Двухфотонное возбуждение

Рис. 8.2.23. а — схема двухфотонного возбуждения вблизи промежуточного уровня, Аг/о стр изменение частоты поглощения для атомов, движущихся на лазер первой ступени, А +стр изменение частоты поглощения для атомов, движущихся от лазера первой ступени б — двухфотонное возбуждение 111 на уровень 34 658,9 см в схеме фотоионизации, предложенной в [30] — (Ла, = 5758 А, Ху — 5780 А, Хг = 6342 А). Представлены две экспериментальные кривые зависимости фототока <Т2ф (в относительных единицах) при отстройке их и иу от промежуточного уровня 17 361,9 см , но при сохранении ки + киу — 34 658,9 см . Верхняя кривая соответствует 1 = 40 кВт/см , 1у = 100 кВт/см , нижняя = 1у = кВт/см в обоих случаях 1г = 5,2 кВт/см . Спектральная ширина лазеров Аг лаз 1,5 ГГц. Пунктирные кривые (Т2ф получены при сканировании луча их и фиксированных значениях Ад/у = О и Аиу = = —31 ГГц, они демонстрируют выход из двухфотонного резонанса. (Измерения выполнены

Смешение в паре, состоящем нз атомов и ионов, излучения двух лазеров иа красителях, работающих в видимом диапазоне, дает резонансно усиленное, суммарное по частоте перестраиваемое излучение в вакуумном ультрафиолете при условии, что одип из лазеров на красителях обеспечивает двухфотонное возбуждение атомов [90]. [c.266]

Рис, 5.5. Диаграмма энергетических уровней двухфотонного возбуждения. [c.271]

Для многокеантового возбуждения возможны два различных механизма. Проиллюстрируем их действие сначала для случая двухфотонного возбуждения, а затем обобщим для многоквантового случая. Первый механизм заключается в последовательном ступенчатом поглощении двух фотонов через реальное промежуточное состояние поглощающих частиц. Оно заселяется при поглощении первого фотона и является старто- [c.74]

Здесь образуются электронно-возбужденные радикалы СН. Обычная УФ-диссоциация СНз1 дает фрагменты СНз+1, а соответствующие двухфотонному возбуждению однофотонные эксперименты требуют использования труднодоступной длины волны излучения ( 86 нм). [c.76]

Двухфотонное возбуждение на уровень Р (см. схему на рис. 8.2.23, а) в сонаправленных лазерных лучах исключает спонтанные распады Ас с незаселённого уровня N, увеличивая тем самым эффективность ионизации. А двухфотонное возбуждение во встречных лучах при благоприятных условиях, т.е. когда однородная ширина АЕ2ф/Ь меньше изотопического сдвига, может привести к значительному увеличению числа вовлекаемых в процесс атомов за счёт раскрытия угла 2 д в потоке питания (т. е. увеличения А/ о) без риска ухудшения селективности. Механизм возбуждения при этом следующий (см. рис. 8.2.23, а). [c.409]

Различные процессы флуоресценции, изображенные на рис. 4.1, наблюдались при лазерном возбуждении некоторых переходных элементов в пламени ЫгО с ацетиленом [10]. В качестве примера на рис. 4.2 и 4.3 приведены неполные гротриа-новские диаграммы для ванадия и скандия и на рис. 4.4 и 4.5 — соответствующие спектры флуоресценции. В табл. 4.1 различные процессы возбуледения и дезактивации возбуждения объясняются в соответствии с вышеописанной номенклатурой. На рис. 4.6 показаны очень слабые сигналы, полученные в пламени воздух — водород и отнесенные к процессу двухфотонного возбуждения цинка и кадмия [11]. [c.195]

Имеются и другие экспериментальные и теоретические данные, подтверждающие теорию триплет-триплетной аннигиляции. Различные исследователи [184—186] возбуждали флуоресценцию (переходы 5i — 5о) в антрацене (3,4 эв) и в других органических кристаллах, используя в качестве интенсивного источника излучения рубиновый лазер, дающий фотоны с энергией 1,79 эв. Основное быстрое испускание отнесено [184, 185] за счет двухфотонного возбуждения в состояние 5i. Кеплер с сотр. [186] исследовал затухание замедленной флуоресценции авторы показали, что она соответствует возбуждению и бимолекулярной аннигиляции экситонов триплетного состояния Ti, приводящей к появлению экситонов синглетного состояния Si. Затухание является бимолекулярным процессом, который впоследствии начинает подчиняться экспоненциальному закону, когда соответствует мономолекулярному затуханию экситонов триплетного состояния. Штернлихт, Найман и Робинсон [187, 188] развили теорию миграции триплетных экситонов в органических кристаллах, а также триплет-триплетной аннигиляции и медленной флуоресценции. Бирке и Кинг [189] сформулировали теорию медленной компоненты сцинтилляций в органических системах, в которой рассматривается диффузия триплетных экситонов из начальной колонки ионов и их последующая бимолекулярная аннигиляция, приводящая к появлению медленной флуоресценции. Теоретические кривые затухания медленной компоненты сцинтилляций хорошо согласуются с экспериментальными результатами, полученными для транс-стильбена [88] и антрацена [190], параметры диффузии триплетных экситонов близки к значениям, полученным Кеплером с сотр. [186]. Наиболее прямое доказательство рассмотренной выше природы медленной компоненты сцинтилляции вытекает из недавних экспериментов Носворти и Кина [191]. Используя импульсное возбуждение растворов антрацена, очищенных от кислорода пучком электронов с энергией 4 Мэе при продолжительности импульса [c.195]

Справочник химика 21

Химия и химическая технология