре. В п. 1 представлен теоретический анализ СИД в условиях, характерных для проводимого эксперимента. Параграф 2 посвящен описанию экспериментальной установки. В п. 3 описано проведение самого эксперимента и ре-

зультаты, полученные при этом. Теоретические оценки и сравнение с данными эксперимента приведены в параграфе 4. Тут же обсуждены вопросы о перспективах использования данной постановки для решения практических задач разделения изотопов и концентрирования сверхмалых примесей.

В заключении приведены основные результаты, полученные в диссертационной работе.

Основные положения, выносимые на защиту

На защиту выносятся следующие основные положения:

1. Эффект светоиндуцированного тока (СИТ) проявляется в условиях СВЧ-разряда в Не, Нив парах 1л в СВЧ-разряде Аг. Его природа существенно иная, нежели природа известного оптогальванического эффекта.

2. Форма сигнала тока является производной формы линии поглощения по отстройке частоты излучения. Амплитуда СИТ растёт линейно с ростом поглощённой в среде мощности излучения. Знак сигнала тока зависит от направления распространения излучения.

3. Измерение зависимости амплитуды тока, нормированной на поглощённую мощность (величина 7]) позволяет сделать заключение о механизме ионизации для соответствующего элемента (Не, Н или 1л). Из полученной зависимости т](р) можно получить значения сечений ионизации и транспортных частот столкновений для атомов в возбуждённых состояниях.

4. В условиях удалённых стенок ячейки можно определить отношение скорости СИД к коэффициенту диффузии в соответ-

ствующем буферном газе.

5. В нагреваемом сапфировом капилляре можно добиться длительного существования лития в атомарном состоянии, избавиться от адсорбции атомов лития на стенки капилляра и осуществлять их накопление.

Основные результаты диссертация докладывались на Международной конференции по когерентной и нелинейной оптике (г. Санкт-Петербург, 1995 г.), Европейской конференции по квантовой электронике (г. Гамбург, 1996 г.), на конференциях и семинарах ИАиЭ СО РАН и отражены в публикациях [12, 13, 24, 44, 45, 46].

Глава 1. Светоиндуцированный ток

в плазме СВЧ-разряда

Данная глава посвящена исследованию светоиндуцированного тока в плазме сверхвысокочастотного (СВЧ) разряда. В такой постановке уд