激发射泵浦激发Na2至Na2(ν″=30, J″=11)和Na2(ν″=45, J″=11)。 Na2(ν″)与CO2碰撞, 研究了CO2(0000)的全态可分辨转动分布及不同的Na2振动能对碰撞猝灭动力学的影响。 光学吸收法测量Na2(ν″)与CO2碰撞后的弛豫过程, 在一次碰撞的条件下, 确定了ν″, ν″-1及ν″-2各振动能级上的转动态分布, 而高于ν″的振动能级没有观察到, 从而得到碰撞过程中Na2转动能的改变。 在碰撞发生1 μs后, 测量CO2低J态的瞬时线轮廓, 利用双Guass函数拟合, 得到两个Doppler增宽轮廓, 一个是存在于J态粒子的Doppler半宽, 一个是被碰撞出J态粒子的Doppler半宽。 从存在于J态的Doppler半宽, 得到在Na2(ν″)/CO2碰撞中质心平移速度, 从而确定平均平移能的增加〈ΔErel〉。 Na2(ν″)振动能的增加与CO2平动能的增加有很大关系, Na2振动能增加35%, 而平动能增加56%。 从CO2的其他转动态碰到J态的出现速率系数kJapp由测量碰撞前和碰撞1 μs后的泛频激光感应荧光强度得到总的出现速度系数kapp=ΣJkJapp=(6.6±1.5)×10-10cm3·molecule-1·s-1［对Na2(ν″=30)］和(5.9±1.3)×10-10 cm3·molecule-1·s-1［对Na2(ν″=45)］。 因此Na2(ν″)/CO2的碰撞频率对Na2的振动能不是很敏感的。 取kapp作为参考速率系数, 得到了全部能量转移概率分布P(ΔE), 这里的ΔE包括了CO2转动能和平动能的变化以及Na2转动能的变化, 对于Na2分子振动能的较小增加, 会引起P(ΔE)曲线的迅速增宽, 在ΔE＞500 cm-1以后, Na2(ν″=30)/CO2的P(ΔE)曲线移到了Na2(ν″=45)/CO2的P(ΔE)曲线的下面。 P(ΔE)对ΔE在0～3 000 cm-1之间的数值积分给出〈ΔE〉trans=590 cm-1［对Na2(ν″=30)］, 而对Na2(ν″=45)则给出〈ΔE〉trans=880 cm-1。

在K2+CO2中, 受激发射泵浦得到K2(E=3 500和4 000 cm-1)高位振动态, 研究了高振动激发K2与CO2碰撞产生的CO2全分辨转动态分布。 利用高分辨瞬时激光诱导荧光(LIF)测量了CO2(0000)J=2～74的转动和平移能量轮廓, 利用双高斯函数拟合, 分别确定各转动态的产生和倒空线宽, 从而得到碰撞产生的Doppler展宽、 平移温度和平移能。 对于K2不同的激发能E, 能量转移的机制是相似的, 为振动-转动/平移弛豫机制。 但碰撞出现部分的平移温度均超出池温, 而碰撞倒空部分的平移温度均略低于池温, 平移能随E的增加而增大, E增加14%, 平移能增加40%。 CO2(0000)转动态分布的半对数描绘给出了双指数分布, 对于K2 E=3 500 cm-1, 低J态分布Ta=(523±60) K, 高J态分布Tb=(1 890±210) K。 Ta接近池温, 说明低J态为近弹性碰撞, 属单量子弛豫过程, 而高J态为非弹性碰撞, 属多量子驰豫过程。 对于K2 E=4 000 cm-1同样有双指数行为, 低J分布Ta=(620±65) K, 高J分布Tb=(2 240±250) K。 高振动态K2(E)与CO2碰撞, E=4 000 cm-1比E=3 500 cm-1的Ta和Tb均约高19%, 说明转动分布对于K2不同能量是敏感的, 但弹性和非弹性分支比是基本相同的, 弱碰撞约占82%, 强碰撞约占18%。

摘要利用受激发射抽运将Na2分子激发到Na2 X 1 Σ +g (33，11)高位振动态，研究了高激发Na2与CO2的态-态能量转移过程。窄线宽激光扫描Na2的X 1 Σ +g (33，11)→ A1 Σ +u (21，10)跃迁，测量它的透射光强，从吸收系数得到Na2 X 1 Σ +g (33，11)原生态布居数密度。利用高分辨率瞬时吸收测量技术，得到CO2基振动态(0000)上转动态的布居数密度。通过速率方程分析，在一次碰撞的条件下，得到了与高振动激发Na2 碰撞产生CO2(0000)高转动态的速率系数。对于J=46~64，速率系数在4.5×10-12~6.5×10-13 cm3s-1之间，相对于J 态的Na2 ( ν″ =33)的猝灭速率系数在2.3×10-11~9.1×10-11 cm3s-1之间。实验数据表明，在Na2 高位振动态与CO2 的碰撞能量转移中，Na2 激发态倒空对CO2 转动能量的增加更有效。观察到了Na2高位振动态的多量子弛豫，得到了弛豫速率系数。

利用770 nm脉冲激光激发基态K原子到K(4P1/2)态, 在样品池中, 利用原子荧光光谱方法, 测量了K(4PJ)和N2、He碰撞的精细结构转移截面和碰撞猝灭截面。在不同N2、He气体密度下, 通过对4P1/2→4S1/2共振荧光与4P3/2→4S1/2转移荧光的时间积分荧光强度进行测量, 得到其荧光强度比与N2、He密度成线性关系。从荧光强度比R与 (Nv)-1线性关系图中的直线斜率可以得到4P1/2→4P3/2转移截面为(2.77±0.69)×10-15cm2和4P3/2→4P1/2的碰撞转移截面为(1.62±0.41)×10-15cm2, 从直线的截距计算出K(4P3/2)与N2、He的碰撞猝灭截面为(0.40±0.12)×10-15cm2和(0.60±0.18)×10-16cm2。

脉冲激光激发NaK 21Σ+←11Σ+跃迁, 单模Ti宝石激光器激发21Σ+至高位态61Σ+, 研究了61Σ+与H2碰撞中的碰撞转移。 3D→4P(1.7 μm)和5S→4P(1.24 μm)荧光发射说明了预解离和碰撞解离的产生。 在不同的H2密度下, 通过以上能级的荧光测量得到了预解离率, 碰撞解离及碰撞转移速率系数ΓP3D=(5.3±2.5)×108 s-1, ΓP5S=(3.1±1.5)×108 s-1, k3D=(3.7±1.7)×10-11 cm3·s-1, k5S=(2.9±1.4)×10-11 cm3·s-1, k4P→4S=(1.1±0.5)×10-11 cm3·s-1, k3D→4P=(6.5±3.1)×10-12 cm3·s-1, k5S→4P=(4.1±1.9)×10-12 cm3·s-1。 在不同H2密度下, 记录时间分辨荧光, 由Stern-Volmer公式得到61Σ+→21Σ+, 21Σ+→11Σ+的自发辐射寿命分别为(28±10) ns和(15±4) ns。 61Σ+→21Σ+, 61Σ+→11Σ+及21Σ+→11Σ+分子态间与H2的碰撞转移速率系数分别为(1.8±0.6)×10-11 cm3·s-1, (1.6±0.5)×10-10 cm3·s-1和(6.3±1.9)×10-11 cm3·s-1。 转移到H2的振动、 转动和平动能各占总转移能的0.58, 0.03和0.39。 主要能量转移至振动和平动能, 支持61Σ+—H2间的共线型碰撞机制。

在样品池条件下, 利用激光诱导荧光方法研究了K2［11Σ+u(ｖ′=2)］+He,H2→K2［11Σ+u(ｖ′=1,3)］+He,H2的碰撞能量转移。 池温保持在420 K, He和H2气压在40～250 Pa之间变化。 脉冲激光激发K2基态至11Σ+u(ｖ′=2)态, 荧光中含有直接和碰撞转移荧光成分, 记录直接11Σ+u(ｖ′=2)→11Σ+g(ｖ″=0)荧光发射的时间分辨强度。 在发射开始时ｖ′=2能级的布居未受ｖ′=1,3→ｖ′=2碰撞转移的影响, 因此光强为一纯指数曲线, 从强度的对数值给出的直线斜率得到有效寿命, 由Stern-Volmer方程得到ｖ′=2→ｖ″=0的辐射寿命为(36±7)ns, ｖ′=2与He和H2碰撞的总的转移截面分别为(3.0±0.5)×10-16cm2和(6.4±1.2)×10-15cm2。 在不同的He和H2气压下, 测量ｖ′=1,2,3→ｖ″=0的时间积分荧光强度, 结合11Σ+u(ｖ′=1,3)能量辐射率的测量, 得到了ｖ′=2→ｖ′=1和ｖ′=2→ｖ′=3的碰撞转移面分别为(1.4±0.5)×10-16cm2, (1.2±0.4)×10-16cm2(对K2+He)和(3.2±1.0)×10-15cm2, (2.6±0.9)×10-15cm2(对K2+H2)。

脉冲激光双光子激发Rb(5S)态到Rb(5D)或Rb(7S)态，在样品池条件下，利用原子荧光光谱方法测量了Rb(7S-5D)～H2，He碰撞能量转移截面与池温的关系。利用三能级模型的速率方程分析。通过测量在不同H2或He密度下的直接荧光与转移荧光的时间积分强度比，在353～493K温度范围内得到了Rb(7S-5D)-H2，He的反应与非反应碰撞能量转移截面。对于Rb(7S)+H2→Rb(5D)+H2，其转移截面随温度的增加而减小，而其逆过程的转移截面则随温度的增加而增加。对于与He的碰撞，在不同温度下7S-5D的转移截面均符合细致平衡原理，7S，5D态与H2的碰撞速率系数是反应与非反应速率系数之和，利用实验数据可以分别确定反应与非反应截面，7S态的平均反应截面与5D态平均反应截面之比约为1.5。Rb(78)与H2的反应活动性大于Rb(5D)。

在Cs2密度约为2×1013 cm-3的纯Cs样品池中, 脉冲激光激发Cs2(X 1Σ+g)至B 1Πu 态, 利用原子和分子荧光光谱方法研究了Cs2(B 1Πu)+Cs(6S)的碰撞激发转移过程。 用736 nm激发Cs2到B 1Πu(v＜10), 这时预解离不发生。 由B 1Πu→X 1Σ+g时间分辨跃迁信号得到B 1Πu态的辐射寿命为(35±7) ns, B 1Πu态与Cs原子碰撞转移总截面为(4.0±0.5)×10-14 cm2。 用705 nm激发至B 1Πu(v＞30)态, 这时发生预解离, 在不同的Cs密度下, 测量了I(D1), I(D2)和分子带的时间积分荧光的相对强度, 得到了预解离率为(4.3±1.7)×106 s-1(对预解离到6P3/2)和(4.7±1.9)×106 s-1(对预解离至6P1/2)； 碰撞转移截面为(0.45±0.18)×10-14 cm2(对转移到6P1/2)和(4.3±1.7)×10-14 cm2(对转移到6P3/2)。 结果表明, 如果B 1Πu(v)是束缚的, 6P原子由碰撞转移产生； 如果B 1Πu(v)是预解离的, 则6P原子由预解离和碰撞转移产生。

在样品池条件下， 利用原子荧光光谱方法， 测量了Cs(6DJ)与H2 , He碰撞中的反应与非反应能量转移截面。 利用脉冲激光886nm线双光子激发Cs(6S)到Cs(6D3/2)态， 原子荧光中除含有6D3/2→6P的直接荧光外， 还含有6D5/2→6P的转移荧光。 利用三能级模型的速率方程分析， 在不同的He和H2密度下， 分别测量直接荧光与转移荧光的时间积分荧光强度比， 得到了6D3/2与H2和He碰撞的精细结构转移截面分别为σ=(55±13)×10-16和(16±4)×10-16 cm2， 同时确定了6D5/2与H2和He的碰撞猝灭速率系数。 6D5/2态与H2的碰撞猝灭速率系数比6D5/2与He的大， 它是反应与非反应速率系数之和， 利用实验数据确定非反应速率系数为6.3×10-10 cm3·s-1， 得到6D5/2与H2的反应截面为(2.0±0.8)×10-16 cm2。 利用不同H2（或He）密度下6D5/2→6P3/2时间积分荧光强度， 得到6D3/2与H2反应截面为(4.0±1.6)×10-16 cm2， 6D3/2与H2反应的活性大于6D5/2。

利用脉冲激光双光子激发 Rb(5S) 到 Rb(5Dj, 7S )态,在样品池条件下,利用原子荧光光谱方法研究了 Rb(5Dj, 7S)+ Rb(5S) 的碰撞能量转移过程。利用三能级模型的速率方程分析,在不同的 Rb(5S) 密度下,通过对直接荧光和转移荧光的时间积分 荧光强度的测量,得到了 Rb(5D5/2)→Rb(5D3/2) 精细结构转移截面为 (3.7±0.9)×10ˉ14 cm2。 而测得的碰撞转移到 Rb(5Dj) 以外态的截面是 Rb(5D)→Rb(7S) 转移截面和碰撞能量合并逆过程截面之和, 还可测得 Rb(5D)→Rb(7S) 的碰撞转移截面为 (1.6±0.4)×10ˉ16 cm2, 故 Rb(5D)+Rb(5S)→Rb(5P)+Rb(5P) 的截面分别为 (3.1±1.2)×10ˉ14 cm2 (对 j=5/2) 和 (2.0±0.6)×10ˉ14 cm2 (对 j=3/2), 5Dj态主要是通过碰撞能量合并的逆过程 (即 Rb(5Dj)+Rb(5S)→Rb(5P)+ Rb(5P))猝灭。