ЖЭТФ, 2021, том 160, вып. 6 (12), стр. 786-793
© 2021
СХЕМЫ И ПАРАМЕТРЫ РЕЗОНАНСНОГО ДВУХФОТОННОГО
ВОЗБУЖДЕНИЯ КОЛЕБАТЕЛЬНЫХ СОСТОЯНИЙ 2ν3
МОЛЕКУЛ UF6 БИХРОМАТИЧЕСКИМ ЛАЗЕРНЫМ
ИК-ИЗЛУЧЕНИЕМ
Г. Н. Макаров*
Институт спектроскопии Российской академии наук
108840, Троицк, Москва, Россия
Поступила в редакцию 17 июня 2021 г.,
после переработки 17 июня 2021 г.
Принята к публикации 6 августа 2021 г.
На основе спектроскопических данных об обертонных состояниях колебания ν3 молекул UF6 и о частотах
генерации CF4- и пара-H2-лазеров, генерирующих в области 16 мкм, выполнен анализ и рассмотрена
возможность резонансного двухфотонного изотопно-селективного возбуждения колебательных состоя-
ний 2ν3 молекул UF6 бихроматическим ИК-излучением этих лазеров. Предложены схемы и приведены
параметры возбуждения молекул238UF6 и235UF6 в состояния 2ν3 двумя лазерами, частоты излучений
которых отстроены на 3.5-13 см-1 от Q-ветвей спектров линейного поглощения колебания ν3 моле-
кул UF6 в газодинамически охлажденном молекулярном потоке. В то же время сумма частот первого и
второго лазеров (νL1 +νL2) равна частоте колебательного перехода 0ν3 → 2ν3 молекул UF6. При одновре-
менном воздействии на молекулы обоими лазерными импульсами реализуется возможность селективного
возбуждения молекул UF6 из основного колебательного состояния 0ν3 в возбужденные состояния 2ν3.
Изотопно-селективное возбуждение обертонных колебательных состояний 2ν3 молекул238UF6 и235UF6
предложенным способом может составить основу для процесса лазерного разделения изотопов урана с
использованием низкоэнергетических методов.
DOI: 10.31857/S0044451021120038
тельственного соглашения ВОУ-НОУ (высокообога-
щенный уран-низкообогащенный уран) (Программа
«Мегатонны в мегаватты» — Megatons to Megawatts
1. ВВЕДЕНИЕ
Program) [8, 9]. Это соглашение действовало 20 лет
Большинство существовавших в конце прошло-
(до 2013 года). Согласно ему США покупали у Рос-
го века проектов по лазерному разделению изотопов
сии низкообогащенный уран, вырабатываемый из
урана по ряду причин было закрыто [1,2]. Во многих
оружейного урана, для своих атомных электростан-
случаях это объяснялось экономическими фактора-
ций. Последствием этого в США стало замедле-
ми. Считалось, что на том этапе развития лазерной
ние развития технологий по разделению изотопов
технологии создание модулей промышленного ти-
урана. Вместе с тем во многих странах (в США,
па для лазерного разделения изотопов урана нерен-
Австралии, Японии, Южной Корее, Индии, Иране,
табельно [3]. В то же время в ряде проектов бы-
ЮАР) исследования по лазерному разделению изо-
ло показано [2, 4-7], что экономическая эффектив-
топов урана проводятся и сегодня [1,2,10-15].
ность лазерных методов обогащения урана сопоста-
В настоящее время эти исследования направле-
вима с таковой наиболее продвинутых центрифуж-
ны в основном на разработку низкоэнергетических
ных методов. Основная причина закрытия проектов
методов молекулярного лазерного разделения изо-
по лазерному разделению изотопов урана — полити-
топов (МЛРИ) урана [1,2,16-22]. Проводится также
ко-экономическая. Она была результатом заключен-
исследование альтернативных методов [1, 2, 23-26].
ного в 1993 году между Россией и США межправи-
Среди низкоэнергетических методов МЛРИ наибо-
* E-mail: gmakarov@isan.troitsk.ru
лее перспективными считаются [1, 2, 16-22] метод
786
ЖЭТФ, том 160, вып. 6 (12), 2021
Схемы и параметры резонансного двухфотонного возбуждения. . .
изотопно-селективного подавления кластеризации
кулами HCl [15, 45, 46]. Разделение изотопов урана
молекул и метод изотопно-селективной диссоциа-
происходит за счет различия в скоростях реакции
ции небольших слабосвязанных ван-дер-ваальсовых
колебательно-возбужденных и невозбужденных мо-
кластеров (в частности, димеров). Вероятно, имен-
лекул UF6 с молекулами HCl. В работе [46] этим
но эти методы положены в основу разрабатываемой
методом осуществлено разделение изотопов урана
сегодня в США и Австралии лазерной технологии
с селективностью α = 1.2. Для этого подхода со-
обогащения урана SILEX (separation of isotopes by
здаются мощные СО-лазеры [47, 48], генерирующие
laser exitation) [27-30] (см. также обзоры [1, 2, 22]).
в области 5.3 мкм, которые планируется использо-
В ранних исследованиях МЛРИ урана методом
вать для возбуждения молекул235UF6. Однако сле-
селективной инфракрасной многофотонной ИК-дис-
дует отметить, что эффективное возбуждение со-
социации молекул UF6 использовались генериру-
стояний 3ν3 молекул UF6 ИК-излучением c дли-
ющий в области 16 мкм оптически-накачиваемый
ной волны 5.33 мкм проблематично из-за слабого
излучением мощного CO2-лазера молекулярный
поглощения молекул UF6 на колебательном пере-
CF4-лазер
[31, 32] и основанный на смещении
ходе 0ν3
→ 3ν3. Интегральное поглощение обер-
частоты CO2-лазера в область 16 мкм за счет сти-
тонной полосы 0ν3 → 3ν3 молекул UF6 (Γ0→3 =
мулированного комбинационного (рамановского)
= 3.8 · 10-2 км/моль) более чем на четыре порядка
рассеяния в параводороде пара-H2-лазер [33].
(примерно в 1.8 · 104 раз) меньше интегрального по-
CF4-лазер излучает в области частот
глощения основной полосы 0ν3 → 1ν3 UF6 (Γ0→1 ≈
612-650 см-1
[34-37] и имеет более ста линий
≈ 6.7 · 102 км/моль) [43].
генерации [34,35]. В основе работы пара-H2-лазера
Поэтому поиск альтернативных схем изотоп-
лежит процесс вынужденного комбинационного
но-селективного возбуждения высоких колебатель-
рассеяния излучения мощного CO2-лазера на вра-
ных состояний молекул235UF6 представляется важ-
щательных переходах молекулярного водорода.
ным и актуальным. Возбуждение молекул UF6 в вы-
При таком неупругом рассеянии частота излучения
сокие колебательные состояния можно использовать
CO2-лазера уменьшается на величину вращатель-
для разделения изотопов урана с применением низ-
ного кванта молекулы H2 (около 354.33 см-1) и
коэнергетических методов, в основе которых лежат
попадает в 16-мкм диапазон [33]. Перестройка час-
процессы с энергией активации не более 0.1-0.2 эВ
тоты излучения CO2-лазера автоматически ведет к
[1, 2, 22]. Такие энергии активации характерны для
перестройке частоты излучения пара-H2-лазера.
процессов адсорбции и десорбции молекул на по-
Существенными недостатками как CF4-лазера,
верхности, в том числе на поверхности кластеров,
так и пара-H2-лазера применительно к разделению
а также для процессов диссоциации и фрагмен-
изотопов урана являются дискретность перестрой-
тации слабосвязанных ван-дер-ваальсовых молекул
ки частоты излучения указанных лазеров и отсут-
(например, энергия диссоциации UF6-Ar ≤ 0.1 эВ
ствие сильных и перестраиваемых линий генерации
[1, 2, 22]). В работе [49] рассмотрена возможность
в области Q-ветви колебания ν3 молекул235UF6 (в
резонансного трехфотонного возбуждения колеба-
области 628.32 см-1 [38, 39]). Поэтому с помощью
тельных состояний 3ν3 молекул UF6 бихромати-
CF4-лазера не удалось реализовать изотопно-селек-
ческим излучением двух импульсных ИК-лазеров.
тивную диссоциацию молекул UF6, хотя в целом ря-
В плане применения низкоэнергетических методов
де работ он использовался в экспериментах по двух-
большой интерес представляет также возможность
частотному возбуждению и диссоциации UF6 [2,40].
резонансного изотопно-селективного возбуждения
Разделение изотопов урана со сравнительно высо-
колебательных состояний 2ν3 молекул UF6, посколь-
кой селективностью процесса (α ≥ 4) было осу-
ку двухфотонное возбуждение высоких колебатель-
ществлено в работах [41, 42] методом многофотон-
ных состояний молекул более эффективно по срав-
ной ИК-диссоциации молекул UF6 с использованием
нению с трехфотонным возбуждением [50].
пара-H2-лазеров.
В настоящей работе приведены результаты по-
В качестве другого подхода к МЛРИ урана
дробного рассмотрения и анализа метода резонанс-
рассматривается метод изотопно-селективного воз-
ного двухфотонного изотопно-селективного возбуж-
буждения состояния 3ν3 молекул235UF6 [43, 44],
дения колебательных состояний 2ν3 молекул238UF6
в котором изотопический сдвиг составляет около
и235UF6 с помощью двух CF4-лазеров, а также двух
1.81 см-1 [38, 39], излучением CO-лазера [15, 45-48].
пара-H2-лазеров. Предложены конкретные схемы и
В этом подходе используется химическая реакция
приведены параметры возбуждения состояний 2ν3
колебательно-возбужденных молекул UF6 с моле-
молекул UF6.
787
Г. Н. Макаров
ЖЭТФ, том 160, вып. 6 (12), 2021
2. ОСНОВЫ МЕТОДА РЕЗОНАНСНОГО
ДВУХФОТОННОГО БИХРОМАТИЧЕСКОГО
ВОЗБУЖДЕНИЯ КОЛЕБАТЕЛЬНЫХ
СОСТОЯНИЙ 2ν3 МОЛЕКУЛ UF6
Многофотонное возбуждение высоких колеба-
тельных состояний молекул можно реализовать при
когерентном воздействии нескольких полей, сумма
частот которых удовлетворяет условию многофо-
тонного резонанса [50]. Для резонансного возбужде-
ния колебательных состояний 2ν3 молекул UF6 из-
лучением двух импульсных ИК-лазеров необходимо,
Рис. 1. Схема резонансного двухфотонного бихромати-
чтобы выполнялось следующее соотношение между
ческого возбуждения молекул238UF6 в состояние 2ν3 E
частотами ν1L и ν2L излучения используемых лазе-
(ν ≈ 1252.84 см-1) излучением двух CF4-лазеров. Спра-
ров и частотой колебания ν3 возбуждаемого состоя-
ва приведены линии CO2-лазера и частоты генерации
ния молекулы UF6:
CF4-лазера. Колебательные уровни моды ν3 молекул
238UF6 взяты из работы [44]
ν1L + ν2L = 2ν3.
(1)
Эффективное возбуждение высоких колебатель-
ных состояний молекул за счет многофотонных про-
о лазерах, используемых для возбуждения и дис-
цессов с использованием двух и трех CO2-лазеров,
социации молекул UF6 [34-38, 44, 54, 55] (см. также
генерирующих на разных частотах, было реализо-
обзор [2] и приведенные там ссылки). Полученные
вано ранее в работах соответственно [51] и [52] на
результаты дают возможность предсказывать схе-
примере SF6. В работе [51] возбуждалось состоя-
мы резонансного многофотонного возбуждения вы-
ние 2ν3 A1 (ν ≈ 1889.0 см-1 [53]) молекул SF6 в
соких колебательных состояний молекул UF6 излу-
импульсной газодинамической струе при одновре-
чением нескольких ИК-лазеров. В настоящей рабо-
менном воздействии на молекулы двух симметрич-
те на основе анализа данных об уровнях энергии
но отстроенных от резонанса с переходом 0ν3 → 1ν3
моды ν3 молекул238UF6 [44] и о частотах излуче-
SF6 импульсов CO2-лазера. Показано [51], что таким
ния CF4-лазера [34, 35] и пара-H2-лазера [33] на-
способом через состояние 2ν3 A1 можно возбудить
ми предлагаются схемы и приводятся параметры
из основного состояния около 30 % молекул SF6. В
изотопно-селективного двухфотонного бихромати-
работе [52] было реализовано резонансное возбужде-
ческого возбуждения колебательных состояний 2ν3
ние состояния 3ν3 F 1 (ν ≈ 2827.55 см-1 [53]) моле-
молекул238UF6 и235UF6 излучением двух CF4-ла-
кул SF6, охлажденных в импульсной газодинамиче-
зеров, а также двух пара-H2-лазеров. При выборе
ской струе, импульсами излучения трех дискретно
схем для возбуждения молекул UF6 и анализе дан-
перестраиваемых по частоте CO2-лазеров. Установ-
ных о частотах лазеров нами учитывались величи-
лено [52], что при совпадении во времени всех трех
ны изотопического сдвига в ИК-спектрах поглоще-
лазерных импульсов происходит эффективное воз-
ния колебания ν3 молекул UF6: Δis ≈ 0.604 см-1
буждение молекул SF6 через колебательное состоя-
[38,39] в состоянии 1ν3 для молекул238UF6 и235UF6
ние 3ν3 F 1. При этом молекулы возбуждались также
и Δis ≈ 1.21 см-1 в состоянии 2ν3 молекул UF6.
в более высокие колебательные состояния.
При выборе оптимальных частот для возбужде-
ния молекул нами рассматривались только наибо-
лее интенсивные линии генерации как CF4-лазеров
3. СХЕМЫ И ПАРАМЕТРЫ РЕЗОНАНСНОГО
[34, 35], так и CO2-лазеров, которые применяются
ИЗОТОПНО-СЕЛЕКТИВНОГО
для накачки пара-H2-лазеров. В предложенных схе-
ДВУХФОТОННОГО БИХРОМАТИЧЕСКОГО
мах возбуждения состояний 2ν3 молекул UF6 нет
ВОЗБУЖДЕНИЯ СОСТОЯНИЙ 2ν3
необходимости в дополнительной подстройке часто-
МОЛЕКУЛ UF6
ты лазеров для резонансного возбуждения молекул,
В ходе выполнения проектов по МЛРИ урана бы-
поскольку отстройки суммарных частот излучений
ла получена обширная и ценная спектроскопичес-
лазеров от частот возбуждаемых состояний незна-
кая информация как о самой молекуле UF6, так и
чительны (см. рис. 1 и табл. 1, 2).
788
ЖЭТФ, том 160, вып. 6 (12), 2021
Схемы и параметры резонансного двухфотонного возбуждения. . .
пара-H2-лазеров. Частоты линий генерации па-
ра-H2-лазеров для возбуждения состояния 2ν3 E
235UF6 (ν
≈ 1254.05 см-1) (см. табл. 2, строка
4) отмечены на рис.
2
штриховыми стрелками.
Как видно из табл. 1 и 2, при применении обоих
типов лазеров можно осуществить резонансное воз-
буждение состояний 2ν3 молекул238UF6 и235UF6
с небольшой частотной отстройкой в конечном
состоянии, что способствует достижению высокой
Рис.
2. Частоты линий излучения двух CF4-лазеров
селективности процесса возбуждения молекул UF6.
(сплошные стрелки) и двух пара-H2-лазеров (штриховые
Отметим, что для некоторых схем возбуждения
стрелки), используемых для резонансного двухфотонного
состояний 2ν3 UF6 реализуется возможность резо-
бихроматического возбуждения молекул238UF6 в состоя-
нансного заселения теми же лазерными импульса-
ние 2ν3 E (ν ≈ 1252.84 см-1) (табл. 1, строка 1) и моле-
ми состояний 4ν3 UF6. Так, в схеме, показанной
кул235UF6 в состояние 2ν3 E (ν ≈ 1254.05 см-1) (табл. 2,
в табл. 1, строка 1, реализуется резонансное воз-
строка 4), а также Q-ветвей колебания ν3 молекул238UF6
буждение молекул238UF6 в состояние 4ν3 E (ν ≈
и235UF6 в газодинамически охлажденном молекулярном
потоке при T ≤ 50 K (Q-ветви показаны качественно [54])
≈ 2506.60 см-1) с частотной отстройкой в конеч-
ном состоянии +0.4 см-1. В случае схемы, пока-
занной в табл. 1, строка 5, реализуется возмож-
ность возбуждения молекул 235UF6
в состояние
С использованием двух ИК-лазеров можно осу-
4ν3 A1 (ν
≈ 2509.29 см-1) и в состояние 4ν3 E
ществить эффективное изотопно-селективное воз-
(ν ≈ 2509.02 см-1) с частотными отстройками в
буждение колебательных состояний 2ν3
молекул
конечном состоянии соответственно +0.09 см-1 и
UF6 (ν ≈ 1253 см-1 [44]). На рис. 1 представлена
-0.18 см-1. Реализация такой возможности являет-
схема возбуждения колебательного состояния 2ν3 E
ся положительным фактором, поскольку при этом
молекул238UF6 (ν ≈ 1252.84 см-1 [44]) излучением
происходит [56] значительно более эффективное воз-
двух CF4-лазеров, работающих на частотах соответ-
буждение молекул в высокие колебательные состоя-
ственно νL1 ≈ 612.2 см-1 и νL2 ≈ 640.9 см-1. Двух-
ния.
фотонное бихроматическое возбуждение указанно-
го уровня 2ν3 E реализуется с отстройкой в конеч-
ном состоянии Δνfin ≈ -0.26 см-1 (νL1 + νL2 =
= 1253.1 см-1). На рис. 2 для данного примера при-
4. ОБСУЖДЕНИЕ ПРЕДЛОЖЕННЫХ СХЕМ
ведены (сплошными стрелками) частоты линий ге-
ИЗОТОПНО-СЕЛЕКТИВНОГО
нерации CF4-лазеров и Q-ветви колебания ν3 моле-
ВОЗБУЖДЕНИЯ ВЫСОКИХ
кул238UF6 и235UF6 в газодинамически охлажден-
КОЛЕБАТЕЛЬНЫХ СОСТОЯНИЙ
ном молекулярном потоке. Ширины P- и R-ветвей
6
МОЛЕКУЛ UF
(не приведены на рис. 2) спектра ИК-поглощения
колебания ν3 молекул UF6 при T ≤ 50 K составля-
Отметим, что для оптимального изотопно-селек-
ют величину не более 2 см-1 [38].
6
тивного заселения состояний 2ν3 молекул238UF
В табл. 1 приведены параметры предложенных
необходимо обеспечить либо как можно более точ-
нами возможных схем резонансного двухфотонного
ный резонанс при возбуждении, либо возбуждение
бихроматического возбуждения колебательных со-
с небольшой положительной отстройкой суммарной
стояний 2ν3 молекул238UF6 и235UF6 ИК-излучени-
частоты генерации лазеров от частоты возбуждае-
ем двух CF4-лазеров. Уровни энергии состояний 2ν3
мого состояния (Δνfin = 2ν3 - (νL1 + νL2) > 0); а
235UF6 определялись нами путем смещения уровней
для оптимального изотопно-селективного возбужде-
2ν3238UF6 в высокочастотную сторону на величи-
ния состояний 2ν3 молекул235UF6 — либо как мож-
ну изотопического сдвига для указанных молекул в
но более точный резонанс при возбуждении, либо
состоянии 2ν3, т.е. примерно на 1.21 см-1.
возбуждение с небольшой отрицательной отстрой-
В табл.
2
приведены параметры возможных
кой суммарной частоты лазеров от частоты возбуж-
схем резонансного двухфотонного бихроматичес-
даемого состояния (Δνfin < 0). Это связано с тем,
кого возбуждения колебательных состояний
2ν3
что даже в случае глубокого охлаждения UF6 в газо-
молекул
238UF6
и
235UF6
ИК-излучением двух
динамических потоках сравнительно большая доля
789
Г. Н. Макаров
ЖЭТФ, том 160, вып. 6 (12), 2021
Таблица 1. Параметры возможных схем резонансного двухфотонного бихроматического возбуждения колебатель-
ных состояний 2ν3 молекул238UF6 и235UF6 ИК-излучением двух CF4-лазеров
Частотная
отстройка
Линия и
Линия и
Возбуждаемое
Частота
Частота
в конечном
Моле-
частота, см-1
частота, см-1
состояние и его
CF4-лазера-1
CF4-лазера-2
состоянии,
кула
CO2-лазера-1
CO2-лазера-2
частота, см-1
νL1, см-1
νL2, см-1
Δνfin = 2ν3-
накачки
накачки
-(νL1 + νL2),
см-1
9R(14),
9R(16),
2ν3 E (1252.84)
612.2
640.9
-0.26
1074.65
1075.99
9R(14),
9R(16),
2ν3 A1 (1253.09)
612.2
640.9
-0.01
238UF6
1074.65
1075.99
9R(14),
9R(20),
2ν3 F2 (1255.66)
612.2
643.1
+0.36
1074.65
1078.59
9R(14),
9R(18),
2ν3 E (1254.05)
612.2
641.9
-0.05
1074.65
1077.30
9R(14),
9P(4),
2ν3 A1 (1254.30)
612.2
642.4
-0.30
235UF6
1074.65
1060.57
9R(12),
9R(18),
2ν3 F2 (1256.87)
615.1
641.9
-0.13
1073.28
1077.30
молекул находится [2, 54] на низколежащих колеба-
может привести к заметному уменьшению изотопи-
тельных уровнях [38]:
ческой селективности процесса возбуждения верх-
них уровней.
ν6(ν ≈ 143 см-1), ν4(ν ≈ 187.5 см-1),
При применении методов МЛРИ урана обычно
проводится изотопно-селективная диссоциация или
ν5(ν ≈ 201 см-1),
2ν6(ν ≈ 286 см-1).
возбуждение (в случае низкоэнергетических мето-
дов) молекул235UF6. Мы рассмотрели схемы и па-
Так, например, при уже довольно низкой темпера-
раметры изотопно-селективного двухфотонного воз-
туре (T
≈ 70 K) населенность основного колеба-
буждения колебательных состояний 2ν3 как для мо-
тельного состояния UF6 составляет не более 75 %,
лекул235UF6, так и для молекул238UF6. Данные
в то время как остальные молекулы распределены
для молекул238UF6 полезны на стадии исследова-
между низколежащими колебательными уровнями.
ния эффективности и селективности предложенных
И лишь при температуре T ≤ 50 K населенность
схем возбуждения и диссоциации молекул UF6.
основного колебательного состояния составляет не
менее 92 % [2,54]. Частоты переходов молекул с низ-
Реализация в предложенных схемах резонансно-
колежащих колебательных уровней незначительно
го многофотонного заселения состояний 4ν3 моле-
смещены из-за межмодового ангармонизма в крас-
кул UF6 теми же лазерными импульсами, которые
ную область относительно полосы поглощения мо-
используются для изотопно-селективного возбужде-
лекул из основного колебательного состояния [57].
ния состояний 2ν3 UF6, способствует увеличению
Поэтому для UF6 при сравнительно высоких тем-
эффективности и селективности процесса возбуж-
пературах наряду с резонансным возбуждением мо-
дения молекул. Это было экспериментально проде-
лекул из основного состояния возможно на тех же
монстрировано в работе [56] на примере исследова-
лазерных частотах возбуждение молекул из заселен-
ния резонансных переходов при многофотонном воз-
ных низколежащих колебательных состояний, что
буждении молекул SF6.
790
ЖЭТФ, том 160, вып. 6 (12), 2021
Схемы и параметры резонансного двухфотонного возбуждения. . .
Таблица 2. Параметры возможных схем резонансного двухфотонного бихроматического возбуждения колебатель-
ных состояний 2ν3 молекул238UF6 и235UF6 ИК-излучением двух пара-H2-лазеров. При стимулированном ком-
бинационном рассеянии на вращательных уровнях параводорода частота генерации CO2-лазера уменьшается на
354.33 см-1 [33]
Частотная
отстройка
Линия и
Линия и
Возбуждаемое
Частота
Частота
в конечном
Моле-
частота, см-1
частота, см-1
состояние и его
пара-H2-лазера-1
пара-H2-лазера-2
состоянии,
кула
CO2-лазера-1
CO2-лазера-2
частота, см-1
νL1, см-1
νL1, см-1
Δνfin = 2ν3-
накачки
накачки
-(νL1 + νL2),
см-1
10R(20),
10R(36),
2ν3 E (1252.84)
621.63
631.19
+0.02
975.93
985.49
10R(22),
10R(34),
238UF6
2ν3 A1 (1253.09)
622.91
630.08
+0.10
977.21
984.38
10R(18),
10R(44),
2ν3 F2 (1255.66)
620.32
635.35
-0.01
974.62
989.65
10R(20),
10R(38),
2ν3 E (1254.05)
621.63
632.27
+0.15
975.93
986.57
10R(22),
10R(36),
2ν3 E (1254.05)
622.91
631.19
-0.05
977.21
985.49
235UF6
10R(16),
10R(44),
2ν3 A1 (1254.30)
618.96
635.35
-0.01
973.29
989.65
10R(24),
10R(34),
2ν3 A1 (1254.30)
624.17
630.08
+0.05
978.47
984.38
10R(20),
10R(44),
2ν3 F2 (1256.87)
621.63
635.35
-0.11
975.93
989.65
5. ЗАКЛЮЧЕНИЕ
ложить в основу процесса МЛРИ урана с использо-
ванием низкоэнергетических методов.
На основе спектроскопических данных об обер-
Предложенные в данной работе схемы резонанс-
тонных состояниях колебания ν3 молекул UF6 и о
ного изотопно-селективного двухфотонного бихро-
частотах излучения CF4- и пара-H2-лазеров, излу-
матического возбуждения колебательных состояний
чающих в области 16 мкм, выполнен анализ возмож-
2ν3 молекул UF6 следует, по нашему мнению, иметь
ности резонансного двухфотонного изотопно-селек-
в виду при разработке технологий МЛРИ урана на-
тивного возбуждения состояний 2ν3 молекул UF6
ряду с другими схемами и методами изотопно-селек-
указанными лазерами.
тивного лазерного ИК-возбуждения и диссоциации
Предложены схемы и приведены параметры ре-
молекул UF6.
зонансного бихроматического возбуждения состоя-
В случае применения для разделения изотопов
ний 2ν3 молекул238UF6 и235UF6, охлажденных
урана метода многофотонной ИК-диссоциации мо-
до температуры T ≤ 50-70 K в газодинамическом
лекул резонансное возбуждение колебательных со-
потоке, ИК-излучением двух CF4-лазеров, а так-
стояний 3ν3 UF6 излучением двух лазеров и после-
же двух пара-H2-лазеров. Селективное возбуждение
дующая их диссоциация теми же лазерными им-
обертонных колебательных состояний 2ν3 молекул
пульсами являются [49] более предпочтительными
238UF6 и235UF6 предложенным способом можно по-
по сравнению с резонансным возбуждением состоя-
791
Г. Н. Макаров
ЖЭТФ, том 160, вып. 6 (12), 2021
ний 2ν3 UF6. В первом случае можно реализовать
15.
Y. Li, Y. Zhang, Y. Kuang et al., Opt. Comm. 283,
более высокую селективность процесса возбужде-
2575 (2010).
ния и диссоциации молекул.
16.
В. М. Апатин, В. Н. Лохман, Г. Н. Макаров и др.,
При использовании на практике низкоэнерге-
ЖЭТФ 152, 627 (2017).
тических методов МЛРИ урана в молекулярных
потоках более эффективными могут быть схемы
17.
В. М. Апатин, В. Н. Лохман, Г. Н. Макаров и др.,
КЭ 48, 157 (2018).
резонансного изотопно-селективного возбуждения
состояний 2ν3 молекул UF6 бихроматическим излу-
18.
В. М. Апатин, Г. Н Макаров, Н.-Д. Д. Огурок и
чением двух ИК-лазеров.
др., ЖЭТФ 154, 287 (2018).
19.
V. N. Lokhman, G. N. Makarov, A. L. Malinovskii,
Благодарности. Автор выражает глубокую
A. N. Petin, D. G. Poydashev, and E. A. Ryabov,
благодарность А. Н. Петину за помощь в работе
Laser Phys. 28, 105703 (2018).
над рисунками.
20.
А. Н. Петин, Г. Н. Макаров, КЭ 49, 593 (2019).
ЛИТЕРАТУРА
21.
В. Н. Лохман, Г. Н. Макаров, А. Н. Петин и др.,
ЖЭТФ 155, 216 (2019).
1.
Г. Н. Макаров, УФН 185, 717 (2015).
2.
Г. Н. Макаров, УФН (2021); DOI: 10.3367/UFNr.
22.
Г. Н. Макаров, УФН 190, 264 (2020).
2021.02.038942.
23.
Г. Н. Макаров, А. Н. Петин, ЖЭТФ 119, 5 (2001).
3.
В. Ю. Баранов, Е. И. Козлова, Ю. А. Колесников,
А. А. Котов, в сб. Изотопы: свойства, получение,
24.
G. N. Makarov and A. N. Petin, Chem. Phys. 266,
применение, т. 1, под ред. В. Ю. Баранова, Физ-
125 (2001).
матлит, Москва (2005), с. 474.
25.
Г. Н. Макаров, А. Н. Петин, Письма в ЖЭТФ 111,
4.
W. D. Metz, Science 185, 602 (1974).
361 (2020).
5.
A. J. Glass, UCRL-50021-75, 1-55 (1975).
26.
Г. Н. Макаров, А. Н. Петин, ЖЭТФ 159, 281
6.
N. Camarcat, A. Lafon, J.-P. Perves et al., Proc.
(2021).
SPIE 1859, Laser Isotope Separation (28 May 1993);
27.
145494.
28.
Silex_Process.html.
7.
W. Fuss, Report MPQ
346, February
2015
(Max-Planck-Institute fur Quantenoptik).
29.
SILEX Uranium Enrichment, SILEX Annual Report
8.
ru/keywords/vou-nou.
30.
J. L. Lyman, Report LA-UR-05-3786, Los Alamos
National Laboratory (2005).
9.
World Nuclear News, 11 December 2013; https://
31.
J. J. Tiee and C. Wittig, Appl. Phys. Lett. 30, 420
Megawatts-program-concludes-1112134.html.
(1977).
10.
J. Kim, J. W. Eerkens, and W. H. Miller, Nucl. Sci.
32.
J. J. Tiee, T. A. Fischer, and C. Wittig, Rev. Sci.
Eng. 156, 219 (2007).
Instr. 50, 958 (1979).
11.
J. W. Eerkens and J. Kim, AIChE J. 56(9), 2331
33.
R. L. Byer, IEEE J. Quant. Electr. 12, 732 (1976).
(2010).
34.
R. S. McDowell, C. W. Patterson, C. R. Jones et al.,
12.
P. Mathi, V. Parthasarathy, A. K. Nayak et al., Proc.
Opt. Lett. 4, 274 (1979).
Nat. Acad. Sci. India, Sect. A, Phys. Sci. (2015),
pp. 1-16; DOI: 10.1007/s40010-015-0249-6.
35.
C. W. Patterson, R. S. McDowell, and N. G. Nereson,
IEEE J. Quant. Electr. 16, 1164 (1980).
13.
E. Ronander, H. J. Strydom, and R. L. Botha,
Pramana-J. Phys. 82(1), 49 (2014).
36.
С. С. Алимпиев, Г. С Баронов, Н. В. Карлов и др.,
КЭ 6, 553 (1979).
14.
iranwatch.org/sites/default/files/perspex-fwi-Laser.
37.
А. З. Грасюк, В. С. Летохов, В. В. Лобко, КЭ 7,
pdf.
2261 (1980).
792
ЖЭТФ, том 160, вып. 6 (12), 2021
Схемы и параметры резонансного двухфотонного возбуждения. . .
38. J. P. Aldridge, E. G. Brock, H. Filip et al., J. Chem.
48. I. Y. Baranov and A. V. Koptev, Proc. SPIE 7915,
Phys. 83, 34 (1985).
7915F (2011); DOI: 10.1117/12871578.
39. M. Takami, T. Oyama, T. Watanabe et al., Jpn. J.
49. Г. Н. Макаров, КЭ 51, 643 (2021).
Appl. Phys. 23, L88 (1984).
50. В. С. Летохов, В. П. Чеботаев, Принципы нели-
40. С. С. Алимпиев, Н. В. Карлов, Ш. Ш. Набиев и
нейной лазерной спектроскопии, Наука, Москва
др., КЭ 8, 623 (1981).
(1975), с. 107.
41. K. Takeuchi, H. Tashiro, S. Kato et al. J. Nucl. Sci.
51. С. С. Алимпиев, С. М. Никифоров, Б. Г. Сартаков
Technol. 26, 301 (1989).
и др., КЭ 12, 434 (1985).
42. Y. Okada, S. Kato, K. Sunouchi et al., Appl. Phys.
B 62, 77 (1996).
52. V. M. Apatin, V. N. Lokhman, and G. N. Makarov,
Laser Chem. 5, 231 (1985).
43. G. A. Laguna, K. C. Kim, C. W. Patterson et al.,
Chem. Phys. Lett. 75, 357 (1980).
53. C. W. Patterson, B. J. Krohn, and A. S. Pine, Opt.
44. B. J. Krohn, R. S. McDowell, C. W. Patterson et al.,
Lett. 6, 39 (1981).
J. Mol. Spectr. 132, 285 (1988).
54. R. J. Jensen, O. P. Judd, and J. A. Sullivan, Los
45. J. W. Eerkens, R. P. Griot, J. H. Hardin, and
Alamos Sci. No. 4, 2 (1982).
R. G. Smith, in Conference on Lasers and Elect-
ro-Optics, OSA Technical Digest, Optical Society
55. R. J. Jensen, J. A. Sullivan, and F. T. Finch, Separat.
Sci. Technol. 15, 509 (1980).
abstract.cfm?URI=CLEO-1986-TUI4.
56. В. М. Апатин, В. Н. Лохман, Г. Н. Макаров, Опт.
46. Xu Bao-yu, Liu Yong, Dong Wen-bo et al.,
и спектр. 63, 762 (1987).
INIS (International Nuclear Information System)
21 (20),
57. V. N. Bagratashvili, V. S. Letokhov, A. A. Makarov,
aspx?orig_q=RN:21077879.
and E. A. Ryabov, Multiple Photon Infrared Laser
47. O. V. Budilova, A. A. Ionin, I. O. Kinyaevskiy et al.,
Photophysics and Photochemistry, Harwood Acad.
Opt. Comm. 345, 163 (2015).
Publ., Chur (1985).
793
3
ЖЭТФ, вып. 6 (12)
