ОПТОГАЛЬВАНИЧЕСКИЙ ЭФФЕКТ В ПЛАЗМЕ И...

19S6 г. Жарт, Том 148, вып. 3

УСПЕХИ ФИЗИЧЕСКИХ Н AV В

537.5

ОПТОГАЛЬВАНИЧЕСКИЙ ЭФФЕКТ В ПЛАЗМЕ И ГАЗЕ

В, II, Очпин, Н. Г. Преображенский, Н. П. Соболев,П. Я. Шапарев

СОДЕРЖАНИЕ

1. Введение 4732. Физические механизмы формирования оптогальваничёского эффекта (ОГЭ) . 475

2.1. Тлеющий разряд 4762.2. Разряд в полом катоде 4802.3. Разряд с высокочастотным возбуждением , 4802.4. Пламена 4822.5. Термоионные диоды 4822.6. Плазма молекулярных газов 4842.7. ОГЭ при изменении условий разряда 4862.8. ОГЭ в разреженном газе 487

3 . Оптические схемы для реализации оптогальваничёского (ОГ) эффекта . . . . 4883.1. Резонансы поглощения встречных фотонов 4883.2. Резонанеы насыщенного поглощения 4893.3. Поляризационная ОГ спектроскопия 4893.4. Многоквантовое и ступенчатое возбуждения 4923.5. Условия просвечивания и локализация ОГЭ 493

4. Некоторые применения оптогальваничёского эффекта 4944.1. Атомная О Г спектроскопия 4944.2. Молекулярная ОГ спектроскопия ' 4954.3. Детектирование излучения. 4974.4. Стабилизация частоты лазеров, калибровка длин волн 4974.5. Исследование элементарных процессов 4984.6. Количественная спектроскопия и диагностика плазмы 4994.7. Анализ состава вещества 500

5. Заключение 502Список литературы ' ' 503

1. ВВЕДЕНИЕ

Хорошо известно, что абсорбционная спектроскопия является мощнымсредством изучения структуры атомов и молекул, элементарных процессов,определения концентраций веществ, диагностики различных объектов ит. д. При этом количественные измерения основываются на определении вели-чины А/ изменения интенсивности света, прошедшего через объект. Если про-свечивающее излучение имеет высокую интенсивность, то влияние его наобъект должно быть учтено, но измеряемой величиной является по-прежнему

Альтернативной может быть регистрация изменения того или иного па-раметра объекта, вызванного поглощенным светом. Применительно к газо-вым и плазменным объектам, особенно в последнее время, получили распро-странение методы лазерной индуцированной флуоресценции и оптико-аку-стической спектроскопии. Поглощенный свет вызывает либо избыточнуюфлуоресценцию, либо изменения плотности газа. Изложение сущности этихметодов, основных сфер применений и библиографию можно найти, напри-мер, в г. Там же упоминается еще об одном подходе, основанном на изменении6 УФН, т. 148, вып. 3

474 В. Н. ОЧКИН, Н. Г. ПРЕОБРАЖЕНСКИЙ И ДР.

под действием света электрических характеристик объекта. В разных рабо-тах этот эффект получил названия оптогальванического (ОГ), оптовольтаи-ческого, оптоэлектрического или эффекта усиления ионизации. Будем при-держиваться первого названия. Причина эффекта состоит в том, что поглоще-ние света производит перераспределение населенностей уровней атомов илимолекул. В результате различных радиационных, и (или) столкновительных,и (или) коллективных процессов происходит изменение плотности заряжен-ных частиц, их подвижности и энергии, что сказывается на ионизационномбалансе и проводимости объекта. Ионизация происходит в результате допол-нительных (по отношению к поглощению) процессов. Зависимость эффектаот длины волны излучения носит при этом резонансный характер. Проводи-мость может меняться и просто за счет фотопроцессов, например, при фото-ионизации (включая многофотонную или ступенчатую )2>3, или при нерезо-нансном поглощении 4. В конечном счете ОГЭ регистрируется по изменению

т 2

8 — 7

Рис. 1. Регистрация ОГЭ.о — Схема опыта Пеннинга по изменению частоты звука громкоговорителя при облучении разряда,б — Блок-схема измерений с использованием лазера. 1—разряд; 2 — высоковольтный источник;$ конденсатор; 4 — громкоговоритель; 5 — лазер; в — модулятор; 7 — фазочувствительный детек-

тор; s — записывающее устройство; 9 — сопротивление

тока Д£ или напряжения AU в электрической цепи, включающей исследуе-мый объект. В качестве меры ОГЭ (оптогальванического эффекта) используетсятакже отношение у величины изменения тока или напряжения во внешнейцепи к энергии поглощенного света. Наиболее естественны такие наблюдениядля газоразрядных объектов, где они и получили распространение.

Впервые ОГЭ наблюдался в газах Футом и Молером 5 и Пеннингом в

в газоразрядной плазме. При освещении разряда в неоне при давлении 20торр излучением от такого же разряда в 6 было отмечено возрастание напря-жения на разрядной трубке на величину -~ 10%. Для наглядной демонстра-ции ОГЭ разряд включался в контур с емкостью и громкоговорителем —частота звука менялась при освещении разряда (рис. 1, а).. В более позднихработах эффект обсуждался и исследовался, главным образом, для выясне-ния роли метастабильных состояний в процессах ступенчатой ионизации7-9

Вызванная к жизни протребностями абсорбционной спектроскопии ОГрегистрация сигналов в газе и плазме стала быстро совершенствоваться.Вскоре стало ясно, что ОГЭ может использоваться не только как удобноесредство детектирования поглощения, но и как метод исследования характе-ристик газовых и плазменных сред.

Интерес к ОГ явлениям резко возрос в последние годы в связи с разви-вающейся лазерной техникой. ОГЭ использовался для изучения процессовв активных средах газоразрядных лазеров и для целей стабилизации частотыгенерации. Другое направление было начато в работах 10>11 и активизиро-вано работами 1 2- 1 4. Оно связано с использованием лазеров с перестраиваемойчастотой для целей спектроскопии. Одно из главных достоинств ОГ спектро-скопии — высокая чувствительность, что открывает перспективы исследова-ний возбужденных атомных состояний, детектирования примесей и другихприложений. Привлекательная черта лазерной ОГ спектроскопии состоит ив простоте регистрации сигнала — он снимается на фазочувствительный де-

ОПТОГАЛЬВАНИЧЕСКИЙ ЭФФЕКТ 475

тектор просто с сопротивления в цепи питания разряда (рис. 1, б). Емкостьотделяет постоянное высоковольтное напряжение. Используются непрерыв-ные или импульсные лазеры — на красителях 12>15, на центрах окраски 1 в. 1 7,диодные лазеры 1 8 — в зависимости от области спектра и экспериментальныхвозможностей. Применяются схемы с умножением частоты 1 9.

На рис. 2, а приведен пример ОГ спектра Cs в разряде при просвечиваниилазером на красителе в области 800—890 нм 2 0. Обращает внимание высокоеотношение сигнал/шум даже для очень слабых переходов. На рис. 2, б при-ведены спектры области 565—645 нм, записанные при просвечивании разряда

х фп

75-I2P

xf/200

7S-13P

хфО

880 860 820 К,НПРис. 2. Примеры ОГ спек-

тров.а — ОГ спектр цезия ы; изме-нения напряжения, б — Спек-тры разряда в смеси Не—Ne 2 1 .По осям ординат: а — мощ-ность излучения, прошедшегочерез разряд, б — относи-тельные изменения напряже-ния. 1 — оптический спектр,2 — ОГ спектр; для линий спек-

.тра 2, не помещающихся в по-ле рисунка, указана величина

ОГЭ в процентах х

в смеси Не—Ne-лазером 2 1. Спектр 1 — обычное поглощение лазерной мощ-ности, 2 — записан по схеме ОГ регистрации. Видно, что ОГ регистрациявесьма чувствительна. Вместе с тем из рис. 2, б видно, что ОГ спектр имеетявную особенность по сравнению с обычным оптическим спектром. Если воптическом спектре все линии соответствуют поглощению света, то в ОГспектре для различных линий величина At/ имеет различные знаки. Ясно,что интерпретация такого спектра требует детального анализа механизма егоформирования.

В последние годы проводится большое число исследований как природыОГЭ, так и его применений. По отдельным аспектам проблемы появились иобобщающие работы (см., например, 2V 3). Цель данного обзора — дать пред-ставление о современном состоянии исследований ОГ явлений в газах и плаз-ме, вызванных лазерным излучением, и о возможных их приложениях.

2. ФИЗИЧЕСКИЕ МЕХАНИЗМЫ ФОРМИРОВАНИЯОПТОГАЛЬВАНИЧЕСКОГО ЭФФЕКТА

Ранние исследования 6~8 носили лишь качественный характер. В 6 обна-руженный ОГЭ использовался для подтверждения наличия пеннинговскогомеханизма ионизации

NeM + Аг -+ Ne + Ar+ + e, (1)

где NeM — группа метастабильных состояний неона с энергией выше энер-гии ионизации Аг. При облучении разряда атомы из состояния NeM пе-реходят в высоковозбужденные состояния, которые могут распадаться, ми-нуя состояние NeM и замедляя реакцию (1). Однако другие эксперименты по-казали, что ОГЭ имеется и в разряде в чистом неоне, что, вероятно, следова-

6*


ло связывать с ослаблением при облучении ступенчатой ионизации электрона-ми через NeM. В последующих работах 7.8 эксперименты проводились соспектральным разрешением, обнаружив зависимость величины ОГЭ от ус-ловий в разряде и от типа оптического перехода. Во всех экспериментахв " 8 наблюдался положительный эффект AU > 0.

Исследования последних лет с помощью лазеров обнаружили ряд новыхчерт явления и резко расширили круг объектов. В описании механизма ОГЭможно, грубо, выделить два общих этапа. Во-первых, необходимо установить,каким образом поглощение света приводит к изменению плотности и (или)энергии заряженных частиц. Во-вторых, следует связать эти изменения сизменением макроскопических характеристик объекта и параметров электри-ческой цепи. Первая часть задачи требует применения кинетического подхо-да, вторая предполагает знание модели объекта и отклика цепи на возмуще-ния плотности и подвижности зарядов, хотя, разумеется, обе эти части свя-заны. Рассмотрим ОГЭ в объектах различного типа.

2.1. Т л е ю щ и й р а з р я д

Описаны исследования ОГЭ в положительном столбе тлеющего разрядаразличной геометрии. Обычно используются разрядные трубки диаметром~ 2—10 мм, длина положительного столба ~ 100 мм. Разрядный ток 1 —100 мА, давление газа 0,1—5 торр, балластное сопротивление, одновременноявляющееся и измерительным, 1—100 кОм. Напряжение на источнике посто-янного тока 100—1000 В. Чтобы луч проходил в положительном столбе, элек-троды выносятся в боковые отростки, но используются и коаксиальные кон-струкции. Типичная величина переменного напряжения при пропусканиимодулированного излучения мощностью~ 10~х Вт составляет~ 10~2В. Ис-пользуются и более протяженные разряды (например, 300 мм 1 6). НаблюдаетсяОГЭ и при просвечивании поперек разряда (например, 2 4 ) .

Светоин i,. цированное изменение характеристик положительного столбаразряда можно описать следующей системой уравнений:

Уравнение баланса для плотности электронов

-^f- = G(ne, Nj, Te). (2)

Функция G включает процессы образования и уничтожения заряженных ча-стиц, Ге — температура электронов.

Уравнение баланса для плотности атомных состояний Nj

=ir,(n e f Nj, Te, Inm) (/, п, m = l, . . . , г). (3)

Функция К} описывает приход атомов на уровень / и уход с него, г — числоучитываемых дискретных состояний, Inm — интенсивность просвечивающегоизлучения на частоте перехода п -> т.

Уравнение энергетического баланса для электронов

включающее джоулев нагрев (первый член справа), упругие и неупругиепотери энергии Ф г и нагрев электронов Ф 2 при тушении возбужденных ато-мов, а — проводимость плазмы, к — постоянная Больцмана, Е — напряжен-ность аксиального электрического поля.

Замыкает систему уравнение тока

i =a(Te, щ)Е. (5)

Наличие резонансного поглощения света от внешнего источника, вызы-вающего ОГЭ и включенного в (3), дополняет в нашем случае обычно ис-пользуемые модели положительного столба 2 5.


Необходимо отметить, что за внешней простотой системы (2) — (5)кроются сложные нелинейные зависимости G, К, а, Ф1 5 Ф 2 от целого рядапеременных. Кроме того, число балансных уравнений для (3) может в тойили иной конкретной ситуации оказаться достаточно большим. Математи-ческие сложности решения системы связаны со свойством «жесткости», предъ-являющим к численному алгоритму особые требования.

В 2 6 впервые рассчитывалась величина ОГЭ при стационарном резонан-сном возбуждении паров Na в буферном газе Аг. Принималось г = 2, Ф 2 == 0, Фг определяется ионизацией атомов Na, а пе при i = const неизменно.

Считалось, что внешнее излучение повышает роль ступенчатой ионизации,что вызывает уменьшение Те, Фх и, в соответствии с (3), напряженность Е.Численные расчеты показали, что уменьшение Е может составлять десяткипроцентов для интенсивности излучения, превышающей насыщающую, и плот-ности Na, соответствующей температуре 650—800 К.

Позже было учтено также 2 7, что ОГЭ при i = const приводит к измене-нию пе, а для изменения поля получено выражение

Д£=1 ,96 2тпекТе . / АТе

\ 2Те

Д п е (6)

здесь тпе, е, де — масса, заряд и длина свободного пробега электронов,ATR и Апе — изменение температуры и концентрации электронов при про-свечивании, R — радиус разрядной трубки. Значения пе, Те, Апе, АТе

Рис. 3. Расчетные (сплошные линии) и экспериментальные (значки) данные для стацио-нарного ОГЭ в тлеющем разряде.

о — Изменения плотности Апе, температуры ДТ е электронов и напряженности поля ДЕ от мощностиизлучения с X — 589 нм " ; разряд в смеси Ne — Na. P N e = 50 торр, i = 5 мА, J V N a = 4,35-10* см"',Те — 20400 К, Е = 3,7 В/см, б — Изменения тока Дг в разряде в гелии 2 8; X — 587,6 нм, Я Р Н е =

= 0,05 см. торр; 1 — Z = 118 кОм, i = 4, 6, 8, 12 мА; 2 — Z = 208; 118, 58; 33 ком; г = 6 мА.

могут быть получены решением системы (2) — (5). На рис. 3, а представленырасчетные зависимости Апе, АТе, АЕ от мощности излучения, просвечи-вающего разряд в парах Na. Для АЕ приведены и экспериментальные дан-ные, хорошо соответствующие расчетным.

Отметим, что потери энергии электронов на ионизацию атомов примесииграют определяющую роль в энергетическом балансе при малой их кон-центрации. С увеличением плотности важную роль приобретают процессыэлектронного возбуждения атомов 2 6. Этот фактор, а также сверхупругийнагрев электронов (член Ф 2 в (4)) учитывались в 4. Расчеты показали, чтопри Р >> 10~3 торр электронное возбуждение составляет большую частьпотерь энергии, а сверхупругий нагрев способен конкурировать с джоулевым.

Изменение напряженности поля в положительном столбе приводитк изменению тока, зависящему от вида тлеющего разряда. Для нормальногоразряда величина VK катодного падения напряжения с изменением токане меняется. Поэтому увеличение (уменьшение) падения напряжения в поло-

478 в. н. очкин, н. г. ПРЕОБРАЖЕНСКИЙ И ДР.

жительном столбе длины I равно уменьшению (увеличению) падения напря-жения на сопротивлении Z внешней цепи:

^ (7)

В аномальном разряде изменение падения напряжения в положительномстолбе вызывает изменение катодного падения напряжения. Если напряже-ние на разрядной трубке сохраняется, то

Ai=-alAE, а=Ш±, (8)

/ (^к) — вольт-амперная характеристика разряда.Для нормального разряда была создана простая линейная модель ста-

ционарного ОГЭ в гелии при воздействии излучением с длиной волны X == 587,6 нм (переход 23Р — 33D) 2 8. Она основывается на уравнениях балан-

са зарядов (2) и тока (5). Образование зарядов в отсутствие излучения опре-деляется двухступенчатой электронной ионизацией атомов, а гибель —свободным падением' на стенку. При действии излучения (в отсутствиенасыщения) эффективность ионизации на один поглощенный фотон опреде-ляется отношением скорости а ассоциативной ионизации Не (33D) к ско-рости А его спонтанного распада. В результате

д . а 0 eRjiE dV/di . qп А1* 0,771 (2кТе/пц)Ч* (dV/di) + Z ' ^ '

здесь Q — число поглощенных фотонов в 1 с, |х — подвижность электронов,гп\ — масса ионов, dV/di — динамическое сопротивление положительногостолба. Параметры тлеющего разряда в гелии достаточно подробно изучены,а величины поглощенной энергии излучения и dV/di легко измеряются.На рис. 3, б представлены расчетные и экспериментальные данные для Д£при нескольких значениях i и Z. Величины а, А, (л, Те брались из литера-турных данных, Е и dV/di измерялись, I = 13,5 см, R = 0,1 см. Видно удо-влетворительное согласие расчета и эксперимента. В дальнейшем 2 9 этамодель применялась для описания ОГЭ в разряде в неоне на переходе ls5 —— 2р4 (А = 594,5 нм). В этом случае различие данных расчета и экспериментабольше, чем в гелии, достигая 100% и более. Это, вероятно, связано с болеесложной структурой термов атома и меньшей надежностью данных о вероят-ностях элементарных процессов и параметрах разряда. Заметную рольможет играть объемная рекомбинация заряженных частиц и изменение тем-пературы электронов.

Аномальный разряд рассмотрен в 4> 3 0 . Считается, что время релаксациипроводимости положительного столба больше времени релаксации прика-тодной области и изменение тока «следит» за состоянием положительногостолба. Решение (2) — (5) в приближении Шоттки с учетом (8) приводит

3 0к выражению 3 0

di оМЕ г у „ п i 2,4 \2 1 dre-| . , ш

здесь Sj — коэффициент электронной ионизации атомов из состояния /,D.A — коэффициент амбиполярной диффузии. Первые два члена в правойчасти (10) описывают изменения концентрации, а последний — подвижностиэлектронов. Выражение (10) полезно тем, что позволяет оценить соотношениевкладов различных процессов в ОГЭ. Результаты численного решения систе-мы (2) — (5), (8) в целом соответствуют экспериментальным данным приимпульсном возбуждении Ne и паров Na 4i 3 0. На рис. 4 представлено пове-дение тока при ОГЭ для трех переходов неона Is,- — 2р^ при возбуждениикороткими лазерными импульсами. Анализ на основе (10) показывает, что


первые пики импульса для случаев рис. 4 а и б определяются увеличениемступенчатой ионизации с 2р8-уровня. Начальный отрицательный откликдля случая рис. 4, в определяется уменьшением подвижности электронов.Последующие отрицательные и положительные отклики вызваны, в основ-ном, изменениями населенности метастабильных состояний.

Можно, таким образом, сказать, что предложенные теоретическиемодели ОГЭ в положительном столбе нормального и аномального тлеющихразрядов в целом удовлетворительно описывают наблюдаемые измененияэлектрических параметров, по крайней мере для сравнительно простых атом-ных систем. Конечно, было бы преждевременным утверждать, что указанные

II

11

ч1

1

У

а 5

50 мне

++tt W

в

1Рис. 4. Поведение тока привозбуждении неона в тлеющем

разряде 3 0 .I— эксперимент, I I — расчет. Мас-штабы всех рисунков одинаковые.а — X = 633,4 нм (lSs — 2р8);б — к = 650,6 нм (ls 4 — 2pg); в —к = 659,9 нм ( ls t — 2р,), Я ==0,4см, I = 1 см, Pj$e = 1 торр, i == 10 мА, а = 6,7-Ю-» АВ-1, дли-тельность возбуждающего импуль-

са 10-" с, мощность — ю 4 Вт

модели могут быть уже сегодня положены в основу решения широкого ком-плекса обратных диагностических задач ОГ спектроскопии. Хотя разработкаметодов диагностики неравновесной газоразрядной плазмы по ОГ спектрамв принципе представляется реальной (некоторые примеры будут приведеныниже), здесь требуются еще серьезные дополнительные исследования.

Представляют интерес эксперименты с затрудненным тлеющим разря-дом. Длина разряда мала, и подавляющую часть составляет область катод-ного падения 3 1. Ионизация затруднена, ток переносится, главным образом,ионами, которые, однако, создаются электронами. Поэтому незначительноеизменение скорости выбивания электронов из катода заметно влияет на ток.Влияние облучения на ток может проявляться через разрушение метаста-бильных атомов, активных в выбивании электронов с поверхности. Этообстоятельство использовано авторами 3 2. Изучался ОГЭ для линии % == 594,5 нм неона. Длина разрядного промежутка 1 см, электроды — пла-стины 3 X 10 см2. Большие размеры пластин нужны для регистрации сла-бого поглощения излучения, просвечивающего разряд нормально к распро-странению тока. Величина у ОГЭ (отношение мощности сигнала ОГЭ, выде-ляющейся во внешней цепи, к мощности поглощенного света) зависит отматериала электродов и значительно выше, чем в положительном столбе.Из исследованных (сталь, нержавеющая сталь, Си, латунь, Mo, A1) наи-больший эффект дают А1 и латунь. Если для линии неона "К = 594,5 нм в по-ложительном столбе у = —3 -; 6 3 2, а в полом катоде у ——10 (см. 3 3 ) , то

в затрудненном разряде у ~ —400. Знак минус соответствует уменьшениютока при облучении.

Резкое увеличение ОГЭ при регистрации спектров молекулярных ионовNj и СО+ в области катодного темного пространства отмечено также в 3 4 .В этой области чувствительность ОГ метода значительно превосходит чув-ствительность метода лазерной индуцированной флуоресценции, но уступаетей в области отрицательного свечения (концентрации ионов —-5• 109 см~3).Высокую чувствительность ОГ регистрации ионов авторы связывают с влия-


нием возбуждения на подвижность ионов, что происходит из-за меньшегосечения перезарядки возбужденных ионов по сравнению с невозбужденнымина нейтральных молекулах.

2.2. Р а з р я д в п о л о м к а т о д е

Этот объект широко используется в исследованиях атомных ОГ спектров.Лампы с полым катодом коммерчески доступны и разработаны для возбуж-дения резонансных переходов большинства атомов, главным образом дляцелей атомно-абсорбционной спектроскопии и анализа. Теория разряда с по-лым катодом развита недостаточно, интерпретация ОГЭ в нем основана, какправило, на качественных или полуэмпирических соображениях. Дискути-руется, в частности, вопрос о том, какой из механизмов — селективнаяионизация или нагрев электронов — дает определяющий вклад в ОГЭ.Феноменологический подход к описанию этого случая за счет селективнойионизации предпринят в 3 5- 3 7 . Вводится «коэффициент умножения» р, опре-деляющий число электронов, эмиттированных катодом в результате совокуп-ности процессов, вызываемых предшествующим единичным электроном.В стационарном случае |3 = 1. Изменение напряжения разряда при радиа-ционном возмущении выражается через исходные разности населенностейуровней, времена релаксации этих уровней и производные Р по напряжениюи населенности уровней. Эти величины задаются исходя из требования наи-лучшего соответствия экспериментальным данным по развитию ОГЭ во вре-менном интервале до 10 ~4 с. Число необходимых времен релаксации обосно-вывается качественно. При этом в ряде случаев удается весьма детальноописать ход развития ОГЭ. Недостатком такого подхода является то, чтобольшое число (до 4 в неоне) релаксационных времен не связывается в явномвиде с конкретными физическими процессами, при этом аппроксимация экс-периментальных зависимостей в определенной мере формальна. В большейаргументации нуждается и описание знакопеременного ОГЭ с помощьюинверсных состояний. Так, зависимости рис. 4 для тлеющего разряда не тре-буют для интерпретации привлечения представлений об инверсии.

Описание ОГЭ в полом катоде за счет нагрева электронов при ударахII рода проводится, например, в 3 8 - 4 0 . Оценки, приведенные в 4 0 для воз-буждения урана, показывают, что изменение проводимости связано, в основ-ном, с нагревом электронов, причем АТе ITe ~ 3-10"3. В соответствии с эти-ми же оценками роль селективной ионизации в 10—100 раз слабее. В пользумеханизма нагрева говорят эксперименты 3 8 по возбуждению UII, приводя-щему к одновременному усилению эмиссионных линий Ш. Против исключи-тельного влияния нагрева электронов на формирование ОГЭ говорят масс-спектрометрические эксперименты 4 1 с полым катодом с неоном, показываю-щие корреляцию между изменениями напряжения и плотности Ne+ под дей-ствием излучения. Встречают возражения 4 2 и выводы 4 3 о независимостиэффективности ОГЭ от потенциала ионизации атома, что служит аргументомв пользу механизма нагрева. Резюмируя, можно сказать, что выяснениекартины формирования ОГЭ в полом катоде требует дальнейших исследо-ваний.

2.3. Р а з р я д с в ы с о к о ч а с т о т н ы м в о з б у ж д е н и е м

ОГЭ может наблюдаться при просвечивании безэлектродного разря-да 44~4в. Сигнал регистрируется либо в цепи питания разряда, либо с по-мощью специальной антенны. Применение ВЧ разрядов для ОГ спектроско-пии может иметь преимущества перед разрядами постоянного тока в силувозможностей работы со взаимодействующими с металлом электродов газамии радикалами, получения более «чистой» плазмы, устойчивости разрядовпри малых давлениях. Так, исследования 1 5 предиссоциации НСО показали,


ле,10'2см

что эти радикалы наблюдаются ОГ методом лишь в ВЧ разряде (в СН3СО).Отметим также важную возможность увеличения отношения сигнал/шумпри частотной модуляции разряда 46> 4 7. Вместе с тем, опыт работы с такимиразрядами пока меньше, чем с раз-рядами постоянного тока.

В связи с указанными достоинст-вами ВЧ разрядов недавно предприня-ты попытки построить хотя бы уп-рощенную модель соответствующегоОГЭ *8» 3 9. Для этого уравнения (2) —(4) дополняются квазистационарнымиуравнениями Максвелла с учетом скин-слоя б 0. Обсуждение граничных усло-вий и подробностей решения системыизложены в 4 9. Укажем лишь, чтов уравнениях (3) учитываются столк-новительное перемешивание и элек-тронная ионизация (рекомбинациейпренебрегается), диффузионный и ра-диационный (с учетом пленения) пе-реносы возбуждения и внешняя под-светка. В уравнениях (2), (4) дляэлектронной компоненты учитываютсяамбиполярная диффузия, электроннаятеплопроводность, суммарная элек-тронная ионизация со всех уровней нейтральной компоненты, внешнее ВЧполе и неупругие столкновения. За меру ОГЭ принимаются изменение удель-ного энерговклада Q ВЧ поля в плазму. При этом в рассматриваемом при-ближении, если объем плазмы V,

Ofi 0,6

Рис. 5. Радиальные распределения пеи Те в ВЧ разрядах в трубке радиу-

са R.Модельный расчет " . Сечения неупругих про-цессов 10"" см2, потенциал ионизации 10 эВ,энергия возбуждения резонансного уровня5 эв, Л = 1 см. Штриховые линии— без внеш-ней подсветки, сплошные - насыщающая под-

светка. 1 — п- г — Т.

a IE l 2dF' п.-1/2 (И)

Модельные численные расчеты ОГЭ в ВЧ разряде в 48> 4 9 выполнены для атомас двумя связанными состояниями. На рис. 5 показаны радиальные профилипе (г) и Те (г) для плазмы без подсветки и при насыщающей мощности внеш-него излучения, целиком заполняющего плазму. Возрастанию пе отвечает

Рис. 6. Изменения удельногоэнерговклада ВЧ поля приОГЭ в зависимости от интен-сивности просвечивающего из-

лучения.1о — интенсивность насыщения.Исходные данные — см. рис. 5.Рис. а и б отличаются масштабом

0,5

снижение Те, причем максимум Те на периферии трубки практически несмещается. На рис. 6 показана интегральная характеристика ОГЭ А(?/<?в зависимости от интенсивности просвечивающего излучения. Начальнаячасть зависимости (рис. 6, б) практически линейна (в 4 9 это подтверждаетсяаналитическими оценками). Последнее важно для целей количественной,спектроско-шш на основе ОГЭ.


Описанная модель 48> 4 9, базирующаяся на численном счете, допускаетдальнейшее развитие и уточнение. На данном этапе нам представляется важ-ным накопление результатов экспериментальных исследований механизмаОГЭ в ВЧ разряде, которые пока ограниченны.

2.4. П л а м е н а

Исследование ОГЭ в пламенах проводятся, начиная с 1 2, главным обра-зом, в связи с определением концентраций элементов и диагностикой про-цессов горения 5 1- 6 5 . Ионизация в пламени имеет место и в отсутствие внеш-него поля. Внесение в пламя электродов и наложение на них напряженияиспользуется для детектирования избыточной ионизации, возникающей припросвечивании. Часто используется конфигурация, когда одним из элек-тродов служит корпус горелки.

Обычно механизм ОГЭ в пламени связывается с тем, что просвечиваниена частоте резонансного перехода приводит к пёрезаселению возбужденногосостояния, понижению энергии ионизации и, по Аррениусу, к увеличениюконстанты скорости ионизации. Это, в свою очередь, может приводить к су-щественному уменьшению плотности нейтральных атомов в зоне лазерногцлуча, что наблюдалось экспериментально для атомов Na 5 5. При интерпре-тации сигнала ОГЭ важен вопрос о механизме регистрации избыточной иони-зации. В 55i 5 6 моделируется ОГЭ при импульсном облучении пламени. Фор-мирование нестационарного сигнала ОГЭ в пламени связывается с индуци-рованием заряда на электродах при пространственном разделении электро-нов и ионов во внешнем поле. В 5 3 немонотонная зависимость сигнала ОГЭкачественно объясняется путем рассмотрения процесса амбиполярной диффу-зии во внешнем поле.

В 6 7 ОГЭ в пламени регистрируется при зондировании пламени СВЧполем. Ослабление г| СВЧ поля частоты со

Т)тс <B2-f-v2 '

где п, т — плотность и масса зарядов, v — частота столкновений заряжен-ной частицы с другими частицами. Основной вклад в поглощение дают легкиеэлектроны. Увеличение со > v уменьшает поглощение, что накладываетверхний предел на со. Нижний предел связан с пространственным разреше-нием, порядка длины волны поля. Поскольку технически сравнительнопросто регистрировать относительные изменения СВЧ мощности 10~3 приполной мощности ~ 1 мВт, то элементарные оценки показывают, что притаком зондировании не вносится заметных возмущений. Это одно из преиму-ществ метода по сравнению с обычным, где потенциал на электродах обычно~10 3 В, и это приводит к возмущению заряженной компоненты. Другоепреимущество связано с аналитическими приложениями и состоит в пониже-нии предела обнаружимости элементов. Предварительные эксперименты 5 7

на примере Na доказывают, что этот выигрыш составляет ~10 3 .При интерпретации ОГ измерений в пламенах следует учитывать воз-

можность многофотонной ионизации, как, например, при детектированиирадикалов РО и N0 5 8, или ступенчатой фотоионизации, как это предполагает-ся при интерпретации ОГЭ на линиях щелочных металлов 53i 6 9. Возможнотакже протекание реакций радиационно возбужденных атомов щелочныхметаллов с электроотрицательными молекулами 6 0М* + XY -*- М+ + XY-.

2.5. Т е р м о и о н н ы е д и о д ы

Как детектор ионов и возбужденных атомов, это устройство (известноетакже как термоэмиссионный преобразователь, или диод с пространствен-ным зарядом) использовалось еще в 61> в 2. В простейшем виде оно представ-


ляет нагреваемую проволочку (катод) и анод, отстоящий от него на несколькомиллиметров, обычно в виде цилиндра вокруг катода (рис. 7, а). Эмиссиякатода создает область пространственного отрицательного заряда. Электро-ны могут преодолевать этот потенциальный барьер, и в цепи диода существуетток без наложения напряжения, если материалы электродов имеют различнуюработу выхода. Если в область пространственного заряда попадает ион,он, двигаясь к катоду, снижает барьер, что выражается в увеличении токачерез диод. Диод представляет собой ловушку для иона, который не можетвыйти через торцы диода, так как более низкая температура на концах

ГСигнал Г Сигнал

/IV

Т

J Сигнал

hv

Рис. 7. Термоионные диоды.а — Одинарный диод, б — Одинарный диод с экранирующей сеткой, в — Двойной диод; 1 — трубка,

2,3 — катод и анод возбуждающего диода, 4 — детектирующий диод

проволочки приводит к уменьшению плотности объемного заряда. Малыесечения электрон-ионной рекомбинации обеспечивают длительное пребыва-ние иона в объеме. В результате устройство имеет высокую чувствительность,и эксперименты 6 3 показывают, что уже при попадании 10 ионов в секундув диод изменения тока превышают шумы.

Впервые для спектроскопии термодиод использовался в работе 5. Неко-торые аспекты спектроскопии высоковозбужденных состояний с использо-ванием этих устройств изложены в 6 4. В спектроскопии высокого разрешения,особенно для высоковозбужденных ридберговских уровней, поле объемногозаряда может приводить к штарковскому возмущению. Во избежание этогов 6Ъ диод разделен экранирующей сеткой (рис. 7,6). Атомы возбуждаютсяв нижней, экранированной от поля области и диффундируют в область про-странственного заряда. При работе, однако, с щелочно-земельными элемен-тами, когда для достижения необходимой плотности частиц требуются доста-точно высокие температуры, эмиссия возникает практически от всех эле-ментов такой конструкции. Это приводит к заметному влиянию поля заря-дов на уровни с п 5» 100. Для продвижения в область п 5* 100 в 6 6 предложенкольцевой диод, в котором используется не одна, а несколько нагреваемыхпроволочек, расположенных симметрично относительно оси. В силу сим-метрии поле на оси диода практически отсутствует. В 6 7 предложен двойнойтермодиод (рис. 7, в). Идея состоит в том, чтобы создать предварительноевозбуждение атомов в разряде и уже затем исследовать спектры поглощения.Конструкция заключена в нагреваемую стальную трубку 1. Возбуждающийдиод состоит из нагреваемого катода 2 и анода 3 — металлической пластинки,отстоящей от катода на 3—4 мм. Постоянное напряжение (несколько вольтпри давлении паров металла ~10~х торр в буферном инертном газе при дав-лении ~10 ~* торр) создает слабый тлеющий разряд, просвечиваемый лазером.Возбужденные светом атомы ионизуются либо в разряде, либо в областипространственного заряда второго, термоионного, диода, где и детектируются.Использование двойного диода обеспечивает чувствительность в 102—103 развыше, чем при регистрации ОГЭ в тлеющем разряде. Так, сравнение кон-туров линий Sr перехода 5s5p1P1 — 5s7s1S0, полученных при детектированиитермодиодом и при непосредственной регистрации ОГЭ в возбуждающемдиоде при оптимальных условиях разряда, показывает, что выигрыш поотношению сигнал/шум составляет ~>400 в 7.


2.6. П л а з м а м о л е к у л я р н ы х г а з о в

Исследования ОГЭ на переходах молекул проводятся как в видимой,так и в ИК областях спектра. В видимой области переходов между элек-тронными состояниями техника измерений аналогична используемой и приисследованиях атомных спектров. В самых общих чертах имеется аналогияи между механизмами образования ОГЭ на электронных переходах молекули атомных переходах.

В ИК области применяются диодные лазеры с широкой полосой непре-рывной перестройки и газовые молекулярные лазеры с дискретной пере-

S 1609,900 /609,980 V,CM -1

Рис. 8. Примеры ОГ спектров молекул в тлеющем разряде 2 2 .о, б — Спектры NH S, разряд в NH, при давлении 1,8 торр, лазер на красителе, в — Спектр NOS, раз-

ряд в NO2 — Не при давлении 1,2 торр, диодный лазер

стройкой по линиям. На рис. 8 показаны примеры ОГ спектров молекулв видимой и ИК областях 2 2. Уверенная регистрация спектров возможнадаже при мощностях диодных ИК лазеров ~ 1 мВт.

Колебательный квант молекулы (-^0,1—0,3 эВ) значительно меньшеэнергии ионизации (несколько эВ), и механизм ОГЭ, связанный с понижениемпорога ионизации, имеющий место при возбуждении атомов и молекул в ви-димой области спектра, здесь вряд ли эффективен. Имея это в виду, в 19> 6 8

предложен механизм, связанный с колебательной релаксацией. Возбуждае-мые излучением колебательно-вращательные состояния, разрушаясь пристолкновениях, передают энергию в тепло, и плотность газа уменьшается.Это приводит к уменьшению потерь энергии электронов при электрон-моле-кулярных столкновениях, т.' е. имеются и акустический, и ионизационныймеханизмы. Инерционность эффекта определяется временами релаксацииколебательных уровней. В 6 8 исследованы частотно-фазовые характеристикиОГЭ в активной среде СО2-лазера при изменении частоты модуляции интен-сивности генерации. Было установлено соответствие частот модуляции, ха-рактерных для изменения амплитуды и фазы ОГЭ, с временами релаксацииуровней асимметричной и деформационной мод СО2, между которыми про-исходит лазерный переход.

В в в количественно исследовался стационарный ОГЭ на базе указанноймодели в активной среде СО2-лазера. Предполагалось, что изменение потерь.


электронов, связанное с изменением плотности газа, происходит толькоза счет изменения частоты столкновений, но не за счет эффективности и соот-ношения каналов потерь при соударениях. При поддержании постоянноготока разряда относительные изменения вкладываемой в разряд мощностиАР IP под действием излучения

АРР пе

ATТ '

где Рс = nevcEc — потери энергии электронов при столкновениях с тяже-лыми частицами в 1 с; vc — частота столкновений; Ес — средняя энергия,теряемая при столкновении; Т — температура газа. Мощность, уносимуюиз разряда лазерным излучением, можно связать с изменением вкладываемоймощности:

{уаРг, (12)

где R — коэффициент отражения полупрозрачного зеркала; уа — коэффи-циент потерь резонатора; Рт — мощность генерации; X = {2 [(Т^/Тр) ++ I]}" 1 — «коэффициент ОГЭ»; Гр = Т — Гст, Г с т — температура стенки

АР, Вт -

10 Р,,ВТ

Рис. 9. Сопоставление результатов измерений с результатами, предсказываемыми модельютепловых возмущений для активной среды СО2-лазера и усилителя 6 9 .

Кружки — эксперимент, кривые — модель, а — Зависимость «коэффициент ОГЭ» X от мощности, вкла-дываемой на единицу длины разряда Р/1. б — Изменения мощности АР, вкладываемой в разряд в зави-

симости от мощности Pi, отбираемой из разряда лазерным излучением

разряда. Величины Tv, Рт и Р измеряются, Г с т известна. Потери уп оце-ниваются из известных R, потерь на оптике и апертурах, а также из изме-ряемого усиления среды и порога генерации. На рис. 9, а показаны зависи-мости X от мощности, вкладываемой на единицу длины разряда. Сплошнаякривая соответствует значениям X при измеренных Тр, кружки по (12) приизмеренных АР, Рг, уп. На рис. 9, б приведены зависимости изменения мощ-ности АР от изменения мощности Pt, отбираемой лазерным излучениемиз разряда. Область Р, > 1 Вт соответствует измерениям в СО2-лазере,а при Р{ < 1 Вт — в СО2-усилителе, у которого условия разряда идентичныусловиям разряда в лазере. Кружки—эксперимент, сплошная линия соот-ветствует зависимости Pt = АР[(ГСТ/7Т

Р) + 1 ] , вытекающей из модели.Согласие наблюдается при изменении мощности на 4 порядка величины.Таким образом, несмотря на определенную априорность и упрощения,модель тепловых возмущений 1 8 . 6 8 , 6 9 описывает ОГЭ в таком сложном объек-те, как активная среда СО2-лазера, а соотношение (12) может быть полезнымпри определении параметров, характеризующих работу СО2-лазера. Пред-полагается 6 9 , что модель применима и к другим ИК молекулярным лазерам.

Наличие акустического механизма в формировании ОГ сигнала на ИКпереходах молекул подтверждают эксперименты 19> 7 0 . 7 1 , где исследованОГЭ при просвечивании газа на резонансных переходах вне зоны разряда.


Иная модель ОГЭ в СО2-лазере, аналогичная моделям для разрядовв атомарных газах, рассматривалась в 7 2. Считается, что генерация влияетна скорость ступенчатой ионизации через состояние N 2 (В3П). Однако этамодель не объясняет ряда экспериментальных фактов и встречает возраже-ния

73

Отметим, что такая сложная система, как газовый разряд, обладаетразветвленными связями различных параметров. Влияние на один из нихприводит к влиянию и на другие. Акустические эффекты при просвечиванииприсутствуют и в разрядах в атомарных газах 7 4. Однако в атомарных газахэти эффекты являются в первом приближении сопутствующими, а в молеку-лярных — существенной частью механизма ОГЭ.

2.7. О Г Э п р и и з м е н е н и и у с л о в и й р а з р я д а

Существует много наблюдений влияния на величину ОГЭ (А£/) условийразряда. Важный момент — изменение полярности ОГЭ при измененииусловий даже для фиксированного перехода. На рис. 10 показаны зависи-

0,05

_| Рис. 10. Величина AUОГЭ в зависимости оттока в полом катоде для

0,5 itR ' трех длин волн в Ne 7 5

мости ОГЭ от тока разряда (полый катод) в Ne 7 5 для трех длин волн. Напри-мер, ОГЭ, вызванный излучением с X = 603,0 нм, дважды .меняет знак^В 7 5 предлагается качественное объяснение зависимостей на базе, в общем

\ "i о/ л*- и

а

\

<0

^ В

р

- м

-м>0 <0

_р-м

>0 <0

-Н Рис. 11. Схема, поясняю-щая изменения знака ОГ&1

__д при изменении тока раз-

случае, 5-уровневой схемы, что поясняется рис. 11; здесь обозначено М —метастабильный уровень (М), В — высоковозбужденный уровень (В), Р —резонансный уровень (Р), О — основное состояние (О), «+» —граница


AU,MB

ионизации. Сплошные прямые стрелки указывают на процессы ионизациии деионизации при отсутствии облучения. Волнистые — переход под дей-ствием излучения. Штриховые наконечники стрелок — направления изме-нений скоростей процессов под действием излучения. Двойные наконечники—процесс более быстрый.

а) Переход В — В. Ионизация идет быстрее с более высоколежащего-уровня, АС/ < 0.

б) Переход М — В, малый ток разряда. Излучение переводит атомиз метастабильного состояния в возбужденное. Распад В может происходитьпо различным каналам, в том числе минуя М. Возрастание населенности Вне компенсирует ослабления ионизации из М, АС/ > 0.

в) Переход М — В, большой ток разряда. При увеличении тока насы-щается заселенность М, но продолжает возрастать населенность В, так чтоскорость ионизации из В больше, чем из М. Разрушение М и заселение Визлучением в целом увеличивает скоростьионизации, АС/ < 0.

г) Переход Р — В, ток разряда мал. Элек-тронная плотность мала и не обеспечиваетсвязи Р и М. Случай аналогичен а), АС/ < 0.

д) Переход Р — В, электронная плотностьдостаточна для перемешивания Р и М, но ещемала, чтобы обеспечить заметную населенностьВ. Так же, как и в случае б), ослабление иони-зации за счет разрушения Р (а вместе с ним иМ) не компенсируется увеличением ионизациииз В, АС/ > 0.

е) Переход Р — В. Электронная плотностьвелика и обеспечивает не только перемешива-ние Р и М, но и высокую заселенность В. Ситуа-ция та же, что и в случае в), АС/ < 0.

Данная схема объясняет зависимости нарис. 10. Группа уровней конфигурации Ne (Is)состоит из двух метастабильных и двух резо-нансных уровней, причем расстояние междуближайшими парами из трех нижних ~0,05 эВ,что дает предпосылки для перемешиванияX = 576,4 нм всегда приводит к АС/ < 0

-юо-

-3,5 0 3,5 мм

Рис. 12. Величина &U ОГЭ взависимости от положения про-свечивающего лучательно оси полого катода

Давление неона 5 торр

относи-75

их электронами. Переход(случай а). Переход X =

= 588,2 нм соответствует случаю б) при малых токах и случаю в) •— при боль-ших. Переход с X = 603,0 нм по мере увеличения тока приводит к ОГЭ, соот-ветствующему случаям г — е). Наличием профиля электронной плотностиобъясняются и зависимости ОГЭ от положения просвечивающего луча поотношению к оси разряда. Примеры таких зависимостей показаны на рис. 12для линии Ne X = 588,2 нм.

2.8. ОГЭ в р а з р е ж е н н о м г а з е

Недавно обнаружена интересная возможность, связанная с наблюде-нием ОГЭ в разреженном газе 7 в. Пусть квазимонохроматическая волна рас-пространяется по оси z и поглощается на неоднородно-уширенном переходе.С излучением будут взаимодействовать только частицы, имеющие проекциюскорости vz « Q/k, где Q — отстройка от центральной частоты контуралинии, к — волновое число. При £2 = =0 возбужденные частицы приобретутнаправленную скорость vz. При последующей ионизации (например, в ассо-циативном процессе) ионы сохраняют примерно ту же скорость. У электро-нов модуль скорости намного превысит Q.lk и составляющие vx, vy также будутвелики, в силу чего электроны будут уходить на стенки. Ионный ток и опре-делит ОГЭ, причем в отличие, например, от механизмов, описанных в " , 6 8

Г


тормозящими объемными столкновениями можно пренебречь. Простая оценкатока при поглощении газом излучения ~10- 2 Вт дает i = 10~2 g (ампер),где | — вероятность ионизации возбужденного атома. Современные приборырегистрируют ток < 1 0 ~ u А, т. е. ОГЭ можно наблюдать при % ~ 10-12.Реально | значительно больше. Так, для реакции 2Na (Зр) -*- Na£ + eвеличина | , оцениваемая из известных данных (сечение процесса, времяжизни резонансного уровня, объем взаимодействия газа со светом, тепловаяскорость и др.) оказывается ~10~7, i ~ 10"9 А. Эксперимент 7 в с парами Na,в котором были приняты меры для подавления прямого фотоэффекта, про-демонстрировал хорошее согласие с теоретическими оценками, и ОГЭ уве-ренно наблюдался при девиации частоты излучения лазера на красителеотносительно центра одной из D-линий.

С физической точки зрения такой случай интересен тем, что его изучениесвободно от известных трудностей, связанных с построением адекватныхмоделей газового разряда. Ограничения такого подхода по сравнению с раз-рядами связаны с тем, что ОГЭ может наблюдаться, главным образом, припоглощении частицами в основных состояниях.

3. ОПТИЧЕСКИЕ СХЕМЫ ДЛЯ РЕАЛИЗАЦИИОПТСТАЛЬВАНИЧЕСКОГО (ОГ) ЭФФЕКТА

Высокая монохроматичность, интенсивность, поляризация и направлен-ность лазерных лучей позволяют реализовать для ОГ спектроскопии прак-тически все те достоинства, связанные с этими качествами, которые имеютместо и в обычной оптической спектроскопии.

3.1. Р е з о н а н с ы п о г л о щ е н и я в с т р е ч н ы х ф о т о н о в

При одновременном поглощении двух встречных фотонов, суммарнаяэнергия которых равна энергии /ш 0 атомного перехода, возникают узкиерезонансы на линии с допплеровским уширением 7 0. Если проекция скорости

Н I

Рис. 13. Схемы экспериментов по наблюдению узких нелинейных резояансов о помощьюОГЭ.

а —^Поглощение встречных фотонов (TOGS), б — Насыщенное поглощение (IMOGS). в — Поляриза-ционные резонансы (POLINEX). 1 — перестраиваемый лазер; 2 — разряд (или другой объект); з —дисковый модулятор; з' — поляризационный модулятор; 4, 4' — отражающие и полупрозрачные зер-на; s — источник питания; в — сопротивление; 7 — регистрирующая аппаратура; S — конденса-

^ ~: тор; 9 — высоковольтный усилитель; 10 — четвертьволновая пластинка; 11 — поляризатор

атома'на ось распространения фотонов Z равна vz, то атом воспринимаетчастоту со встречных волн как % = со + kvz й со2 = со — kvz соответствен-но. В условие резонанса со0 = сох + «2 = 2ей скорость атома не входит,


т. е. достигается компенсация допплеровского уширения для всего ан-самбля атомов. Ширина резонанса определяется однородным уширениемперехода.

Резонанс обычно регистрируется по сигналу флуоресценции. В плазме,однако, такие наблюдения затруднены собственной флуоресценцией. В 8 0

для детектирования резонансов предложено использовать ОГЭ в тлеющемразряде, а в 81, 8 2 — в термоионном диоде. Такой метод часто называютTOGS (от сокращения (англ) «двухфотонная ОГ спектроскопия»). Блок-схема эксперимента приведена на рис. 13, а. Свет от перестраиваемого лазе-ра 1 просвечивает разряд (это может быть и другой объект) и отражаетсяот зеркала 4, создавая в разряде стоячую волну. Регистрация ОГ спектрастандартна.

3.2. Р е з о н а н с ы н а с ы щ е н н о г о п о г л о щ е н и я

Образование узких нелинейных резонансов в допплеровски-уширенномконтуре широко применяется в спектроскопии сверхвысокого разрешения " .Регистрация однородно уширенной компоненты обычно проводится по погло-щению пробной волны при совпадении ее частоты в системе координат, свя-занной с атомом, с частотой накачки. Возможны измерения по резонансууменьшения лазерной мощности при сканировании частоты в пределах кон-тура усиления либо по резонансу увеличения мощности при сканированииконтура резонансно-поглощающей ячейки (обращенный провал).

Впервые нелинейный резонанс с помощью ОГЭ наблюдался на пере-ходе Ne (2р4 — 4d3)

2 1. Новый метод бездопплеровской спектроскопии насы-щения на основе ОГЭ (IMOGS — интермодуляционная ОГ спектроскопия)предложен в 8 3. Схема эксперимента 8 3 приведена на рис. 13, б. В диске моду-лятора имеются отверстия, соответствующие частотам fx и /2 модуляциилазерных лучей w и w . Одновременно с двумя лучами могут взаимодей-ствовать только частицы, которые дают вклад (в пределах однородной шири-ны) в центр допплеровского контура. Это происходит с частотой модуляции/i ± /21 являющейся опорной для синхронного детектора. На этой частотеи ведется регистрация спектра. В отличие от TOGS, при IMOGS не весьансамбль атомов в поглощающем состоянии участвует в формировании ОГЭ.К механизму ионизации в разряде, однако, в отличие от случая ОГЭ в газе(см. раздел 2.8), требование сохранения скорости частицы при превращениивозбужденного атома в ион не выдвигается. Направленное движение зарядовформируется внешним полем.

Анализ 8 3 показывает, что чувствительность ОГ регистрации в спектро-скопии насыщенного поглощения примерно в 102 раз выше, чем при изме-рениях изменения интенсивности пробного луча.

3.3. П о л я р и з а ц и о н н а я О Г с п е к т р о с к о п и я

В последнее время хорошо зарекомендовали себя варианты ОГ спектро-скопии, в которых существенным образом используется то обстоятельство,что излучение, взаимодействующее с газом или плазмой, является поляри-зованным. При этом в основе механизмов формирования ОГ сигналов лежаттакие эффекты, как оптическая ориентация и выстраивание атомов или моле-кул, а также пересечение уровней при наложении на разряд внешнего маг-нитного поля.

Рассмотрим сначала способ поляризационного интермодуляционного воз-буждения — POLINEX 8 4, который, помимо ОГ, может сочетаться и с флуо-ресцентной спектроскопией, и с оптоакустическим детектированием. В отли-чие от IMOGS, в данном случае модулируются поляризационные характе-ристики одного либо обоих лучей от частотно-перестраиваемого лазера,также идущих навстречу друг другу внутри газового разряда.

7 УФН, т. 148, вып. 3


Типичная схема эксперимента изображена на рис. 13, в. В поляриза-ционном модуляторе может использоваться ячейка Поккельса либо другиеустройства, причем частота модуляции (обычно ~ 1 кГц) совпадает с частотойопорного сигнала для синхронного усилителя, который входит в блок детек-тирования ОГ сигнала. Взаимодействующие в объекте лучи могут иметькруговую, линейную или эллиптическую поляризацию.

Появление узкого ОГ резонанса в методе POLINEX можно понять из-простых качественных соображений. При взаимодействии светового квантарезонансной частоты с отдельным атомом в случае, если свет поляризован,момент импульса фотона передается атому, что приводит к изменению состав-ляющей магнитного момента последнего на направление распространения

света (ориентация, выстраивание).Иными словами, происходит пере-распределение населенностей магнит-ных подуровней атома в основномсостоянии, а это в силу известныхправил отбора для поглощения кван-та вызывает изменение прозрачностигаза или плазмы для лазерного'

•J— ' • ' ' ' тпттгма 85 86

-20 -10 О 10 ?д uv/Гц пучка . .J a ' Модулируя поляризацию хотя

бы одного из встречных пучков, мытем самым периодически изменяемстепень ориентации ансамбля атомов(молекул), а значит, и населенность,возбужденного состояния, что по-рождает ОГ сигнал как реакцию наразность коэффициентов поглощениясреды. Как и в методе IMOGS^ этотсигнал приобретает нелинейный суб-

22К

-2,0 1.0 2,0 UV,rru,

Рис. 14. Результаты ОГ регистрации суб- допплеровский характер (узкий пик)/ . _ . -» -»«шчлттттт T i f ТЖ f* DO-~допплеровских спектров неона (переход

l s 5 — 2р2, Я = 588,2 нм) в ВЧ разряде 8 7 .а — Метод POLINEX. б — Метод IMOGS

за счет выделения встречными све-товыми пучками из всего ансамбляатомов или молекул только тех час-тиц, которые имеют практически

нулевую проекцию скорости на направление просвечивания. Достоин-ством POLINEX является то, что в нем выгодно используется процессстолкновительной деполяризации, который в большинстве других методоввысокого разрешения является паразитным эффектом. Атомы, которые пристолкновениях меняют проекцию скорости на ось квантования (последняяобычно совпадает с направлением лучей), больше не участвуют в формиро-вании сигнала и не дают вклада в «пьедестал», над которым возвышаетсяполезный сигнал. Кроме того, метод информативен не только к концентра-циям частиц, но и к угловым моментам уровней, между которыми происходитоптический переход, а также к параметрам релаксации светоиндуцированноиориентации и выстраивания 87~89.

В работах 8 4, 87, 9 0 возможности метода POLINEX экспериментальноизучались с помощью тлеющего и ВЧ разрядов, а также разряда с полым^катодом. ОГ регистрация узких нелинейных резонансов, полученных на переходах Не 23Р - 33D (к = 587,5 нм), Ne ls e - 2р2 (X =588,2 нм), Ne l s 5 - 2р4.(к = 594,5 нм), Ne ls 2 - 2 P l (X = 585,2 нм), Си 3d l o4p 2P ] / 2 - 3<P4s2D3/2_(X = 578,2 нм), подтвердила большие достоинства метода. Особенно перепективным представляется использование ВЧ разрядов 9 0, которые примени-тельно к методу POLINEX обеспечивают высокие отношения сигнал/шумв условиях практически полностью исключенного «пьедестала». Преимуще-ства поляризационной модуляции перед амплитудной видны на рис. 14.Сходные результаты несколько позже были получены в 9 \ где отмечаются,.


в частности, возможности метода применительно к мало изученной проблемесверхтонкой структуры у атомов с незаполненной d-оболочкой (пример —молибден). В 9 1 описана достаточно универсальная установка, позволяющаяреализовать различные варианты нелинейной субдопплеровской спектроско-пии как с флуоресцентной, так и с оптогальванической регистрацией сиг-налов.

Коснемся теперь кратко возможностей ОГ спектроскопии с пересече-нием уровней. В последнее время было обнаружено несколько способов ОГрегистрации эффектов пересечения. Во-первых, как показано в 88i 9 2, суще-ствует зависимость скорости ударной ионизации возбужденных атомов отстепени выстраивания. Авторы 9 3 осуществили экспериментальную проверкуэтой зависимости, помещая газоразрядные неоновые лампы и термоионныедиоды во внешнее магнитное поле порядка 0,1 Тл. Хотя проверка в 9 3 теоре-тических представлений, развитых в 89> 92, была косвенной (регистрировалсяфазовый сдвиг я- и а-компонент при различных значениях магнитного поля),есть основания говорить о подтверждении предсказанных эффектов.

Во-вторых, проявления вырождения состояний непосредственно чере;.их населенности также могут вполне успешно исследоваться ОГ методом.

Рис. 15. Различные слу-чаи снятия и восстанов-ления вырождения уров-

ня с J-Q = 1.о — г 4 Т З < AvM. б — Г ГLAB"< A v H < r A B -

г в

п/2

.п/2

вПри этом интенсивность излучения должна быть близкой к насыщающей.Соответствующие теоретические аспекты рассмотрены в 9 4. 9 5. Мы не будемздесь касаться достаточно тривиального случая, когда величина зееманов-ского расщепления AvH подуровней становится сравнимой с допплеровскойполушириной и расстройка резонанса приводит к естественному уменьшениюпоглощения лазерного пучка. Интереснее ситуация, когда внешнее магнит-ное поле сравнительно невелико, так что AVH оказывается порядка обрат-ного времени релаксации когерентности 2ГА В, а затем, последовательноуменьшаясь, приводит к случаю чисто вырожденной системы (рис. 15). Рас-смотрим в рамках наглядной модели 9 6 переход между уровнями А и Вс полными угловыми моментами / А = 0 и / в = 1, причем излучение будемсчитать линейно поляризованным нормально к направлению магнитногополя Н, расщепляющего верхний уровень на три магнитных подуровнятев=0, ± 1 . Столкновительной релаксацией между подуровнями прене-брежем. Сопоставим три случая: a) AVH > ГАв, излучение взаимодействуетс двумя различающимися по скоростям группами атомов, и в условиях насы-щения населенность для / в равна п/2 -(- п/2 = п; б) Г А В > AvH> Г в

(Гв— однородная ширина верхнего уровня), излучение взаимодействуетс одной группой из п атомов, выравнены населенности подуровней т А = 0и тв = + 1 , тв = — 1 , так что суммарная насыщенная населенность / в

равна и/3 -4- п!Ъ =- 2п/'5\ в) ДУН = 0, имеет место когерентная суперпозициясостояний, так что а+- и о "-переходы воспринимаются как один л-переход,а населенность / в , очевидно, равна п/2. Таким образом, при сканированиимагнитного поля изменение заселенности верхнего уровня должно описы-ваться сверткой двух лоренцианов с ширинами Г А В и Гв. В типичных слу-чаях Г А В составляет примерно 1 % от допплеровской ширины; Г в еще напорядок уже. В описанной упрощенной модели относительная величина этих

7 *

492 в, н. очкин, н. г. ПРЕОБРАЖЕНСКИЙ И ДР.

резонансов, очевидно, равна: S1 = In — (2п1Ъ)]1п =0,33 и S, = [(2п/3) —- (и/2)]/(2п/3) = 0,25.

При более детальном рассмотрении нужно учитывать возможность столк-новительного перемешивания между подуровнями тв, неполное насыщениена крыльях профиля, пленение излучения, влияние оптической накачки наподуровни, непосредственно не взаимодействующие с излучением, и т. п.Все эти вопросы еще ждут анализа; заметим лишь, что методам учета пле-нения при линейном эффекте Ханле посвящены работы 9 7.

Как показано в 9 4-9 6, основные следствия из теоретического описанияформы О Г сигнала в условиях магнитного сканирования подтверждаютсяэкспериментом. В 96 описана серия исследований пересечения уровней атомовкак в нулевых, так и ненулевых полях, выполненных методами ОГ спектро-скопии. Объектом служил разряд низкого давления в Ne или Аг с дополни-тельным электродом, обеспечивающим распыление атомов (Zr, Y). К достоин-ствам: (метода авторы относят возможность определения малых значенийконстант сверхтонкого взаимодействия (величина и знак) и измерений атом-ных характеристик на очень слабых переходах, что недоступно традиционнымспособам! оптического детектирования. Кроме того, в ОГ методах несколькоослабляются требования к частотной стабилизации лазера и технике ска-нирования.

В 9 5 приводятся интересные данные, касающиеся многократно обсуж-давшегося в литературе механизма повышения мощности генерации Аг+-и Кг+-лазеров непрерывного действия при наложении аксиального магнит-ного поля. Дается нетрадиционное объяснение нарастанию мощности в от-дельных линиях, связываемое не с изменением электронной плотности (обыч-ная трактовка), а с нелинейным эффектом Ханле.

3.4. М н о г о к в а н т о в о е и с т у п е н ч а т о е в о з б у ж д е н и я

При большой мощности излучения вклад в ОГЭ может давать многофотонное возбуждение. Это может быть наиболее существенным для частицс высоким пбтенциалом ионизации. Такой механизм наблюдался, например,в пламени 9 8. Вероятность процесса зависит, в частности, от близости реаль-ного и промежуточного виртуального уровней. Так, регистрация двухфотон-ного эффекта при поглощении на уровнях Не (23S) требует значительно боль-ших мощностей, чем при поглощении на уровнях конфигурации Ne(3s).В гелии энергетический интервал между реальным и виртуальным уров-нями в 102 раза" больше, чем в неоне, что ослабляет вероятность процессапримерно в 104 раз.

В сильных световых полях возможна многофотонная ионизация (МФИ).МФИ, детектируемая по изменению проводимости плазмы, наблюдалась,например, при регистрации атомов О и Н 20> " и в 5 8 при регистрации РОи N0.

Применение двух лазеров для ступенчатого возбуждения через реаль-яый уровень требует значительно меньших мощностей 54> 10°. 1 0 1 . Одновре-менное просвечивание на двух резонансных переходах с общим уровнемможет приводить к значительному увеличению ОГЭ по сравнению со слу-чаями просвечивания на любой из этих частот отдельно (двойной резонанс).

В табл. I сопоставлены чувствительности и пределы обнаружения рядаэлементов в воздушно-водородном пламени при одно- и двухступенчатойсхемах loio. Чувствительность измеряется в единицах изменения тока на однучастицу в окружении 109 частиц растворителя (нА/ppb), предел обнаруженияD — в частицах на 109 частиц растворителя. Лазеры на длинах волн Я и К2

работают в импульсном режиме с энергиями в импульсе Qx и Q2. Et — энер-гия ионизации, Ео — энергия состояния исходного для возбуждения из со-лояния Ег излучением с длиной волны Ац, Е2 — энергия состояния, возбуж-даемого из состояния Е1 излучением с длиной волны А.2. Увеличение чув-


Та б л и ц а IУвеличение чувствительности при двухступенчатом возбуждении

Элемент

Еи см-1

Ео, см- 1

%•!, НМ

Ех, см" 1

<?!, МКДЖSi, нА/ppbD, ppb

Си

62 31711203510,6

30 784150

ю-5

106

Fe

63 7007 377

364,834 782

1804-Ю-з2-Ю3

Na

414490

589,016 973

261,56

Элемент

Х2, нмEit см" 1

Q2, мкДж5 1 + 2 , нА/ppbD, ppb

^1+2

S i

Си

453,152 849

1100,016

500

1600

Fe

538,353 353

170,07100

18

Na

568,834 549

5610000,04

690

ствительности при двухступенчатом возбуждении ~10—103. В 102> 1 0 3 акцен-тируется внимание на частотной селективности двойного ОГ резонанса, чтосущественно для исследований сложных спектров. В этих же работах рас-смотрены различные варианты метода, в том числе когда общим являетсяверхний или нижний уровни. Рассмотрен случай, когда два оптических пере-хода имеют близкие по энергиям состояния, связанные столкновительнымобменом. Такая модификация может быть полезна для изучения релакса-ционных процессов. В 10* исследован резонанс ОГЭ при одновременном про-свечивании плазмы лазером и микроволновым излучением (оптически-микроволновый резонанс).

3.5. У с л о в и я п р о с в е ч и в а н и я и . л о к а л и з а ц и й О Г Э

При наблюдении ОГЭ в неоднородном объекте возникает задача нахож-дения вклада различных зон. Очевидно решение в двумерном случае, когдав различных сечениях (х, у), нормальных к выбранному направлению Z,важнейшие характеристики сохраняются. Перемещая луч параллельно Z,можно непосредственно зондировать объект. Такое сканирование прово-дилось, например, в

4 34 75 (см. рис. 12).В общем, трехмерном случае определенные результаты дает фокусировка

лазерного пучка, что применялось, например, в 1 о 5. Однако пространственноеразрешение при этом невелико, и трудно гарантировать отсутствие вкладанесфокусированной части луча.

Значительно лучшие результаты достигаются при двухфотонном воз-буждении в скрещенных лазерных пучках. Так, при определении концен-трации атомов Н в пламени 1Ов возбуждение линии La осуществлялось двумяпучками света с длинами волн К1 = 224 нм и %2 = 266 нм. Один из пучков(Я, или Х2) ответствен и за завершение процесса ионизации с возбужден-ного уровня. Появляется также возможность независимо контролироватьпроцессы возбуждения и ионизации, поскольку скорость одного зависитот произведения, а другого •— от суммы интенсивностей пучков.

Методы субдопплеровской спектроскопии с пересечением лучей (правда,обычно под малым углом) могут обеспечить сравнительно неплохую локали-зацию ОГЭ ". Это же, видимо, справедливо и при ОГ регистрации вырожде-ния уровней; в частности, возможно выделение участков плазмы при пере-мещении во внешнем неоднородном магнитном поле.

Отметим, наконец, возможность перехода от интегрального (по лучампросвечивания) ОГЭ к локальному при преобразовании Радона на основесовременных методов вычислительной томографии107, 1 0 8. Возможно при-менение принципов атомно-спектральной томографии 1 0 9, когда набор лучейограничен (по техническим причинам), но недостающая информация попол-няется за счет частотного сканирования.

494 в, н. очкин, н. г. ПРЕОБРАЖЕНСКИЙ И ДР.

4. НЕКОТОРЫЕ ПРИМЕНЕНИЯ ОПТОГАЛЬВАНИЧЕСКОГО ЭФФЕКТА

4.1. А т о м н а я ОГ с п е к т р о с к о п и я

ОГ спектры исследованы для большого числа элементов, указанных ни-З

4 7же. основу взяты данные

47

дополненные нами:

HLi

Na

К

(1, 5)(3, 5)(3-6)

(3-5)

Be

MgCa

(4)(4, 5)(3-5)

ВAlSc

(5)(5)(5)

Cu (3, 5)Rb (4, 5)Ag (5)

Sr (1-3)Cd (5)

Cs (1, 2, 4, 5) Ba (1, 3-5) La (3)Au (5) Hg (1) Tl (5)Sm (3) Eu (3, 4) Tu (5)

Не (1, 3)О (5) Ne (1, 3)

Аг (1, 3)Ti (5), Сг (5) Мп (3, 5),V (5) Fe (5),

Со (3-5),Ni (5)

Ga (3-5) Кг (1, 2)Y (3, 5) Zr (3) Mo (3)In (3) Sn (5) Xe (2)

Pb (5) Bi (5)Yb (3, 4) U (3) Lu (5)

?ZS,

Номера в скобках указывают объекты, в которых исследовался ОГЭ: 1 —разрядная трубка с постоянным током, 2 — ВЧ разряд, 3 — полый катод,4 — термодиод, 5 — пламя, 6 — разреженный газ.

Помимо прикладных аспектов (диагностика, анализ и т. д.), ОГЭ нашелприменение для исследования атомных структур. Высокая чувствительность

метода определяет направ-ленность этих работ — спек-троскопия возбужденных со-стояний, малых примесей,ионов, переходов с малымивероятностями и т. д., когдаобычные абсорбционные иэмиссионные измерения за-труднены из-за малости отно-шения сигнал/шум. Огра-ничимся отдельными приме-рами.

В 1 0 1 исследуется спектрсостояний Ва в области5,2—7 эВ. Идентифициро-

ваны и определены энергии для 636 новых уровней с главным квантовымчислом до п = 45, с / = 0—5, причем для уровней с га ^ 25 разрешенатонкая структура. Исследованы спектры ридберговских состояний щелоч-ных металлов. Определены энергии уровней и изотопические сдвиги 3 9. 40> 4 1 Кив-па, 6,7]^ lu, 8oj jj из) us, i33Qs ii6_ Обнаружена существенно немонотон-ная зависимость величины квантового дефекта от п для серии nDj цезия П 6 .Изотопическое смещение в стронции 38> 86Sr исследовано для нейтральногои для ионизованного атомов 1 1 7.

Характерное для ОГЭ высокое отношение сигнал/шум даже дляочень слабых переходов предлагается использовать в перспективе вэкспериментах по обнаружению нарушения четности при переходеCs(6s - 7s) 2 0.

В 118, 1 1 9 исследован ОГ спектр урана в полом катоде. Несмотря на малоесодержание 2 3 5U (~0,3%), уверенно регистрируются его спектры. ОГЭ на-

F,G,H

Рис. 16. ОГ спектр урана ш .Буквами отмечены компоненты СТС 2 "U

ОПТОГАЛЬВАНИЧЕСКИЙ ЭФФЕКТ 4 9 5

блюдается и на переходах UII. На рис. 16 приведен спектр урана в области591,5 нм, где разрешены компоненты сверхтонкой структуры (СТС) и изото-пическое смещение 2 3 5U — 2 3 8 U.

С увеличением главного квантового числа проявляются эффекты воз-мущения уровней при взаимодействии состояний, сходящихся к различнымионизационным пределам. Измерения для большой последовательностиуровней позволяют сопоставить данные с существующими теориями. Так,в 1 2 0 отмечается несоответствие экспериментальных данных для Ва резуль-татам многоканальной теории квантового дефекта. Возмущение состоянийсильно сказывается на характере СТС. Измерения проводятся, главнымобразом, с разрешением, не ограниченным допплеровским уширением, опре-деляются константы СТС и перемешивания состояний (первые исследованияСТС перехода 3Не(23р — 33D) ОГ методом выполнены в 8 3 ) . Для высокихуровней по мере их сближения возникают взаимодействия компонент мульти-плетов с различными главными квантовыми числами, но с одинаковыми зна-чениями полного углового момента («-перемешивание). Эффект становитсязаметным при п ^ 100 и экспериментально зарегистрирован по ОГ спектруSr 6 в (регистрируются уровни с п ^ 160). В 121> 1 2 2 исследуется диамагнитноеповедение ридберговских состояний во внешних полях, когда сила Лоренца,.действующая на внешний электрон, становится сравнимой с кулоновской•силой взаимодействия электрона с атомным остовом.

О некоторых применениях ОГЭ в поляризационной спектроскопии ужеховорилось выше.

4.2. М о л е к у л я р н а я ОГ с п е к т р о с к о п и я

Хотя большинство публикаций посвящено исследованиям атомных спек-тров, появилось уже значительное число работ по изучению молекулярныхОГ спектров. Основным направлениям этих исследований посвящены недав-ние обзоры22. 1 2 3. В табл. II суммированы и дополнены результаты22. 1 2 3.Как и в атомной спектроскопии, достоинства О Г регистрации спектров моле-кул проявляются на переходах с малой оптической плотностью. Ограничимсянесколькими примерами.

Характерны исследования 15 структуры полос поглощения радикаловНСО на переходах, заканчивающихся в состоянии предиссоциации. Ширинылиний дают информацию о вероятности предиссоциации. При этом метод•оптического поглощения неприменим из-за малой плотности радикалов. Пооценкам 1 5, чувствительность ОГ метода примерно в 105 раз выше оптическогоабсорбционного. Так как НСО имеет предиссоциативное первое возбужден-ное состояние, применение метода лазерной флуоресценции затруднено.Оптикоакустическое детектирование также затруднено из-за малой плот-/ности и разрядных шумов.

В Nj ОГ методом впервые идентифицированы полосы систем b l 2J —— а a 2 g 1 0 3 и c^Su — а a Sg 4 5. получены спектры полос Ледбеттера сЩ и —— a n 2 g без допплеровского уширения.

Примеры ОГ спектров в ИК области, полученные с помощью диодныхлазеров, см. на рис. 8. В 1 0 4 для записи спектров NH 3 использовался N2O-лазер, перестраиваемый в надпороговой зоне усиления выделенного колеба-тельно-вращательного перехода. Высокая мощность генерации (~1,5 Вт)позволяет сравнительно просто получать контур линий NH 3 без допплеров-ского уширения в режиме насыщенного поглощения. В 1 0 4 используетсяметод двойного оптически-микроволнового резонанса, когда частота СВЧсоответствует переходу между состояниями инверсионного удвоения. Однакодостигаемое за счет резонанса изменение величины ОГЭ при сканированиичастоты микроволнового излучения мало из-за эффективного столкнови-тельного обмена между уровнями даже при низких плотностях газа.


Таблица II

Молекулы

Cs2

In 2 , Yb2,CsKr, CsAr,

С8гКг

LaO, YO,

ecuN 2

H 2

I 2

CO

N H 2

NO 2

HCO

CNNH 3

He2

CO2

D2O, H2CO,SO2, H 2 S,

H a O 2

Щ

CO+NOPO

Исследования

Спектраль-ная область,

ни

620—650

390—660

360—630

563—615

598

585—605595—615

573—610

520—630

575—610532

640—660550

570—615

596—605

580—610570—600

6200580—620

643—6829500

9500580—630

11250—9200585—588

9300—10800

9700—9100

390

490270—317302—334

Литература

ц

124-128

129

130

46

45, 131103

130

132, 133

134

133, 13513«

1S7

130

22

131

11, 130,13119

15

22

104

1В

131

70

22

«8, 138-140

70

34

34

58

58

молекулярных ОГ спектров

Примечания

Диод. Первые наблюдения молекулярных ОГ(* ТЛ^ТС TTI/1R

Диод. Электронные переходы эксимеров и экси-плексов. Гибридные резонансы возбужденияатомов через промежуточные диссоциативныесостояния молекул

Пламя. Идентификация новых переходов.

Разряд постоянного тока. 1+-система и полосыЛедбеттера (с4'Ч1—а*12)

Разрешение без'допплеровского ограничения, ВЧТ1ЯЧТ1СТТТ '

ВЧ разряд. Идентификация новых полосПолый катод. Двойной оптический резонанс.

Идентификация новых полосРазряд постоянного тока. Идентификация но-

вых переходов между состояниями 2р3П и со-стояниями вблизи границы диссоциации

Слаботочный разряд постоянного тока. В—X-полосы. Пространственное разрешение. Спек-тральное разрешение ограничено допплеров-ским уширением

Спектры среднего разрешенияДиод. Определение энергии сродства электронаD 3 Д—А3П-полосыКолебательно-вращательные генерационные пе-

реходы в активной среде С О-лазераРазряд постоянного тока. Первые наблюдения

свободных радикаловРазрешение, ограниченное допплеровским уши-

рением. Разряд постоянного токаВЧ разрядРазряд постоянного тока. ВЧ разряд

Диодный ИК лазер. Разряд постоянного токаВЧ разряд в СН3СО. Исследование скоростей

предиссоциацииА—Х-полосы.Разряд постоянного тока, полый катод, ВЧ

разряд. N2O-na3ep. Разрешение без доппле-ровского ограничения. Двойной оптически-микроволновый резонанс

Диодный ИК лазер. Разряд постоянного токаВЧ • разрядВЧ разряд, СО2-лазер с дискретной перестройкойРидберговские переходыКолебательно-вращательные переходы в актив-

ной среде СО2-лазераВЧ разряд. СО2-лазер с дискретной перестрой-

кой. Идентификация переходов, поиски пере-ходов для лазеров дальней ИК области соптической накачкой

(0,0)-полосы перехода Х 22 — В 22. Первые наблю-дения ОГ спектров молекулярных ионов.

(0,0)-полоса перехода Х22 — А2ППламя. Многофотонная ионизацияТо же


4.3. Д е т е к т и р о в а н и е и з л у ч е н и я

Первое, по-видимому, предложение об использовании разрядной ячейкикак детектора резонансного излучения было сделано и экспериментальноподтверждено на примере ИК линии гелия К = 2058,1 нм 1 4 1. В этой жеработе высказывалось предложение об ОГ детектировании линий Hg. Болеепоздние эксперименты 1 4 2 показали, что селективность такого способа детек-тирования высока (~0,1 см"1). Если, например, в качестве детектора исполь-зуется полый катод, заполненный Не4, то излучение лампы, наполненнойНе3, практически не регистрируется. Используя высокое отношение сиг-нал/шум, характерное для ОГЭ, и селективность, авторы 52> 1 4 3 применилигазоразрядную ячейку для регистрации поглощения излучения в методевнутрирезонансной лазерной спектроскопии. Эксперименты показали, чтотакой детектор дает выигрыш около порядка величины по пределу обнару-жения по сравнению с ФЭУ.

4.4. С т а б и л и з а ц и я ч а с т о т ы л а з е р о в ,к а л и б р о в к а д л и н в о л н

При активной стабилизации частота генерации лазера «привязывается»к некоторому реперу. Сигнал в систему обратной связи (АПЧ) поступаетс фотоприемника. В непрерывных газовых лазерах это обычно осуществляет-ся по центру контура усиления самого лазерного перехода. Сигнал ошибкидля системы АПЧ вырабатывается при модуляции длины резонатора. ОГЭпозволяет отказаться от фотоприемников, активная среда играет и рольдетектора. Такая схема была реализована впервые в 1 3 8 для стабилизациичастоты генерации газоразрядного СО2-лазера по центру контура усиления.Характерные изменения напряжения на разрядной трубке, связанные с поиско-вым сигналом, в условиях 1 3 8 составляли ~10 В, или .~0,25% полногонапряжения. Усовершенствованная электронная схема стабилизации часто-ты генерации СО2-лазера с помощью ОГЭ описана в 1 3 9. Оптимизация условийпозволила в 8 реализовать долговременную частотную нестабильность~5-10~9. Если в в8> 138> 1 3 9 исследовались лазеры с небольшими давлениямигаза в активной среде (10—30 торр), то в 14° стабилизировалась частота вол-новодного СО2-лазера с давлением в активной среде 180 Торр. При этомчувствительность ОГЭ достаточна для обеспечения нестабильности частоты~ 1 МГц (относительная нестабильность ~10~8). Судя по результатам раз-личных авторов, применение ОГЭ приводит, по порядку величины, к тем жезначениям нестабильностей, что и при использовании фотоприемников.Об исследованиях по стабилизации частоты Не — Ne-лазера с помощью СГЭсм., например, 1 4 4. 1 4 5.

ОГЭ для частотной стабилизации газовых лазеров используется не толь-ко в лабораторных, но уже и в коммерческих лазерах 1 4 6, в том числе в оте-чественном СО2-лазере ЛГ-74. При такой схеме стабилизации сам контурусиления генерационного перехода играет роль частотного дискриминатора.Для обострения дискриминатора в лазерах с неоднородно уширенным пере-ходом может быть использован лэмбовский провал или обращенный провалв резонансно поглощающей ячейке в резонаторе 7 9. Может применятьсяи внерезонаторная разрядная ячейка 1 4 7. Такие ячейки используются и длястабилизации и измерения частоты генерации широкополосных лазеров накрасителях 148-15«. Поисковый сигнал вырабатывается при сканированииугла наклона внутрирезонаторного эталона, а сигнал ошибки вырабатываетсяобычным образом на синхронном детекторе. Характерные сигналы на входев синхронный детектор 5—100 мВ при мощностях генерации 0,1—0,2 Вт.Стабилизация в этом случае происходит на дискретных частотах из зоныперестройки. В 1 4 8 использовались линии неона (588,2 нм), натрия (589 нми 616,1 нм) и бария (553,5 нм). Нестабильность длины волны при этом неболее 10~5 нм (относительная нестабильность частоты—2• 10~8). Ввиду мно-


гочисленности резонансных линий поглощения в полых катодах, в интерес-ном для лазеров на красителях диапазоне длин волн такой подход весьмаперспективен. Отмечается 20, что стабилизация осуществима даже на линиях

-с очень слабым поглощением.В 1 5 1 обсуждался вопрос о спектральной калибровке и определении

ширины линии излучения перестраиваемых лазеров. Для ОГ стабилизациии измерения длины волны лазера удобен разряд с полым катодом с линиямиурана 1 5 2 в ИК, видимой и УФ областях. Автоматизированная система кали-бровки по 25 линиям в области 580—800 нм с помощью неоновой лампы опи-сана в 1 5 3.

В 1 5 4 указывается на полезность калибровок по ОГ спектрам радикаловв разряде, в частности, для контроля состава атмосферы. Один из возможныхпутей развития метода ОГ стабилизации и калибровки лазерной частотысостоит в использовании внерезонаторных разрядных ячеек в магнитномполе. Это дает возможности контролируемого перемещения частотного репе-ра и выработки сигнала ошибки системы АПЧ без паразитной модуляцииизлучения при сканировании положения элементов лазерного резонатора.

4.5. И с с л е д о в а н и е э л е м е н т а р н ы х п р о ц е с с о в

Само обнаружение ОГЭ в разряде, как упоминалось, было связанос исследованием процессов пеннинговской ионизации 6 и процессов типаА* + А -*• А | + е, А* + А -»- А\ -*• А+ + А~. Их изучение продолжаетсяи до последнего времени (см., например, 1 8 5 ) .

g lss, i357 156-158 методом, близким по своей сущности к ОГ спектро-скопии, проводятся исследования процессов в электрвотрицательнбгх' газахРегистрируемый электрический сигнал возникает под действием излученияСО2-лазера или при резонансном комбинационном рассеянии света твердо-тельного лазера и лазера на красителе и объясняется тем, что скоростьдиссоциативного захвата электрона зависит от степени колебательного воз-буждения молекулы. Исследованы молекулы SF6, CC12F2, 12. В eo- 1 5 8 иссле-дуется образование отрицательных ионов при столкновениях оптическивозбужденных атомов Na(4d) с молекулами О2, SFe, CH3Br, CC12F2 и опре-делены константы скоростей. Анализ данных позволяет 6 0 сделать выводо применимости теории Ландау— Зинера неадиабатических переходов в си-стеме молекулярных термов.

Действенным оказывается ОГ метод при исследовании двухфотоннойдиссоциации 1 2 4- 1 2 8. Вначале происходит возбуждение молекулы в отталки-вательное или предиссоциативное состояние, а затем фотовозбуждение атомав ридберговское состояние, из которого он ионизуется при тепловых столк-новениях. Если даже молекула имеет широкую полосу возбуждения, торезультирующий ОГЭ носит резонансный характер (гибридные резонансы).Это позволяет, в частности, исследовать селективность заселения состоянийатомов при диссоциации.

В 1 5 9 ОГЭ используется для исследования поглощения при лазерно-индуцированных столкновениях с диполь-дипольным взаимодействием, при-водящих к перераспределению частиц по уровням:

Ва (6s2 'So) + Ва (6s2 % ) + hv (339,4 нм) -»- Ва (6р Ф4) + Ва (5d JD2),

Ва (6s2 »S0) + Не (2s »So) + Av (615,1 нм) -*• He (2p ф 0 ) + Ва (5d *D2),

причем последняя реакция наблюдалась впервые. Предполагается приме-нить этот метод и для исследования мультипольных взаимодействий, много-фотонных процессов и взаимодействий с переносом заряда при столкновенияхв световом поле.

Бездопплеровская ОГ спектроскопия позволяет с высокой точностьюисследовать ударное уширение и сдвиги линий (см., например, 1 6 0 ) . Изме-рены вероятности столкновительной ионизации из ридберговских состояний


атомов ш . Можно также упомянуть об исследованияхреакций частиц с ориентированными спиновыми моментамискоростей колебательной релаксации молекул 1 в з, энергиифотоотрыве электронов 1 6 4 и др.

ОГЭ, определениисродства при

с помощью162

4.6. К о л и ч е с т в е н н а я с п е к т р о с к о п и яи д и а г н о с т и к а п л а з м ы

Существующие на сегодня данные свидетельствуют о том, что, вообщеговоря, оптические абсорбционные и ОГ спектры не подобны друг другу(см., например, рис. 2, б и 1 6 5 ) . Это связано с тем, что ОГЭ зависит не толькоот количества поглощенного света, но и от механизма изменения проводимо-сти объекта с участием верхнего уровня перехода. Из этих качественныхсоображений можно ожидать, что подобие оптиче-ских и ОГ линейчатых спектров должно наблю-даться для переходов с общим верхним уров-нем, либо когда верхние уровни находятся вблизких условиях. Последнему условию отве-чают, например, молекулярные спектры с их тон-кой вращательной структурой. Система враща-тельных уровней в широких пределах вращатель-ных квантовых чисел, как правило, компакт-на и эффективно «перемешивается» столкновения-ми, что в обычной спектроскопии используетсядля определения температуры газа. Систематиче-ски эти возможности пока не исследованы. Ука-жем на измерения 3 4 интенсивностей во враща-тельной структуре ОГ спектров Njj (B2E, v' == 0—>-Х22, v = 0) в затрудненном разряде. На-блюдалось чередование 2 : 1 интенсивностей вра-щательных линий в соответствии с ядерным спи-ном. Совокупности линий для ионов с одинако-вой ориентацией ядерных спинов имеют интен-сивности, соответствующие больцмановскому рас-пределению по вращательным уровням. ВеличиныОГ сигналов пропорциональны интенсивностямпросвечивающего излучения. Это определенносвидетельствует о возможностях количественныхисследований неравновесной плазмы по линейча-тым ОГ спектрам.

Самостоятельный раздел количественной спектроскопии и диагностикиплазмы представляет исследование контуров линий. Такие исследованиявыполнялись уже в первых публикациях по ОГ спектроскопии с помощьюлазера 17> 2 1. В разделе 2.3 отмечалось, что из простой двухуровневой моделипри малых поглощениях в ВЧ разряде следует пропорциональность оптиче-ских и ОГ контуров линий. Для двухуровневого атома из уравнений (2) —(5) также можно получить условие пропорциональности. В ряде работ этоподтверждается экспериментально и используется, в частности, для измере-ний температуры газа по допплеровскому уширению (например, 75> 1 в в ) .Интересны исследования 3 4, где определяются допплеровские ОГ профилилиний молекулярных ионов с неизотропными распределениями по скоро-стям. По-видимому, такие работы могут иметь развитие в направлении опре-деления полей скорости частиц в различных объектах путем решений обрат-ной задачи, где исходным является допплеровский контур негауссовой,вообще говоря, формы, как это делается в эмиссионной спектроскопии 1 6 7 .Наряду с этим существуют данные 1 в 5, свидетельствующие о существенныхискажениях ОГ контуров. На рис. 17 приведены профили линии неона Я, =

- 4 4 -S ГГц

Рис. 17. ОГ контуры линиинеона, переход l s 2 — 2 p l t

X = 585,2 нм в полом ка-тоде 165

Давление 3 торр, ток (мА) = 20(1), 100 (2), 300 (3), 400 (4) и

450 (5)


= 585,2 нм при различных токах в полом катоде. При токах менее 100 мАконтуры, записанные как абсорбционным методом, так и ОГ методом, совпа-дают (асимметрия при малых токах связана с изотопическим сдвигом). Помере увеличения тока вид ОГ контура резко видоизменяется. Меняетсяполярность, возникает структура. Аналогичные эффекты наблюдались и в ^для ИК области. В 1 6 5 отмечено, что нарушения наблюдаются, когда погло-щение света плазмой сравнительно велико (>20%). При больших оптиче-ских плотностях излучение на частотах крыльев линий эффективно взаимо-действует с плазмой на всем пути луча, а излучение на частоте центра пере-хода приводит кОГЭ, вызываемому в большей мере в зоне входа луча. В неод-нородной плазме результирующий контур не может быть получен простым

- /5

Ш

- 5

ГЩ

и

S

Б

3

I '&*>а / о

J », JV „<?

1\\ 1А 94 кА к% ?

г

\

\о VО 1о 1

°\

ПЛЛ.

•-* ?*

Рис. 18. Контуры линий неона.Сплошные линии — оптическое поглощение, гначки — ОГ сигнал, а — Полый катод, переход is 6 —— 2р8, % = 597,5 нм, ток 50 мА, давление 3 торр. б — Индикаторная неоновая лампочка, о-компоненты

перехода l s s — 2р4, % = 594,4 им, магнитное поле 1600 Гс

усреднением по зонам. При малых оптических плотностях соответствиерезультатов по поглощению и по ОГ регистрации удовлетворительное. Нарис. 18 приведены контуры спектральных линий неона 1 6 5. В случае а погло-щение перехода l s s — 2р5 менее 3%. Ток разряда в полом катоде — 50 мА,давление — 3 торр. Случай б соответствует поглощению на зеемановскиха-компонентах перехода l s s — 2р4 в индикаторной лампе. Магнитное поле1600 Гс, ток 10 мА, поглощение в центре 12%. Совпадение абсорбционныхи ОГ контуров удовлетворительное. Некоторые различия, по-видимому, свя-заны с малым отношением сигнал/шум в абсорбционных измерениях.

Таким образом, имеющийся к настоящему времени опыт показывает,что в ряде случаев ОГЭ может успешно использоваться для количественныхизмерений и диагностики плазмы. Наиболее обоснованными на данном этапепредставляются приложения, связанные с регистрацией контуров линийпри малых оптических плотностях.

4.7. А н а л и з с о с т а в а в е щ е с т в а

Предложение об использовании ОГЭ в аналитических целях высказановпервые в 1 6 8 . С учетом высокой чувствительности метода такое применениепредставляется вполне естественным.

Соотношение возможностей ОГ метода и абсорбционной спектроскопииили иных, в том числе лазерных (индуцированная лазером флуоресценция,лазерное оптико-акустическое детектирование) оптических методов, методовкомбинационного рассеяния или ЭПР, селективных по энергетическим состоя-ниям атомов или молекул, вряд ли может быть универсальным. Оно зависитот механизма ОГЭ, типа перехода и объекта, в котором он проявляется, схемыреализации ОГЭ. Поэтому на данном этапе целесообразно ориентироватьсяна практически достигнутые результаты.


Исследования 4 3 полых катодов с Na, U, Eu, Zr показывают, что флуктуа-ции тока в цепи питания полого катода отработанной конструкции соответ-ствуют статистическим шумам. Это устанавливает обнаружительную спо-собность ОГ регистрации ~ 10е см~3 (или—'102 см~3 в метастабильных состоя-ниях) для указанных элементов, что и достигается практически. В 1 6 9 в раз-ряде в полом катоде наблюдался ОГЭ, и записаны спектры поглощения ионовВа+ и Еи+.

Большинство работ по анализу ОГ методом выполнено с помощью пла-мен. Это связано с экспрессностью, простотой, воспроизводимостью резуль-татов. Отработанные методики ввода вещества в пламя позволяют проводитьнадежные калибровки и практически снимают обсуждавшиеся в предыдущемразделе трудности, связанные с количественными измерениями в неравно-весных объектах. В табл. III приведены пределы обнаружения для ряда

Таблица IIIПределы обнаружения в пламени

Элемент

A g .

AlАиBaBiСаCdСоСгСгCsСиСиFeFeGaGaInКLiLiLiLuMgMnNaNaNiPbPbBbScSnSnSrTlTiTu

Длинаволны ОГЭ,

ни

328,1309,3242,8307,2306,8300,7228,8252,1298,6301,8455,5282,4324,8298,4302,1287,4294,4303,9404,4610,4639,3670,8308,2285,2279,5285,3589,0300,2280,2283,3420,2301,9284,0286,3460,7291,8295,6297,3

or

10,110,220,10,10,08220,004

100100

420,070,10,0060,10,0120,40,0010,20,10,020,050,010,080,60,090,10,20,320,40,09

600200

Пределы обнаружения

АБ

1

2050

1

2

1

450

30

110,10,80,8

510

20

20

эм

2

120 000

0,1

2

0,1

510

0,4

0,020,02510,1

20100

100

20

I, НГ/МЛ

ФЛН

0,1

520

5

0,5

8

10100

0,11

310

50

8

ф л л

4

83

0,08

1

1

300,9

0,2

0,50,50,20,40,1

213

4

элементов ОГ методом и пределы, достигнутые другими методами. Данныезаимствованы, в основном, из 1 7 2- 1 75. д л я методов приняты обозначения:ОГ г- оптогальванический, АБ — абсорбционный, ЭМ — эмиссионный,


ФЛН — флуоресцентный с использованием цекогерентных источников света,.ФЛЛ — флуоресцентный с применением лазеров. Типичные пределы обнару-жения 10-3—102 нг/мл. В ряде случаев, например, для РЬ, переходы междувозбужденными состояниями дают более низкие пределы обнаружения, чемпереходы из основного состояния. Во многих случаях пределы обнаруженияОГ методом заметно ниже, чем другими методами, а линейность по концен-трации обеспечивается в пределах 104—105 и более. По оценкам 1 7 3 пределобнаружения, связанный с электрическими шумами в пламени, ~10 5 см~3.Для Li он достигнут.

Развитие этого метода анализа идет по пути оптимизации схем возбуж-дения, регистрации и геометрии объекта. Изучается влияние конфигурацииэлектродов, скорости течения и состава газа, сопоставляются способы реги-страции — по полному падению напряжения, по потенциалу зонда, по СВЧпоглощению. Разработан аналитический прибор m для работы с элементамив области 217—700 нм и динамическим диапазоном не менее 104.

5. ЗАКЛЮЧЕНИЕ

Имеющий уже давнюю историю оптогальванический эффект в плазмеи газе переживает второе рождение после первых же работ по использованиюлазеров для его наблюдения. Бурный рост интереса и числа публикацийна эту тему уже в короткое время привели к тому, что ОГ метод становитсяновым фундаментальным методом исследования плазменных сред. Исполь-зуется ОГЭ и для активного влияния на свойства объектов, как, например,стабилизация частоты и мощности лазеров или на не обсуждавшиеся вышепредложения по охлаждению плазмы 3 0 и разделению изотопов (см., напри-мер, 13> 176> 1 7 7 ) . ОГЭ стал предметом обсуждения специальных конференций.По широте аспектов и приложений ОГЭ в плазме и газе может быть, пожалуй,сравним с фотоэлектрической спектроскопией примесей в полупроводни-ках 1 7 8 и другими хорошо известными применениями фотопроводимости твер-дых тел 1 7 9. В рамках данного обзора, однако, не было возможности провестиподробное сопоставление этих физически родственных ситуаций.

Важное достоинство метода ОГ регистрации — высокая чувствитель-ность и селективность к квантовым состояниям частиц. Поэтому практикаисследований и применений ОГЭ, в том числе для исследований элементар-ных процессов, диагностики, структуры атомов и молекул и др. будет,несомненно, расширяться. Во многих случаях ОГ метод может использо-ваться в комбинации с традиционными методами. Потенциальные возмож-ности ОГ методов вряд ли близки к насыщению. Вместе с тем, вопрос о чув-ствительности ОГ метода и о предельных соотношениях сигнал/шум в срав-нении с методами прямых абсорбционных измерений, лазерно-индуцирован-ной флуоресценции, оптико-акустических измерений и др. заслуживает болеедетального и тщательного анализа. Общие соображения в этом направлениибыли высказаны в 2 2, причем подчеркивалось преимущество ОГ метода. Одна-ко ограничения метода, связанные с шумами, изучены недостаточно и лишьдля некоторых частных случаев разрядов в полом катоде 4 3 и некоторых ре-жимов положительного столба тлеющего разряда 18°- 1 8 1.

Уместно подчеркнуть, что описанные в этом обзоре методы ОГ спектро-скопии в целом ряде случаев тесно смыкаются с другими, несколько отлич-ными по экспериментальному решению методами исследования, интенсивноразвиваемыми в последние годы. Среди них, в первую очередь, можно назватьобладающие уникальными возможностями методы многоступенчатой фото-ионизационной спектроскопии, позволяющие детектировать единичные ато-мы и молекулы 1 8 2 - 1 8 4 . Сюда же следует, видимо, отнести и уже упоминав-шиеся методы eoi 13Si 135> 157> 1 5 8 с прямой регистрацией ионов.

Довольно простая в своей основе природа эффекта сочетается со слож-ным и разветвленным механизмом формирования особенностей ОГ сигнала,.

ОПТОГАЛЬВАНИЧЕСКИЙ ЭФФЕКТ 5 0 3 '

особенно в неравновесных условиях. Количественное описание оказываетсяпока возможным лишь для некоторых простейших случаев и объектов. Тре-буются дальнейшие экспериментальные исследования и развитие теорети-ческих моделей явления, что, несомненно, приведет к появлению новыхи развитию уже наметившихся возможностей.

Авторы приносят благодарность В. С. Воробьеву, Е. А. Юкову иЮ. Я. Кузякову за полезные обсуждения, а также Ю. Б. Удалову и.С. Н. Цхаю за помощь в подборе библиографии.

Физический институт им. П. Н. ЛебедеваАН СССР

Институт теоретической и прикладной механикиСО АН СССР, Новосибирск

ВЦ СО АН СССР, Красноярск

СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ

1. Аналитическая лазерная спектроскопия /Под ред. Н. Оменетто.— М.: Мир, 1982:.2. R o c k n e y В. Н., С о о 1 Т.А., G r a n t E. R.— Chem. Phys. Lett., 1982, v. 87,

p. 141.3. M a 11 а г d W. G., M i 1 1 e r J. H., S m у t h K. C — J. Chem. Phys., 1982, v. 76,.

p . 3483.4. З а й ц е в Н . К . , Ш а п а р е в Н. Я. Препринты И Ф СО АН СССР№№ 207—209Ф.—

Красноярск, 1982.5. F о о t e P. D., М о h 1 е г F. L.— Phys. Rev., 1925, v. 26, p. 195.6. P e n n i n g F. M.— Physica, 1928, v. 8, p. 137.7. К e n t у С — Phys. Rev., 1950, v. 80, p. 95.8. M e i s s n e г К. W., M i 11 e г W. F. — Ibidem, 1953, v. 92, p. 896.9. И о н и х Ю. 3., П е н к и н Н. П., С а м с о н А. В.— Вестн. ЛГУ. Сер. физ.,

хим., 1976, № 4, вып. 1, с. 51.10. С о 1 1 i n s С. В., J о h n s о п В. W., P o p e s c u D., M u s a G., P a s с u M. L.,

Р о р е s с u I . — Phys. Rev. Ser. A, 1973, v. 8, p. 2197.11. P o p e s c u D., P a s с u M. L., C o l l i n s С. В., J о h n s о n B. W., P o p e s -

c u I . — Ibidem, p. 1666.12. G r e e n R. В., K e l l e r R. A . , L u t h e r G. G . , S h e n k P . K . , T r a v i s J . C . —

Appl. Phys. Lett., 1976, v. 29, p. 727; J. Am. Chem. Soc, 1976, v. 68, p. 1517.13. В г i d j e s W. В.— JOSA, 1978, v. 68, p. 352.14. 3 а и ц е в Н. К., Ш а п а р е в Н. Я. Авторское свидетельство № 678948 (СССР,

1977) — Бюлл. изобретений, 1981, № 29, с. 283.15. V a s u d e v R., Z а г е R. N.— J. Chem. Phys., 1982, v. 76, p. 5267.16. A 1 - С h a 1 a b i S. A. M., S t e w a r t R. S., I l l i n g v o r t h R., R u d -

d o c k I. S.— J. Phys. Ser. D, 1983, v. 16, p. 115.17. J а с k s о n D. J., А г i m о n d о E., L a w l e r J . E., H a n s h T. W.—Opt

Commun., 1980, v. 33, p. 51.18. W e b s t e r R. C , M e n s i e s R. Т.— J. Chem. Phys., 1983, v. 78, 2121.19. G o l d s m y t h J . E. M.—Ibidem, p. 1610.20. R о e s h L. Ph.— Opt. Commun., 1983, v. 44, p. 259.21. J о h n s t о n T. F . — Laser Focus, 1978, v. 14, p. 58.22. W e b s t e г R. С , R e t t n e г С. Т.— Ibidem, 1983, v. 19, p. 41.23. G о 1 d s m у t h J. E. M., L a w l e r J . E — Contemp. Phys., 1981, v. 22, p. 23524. W e b s t e r R. C.— Rev. Sci. Instr., 1983, v. 54, p. 1454.25. Г р а н о в с к и й В. Л. Электрический ток в газе.—М.: Наука, 1971.26. Р е р р е г D. М.— IEEE J. Quantum Electron., 1978, v. 11, 971.27. M a e d a M., N o m i y a m a Y., M i у a z о е Y.— Opt. Commun., 1981, v. 39

p. 64.28. L a w l e r J. E.— Phys. Rev. Ser. A, 1980, v. A22, p. 1025.29. D о u g h t у D. К., L a w 1 e г J. E.— Ibidem, Ser. A, 1983, v. 28, p. 773.30. Ш а п а р е в Н. Я. , З а й ц е в Н. К., П у ш к а р е в В. А. Препринт ИФ им.

Л. В. Киренского АН СССР № 274Ф.— Красноярск, 1984.31. Э н г е л ь А. Ионизованные газы.— М.: ИЛ, 1959, с. 244.32. D о u g h t у D. К., L a w l e r J. E.—Appl. Phys. Lett., 1983, v. 42, p. 234.33. Z a l e w s k i E. F., K e l l e r R. A., E n g e l m a n R.— J. Chem. Phys 1979

v. 70, p. 1015.34. W a 1 k u p R., D r e u f u s R. W., A v o u r i s P h . — P h v s . Rev. Lett 1983

v. 50, p. 1846.35. E r e z G., L a v i S., M i г о n E.— IEEE J. Quantum Electron., 1979, v. 15, p. 1328.36. S h u k e r R., B e n - A m a r A., E r e z G.— Opt. Commun., 1982, v. 42, p. 1982:

J. de Phys., 1983, t. 44, p. C7-35.


37. B e n - A m a r A., F r e z G., S h u k e r R . — J . Appl . P h y s . , 1983, v. 54, p . 3688.38. D г е z e C , D e m e г s Y. , G a g n e J . M . — J . O p t . Soc. Amer., 1982, v . 72, p . 912.39. G a g n e J . M., D e m e r s Y. , P i a n a r o s a P . , D r e z e C — J . de P h v s . ,

1983, t . 44, p . C7-355.40. К e 1 1 e г R. A., W а г n e г В. E. , Z a 1 e w s k i E . F . , D y e r P . , E n g 1 e-

3 m a n R. J r . , P a l m e r B . A . — I b i d e m , p . C7-23.4 1 . S m у t h K . C , K e l l e r R. А., С г i m E. F . — Chem. P h y s . L e t t . , 1978, v. 55,

p . 473.bpei . , .

43. К e 11 e r R. A., Z a 1 e w s k i E. F . — Ibidem., 1980, v. 19, p . 3301.

42. К о p e i k a N. S.— Appl. Opt., 1982, v. 21, p . 3989.

44. S t a n c i u l e s c u C , B o b u l e s c u R., S u r m e i a n A., P о p e s с u D.,P o p e s c u I., C o l l i n s С. В.— Appl. Phys. Lett., 1980, v. 37, p. 888.

45. S u z u k i Т., К a k i m о t о М.— J. Mol. Spectr., 1982, v. 93, p . 423.46. S u z u k i Т.— Opt. Commun., 1981, v. 38, p. 364.47. C a m u s P . — J. de Phys., 1983, t. 44, p . C7-87.48. B u l y s h e v A. E . , P r e o b r a z h e n s k y N. G.— In: XII SPIG-84: Contributed

Papers.— Sibenik, Yougoslavia, 1984, p . 481.49. Б у л ы ш е в А. Е., П р е о б р а ж е н с к и й Н. Г.— ДАН СССР, 1985, т. 279,

с. 1357.50. H e n r i k s e n В. В., K e e f e r D. R., С 1 а г k s о п М. Н . — J . Appl. Phys.,

1971, v. 42, p. 5460.51. N i р р о 11 М. A., G г е е n R. В.— Appl. Opt., 1981, v. 20, p. 3206.52. Z a 1 e w s к i E . F . , K e l l e r R. A., A p e 1 С. Т.— Ibidem, p . 1584.53. Н О В О Д В О Р С К И Е О. А.—Механизмы ионизации и формирования опте»галь-

ванического сигнала в пламени при воздействии резонансного излучения; Авторе-ферат канд. диссертации.—М.: МГУ, 1984.

54. G о п с h a k о v A. S., Z о г о v N. В., K u z y a k o v Yu. Ya., M a t v e e v О. I . —Anal. Lett., 1979, v. 12, p . 1037; Ж. аналит. хим., 1982, т. 37, с. 520.

55. S с h е п к Р. К., Т г a v i s J . С , Т и г к G. С — J. de Phys., 1983, t . 44, p . C7-75;Progr. Anal. Atom. Spectr., 1984, v. 7, p. 241.

56. B e r t h o u d Th., D r i n N., L i p i n s k y J., C a m u s P . — J. de Phys., 1983,t . 44, p . C4-67.

57. B e r g l i n d Т., C a s p a r s s o n L.— Ibidem, p. 329.58. S m у t h K. C , M a 11 a r d W. G.— J . Chem. Phys., 1982, v. 77, p. 1779.59. H о в о д в о р с к и й О. А., 3 о р о в Н. В., К у з я к о в Ю. Я., П а л и в о-

д а А. П.— В кн.: Тезисы докладов XIX Всесоюзного съезда по спектроскопии.—Томск, 1983, т. 5, с. 17.

60. В е t е г о v I . М., F a t е е v N. N . — J. de Phys., 1983, t . 44, p . C7-487.61. H e r t z G . — Z s . Phys., 1923, Bd. 18, S. 307.62. К i n g d о п К. Н . - Phys. Rev., 1923, v. 21, p . 408.63. P о p e s с u D., P о p e s с u I., R i с h t e r J . — Zs. Phys., 1969, Bd. 226, p. 160.64. С м и р н о в Б . М. Возбужденные атомы.— M.: Энергоиздат, 1982.65. H a r v e y К. С — Rev. Sci. Instr., 1981, v. 52, p . 104.66. B e i g a n g R., T i m m e r m a n A.— J . de Phys., 1983, t . 44, p. C7-137.67. N i e m a x K., L o r e n z e n C. J . — Opt. Commun., 1983, v. 44, p . 165.68. M о f f a t S., S m i t h A. L. S.— Ibidem, 1981, v. 37, p. 119.69. M о f f a t S., S m i t h A. L. S.— J. Phys. Ser. D, 1984, v. 17, p. 59.70. M u n с h a u s e n R. E., M а у R. D., H i 11 G. W . — Opt. Commun., 1984, v. 48,

p. 317.71. 3 а й ц е в Н. К., Ш а п а р е в Н. Я.— Ж Т Ф , 1985, т. 55, с. 210.72. N o w i c k i R., P i e n k o w s k i J . — J . Phys. Ser. D, 1982, v. 15, p . 1165.73. S m i t h A. L. S., M o f f a t S.— Ibidem, 1984, v. 17, p . 71.74. A r i m о n d о E., D i V i t o M. G., I n g u s с i о М.— J . de Phys. , 1983, t . 44,

p . C7-267.75. V a n V e l d h u i s e n E. M. The Hollow Cathode Glow Discharge Analyzed by

Optogalvanic and Other Studies: Thesis .— Eindhoven, 1983.76. А т у т о в С. Н. , Е р м о л а е в И. М., Ш а л а г и н А. М . — П и с ь м а ЖЭТФ,

1984, т. 40, с. 374.77. Г е л ь м у х а н о в Ф. X., Ш а л а г и н А. М . — К в а н т , электрон., 1981, т. 8,

с. 590.78. П а р х о м е н к о А. И., П р о к о п ь е в В. Е.— Опт. и спектр., 1982, т. 53,

с. 1000.79. Л е т о х о в В. С., Ч е б о т а е в В. П. Принципы нелинейной лазерной спектро-

скопии.— М.: Наука, 1975.80. G o l d s m y t h J . E . M., F e r g u s o n A. I . , L a w 1 е г J . E . , S h a w l o w A. L.—

Opt. Lett . , 1979, v. 4, p . 230.8 1 . L о r e n z e n С J . , W e b e r K. H., N i e m a x K . — Opt. Commun., 1980, v . 33,

p . 271.82. N i e m a x K.— Acta Phys. Pol . Ser. A, 1982, v. 61, p . 517.83. L a w l e r J . E . , F e r g u s o n A. I . , G o l d s m y t h J . E . M . , J a c k s o n D . J . ,

S h a w 1 о w A. L.— Phys . Rev. Lett . , 1979, v. 42, p . 1046.


Si. H a n s с h Т. W., L y o n s D. R., S c h a w l o w A. L. et al.— Opt. Commun1981, v. 38, p. 47.

85. W i e m a n C , H a n s с h T. W.— Phys. Rev. Lett., 1976, v. 36, p . 117086. T e e t s R. E., К о w a 1 s k i F. V., H i 11 W. T. et al .— Proc. SPIE, 1977, v. 113

p. 80. '87. D a b k i e w i c z Ph., H a n s с h T. W . — O p t . Commun., 1981, v. 38 D 35188. J u l i e n L., P i n a r d M.— J . Phys. Ser. B, 1982, v. 15, p. 2881. '89. P i n а г d M., J u l i e n L.— J . de Phys., 1983, t . 44, p . C7-129.90. L y o n s D. R., S с h a w 1 о w A. L., Y a n G. Y.— Opt. Commun., 1981, v. 38,

p. 35.91. B e l f r a g e Ch., G r a f s t r o m P., K r o l l S . , S v a n b e r g S.— J . de Phvs

1983, t. 44, p. C7-169. У '92. S e г i e s G. W.— Comm. At. and Mol. Phys., 1981, v. 10, p. 199.93. P e n d r i l l L. R., P e t t e r s s o n M., O s t e r b e r g U.— J . de Phys., 1983,

t. 44, p . C7-489.d J. N . — J . Phys. Ser. B, 1983, v. 16, p. 2

95. S t r u m i a F . — J . de Phys., 1983, t . 44, p . C7-117.94. D o " d c f j r N . - J . Phys. Ser. B, 1983, y. 16, p. 2721.

96. H a n n a f о r d P., G о u'g h D. S., S e r i e s G. W.— Ibidem., p . C7-10797. Ч а й к а М. П.— Опт. и спектр., 1975, т. 39, с. 1015; 1976, т. 40, с. 628.

П р е о б р а ж е н с к и й Н. Г., С у в о р о в А. Е. Эффект Ханле в полупрозрач-ном газе: Препринт ИТПМ СО АН СССР № 2-78.— Новосибирск, 1978.

98. T u r k G. С , Т г a v i s J . С , D е V о е J . R., O'H a v e r Т. С — Analvt Chem1979, v. 51, p . 1890.

99. G о 1 d s m у t h J . E. M.— Opt. Lett., 1982, v. 7, p . 437.100. T u r k G. C , M a 11 a r d W. G., S с h e n k P. K., S m у t h К. С — Analvt

Chem., 1979, v. 51, p. 2408. * '101. C a m u s P., D i e u l i n M., H i m d l y A. E., A y m a r M.— Phys. Scrinta

1983, v. 27, p . 125. F '102. V i d a 1 С R.— Opt. Lett., 1980, v. 5, p . 158.103. M i y a z a k i K., S c h e i n g r a b e r H., V i d a l С R.— Phys. Rev Ser A

1983, v. 28, p. 2229.104. H a m e a u C , W a s c a t J., D a n g o i s s e D., G l o r i e u x P . — Opt Com-

mun., 1984, v. 49, p . 423. V '105. B r u n k e r S. A., H a y d o n S. C — J . de Phys., 1983, t . 44, p . C7-55106. G o l d s m y t h J. E. M.—Ibidem, p. C7-87.107. Б у л ы ш е в А. Е., П р е о б р а ж е н с к и й Н. Г.— В кн.: Всесоюзный сим-

позиум по вычислительной томографии.— Новосибирск: ВЦ; ИТПМ СО АН СССР19оо, С. 1и.

108. П и к а л о в В . В. , П р е о б р а ж е н с к и й Н . Г . — У Ф Н , 1983, т . 141 с 469109. П и к а л о в В. В., П р е о б р а ж е н с к и й Н . Г .— И з в . А Н СССР. Сер <Ьиз

1984, т. 48, с. 1289. ' F' * '110. L o r e n z e n С. J . , N i e m a x К . , P e n d r i l l L. R . — O p t . Commun. 1980

v . o9, p . <£71.111 . N i e m a x K. , P e n d r i l l L . R.— J . P h y s . Ser . B , 1980, v . 13 p 461112. P e n d r i l l L. R. , N i e m a x K . — I b i d e m , 1982, v . 15, p . 147.113. L o r e n z e n С J . , N i e m a x K . — P h y s . Scr ipta, 1983, v . 27, p . 300.114. L o r e n z e n С J . , N i e m a x K . — J . P h y s . Ser. B, 1982, v . 15 p 139115. N i e m a x K . — Appl . P h y s . Ser. B, 1983, v . 32, p . 59. '116. L o r e n z e n С J . , N i e m a x K . — Zs. P h y s . K l . A, 1983, Bd. 311 S 249117. L o r e n z e n С J . , N i e m a x K . — O p t . Commun., 1982, v . 43, p . 26 '118. K e l l e r R. A., E n g 1 e m a n R., Z a l e w s k i E . F . — J O S A , 1979, v . 69

p . 738.119. P i a n а г о s a P . , D e m e r s Y. , G a g n e J . M . — J . O p t . Soc. Amer 1984

v. 1, p . 704. •' '120. R i n n e b e r g H . , N e u k a m m e r J . — J . de P h y s . , 1983, t . 44 p C7-177121. P e n e n t F . , C h a r d o n n e t C , D e l a n d e D . , В i г k b e n V

G a y J . C — I b i d e m , p . C7-193. * г а в е n * . ,122. L e m o i g n e J . P . , G r a n d i n J . P . , H u s s o n X . , K u c a l H . — I b i d e m ,

123. C o l l i n s С. В . — I b i d e m , p . C7-395.124. C o l l i n s С. В., С u г г у S. M., J о h n s о n В. W., M i г z a M. Y., С h e 1-

l e c h m a l z a d e n M. A . . A n d e r s o n J . A . , P o p e s c u D Р о п е ч г п ТP h y s . Rev . Ser. A, 1976, v . 14, p . 1662. ' P C U l ' ~

125. M i ~ " '126. M127. C h i

v. 19, p . 2270.128. C o l l i n s С. В. , L e e F . W. , G o l b a n i H . , D a v a n l o o F V i c h a r e l -

1 i P . A., P о p e s с u D . , P о p e s с u I . — J . Chem. P h y s . , 1981, v 85129. S c h e n k P . K., M a 1 1 а г d W . G . , T r a v i s J . C , S m у t h К С - ' ]

P h y s . , 1978, v. 69, p . 5147. У J

8 УФН, т. 148, вып. 3

bys. Rev. Ser. A, 1976, v. 14, p. 1662. " ' *i г z a M. Y., D u 1 e у W. W.— Proc. Roy. Soc. Ser. A, 1978, v 364 n 2«i r z a M. Y., D u 1 e у W. W — Opt. Commun., 1979, v. 28 p 179

P"

W ^ C%% » b a d e h M . A . , C o l l i n s C : B . - ' РЬуТ LyJ%r. A , 1979,


130. F e l d m a n D.— Opt. Commun., 1979, v. 29, p. 67.131. S u z u k i Т.—Ibidem., 1981, v. 38, p. 364.132. R e 11 и е г С. Т., W e b s t e г С. R., Z а г e R. N . — J . Phys. Chem., 1981, v. 85,.

p. 1105.133. В e t e г о v I. M., F a t e e v N. V.— Opt. Commun., 1982, v. 40, p. 425.134. D e m u y n c k C , D e s t o m b e s J. L.— IEEE J . Quantum. Electron., 1981,

v. 17, p. 575.135. Б е т е р о в И. М., Ф а т е е в Н. В.— Опт. и спектр., 1983, т. 54, с. 978.136. P f a f f J., B e g e m a n n M., S a y k a l l y R. J . — Bull. Am. Phys. Soc, 1982,

v. 27, p. 11.137. W a n g Y u - m i n , G u i Z h e n - x i n g , Z h a n g S h u n - y i.— Chinese-

Phys., 1982, v. 2, p. 799.138. S с о 1 n i с k M. C — IEEE J. Quantum Electr., 1970, v. 6, p. 139.139. S m i t h A. L. S., M о f f a t S.— Opt. Commun., 1979, v. 30, p. 213.140. K a v a y a M. J., M e n s i e s R. Т., O p p e n h e i m U. P . — IEEE J . Quantum

Electron., 1982, v. 18, p . 19.141. B e l l W. E., В 1 о о m A. L.— J . Appl. Phys., 1961, v. 32, p . 906.142. T a m A. C — IEEE Trans. Plasma Sci., 1982, v. 10, p. 252.143. M a t v e e v O. I., Z o r o v N. В., K u z y a k o v Yu. Ya.— Talanta, 1980, v. 27,

p. 907.144. A p o s t o l D., B l a n a r y C — Rev. Roum. Phys., 1982, v. 27, p. 581.145. S a s a k i A., U s i m a r u S., H a y a s h i Т . — J a p a n . J . Appl. Phys., 1984,

v. 24, p. 593.146. Laser Frequency Stabilizer.— Laser Focus, 1983, v. 19, p. 1.47.147. Л о б о в Г. Д., Ш т ы к о в В. В., Б о г а т к и н В. И., д р у г о в Л . В . — Ра-

диотехн. и электрон., 1972, т. 6, о. 1247.148. G r e e n R. В., К е 1 1 е г R. A., L u t h e r G. G., S с h e n к Р. К., T r a v i s

J. С — IEEE J. Qunatum Electron., 1977, v. 13, p. 63.149. Б у р а к о в B.C., Г в о з д е в А. А., М и с а к о в П. Я., Н а у м е н к о П. А.,.

Р а й к о в С. Н.— В кн. ы , т. 1, с. 271.150. H a m e r С. A., S p o o n h o w e r J. P . — Appl. Spectr., 1984, v. 38, p. 212.151. K i n g D. C , S c h e n k P. K., S m y t h К. С , Т г a v i s J . . C — Appl. Opt.

1977, v. 16, p . 2617.152. K e l l e r R. A., E n g 1 e m a n R . E . , P a l m e r B. A.— Ibidem, 1982, v. 21,

p. 1468.153. N e s t o r J . R.— J . de Phys., 1983, t. 44, p. C7-387.154. W e b s t e r С R . ~ Appl. Opt., 1982, v. 21, p. 2298.155. B e n - A m a r A., S h u k e r R., E r e z G.—Appl. Phys. Lett., 1981, v. 38,.

p. 763.156. A v r i l l e r S., S h e r m a n J . P . — Opt. Commun., 1976, v. 19, p . 87.157. Б е т е р о в И. М., Ф а т е е в Н. В.— В кн.: Лазерные системы.— Новосибирск::

ИТФСОАНСССР, 1982, с. 121.158. Б е т е р о в И. М., К у р о ч к и н В. А., Ф а т е е в Н. В.— ЖХФ, 1982, т. 1,.

с. 957.159. W h i t e I . С , F r e e m a n R. R., L i а о P. F-— Opt. Lett., 1980, v. 5, p . 120.160. W e b e r К. H., N i e m a x K . - Zs. Phys. Kl. A, 1982, Bd. 307, S. 13; 1982, Bd.

A309, S. 19.161. N i e m a x K.— Appl. Phys. Ser. B, 1983, v. 32, p. 59.162. Ж и т н и к о в P. A.— В кн.: Тезисы обзорных докладов VI Всесоюзной конфе-

ренции по фиэике низкотемпературной плазмы.— Ленинград, 1983, с. 83.163. S h i m i z u F. О., S a s a k i К., U e d a К . — Japan. J. Appl. Phys., 1983, v. 22,.

p. 1144.164. K l e i n R., M c G i n n i s P., L e o n e R.— Chem. Phys. Lett., 1983, v. 100,

p. 475.165. B a c h o r H. A., M a n s o n P. J., S a n d e m a n R. J . — Opt. Commun., 1982,.

v. 43, p. 337.166. В e h r e n s H. O., Guthohrlein G. H.— J. de Phys., 1983, t. 44, p. C7-149.167. О т о р б а е в Д. К., О ч к и н В. Н., П р е о б р а ж е н с к и й Н. Г., С а в и -

н о в С. Ю., С и д е л ь н и к о в А. И., С о б о л е в Н. Н.— ЖЭТФ, 1981, т. 81,с. 1626.

168. G r e e n R. В., К е 11 е г R: A., S c h e n k P. К., T r a v i s J . С , L u -t h e r G. С , — J. Am. Chem. Soc, 1976, v. 98, p. 1517.

169. S c h e n k P. K., S m у t h K. C — J. Opt. Soc. Am., 1978, v. 68, p. 626.170. V a n D i j k C. A., S e e g e r s P. J . Th., N i e n h u i s G . , A l c e m a d e С Th.

— J . Quantit. Spectr. and Rad. Transfer., 1978, v. 20, p. 55.171. K u z y a k o v Yu. ya . , Z o r o v N. В., C h a p l y g i n V. I., N о v о d v о г—

s k y O. A. — J . de Phys., 1983, t. 44, p. C7-335.172. T u r k G. C , T r a v i s J . C . , D e V o e J . R.—Ibidem, p. C7-301.173. T r a v i s J . C , T u r k G. C , G r e e n R. В — Analyt. Chem., 1982, v. 54, p. 1006..174. B e r t h o u d Th., C a m u s P., D r i n N., S t e h I e J . L.— J . de Phys., 1,983,.

t . 44, p . C7-389.


175. Ч а п л ы г и н В. И. Лазерный атомно-ионизационный метод определения следовкалия, рубидия и цезия при атомизации пробы в пламени: Автореферат канд. дис-сертации.— М.: МГУ, 1984.

176. R u s h п е г М.—Appl. Opt., 1983, v. 22, p. 1970.177. Ш а п а р е в Н. Я . — ЖТФ, 1979, т. 49, с. 2229.178. К о g a n Sh. M., L i f s h i t s T. M.— Phys. Stat. Sol. Ser. a, 1977, v. 29, p. 11.179. Б ь ю б Р. Фотопроводимость твердых тел.— М.: Физматгиз, 1962.180. K o p e i k a N. S., R o s e n b a u m J . — IEEE Trans. Plasma Sci., 1976, v. PS-4,

p. 51.181. K o p e i k a N. S.— Ibidem, 1978, v. PS-6, p. 261.182. Б а л ы к и н В. И., Б е к о в Г. И., Л е т о х о в В. С , М и ш и н В. И.— УФН,

1980, т. 132, с. 293.183. А н т о н о в В. С , Л е т о х о в B.C. , Ш и б а н о в А. Н.— УФН, 1984, т. 142,.

с. 177.184. Л е т о х о в В. С — Природа, 1985, № 2, с. 15.

ОПТОГАЛЬВАНИЧЕСКИЙ ЭФФЕКТ В ПЛАЗМЕ И...

Documents