principy_nelinejnoj_optiki_1989 (769482), страница 89
Текст из файла (страница 89)
В этом случае именно плотность энергии, а не интенсивность излучения лааера определяет среднюю избыточную энергию. С другой стороны, если при заданной длительности импульса плотность энергии лазерного излучения достаточно велика для того, чтобы перевести большую часть молекул на достаточно высокие возбужденные состояния, откуда они должны диссоциировать еще в течение импульса, то средняя избыточная энергия молекул определяется интенсивностью лазерного иалучения. Нетрудно видеть, что в случае очень коротких лазерных импульсов средний 426 уровень воабужде пня молекул должен определяться плотностью энергии излучения.
Расчеты можно, конечно, скорректировать с учетом более реалистичных ситуаций. Например, молекула может обладать несколькими каналами диссоциации, реализующимися при разных уровнях энергии возбуждения. Если плотность энергии и интенсивность лазерного излучения достаточно велики, то значительная доля молекул может быть воабуждена выше по- Ср 55 зз рога более высоких каналов диссоциации. При этом может произойти и диссоциация одновременно по нескольким каналам. Эта ситуация мо- зш с,=деза жег быть учтена в расчетах путем й добавления в кинетических уравнениях (23.2) членов, описывающих диссоциацию по более высоким ка- дез нала м.
Соответствующие константы скорости дисеоциацни могут быть рассчитаны для разных каналов согласно (23.4). В другом случае з осколок молекулы, появляющийся в 5 1О Ю щ гр результате процесса МФД, например рис. 2З,И. выход диссодиации Эры может иметь настолько боль- молекул Йз е зависимости от шую избыточную энергию, что он числа избыточных псглсщекиых сам оказывается в квазиконтинууме. фотовсе ва молекулу для воз буждающих лазериых импульсов Если большинство молекул днссо- длительностью 0,6 и 60 ис, имеюциирует до окончания лазерного им- щихплотвссть энергии 7,бдж/смз пульса, то осколки могут быть до- (52) полните льно возбуждены лазерным излучением за счет процесса МФВ через квазиконтинуум в истинный континуум, лежащий выше порога диссоциации.
Этот вторичный процесс МФД также можно учесть в расчетах, дополняя (23.2) набором кинетических уравнений, описывающих населенности осколков на разных уровнях. В разделе 23.4 покааано, что описанный здесь путь расчетов дает удовлетворительное объяснение экспери- ментальных результатов. 23.4 Экспериментальные результаты Первые наблюдения процессов МФВ и МФД, описанные в разделе 23.2, позднее были подтверждены экспериментами, спланированными более тщательно с целью изучения отдельных особенностей этих процессов. Был поставлен эксперимент по изучению двух стадий МФВ, одна из которых относится к возбуждению через дискретные уровни, а вторая — к возбуждению через квазиконтинуум.
Для этого использовались два возбуждающих инфракрасных лазерных импульса с разными частотами [23]. Один из импульсов перестраивался вблизи резонанса с фундаментальной колебательной 427 частотой и имел интенсивность, достаточную для возбуждения молекул через дискретные уровни, но недостаточную плотность энергии, чтобы вызвать их диссоциацию. Второй импульс был отстроен далеко от резонанса с какой-либо фундаментальной колебательной Рис. 23.12. Зависимость выхода двухчастотвой многофотонвой диссоциации молекул ОзО< от частоты Яз второго лазера. Прочие параметры импульсов были фиксвровапы: П< = =954,5 см-', Ф< = 0,24 Дж/смз, Ф«=0,22 Дж/см'. Спектр линейного поглощения молекул ОзО< представлен кривой «(Ь<» АтЬаг«звт/ав В.
Г., Рз«оаои У. Я,, Ма/<атос С. /У., Рагзззуп А. А. // Ора Сошшпп.— 1978. Ч. 25. Р. 691 и' 7В 960 92»,сн ' 949 вгв частотой и имел интенсивность, недостаточную для возбуждения молекул череа дискретные состояния. В то же время этот импульс имел подходящую частоту и достаточную плотность энергии для в,в В,« в 7ВВ 79д ВВВ В,В9 /Вч В,г Ц9 И гу с Аи<, сн"< д 9<»ли/снз Рис. 23ЛЗ, а — Спектр КР нсвозбуждеввых молекул ЗР,(О и молекул ЗР«. воабуждсввых импульсом лазара на СО« с плотностью знсргии 0,5 Дж/ем* («); 67< указывает ширину аппаратной функции (Валга«а«зази у.
/</., уа«озг ув. с., Ро(зьь Ьои У. Я., бз«иваси У. Я., Майагии А. Ан Ма1уаиь«в В. Рн ВуаЬои Е. А., З«РЬ«з В. Р. В Орй 1е«ь — 1981. Ч. 6. Р. 1481. 6 — Зависимость доли молекул, возбужденных в квазиконтинуум (дд от плотности звсргип возбуждающего импульса лазера на СО» для молекул Зр«, 0«0< и СР»1 '~Л«талии В. Сн Макариз А. А. //' УФН.— 1981. Т. 134. С. 451 возбуждения молекул через квазиконтинуум до диссоциацин. Таким образом, каждый импульс в отдельности не мог вызвать диссоциа- цию, но два импульса вместе — могли.
При перестройке частот 428 обоих лазеров в эксперименте по МФД наблюдался резкий резонанс в случае перестройки первого лазера и сильно сдвинутый в красную сторону почти бесструктурный широкий спектр при перестройке второго лазера (рис. 23Л2) 124). Очевидно, эти спектры характеризуют процессы МФВ через дискретные уровни и через квазиконтинуум соответственно. Наблюдаемая картина резкого резонанса по тот м ~м' тР-в 6' 1 1Р Ф, Лму сит Ркс, 2334. Заввсвмость среднего числа фотонов, веглощеввых ва молекулу, от влотвоств зкерткв возбуждающего лазервого импульса для ркка мвогоатомкых молекул ~Летовав В.
С4 Макаров А. А. Р в'ФН.— 1981. Т. 134. С. 43) отношению к возбуждению первым лазером позволяет предположить, что использование схемы возбуждения двумя лазерами более выгодно для разделения изотопов методом МФД, особенно в случае тяжелых изотопов в молекулах с малым изотопическим сдвигом 124).
Доля молекул, возбужденных в квазиконтинуум, должна зависеть от интенсивности возбуждающего лазерного излучения, и ее можно определить с помощью спонтанного комбинационного рассеяния, поскольку молекулы в квазиконтинууме имеют меньший колебательный сдвиг, чем молекулы, расположенные на дискретных уровнях 125].
Это хорошо видно на рис. 23.43. Из рис. 23.13б следует, что при одной и той же форме лазерного импульса доля молекул в к в азиконтинууме возрастает с увеличением плотности энергии лазерного излучения и, значит, с ростом его интенсивности. Прн очень высоких интенсивностях в квазнконтинуум могут быть возбуждены все молекулы. Многофотонное возбуждение молекулы можно контролировать путем измерения поглощения [22, 26), что позволяет определить <и> — среднее число фотонов, поглощенных на молекулу. Рис.
23.14 показывает зависимость <и> от плотности энергии лазерного излучения Ф для ряда молекул. В случае простых молекул, таких как ОСЯ и П,О, поглощение сначала меняется линейно, а затем быстро насыщается при высоких плотностях энергии излучения, причем <и> ( $. Этого можно было ожидать, поскольку квазикон- 429 вдл Рис.
23Л5. Распределение энергии постуиательного движения центра масс осколков, получающихся в результате диссоциация молекул Яре по схеме Яре- Яре+ Р. Точкамв нанесены экспериментальные данные, полученные при использовании лазерных импульсоз с плотностью энергии 6 дж/смз. Кривые рассчитаны на основании теории РРКМ э предположении молекулярного воабуждения до анергии Е = Ео+ язв, где э = 7 (штрихпуяктирная крввая), и = 9 (сплошная кривая), я = (( (штрихозая кривая).
и Здесь Яо — энергия диссоцвацви, а Лгс — энергия кванта иалучеиия лазера на ООа 0,00 ь Д00 ььввэ йвг г э в в Эз э, нназунель пределение осколков по кинетической энергии их поступательного движения и затем сравнить его с расчетом по методу РРКМ. Такая подгонка поаволяет оценить среднюю избыточную энергию. На рис.
23.15 покааан реаультат подгонки, из которого получается, что средняя избыточная энергия, уносимая осколками молекулы ВЕе равна примерно 7йш и что ббльшая ее часть заключена во внутренних степенях свободы ВР,. Тот факт, что экспериментальные результаты не удается объяснить в предположении, что только не- 430 тинуум лежит у этих молекул слишком высоко, чтобы его можно было легко достичь с помощью процесса МФВ.
Они ведут себя скорее как двухуровневые системы. В случае больших многоатомных молекул МФВ характеризуется монотонным увеличением <п> с ростом Ф. Когда большинство молекул уже возбуждено в квази- континуум, поглощение, отражающее ступенчатые однофотонные переходы, должно показывать линейный рост <и> с увеличением Ф вплоть до наступления диссоциации. Так бывает, когда возбуждающий лазерный импульс настолько интенсивен, что может возбудить практически все молекулы череа дискретные уровни (221 С истощением числа поглощающих молекул вследствие диссоциации зависимость <п> от Ф в конце концов становится слабее, чем линейная.
Средний уровень выше порога диссоциации, до которого может быть возбуждена молекула, в общем случае зависит и от плотности энергии, и от интенсивности лазерного излучения. Его можно определить в эксперименте со скрещенными лазерным и молекулярным пучками в случае, когда для диссоциации не нужно преодолевать энергетического барьера выхода, как в процессе отрыва атома [271. Лазерный луч вывывает диссоциацию молекул в молекулярном пучке.
Получающиеся продукты диссоциации можно идентифицировать и определить их угловое распределение и распределение по скоростям с помощью масс-спектрометра. Из углового распределения и распределения по скоростям можно получить рас- сколько колебательных мод участвуют в перераспределении энергии возбуждения, подтверждает справедливость модели РРКМ, предполагающей, что энергия возбуждения должна стохастизоваться практически по всем модам.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
