Содержание к диссертации
Введение
Глава I. Оптогальванические эффекты, обусловленные процессами захвата свободных электронов молекулами .
I.I. Введение. Постановка задач. 9
1.2. Прилипание медленных электронов к молекулам 12
1.3. Экспериментальная установка по наблюдению оптогальванических эффектов в SF , ccipF?
1.4. Оптогальванические эффекты в SF6,CClpF2» 29
1.5. Динамические оптогальванические эффекты в молекулярном йоде 41
1.6. Оптогальваническая спектроскопия молеку лярного йода 51
Глава II. Лазерно-индуцированная ионизация при столк новениях атомов натрия с электроотрицатель ными молекулами
2.1. Введение. Постановка задач. 56
2.2. Экспериментальная установка для исследования ионизации при столкновениях атомов натрия с электроотрицательными молекулами 61
2.3. Трехфотонная резонансная ионизация атомов натрия 69
2.4. Измерение констант скорости ионизации при столкновениях возбужденных атомов иа в 4D и 5S состояниях с электроотрица тельными молекулами 79
2.5. Масс-спектрометрические исследования и вторичные процессы . 89
2.6. Температурные зависимости процесса лазерно-индуцированной столкновительной ионизации 93
2.7. Механизм лазерно-индуцированной столкно вительной ионизации при столкновениях возбужденных атомов Na с электроотрица тельными молекулами 99
2.8. Влияние колебательного возбуждения на процесс лазерно-индуцированной столкнови тельной ионизации ИЗ
Глава III Лазерно-индуцированное образование отрица тельных ионов на поверхности
3.1. Введение. Постановка задач 127
3.2. Исследование лазерно-индуцированной иониза ции SF6 на поверхности в схеме диодного магнетрона 132
3.3. Молекулярно-пучковая установка для исследования лазерно-индуцированной ионизации мо лекул на горячей поверхности 135
3.4. Лазерно-активированная хемосорбция молекул SF6 на поверхности W 143
3.5. Аномальная температурная зависимость лазерно-индуцированного образования SEg на по
верхности W 150
Заключение 159
Литература 16
- Экспериментальная установка по наблюдению оптогальванических эффектов в SF , ccipF?
- Экспериментальная установка для исследования ионизации при столкновениях атомов натрия с электроотрицательными молекулами
- Механизм лазерно-индуцированной столкно вительной ионизации при столкновениях возбужденных атомов Na с электроотрица тельными молекулами
- Исследование лазерно-индуцированной иониза ции SF6 на поверхности в схеме диодного магнетрона
Введение к работе
Развитие перестраиваемых лазеров открыло возможность резонансного возбуждения значительной доли атомов и молекул в выбранные квантовые состояния. Это позволило осуществлять в лазерном поле селективные атомно-молекулярные процессы. На основе таких фотопроцессов успешно решаются самые разнообразные задачи: детектирование атомов и молекул, разделение изотопов, стимулирование химических реакций в гомогенных /I/ и гетерогенных /2/ системах.
Среди разнообразных атомно-молекулярных процессов значительная часть принадлежит процессам с участием отрицательных ионов. Существует широкий диапазон условий, когда при образовании отрицательных ионов возбуждение исходных частиц дает существенный вклад. Именно эти эффекты играют важную роль в верхних слоях атмосферы, газовом разряде, пламенах и т.д./3,4/.
Исследование элементарных процессов с участием атомов и молекул в возбужденных состояниях в плазме представляет собой трудную задачу. В этом случае использование резонансного лазерного излучения позволяет проводить их с большой эффективностью и выявлять вклад в ионизацию от различных возбужденных состояний селективно.
К началу наших исследований роль эффектов лазерного возбуждения частиц на образование отрицательных ионов оставалась малоизученной. Наш интерес к ним возник в связи с практическими задачами, которые могли решаться на их основе: а) Дальнейшее развитие инфракрасных лазерных стандартов частоты и инфракрасной лазерной спектроскопии сверхвысокого разрешения связывается с использованием эффектов нелинейного когерентного взаимодействия монохроматического излучения с - б - частицами в атомных и молекулярных пучках /5/. Одной из проблем, которые необходимо здесь решить, является разработка чувствительных методов детектирования малого числа молекул, возбуждаемых в колебательные состояния при поглощении непрерывного излучения. б) В связи с проблемой лазерного разделения изотопов тре буются новые более эффективные методы /1,2/. в) Получивший развитие в последнее время метод оптогаль ванической спектроскопии решает большое число научных и прак тических задач. Именноевлиянием возбуждения на образование от рицательных ионов могли быть связаны новые особенности опто- гальванических эффектов в разряде и пламенах. Недавно они при менены для газовой хромотографии молекул /б/.
В связи с этим исследование лазерно-индуцированных процессов образования отрицательных ионов является актуальным. Задачей диссертационной работы явилось:
Исследование эффектов влияния резонансного излучения на образование отрицательных ионов при захвате молекулами медленных электронов, при столкновительной ионизации атомов с электроотрицательными молекулами, при ионизации молекул на горячей поверхности.
Разработка на основе этих эффектов методов чувствительного детектирования колебательно-возбужденных молекул, лазерного разделения изотопов, лазерной оптогальванической спектроскопии.
В качестве объектов исследования были выбраны электроотрицательные молекулы, линии поглощения которых совпадают с линиями генерации известных лазеров и представляющих интерес для стандартов частоты, а именно: SFfi, CC1?F?, I?, CHJBr, CH,I.
Автор выносит на защиту:
Оптогальванический эффект в молекулярных газах SF6, CC12F2 » і2 > обусловленный захватом медленных электронов.
Эффект лазерно-индуцированной столкновительной ионизации пучка атомов натрия с молекулярными газами и результаты измерений абсолютных значений констант скорости процесса.
Метод детектирования колебательного возбуздения молекулярного пучка на основе лазерно-индуцированной столкновительной ионизации.
Результаты исследований и механизм образования отрицательных ионов молекулы SF6 на поверхности w в присутствии излучения СОр-лазера.
В первой главе описаны экспериментальные исследования по наблюдению оптогальванических эффектов в электроотрицательных молекулярных газах SF6 ,CC12F2 , I2 , обусловленных процессами захвата медленных электронов. Эксперименты проведены с диодным и триодным магнетроном в условиях отрицательного объемного заряда при низких напряжениях. Молекулы колебательно возбуждались путем поглощения излучения непрерывного С02-лазера ( SF6 , СС12Р2 ), либо за счет стоксового рамановского процесса (12) под действием излучения 2-ой гармоники Ш :АИГ лазера. Приводятся результаты по оптогальванической спектроскопии молекул йода с помощью лазера на красителе.
Во второй главе описаны эксперименты по исследованию процессов ионизации при столкновениях теплового пучка атомов натрия, возбуждаемых в 4D и 5S состояниях с электроотрицательными молекулами 02, SFg , CHJBr , CH^I , CC12F2 , CgFcH »СбРб Ступенчатое возбуждение атомов натрия в 4d или 5s состояние осуществлялось излучениями 2-х импульсных лазеров на красителе.
Измерения абсолютных значений констант столкновительной ионизации с участием возбужденных атомов осуществлялось путем одновременного наблюдения трехфотонной резонансной ионизации через 4D или 5S состояние. Абсолютные значения сечений фотоионизации из 5S и 4d состояние найдены из расчетов и сопоставлены с экспериментальными данными других авторов. С помощью квадрупольного масс-анализатора производился анализ по массам образующихся отрицательных ионов. Проведено сопоставление экспериментальных результатов с теорией. Предложен механизм лазерно-индуцированного переноса электрона при столкновениях возбужденных атомов с электроотрицательными молекулами. Описаны результаты экспериментов по влиянию колебательного возбуждения молекул SP6 , CHgBr, CHgl под действием лазерного излучения на процесс лазерно-индуцированного переноса электрона.
В третьей главе описаны экспериментальные исследования по влиянию излучения (^-лазера на процесс образования отрицательных ионов молекул SF6 на горячей поверхности вольфрама. Эксперименты проводились как в схеме диодного магнетрона, так и с использованием эффузионного молекулярного пучка молекул sp Приведено сопоставление результатов экспериментов с феноменологической теорией.
В приложении I приведены расчеты констант скорости и сечения столкновительной ионизации возбужденных атомов К и нь с молекулами Вг и 1г>.
В приложении 2 на основе экспериментальных данных и моделей главы П приведено . -:,---.. объяснение механизма возникновения оптогальванических эффектов в пламенах.
В заключении приведены краткие основные результаты диссертации. Диссертация написана на основе работ /7-18/.
Экспериментальная установка по наблюдению оптогальванических эффектов в SF , ccipF?
Основным каналом в процессе прилипания медленных электронов к молекулам CClgb является диссоциативное прилипание /39/:
Образование родительских отрицательных ионов ССЛ Г наблюдалось для процесса переноса электрона при столкновениях атомов цезия с молекулами СС12?2 /40/. Пик С1 наблюдается при энергиях электронов около 0.5 эВ и шириной 0.4 эВ, и при этих энергиях реакция (1.6) экзотермическая, поскольку порог появления ионов где использованы значения D( ССИ?2 - СІ )= 3.3 эВ /40/, ЕА( CI) = 3.6 эВ /3/. Значение энергии диссоциации D ( ССИ?2-- С1 ) = 0.1 эВ /40/ мало и поэтому преимущественно идет образование только ионов С1 . Другие типы ионов Р , F2 , С12 и т.д. маловероятны при низких энергиях, поскольку большой порог для образования этих ионов. Экспериментально исследовано /39/, что константа скорости процесса (1.6) зависит от температуры газа с энергией активации 0.15 эВ, измеренной в диапазоне температур от 300 К до 500К. В случае многоатомных молекул, таких как SP6 и сс12 2 » многомерная конфигурация потенциальной энергии молекулы может быть для простоты заменена одномерной с выделением характерной одной моды колебания. Для С - X колебательной моды потенциальная энергия зависит преимущественно от С - X межмолекулярного расстояния. Основываясь на этих предположениях, энергия активации для прилипания тепловых электронов к молекулам есть энергия, требуемая для того, чтобы возбудить термически молекулы из нулевого колебательного состояния к колеба- тельному уровню, лежащему в окрестности пересечения кривой потенциальной энергии отрицательного молекулярного иона с кривой нейтральной молекулы. Вращательные моды будут тоже возбуждены за счет тепла, однако, они обладают более низкой энергией и будут давать маленький вклад. Только в случае, когда энергия активации мала ( 5 10 эВ), вклад вращения будет значительный.
Роль колебательного возбуждения качественно может быть выявлена из анализа физики столкновения медленных электронов с электроотрицательной молекулой. Этот процесс рассматривается как электронный переход между двумя электронными состояниями отрицательного молекулярного иона, нижний терм которого соответствует потенциальной кривой нейтральной молекулы, а верхний является возбужденным термом автоионизационным состоянием отрицательного иона. В зависимости от вида потенциальных кривых возможны три основных ситуации, приведенные на рис. 1.3а,б,с для молекулярного комплекса АВ/4/. Рисунок 1.3а соответствует случаю, когда авто ионизационное состояние молекулярного иона представляет терм отталкивания, т.е. молекула АВ не имеет устойчивых отрицательных ионов в то время как осколки А или В обладают отличным от нуля сродством к электрону с энергией Е . Тогда в соответствии с принципом Франка-Кондона наибольшей вероятностью обладают переходы в заштрихованной области в диапазоне энергий электронов от Еб до Еа. дение приведет к уменьшению Eg и увеличению Е , т.е. расширению диапазона энергий электронов, для которых наблюдается диссоциативное прилипание. Возможно также изменение сечения вследствие уменьшения или увеличения вероятности Франк-Кондоновских переходов. В простейшем случае двухатомной молекулы эффекты колебательного возбуждения могут быть вычислены теоретически /41/.
Наиболее часто встречается случай, когда молекула (АВ) имеет устойчивый отрицательный ион (АВ) (рис.І.Зб). В этом случае кривая потенциальной энергии, описывающая возбужденное состояние, имеет минимум, соответствующий этому устойчивому состоянию. В отличие от а) здесь возможны сразу несколько каналов реакции, соотношение между которыми может зависеть от энергии электронов. Если Eg больше энергии диссоциации отрицательного иона, то с большей вероятностью идет процесс диссоциативного прилипания (1.8), т.к. возбужденный молекулярный ион (АВ) распадается за время одного колебания. Но в принципе возможна ситуация, когда Eg меньше энергии диссоциации. (АВ), а Еа больше. В этом случае в области малых энергий электронов образуются долгоживущие возбужденные состояния отрицательного иона (АВ ) Если при столкновении со стенкой или с другой частицей, либо за счет излучения, отрицательный ион потеряет энергию возбуждения и перейдет в основное колебательное состояние, то произойдет так называемая стабилизация отрицательного молекулярного иона, описываемая реакцией
Экспериментальная установка для исследования ионизации при столкновениях атомов натрия с электроотрицательными молекулами
Поскольку у подавляющего большинства молекул сродство к электрону ЕА ( Хї) значительно меньше потенциала ионизации атомов даже щелочных металлов, то в газе при комнатных температурах (кТ » 0.025 эВ). Только малая доля частиц имеет энергию относительного движения достаточную для преодоления кулоновс-кого притяжения. В то же время возбуждая атомы можно существенно снизить эффективный потенциал ионизации и, следовательно, наблюдать столкновительную ионизацию с образованием ионных пар при относительно низких температурах в газе. Такая ситуация может возникнуть в низкотемпературной плазме, газовом разряде, в пламенах. Однако, в этих условиях трудно выделить элементарные процессы. Использование излучения перестраиваемых лазеров обеспечивает высокие плотности возбужденных атомов в заданных энергетических состояниях. Подбирая энергию возбуждения, можно управлять энергетическим порогом и изменять сечения процессов и, таким образом, реализовать различные каналы реакций (2.1а - 2.If ) без изменения поступательной энергии.
Влияние возбуждения атомов на скорость хемионизационных процессов рассмотрено в обзоре /73/. С применением различных методик исследования проведены в основном лишь для процессов пеннинговской и ассоциативной ионизации.
Применение в качестве источников возбуждения лазеров может изменять с большой эффективностью скорость протекания различных процессов по сравнению с нелазерными источниками. Лазерные эффекты влияния на скорость хемоионизации могут служить альтернативой фотофизическим процессам (фотоионизации из возбужденных состояний) для решения проблемы лазерного разделения изотопов /і/.
Впервые столкновительная ионизация при лазерном возбуждении реализована в /69/ для столкновений атома Li с некоторыми электроотрицательными молекулами. Недавно реализована гарпунная реакция атомов редкоземельных элементов иттербия и европия с молекулами НС1 при лазерном возбуждении /70/.
В данной главе описан процесс лазерно-индуцированного переноса электрона при столкновениях возбужденных атомов натрия с электроотрицательными молекулами Og, SF6 , CHgBr, CHgl, 2 2» 6 F 6 6 F 5 отличие от /69/ процессы с участием первых пяти молекул являются эндотермическими. В этом случае имеет место псевдопересечение кривых потенциальной энергии, одна из которых носит ионный характер, а другая - ковалентный.
Одной из важных задач для изучения физики процессов (2.1), а также представляющего интерес для создания методов детектирования колебательно-возбужденных молекул является выяснение роли колебательного возбуждения. С этой целью в работе описаны экспериментальные исследования.
Схема ионизационной камеры и аппаратуры для измерений приведена на рис. 2.1. В экспериментах использовался тепловой пучок атомов натрия, сталкивающийся в рабочей камере с молекулами газа-мишени. Атомный пучок формировался путем эффузии паров натрия из щели (0.5 х 3 мм) источника, изготовленного из меди. Источник пучка нагревался с помощью вольфрамовой спирали и температура его измерялась калиброванной термопарой хромелfa-алюмель. Автоматический регулятор температуры (ВРТ) обеспечивал постоянной температуру источника с точностью 0.5 С. Коллиматором пучка служила диафрагма диаметром - 5 мм, расположенная на расстоянии 4 см от щели источника пучка. Область источника атомного пучка непрерывно откачивалась диффузионным насосом со скоростью 50 л/сек. Рабочая камера за диафрагмой откачивалась, вторым диффузионным насосом со скоростью 200 л/сек. Образованные заряженные частицы в области взаимодействия на расстоянии 13 см от щели источника пучка ускорялись в поле плоского конденсатора, образованного двумя никелевыми пластинами размером 2 х 2 см. В некоторых экспериментах использовались коллинеарно распространяющиеся навстречу друг другу атомный и молекулярный пучки. В качестве источника молекулярного пучка использовался канал шириной 0.3 мм,высотой 10 мм и длиной 1.5 см.
Механизм лазерно-индуцированной столкно вительной ионизации при столкновениях возбужденных атомов Na с электроотрица тельными молекулами
Другое излучение Ао= 5688А тоже дает вклад в процесс фотоионизации, однако, из-за того, что в наших экспериментах Pj= 30 мвт, Р= .4 мвт, т.е. на А мощность была более, чем в 7 раз меньше, чем на Лі . Этот вклад можно не учитывать.Таким образом, из результатов расчетов для отношения
Для определения сечения фотоионизации атомов Na из 5S- состояния под действием излучений A/j = 589 нм и Л = 615 нм формулу Берджеса Ситона применять нельзя, поскольку для S состояний атомов очень сильно проявляются эффекты поляризации остсва.С учетом этих эффектов в работе /78/ были вычислены сечения фотоионизации для атома Na из основного и возбужденного S состояний. Вычисленное значение из работы /78/ сечения фотоионизации из 5S/i/? состояния под действием излучения А= 1.06 мкм ($ ф(1.0бнм)= то о = 1.4 10 см . Экспериментальное же значение сечения для этой длины волны tf ф (І.Обмкм ) = (1.49 ± 0.13) Ю 18 см2/76/. Видно, что экспериментальное значение хорошо соответствует расчету. Вычисленные значения сечений из 5S состояний под действием излучений Лт = 589 . нм и A3 = 615 нм равны /78/ ф(5890) = 5.03 КГ20 см2, б (6150) = 7.01 Ю 20 см2.
Учитывая, что мощности фотоионизующих излучений равны Ру = =3.7 мвт, Ро =0.5 мвт, то вклад второго излучения в фото-ток будет мал на А = 615 нм. Близкие автоионизационные сое О тояния, которые могут давать вклад в этой области длины волн, отсутствуют. Электронный ток, обусловленный фотоионизацией из возбужденного состояния под действием излучения с потоком фотонов Ф, плотность этих возбужденных состояний п , V объемом области взаимодействия возбужденных состояний с ионизирующим полем р коэффициентом усиления ВЭУ для электронов равен: Іе= Єбф tnVp (2.6)
Из этого выражения видно, что величина электронного тока пропорциональна п а» следовательно, и концентрации в атомном пучке. При изменении температуры источника атомного пучка меняется и концентрация атомов в области взаимодействия с лазерным излучением. Интенсивность атомного пучка в зоне взаимодействия с лазерным излучением в предположении насыщенного давления паров атомов натрия во внутреннем объеме печи рассчитывалась по формуле /71/: гг _ n0v0SSo 1.118-10 Po(Top)SSo ,g-n гргя Io= 4 TL = VTML2 U где I - интенсивность атомного пучка на расстоянии L от выходного отверстия печи с площадью S , SQ - площадь пучка, ограниченного диафрагмой на расстоянии Ь , п - объемная концентрация атомов внутри печи при равновесном насыщенном давлении р = nk Т паров Na, М - молекулярный вес атомов натрия, v - среднеарифметическая объемная скорость атомов, Т - температура печи (К ). Эффективная объемная концентрация атомов в пучке равна: где Тп - среднеарифметическая скорость атомов в пучке. Формулы (2.7) и (2.8) справедливы, когда с достаточной степенью точности можно пользоваться законами идеальных газов и в отсутствии столкновений между атомами пара внутри печи и в выходном отверстии, т.е. при условии, что длина свободного пробега много больше размеров выходного отверстия. При температуре 602 К (максимальная в наших экспериментах) длина свободного пробега атомов натрия составляет больше 2 см, что гораздо больше, чем размер щели источника. При повышении давления паров и нарушении этих условий эффузионный атомный пучок может перейти в газодинамический поток атомов и расчетные формулы (2.7) и (2.8) станут неверными.
Можно ввести /80/ коэффициент tf , показывающий отличие давления Р атомного пара от насыщенного давления tf = Р/Р Соответственно и интенсивность атомного пучка в условиях ненасыщенного давления пара будет I « tfI . Коэффициент у может зависеть от геометрии печи (соотношение площади эффузионного отверстия и сечения камеры печи), температурного интервала, различия молекулярного состава пара и конденсированной фазы. Поэтому вопрос соответствия давления паров элемента насыщенному при расчете атомного пучка требует тщательного изучения. Как мы уже обсуждали в небольших пределах можно считать, что п п Следовательно, в этом случае из (2.6), (2.8) следует, чтоіе Р0(Т)/Т,где Р ( Т) - давление насыщенных паров натрия. Экспериментальная зависимость Ve = Е Іе от Т приведена на рис. 2.6 (экспериментальные точки на этом рисунке).
Исследование лазерно-индуцированной иониза ции SF6 на поверхности в схеме диодного магнетрона
При комнатной температуре всегда первые нижние колебательные состояния заселены за счет теплового возбуждения, поэтому роль колебательного возбуждения молекул на хемоионизаци-онные процессы требует изучения. Такие процессы .важны, например, для целей создания чувствительных методов детектирования колебательного возбуждения в пучках. Впервые влияние теплового возбуждения молекул I2 j Br2 ,CH,Br , СН,1 на процесс переноса электрона при столкновениях с быстрыми атомами щелочных металлов К , Na , Li вблизи порога ионизации рассматривались в работах /84,90/. В этих экспериментах обнаружено влияние на сечение ионизации с образованием положительных и отрицательных ионов у порога за счет колебательной энергии существенно чувствительнее, чем к относительной энергии столкновений.
В этом параграфе описаны экспериментальные исследования влияния колебательного возбуждения молекул SF6 » он Br и CHzI на процесс лазерно-индуцированного переноса электрона при тепловых энергиях сталкивающихся частиц.
Возможный механизм влияния колебательного возбуждения на эти процессы неясен. Однако, из общефизической картины можно рассматривать три возможных механизма:
1. Уменьшение пороговой энергии ионизации за счет колебательной энергии, которая релаксирует за счет V процесса. В результате при эндотермических столкновениях становится больше частиц, обладающих энергией, достаточной для разделения зарядов.
2. Изменение величины вертикальной энергии сродства ЕА і ,р ( XI ) к электрону. Величина энергии сродства зависит от начального колебательного состояния v , точнее от мгновенного межядерного расстояния в момент перехода. За счет этого вероятности перехода Р могут изменяться, а следовательно, изменяется сечение ионизации.
3. Изменение Франк-Кондоновского фактора q.( v , v ), т.е. интеграла перекрытия между состояниями XI и XI" . Это воз никает из-за сдвига межядерного расстояния между потенциальны ми кривыми отрицательного молекулярного иона ( х I ) и мо лекулы XI изменение q ( v , v" ) приводит к изменению Р в (2.36), а следовательно, к изменению сечения ионизации.
Экспериментальное исследование влияния колебательного возбуждения на процесс лазерно-индуцированного переноса элект рона мы проводили на установке рис. 2.16, где в отличие от установки рис. 2.1 мы использовали дополнительно либо СОо лазер для возбуждения молекул SF6 в полосе 2 при низ ком давлении газа в камере столкновений, либо HeNe лазер для возбуждения молекул СНдВг и CH3I в полосе л . В экс периментах мы использовали встречные эффузионные пучки атомов натрия и молекул газа-мишени, описанные в 2.2. Область вза имодействия лазерного излучения с атомным и молекулярным пуч ком схематично представлена на рис.2.9. В некоторых экспери ментах мы использовали молекулы газа-мишени без молекулярно го пучка, вводимых в рабочую камеру через натекатель. Конст рукция и параметры СОр-лазера описаны в главе I. Не и е ла зер работал на длине волны X = 3.39 мкм с частотной пере стройкой на основе эффекта Зеемана /91/. Разрядная трубка из стекла с внутренним диаметром 8 мм и длиной 180 см помеща лась в зазор (10 х 30 мм) магнитопровода. Давление смеси газа в разрядной трубке 3.2 тор с соотношением р /Рн= = (I : 4) с разрядным током 20 ма. Магнитное поле в зазоре изменялось путем выдвижения и вдвижения постоянных магнитов в зазор магнитопровода. Магнитопровод изготовлен ный из стали-3 состоял из двух секций по 90 см каждая. В секции помещалось 7 магнитов скрепленных между собой. Перемещение магнитов в зазоре осуществлялось всеми магнитами в каждой секции одновременно. Измерение магнитного поля в зазоре измерялось с помощью измерителя магнитной индукции с датчиком Хо-ла и максимальная величина магнитного поля составляла 1500 эрстед. При помещении разрядной трубки HeNe лазера в поперечное магнитное поле линия излучения на К = 3.39 мкм расщепляется на 3 компоненты. Наряду с нерасщепленной Ті компонентой
