Письма в ЖЭТФ, том 115, вып. 11, с. 703 - 709

О возможности эффективной изотопно-селективной ИК

диссоциации колебательно-возбужденных бихроматическим

лазерным излучением молекул²³⁵UF₆

Г. Н. Макаров¹⁾

Институт спектроскопии РАН, 108840 Троицк, Москва, Россия

Поступила в редакцию 11 апреля 2022 г.

После переработки 25 апреля 2022 г.

Принята к публикации 26 апреля 2022 г.

На основе спектроскопических данных о молекулах²³⁵UF6 и²³⁸UF6, о частотах генерации CF4- и

пара-H2-лазеров, а также результатов недавних исследований предложен метод увеличения эффектив-

ности изотопно-селективной лазерной ИК диссоциации молекул²³⁵UF6 в неравновесных термодинами-

ческих условиях скачка уплотнения. Метод основан на использовании двух процессов: 1) резонансного

многофотонного возбуждения молекул²³⁵UF6 в колебательные состояния 3ν3 или 2ν3 бихроматическим

ИК излучением двух CF4- или пара-H2-лазеров и 2) облучения молекул с резонансно поглощающим

излучение указанных лазеров сенсибилизатором - молекулами SF6. Описана суть метода, приведены

схемы и параметры для изотопно-селективной диссоциации молекул²³⁵UF6 предложенным способом.

DOI: 10.31857/S1234567822110052, EDN: ilhvgy

1. Введение. В последнее время проводится

колебании ν₃ (≈ 627.7 см^-1 [26]) для молекул²³⁵UF₆

много исследований, посвященных молекулярному

и²³⁸UF₆ составляет Δν_is ≈ 0.604 см^-1 [26]. Из-за ма-

лазерному разделению изотопов (МЛРИ, MLIS -

лой величины изотопического сдвига и сравнитель-

molecular laser isotope separation) [1-23]. Основная

но большой ширины (около 20 см^-1) полосы ИК по-

цель многих исследований - разработка методов раз-

глощения молекул при комнатной температуре [2, 27]

деления изотопов урана с использованием молекул

реализовать изотопно-селективную ИК диссоциацию

UF₆ [1-7, 10-22]. Большинство выполнявшихся в ря-

молекул UF₆ возможно лишь при низкой температу-

де стран (в США, Германии, Англии, Франции, Япо-

ре газа, когда полосы ИК поглощения молекул UF₆

нии, Австралии) в конце прошлого века проектов

с разной изотопической модификацией значительно

по лазерному разделению изотопов урана было за-

уже [1, 2, 27].

крыто. Вместе с тем исследования по МЛРИ урана

Для выполнения проектов по МЛРИ урана мето-

проводятся во многих странах и в настоящее время

дом изотопно-селективной ИК многофотонной дис-

[1-7, 20-22]. Ожидается, что с использованием лазе-

социации (МФД) молекул UF₆ были разработаны

ров можно разработать более экономичную и эффек-

два источника перестраиваемого по частоте излуче-

тивную, чем центрифугирование, технологию обога-

ния в области 16 мкм. Это - оптически накачива-

щения урана - лазерную технологию. Сегодня иссле-

емый мощным излучением СО₂-лазера молекуляр-

дования направлены главным образом на разработ-

ный CF₄-лазер [28, 29] и источник излучения, осно-

ку низкоэнергетических методов МЛРИ [1-3, 10-22],

ванный на смещении частоты излучения СО₂-лазера

а также альтернативных им методов [2, 3, 13, 24, 25].

в область 16 мкм за счет стимулированного комбина-

Важными проблемами при лазерном разделении

ционного (рамановского) рассеяния света на враща-

изотопов урана с использованием молекул UF₆ яв-

тельных переходах молекул пара-водорода, - пара-

ляются: 1) малая величина изотопического сдвига в

H₂-лазер [30,31]. По многим параметрам эти лазеры

спектрах ИК поглощения возбуждаемых лазером ко-

удовлетворяют требованиям, которые предъявляют-

лебаний ν₃ молекул²³⁵UF₆ и²³⁸UF₆ и 2) отсутствие

ся к работе на крупномасштабных установках [2]. Од-

мощных и эффективных лазерных источников для

нако существенными недостатками как CF₄-лазера,

изотопно-селективного колебательного возбуждения

так и пара-H₂-лазера применительно к разделению

и диссоциации молекул UF₆. Изотопический сдвиг в

изотопов урана являются дискретность перестройки

частоты излучения указанных лазеров и отсутствие

¹⁾e-mail: gmakarov@isan.troitsk.ru

сильных и перестраиваемых линий генерации в обла-

Письма в ЖЭТФ том 115 вып. 11 - 12

2022

703

704

Г. Н. Макаров

сти Q-ветви колебания ν₃ молекул²³⁵UF₆ (в области

увеличения выхода диссоциации молекул CF₂HCl

628.32 см^-1 [26]).

при их облучении в скачке уплотнения с резонансно

В качестве возможного подхода к МЛРИ урана

поглощающим излучение лазера сенсибилизатором -

рассматривается метод изотопно-селективного

молекулами CF₃Br. Установлено, что указанные вы-

возбуждения состояния

3ν₃

молекул

²³⁵UF₆

ше процессы применимы также к другим молекулам

(≈ 1877.5 см^-1

[32]), в котором изотопический

[16, 23, 37], включая молекулы UF₆. Именно эти про-

сдвиг составляет около 1.81 см^-1 [26], излучением

цессы и положены в основу предлагаемого нами ме-

CO-лазера [33-36]. В этом подходе использовалась

тода, реализуемого в неравновесных термодинамиче-

химическая реакция колебательно-возбужденных

ских условиях скачка уплотнения.

молекул UF₆ с молекулами HCl [33, 34]. Разделение

Для формирования молекулярного потока

изотопов урана происходит за счет различия в

предполагается использовать смесь молекул

скоростях реакции колебательно-возбужденных и

UF₆/SF₆/CH₄ при соотношении давлений при-

невозбужденных молекул UF₆ с молекулами HCl.

мерно 1/3/10 [39]. Молекулы SF₆ используются как

Для этого подхода создаются мощные СО-лазеры

сенсибилизаторы, а молекулы CH₄ - как акцепторы

[35, 36], генерирующие в области

5.3 мкм, кото-

атомов фтора, образующихся при диссоциации

рые планируется использовать для возбуждения

молекул UF₆ и SF₆. При указанном соотношении

молекул

²³⁵UF₆. Однако эффективное возбужде-

давлений используемых газов колебательная тем-

ние состояний 3ν3

молекул UF₆ ИК излучением

пература молекул UF₆ (а также молекул SF₆) в

c длиной волны

≈ 5.3 мкм проблематично из-за

падающем на поверхность потоке, а также в скачке

слабого поглощения молекул UF₆ на колебательном

уплотнения будет составлять T_vib ≤ 100 K [27, 39].

переходе

0ν₃

→ 3ν₃. Интегральное поглощение

При такой колебательной температуре заселенность

обертонной полосы 0ν₃ → 3ν₃ молекул UF₆ более

основного колебательного состояния молекул UF₆

чем на четыре порядка (примерно в 1.8 × 10⁴ раз)

составляет около 50 % [2,27], и молекулы UF₆ имеют

меньше интегрального поглощения основной полосы

сравнительно узкие

(≈ 7-8 см^-1 на полувысоте)

0ν₃ → 1ν₃ UF₆ [32]. Поэтому поиск альтернативных

полосы ИК поглощения [39].

схем изотопно-селективного возбуждения и дис-

Используемые в качестве сенсибилизатора моле-

социации молекул

²³⁵UF₆

представляется весьма

кулы SF₆ резонансно возбуждаются теми же лазер-

важным и актуальным. В данной работе предла-

ными импульсами, что и молекулы²³⁵UF₆. Частота

гается новый метод для реализации эффективной

колебания моды ν₄ молекул SF₆ (≈ 615 см^-1 [40, 41])

изотопно-селективной лазерной ИК диссоциации

находится в очень хорошем резонансе с высоко-

молекул²³⁵UF₆.

лежащими переходами колебательно-возбужденных

2. Основы метода. Предлагаемый метод осно-

молекул²³⁵UF₆. Это обеспечивает эффективную пе-

ван на использовании процесса резонансного трех-

редачу энергии от возбужденных CF₄- или пара-

или двухфотонного возбуждения молекул²³⁵UF₆ в

H₂-лазерами молекул SF₆ к колебательно возбуж-

колебательные состояния 3ν₃ или 2ν₃ бихроматиче-

денным молекулам²³⁵UF₆. В результате реализует-

ским ИК излучением двух импульсных CF₄- или

ся эффективная изотопно-селективная диссоциация

пара-H₂-лазеров [18, 19] и облучения возбужденных

молекул²³⁵UF₆ за счет радиационных и столкнови-

молекул²³⁵UF₆ с резонансно поглощающим излу-

тельных процессов возбуждения [16,17,23].

чение этих лазеров сенсибилизатором - молекула-

Отметим, что молекулы SF₆ в качестве сенсиби-

ми SF₆ [16, 17, 23]. Кроме того, возбуждение моле-

лизаторов для возбуждения и диссоциации молекул

кул предлагается проводить в неравновесных термо-

UF₆ использовались во многих работах (см., напри-

динамических условиях скачка уплотнения, форми-

мер, работы [2, 42] и приведенные там ссылки). Од-

рующегося перед твердой поверхностью при падении

нако в них молекулы SF₆ использовались для пред-

на нее интенсивного сверхзвукового газодинамиче-

варительного накопления колебательной энергии в

ски охлажденного молекулярного потока [1, 2, 24, 25].

результате их возбуждения импульсным излучением

В работах [37, 38] было показано, что за счет ре-

СО₂-лазера. Молекулы SF₆ имеют интенсивную по-

зонансного двух- [37] и трехчастотного [38] возбуж-

лосу поглощения в области 10.6 мкм (колебание ν₃,

дения молекул SF₆, охлажденных в газодинамиче-

частота ≈ 948 см^-1 [43]). В последующем запасенная

ской струе, импульсами излучения СО₂-лазера мож-

молекулами SF₆ энергия через моду ν₄, резонанс-

но эффективно заселять высокие колебательные со-

ную с модой ν₃ молекул UF₆, передавалась послед-

стояния 2ν₃ и 3ν₃ молекул SF₆. А в недавних работах

ним, что приводило к их возбуждению и диссоциации

[16, 23] продемонстрирована возможность сильного

[2, 42].

Письма в ЖЭТФ том 115 вып. 11 - 12

2022

О возможности эффективной изотопно-селективной ИК диссоциации колебательно-возбужденных...

705

В отличие от этого, в предлагаемом нами методе

С использованием двух или трех лазеров, имею-

молекулы сенсибилизатора и молекулы²³⁵UF₆ долж-

щих разные частоты излучения, сравнительно лег-

ны возбуждаться резонансным излучением CF₄- или

ко обеспечить резонансные условия для возбужде-

пара-H₂-лазеров одновременно, что приводит к су-

ния высоких колебательных уровней молекул. Осо-

щественному увеличению эффективности диссоци-

бенно просто это реализовать в условиях, когда ис-

ации молекул²³⁵UF6 [16, 17, 23]. Поскольку энер-

пользуются лазеры высокого давления с плавной пе-

гия диссоциации молекул UF₆ (≈ 68 ккал/моль [44])

рестройкой частоты излучения. Необходимым усло-

намного меньше энергии диссоциации молекул SF₆

вием для реализации таких экспериментов является

(≈ 92 ккал/моль [45]), в процессе облучения смеси

точное знание частот (энергий) высоких колебатель-

диссоциация молекул UF₆ будет происходить при

ных уровней исследуемых молекул. Для молекул SF₆

значительно меньшей колебательной температуре,

[52] и UF₆ [53] такие данные были получены иссле-

чем диссоциация молекул SF₆. В результате, при

дователями Лос-Аламосской научной лаборатории в

небольшой плотности энергии возбуждающего ла-

ходе выполнения проектов по молекулярному лазер-

зерного излучения (Φ ≤ 1.5-2 Дж/см²) могут реа-

ному разделению изотопов урана.

лизоваться условия, когда молекулы UF₆ будут дис-

Преимущества процесса облучения молекул

социировать, в то время как молекулы SF₆ не будут

²³⁵UF₆

с резонансно поглощающим излучение

подвергаться диссоциации [16, 17, 23].

лазера сенсибилизатором SF₆ для увеличения эф-

В газодинамически охлажденном молекулярном

фективности их диссоциации поясняются рис.1. На

потоке для поступательной, вращательной и колеба-

тельной температур многоатомных молекул реали-

зуются [46] условия: T_1,tr ≤ T_1,rot ≤ T_1,vib. В скачке

уплотнения [47], из-за разницы в скоростях посту-

пательной, вращательной и колебательной релакса-

ций [48], реализуются обратные неравновесные усло-

вия, а именно: T_2,tr ≥ T_2,rot ≥ T_2,vib [1, 2, 24]. Чис-

лами 1 и 2 в нижних индексах обозначены темпера-

туры молекул соответственно в падающем потоке и

в скачке уплотнения. При этом из-за большого вре-

мени колебательно-поступательной релаксации мо-

лекул (например, для SF₆ pτ_V-T ≈ 150 мкс · торр [49],

для UF₆ pτ_V-T ≈ 32 мкс · торр [50]), колебательная

температура молекул в скачке уплотнения в слу-

чае использования импульсного потока разреженно-

Рис. 1. (Цветной онлайн) Полоса ИК поглощения коле-

го газа может практически не отличаться от коле-

бания ν4 молекул SF6 при температуре T = 213 K [54]

бательной температуры молекул в падающем потоке

и полоса ИК поглощения колебания ν3 молекул UF6,

охлажденных в сверхзвуковой газодинамической струе

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

в смеси с аргоном при температуре T ≤ 130 K [39]. Вер-

вращательная температуры молекул в скачке уплот-

тикальными стрелками показаны частотные положе-

нения значительно выше, чем в невозмущенном по-

ния линий генерации CF4-лазера, на которых предпо-

токе: T_2,tr > T_1,tr и T_2,rot > T_1,rot. Таким образом, в

лагается возбуждать молекулы²³⁵UF6 в состояние 3ν3

скачке уплотнения создаются новые неравновесные

F1 (1877.41 см^-1). Горизонтальными стрелками показа-

условия, которые характеризуются тем, что колеба-

но направление смещения полос поглощения молекул

тельная температура молекул существенно меньше

UF6 и SF6 в низкочастотную область при их колеба-

поступательной и вращательной температур.

тельном возбуждении

Для резонансного возбуждения колебательных

состояний 2ν₃ и 3ν₃ молекул²³⁵UF₆ излучением двух

нем показаны полоса ИК поглощения колебания ν₄

импульсных ИК лазеров необходимо [51], чтобы вы-

(частота 615 см^-1 [41, 54]) резонансно поглощающих

полнялись соответственно следующие соотношения

излучение CF₄-лазера молекул SF₆ при температуре

между частотами ν_1L и ν_2L излучения используемых

T = 213K [54] и полоса ИК поглощения колебания

лазеров и частотой ν₃ возбуждаемого колебания мо-

ν3 (≈ 627.72 см-1 [26]) молекул UF6, охлажденных

лекул²³⁵UF₆:

в сверхзвуковой газодинамической струе в смеси с

ν_1L + ν_2L = 2ν₃,

(1)

аргоном при температуре T

≤ 130 K [39]. На ри-

2ν_1L + ν_2L = 3ν₃.

(2)

сунке 1 вертикальными стрелками показаны также

Письма в ЖЭТФ том 115 вып. 11 - 12

2022

706

Г. Н. Макаров

частотные положения линий генерации CF₄-лазера

(частоты - 618.2 см-1 и 640.9 см-1), на которых

предполагается возбуждать молекулы

²³⁵UF₆

состояние

3ν₃

F₁

(1877.41 см^-1) (см. ниже). Го-

ризонтальными стрелками показано направление

смещения полос поглощения молекул UF₆ и SF₆

в низкочастотную область при их колебательном

возбуждении.

Резонансное возбуждение молекул

²³⁵UF₆

колебательные состояния 2ν₃ и 3ν₃ бихроматиче-

ским лазерным ИК излучением приводит из-за

ангармонизма колебаний к смещению их полос

ИК поглощения в низкочастотную область, совпа-

дающую с полосой ИК поглощения колебания ν₄

молекул SF₆. В результате этого для колебательно-

возбужденных молекул

²³⁵UF₆

и молекул SF₆

реализуется процесс эффективного резонансного

радиационно-столкновительного возбуждения моле-

кул [16, 17, 23, 42]. Возбужденные лазером молекулы

SF₆ за счет процесса колебательно-колебательного

V -V обмена энергией передают поглощенную

энергию молекулам²³⁵UF₆, приводя к увеличению

их выхода диссоциации. Поскольку процесс V -V

обмена энергией между молекулами происходит в

условиях малых частотных отстроек между колеба-

тельными переходами молекул SF₆ и UF₆, передача

энергии между молекулами очень эффективна

[42, 55]. Этому способствуют также сравнительно

большая плотность частиц в скачке уплотнения

[≈ (5-7) × 1016 [23, 24]] и высокая колебательная

и вращательная температуры молекул

(≥ 550 K

[23, 24]).

3. Схемы и параметры резонансного воз-

буждения состояний 2ν₃ и 3ν₃ молекул²³⁵UF₆.

Состояния 2ν₃ и 3ν₃ молекул²³⁵UF₆ нами вычисля-

лись с учетом изотопического сдвига в полосе погло-

щения колебания ν₃ для²³⁵UF₆ и²³⁸UF₆ (Δν_is =

Рис. 2. (а) - Схема резонансного трехфотонного би-

хроматического возбуждения колебательного состоя-

= 0.604 см^-1 [26]). В состоянии 2ν₃ изотопическое

ния 3ν3 F1 молекул²³⁵UF6 (1877.41 см^-1 [53]) излучени-

смещение считалось равным 1.21 см^-1, а в состоянии

ем двух CF4-лазеров. (b) - Частотное положение линий

3ν₃ - 1.81 см^-1. Уровни энергии 2ν₃ и 3ν₃ молекул

генерации CF4-лазеров для возбуждения состояния 3ν3

²³⁵UF₆ смещались в сторону более высоких энергий

²³⁵UF6 (сплошные стрелки) относительно Q-ветвей

на указанные величины. С использованием двух ИК

колебания ν3 молекул²³⁸UF6 и²³⁵UF6 в газодинамиче-

лазеров можно осуществить эффективное изотопно-

ски охлажденном молекулярном потоке при темпера-

селективное возбуждение колебательных состояний

туре T ≤ 50-70 K [27]. Частотное положение линий ге-

как 2ν₃, так и 3ν₃₂₃₅UF₆ и²³⁸UF₆ [18, 19]. Мы рас-

нерации пара-H2-лазеров для возбуждения состояния

смотрим возбуждение только тех состояний 2ν₃ и

3ν3 F1

²³⁵UF6 показано пунктирными стрелками

3ν₃₂₃₅UF₆, через которые возможно резонансное воз-

буждение молекул теми же лазерными импульсами

в более высокие колебательные состояния 4ν₃ и 6ν₃

²³⁵UF₆

(1877.41 см-1 [53]) излучением двух CF4-

²³⁵UF₆.

лазеров, работающих соответственно на частотах

На рисунке 2а приведена схема возбужде-

ν_L1 ≈ 618.2 см^-1 и ν_L2 ≈ 640.9 см^-1. Трехфотонное

ния колебательного состояния

3ν₃

F₁

молекул

бихроматическое возбуждение указанного уровня

Письма в ЖЭТФ том 115 вып. 11 - 12

2022

О возможности эффективной изотопно-селективной ИК диссоциации колебательно-возбужденных...

707

Таблица 1. Схемы резонансного двух-фотонного бихроматического возбуждения колебательных состояний 2ν₃ молекул²³⁵UF₆

ИК излучением двух CF₄-лазеров (схемы 1 и 2) и двух пара-H₂-лазеров (схемы 3 и 4). При стимулированном комбинационном

рассеянии на вращательных уровнях пара-водорода частота генерации CO₂-лазера уменьшается на величину 354.33 см^-1 [30]

Частота

Линия и

Частота

Линия и

Частотная

Частотные

Возбуждаемое

CF₄-

частота

CF₄-

частота

отстройка в

Схема

состояние и его

/пара-Н₂-

CO₂-

/пара-Н₂-

CO₂-

конечном

ближайшие

частота,

лазера

лазера-1

лазера

лазера-2

состоянии 2ν₃,

резонансные

см^-1

ν_L1

накачки,

ν_L2,

накачки,

Δν_fin = 2ν₃-

состояния

см^-1

(ν_L1 + ν_L2),

4ν₃,

см^-1

2ν₃ A₁ (1254.30)

612.2

9R (14),

642.4

9P (4),

-0.30

+0.09 - A₁

1074.65

1060.57

-0.18 - E

2ν₃ F₂ (1256.87)

615.1

9R (12),

641.9

9R (18),

-0.13

-0.16 - F₂

1073.28

1077.30

2ν₃ E (1254.05)

621.63

10R (20),

632.27

10R (38),

+0.15

-0.51 - A₁

975.93

986.57

2ν₃ E (1254.05)

622.91

10R (22),

631.19

10R (36),

-0.05

-0.12 - A1

977.21

985.49

Таблица 2. Схемы резонансного бихроматического возбуждения колебательных состояний

3ν₃ молекул²³⁵UF₆

ИК излучением

двух CF₄-лазеров (схемы 1 и 2) и двух пара-H₂-лазеров (схемы 3 и 4)

Частота

Линия и

Частота

Линия и

Частотная

Частотные

Возбуждаемое

CF₄-

частота

CF₄-

частота

отстройка в

Схема

состояние и его

/пара-Н₂-

CO₂-

/пара-Н₂-

CO₂-

конечном

ближайшие

частота,

лазера

лазера-1

лазера

лазера-2

состоянии 3ν₃,

резонансные

см^-1

ν_L1

накачки,

ν_L2,

накачки,

Δν_fin = 3ν₃-

состояния

см^-1

(2ν_L1 + ν_L2),

6ν₃,

см^-1

3ν₃ F₁ (1877.41)

618.2 × 2

9R (10),

640.9

9R (16),

+0.11

-0.06 - A₁

1071.90

1075.99

-0.16 - E

3ν₃ F₂ (1882.78)

615.1 × 2

9R (12),

652.2

9P (10),

+0.38

+0.12 - A₁

1073.28

1055.63

3ν₃ F₁ (1877.41)

621.60 × 2

10R (20),

634.32

10R (42),

-0.11

-0.5 - A₁

975.93

988.65

3ν₃ F₂ (1882.79)

631.16 × 2

10R (36),

620.29

10R (18),

+0.18

-0.3 - A₁

985.49

974.62

3ν₃ F₁ реализуется с отстройкой по конечному со-

отдельности, ни попарно не находятся в резонансе с

стоянию Δν_fin ≈ 0.11 см^-1 (2ν_L1 +ν_L2 = 1877.3 см^-1).

низколежащими переходами молекул UF₆.

На рисунке 2b показано (сплошными стрелками)

В таблице 1 приведены предлагаемые нами воз-

для данного конкретного примера частотное поло-

можные схемы резонансного двухфотонного бихро-

жение линий генерации CF₄-лазеров относительно

матического возбуждения колебательных состояний

Q-ветвей колебания ν₃ молекул 238UF6 и235UF6

2ν₃₂₃₅UF₆ ИК излучением двух CF₄-лазеров и двух

в газодинамически охлажденном молекулярном

пара-H₂-лазеров, а в табл. 2 - схемы резонансного

потоке при температуре T ≤ 50-70 K [27]. Частот-

трехфотонного бихроматического возбуждения ко-

ное положение линий генерации пара-H₂-лазеров

лебательных состояний 3ν₃₂₃₅UF₆ ИК излучением

для возбуждения состояния

3ν₃

F₁

²³⁵UF₆

по-

двух CF₄-лазеров и двух пара-H₂-лазеров. Как вид-

казано пунктирными стрелками. Отметим,

что

но из табл. 1 и 2, при использовании обоих типов

при выборе схем для резонансного возбуждения

лазеров можно осуществить резонансное возбужде-

молекул нами учитывались только наиболее интен-

ние состояний 2ν₃ и 3ν₃₂₃₅UF₆ с небольшой частот-

сивные линии излучения CF₄-лазеров [56], а также

ной отстройкой по конечному состоянию, что способ-

пара-H₂-лазеров. Частоты генерации лазеров ни в

ствует достижению высокой селективности процесса

Письма в ЖЭТФ том 115 вып. 11 - 12

2022

708

Г. Н. Макаров

возбуждения молекул²³⁵UF₆. Для всех приведенных

11.

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

в табл. 1 и 2 схем возбуждения состояний 2ν₃ и 3ν₃

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

²³⁵UF₆ реализуется возможность резонансного засе-

12.

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

ления теми же лазерными импульсами состояний 4ν₃

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

Phys. 28, 105703 (2018).

и 6ν3 235UF₆. Реализация такой возможности являет-

ся полезным фактором, поскольку при этом происхо-

13.

Г. Н. Макаров, УФН 190, 264 (2020).

дит [57] более эффективное возбуждение молекул в

14.

В. Н. Лохман, Г. Н. Макаров, А. Н. Петин, Д. Г. Пой-

высокие колебательные состояния и последующая их

дашев, Е. А. Рябов, ЖЭТФ 155, 216 (2019).

диссоциация. Условия для оптимального изотопно-

15.

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

селективного заселения состояний 2ν₃ и 3ν₃ молекул

361 (2020).

²³⁵UF₆ и²³⁸UF₆ обсуждаются в работе [19].

16.

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

226 (2020).

4. Заключение. Предложен метод увеличения

эффективности изотопно-селективной лазерной ИК

17.

Г. Н. Макаров, А. Н. Петин, ЖЭТФ 159, 281 (2021).

диссоциации молекул²³⁵UF₆ в неравновесных усло-

18.

Г. Н. Макаров, Квантовая электроника

51,

643

виях скачка уплотнения, основанный на селектив-

(2021).

ном возбуждении колебательных состояний 2ν₃ и 3ν₃

19.

Г. Н. Макаров, ЖЭТФ 160, 786 (2021).

²³⁵UF₆ бихроматическим излучением двух CF₄- или

20.

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

пара-H₂-лазеров и использовании резонансно погло-

21.

SILEX Process, www.chemeurope.com/en/encyclopedia/

щающего излучение этих лазеров сенсибилизатора -

Silex_Process.html.

молекул SF₆. Приведены схемы и параметры для ре-

22.

SILEX Uranium Enrichment, SILEX Annual Report

зонансного двух- и трех-фотонного бихроматическо-

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

го возбуждения состояний 2ν₃ и 3ν₃ молекул²³⁵UF₆,

23.

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

охлажденных в газодинамическом потоке до темпе-

292 (2022).

ратуры T ≤ 100 K излучением указанных лазеров.

24.

Г. Н. Макаров, УФН 173, 913 (2003).

Результаты работы могут найти практическое при-

25.

Г. Н. Макаров, А. Н. Петин, Квантовая электроника

менение при использовании лазерной ИК диссоциа-

46, 248 (2016).

ции молекул для разделения изотопов.

26.

J. P. Aldridge, E. G. Brock, H. Filip et al.

Автор выражает глубокую благодарность

(Collaboration), J. Chem. Phys. 83, 34 (1985).

А. Н. Петину за помощь в работе над рисунками.

27.

R. J. Jensen, P. Judd O’Dean, and J. A. Sullivan, Los

Alamos Science 4, 2 (1982).

28.

J. J. Tiee and C. Wittig, Appl. Phys. Lett. 30, 420

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

(1977).

2. Г. Н. Макаров, УФН

192

(2022), в печати;

29.

J. J. Tiee, T. A. Fischer, and C. Wittig, Rev. Sci.

https//doi.org/10.3367/UFNr.2021.02.038942.

Instrum. 50, 958 (1979).

3. J. W. Eerkens and J. Kim, AIChE Journal 56, 2331

30.

R. L. Byer, IEEE J. Quantum Electron. 12, 732 (1976).

(2010).

31.

W. R. Trutna and R. L. Byer, Appl. Opt. 19, 301 (1980).

4. Г. Н. Макаров, А. Н. Петин, Письма в ЖЭТФ 97, 82

(2013).

32.

G. A. Laguna, K. C. Kim, C. W. Patterson,

5. P.

Mathi, V. Parthasarathy, A. K. Nayak,

M. J. Raisfeld, and D. M. Seitz, Chem. Phys. Lett. 75,

J. P. Mittal, and S. K. Sarkar, Proc. Nat. Acad.

357 (1980).

Sci. India, Sect. A: Phys. Sci.,

(2015), p. 1;

33.

J. W. Eerkens, R. P. Griot, J. H. Hardin,

DOI:10.1007/s40010-015-0249-6.

and

R.G.

Smith,

Conference

6. E. Ronander, H. J. Strydom, and R. L. Botha, Prama -

Lasers

and Electro-Optics,

OSA Technical

Journal of Physics 82(1), 49 (2014).

Digest,

Optical Society of America

(1986);

7. C. D.

Ferguson

and

Boureston,

https://www.osapublishing.org/abstract.cfm?URI=

https://www.iranwatch.org/sites/default/files/perspex-

CLEO-1986-TUI4.

fwi-Laser.pdf

34.

B.-y. Xu, Y. Liu, W.-b. Dong, Ch.-f. Zheng,

8. K. A. Lyakhov and A. N. Pechen, Appl. Phys. B 126(8),

Y.-y. Zhao, G.-yh. Wang, and H.-sh. Qian, INIS

141 (2020).

(International Nuclear Information System) 21 (20),

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

1990; https://inis.iaea.org/search/search.aspx?orig_q=

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

RN:21077879.

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

35.

O. V. Budilova, A. A. Ionin, I. O. Kinyaevskiy,

Н.-Д. Д. Огурок, Е. А. Рябов, Квантовая элек-

Yu. M. Klimachev, A. A. Kotkov, and A. Yu. Kozlov,

троника 48, 157 (2018).

Opt. Commun. 345, 163 (2015).

Письма в ЖЭТФ том 115 вып. 11 - 12

2022

О возможности эффективной изотопно-селективной ИК диссоциации колебательно-возбужденных...

709

36. I. Y. Baranov and A. V. Koptev, Proc. SPIE 7915,

47. Я. Б. Зельдович, Ю. П. Райзер, Физика ударных волн

7915F (2011); https://doi.org/10.1117/12871578.

и высокотемпературных гидродинамических явле-

ний, Наука, М. (1966).

37. С. С. Алимпиев, С. М. Никифоров, Б. Г. Сартаков,

Э. М. Хохлов, А. Л. Штарков, Квантовая электрони-

48. Е. В. Ступоченко, С. А. Лосев, А. И. Осипов, Релак-

ка 12, 434 (1985).

сационные процессы в ударных волнах, Наука, М.

(1965).

38. V. M. Apatin, V. N. Lokhman, and G. N. Makarov, Laser

49. J. I. Steinfeld, I. Burak, D. G. Sutton, and A. V. Nowak,

Chem. 5(4), 231 (1985).

J. Chem. Phys. 52, 5421 (1970).

39. Y. Okada, S. Tanimura, H. Okamura, A. Suda,

50. H. E. Bass, F. D. Shields, W. D. Breshears, and

Y. Tashiro, and R. Takeuchi, J. Mol. Struct. 410-411,

L. B. Asprey, J. Chem. Phys. 67, 1136 (1977).

299 (1997).

51. В. С. Летохов, В. П. Чеботаев, Принципы нелинейной

40. W. B. Person and K. C. Kim, J. Chem. Phys. 69, 1764

лазерной спектроскопии, Наука, М. (1975).

(1978).

52. C. W. Patterson, B. J. Krohn, and S. N. Pine, Opt. Lett.

41. K. C. Kim, W. B. Person, D. Seitz, and B. J. Krohn,

6, 39 (1981).

J. Mol. Spectrosc. 76, 322 (1979).

53. B. J. Krohn, R. S. McDowell, C. W. Patterson,

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

N. G. Nereson, M. J. Raisfield, and K. C. Kim, J. Mol.

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

Spectrosc. 132, 285 (1988).

43. K. Kim, R. S. McDowell, and W. T. King, J. Chem.

54. V. Boudon, G. Pierre, and H. Burger, J. Mol. Spectr.

Phys. 73, 36 (1980).

205, 304 (2001).

44. D. Hildenbrand, J. Chem. Phys. 66, 4478 (1977).

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

45. S. W. Benson, Chem. Rev. 78, 23 (1978).

56. R. S. McDowell, C. W. Patterson, C. R. Jones,

46. J. B. Anderson, Molecular beams from nozzle sources,

M. I. Buchwald, and J. M. Telle, Opt. Lett. 4,

274

(1979).

in Gasdynamics, Molecular Beams and Low Density

Gasdynamics, ed. by P. P. Wegener, Marcel Dekker,

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

и спектроскопия 63, 762 (1987).

N.Y. (1974).

Письма в ЖЭТФ том 115 вып. 11 - 12

2022