WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     || 2 |
Журнал технической физики, 1999, том 69, вып. 1 02;03;07;12 Селективная инфракрасная многофотонная диссоциация молекул в импульсном газодинамическом потоке малой протяженности © Г.Н. Макаров, Д.Е. Малиновский, Д.Д. Огурок Институт спектроскопии РАН, 142092 Троицк, Московская обл., Россия (Поступило в Редакцию 28 октября 1997 г.) Приведены результаты исследования изотопически-селективной ИК многофотонной диссоциации молекул (на примере CF3I) в импульсном газодинамическом потоке малой протяженности (длина потока в пространстве xfl 1cm) в условиях, когда весь поток подвергался облучению высокоинтенсивным ИК лазерным излучением. Использование потока малой протяженности позволяет достигать высоких значений выхода диссоциации резонансно возбуждаемых молекул во всем объеме потока и за счет этого получать высокообогащенный остаточный газ в одном цикле облучения. Описанным методом получено примерно 13 400-кратное обогащение остаточного газа изотопом C при облучении импульсного молекулярного потока CF3I естественного изотопического состава всего одним лазерным импульсом. При этом был достигнут практически равный единице выход диссоциации, а селективность составила 10.

Введение где xL — размер лазерного пучка в направлении оси x, f — частота следования лазерных импульсов, vx — средняя скорость потока.

При разделении изотопов методом ИК многофотонЗдесь мы полагаем, что лазерный луч направлен перной диссоциации (МФД) молекул актуальной является проблема повышения изотопической селективности про- пендикулярно оси x, а поток в направлении осей y и z ограничен и полностью облучается лазерным излученицесса диссоциации, в особенности в случае разделения изотопов в молекулах с малым изотоп-сдвигом (напри- ем.

мер, OsO4, UF6,... ).

При использовании для разделения изотопов мощных импульсно-периодических CO2 лазеров [4] можно реаЭффективным способом повышения селективности диссоциации является охлаждение газа в газодинами- лизовать параметры xL 1cm и f 500 Hz. При характерной средней скорости молекулярного потока ческих струях или потоках [1–3]. Однако при этом возникают проблемы, связанные со сбором образую- vx 5 · 104 cm/s доля облучаемых молекул составит величину 10-2 (здесь мы приняли, что длительщихся продуктов. Из-за высокой химической активности ность импульса TEA CO2 лазера p 1µs xL/vx, радикалов, образующихся при диссоциации молекул, и поэтому за время лазерного импульса положение помалой их концентрации в условиях газодинамической тока в пространстве практически не изменяется). Если струи трудно реализовать получение и эффективный выход диссоциации составляет величину 0.2, то сбор продуктов диссоциации и последующих химических доля продиссоциировавших молекул в потоке за время реакций. Реакции на стенках могут превалировать и облучения составит величину 2 · 10-3.

существенно изменить кинетику и каналы образования Следовательно, за один цикл облучения коэффициент продуктов. Кроме того, в случае диссоциации молекул с обогащения в остаточном газе будет ничтожно малым.

малым изотоп-сдвигом достигаемые селективности, как правило, невелеки ( 2-5). В результате невозможно В этом отношении ситуация лучше в случае исполучить высокообогащенный продукт в одном цикле пользования импульсных молекулярных потоков. При облучения исходного газа. Поэтому во многих случаях характерной длительности импульса открывания сопла целесообразно ”выжигать” нецелевой компонент в ис- noz 200 µs молекулярный поток будет иметь в проходной смеси и обогащать целевым изотопом остаточ- странстве протяженность xfl vxnoz 10 cm. В ный газ.

этом случае одним лазерным импульсом можно облучить = xL/xfl 0.1 часть молекул в потоке. При Однако в случае использования газодинамических 0.2 получим 2 · 10-2. Однако это тоже струй или потоков высокий коэффициент обогащения в сравнительно малая доля, и, следовательно, коэффициент остаточном газе получить невозможно, если не реализообогащения в остаточном газе будет также небольшим.

ван процесс циркуляции газа с целою его многократного облучения. Из-за сравнительно малой скважности лазер- Принципиально иная ситуация реализуется в случае ных импульсов в одном цикле можно облучить лишь использования импульсного молекулярного потока манезначительную часть молекул в потоке, определяемую лой протяженности (xfl 1cm), который может посоотношением лучить с помощью сопла с малым временем открывания (noz 20 µs). В этом случае весь поток можно облучить xL f =, (1) высокоинтенсивным ИК лазерным излучением. Коэффиvx 3 36 Г.Н. Макаров, Д.Е. Малиновский, Д.Д. Огурок циент обогащения в остаточном газе будет определяться при этом главным образом выходом диссоциации резонансно возбуждаемых молекул. При выходе диссоциации 1 даже при умеренной селективности можно получить высокообогащенный остаточный газ в результате облучения смеси изотопомеров всего одним лазерным импульсом. Поскольку при охлаждении в газодинамическом потоке спектры поглощения молекул значительно сужаются [3], то даже при больших плотностях энергии лазерного излучения можно получить сравнительно высокую селективность 5-10 и тем самым ограничить расход целевого изотопического компонента.

Именно такой подход развит в данной работе.

Выбор объекта исследования Молекула CF3I была выбрана в качестве объекта исследования по следующим соображениям. Она имеет довольно низкую энергию диссоциации (2.3eV [5]) и эффективно диссоциирует при умеренных плотностях потока энергии лазерного излучения 4 J/cm2 [6–9].

Поэтому для нее легко реализовать условия, при которых достигается практически равный единице выход диссоциации. При ее диссоциации образуются устойчивые продукты (C2F6 и I2). Довольно хорошо изучены процессы ИК многофотонного возбуждения и диссоциации CF3I [6–10], в том числе в молекулярном пучке [11]. Первоначально молекула CF3I рассматривалась как исходное вещество для крупномасштабного лазерного разделения изотопов углерода [12]. Хорошо изучены также ИК спектры поглощения изотопомеров CF3I и CF3I и измерены изотоп-сдвиги в этих спектрах [13], что облегчает выбор частот при диссоциации молекул.

Связь между параметрами элементарного акта разделения res Рис. 1. Зависимость коэффициента обогащения K2 в остаточв условиях данного эксперимента ном газе от выхода диссоциации 1 при различных значениях селективности в случае облучения двухкомпонентной смеси В условиях, когда весь молекулярный поток облуизотопомеров в условиях 1 > 2: a —0 1 < 1, b — чается лазерным излучением, концентрации молекул в 0.9 1 < 1; : 1 —1.1, 2 —1.3, 3 —1.5, 4 —2, 5 —3, двухкомпонентной смеси после воздействия лазерным 6 —5, 7 — 10, 8 — 100.

импульсом будут равны N1 = N10(1 - 1), N2 = N20(1 - 2), (2), (3) Коэффициент обогащения в остаточном газе будет где N10 и N20 — концентрации изотопических молекул определяться выражением в исходной смеси, 1 и 2 — выходы диссоциации этих молекул соответственно.

N2/N1 N2Nres K2 = = (5) Пусть лазерное излучение настроено в резонанс с N20/N10 N20Nмолекулярными колебаниями таким образом, что преимущественно диссоциируют молекулы, обозначенные или с учетом (2), (3) и (4) индексом 1, т. е. 1 > 2. Селективность диссоциации определим как обычно 1 - 2 1 - 1/ res K2 = =. (6) = 1/2. (4) 1 - 1 1 - Журнал технической физики, 1999, том 69, вып. Селективная инфракрасная многофотонная диссоциация молекул... Коэффициент обогащения в продуктах диссоциации будет равен N1prod N10 1N10 Nprod K1 = = = 1/2 =. (7) N2prod N20 2N20 NТаким образом, для получения высокообогащенного каким-либо изотопом продукта необходимо реализовать довольно высокую селективность диссоциации, что не всегда удается, в особенности в случае молекул с малым изотоп-сдвигом. В то же время можно получить (даже при сравнительно небольшой селективности 3) высокообогащенный остаточный газ, если диссоциацию молекул проводить в условиях, когда весь молекулярный поток облучается интенсивным лазерным излучением и выход диссоциации резонансно возбуждаемых молекул достигает значений, близких к единице.

Как следует из соотношения (6), коэффициент обоres гащения в остаточном газе K2 слабо зависит от селективности (если 3) и очень сильно зависит от выхода диссоциации в области 1. Это хорошо res видно из приведенных на рис. 1 зависимостей K2 (1).

Например, если 1 0.95, то при изменении от 2 до res 103 K2 изменяется от 10 до 20, т. е. всего примерно в 2 раза. Однако практически независимо от величины res (если 3) K2 достигает довольно больших значений при 1. Так, при = 5 увеличение 1 от 0.9 до res 10 100.

0.99 приводит к увеличению K2 от до При = = res 1 1 K2. Следовательно, в условиях, когда весь поток подвергается облучению лазерным излучением и выход диссоциации резонансно возбуждаемых молекул достигает единицы (1 1), можно получить высокообогащенный остаточный газ всего за один импульс облучения. Именно такие условия и были реализованы нами в данных экспериментах.

Рис. 2. Схема эксперимента (a: 1 — зеркало; 2 —полоски, формирующие поток; 3 — пироприемник; 4 — импульсное сопло; 5 — лазерный луч; 6 — окно; 7 — поглотитель;

Эксперимент 8 — вакуумная камера) и геометрия облучения молекулярного потока лазерным излучением (b: 1 — импульсное сопло;

Схема эксперимента приведена на рис. 2, a. Для по2 — сечение лазерного пучка; 3 — полоски, формирующие лучения молекулярного потока в экспериментах испольмолекулярный поток).

зовалось импульсное сопло типа токовая петля [14,15].

Длительность импульса открывания сопла составляла 18 µs (по полувысоте). Диаметр отверстия сопла был равен 0.75 mm. Давление газа над соплом могло издавлений p в вакуумной камере за n импульсов сопла, меняться в диапазоне от 1 до 5 atm. Число молекул произведенных при закрытой откачке, N, истекающих из сопла за один импульс, зависело от давления газа над соплом. При давлении CF3I над соплом N =(pfin-pin)Vch/nkT =pVch/nkT (T 300 K). (8) = 2 atm оно составляло N 1016 mol/imp. Сопло могло работать как в режиме одиночных импульсов, так и с Длительность импульса открывания сопла noz и средчастотой до 1 Hz. няя скорость потока vx определялись с помощью пиВакуумная камера (объемом Vch = 20 l), в кото- роэлектрического приемника по времяпролетной мерой формировался молекулярный поток, откачивалась тодике, описанной в [16,17]. Средняя скорость модо давления 10-5 Torr турбомолекулярным насосом лекулярного потока CF3I в зоне возбуждения была ТМН-500 (скорость откачки 500 l/s). Давление в камере vx =(400 ± 20) m/s [18].

контролировалось с помощью ионизационного преобра- Молекулярный поток формировался (рис. 2, b) с позователя ПМИ-10. Число молекул N, истекающих из мощью двух тонких (100 µm) металлических полосок.

сопла за один импульс, определялось по приращению Полоски были прикреплены непосредственно на выходе Журнал технической физики, 1999, том 69, вып. 38 Г.Н. Макаров, Д.Е. Малиновский, Д.Д. Огурок сопла таким образом, что образовывали двугранный угол с ребром, параллельным оси y. В плоскости xz они имели переменный радиус кривизны. Максимальный угол раствора полосок (у среза сопла) составлял 60. Размер полосок был 2.5 2.5 cm. Минимальное расстояние между ними (у отверстия сопла) было 1.5 mm, а максимальное — 8 mm. Поскольку ”сгусток” молекул, истекающих из сопла, имел длину xfl = vxnoz 7.5mm(по полувысоте), то он целиком помещался в пространстве между полосками. Именно в этой области молекулы подвергались облучению.

Возбуждение молекул производилось перестраиваРис. 3. Схема сбора остаточного газа и продуктов:

емым по частоте излучением TEA CO2 лазера. Импульс 1 — вакуумное сопло, 2 — ПМИ-10, 3 — пироприемник, излучения состоял из пика длительностью 100 ns (по 4 —ПМТ-6, 5 — система напуска, 6 — диффузионный насос, полувысоте) и хвостовой части длительностью 0.5 µm, 7 — вакуумная камера, 8 — жидкий азот, 9 —оптическая в которой содержалось 50% полной энергии импулькювета, 10 — откачка.

са. Полная энергия в импульсе была до 3 J. Энергия лазера измерялась с помощью абсолютного измерителя энергии ТПИ-1. Излучение лазера фокусировалось на выходе из камеры), оптическая кювета, снабженная линзой ( fL = 1m) и направлялось в вакуумную каловушкой-”аппендиксом” и измеритель давления ПМТ-6.

меру в область между полосками, ограничивающими Процедура облучения и сбора газа состояла в следумолекулярный поток. Луч лазера был перпендикулярен ющем. Сначала вакуумная камера и криогенная ловушка направлению потока. Минимальное расстояние от среза откачивались турбомолекулярным насосом до давления сопла до края зоны возбуждения было 3 mm. В области 10-5 Torr. Затем канал откачки камеры закрывался, взаимодействия с потоком сечение лазерного пучка было криогенная ловушка заливалась жидким азотом, вклю6 6 mm. В вертикальном направлении (вдоль оси чались сопло и CO2 лазер и начинался процесс обz) лазерный пучок полностью засвечивал пространство лучения газа в потоке. Остаточный после облучения между полосками, ограничивающими поток, в то время как вдоль оси x его размер xL 6 mm был меньше дли- газ CF3I и образующиеся продукты (в основном C2F6) собирались в ловушку. Цикл облучения состоял из ны потока xfl 7.5 mm. Чтобы полностью засветить нескольких десятков или сотен импульсов (от 50 до поток, лазерный пучок с помощью зеркала отражался 500). За время облучения давление в вакуумной капод небольшим углом в обратном направлении. При мере не поднималось выше 10-2 Torr. Действительно, этом размер засвечиваемой области в направлении оси например, за 500 импульсов в камеру истекало из сопла x составлял xL 12 mm. Таким образом, в условиях N N ·n·1016 ·500 5·1018 частиц. При объеме камеры эксперимента весь молекулярный поток мог облучаться Vch 2 · 104 cm3 приращение давления составляло высокоинтенсивным лазерным излучением. Плотность pch NkT /Vch 2.5 · 1014kT 7 · 10-3 Torr. Эфпотока энергии лазера в области возбуждения молекул фективное давление молекул в потоке в зоне облучения была до 8 J/cm2. При такой плотности потока энергии было peff NkT /Vfl 0.2Torr (Vfl 1cm3 —объем выход диссоциации молекул CF3I практически равен потока).

единице [9,12].

Pages:     || 2 |



© 2011 www.dissers.ru - «Бесплатная электронная библиотека»

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.