CC BY
14
УДК 539.17
К ВОЗМОЖНОСТИ ПОЛУЧЕНИЯ ИНВЕРСИИ НАСЕЛЕННОСТЕЙ МЕЖДУ ЯДЕРНЫМИ УРОВНЯМИ
А. В. Андреев, Р. А. Чалых
(.кафедра общей физики и волновых процессов) E-mail: [email protected]
Рассмотрена возможная схема получения инверсии населенностей между первым возбужденным и основным состояниями ядра Ge 73, основанная на селекции ядер в первом возбужденном состоянии. Проведено моделирование динамики инверсии в этой схеме и проанализировано влияние параметров системы на инверсию населенностей.
Введение
Возможность получения инверсии населенностей между ядерными уровнями вызывает большой интерес в связи с перспективой создания усилителя или генератора направленного когерентного гамма-излучения. Для достижения инверсии необходимо обеспечить либо накачку ядер в промежуточ-
ное возбужденное состояние, либо селекцию ядер, уже образовавшихся в возбужденном состоянии в результате различных внутриядерных процессов, например, радиоактивного распада. В настоящей работе обсуждается вторая возможность.
Для селекции ядер, находящихся в изомерных возбужденных состояниях, могут быть применены методы лазерного разделения изотопов [1-4], в ко-
торых селективность достигается за счет высокой монохроматичности используемого лазерного излучения. Даже небольшое различие в энергиях атомных уровней разных изотопов одного и того же атома позволяет достичь заметной ионизации одного из изотопов при почти полном отсутствии ионов других изотопов. Поскольку энергии атомных уровней изомерных состояний ядер также немного различаются, то селективная фотоионизация дает возможность осуществлять отбор изомерных состояний ядер, но с меньшей селективностью [1].
В данной работе обсуждается возможность селекции ядер (Зе73 в первом возбужденном состоянии, приводящей к инверсии населенностей между первым возбужденным и основным состояниями. Селекция основана на ионизации атома германия в результате внутренней электронной конверсии при переходе ядра из второго возбужденного состояния в первое. Ядра германия во втором возбужденном состоянии образуются при электронном захвате нестабильного ядра Аб73. Ионы германия с ядром в возбужденном состоянии селектируются с помощью электростатического поля. Предложена возможная схема эксперимента по наблюдению инверсии населенностей, проведено моделирование динамики инверсии в этой схеме.
Предлагаемая схема эксперимента
Можно предложить следующую схему получения инверсии населенностей на уровнях йе73. Ядра йе73 в возбужденном состоянии с энергией 66.73 кэВ образуются при электронном захвате в атомах Аб73. Ядра Аб73 являются нестабильными с периодом полураспада 80.3 дней. Единственный канал распада этого ядра — захват электрона (преимущественно из К-оболочки атома) с превращением в ядро йе73, которое со 100% вероятностью образуется в возбужденном состоянии с энергией 66.73 кэВ. Фрагмент схемы уровней этих ядер приведен на рис. 1, а подробные характеристики возбужденных уровней йе73 приведены в таблице.
Второе возбужденное состояние йе73 является метаетабильным, так как имеет время жизни 0.499 с, что позволяет получить заметную населенность на этом уровне в результате электронного захвата в атомах Аб73. Переход из второго возбужденного состояния йе73 в первое возбужденное происходит главным образом в результате электронной конверсии, поскольку коэффициент конверсии на этом переходе равен «21 = 8.67. Итак, заметное количество
Аэ"
5/2+
9/2
М2
Е2
66.73 кэВ
13.28 кэВ
Рис. 1. Фрагмент схемы уровней рассматриваемых ядер
атомов йе73, ядро которых находится во втором возбужденном состоянии, ионизуется в результате электронной конверсии, при которой ядро переходит в первое возбужденное состояние. Селекцию ионов можно осуществить, прикладывая постоянное электрическое поле, тем самым осуществляется селекция ядер, находящихся в первом возбужденном состоянии.
Долю ядер йе73 во втором возбужденном состоянии в образце, состоящем из Аб73 можно найти из уравнений баланса. В случае равновесия между образованием и распадом ядер германия во втором возбужденном состоянии их доля будет составлять
N2 Т2 — = — и 7 19 N Т
10"
(1)
где Т2 — период полураспада второго возбужденного состояния йе73, а Т — период полураспада Аб73. Такая низкая доля ядер германия практически исключит резонансную перезарядку германия даже при высокой плотности смеси паров мышьяка и германия, так как столкновения двух атомов (ионов) йе73 будут исключительно редки.
Для получения инверсии населенностей между первым возбужденным и основным состояниями ядра йе73 можно предложить следующую схему эксперимента (рис. 2). Атомы мышьяка с небольшой примесью атомов германия испаряются лазерным импульсом с поверхности твердой мишени (обозначена цифрой 1 на рис. 2). Мишень находится в вакууме. Образующийся пучок атомов и ионов (обозначен цифрой 4) проходит через электростатический фильтр — положительно заряженную сетку — с целью устранения ионов из пучка. Интенсивность лазерного импульса должна быть такой, чтобы предотвратить генерацию большого количества ионов во избежание резкого уменьшения инверсии наее-
Характеристики уровней Ое и переходов между ними
Энергия, кэВ Спин и четность Период полураспада Коэффициент конверсии при распаде Мультипольность перехода при распаде
66.73 1/2- 0.499 с 8.67 М2
13.28 5/2+ 2.92 мкс 1120 Е2
0 9/2+ стабильно - -
18 ВМУ, физика, астрономия, №1
мишень из атомов Ав73; 2 — пучок лазерного излучения; 3 — положительно заряженная сетка — фильтр ионов; 4 — пучок атомов, испаренных с поверхности мишени; 5 — отрицательно заряженная проволока
ленностей. Испарение мишени, содержащей мышьяк, можно осуществить также пропусканием коротких импульсов тока. Импульс тока или лазерный импульс должны быть достаточно малой длительности, чтобы обеспечить испарение за малое время, сравнимое с временем жизни первого возбужденного состояния ядер йе73. В противном случае все такие ядра окажутся в основном состоянии и инверсии населенностей не возникнет. На выходе электростатического фильтра будет смесь атомов Аб73 и йе73.
Ядра германия будут находиться главным образом в основном и втором возбужденном состояниях, поскольку время жизни первого возбужденного состояния мало. Доля ядер в первом возбужденном состоянии среди атомов германия во втором возбужденном состоянии будет равна отношению периодов полураспада, которое равно 6 • Ю-7, то есть наличием ядер в первом возбужденном состоянии можно пренебречь. Атомы с ядром в основном состоянии будут оставаться незаряженными и окажутся на холодных стенках камеры.
Атомы германия с ядром во втором возбужденном состоянии будут с большой вероятностью переходить в первое возбужденное состояние путем внутренней электронной конверсии (см. выше обсуждение структуры и характеристик уровней). В результате будут образовываться положительно заряженные ионы германия, которые осаждаются на отрицательно заряженную проволоку. На этой проволоке и будет создаваться инверсия населенностей, так как атомы с ядром в основном состоянии не заряжены и, следовательно, осаждаться на тонкую проволоку не будут.
Горизонтальный и вертикальный размеры части вакуумной камеры от сетки до проволоки в расчетах составляли несколько сантиметров, а радиус проволоки — 0.1 мм. Напряжение между сеткой и проволокой полагалось равным 1000 В, что позволяет избежать газового разряда в камере [5]. Такое напряжение, как показывают расчеты, обеспечивает практически полную селекцию положительных однозарядных ионов при указанных размерах камеры. Впрочем, как будет показано далее, увеличение плотности паров и связанное с этим нарастание час-
тоты столкновений, препятствующих осаждению на проволоку, слабо отражается на инверсии населенностей. Это позволяет, с одной стороны, увеличивать плотность паров и плотность инверсии, а с другой — увеличивать напряжение, если это необходимо, без возникновения газового разряда между сеткой и проволокой.
Результаты моделирования динамики
инверсии населенностей
Постановка задачи моделирования инверсии населенностей такова. С левой стороны прямоугольной камеры падает поток атомов мышьяка и германия, ядра которых находятся во втором возбужденном состоянии. Доля атомов германия определяется соотношением (1). Поскольку период полураспада ядер мышьяка очень велик по сравнению со временем пролета атомом длины камеры, то превращением части ядер мышьяка в германий за время пролета камеры можно пренебречь. Атомы распределены равномерно по левой границе камеры. В центре камеры находится отрицательно заряженная проволока. Распределение по скоростям атомов максвелловское. Атом, находясь в камере, может испытывать столкновения со средней частотой
ГкТ
V = 4\ -пег, (2)
V 7Г т
где п — концентрация атомов, а — сечение упругих столкновений, которое принималось равным Ю-15 см2. Поскольку все атомы и ионы обладают практически одинаковой массой, то столкновение сводится к случайному изменению скорости, так что распределение по скоростям и атомов, и ионов можно считать максвелловским. Если атом или ион в процессе своего движения достигает стенки камеры, то он оседает на нее и расчет его движения прекращается.
За время нахождения в камере атом германия во втором возбужденном состоянии может перейти в первое возбужденное состояние либо путем внутренней конверсии, превратившись в положительно заряженный ион, либо путем радиационного перехода, оставшись нейтральным. Соотношение вероятностей этих процессов равно коэффициенту конверсии (см. таблицу). Далее ион будет двигаться в электростатическом поле проволоки, на движение неионизованно-го атома с ядром в первом возбужденном состоянии проволока влияния не оказывает.
После перехода в первое возбужденное состояние ядро переходит в основное состояние главным образом путем внутренней конверсии, поскольку коэффициент конверсии на этом переходе очень велик (таблица). Этот переход происходит либо во время движения в камере, либо на проволоке, либо на стенках.
На рис. 3-6 представлены результаты моделирования, проведенного при следующих значениях пара-
Время, мкс
Рис. 3. Динамика инверсии населенностей при различной высоте камеры (1, 2 и 3 см)
Время, мкс
Рис. 4. Динамика инверсии населенностей при различной ширине камеры (2 и 3 см)
метров: высота и ширина камеры 1 см, температура атомов 3000 К, длительность испарения 1 мкс, число испаряемых атомов 1016. При таких параметрах атом (ион) испытывает в среднем несколько столкновений за время пролета камеры. Рис. 3 демонстрирует зависимость инверсии населенностей от высоты камеры. При изменении высоты с 1 до 3 см инверсия населенностей отчетливо убывает, что связано с уменьшением вероятности захвата иона полем проволоки из-за увеличения среднего расстояния от иона до проволоки. Рис. 4 иллюстрирует зависимость инверсии населенностей от ширины камеры. Зависимость эта весьма слабая, но с увеличением ширины камеры инверсия населенностей несколько увеличивается. Причиной является увеличение времени пребывания иона в камере, сопровождающееся увеличением количества ядер, переходящих из второго в первое возбужденное состояние за время пролета камеры. Таким образом, проведенные расчеты показывают, что геометрические размеры камеры не оказывают существенного влияния на величину достижимой инверсии населенностей.
Рис. 5 демонстрирует зависимость инверсии населенностей от продолжительности испарения атомов. Реально в данном случае изменяется только
Время, мкс
Рис. 5. Динамика инверсии населенностей при различных временах испарения (4, 5 и 6 мкс)
Время, мкс
Рис. 6. Динамика инверсии населенностей при различном числе испаряемых атомов
плотность пара и частота столкновений, которые с ростом продолжительности испарения уменьшаются. Как видно из графиков, величина максимально достижимой инверсии населенностей практически не зависит от длительности испарения. Отсюда можно сделать вывод о том, что инверсия населенностей не зависит от плотности пара, из которого происходит селекция ионов, при условии постоянства общего количества испаренного материала. Это дает возможность повышать инверсию населенностей, не снижая селективности процесса, путем увеличения числа испаренных атомов. Зависимость достигаемой инверсии населенностей от числа испаряемых атомов при неизменной длительности испарения показана на рис. 6. При увеличении числа атомов пропорционально увеличивается и плотность пара. Как видно из представленных зависимостей, инверсия населенностей при этом резко возрастает. Как показывают расчеты, количество отеелектированных ядер при этом несколько уменьшается по причине учащения столкновений, но эффект увеличения общего количества атомов все же преобладает. Это еще раз подтверждает тезис о том, что можно увели-
чивать плотность пара, не уменьшая инверсии на-селенностей. Кроме того, это дает дополнительную возможность увеличения прикладываемого между проволокой и сеткой напряжения, что приводит к существенному росту эффективности селекции.
Заключение
Предложен метод получения инверсии наеелен-ностей на ядерном переходе йе73 между первым возбужденным и основным состояниями. Ядра йе73 в первом возбужденном состоянии образуются в результате электронной конверсии со второго возбужденного состояния. Второе возбужденное состояние ядер йе73 образуется при электронном захвате в нестабильных ядрах Аб73. Моделирование процесса достижения инверсии позволяет сделать следующие выводы.
При рассмотренных входных параметрах достигается значение инверсии около 1500-2000 ядер при продолжительности сохранения инверсии наеелен-ностей несколько микросекунд.
Плотность паров, из которых селектируются ионы германия с ядром в первом возбужденном состоянии, не оказывает влияния на селективность возбужде-
ния при неизменном общем количестве пара. Следовательно, увеличение общего количества испаренных атомов по сравнению с теми значениями, которые использовались в численных экспериментах, приведет к значительному возрастанию инверсии населенностей.
Работа выполнена при частичной финансовой поддержке МНТЦ (грант №2651) и РФФИ (грант №02-02-17138).
Литература
1. Летохов B.C. Лазерное селективное детектирование различных атомов // Применение лазеров в спектроскопии и фотохимии / Под ред. К. Брэдли Мур. М., 1983. С. 9-44.
2. Амбарцумян Р.В., Калинин В.П., Летохов B.C. // Письма в ЖЭТФ. 1971. 13, №6. С. 305.
3. Амбарцумян Р. В., Апатин В.М., Летохов B.C. и др. // ЖЭТФ. 1976. 70, №5. С. 1660.
4. Hurst G.S., Payne M.G., Nay feh M..H. et al. 11 Phys. Rev. Lett. 1975. 35, N 2. P. 82.
5. Райзер Ю.П. Физика газового разряда. М., 1992.
Поступила в редакцию 07.07.03
УДК 537.591.15
НАУЧНО-УЧЕБНЫЙ КОМПЛЕКС ДЛЯ ИССЛЕДОВАНИЯ КОСМИЧЕСКИХ ЛУЧЕЙ СВЕРХВЫСОКИХ ЭНЕРГИЙ
О. В. Веденеев, Г. К. Гарипов, А. В. Игошин, Н. Н. Калмыков, Г. В. Куликов, В. И. Назаров, М. И. Панасюк, А. А. Силаев, А. А. Силаев (мл.), В. П. Сулаков, Ю. А. Фомин, Б. А. Хренов, А. В. Широков
Сниияф)
E-mail: [email protected]
Приводится краткое описание создающегося в НИИЯФ МГУ научно-учебного комплекса для исследования космических лучей сверхвысоких энергий методом регистрации широких атмосферных ливней (ШАЛ). Обсуждаются предполагаемые научные задачи, которые могут быть решены на базе создаваемого комплекса.
Введение
В НИИЯФ МГУ проводятся работы по созданию на базе действующей установки ШАЛ МГУ [1] научно-учебного комплекса, предназначенного для изучения космических лучей высоких и сверхвысоких энергий (> 1014 эВ) путем регистрации широких атмосферных ливней, возникающих при прохождении атмосферы Земли частицами космических лучей [2, 3]. Комплекс включает в себя несколько частей, предназначенных для изучения космических лучей в разных энергетических диапазонах. Отличительная особенность комплекса состоит в том, что он позволяет изучать первичные космические лучи как в области умеренных энергии ~ 1014 эВ, так и в области
ультравысоких энергий ~ 1019 эВ. Для получения данных о космических лучах ультравысоких энергий (1018 -г- 1019 эВ) с целью увеличения эффективной площади установку предполагается дополнить несколькими группами детекторов — кластерами, расположенными на расстояниях 1 -ь 2 км от центральной установки. Каждый кластер будет состоять из 16 ецинтилляционных детекторных пунктов (ДП) площадью 1 м2 каждый, расположенных в узлах ортогональной сетки с раздвижением 50-100 м и работающих с собственным триггером. Сбор информации со всех 16 ДП каждого кластера производится в промежуточный пункт, который имеет в своем составе персональный компьютер для контроля,
