2. Селекція молекул, впроваджених в нанокапли (кластери) надплинного гелію

2.1. Загальні зауваження

В роботах [93-96] запропоновано метод та вивчено можливості селекції молекул, впроваджених в нанокапли (кластери) надплинного гелію. Нижче ми коротко розглянемо суть методу і деякі результати (див. також [97]). Мова йде насамперед про застосування цього процесу для лазерного поділу ізотопів елементів зі середніми і великими масами (наприклад, 8і, Ц, ^, Ів). Ізотопні зрушення в спектрах ІЧ-поглинання молекул, що містять зазначені елементи, порівняно малі (АѴ;8 ^ 5-10 см-1 у випадку кремнійвміщуваних молекул і АѴ;8 ^ 1 см—1 у випадку СРб, ^Рб, ОвО4). В результаті спектри лінійного, а також многофотонного поглинання молекул, що містять різні ізотопи, сильно або практично повністю перекриваються не тільки при кімнатній температурі, але і в газодинаміки охолоджених струменях і потоках. Тому селективне збудження молекул стає принципово складною проблемою. Інша ситуація реалізується у випадку використання кластерів надплинного гелію. Внаслідок низької температури таких кластерів (Т ^ 0,4 До) спектри ІЧ-поглинання молекул, що містяться в кластерах, дуже вузькі. Різке звуження спектрів ІЧ-поглинання молекул, впроваджених в нанокапли гелію, дуже привабливо з точки зору їх селективного збудження й лазерного поділу ізотопів.

2.2. Фізичні основи методу

Експериментально [98-101] і теоретично [102-104] встановлено, що нанокапли (кластери) гелію-4 з числом частинок N ^ 50-100 є сверхтекучими [105]. Молекули, вбудовані в них, можуть вільно обертатися і мають дуже вузькі спектри ІЧ-поглинання завдяки досить низькій температурі нанокапли (Т « 0,37 До) [98, 99, 106-112]. Наприклад, повна ширина смуги поглинання коливання ѵ3 молекул 32 8Рб в нанокапле надплинного гелію становить всього близько 0,25 см—1 [113-115]. При цьому практично повністю "поділяються на" спектри ІЧ-поглинання не тільки у випадку молекул, що мають порівняно великі ( ^ 5 — 10 см—1) ізотопні зрушення в спектрах поглинання, як, наприклад, 8Рб, 8ІР4, але й у випадку молекул, що містять важкі елементи. В результаті з'являється можливість высокоселективно порушувати тільки ті кластери гелію в пучку, в яких знаходяться молекули обраного ізотопного складу.

Поглинання випромінювання молекулою, впровадженої в нанокаплю гелію, призводить до нагрівання нанокапли і випаровуванню з неї певного числа атомів [98, 99, 106 111, 115]. Так, після поглинання одного кванта випромінювання СО2-лазера (А « 10 мкм, Йю « 0,12 ев) з нанокапли гелію випаровується близько 200 атомів [98, 107, 111, 115]. Внаслідок випаровування атомів нанокапля охолоджується і температура знову стабілізується на значенні Т « 0,37 До [98, 109, 111, 116]. Причому нагрівання і випаровування атомів відбуваються досить швидко після поглинання фотона (за час ^ 10-8 —10—9 з [115-118]). Зазначені вище фактори можуть бути покладені в основу методу селекції молекул всередині нанокапель надплинного гелію з ізотопного і по компонентному складу.

Метод полягає в наступному (рис. 8) [94, 95]. Пучок нанокапель (кластерів) надплинного гелію з упровадженими в них молекулами піддається впливу на деякій відстані АХ0 від сопла інтенсивного ІНФРАЧЕРВОНОГО лазерного випромінювання, резонансної з коливаннями молекул обраного ізотопного складу. При цьому збуджуються тільки ті кластери гелію в пучку, усередині яких знаходяться резонансно порушувані молекули. Поглинена енергія призводить до нагрівання нанокапли і випаровуванню з неї атомів гелію. Випаровуються атоми ізотропно відлітають від кластера.

У великих кластерах ^ ^ 10б -107 атомів) енергія зв'язку атомів приблизно дорівнює енергії зв'язку в об'ємному рідкому гелії (« 7,2 До [119]), але вона убуває у міру зменшення розміру кластера. В умовах, коли порушуваний кластер поглинає з поля лазерного випромінювання з довжиною хвилі близько 10 мкм 5-10 квантів, його розмір зменшується на 1000-2000 атомів. Якщо допованих молекулами кластер гелію в пучку містить близько (2-3) х 103 атомів, то поглинання ІЧ-фотонів призведе до суттєвого зменшення його розміру. Якщо кластер включає в себе менше 103 атомів, то після порушення може відбутися його повна фрагментація з утворенням вільних (повністю "роздягнутих") молекул 8Рб. Таким чином, ІЧ-порушення призведе до істотної зміни розподілу кластерів в пучку за розмірами порівняно з їх розподілом у початковому пучку. При цьому розмір селективно порушених кластерів буде значно менше, ніж невозбужденных.

Наступний етап полягає [93-96] в селекції кластерів за розмірами. Для цього використовується процес розсіювання кластерного пучка на вторинному молекулярному (або атомному) пучку [120-122], який перетинає кластерний пучок після збудження лазером, на відстані Дхо + Ах від сопла (див. рис. 8). Як розсіюючого пучка можна використовувати пучок атомів ксенону або криптону. Розсіяння на вторинному пучку призводить до розкладання кластерного пучка по куту [121, 122].

Рис. 8. Схема експерименту по селекції молекул всередині нанокапель гелію [94, 95].

Процес розсіювання кластерів гелію на вторинному пучку характеризується тим, що зіштовхуються з нанокаплей частинки захоплюються нею [120 - 122]. Момент кількості руху частки передається нанокапле. Вона нагрівається і з неї, як і у випадку лазерного збудження, випаровуються атоми, число яких визначається енергією захопленої частки. У разі одноатомного газу з кластера випаровується близько 100-200 атомів, а в разі багатоатомних молекул, як, наприклад, 8Рб, — понад 600 атомів [121]. У процесі розсіювання на перетинало пучку кластери гелію меншого розміру відхиляються на великі кути. Отже, за допомогою селективного збудження молекул усередині кластерів гелію потужним ІЧ-лазерним випромінюванням і подальшого відхилення кластерів різного розміру на різні кути можна здійснювати селекцію молекул, впроваджених в нанокапли гелію.

6,3 Деякі результати

В роботах [94, 95] проведено аналіз можливості поділу ізотопів розглянутим методом на прикладі молекул 8Рб, що знаходяться всередині кластерів надплинного гелію. Як розсіюючого кластери гелію атомного пучка розглядався пучок атомів ксенону. Були виявлені оптимальні по частоті та інтенсивності лазерного випромінювання умови, необхідні для селективного збудження молекул усередині кластерів, а також детально розглянуто фактори, що впливають на ефективність та селективність розділення ізотопів зазначеним методом. Такими факторами є: неселективное випаровування атомів гелію при захопленні молекул (рис. 9), пуассоновское розподіл молекул всередині нанокапель, що реалізується в процесі захоплення, кінцева ширина розподілу атомів за швидкостями в розпорошуватися пучку, наявність дворазових зіткнень кластерів з атомами і кінцева протяжність області взаємодії (див. рис. 8) кластерного пучка з розсіюючим атомним пучком.

Показано, що основним чинником, що призводить до зниження селективності процесу розділення ізотопів, є неселективное теплове випаровування атомів гелію з кластера, викликаний захопленням високоенергетичних молекул (див. рис. 9). Тому в разі великих молекул (таких, як 8Рб, ОвО4, ИРб) бажано охолоджувати газ в камері захоплення. Наприклад, захоплення молекули 8Рб при температурі До 150 буде приводити до випаровування з кластера не більше 160-170 атомів. Як випливає з результатів, представлених на рис. 9, в цьому випадку інтегральна селективність при кутах Ѳ ^ 0,04 радий буде приблизно на порядок перевищувати таку в разі захоплення молекули при кімнатній температурі. В роботі [95] зроблені також оцінки виходу збагачених продуктів виходячи з реально одержуваних в експериментах параметрів кластерних пучків гелію та продуктивності використовуваних для цього дифузійних насосів [107, 111]. Показано, що у разі безперервного кластерного пучка, коли для порушення кластерів використовується імпульсний СО2-лазер, що працює з частотою повторення імпульсів /« 500 Гц, вихід збагаченого продукту 8Рб при інтегральної селективності 18 « 10 складе близько 1013 * молекул в 1 с, або 3,б х 1016 * молекул в 1 год, що еквівалентно приблизно 0,01 мг ч—'. Звичайно, це дуже низька продуктивність, навіть з урахуванням того, що оцінки були зроблені тільки для конкретної невеликої установки на основі одного

дифузійного насоса.

Рис. 9. Кутові залежності ефективності (криві 1 - 5) та інтегральної селективності, тобто усередненої селективності для кластерів, що розповсюджуються поза кута Ѳ (криві 15 - 35), для різного числа т випаровуються атомів гелію при захопленні молекул (т = 0, 200 і 680). Криві 4 і 45 — кутові залежності ефективності та селективності відповідно для випадку кластерного пучка, що містить однократно та двократно допированные кластери в співвідношенні 2:1 (т = 200) [95].

6,4 Зіставлення з методом інфрачервоної многофотонной дисоціації молекул

Порівняння розглянутого методу з методом ІЧ - многофотонной дисоціації [7, 123] молекул ИРб в газодинаміки охолодженому молекулярному потоці, проведений в роботі [95] з урахуванням відомих експериментальних параметрів, показує, що в разі ІК МФД молекул при селективності 5 « 3 — 5 вихід збагачених продуктів може скласти приблизно 1015 молекул в 1 с, або 3,б х 1018 молекул в 1 ч. Це приблизно на два порядки більше, ніж у випадку методу з використанням нанокапель гелію. У той же час слід зазначити, що у разі ІК МФД молекул, що характеризуються невеликим ізотопним зрушенням, високі селективності дисоціації досяжні тільки в багаточастотних ІЧ-полях, що значно ускладнює процес розділення ізотопів. Крім того, необхідно реалізувати великі густини енергії і значно більший (більш ніж на два порядки) внесок лазерних фотонів в дисоціацію молекул, що пов'язано як з досить високою енергією дисоціації, так і з низькою селективністю процесу, при яких велика частина лазерних фотонів витрачається на збудження молекул, що містять нецільової ізотоп.

Однією з переваг даного методу для селективного збудження і дисоціації кластерів, що містять цільові молекули, є те, що необхідно лише одночастотне випромінювання лазера помірної потужності. Тому одним лазером можна опромінювати більші обсяги, ніж у випадку многофотонной дисоціації молекул. І нарешті, можна досягти більш високої селективності.

Іншою перевагою даного методу є можливість використання для селективного збудження молекул, впроваджених в нанокапли, мікрохвильового випромінювання. Результати експериментів показують (див. наприклад, [107, 111] і наведені там посилання), що при використанні потужного мікрохвильового випромінювання в процесах збудження молекул всередині

нанокапель гелію і їх випаровування можна отримати такі ж ефекти, що і з допомогою ІЧ-лазерів.

Великою перевагою надплинні гелієвих кластерів для селекції молекул на основі описаного методу є дуже мала енергія зв'язку атомів в клас - тере( ^ 7,2 До [119]), а також вільне обертання молекул в кластерах. Внаслідок малої енергії зв'язку атомів в кластері при поглинанні одного ІЧ-фотона розмір кластера суттєво зменшується. Більш того, з убуванням розміру кластера зменшується і енергія зв'язку атомів [119], що додатково знижує вимоги до енергії накачування.

На відміну від методу изотопно-селективної ІК МФД молекул (див., наприклад, роботи [7, 14, 16, 123] і наведені там посилання), який застосовний тільки для багатоатомних молекул, даний метод придатний також для невеликих, в тому числі двоатомних, молекул. Завдяки вільному обертанню спектри ІЧ-поглинання невеликих (наприклад, двох - і трехатомных) молекул всередині нанокапель надплинного гелію містять окремі вузькі коливально-обертальні лінії [98, 107, 111], що дозволяє высокоселективно збуджувати молекули. Причому при допуванні кластерів гелію невеликими молекулами розподіл кластерів за розмірами не буде настільки сильно деформована, як у випадку великих молекул. В результаті при лазерному збудженні кластерів можуть бути досягнуті більш високі значення селективності (див. рис. 9). Основними недоліками даного методу є його досить складна технічна реалізація і порівняно низька продуктивність.

У зв'язку з наведеними вище оцінками і порівнянням двох методів зазначимо, що створення модулів промислового типу для лазерного поділу ізотопів урану методом ІЧ-многофотонной дисоціації молекул Црл вважається при сучасному рівні розвитку лазерної технології нерентабельним [124]. Необхідні подальші дослідження на існуючих установках усього комплексу проблем, пов'язаних як з розвитком самих лазерних систем, так і оптимізацією газодинамічних потоків. Тому розглянутий метод селекції молекул всередині нанокапель гелію в даний час може знайти застосування на практиці, можливо, лише для лазерного поділу екзотичних молекул та/або невеликих кількостей речовини.

Висновок

В результаті досліджень, розглянутих у розділах 2 - 9, запропоновано ряд підходів у реалізації індукованих ІЧ-лазерним випромінюванням изотопно-селектив

ційних процесів, що відбуваються при порівняно низьких енергіях активації молекул ( ^ 1 ев). Деякі з цих підходів ще мало вивчені — є лише поодинокі дослідження. До таких підходів відносяться метод селекції молекул за допомогою захоплення низькоенергетичних електронів і методи селекції молекул з участю кластерів і наночастинок. Ряд підходів недостатньо ефективний і/або складний для реалізації на практиці. Тим не менш деякі з розглянутих підходів можуть стати основою для розробки низькоенергетичних методів молекулярного лазерного поділу ізотопів.

Методи поділу ізотопів, засновані на захопленні низькоенергетичних електронів або використанні нанокапель надплинного гелію, а також кластерів і наночастинок, характеризуються невисокою ефективністю. Це обумовлено, зокрема, тим, що у разі першого методу малі перерізу диссоциативного захоплення електронів з молекулами порівнянні з перерізами захоплення з формуванням негативних молекулярних іонів, а у разі другого і третього використовуються низькі концентрації вихідної речовини, сильно розведеного у газі-носії (кластерах). Крім того, ці методи є досить складними для реалізації, тому малоймовірно, що вони будуть використовуватися на практиці.