ЖЭТФ, 2022, том 162, вып. 1 (7), стр. 60-71

РАДИАЦИОННО-СТОЛКНОВИТЕЛЬНОЕ ВОВЛЕЧЕНИЕ

МОЛЕКУЛ В РЕЗОНАНС С ЛАЗЕРНЫМ ИК-ПОЛЕМ

В ДВУХКОМПОНЕНТНОЙ МОЛЕКУЛЯРНОЙ СРЕДЕ

В. Б. Лаптев, Г. Н. Макаров^*, А. Н. Петин, Е. А. Рябов

Институт спектроскопии Российской академии наук

108840, Троицк, Москва, Россия

Поступила в редакцию 9 марта 2022 г.,

после переработки 23 марта 2022 г.

Принята к публикации 24 марта 2022 г.

Представлены результаты исследований по радиационно-столкновительному вовлечению молекул, не по-

глощающих лазерное ИК-излучение, в резонанс с лазерным полем при их облучении с поглощающими

излучение лазера молекулами в двухкомпонентной среде. Эксперименты проводились на примере смеси

молекул CF2HCl/CF3Br (при соотношении давлений 1/1). Возбуждение молекул осуществлялось им-

пульсным излучением СО2-лазера. Проведено два типа экспериментов: 1) облучение молекул в неравно-

весных термодинамических условиях скачка уплотнения, который формировался перед твердой поверх-

ностью при падении на нее сверхзвукового импульсного газодинамически охлажденного молекулярного

потока и 2) облучение молекул в статических условиях при комнатной температуре газа в кювете. Пока-

зано, что в случае облучения колебательно охлажденных молекул в скачке уплотнения, когда их полосы

ИК-поглощения узкие (7-8 см^-1 на полувысоте), происходит эффективное вовлечение молекул CF2HCl,

изначально не поглощающих лазерное излучение, в резонанс с лазерным полем. Обнаружена их эф-

фективная диссоциация (с выходом диссоциации β ≥ 10-15 %) при облучении смеси CF2HCl/CF3Br в

случае отстройки частоты CO2-лазера от центра полосы ИК-поглощения колебательно охлажденных в

скачке уплотнения молекул CF2HCl более чем на 15-25 см^-1. В случае облучения молекул при комнатной

температуре газа в кювете, когда полосы ИК-поглощения молекул довольно широкие (25-30 см^-1), так-

же наблюдается радиационно-столкновительное вовлечение молекул CF2HCl в процесс взаимодействия

с лазерным полем, но с менее ярко выраженным характером.

DOI: 10.31857/S0044451022070070

ем метода многофотонной ИК-диссоциации моле-

EDN: EDUYOQ

кул излучением мощных импульсных CO₂-лазеров

[20-26]. На основе этого метода в России (в г. Ка-

лининграде) в недавнем прошлом было открыто и

1. ВВЕДЕНИЕ

успешно функционировало производство по обога-

щению тяжелого изотопа углерода-13 (¹³C) с ис-

В настоящее время проводится много исследова-

пользованием в качестве рабочего вещества молекул

ний, направленных на разработку низкоэнергетиче-

CF₂HCl (фреона-22) [24-26]. Однако в этом мето-

ских методов молекулярного лазерного разделения

де требуются довольно высокие плотности энергии

изотопов (МЛРИ) (MLIS molecular laser isotope

лазерного излучения (Φ ≥ 3-5 Дж/см²), поскольку

separation) [1-19]. Основной целью этих исследова-

для диссоциации молекул, подобных CF₂HCl, необ-

ний является поиск эффективных и экономичных

ходимо колебательно возбудить их до энергий по-

методов для разделения изотопов, в том числе изо-

рядка 2.4 эВ и более [1,2,20-28]. Это во многих слу-

топов урана, а также других тяжелых элементов

чаях приводит к уменьшению изотопической селек-

[1,2,16-19]. Из большого числа предложенных на се-

тивности процесса, что особенно критично в слу-

годня лазерных методов разделения изотопов наи-

чае селективной диссоциации молекул, характери-

лучшие результаты были получены с применени-

зующихся небольшими изотопическими сдвигами в

) [1, 2].

спектрах ИК-поглощения (WF₆, MoF₆, UF₆

^* E-mail: gmakarov@isan.troitsk.ru

ЖЭТФ, том 162, вып. 1 (7), 2022

Радиационно-столкновительное вовлечение молекул. . .

В качестве низкоэнергетических методов МЛРИ

Недавно в работах [43-47] в неравновесных тер-

(с энергией активации процесса не более 0.3-0.5 эВ

модинамических условиях скачка уплотнения ис-

[1, 2, 17]) сегодня рассматриваются хорошо изучен-

следовалась изотопно-селективная ИК-диссоциация

ные методы изотопно-селективного подавления кла-

молекул CF₃Br и CF₂HCl. Указанные молекулы

стеризации молекул при газодинамическом расши-

имеют небольшие изотопические сдвиги (по отно-

рении на выходе из сопла и изотопно-селективной

шению к изотопам брома и хлора) в спектрах

диссоциации небольших ван-дер-ваальсовых класте-

ИК-поглощения (∆ν_is ≈ 0.25 см^-1 в случае моле-

ров (в частности, димеров) [1, 2, 9-17], а также ком-

кул CF₃Br [48] и ∆ν_is ≈ 0.05 см^-1 в случае моле-

бинация этих методов [1, 2, 17]. В настоящее время

кул CF₂HCl [49]), что представляет большой инте-

в США для разделения изотопов урана разрабаты-

рес в плане изотопно-селективной многофотонной

вается технология SILEX (Separation of Isotopes by

ИК-диссоциации молекул UF₆. Показано, что при

Laser Excitation) [29-31]. Принципы этой техноло-

небольших плотностях энергии возбуждения мож-

гии не раскрываются, однако с большой вероятно-

но реализовать изотопно-селективную диссоциацию

стью можно полагать, что в ее основе лежат низ-

указанных молекул [43-46]. Обнаружено эффектив-

коэнергетические процессы [32]. Технология SILEX,

ное вовлечение молекул, не поглощающих лазер-

по утверждениям разработчиков, применима также

ное ИК-излучение, в резонанс с лазерным полем

для разделения изотопов других элементов (крем-

при их облучении в смеси с поглощающими излуче-

ния, бора, серы, углерода, кислорода и др.) [1, 29].

ние лазера молекулами в двухкомпонентной среде

В работах [1, 33] было показано, что альтерна-

[47]. Эксперименты проводились со смесью молекул

тиву низкоэнергетическим методам МЛРИ может

CF₂HCl/CF₃Br (при соотношении давлений 1/1).

составить подход, в котором изотопно-селективная

В данной работе нами приведены результаты бо-

диссоциация молекул проводится в неравновесных

лее детального исследования обнаруженного в рабо-

термодинамических условиях скачка уплотнения,

те [47] радиационно-столкновительного вовлечения

формирующегося перед твердой поверхностью при

молекул, не поглощающих лазерное ИК-излучение,

падении на нее сверхзвукового импульсного газо-

в резонанс с лазерным полем в двухкомпонентной

динамически охлажденного молекулярного потока.

молекулярной среде. В ходе исследований облучение

Этот подход был предложен и развит в работах

молекул ИК-лазером проводилось как в неравновес-

[34-38], в которых в неравновесных термодинами-

ных термодинамических условиях скачка уплотне-

ческих условиях скачка уплотнения исследовалась

ния в условиях низкой колебательной температуры

изотопно-селективная ИК-диссоциация молекул SF₆

молекул, так и в статических условиях при ком-

[34-37] и CF₃I [38] (см. также обзорную работу [39]).

натной температуре газа в кювете. Описаны экс-

Указанные молекулы характеризуются сравни-

периментальная установка и суть метода, рассмат-

тельно большими изотопическими сдвигами в спект-

риваются причины наблюдаемого явления. Резуль-

рах ИК-поглощения. В случае SF₆ и CF₃I изотоп-

таты работы демонстрируют возможность прове-

ные сдвиги в спектрах поглощения возбуждаемых

дения изотопно-селективной ИК-диссоциации моле-

лазером колебаний ν₃ (SF₆) и ν₁ (CF₃I) составля-

кул, находящихся первоначально вне резонанса с ла-

ют соответственно ∆ν_is ≈ 17 см^-1 (относительно

зерным излучением, в смеси с поглощающими излу-

изотопов³²S и³⁴S) [40, 41] и ∆ν_is ≈ 27 см^-1 (от-

чение лазера молекулами при сравнительно низких

носительно изотопов¹²C и¹³C) [42]. Эти величины

плотностях энергии возбуждения и значительном

значительно превышают ширины полос ИК-погло-

повышеним, вследствие этого, селективности диссо-

щения молекул в охлажденном молекулярном по-

циации.

токе. Принципиально другая ситуация реализует-

ся в случае молекул, имеющих небольшие изото-

пические сдвиги в спектрах возбуждаемых лазером

2. ТЕРМОДИНАМИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ В

колебаний, когда спектры поглощения разных изо-

СКАЧКЕ УПЛОТНЕНИЯ

топологов практически полностью перекрываются.

Малая величина изотопического сдвига в спектрах

В процессе быстрого охлаждения молекулярного

ИК-поглощения молекул, содержащих изотопы тя-

газа при расширении из сопла термодинамическое

желых элементов, является одной из основных проб-

равновесие между различными степенями свободы

лем в контексте получения высоких значений селек-

молекул нарушается из-за разницы во временах по-

тивности при лазерном разделении изотопов мето-

ступательной, вращательной и колебательной ре-

дом ИК-диссоциации молекул.

лаксации: τ_tr ≤ τ_rot ≤ τ_vib. [50]. Степень отклонения

В. Б. Лаптев, Г. Н. Макаров, А. Н. Петин, Е. А. Рябов

ЖЭТФ, том 162, вып. 1 (7), 2022

Рис. 1. а) Схема экспериментальной установки с молекулярным пучком: 1 высоковакуумная камера; 2 импульсное

сопло; 3

скиммер; 4 квадрупольный масс-спектрометр; 5 подложка с усеченной тетраэдрической пирамидой для

формирования ударной волны; 6 цилиндрические линзы; 7 ослабители; 8 окна из NaCl; 9 поглотитель излуче-

ния. б) Схема облучения молекул ИК-лазером в кювете при комнатной температуре: 1 оптическая кювета; 2 плоское

зеркало; 3 разделительная пластинка; 4 фокусирующая линза (f = 140 см); 5 пироэлектрический приемник; 6

поглотитель излучения

от локального равновесия зависит от числа столк-

вращательная температуры молекул в скачке уплот-

новений z_col, необходимых для релаксации данной

нения (из-за малого времени их поступательной и

степени свободы. Для многоатомных молекул обыч-

вращательной релаксации порядка 10-100 нс · Торр

но выполняется соотношение: τ_tr ≤ τ_rot ≤ τ_vib [50].

[50]) значительно выше, чем в невозмущенном пото-

Поэтому в газодинамически охлажденном молеку-

ке:

лярном потоке для поступательной, вращательной

T_2,tr > T_1,tr, T_2,rot > T_1,rot.

(3)

и колебательной температур многоатомных молекул

обычно реализуются [50] условия

Таким образом, в скачке уплотнения создают-

ся новые неравновесные условия, которые характе-

T_1,tr ≤ T_1,rot ≤ T_1,vib.

(1)

ризуются тем, что колебательная температура мо-

В прямом скачке уплотнения [51, 52], который фор-

лекул существенно меньше поступательной и вра-

мируется при падении сверхзвукового газодинами-

щательной температур. В условиях наших экспери-

чески охлажденного молекулярного потока на твер-

ментов колебательная температура молекул CF₂HCl

дую поверхность, из-за разницы в скоростях посту-

и CF₃Br в падающем на поверхность потоке, веро-

пательной вращательной и колебательной релакса-

ятно, составляла T_1,vib ≤ 150 K, а поступательная

ций [53], реализуются обратные неравновесные усло-

и вращательная температуры T_1,tr

≈ T1,rot ≤

вия [1, 34-36, 39]

≤ 50 K [1,35].

T_2,tr ≥ T_2,rot ≥ T_2,vib.

(2)

3. ЭКСПЕРИМЕНТ И МЕТОД

При этом, из-за большого времени колебательно-по-

ИССЛЕДОВАНИЯ

ступательной релаксации молекул (например, для

3.1. Экспериментальная установка

CF₃Br pτ_V-T

≈ 135 мкс · Торр [54], для CF₂HCl

pτV-T ≈ 65 мкс · Торр [55]), колебательная темпе-

Схема установки с молекулярным пучком пока-

ратура молекул в скачке уплотнения в случае ис-

зана на рис. 1а. Она включает высоковакуумную ка-

пользования импульсного потока разреженного га-

меру с импульсным источником молекулярного пуч-

за может практически не отличаться от колеба-

ка, квадрупольный масс-спектрометр КМС-01/250

тельной температуры молекул в падающем потоке

для детектирования частиц пучка и перестраива-

(T2,vib ≈ T1,vib), в то время как поступательная и

емый по частоте импульсный CO₂-лазер с энерги-

ЖЭТФ, том 162, вып. 1 (7), 2022

Радиационно-столкновительное вовлечение молекул. . .

ей в импульсе до 4 Дж для возбуждения молекул.

5.0 мм. При падении интенсивного импульсного мо-

Импульс излучения лазера состоял из пика дли-

лекулярного потока на эту пластинку перед ней

тельностью около 100 нс (на полувысоте) и хвосто-

формировался скачок уплотнения (ударная волна)

вой части длительностью ≈ 0.5 мкс, в которой со-

[51, 52] с неоднородными и неравновесными усло-

держалось примерно 50 % полной энергии импуль-

виями [35, 36]. Характерный размер фронта скач-

са. Экспериментальная установка включает так-

ка уплотнения, который по порядку величины ра-

же персональный компьютер для управления масс-

вен длине свободного пробега молекул [51, 52], в

спектрометром, систему синхронизации лазерного

условиях рассматриваемых экспериментов состав-

импульса с импульсом молекулярного пучка и сис-

лял 5-7 мм [35, 36, 39]. С целью получения более

тему сбора и обработки данных. Камеры источника

интенсивного скачка уплотнения к пластинке при-

молекулярного пучка и масс-спектрометра откачи-

креплялась со стороны сопла сходящая усеченная

вались турбомолекулярными насосами до давления

четырехгранная пирамида высотой 12 мм. Две гра-

соответственно не более 10^-5 Торр и 10^-7 Торр.

ни пирамиды были изготовлены из тонких пласти-

Молекулярный пучок CF₃Br (либо CF₂HCl или

нок NaCl, прозрачных для излучения лазера. Мо-

смеси молекул CF₂HCl/CF₃Br) генерировался в ка-

лекулы пучка, а также образующиеся в результате

мере источника в результате сверхзвукового рас-

возбуждения лазером и последующей диссоциации

ширения указанных газов через импульсное сопло

молекул продукты, находящиеся в скачке уплотне-

General Valve с диаметром выходного отверстия

ния, выходили через конусное отверстие в пластин-

0.8 мм. С целью увеличения интенсивности молеку-

ке, формировали вторичный молекулярный пучок

лярного пучка к соплу прикреплялся расходящий-

[35, 39] и попадали в ионизатор масс-спектрометра.

ся конус длиной 20 мм и углом раствора 15^◦. Дли-

Схема эксперимента по облучению молекул в

тельность импульса открывания сопла изменялась в

статических условиях при комнатной температуре

диапазоне от 310 до 475 мкс (на полувысоте). Дав-

показана на рис. 1б. Облучение молекул лазерным

ление газа над соплом изменялось в диапазоне от

ИК-излучением осуществлялось в оптической кю-

3.9 до 8.0 атм. Камера масс-спектрометра отделя-

вете длиной 11.2 см. Облучались как чистые газы

лась от камеры источника пучка скиммером (конус-

CF₂HCl и CF₃Br при давлениях в кювете 0.5, 1.0

ной диафрагмой) диаметром 1.05 мм, расположен-

и 2.0 Торр, так и смеси газов CF₂HCl/CF₃Br при

ном на расстоянии 150 мм от сопла. Сформирован-

соотношении давлений 1/1 и общем давлении 1.0 и

ный таким образом пучок попадал в ионизационную

2.0 Торр. Расходы газов в кювете в результате облу-

камеру КМС. Расстояние от среза сопла до иониза-

чения молекул определялись на основе измерений

ционной камеры КМС составляло 350 мм.

интенсивности ИК-спектров поглощения колебаний

Лазерное излучение пересекало молекулярный

ν3 и ν8 молекул CF2HCl и колебания ν1 молекул

пучок под углом примерно 90^◦. Размеры лазерно-

CF₃Br до и после облучения с помощью ИК-спект-

го пучка в области пересечения с молекулярным

рофотометра SPECORD-M82.

пучком составляли 8 × 6 мм². Расстояние от сопла

3.2. Суть наблюдаемого эффекта и метод

до середины зоны облучения молекулярного пото-

исследования

ка составляло около 46 мм. CO₂-лазер был настро-

ен на частоту генерации 1084.635 см^-1 (линия из-

Суть эффекта вовлечения молекул, не поглоща-

лучения 9R(30)). Эта линия излучения лазера попа-

ющих лазерное излучение, в резонанс с лазерным

дает между Q-ветвями спектра поглощения колеба-

ИК-полем, поясняется на рис. 2. На рис. 2а пока-

ния ν₁ молекул CF₃₇₉Br (1084.769 см^-1) и CF₃₈₁Br

заны полоса ИК-поглощения колебания ν₁ (часто-

(1084.521 см^-1) [48]. Указанная линия генерации ла-

та 1084.5 см^-1 [48]) резонансно поглощающих излу-

зера отстроена от Q-ветви колебания ν₃ молекулы

чение CO₂-лазера молекул CF₃Br при низкой (T ≈

CF₂HCl примерно на 15.4 см^-1 [56] в красную об-

≈ 50 K) температуре [48], а также полосы ИК-погло-

ласть.

щения колебаний ν₃ (1100 см^-1) и ν₈ (1118 см^-1) [56]

Для формирования скачка уплотнения на рас-

молекул CF₂HCl в жидком аргоне при температуре

стоянии x = 50 мм от сопла располагалась пер-

T ≈ 110 K. Стрелкой показано также расположе-

пендикулярно направлению молекулярного потока

ние линии генерации CO₂-лазера (9R(30), частота

подложка из дюралюминия толщиной 6 мм и диа-

1084.635 см^-1), на которой осуществлялось облуче-

метром 50 мм. В центре подложки имелось поли-

ние молекул. Частота излучения лазера находится

рованное конусное отверстие с входным диаметром

в резонансе с полосой ИК-поглощения колебания ν₁

(со стороны сопла) 1.2 мм и выходным диаметром

молекул CF₃Br (попадает между Q-ветвями моле-

В. Б. Лаптев, Г. Н. Макаров, А. Н. Петин, Е. А. Рябов

ЖЭТФ, том 162, вып. 1 (7), 2022

Рис. 2. а) Полоса ИК-поглощения колебания ν1 (частота 1084.5 см^-1 [48]) резонансно поглощающих излучение CO2-

лазера молекул CF3Br при температуре T ≈ 50 K [48] и полосы ИК-поглощения колебаний ν3 (1100 см^-1) и ν8 (1118 см^-1)

молекул CF2HCl в жидком аргоне при температуре T ≈ 110 K [56]. б) Полоса ИК-поглощения колебания ν1 (частота

1084.5 см^-1 [57]) резонансно поглощающих излучение CO2-лазера молекул CF3Br и полоса ИК-поглощения колебаний

ν3 (1100 см^-1) и ν8 (1118 см^-1) молекул CF2HCl [56] при комнатной температуре. Вертикальными стрелками на рис. а

и б показано расположение линии генерации CO2-лазера (9R(30), частота

1084.635 см^-1), на которой осуществля-

лось облучение молекул. Горизонтальными стрелками показано направление смещения полос ИК-поглощения молекул в

низкочастотную область при их колебательном возбуждении

кул CF₃₈₁Br и CF₃₇₉Br), и она довольно далеко от-

При лазерной ИК-диссоциации молекул CF₂HCl

строена от ближайшей полосы ИК-поглощения мо-

образуются радикалы CF₂ и молекулы HCl. В

лекул CF₂HCl (отстройки от полос поглощения ко-

результате последующей рекомбинации радикалов

лебаний ν₃ и ν₈ молекул CF₂HCl составляют соот-

CF₂

образуются молекулы C₂F₄

[58]. Энергия

ветственно не менее 15 см^-1 и 33 см^-1). На рис. 2б

диссоциации молекул CF₂HCl составляет 47.9 ±

показаны полоса ИК-поглощения колебания ν₁ мо-

± 4.0 ккал/моль [59]. При диссоциации молекул

лекул CF₃Br [57], а также полоса ИК-поглощения

CF₃Br образуются радикалы CF₃ и атомы Br, а

колебаний ν₃ и ν₈ молекул CF₂HCl при комнатной

конечными продуктами диссоциации и последую-

температуре. Заметим, что полосы поглощения ко-

щих химических реакций являются молекулы C₂F₆

лебаний ν₃ и ν₈ молекул CF₂HCl при комнатной тем-

и Br₂ [60]. Энергия диссоциации молекул CF₃Br

пературе не разрешаются (перекрываются).

значительно больше, чем у молекул CF₂HCl. Она

составляет 66.9 ± 3.0 ккал/моль [59].

Резонансное возбуждение лазером молекул

Выходы диссоциации β₃₅ и β₇₉ молекул CF₂HCl

CF₃Br в смеси с молекулами CF₂HCl приводит к

и CF₃Br при облучении в скачке уплотнения опре-

колебательному возбуждению молекул CF₂HCl за

делялись на основе измерений интенсивности время-

счет процесса колебательно-колебательного обмена

пролетных спектров соответственно молекулярного

энергией с возбужденными молекулами CF₃Br. В

иона CF₂H³⁵Cl⁺ (m/z = 86 а. е. м.) и ионного фраг-

результате этого полосы ИК-поглощения молекул

мента CF₂₇₉Br⁺ (m/z = 129 а. е. м.). Времяпролет-

CF₂HCl смещаются из-за ангармонизма колебаний

ные спектры указанных ионов измерялась как в от-

в красную область (в сторону частоты излучения

сутствие возбуждения молекул в формирующемся

лазера, возбуждающего молекулы, см. рис.

1а)

перед поверхностью скачке уплотнения, так и при

[20, 27]. Это приводит к тому, что изначально не

их возбуждении лазером [43-46]. В случае молекул

поглощающие излучение лазера молекулы CF₂HCl

CF₂HCl

за счет столкновений с возбужденными молеку-

S_L = S₀(1 - β₃₅Γ),

(4)

лами CF₃Br начинают вовлекаться в резонанс с

лазерным полем. В дальнейшем становится воз-

где S0 и SL

времяпролетные ионные сигналы

можным их радиационное резонансное возбуждение

CF₂H³⁵Cl⁺ соответственно в отсутствие возбужде-

и диссоциация лазерным излучением.

ния молекул и при их возбуждении лазером, Γ

ЖЭТФ, том 162, вып. 1 (7), 2022

Радиационно-столкновительное вовлечение молекул. . .

отношение облучаемого объема ко всему объему мо-

лекулярного потока. В экспериментах нами анали-

зировался состав лишь облучаемой лазерным излу-

чением части молекулярного потока. Поэтому в на-

шем случае реализовывалось условие Γ = 1.

В экспериментах, проведенных по облучению мо-

лекул при комнатной температуре газа в кювете, вы-

ходы диссоциации молекул CF₂HCl и CF₃Br опре-

делялись на основе соотношения (например, для

CF₂HCl)

p_N = p₀(1 - β_CF

2HCl)^N ,

(5)

где p₀ и p_N давления молекулярного газа CF₂HCl

в кювете соответственно до и после облучения ла-

зерными импульсами, N число импульсов облу-

чения, Γ ≈ 0.11 отношение облучаемого лазером

Рис.

3. Зависимости выхода диссоциации молекул

объема кюветы к полному ее объему (см. рис. 1б).

CF2H³⁵Cl от плотности энергии лазерного излучения в

случаях облучения молекул CF2HCl в ударной волне в чи-

стом газе (1) и в смеси CF2HCl/CF3Br = 1/1 (2). Мо-

4. РЕЗУЛЬТАТЫ ИССЛЕДОВАНИЙ И ИХ

лекулы возбуждались на линии 9R(30) лазера (на частоте

ОБСУЖДЕНИЕ

1084.635 см^-1). В обоих случаях давление газа над соплом

4.0 атм. Длительность импульса открывания сопла 410 мкс

4.1. Результаты, полученные при облучении

молекул в скачке уплотнения

возбужденных лазером, и дальнейшим их радиаци-

При облучении смеси молекул CF₂HCl/CF₃Br

в скачке уплотнения нами наблюдались вовлече-

онным возбуждением.

ние молекул CF₂HCl, не находящихся в резонансе

В случае облучения молекул в смеси резонансно

с ИК-излучением CO₂-лазера, в резонанс с лазер-

поглощенная молекулами CF₃Br энергия лазерно-

ным полем и их эффективная диссоциация. В то же

го излучения за счет колебательно-колебательного

время при облучении чистого газа CF₂HCl при та-

обмена энергией с молекулами CF₂HCl уже в тече-

кой же плотности энергии излучения лазера (при

ние возбуждающего лазерного импульса приводит

Φ ≤ 0.5 Дж/см²) диссоциация молекул практичес-

к колебательному возбуждению молекул CF₂HCl и

ки не имела места. На рис. 3 приведены зависимо-

довольно сильному красному смещению полос их

сти выхода диссоциации β₃₅ молекул CF₂H³⁵Cl от

ИК-поглощения [20, 27]. Константы ангармонизма

плотности энергии Φ возбуждающего лазерного из-

колебаний ν₃ и ν₈ CF₂HCl составляют соответствен-

лучения. Эти зависимости измерялись по величине

но X₃₃ = -5.0 см^-1 и X₈₈ = -3.5 см^-1 [56]. В резуль-

молекулярного ионного сигнала CF₂H³⁵Cl⁺ при воз-

тате смещения полос поглощения молекул CF₂HCl

буждении молекул в ударной волне в двух различ-

в низкочастотную область они вовлекаются в резо-

ных случаях. В первом случае (1) ударная волна

нанс с лазерным полем. Последующее радиационно-

формировалась молекулярным потоком чистого га-

столкновительное возбуждение молекулярной смеси

за CF₂HCl, а во втором случае (2) молекулярным

приводит к эффективной ИК-диссоциации преиму-

потоком смеси газов CF₂HCl/CF₃Br = 1/1. В обоих

щественно молекул CF₂HCl, поскольку они имеют

случаях общее давление газа над соплом составля-

более низкую энергию диссоциации, чем молекулы

ло 4.0 атм. Видно, что в широком диапазоне плот-

CF₃Br. Поэтому при небольших плотностях энергии

ностей энергии (Φ = 0.1-2.5 Дж/см²) выход диссо-

возбуждения (Φ ≤ 1.0 Дж/см²) реализуются усло-

циации молекул CF₂HCl намного (в 5-8 раз) боль-

вия, когда молекулы CF₂HCl в смеси диссоциируют,

ше, когда они возбуждаются в смеси с молекулами

в то время как молекулы CF₃Br не будут подвер-

CF₃Br, чем при возбуждении чистого газа CF₂HCl.

гаться диссоциации [45, 46].

Увеличение выхода диссоциации молекул CF₂HCl в

Оценки показывают [39, 44], что концентрации

смеси с CF₃Br обусловлено [61] эффективной пере-

молекул CF₂HCl в падающем потоке и скачке уплот-

дачей им колебательной энергии от молекул CF₃Br,

нения в условиях проведенных экспериментов (дав-

ЖЭТФ, вып. 1 (7)

В. Б. Лаптев, Г. Н. Макаров, А. Н. Петин, Е. А. Рябов

ЖЭТФ, том 162, вып. 1 (7), 2022

и CF₂HCl/CF₃Br = 1/1 (2). Суммарное давление

газа над соплом составляло

5.2

атм. Молекулы

возбуждались на линии

9R(30) лазера. Видно,

что в исследуемом диапазоне плотностей энергии

(Φ ≈ 0.75-3.0 Дж/см²) выход диссоциации молекул

CF₃Br в случае возбуждения в смеси с молекулами

CF₂HCl значительно (в 1.5-2 раза) больше, чем в

случае возбуждения без CF₂HCl.

4.2. Результаты, полученные в случае

облучения молекул в статических условиях

при комнатной температуре газа в кювете

Как видно на рис. 2, условия для вовлечения мо-

лекул CF₂HCl в процесс взаимодействия с лазерным

ИК-полем совершенно разные в случаях облучения

Рис.

4. Зависимости выхода диссоциации молекул

молекул в неравновесных термодинамических усло-

CF379Br от плотности энергии лазерного излучения в слу-

виях скачка уплотнения и в статических условиях

чае облучения чистого газа CF3Br в ударной волне (1) и

в случае облучения смеси молекул CF2HCl/CF3Br = 1/1

при комнатной температуре газа. В условиях скач-

(2). Молекулы возбуждались на линии 9R(30) лазера. Дав-

ка уплотнения молекулы CF₂HCl (из-за их сравни-

ление газа над соплом 5.2 атм. Длительность импульса

тельно низкой колебательной температуры) перво-

открывания сопла 390 мкс

начально не находятся в резонансе с лазерным из-

лучением. В условиях комнатной температуры газа

в кювете молекулы CF₂HCl (вследствие их доволь-

ление газа над соплом 4.2 атм, длительность им-

но высокой колебательной температуры) уже изна-

пульса открывания сопла 410 мкс, число молекул,

чально поглощают лазерное излучение. Поэтому в

выходящих из сопла за импульс, 1.7 · 10¹⁷) состав-

случае облучения молекул в кювете при комнатной

ляют соответственно 5.2 · 10¹⁵ см^-3 и 6.3 · 10¹⁶ см^-3.

температуре эффект вовлечения молекул в процесс

Следовательно, уже при небольшом давлении газа

взаимодействия с лазерным полем должен быть ме-

в скачке уплотнения(1.5-2.0 Торр) происходит до-

нее ярко выраженным, что и наблюдалось в наших

вольно быстрый обмен энергией между молекулами

экспериментах.

(за времена, меньшие длительности лазерного им-

Облучение молекул при комнатной температу-

пульса ≈ 1 мкс), приводящий к эффективному во-

ре газа в кювете проводилось при фиксированной

влечению в процесс поглощения излучения лазера

плотности энергии лазерного излучения Φ = 2.0 ±

нерезонансных молекул. Столь быстрый процесс об-

± 0.1 Дж/см². Излучение лазера фокусировалось в

мена энергией может быть связан с довольно высо-

кювету длиннофокусной линзой с фокусным рассто-

кой поступательной и вращательной температурами

янием f = 140 см. Сечение лазерного пучка было

газа в скачке уплотнения (T_2,tr ≈ T_2,rot ≈ 550-620 K

примерно одинаковым по длине кюветы и состав-

[39]) и дальнодействующим дипольно-дипольным

ляло S_irr ≈ 0.22 см². Внутренний диаметр кюветы

взаимодействием колебательно возбужденных моле-

1.6 см, сечение примерно 2.09 см². Особое внима-

кул [46, 61].

ние уделялось тому, чтобы расходы газов в кювете в

Тот факт, что дальнодействующее дипольно-ди-

ходе облучения составляли не более 30-35 % от на-

польное взаимодействие колебательно возбужден-

чального давления (отношение конечного и началь-

ных молекул имеет место в наших экспериментах,

ного давлений p_N /p₀ ≥ 0.65-0.7, N число импуль-

подтверждается тем, что при облучении моле-

сов облучения) для того чтобы вторичные химичес-

кул в смеси возрастает выход диссоциации не

кие реакции (возможно, имеющие место в кювете)

только молекул CF₂HCl, но и молекул CF₃Br.

не сильно влияли на результаты измерений. В боль-

На рис.

показаны измеренные по ионному

шинстве случаев число импульсов облучения состав-

сигналу CF₂₇₉Br⁺, зависимости выхода диссоци-

ляло N = 50. Полученные результаты приведены в

ации β₇₉ молекул CF₃₇₉Br от плотности энергии

таблице.

возбуждающего лазерного излучения в случае

Анализ результатов показывает, что выход дис-

использования молекулярных потоков CF₃Br (1)

социации молекул CF₂HCl в чистом газе при дав-

ЖЭТФ, том 162, вып. 1 (7), 2022

Радиационно-столкновительное вовлечение молекул. . .

Таблица. Результаты исследований по измерению выхода диссоциации молекул CF2HCl и CF3Br при их облуче-

нии в смеси друг с другом, а также в отдельности интенсивным излучением импульсного СО2-лазера в кювете при

комнатной температуре. Плотность энергии возбуждающего лазерного излучения Φ =

2.0 ± 0.1 Дж/см². Число

импульсов облучения в большинстве случаев равно 50

Отношение конечного и

Выход диссоциации

Состав и давление

начального давлений,

молекул CF₂HCl,

молекул CF₃Br,

облучаемого газа

p_N /p₀

β_CF

2HCl,%

3Br,%

0.768

5.2

0.728

6.2

0.789

4.7

0.719

6.2

CF₂HCl, 1 Торр

0.762

5.1

0.696

6.54

0.837

3.36

0.682

7.87

0.722

6.72

CF₂HCl, 2 Торр

0.678

7.63

0.612

4.6 ± 0.1

CF₃Br, 1 Торр

0.900

1.99 ± 0.09

0.992

1.69 ± 0.05

Смесь: CF₂HCl + CF₃Br,

CF₂HCl

0.879,

2.43

2.75

0.5 Торр + 0.5 Торр

CF₃Br

0.864

CF₂HCl

0.660,

7.8

3.92

CF₃Br

0.812

CF₂HCl

0.760,

5.2

2.62

Смесь: CF₂HCl + CF₃Br,

CF₃Br

0.870

1.0 Торр + 1.0 Торр

CF₂HCl

0.615,

8.76

2.83

CF₃Br

0.855

CF₂HCl

0.655,

7.95

4.04

CF₃Br

0.807

лении 1 Торр, усредненный по шести измерениям,

тельно, выход диссоциации молекул CF₂HCl в сме-

составляет β_CF

2HCl =

5.66 ± 0.75 % (±13 % от сред-

си с молекулами CF₃Br в 1.29 раза или на

1.54 %

него) с максимальным разбросом от 3.36 до 7.87 %

(7.42 %-5.66 %) больше выхода диссоциации в чи-

(в 2.34 раза), а усредненный по девяти измерени-

стом газе.

ям β_CF

5.77 ± 1.32 % (±23 %) с тем же мак-

Выход диссоциации молекул CF₃Br в случае их

2HCl =

симальным разбросом. В то же время выход дис-

облучения в смеси с молекулами CF₂HCl также воз-

социации молекул CF₂HCl при облучении в сме-

растает по сравнению с выходом диссоциации при

си с молекулами CF₃Br (1 Торр CF₂HCl + 1 Торр

облучении чистого газа. Так, в случае облучения

CF₃Br), усредненный по четырем измерениям, со-

чистого газа CF₃Br при давлении 1 Торр выход дис-

ставляет β_CF

7.42 ± 1.55 % (±21 %) с макси-

социации, усредненный по трем измерениям, соста-

2HCl =

мальным разбросом от 5.18 до 8.76 % (в 1.69 раза).

вил β_CF

2.76 ± 1.60 % (±58 %). При этом мак-

3Br =

Выход диссоциации CF₂HCl при увеличении давле-

симальный разброс в выходах диссоциации был от

ния с 1 до 2 Торр увеличился в 1.14 раза, или в

1.69 до 4.6 % (разница в 2.72 раза). А выход дис-

1.32 раза относительно среднего значения. Следова-

социации молекул CF₃Br при облучении в смеси

В. Б. Лаптев, Г. Н. Макаров, А. Н. Петин, Е. А. Рябов

ЖЭТФ, том 162, вып. 1 (7), 2022

с молекулами CF₂HCl (1 Торр CF₃Br + 1 Торр

состояниях, слабо взаимодействует с полем и не

CF₂HCl), усредненный по четырем измерениям, ра-

дает вклада в выход диссоциации (¾резервуар¿).

вен β_CF

3.35 ± 0.73 % (±22 %). При этом макси-

При повышении собственного давления газа увели-

3Br =

мальный разброс выходов диссоциации составил от

чивается скорость колебательно-колебательного об-

2.62 до 4.04 % (в 1.54 раза).

мена между возбужденными молекулами и молеку-

лами ¾резервуара¿. Это приводит к попаданию мо-

лекул из ¾резервуара¿ в зону колебательных состо-

4.3. Обсуждение результатов

яний, взаимодействующую с излучением. С помо-

Результаты исследований, выполненных по об-

щью такой модели в работе [63] объяснялся резкий

лучению CF₂HCl и CF₃Br при комнатной темпе-

рост выхода диссоциации при превышении опреде-

ратуре в кювете, показывают, что эффект вовле-

ленного собственного давления газа. В нашем слу-

чения молекул CF₂HCl в резонанс с лазерным по-

чае, по-видимому, имеет место такой же механизм.

лем при облучении в смеси с поглощающими ИК-

При лазерном возбуждении молекул CF₃Br за счет

излучение молекулами CF₃Br также имеет место,

колебательно-колебательного обмена они передают

как и в случае облучения колебательно охлажден-

колебательную энергию молекулам CF₂HCl, в ре-

ных молекул. Однако этот эффект существенно ме-

зультате чего те достигают взаимодействующих с

нее выражен вследствие того, что при комнатной

излучением колебательных состояний, что приводит

температуре молекулы CF₂HCl уже изначально по-

к увеличению их выхода диссоциации по сравнению

глощают излучение лазера на частоте линии 9R(30).

с выходом диссоциации в чистом газе CF₂HCl.

На наш взгляд, исследуемый эффект был бы более

По нашему мнению, именно процессы столкнове-

четко выражен в случае облучения молекул на ли-

ний возбужденных молекул между собой, включая

ниях 9R(10) или 9R(12) лазера, отстроенных при-

взаимные столкновения двух типов молекул в смеси,

мерно на 11-13 см^-1 в красную область от линии

приводят совместно с процессами резонансного для

9R(30), на частоте которых молекулы CF₂HCl при

обоих типов молекул радиационного возбуждения к

комнатной температуре практически не поглощают

столь сильному увеличению выходов диссоциации

ИК-излучение (см. рис. 2б). Эффект вовлечения мо-

при их облучении в смеси по сравнению со случаем

лекул в процесс взаимодействия с лазерным полем

их облучения в отдельности. Это относится и к мо-

более четко проявляется в случае облучения моле-

лекулам CF₃Br. Роль колебательно-колебательного

кул при меньшей плотности энергии лазерного из-

обмена энергией между молекулами, в том числе

лучения (при Φ ≤ 1.0 Дж/см²). Это следует из при-

разного типа, особенно велика в условиях наличия

веденных на рис. 3 данных: чем меньше плотность

почти резонансных колебательных уровней молекул

энергии возбуждения, тем сильнее различие в выхо-

[64], что и реализовывалось в наших эксперимен-

дах диссоциации молекул в случае их облучения в

тах. Кроме того, сравнительно большая концентра-

смеси и в отдельности.

ция молекул в скачке уплотнения и их высокая по-

Следует отметить, что механизм увеличения эф-

ступательная и вращательная температура [35, 36]

фективности ИК-диссоциации молекул в смеси в

способствуют более эффективному процессу обра-

общих чертах аналогичен механизму увеличения

зования конечных продуктов.

эффективности ИК-диссоциации молекул в одно-

компонентной среде по мере увеличения темпера-

5. ЗАКЛЮЧЕНИЕ

туры и/или давления газа [62, 63]. В работе [62]

на примере CF₃Br было показано, что определяю-

Изучено (на примере молекул CF₂HCl и CF₃Br)

щий вклад в выход многофотонной ИК-диссоциации

индуцированное мощным ИК-лазером радиацион-

дают молекулы, стартующие из достаточно узких

но-столкновительное вовлечение молекул, не погло-

(100-150 см^-1) зон термически заселенных колеба-

щающих лазерное излучение, в резонанс с лазерным

тельных состояний. Средняя колебательная энер-

полем при их облучении с поглощающими излуче-

гия этих состояний заметно выше тепловой даже

ние лазера молекулами в двухкомпонентной моле-

при возбуждении молекул в центре полосы линей-

кулярной среде. Облучение молекул проводилось в

ного поглощения, и она увеличивается (для CF₃Br

неравновесных термодинамических условиях скачка

вплоть до 2500 см^-1) по мере отстройки излучения

уплотнения (ударной волны), а также в статических

на длинноволновый край полосы. Основная часть

условиях при комнатной температуре газа в кювете.

молекул, сосредоточенная в основном в термиче-

Показано, что в случае облучения колебатель-

ски возбужденных низкочастотных колебательных

но-охлажденных молекул CF₂HCl в смеси с моле-

ЖЭТФ, том 162, вып. 1 (7), 2022

Радиационно-столкновительное вовлечение молекул. . .

кулами CF₃Br в скачке уплотнения, когда полосы

лекулы будет ¾втягивать¿ их в область действия ла-

ИК-поглощения молекул узкие (не более 7-8 см^-1),

зерного излучения.

происходит эффективное вовлечение молекул

Результаты исследований по возбуждению мо-

CF₂HCl, изначально не поглощающих лазерное

лекул в скачке уплотнения четко демонстрируют,

излучение, в резонанс с лазерным полем. Это про-

что эффективность изотопно-селективной лазерной

исходит из-за колебательного возбуждения молекул

ИК-диссоциации молекул можно существенно уве-

CF₂HCl в результате быстрого столкновительного

личить, если их облучать в смеси с резонансно по-

колебательно-колебательного обмена с резонансно

глощающим излучение лазера молекулярным газом.

возбуждаемыми лазером молекулами CF₃Br. Такое

Совместное действие радиационного и столкнови-

колебательное возбуждение приводит к заселению

тельного механизмов возбуждения молекул в усло-

высоколежащих колебательных состояний молекул

виях значительного увеличения резонансных с излу-

CF₂HCl. Ангармоническое взаимодействие, в свою

чением лазера колебательно-вращательных перехо-

очередь, приводит к красному сдвигу частоты

дов взаимодействующих между собой молекул при-

переходов и попаданию этих состояний в резонанс

водит к сильному увеличению эффективности их

с лазерным излучением.

возбуждения и диссоциации.

Обнаружена эффективная диссоциация молекул

Полученные результаты демонстрируют воз-

CF₂HCl (с выходом диссоциации β₃₅

≥ 10-15 %)

можность проведения изотопно-селективной ла-

при облучении смеси CF₂HCl/CF₃Br (при соотно-

зерной ИК-диссоциации молекул, находящихся

шении давлений 1/1) в случае отстройки частоты

первоначально вне резонанса с лазерным из-

CO₂-лазера от центра полосы ИК-поглощения ко-

лучением, в смеси с молекулами, поглощающими

лебательно охлажденных в скачке уплотнения мо-

излучение лазера, при сравнительно низких плотно-

лекул CF₂HCl более чем на 15-25 см^-1, причем

стях энергии возбуждения и повышения вследствие

при довольно низких плотностях энергии возбуж-

этого селективности диссоциации. Результаты ра-

дения (Φ ≤ 0.5-1.0 Дж/см²), т. е. в условиях, когда

боты представляют интерес в плане селективного

в чистом газе CF₂HCl диссоциация молекул прак-

воздействия лазерным излучением на молекулы и

тически не имела места. Установлено, что в слу-

могут найти практическое применение при исполь-

чае облучения молекул при комнатной температу-

зовании метода изотопно-селективной лазерной

ре газа в кювете, когда полосы ИК-поглощения мо-

ИК-диссоциации молекул для разделения изотопов.

лекул широкие (≥ 25-30 см^-1), также наблюдается

радиационно-столкновительное вовлечение молекул

CF₂HCl в процесс взаимодействия с лазерным по-

ЛИТЕРАТУРА

лем, но с менее ярко выраженным характером.

1. Г. Н. Макаров, УФН 185, 717 (2015).

Показано, что за счет радиационно-столкнови-

тельного механизма возбуждения молекул в двух-

2. Г. Н. Макаров, УФН 192 (2022), в печати; https//

компонентной молекулярной среде можно сущест-

doi.org/10.3367/UFNr.2021.02.038942.

венно увеличить выход диссоциации и образование

3. J. W. Eerkens and J. Kim, AIChE J. 56, 2331 (2010).

продуктов при лазерном ИК-возбуждении молекул,

а также значительно понизить порог их диссоциа-

4. Г. Н. Макаров, А. Н. Петин, Письма в ЖЭТФ 93,

ции. Это особенно важно при разделении изотопов в

123 (2011).

молекулах, характеризующихся небольшим изотоп-

5. Г. Н. Макаров, А. Н. Петин, ЖЭТФ 146, 455

ным сдвигом в спектрах ИК-поглощения. Можно по-

(2014).

лагать, что наблюдаемый эффект распространяется

также и на другие молекулы.

6. K. A. Lyakhov, H. J. Lee, and A. N. Pechen, Separa-

tion and Purification Technol. 176, 402 (2017).

Рассмотренный подход также расширяет потен-

циальные возможности лазерной технологии раз-

7. K. A. Lyakhov, A. N. Pechen, and H. J. Lee, AIP

деления изотопов. В частности, речь идет о воз-

Adv. 8, 095325 (2018).

можности использования в качестве рабочего веще-

8. J. Guo, Y.-J. Li, J.-P. Ma, X. Tang, and X.-S. Liu,

ства молекул, которые невозможно напрямую воз-

Chem. Phys. Lett. 773, 138572 (2021).

буждать существующими лазерами. В этом слу-

чае можно использовать специальные молекулы-

9. В. М. Апатин, В. Н. Лохман, Г. Н. Макаров,

сенсибилизаторы, столкновительная передача коле-

Н.-Д. Д. Огурок, Е. А. Рябов, ЖЭТФ 152, 627

бательного возбуждения с которых на целевые мо-

(2017).

В. Б. Лаптев, Г. Н. Макаров, А. Н. Петин, Е. А. Рябов

ЖЭТФ, том 162, вып. 1 (7), 2022

10.

В. М. Апатин, В. Н. Лохман, Г. Н. Макаров,

28.

В. Н. Лохман, Г. Н. Макаров, Е. А. Рябов,

Н.-Д. Д. Огурок, Е. А. Рябов, КЭ 48, 157 (2018).

М. В. Сотников, КЭ 23, 81 (1996).

11.

В. М. Апатин, Г. Н Макаров, Н.-Д. Д. Огурок,

29.

http://www.silex.com.au

А. Н. Петин, Е. А. Рябов, ЖЭТФ 154, 287 (2018).

30.

SILEX Process. www.chemeurope.com/en/encyclope-

12.

V. N. Lokhman, G. N. Makarov, A. L. Malinovskii,

dia/Silex_Process.html

A. N. Petin, D. G. Poydashev, and E. A. Ryabov,

Laser Phys. 28, 105703 (2018).

31.

SILEX Uranium Enrichment, SILEX Annual Report

2019, http://www.silex.com.au

13.

Г. Н. Макаров, Н.-Д. Д. Огурок, А. Н. Петин, КЭ

48, 667 (2018).

32.

J. L. Lyman, Report LA-UR-05-3786, Los Alamos

National Laboratory (2005).

14.

Г. Н. Макаров, УФН 188, 689 (2018).

33.

Г. Н. Макаров, А. Н. Петин, КЭ 46, 248 (2016).

15.

В. Н. Лохман, Г. Н. Макаров, А. Н. Петин,

Д. Г. Пойдашев, Е. А. Рябов, ЖЭТФ 155, 216

34.

G. N. Makarov and A. N. Petin, Chem. Phys. Lett.

(2019).

323, 345 (2000).

16.

А. Н. Петин, Г. Н. Макаров, КЭ 49, 593 (2019).

35.

Г. Н. Макаров, А. Н. Петин, ЖЭТФ 119, 5 (2001).

17.

Г. Н. Макаров, УФН 190, 264 (2020).

36.

G. N. Makarov and A. N. Petin, Chem. Phys. 266,

125 (2001).

18.

Г. Н. Макаров, КЭ 51, 643 (2021).

37.

В. М. Апатин, В. Н. Лохман, Г. Н. Макаров,

19.

Г. Н. Макаров, ЖЭТФ 160, 786 (2021).

Н.-Д. Д. Огурок, А. Н. Петин, Опт. и спектр. 91,

910 (2001).

20.

V. N. Bagratashvili, V. S. Letokhov, A. A. Makarov,

and E. A. Ryabov, Multiple Photon Infrared Laser

38.

Г. Н. Макаров, С. А. Мочалов, А. Н. Петин, КЭ

Photophysics and Photochemistry, Harwood Acad.

31, 263 (2001).

Publ. Chur (1985).

39.

Г. Н. Макаров, УФН 173, 913 (2003).

21.

C. D. Cantrell, Multiple-Photon Excitation and Dis-

sociation of Polyatomic Molecules (Topics in Current

40.

R. S. McDowell, B. J. Krohn, H. Flicker, and

Physics, Vol. 35), Springer-Verlag, Berlin (1986).

M. C. Vasquez, Spectrochim. Acta A 42, 351 (1986).

22.

J. L. Lyman, G. P. Quigley, and O. P. Judd, Multip-

41.

G. Baldacchini, S. Marchetti, and V. Montelatici, J.

le-Photon Excitation and Dissociation of Polyatomic

Mol. Spectr. 91, 80 (1982).

Molecules, ed. by C. D. Cantrell, Springer, Berlin

(1986), p. 34.

42.

W. Fuss, Spectrochim. Acta A 38, 829 (1982).

23.

Г. Н. Макаров, УФН 175, 41 (2005).

43.

Г. Н. Макаров, А. Н. Петин, Письма в ЖЭТФ 111,

361 (2020).

24.

В. С. Летохов, Е. А. Рябов, в сб. Изотопы: свойст-

ва, получение, применение, под ред. В. Ю. Бара-

44.

Г. Н. Макаров, А. Н. Петин, Письма в ЖЭТФ 112,

нова, т. I, Физматлит, Москва (2005), с. 445.

226 (2020).

25.

В. Ю. Баранов, А. П. Дядькин, В. С. Летохов,

45.

Г. Н. Макаров, А. Н. Петин, КЭ 50, 1036 (2020).

Е. А. Рябов, в сб. Изотопы: свойства, получение,

применение, под ред. В. Ю. Баранова, т. I, Физ-

46.

Г. Н. Макаров, А. Н. Петин, ЖЭТФ 159, 281

матлит, Москва (2005), с. 460.

(2021).

26.

V. Yu. Baranov, A. P. Dyadkin, D. D. Malynta,

47.

Г. Н. Макаров, А. Н. Петин, Письма в ЖЭТФ 115,

V. A. Kuzmenko, S. V. Pigulsky, V. S. Letokhov,

292 (2022).

V. B. Laptev, E. A. Ryabov, I. V. Yarovoi, V. B. Za-

rin, and A. S. Podorashy, Proc. SPIE (Progress in

48.

A. Pietropolli Charmet, P. Stoppa, P. Toninello,

Research and Development of High-Power Industrial

A. Baldacci, and S. Giorgiani, Phys. Chem. Chem.

CO2-lasers) 4165, 314 (2000).

Phys. 8, 2491 (2006).

27.

А. В. Евсеев, А. А. Пурецкий, В. В. Тяхт, ЖЭТФ

49.

M. Snels and G. D’Amico, J. Mol. Spectr. 209, 1

88, 60 (1985).

(2001).

ЖЭТФ, том 162, вып. 1 (7), 2022

Радиационно-столкновительное вовлечение молекул. . .

50. J. B. Anderson, in Gasdynamics, Molecular Beams

58. M. Drouin, M. Gauthier, R. Pilon, P. A. Hackett, and

and Low Density Gasdynamics, ed. by P. P. Wegener,

C. Willis, Chem. Phys. Lett. 60, 16 (1978).

Marcel Dekker, New York (1974).

59. В. Н. Кондратьев (ред.), Энергии разрыва хими-

51. Я. Б. Зельдович, Ю. П. Райзер, Физика ударных

ческих связей, потенциалы ионизации и сродство

волн и высокотемпературных гидродинамических

к электрону, Наука, Москва (1974).

явлений, Наука, Москва (1966).

60. D. S. King and J. C. Stephenson, Chem. Phys. Lett.

52. Г. Н. Абрамович, Прикладная газовая динамика,

66, 33 (1979).

ч. 1, Наука, Москва (1991).

61. R. S. Karve, S. K. Sarkar, K. V. S. Rama Rao, and

53. Е. В. Ступоченко, С. А. Лосев, А. И. Осипов, Ре-

J. P. Mittal, Appl. Phys. B 53, 108 (1991).

лаксационные процессы в ударных волнах, Наука,

62. В. Б. Лаптев, Е. А. Рябов, Н. П. Фурзиков, ЖЭТФ

Москва (1965).

89, 1534 (1985).

54. R. Kadibelban, R. Ahrens-Botzong, and P. Hess,

63. В. Б. Лаптев, Н. П. Фурзиков, КЭ 14, 2467 (1987).

Z. Naturforsch. 37a, 271 (1982).

64. B. H. Mahan, J. Chem. Phys. 46, 98 (1967).

55. V. Tosa, R. Bruzzese, C. De Listo, and D. Tescione,

Laser Chem. 15, 47 (1994).

56. J. G. McLaughlin, M. Poliakoff, and J. J. Turner, J.

Mol. Struct. 82, 51 (1982).

57. E. Borsella, C. Clementi, R. Fantoni, A. Giardi-

ni-Guidoni, and A. Polucci, Nuovo Cimento 73A, 364

(1983).