Физическая энциклопедия Том 4 - Порохов А.М.
Скачать (прямая ссылка):
P1W ft
/\
Чг
распределение заселённостей по скоростям при селективном оптическом возбуждении; jVt Jt — встречные парциальные потоки.
Т. о., излучение способно индуцировать встречные парциальные потоки возбуждённых и невозбуждёиных частиц. В отсутствие столкновений с буферным газом суммарное распределение по скоростям ро(^*) + Pi(^x) остаётся максвелловским. При этом ¦ потоки J1 и /0 полностью компенсируют друг друга, так что газ поглощающих частиц как целое покоится.
Ситуация радикально меняется, как только начинают проявляться столкновения поглощающих частиц с частицами буферного газа. Порождённые излучением встречные потоки j0 и Z1 испытывают торможекие в буферном газе. Силы торможения (внутр. трения) F10 направлены против потоков и пропорциональны им’:
Fi,о= TOVij0Jii0, (3)
где т — масса частицы, Nlj0 — газокинетич. (транспортные) частоты столкновений. В общем случае транспортные характеристики для разных внутр. состояний частицы (основного и возбуждённого) различаются, поэтому N1 yi V0. Вследствие этого различаются и силы торможения потоков j0 н J1, изначально одинаковых по величине. Поэтому становится отличной от нуля результирующая сила F = F0 -f- F1, действующая со стороны буферного газа иа газ поглощающих частиц как целое. Эта сила и приводит к дрейфу поглощающего компонента относительно буферного, в чём и состоит эффект С. д.
Результирующую силу в соответствии с (3) можно представить в виде:
F=^(Nu-N1)J1-V0J], (4)
где j — результирующий поток поглощающих частиц. Поток j формируется в течение времени порядка времени свободного пробега и приобретает значение, определяемое условием F — 0. Представив j в виде j = uN, где и — скорость С. д., N — концентрация поглощающих частиц, из (4) находим
Vq-Vi
V0
(5)
В условиях большого доплеровского уширения и прн редких столкновениях J1 — (Qfk)Nl (N1 — Концентрация возбуждённых частиц), при этом
V0-Vt а ,, ,,,
— "4' Ші= *
W
Параметр Wi характеризует долю возбуждённых частиц. При снятии сделанных ограничений для скорости дрейфа справедливо выражение [7,8]:
Hirb
Г,
Ve
І^ф.
(7)
468
(2)
Здесь ут — иаиб. вероятная тепловая скорость, T1 — константа релаксации возбуждённого уровня, ф — безразмерный фактор, отражающий специфич. (антисимметричную) зависимость скорости дрейфа от отстройки частоты І2. В оптимальных условиях ф достигает значения ~ 1.
Дрейфовое движение кол линеарно волновому вектору и может осуществляться как в направлении распространения излучения, так и в обратном направлении в зависимости от знака Q и знака разности (v0— V1) транспортных частот столкновений. При ?2 — О С. д. отсутствует. Если относит, изменение частоты столкновений при возбуждении достаточно велико (I v0 — V1IZn0 ~ 1), что не является редкостью, по крайней мере, для электронных переходов атомов, то, подбирая эксперим. ус* ловия, можио достичь величины скорости дрейфа, сравнимой с тепловой скоростью.
Важно отметить принципиальную роль буферного газа. Эффект существует только в его среде и проявляется в виде относит, движения газовых компонентов при сохранении импульса газовой системы в целом. Q отсутствие буферного газа, согласно закону сохранения импульса, поглощающий газ обязан оставаться в покое как целое.
Яркой особенностью С. д., отличающей его от др. эффектов воздействия излучения иа движение частиц газа, является то, что для возникновения направленного движения газовых компонентов не обязателен прямой или косвенный обмен импульсом и энергией между излучением и внеш. степенями свободы частиц газа. Особенно отчётливо это видно иа примере сугубо радиационной релаксации возбуждённого состояния поглощающих частиц (что характерно для электронных переходов атомов): поглощённый частицей фотон в результате спонтанного испускания снова возвращается в поле излучения практически без изменения энергии. Т. о., энергия поступат. движения газовых компонентов черпается из тепловой энергии, а действие излучения, выступающего в роли своеобразного «демона» Максвелла, состоит в преобразовании хаотич. (теплового) движения частиц газа в упорядоченное (направленное) движение компонентов смеси. Неизбежное при этом уменьшение энтропии газовой подсистемы компенсируется увеличением энтропии второй подсистемы — излучения: из упорядоченного (направленного) оно преобразуется в изотропно рассеянное излучение в результате спонтанного испускания после акта поглощения.
Благодаря уникальным особенностям С. д. применяется в широких областях физики (неравновесной газовой динамике, физике атомных и молекулярных столкновений. физике твёрдого тела, ядерной физике и др.) и астрофизики (в частности, для объяснения феномена т. н. пекулярных звёзд). Действие С. д. как селективного оптич. насоса оказывается полезным для ряда прикладных задач (разделение изотопов и ядерных изомеров, в особенности короткоживущих, разделение ядерных спиновых модификаций тяжёлых молекул, регистрация микропримесей и т. д.).
JJum.: 1)Гельмуханов Ф. X., Ш а л а г и н А. М., Светоиндуцнрованная диффузия газов, «Письма в ЖЭТФ», 1979, т. 29, с. 773; 2) А н ц ы г и н В. Д. и др.. Светоиндуцированная диффузия паров натрия, там же, 1979, т. 30, с. 262; 3) Панфилов В. Н. и др., Светоиндуцированный дрейф и разделение компонентов смеси 14CHsF -f 11CH8F в поле непрерывного ИК-излучения, там же, 1981, т. 33, с. 52; 4) С к о к Э. М., Щалагин А. М.. Светоиндуцированный дрейф электронов в полупроводниках, там же, 1980, т. 32, с. 201; 5) Д ы х н е А. М. я др., Резонансное возбуждение фототока в полупроводниках, «Доклады АН СССР», 1980, т. 254, с. 599; 6) Кравченко А. Ф. и др., Фотоэдс, индуцированная импульсом фотона при оптических переходах между уровнями Ландау, «Письма В ЖЭТФ» 1983, т. 38, с. 328; 7)Мироненко В. Р., Шала-гин А. М., Светоиндуцированный дрейф многоуровневых систем, «Изв. АН СССР. Сер. физ.», 1981, т. 45, с. 995; 8) Rau-t і a n S. G., Shalagin А. М., Kinetic problems of non-Hne-ar spectroscopy, Amst.— Oxf., 1991. A. M. Шалагин.
