Xenon monochlorid - Xenon monochloride
 | |||
| |||
| Identifikátory | |||
|---|---|---|---|
3D model (JSmol ) | |||
| ChemSpider | |||
| |||
| |||
| Vlastnosti | |||
| XeCl | |||
| Molární hmotnost | 166,746 g / mol | ||
Pokud není uvedeno jinak, jsou uvedeny údaje o materiálech v nich standardní stav (při 25 ° C [77 ° F], 100 kPa). | |||
| Reference Infoboxu | |||
Xenon monochlorid (XeCl) je exciplex který se používá v excimerové lasery a excimerové lampy vyzařuje blízko ultrafialové světlo při 308 nm. Nejčastěji se používá v lék. Xenon monochlorid byl poprvé syntetizován v 60. letech. Své kinetické schéma je velmi složitý a ke změnám jeho stavu dochází v nanosekundovém časovém měřítku. V plynném stavu jsou známy nejméně dva druhy xenon monochloridu: XeCl a Xe
2Cl, zatímco komplexní agregáty se tvoří v pevném stavu v matrice z ušlechtilého plynu. Vzrušený stav xenon podobá se halogeny a reaguje s nimi za vzniku excitovaných molekulárních sloučenin.
Úvod
Molekuly, které jsou stabilní pouze v elektronicky excitovaných stavech, se nazývají excimerové molekuly, ale lze je nazvat molekulami exciplexu, pokud jsou heteronukleární. The exciplex halogenidy tvoří důležitou třídu halogenidů vzácných plynů se vzorcem RgX. Rg je vzácný plyn a X je halogen. Tyto molekuly jsou de-excitovány emitováním a foton jehož energie je nějaká Elektronové napětí. Proto je vlnová délka produkovaného světla ve viditelném nebo ultrafialový spektra. Plyn nebo plynné směsi, které mohou vést k tvorbě těchto molekul, jsou od inverze populace kvazi-ideálním laserovým médiem[Citace je zapotřebí ] se získá přímo, když se vytvoří excimer. Dalším důsledkem nestabilního základního stavu je to, že excimer nebo exciplex musí být generovány vnějším buzením (buď výbojem, elektronovým paprskem, mikrovlnnou troubou nebo zářením). K výrobě exciplexů je třeba použít nejméně dva plyny: donor halogenu a vzácný plyn.[1] Jak však ukazuje tabulka 1, ne všechny molekuly halogenidů vzácných plynů vedou k vývoji laserů; některé možná ani neexistují. Bylo vyvinuto více molekul a aplikací.[2][3][4][5][6][7][8][9][10]
Stůl 1. Vlastnosti halogenidů vzácných plynů. D - molekula je disociativní a neexistuje. F - pozorovaná fluorescence. L - molekula s laserovým efektem.[4] Halogen /Vzácný plyn Hélium Neon Argon Krypton Xenon Fluor D F & D L L L Chlór D D F & D L L Bróm D D D F & D L Jód D D D D F & D
Bylo publikováno několik přehledových článků týkajících se laserové technologie xenonchloridu a jejích aplikací.[11][12][13][14]
Někteří autoři[11][14] zdůraznit důležitost přesného stanovení kinetiky laserového média, pokud se jedná o halogenidy vzácných plynů. Nedávné výsledky poskytly vhled do fyzikální chemie laserového média.[15][16][17] Spektroskopické výzkumy jsou omezeny na viditelnou blízkou ultrafialovou oblast, kde fungují exciplexní lasery. Budou brány v úvahu pouze binární směsi plynů xenonu a donoru chloru, nebo ternární směsi, které rovněž zahrnují vyrovnávací plyn (vzácný plyn označený Rg). Nejzajímavějšími dárci chloru jsou CCl
4 a HCl z důvodu jejich použití v laserové technologii a Cl
2 (viz obrázek 1).
XeCl a Xe
2Cl jsou nejdůležitější v laserových aplikacích mezi xenon chloridy. Ačkoli výbojky založené na nízkotlakých směsích xenonu a donoru chloru vyzařují nekoherentní světlo, jsou spolehlivé a snadno ovladatelné.[19]
Dějiny
Myšlenka, že se mohou tvořit vzácné plyny halogenidy vznikly na počátku 20. let 20. století:[20] A. von Antropoff[21] a Oddo[22] navrhl to krypton a xenon může tvořit bromidy a chloridy. V roce 1933 Yost a Kaye[23] neúspěšně se pokusil syntetizovat xenonchlorid osvětlením směsi xenonu (70 torr tlaku) a chlór (225 torr) s a rtuťová výbojka.
Xenon monokloridy byly poprvé syntetizovány v roce 1965.[24] Později solidní XeCl
2 a XeCl
4 sloučeniny byly syntetizovány za nízkých teplot. V roce 1991 Prosperio et al.[25] prokázal existenci XeCl
2 v plynném stavu, což je důležité pro lasování kinetiky, i když to emituje nezajímavé infračervené světlo.[26]
V roce 1973 Riveros et al.[27] syntetizován XeCl−
ionty v plynné fázi při tlaku 10−4 torr. Tato iontová molekula přitahovala jen malý zájem.
Systematické studie XeCl byly zahájeny v roce 1975 Velazcem a Setserem,[28] kteří prokázali 304 nm emise z XeCl
*. Tato emise byla získána smícháním atomů xenonu (Xe
3P
2) s plynným chlórem Cl
2 nebo jiné chlorované sloučeniny (NOCl a SOCl
2 ). Vzrušení bylo zajištěno nachlazením katoda vybít; celkový tlak byl několik torr. O měsíce později Ewing a Brau[29] hlášeno lasování z XeCl filmu 2Σ1/2+ → 2Σ1/2+ při 308 nm, což bylo nejslibnější pro průmyslové aplikace. Výhodným donorem chloru pro XeCl laser je HCl. Uvedené důvody jsou:
- Průřez s nízkou absorpcí při 308 nm řádově 10−19 cm2.[30] Koncentrace HCl podstatně neovlivňuje výstupní energii laseru. To není případ Cl
2 který má velmi silnou absorpci při přibližně 300 nm.[29][31] - Méně toxický než chlor.
- Generuje post-disociaci excimerový laser, což je mnohem lepší než u jiných dárců chloru. Bylo získáno 16 000 po sobě jdoucích pulzů excimerových laserů bez ovlivnění energetického výdeje.[32]
- Konstantní rychlost vibračního buzení a disociativní elektronová vazba jsou pro HCl příznivější než pro jiné dárce chloru.[33] Tyto procesy pomáhají při formování XeCl
*.
O tři roky později Lorentz et al.[34] provedly experimenty při vysokých tlacích (několik atmosféry ) ve směsi obsahující (Ar /XeCl
2) a našel emisi soustředěnou na 450 nm, která byla přičítána XeCl
2.
První XeCl
2 laser byl vyvinut v roce 1980.[35][36] Tento typ laseru bude pravděpodobně laditelný v širokém rozsahu vlnových délek (30 nm) v viditelné spektrum. To platí, i když se absorpční jevy vyskytují na straně kratších vlnových délek, a proto omezují působení laseru v červené oblasti elektromagnetické spektrum z emise světla. Experimenty v pevné fázi s Xe
2Cl
*[37] naznačují, že pro vývoj tohoto typu laseru je vhodnější plynný stav. Měřená amplifikace byla správná v pevném stavu.[38] Kapalný stav[39] vypadá jako ideál barvicí laser i když se implementace zdá složitá a nákladná. V současné době Xe
2Cl laser nebyl průmyslově vyvinut. Na rozdíl od XeCl je nejlepším dárcem chloru CCl
4[40] při použití HCl nedochází k žádnému působení laseru.[35]
Čtyři molekuly jsou a priori syntetizovány ve směsích. Všimněte si zejména možnosti jejich syntézy za experimentálních podmínek laserů a jejich rolí.
XeHCl byl pozorován v plynném médiu. Tato molekula však byla detekována pouze prostřednictvím emisních spekter v mikrovlnné troubě, rádiu a daleko infračervený regiony,[41] ale s emisemi předpovídanými dvěma teoretickými studiemi při 232 nm[42] a 129 nm.[43] Všimněte si však, že když je téměř agregovaný, je pravděpodobnější, že bude stabilní na pevné skupenství. Je to stejné pro Xe
3Cl který může teoreticky emitovat při 500 nm,[44] zatímco tato aktivita nebyla nikdy pozorována v plynném stavu.
XeH má tři známé emisní linie. Byly pozorovány při 190 nm,[45] 250 nm[46] a 660 nm.[47] Nikdy se však neprojevily v laserovém spektru, což vede k předpokladu, že XeH se za experimentálních podmínek netvoří. Naopak XeH+
ion se tvoří ve směsích používaných v laserech. Hraje významnou roli v kinetika při syntéze XeCl
*,[48] prostřednictvím reakce, která soutěží s vytvořením Xe+
ionty (zobrazeny níže):
HCl+
+ Xe → Xe+
+ HCl (80 ± 10%)
HCl+
+ Xe → XeH+
+ HCl (20 ± 10%)
Rychlostní konstanta celého procesu je 6,4×10−10 cm3s−1 (± 20%).
Xe+
iont je klíčovým předchůdcem při tvorbě molekuly exciplexu.
XeCl exciplex
Struktura molekuly XeCl
Křivky potenciálu uvedené na obrázku 2 jsou výsledky teoretické[49][50][51] a experimentální[52] funguje.
Společné charakteristiky pro všechny halogenidové stavy vzácné plyny zahrnuje skupinu souvisejících excitovaných stavů B, C a D a nižší skupinu disociačně nebo slabě vázaných stavů A a X. Stavy B, D a X mají Σ symetrii (Λ = 1/2), zatímco stav C má π symetrii ( Λ = 3/2). Samotný stav A je rozdělen na dva dílčí stavy, symetrii Σ, A1/2 a další symetrie π, A3/2.
The ionizace potenciál vzácných plynů v jejich nejnižším excitovaném stavu je blízký elektronové afinitě atomů halogenu. Molekuly halogenidů vzácných plynů jsou tedy tvořeny iontovou vazbou, protože excitovaný elektron vzácného plynu je částečně přenášen na atom halogenu. Takto vytvořená molekula je tedy stabilní, jako je tomu ve státech B, C a D.
K tomuto přenosu elektronů nedochází u atomů základního stavu. Protože atomy vzácných plynů nejsou reaktivní. To je případ států A a X.
Stavy B, C a D
Tyto stavy korelují se základním stavem Xe+
ionty a Cl−
. Spin-orbitální rozdělení Xe+
iont do dvou stavů (2
P
3/2 a 2
P
1/2) je důležité; také státy B a D, s nimiž jsou korelovány, jsou významně daleko. Pro křivky minimálního potenciálu odpovídající téměř stejné hodnotě mezijaderné vzdálenosti (rEExperimentálně měřený energetický rozdíl je asi 9940 cm−1.[53][54][55] To je v souladu s energií oddělení Xe+
(2P3/2) a Xe+
(2P1/2) uvádí v hodnotě 10574 cm−1.
Potencionální křivky stavů B a C se protínají adiabaticky s potenciální křivkou korelovanou s Xe * + Cl při velkých mezijaderných vzdálenostech: 7,1 nm experimentálně[56] a 7,19 nm[57] a 6,3 nm[10] teoreticky. Novější teoretické zkoumání specifikuje tyto průnikové jevy.[58] Státy B a C splývají na velké vzdálenosti a protínají dvě po sobě jdoucí potenciální křivky korelované s Xe * + Cl. Nejnižší korelovaný s Xe (3
P
2) + Cl (2
P
3/2) je 7,25 nm a poté další koreloval s Xe (3
P
1) + Cl (2
P
3/2) je zachycen při 18,68 nm. Protože se tento průnik vyskytuje ve velké vzdálenosti, iontový charakter vazby těchto stavů poblíž rovnovážné mezijaderné vzdálenosti rE je prakticky nedotčeno.
Tato situace se mírně liší u stavu D, který protíná tyto dvě potenciální křivky v mnohem kratší vzdálenosti.[58] Stav D protíná Xe (3
P
2) + Cl (2
P
3/2) pouze při 0,89 nm a Xe (3
P
1) + Cl (2P3/2) při 1,02 nm.
Rozdíl mezi stavy B a C spočívá v tom, že jsou v korelaci s Xe+
ionty, jejichž poloobsazený orbitál p je v rovině rovnoběžné s mezijadernou osou pro stav B a kolmá k této ose pro stav C.[59]
Při zkoumání energetické polohy potenciálové křivky stavů B a C vede jejich blízkost k určitým obtížím. hodnoty energetické mezery (EB - EC) mezi těmito dvěma stavy je uveden v tabulce 2. Data jsou velmi rozptýlená; zejména vypočítané hodnoty jsou daleko od všech experimentálních hodnot. Ty byly stanoveny většinou z poměrů intenzity těchto dvou emisí XeCl
* se středem při 308 nm a 345 nm, ať už s korekcemi nebo bez korekce účastí přechodu (B → A).[60] Nejpřímější opatření dává Jouvet et al.[61] Budicí spektra XeCl
* přímo poskytují energetický rozdíl mezi vibračními hladinami v ′ = 0 a v ″ = 0, které odpovídají stavům B a C. Tato hodnota 90 cm−1 je blízký ostatním měřením ze studií v kinetika.[16][62][63]
Tabulka 2 Energetická mezera (E.B - EC) mezi stavy B a C XeCl. EB - EC (cm−1) Proces Rok Odkaz −1489 C 1977 [64] −560 C 1978 [50] 7 Já 1979 [60] 81 I & C. 1979 [51] 128 ± 35 Já 1980 [65] −5.4 ± 25 Já 1980 [66] 200 Já 1980 [67] 230 Já 1980 [59] 180 C 1981 [68] 289 Já* 1982 [69] 220 ± 40 Já 1983 [70] 85 C 1984 [62] 0 C 1984 [71] −22 C 1985 [72] > 50 Já** 1986 [73] 230 ± 40 Já 1987 [52] 90 ± 2 Vstřebávání 1989 [61] 98 +30−40 I & C. 1990 [63] 118 ± 40 Já 1992 [15]
I: měření odvozené z hodnoty poměrů intenzity emisí XeCl se středem na 308 a 345 nm (viz § 3-1-1)
C: měření odvozené z kinetické studie poskytující vazebné konstanty mezi těmito dvěma stavy.
*: Emise při 345 nm nejsou korigovány na příspěvek XeCl (B → A)
**: XeCl je v pevném stavu.
Umístění stavu B ve vztahu ke stavu C je teoreticky zdůvodněno zvážením konfigurační interakce mezi stavy iontového a kovalentního charakteru podobné symetrie.[66][74][75] Ve státě 2Σ (jako stavy B a X), jednoduše obsazený orbitál je umístěn blíže k orbitálu jiného atomu tak, že interakce nebo výměna nábojů mezi dvěma atomy jsou větší a snadnější než ve stavu 2π (jako státy C a A3/2), kde jednoduše obsazený orbitál je kolmý na molekulární osu a daleko od jiného atomu. Korekce zavedená tímto jevem z hlediska energetických hodnot je mnohem důležitější pro stavy than než pro stavy π.[74] Tato interakce výrazně zvyšuje energii stavu B ve srovnání s energií stavu C. Poloha tedy na křivkách pozorovaného potenciálu z obrázku 2.
Stavy X a A.
Nejnižší stavy korelují s atomy xenonu a chloru v základním stavu.
Kvůli spin-orbitální rozdělení hladiny atomu chloru na 881 cm−1[76] do dvou států, (2
P
3/2) a (2
P
1/2), stav A je rozdělen do dvou dílčích stavů. Účinek spin-orbitální vazby je zde však výrazně slabší než v případě Xe+
ion. Při velkých mezijaderných vzdálenostech byla energetická mezera 882 cm−1 mezi A1/2 a A.3/2 byl experimentálně měřen v pevném stavu v neonové matrici.[77] Tato hodnota je tedy velmi blízká energetické separaci stavů Cl (2
P
3/2) a Cl (2
P
1/2). To potvrzuje teoretické předpoklady stavových korelací mezi XeCl stavem A a Cl. Na velké vzdálenosti uveďte A3/2 je podobný stavu X. Becker a kol.,[78] kdo stanovil interakční potenciály 35
Cl (2
P
3/2 a 2
P
1/2) a Xe (1
S
0) z analýzy kvazielastického rozptylu při srážkách vyvolaných zkříženými paprsky experimentálně potvrdil tento výsledek. Na rozdíl od některých jiných halogenidů vzácného plynu má XeCl nedisociační základní stav. Tento vazebný charakter byl experimentálně prokázán před teoretickými studiemi XeCl v argonových matricích v pevné fázi při 20 K[55] a později v plynném stavu.[54][56]
The Van der Waalsova síla mezi atomy[79] není dostatečně silný ve stavu X, aby vysvětlil přítomnost potenciální studny, že když je nízká (hloubka je v řádu kilotorr)[je zapotřebí objasnění ] může obsahovat mezi 12 a 20 vibračními hladinami (viz tabulka 3). Relativní nárůst vazebné energie stavu X ve srovnání se stavem A lze také vysvětlit zohledněním interakce konfigurace.[80] Stav A je také velmi lehce vázán s vazebnou energií poloviční ve srovnání se stavem X.
Tabulka 3 Experimentální počty vibračních hladin v potenciálních vrtech stavu X. Hodnota Odkaz 15 [81] 20 [82] 12 [83] 18 ± 1 [56]
Spektroskopické konstanty
Energie Ev'j 'M známého stavu M s vibrační úrovní v 's rotačním kvantovým číslem j je:
Ev'j 'M = TE(M) + E.Vib(M) + E.Trouchnivění(M) kde TE(MĚVib(M) a E.Trouchnivění(M) označují vibrační a rotační elektronickou energii molekuly.
Elektronická struktura
Hlavními rysy elektronických stavů známého stavu M jsou obvykle disociační energie DE, meziatomová vzdálenost rE a energie dna potenciální studny EM. Pro XeCl jsou různé uváděné hodnoty těchto veličin shrnuty v tabulkách 4, 5 a 6. Byly stanoveny teoreticky nebo experimentálně pro izotop 35
Cl v pevném nebo plynném stavu.
Tabulka 4. Disociační energie DE v cm−1. Čj X A B C D [78] 280 ± 7% 129 ± 7% [50] 33,957 33,392 33,634 [44] 36,699 [82] 281 ± 10 36,553 37,148 [56] 255 ± 10 36,540 [84] 281.1 ± 0.7 [85] 154 [80] 161 [10] 225 [86] 35,459
Disociační energie
Disociační energie byly vypočteny nebo změřeny pro různé stavy eximeru. Některé státy mají více měření než jiné. Státy A, C a D mají příliš málo měření pro statistickou analýzu. Pro stav B nejsou čtyři hodnoty vzájemně konzistentní
Pro stav X existuje šest hodnot, z nichž dvě jsou odlehlé hodnoty. Flannery[10] je starý, nepřesný teoretický odhad. To Tellinghuisen et al.[56] je první experimentální stanovení provedené v roce 1976. O sedm let později[84] stejný tým tuto hodnotu opravil a zaplnil mezeru v nejnovějších odhadech. Zbývající čtyři hodnoty se zdají být jedinými spolehlivými. DE je (s pravděpodobností 95%) mezi 278,3 cm−1 a 285,3 cm−1. Interval odpovídá fluktuaci 1,3% kolem 281,5 cm -1. Mezi vybranými stanoveními jsou skutečně dvě opatření s vysokou nejistotou,[78][82] a třetí, které autor neuvádí.[80] Hodnota D.E stavu X, závisí na počtu vibračních hladin obsažených ve studni a nastavuje počet přechodů vázaných → vázaných, kterých lze dosáhnout. Tento výsledek je zásadní pro lepší pochopení XeCl laserové spektroskopie.
Rovnovážné atomové vzdálenosti
Tabulka 5: Rovnovážné meziatomové vzdálenosti rE v Ǻ. Čj X A B C D [87] 3.44 [78] 3.23 4.1 [50] 3.22 3.14 3.18 [74] 3.227 [73] 3.14 [82] 3.23 3.007 2.922 [56] 3.18 2.9374 [70] 3.074 [85] 4.05 [80] 3.23 4.09 [57] 2.9 [43] 3.17 3.08 3.12
Interatomová vzdálenost pro státy A, C a D má málo měření, ale jsou si blízká. V průměru je stav A 0,408 nm, stav D 0,307 nm a stav C 0,311 nm.
Pro stát X teoretické určení Adriana a Jette[87] je statisticky daleko od ostatních. Vynechání, použití úrovně spolehlivosti 95% stavu X rE, bude v rozsahu: 0,318 nm
Hodnota Tellinghuisen et al.[56] je na hranici intervalu. Pokud budou ignorováni, další tři autoři oznámí identickou hodnotu 0,323 nm.
Tellinghuisenova hodnota pro stav B je daleko od ostatních pro rE. Totéž platí pro Ewing et Brau,[57] nejstarší studie halogenidů vzácného plynu, která je založena na analogii vzrušeného vzácného plynu s alkalické kovy. To jsou jen odhady. Tyto dvě hodnoty budou vyřazeny, aby poskytly interval spolehlivosti 95% pro interatomickou vzdálenost stavu B: 0,2993 nm
Spodní část potenciálních energií studny
Tabulka 6: Spodní část potenciálních energií studny Ei v cm−1. Čj X A B C D [50] 34,441 35,005 45,329 [61] 32,398 ± 1 32,303 ± 1 [73] 29570 [82] 0 32405.8 [88] 32,828 [80] 22.7 29.4 [86] 32,382 [57] 30,860 [89] 32,405
Tabulka 6 ukazuje, že pro stavy X, A a D je velmi málo informací. Pro stav X, Sur et al.[82] libovolně vzal dno studny X jako počátek jejich energetické stupnice. Nejedná se tedy o přímé měření. Stát X i stát A proto byly předmětem pouze jedné studie; to Aquilanti et al..[80] Pro stav D existují dvě zcela odlišná stanovení.
Jak bylo vidět v předchozí části, umístění států B a C je problematické.
Stát B má největší pozornost vědců. Dvě opatření jsou statisticky daleko od ostatních. Kromě dříve zmíněné studie Ewinga a Brau,[57] stará teoretická práce Hay a Dunninga patří k pochybným určením[50] který bude brzy otevřen. Bez zvážení těchto hodnot poskytuje experimentální práce interval spolehlivosti na velmi úzké 95% hranici: od 32380,1 cm−1 na 32415,3 cm−1.
Naproti tomu nelze statisticky vyvodit žádný závěr vzhledem k malému počtu měření stavu C. Avšak další analýza bude osvětlena navzdory neodpovídajícím hodnotám znaků v tabulce 6. Pozice stavů C vzhledem ke stavu B skutečně má vedlo k mnoha publikacím.
Statistická analýza hodnot z tabulky 2 poskytuje postupný přístup k intervalu spolehlivosti na 95%, což je následující: 76,8 cm−1 <(E.B - EC) <100,2 cm−1. Pouze čtyři míry patří do tohoto intervalu. Toto je přímé určení Jouvet et al.[61] a tři hodnoty odvozené od kinetický studie.[51][62][63] Na druhou stranu bodový odhad dává 88,5 cm−1 a jediné opatření, které je s ním v souladu (vzhledem k uvedené absolutní chybě), je od Jouvet et al..[61] při (90 ± 2 cm−1). Statistická studie poté potvrzuje závěry dosažené v odstavci 1.1.
Intervaly spolehlivosti uvedené výše pro stav B a energetický rozdíl (E.B - EC) vytvoří interval pro EC: 32279,9 cm−1
Za těchto podmínek pouze hodnota Jouvet et al.[61] v tabulce 6 je v souladu s tímto rozsahem. Tři pochybná stanovení zahrnují stanovení Hay a Dunninga[50] s vadnou hodnotou pro EB. Další raná teoretická studie Clugstona a Gordona[88] také vedlo k tomuto intervalu. Totéž platí pro experimenty v pevné fázi prováděné Fajardem a Apkarianem.[73]
Výpočet průměru dvou hodnot v tabulce 6 poskytne 43838,45 cm -1. Energetická mezera stavu B je pak řádově 11 400 cm−1. Shostak a silný[53] experimentálně určily energetický rozdíl mezi stavy A a B. Zjistili 9900 cm−1. Rozdíl mezi těmito hodnotami (EB - ED) je velmi ostrý. Vezmeme-li v úvahu pouze práci od Sur et al.,[82] rozdíl energie mezi stavy B a D je řádově 9950 cm−1 což je blízko k Shostakovi a Strongovi.[53] Toto pozorování vrhá nové pochybnosti o teoretické práci Hay a Dunninga[50] pro které (napřB - ED) je 10888 cm−1.
Pokud jde o elektronickou strukturu, ukazuje se, že starší studie představují problém, pokud jde o některé z jejich výsledků.[10][50][56][57][88] Na druhé straně práce prováděné Fajardem a Apkarianem[73] není vždy v souladu s pozorováním plynného stavu. Nedávné teoretické studie navíc nevylučují významné rozdíly oproti experimentálním výsledkům.[43][44]
Odstranění hodnot Hay and Dunning,[50] redukuje na určení hodnoty DE pro státy C a D a činí tři další hodnoty vztahující se ke stavu B homogenní. Mezi nimi Tellinghuisen et al.[56] představuje problém pro jiné hodnoty. Energie DE pro stav B má pak průměrnou hodnotu 36184 cm−1.
Vibrační struktura
Vibrační energii úrovně v 'libovolného stavu M lze vypočítat jako:
EVib(M) = ωE (v '+ 1/2) - ωEXE (v ‘+ 1/2)2
kde ωE a (ωEXE) označuje základní vibrační frekvenci a konstanta anharmonicity. Jejich příslušná stanovení jsou uvedena v tabulkách 7 a tabulce 8.
Základní vibrační frekvence
Hodnoty ωE jsou seskupeny v tabulce 7.
Tabulka 7: Hodnoty ωE v cm−1. Čj X B C D [90] 210 [50] 188 188 189 [61] 27 ± 1 193 ± 1 204 ± 1 [91] 194.235 [82] 26.22 194.75 204.34 [56] 26.27 (± 0.55) 195.17 (± 0.31) [75] 195.6 [55] 50 ± 10 [73] 188 [89] 195.2 [88] 187 [92] 210 [43] 195 198 [93] 205 ± 12
Státy X, C a D mají pouze čtyři stanovení. I přes rozdíly nelze žádné opatření považovat za statisticky vzdálené od ostatních.
Stav B nabízí devět stanovení. Statistická analýza vede k intervalu spolehlivosti 95%: 194,7 cm−1 <ωE <195,4 cm−1.
Šest hodnot v tabulce 7 je zvláštních. Tři z nich výrazně. Jsou to staré publikace, z nichž dvě (Hay a Dunning[50] a Brau a Ewing[90]) byly ústřední v předchozí části. Golde[93] výsledky byly založeny na stejné metodě, jakou použili Brau a Ewing.[90]
Další tři opatření, která jsou mimo rozsah, jsou novější. Kvaran et al.[91] zkoumal pevný stav. Jako Fajardo a Apkarian,[73] pozorovali významné rozdíly v plynném stavu. Naproti tomu nejpřekvapivější jsou neshody mezi Jouvetem et al.[61] a Tamagake et al.[75] což byly studie s dobrými výsledky. A konečně, mezi hodnotami, které souhlasily s těmito rozsahy, je mnoho studií, které byly více teoretické[43][89] než experimentální.[56][82]
Na závěr Tellinghuisen et al.[56] dává velmi dobré výsledky jak ve stavu B, tak ve stavu X.
Uváděné výsledky o stavu C jsou poměrně sporné.[50][73][88] Dílo Jouvet et al.[61] je extrémní ve srovnání s jinými opatřeními státu B.
Pokud jde o stav D, s výjimkou výsledků Hay a Dunning[50] je soudržnější než ostatní tři hodnoty.
Nakonec je nutné specifikovat hodnoty ωE pro státy X, C a D. Hlavním zájmem tohoto objasnění by bylo lepší rozlišení vibrační struktury přechodu použitého v laseru, což vyžaduje lepší znalost stavu X. Na druhou stranu struktura státu C je důležité, protože v laseru hraje zásadní roli kinetika .
Konstanty anharmonicity
Tabulka 8 ukazuje měření konstanty anharmonicity pro různé stavy. Měření konstant anharmonicity pro stavy X, C a D jsou velmi nekonzistentní.
Tabulka 8: Hodnoty ωEXE v cm−1. Čj X B C D [50] 0.66 0.85 0.80 [61] 0.25 ± 0.07 0.75 ± 0.1 [91] 0.63152 [82] – 0.321 0.627 0.682 [56] – 0.278 (± 0.17) 0.543 (± 0.063) [89] 0.54
Šest měření pro stav B vytváří interval spolehlivosti na 95%:
0,532 cm−1 <ωEXE <0,669 cm−1.
Dílo Jouvet et al.[61] je statisticky daleko od ostatních a autoři tento rozdíl nemohou vysvětlit. Hay and Dunning[50] poskytnout správné předpovědi, stejně jako studie vibrační struktury Tellinghuisen et al..[56]
Rotační struktura
Následující výraz označuje rotační energii: Etrouchnivění(M) = B’.K 'ef - D '. (K'ef)2, kde K ’ef = j '(j' + 1) ± (1/2) .δ (j '+ 1/2);
B 'a D' jsou rotační konstanta a první konstanta odstředivého zkreslení. Jejich hodnoty jsou uvedeny v tabulce 9 a tabulce 10. δ je parametr, který se rovná 2,0 pro stav B[63] a 0,4 pro stav X.[94]
Proto jsou rotační struktury velmi málo známé. Navzdory tomu je třeba si všimnout konzistence některých měření provedených na B ’.
Syntetické dráhy
Když jsou v konfiguraci patřící do metastabilních stavů np5(n + 1) s1, (n = 5 pro xenon), vzácné plyny mají vlastnosti polarizovatelnost a pružný rozptyl podobný těm z alkalické kovy.[96] Valenční elektron, s, excitovaného vzácného plynu má a energie vazby blízko k hodnotě alkalického kovu, který jej následuje v periodická tabulka. Ve starších publikacích[57][93][97][98] tato analogie, která je použitelná pouze pro těžší vzácné plyny, se používá ke studiu chování těchto plynů s donory halogenu. Alkalické kovy mají dobré chemická afinita pro halogeny a měla by mít afinitu k excitovaným vzácným plynům. Experimentálně je srážkový průřez metastabilních stavů vzácných plynů s halogeny podobný průřezu alkalických kovů s halogeny.[97][98][99] Excitovaný xenon má tedy elektronovou strukturu blízkou struktuře cesium, aby mohl reagovat s dárcem chloru, aby se vytvořil XeCl
*.
V jejich molekulární symetrii existují významné rozdíly mezi alkalickými kovy a excitovanými vzácnými plyny. Počet stavů halogenidů vzácných plynů je větší než stav solí alkalických kovů. To je způsobeno spin-orbitálním štěpením atomů a iontů vzácných plynů.
První podmínkou pro produkci XeCl je reaktivita xenonu. K tomu musí být buď vzrušený, ionizovaný nebo obojí. Bylo použito několik metod vnějšího buzení. Nejběžnější jsou elektrické šoky,[28] elektronové paprsky,[40] laserové buzení,[100] mikrovlnné trouby[101] a částice α.[15]
Buzení není selektivní a tvorba XeCl
* může sledovat mnoho cest. Jejich relativní důležitost se mění v závislosti na podmínkách, zejména na tlaku, způsobu buzení a donoru halogenu. Pokud se jedná o ternární směsi, je proces vytváření XeCl komplikovanější. Nicméně přidání a vyrovnávací plyn nabízí mnoho výhod. Jiné vzácné plyny jsou levnější než xenon, ale absorbují (spolu se svými excitovanými druhy a jejich ionty) méně než xenon při 308 nm. Vyrovnávací plyn lze tedy použít ve velmi vysokých poměrech bez velké změny výstupního výkonu laseru. Za těchto podmínek se musí podíl xenonu a HC1 shodovat s podíly potřebnými k produkci požadovaného množství molekuly exciplexu. Podstatnou úlohou vyrovnávacího plynu je přenášet na atomy xenonu potřebnou excitační energii. Tento přenos lze považovat za okamžitý. Může vést k excitaci nebo ionizaci xenonu nebo k tvorbě RgXe+
ion.[4] Každý z těchto druhů pak může reagovat s donorem chloru za vzniku XeCl
*. Na druhou stranu se zdá, že tvorba neutrálních druhů RgXe není důležitá.[5]
Dva hlavní způsoby syntézy exciplexu jsou kolize (mezi molekulami chloru a xenonem, kde je excitován alespoň jeden druh) a iontová rekombinace. Vyrovnávací plyn je někdy partnerem v prvním případě a téměř vždy se podílí na druhém.
Formace XeCl
* je od Konovalova extrémně efektivní et al.[102] pozorovaná emise XeCl v krypton zatímco xenon byl přítomen pouze ve stopových množstvích (0,2%).
Fotoassociativní cesta
XeCl
* syntéza nastává, když směs obsahující xenon a chlor (Cl
2) je buzen pomocí laseru emitujícího mezi 304 nm a 312 nm.[100] Poté jsou indukovány dvě reakce:[103]
- excitace elektronicky izolovaného atomu nebo molekuly xenonu následovaná reaktivními srážkami
- simultánní interakce páru při kolizi a jednoho nebo dvou laserem zavedených fotonů generuje přechodný stav, který pak vede k požadovanému produktu bez zásahu kolize.
V druhém případě se vytvoří přechodný komplex[104] (Xe-Cl
2)* ve státě (1Πu).[105] Proto jsou možné dvě disociační dráhy od okamžiku, kdy je foton absorbován párem Cl-Cl nebo párem Xe-Cl z (Xe-Cl
2)* ve státě (1Πu).[105][106]
Xe-Cl
2(1Πu) + hν → Xe-Cl
2(1ΠG) → Xe+
Cl
2− → XeCl (B, C) + Cl
Xe-Cl
2(1Πu) + hν → Xe-Cl (X) -Cl + hν → Xe-Cl (B) -Cl → XeCl (B) + Cl
Konstanta rychlosti reakce byla měřena zvážením fotonu jako třetího partnera. Je 6×10−29 cm6s−1.[107]
Podobné výsledky byly získány u dalších dárců chloru, včetně HCl a CCl
4.
Ve všech případech jsou molekuly XeCl (B, C) vždy produkovány ve stavech se silnou vibrační excitací.
Kolizní dráha
Důležitost mnoha procesů závisí na typu a excitaci druhu při srážce. Hlavním zbytkem ve všech případech jsou emise, které vyplývají z binárních kolizí.
Harpunské srážky
Tyto reakce zahrnují donor chloru v základním stavu a vzrušený atom xenonu, a to jak v prvních 6 s, Xe * a na vyšších úrovních Xe ** například úroveň 6p.
Mechanismus
Obecně tyto reakce mohou popsat výsledek srážek atomů vzácného plynu (Rg) a donorů halogenu (RX), kde X je atom halogenu a R je molekula radikálu.[108] Produkty reakcí silně závisí na typu vzácného plynu a donoru halogenu. V našem případě, kde Rg = Xe a X = Cl, se povaha produktů řídí tímto pravidlem.[51][109] V některých případech nemusí tato srážka poskytnout žádný halogenidový vzácný plyn.[51]
Atom Rg a molekula RX následují, když se blíží nejnižšímu adiabatickému potenciálu a reakce probíhá orbitálním mechanismem řízeným při křížení iontové kovalentní. Reagencie (Rg a RX) se blíží na kovalentní diabetický povrch. Oni pak tvoří komplex Rg
*... RX na poměrně velkou mezijadernou vzdálenost. Jeho potenciál je V (Rg, RX). Když je vzdálenost dostatečně malá, může se stát, že V (Rg, RX) protíná povrch iontového potenciálu (Rg+
... RX−). K přechodu může dojít převodem elektronu z Rg na RX. Toto je známé jako harpunový mechanismus. V tomto případě atomy pokračují na novém povrchu. To vede k difúzní reakci a tvorbě RgX*.
Obrázek 3 ukazuje proces vytváření XeCl
* což zahrnuje Rg = Xe a X = Cl. Po svém přenosu elektron zaujímá protivaznou dráhu RCl. V přítomnosti Xe+
, R.Cl−
rozděluje se na R a Cl−
. Xe
* ionty a Cl−
poté rekombinujte za vzniku XeCl ve stavech B, C a D, protože mezi nimi není žádná nová síla Cl−
a R. Vibrační buzení XeCl
* je vždy důležité. Celkově vše probíhá podle reakční rovnice:
Xe * + RCl → XeCl
*(B, C, D) + R s rychlostní konstantou kMX
Nicméně, konkurenční formace XeCl
* reakce se vyskytují před nebo po křižovatce. Odpovídají interakcím potenciálu V (Rg
*, RX*) a V (Rg + RX *).
Obecně k této situaci dochází, když je iontový povrch protínán kovalentními povrchy, kde RX je ve svém nejnižším excitovaném stavu. Distribuce výstupu závisí na počtu a povaze výstupních kanálů, které jsou možné po kolizích.[108][111] Nejběžnější se vyskytuje na křižovatce potenciálních povrchů přenosem elektronické energie, která může způsobit disociaci excitovaného akceptoru:
Rg
* + RX → (Rg+... RX−) → Rg (B, C, D) + RX* s rychlostní konstantou kET
Rg
* + RX → (Rg+... RX−) → Rg + R + X s rychlostní konstantou kD
Tato cesta má tendenci se stávat méně důležitou, jak se zvyšuje složitost RX
Je také možné, že k přenosu došlo ve stavu, který nekoreluje s RX* iont, ale na velmi vysokých Rydbergových stavech v neutrální molekule a leží těsně pod hranicí ionizace. Kritickými faktory regulujícími rozvětvovací poměry jsou potenciální energie související s molekulárním iontem (VJá), skupina Rydberg blízká ionizaci (VII) nebo počáteční excitovaný atom (VIII). Význam těchto cest roste s hloubkou díry V (Rg
*, RX*).
Když jsou vysoce oddělené hladiny asymptotické energie v řádu VJá > VII > VIII a potenciální energie (VII) jsou atraktivní, na první neúspěšný průnik narazíme, když přístup reagujících atomů zvýhodní výstup (VII) spíše než aniontový (V.Já). Od (VII) má kationtové centrum, které zůstává pevně spojené, přednostně vede k přenosu excitace. Toto je disociační excitační reakce:
Rg
* + RX → Rg + R* + X nebo Rg + R + X* s rychlostní konstantou kDE
Pokud VIII > VII na velkou vzdálenost, Penningová ionizace cesta nebo asociativní ionizace jsou možné:[108]
Penningová ionizace: Rg
* + RX → Rg + RX+ + e− s rychlostní konstantou kPI
Asociativní ionizace: Rg
* + RX → (RgRX)+ + e− s rychlostní konstantou kAI
V (V.Já) vazba s atomem halogenu je v zásadě slabá a atomový přenos je zesílen mezi Rg a R. Tento potenciál tak vede k tvorbě exciplexu.
There are therefore a priori five competitive ways of synthesizing RGX. Pro XeCl
* an excited xenon atom collides with a chlorine donor. These five reactions were all observed for various chlorine donors.[111] To quantify the proportion of produced exciplex, it is customary to define the branching ratio. It shows the rate of formation of XeCl, as denoted by Γ XeCl:
ΓXeCl = kMX / (kMX + kAI + kPI + kET + kDE + kD)
ΓXeCl measurements were effectuated for several chlorine donors and principally for the 6s and 6p states of xenon.
Xe(6s or 6p) + RCl → products with rate constant kQ
kQ is the total rate constant and is calculated as: kQ = kMX + kAI + kPI + kET + kDE + kD
Table 11. Total rate constants in cm3s−1 for harpoon collisions between Xe* a Cl
2. ΓXeCl = 1.State of xenon kQ × 10−10 Odkaz 3
P
2 or (6s[3/2]2)(10 ± 2) [112] 3
P
2 or (6s[3/2]2)7.2 [111] 3
P
2 or (6s[3/2]2)(7.0 ± 0.5) [113] 3
P
1(7.9 ± 0.9) [71] 1P1 (7.6 ± 0.7) [71] (6p[1/2]0) (14.6 ± 0.2) [103] (6p[1/2]0) (17.9 ± 0.2) [114] (6p[1/2]2) (14.5 ± 0.2) [103] (6p[1/2]2) (15.5 ± 0.2) [114] (6p[5/2]2) (13.3 ± 1.0) [115] (6p[5/2]2) (12.8 ± 0.3) [114] (6p'[3/2]2) (18.6 ± 0.5) [114] (6p'[1/2]0) (21.9 ± 1.0) [114] (7p[5/2]2) (30.7 ± 1.9) [114] (7p[1/2]0) (29.5 ± 0.8) [114] (7d[1/2]1) (9.2 ± 0.5) [114]
Výsledky pro Cl
2, CCl
4 and HCl (v = 0) are summarized in Tables 11–13. ΓXeCl is set equal to 1 by Setser Ku[103] where the chlorine donor is Cl
2. This decision is justified by the fact that for Xe* + Cl
2 we have VII > VJá > VIII, which according to Simons[108] fixes an unlikely channel for the excitation transfer.
Table 12 : Total rate constants in cm3s−1 a ΓXeCl for the harpoon collisions between Xe* and HCl (v = 0). State of xenon kQ × 10−10 ΓXeCl Odkaz 3
P
1 or (6s[3/2]1)6.2 0.01 [59] 3
P
2 or (6s[3/2]2)(7 ± 2) [112] 3
P
2 or (6s[3/2]2)5.6 0.01 [59] and Velazco et al.[111] 3
P
2 or (6s[3/2]2)5.6 <0.02 [51] 1P1 4.62 Chen and Setser[116] 1P1 7 ≈0 [71] (6p[1/2]0) (8.3 ± 0.5) 0.80 ± 0.15 [115] (6p[3/2]2) (8.0 ± 0.5) 0.60 ± 0.15 [115] (6p[3/2]2) (6.5 ± 0.2) [103] (6p[5/2]2) (8.0 ± 0.5) 0.40 ± 0.15 [115] 5d[3/2] (15.6 ± 1.5) 0.48 [71] Summary of 6p states 5 [110] Summary of 6p states 5.6 0.60 [117]
A first analysis of Tables 11-13 shows that the results are in good agreement when several measurements were made for the same reaction. We find that most collisions had their rate constants measured only once. Moreover, with rare exceptions, these determinations for KQ a ΓXeCl are limited to the lowest excited states of atomic xenon. This shows the need for new measures to confirm the available experimental results and estimate the role of other states that do not fail to form if one makes use of, as for the lasers, non-selective modes of excitation.
Table 13 : Total rate constants in cm3s−1 a ΓXeCl for harpoon collisions between Xe* a CCl
4.State of xenon kQ × 10−10 ΓXeCl Odkaz 3
P
1 a 3
P
21.73 0.24 [118] 3
P
1 a 3
P
26.3 0.13 [51] (6p[1/2]0) (7.5 ± 0.2) 0.68 ± 0.2 [103] (6p[3/2]2) (7.8 ± 0.5) 0 60 ± 0.15 [115] (6p[5/2]2) (7.3 ± 0.5) 0.35 ± 0.10 [115]
An important result for XeCl lasers is evident in an initial analysis. Xe(6s) + HCl (v = 0) does not produce XeCl. However, according to the estimates of Kannari et al.[119] 5% of exciplex synthesis occurs through the harpoon reaction. In addition, Xe(6p) states produce 2.5% of this amount.
Initial States: Xe(6s)
Molecular chlorine reacts efficiently with these xenon states. Od té doby Cl
2 is formed in gaseous mixtures (Figure 1), this reaction is important in the kinetika of XeCl lasers.
Reakce s CCl
4 is faster than Cl
2 by an order of magnitude, but it is still effective. Tato reakce je důležitá v kinetika z Xe
2 lasers.
If the chlorine donor is HCl, the situation is more complex. Two situations are apparent:
- HCl at the ground state with vibrational level v=0. The values for KD are very similar regardless of the initial state of xenon; the branching ratio for the 6s states is very low. The contribution of these xenon states to the formation of XeCl
* je zanedbatelný. In addition, competitive reactions occur before the intersection of the potential curves V(Xe* + HCl) and V(Xe+
+ HCl−
).[110] The quenching Xe (6s) HCl is important in laser kinetika. It destroys xenon states capable of forming an exciplex. - HCl in the ground state with vibrational level v=1. For the Xe(3
P
2) state, Chang[69] identified a marked increase in the XeCl production rate. The rate constant for XeCl synthesis was measured with a minimum value of 2×10−10 cm3s−1 a ΓXeCl = 35%. The first estimate made by Levin et al.[117] and based on correspondence was published at 6×10−11 cm3s−1 a ΓXeCl = 11%, but this reaction was obsoleted by Chang's direct measurements.[Citace je zapotřebí ] As the vibrational excitation of HCl increases, the rate of formation of XeCl follows. No direct measure is available, but analogical estimates exist. For v=2, values for synthesis rate constants include: 5.6×10−10 cm3s−1[120] a 2.0×10−10 cm3s−1.[121]
According to other authors, the set of vibrational levels are taken into account. And for V ≥ 1, Kannari et al.[122] proposed a synthesis rate constant of 5.6×10−10 cm3s−1 a ΓXeCl = 26%. Experiments are necessary to clarify this aspect of laser kinetika.[119]
Initial States: Xe(6p)
The synthetic reactions of XeCl are generally more effective than the 6s state. This applies for the three chlorine donors indicated graphically in tables 11, 12, and 13.
The rate constants are twice faster for chlorine than for HCl and CCl
4.
For HCl, the situation is different from the previous case. If the total rate constants are of the same order of magnitude as those of the 6s states, the branching ratios ΓXeCl jsou vysoké. The result explains the forecast by Kannari et al.[119] regarding the effectiveness of the rate of synthesis of XeCl
* from Xe(6p).
With reference to the potential curves of Figure 3, the potential curves of V(Xe** + RX) and V(Xe+
+ RX−) intersect at a greater internuclear distance than 6s states in a region of strong interactions.[110] This explains why the production of XeCl is more effective after the intersection than in the 6s states[103][110] irrespective of the chlorine donor, as seen for Cl
2, HCl, CCl
4, and also for chlorofluorocarbons[123] in the states 6p[1/2]0 and 6p[3/2]2.
Competitive reactions occur. One of them has been experimentally observed and quantified – the collisional relaxation induced by HCl:[124]
Xe(6p[3/2]2) + HCl → Xe(6s[5/2]20) + HCl with rate constant kA or kA = 4.3×10−11 cm3s−1.
This represents only 6% of the value of kQ from table 12 for the (6p[3/2]2) Stát. As the proportions of exciplex synthesis is placed at 60%, one should conclude that there are other important competitive processes at play.
The summarized results in Table 12 relate to HCl (v=0). For 6p states, the role of vibrational excitation of HCl in the kinetika of XeCl formation is poorly understood. Some authors argue for rate constants neighboring state v=0 if HCl is vibrationally excited, but this results are based on analogies. An experimental clarification is therefore needed. The rate constant for v=1 is placed at 5.6×10−10 cm3s−1.[117] The same value is used for v=2.[121] Kannari et al.[122] is still not likely to reduce the different vibrational levels of HCl and for v≥1, 8.2×10−10 cm3s−1 je navrženo.
Strongly excited states of xenon
Experiments conducted with Cl
2 show that the effectiveness of XeCl formation increases with the excitation energy of the xenon atom; the rate constant of synthesis is multiplied by three when one goes beyond the 6s states to the 7p states (table 11).
Míra XeCl
* synthesis increases by an order of magnitude when one goes beyond the 6s states to the 6p states when CCl
4 (table 13) is utilized.
HCL is ambiguous. An examination of Table 12 shows that the increase in kQ does not appear to increase significantly with the xenon excitation. So far, no measurements go beyond the 5d[3/2] state that is roughly of the same energy as the 6p state. The rate of synthesis also seems very effective from the 7s[3/2] states[71] without there being any known numerical value. The available information does not support assuming a more efficient rate of synthesis of the exciplex as the excitation of xenon gradually increases. Indeed, for the state 5d[5/2]30, there is only an excitation with a reaction rate constant of 3.2×10−12 cm3s−1:[124]
Xe(5d[5/2]20) + HCl → Xe(6p[3/2]2) + HCl
Also, the Rydberg states do not appear to have produced XeCl. The observed reactions for Xe(31f)[125] jsou následující:
Xe(31f) + HCl(J) → Xe(31l) + HCl(J) (α)
Xe(31f) + HCl(J) → Xe(nl) + HCl(J-1) if J≤5 (β)
Xe(31f) + HCl(J) → Xe+
+ e− + HCl(J-1) if J>5 (γ)
The total rate constant is kT = (11.3 ± 3.0)×10–7 cm3s−1, divided into the following:
kα = (5.5 ± 2.5)×10–7 cm3s−1 (l-changing)
kβ = (4.8 ± 2.4)×10–7 cm3s−1 (n-changing)
ky = (0.9 ± 0.4)×10–7 cm3s−1 (ionisation)
Note that the reaction (γ) produces an important XeCl precursor, namely Xe+
.
Závěry
Harpoon reactions play an important role in laser kinetics.
Pro Xe
2Cl lasers, the situation is simple when reacted with CCl
4. For the XeCl laser, the harpooning kinetics is more complex. Despite its weak proportion in a gaseous mixture, Cl
2 is produced much effectively from the exciplex through harpooning. The 6s states do not come into play in the production of XeCl
* to the extent that they give rise to collisions with molecules of vibrationally excited HCl.
The kinetics of the vibrational excitation of HCl is therefore fundamental. At least the first six levels of vibration should be taken into consideration in order to build a satisfactory model.[126][127][128][129] This vibrational excitation is produced by the following electrons:
HCl(v) + e− → HCl(v’) + e− (EV) with rate constant K.
The rate constants of (EV) were measured for the following transitions: v=0→v’=1, v=0→v’=2, v=1→ v’=2 et v=2→v’=3. An empirical law can then be proposed:[128]
K.v→v+1 = v K0→1
K.v→v+2 = v K0→2
The values for K are dependent on the electron energy distribution as shown in Figure 4.
In the harpoon reactions, the rate of synthesis of the B state with respect to that of the C state is included between 1 and 2 whatever the nature of the rare gas halide.[59] Nevertheless, one notices a clear increase in the proportion of state B with respect to state C when pressure increases.[97] This relation is also strongly influenced by the nature of the chlorine donor. It is 1.2 for CCl
4[97] and 1.3 for Cl
2.[59] The excitation state of xenon is important. Pro případ Cl
2, it was observed[114] that the rate of synthesis of the B state could be five times higher than the C state if Xe(6p[1/2]0) takes part in the reaction than if they in strongly excited states.
Other reactions are involved in the reactive collisions between neutral species but they play a negligible role.
Reactions involving excited molecular species
The role of xenon molecules
It is difficult to find reactions involving the molecules of xenon and HCL in published literature.
Lorents[71] only measured the rate constant of decomposition of Xe2* by HCl as (8.2 ± 0.8)×10–10 cm3s−1 without stating the resulting products.
In contrast, Bibinov et Vinogradov[109] observed the following reaction with Cl
2:
Xe2* + Cl
2 → XeCl
* + Cl + Xe
Exciplex synthesis was by harpooning. The rate constant was estimated at 7.1×10−10 cm3s−1.[122]
The role of excited HCl
Castillejo et al.[131] observed an HCl emission between 200 and 240 nm due to the B transition B(1Σ+) → X (1Σ+) (see figure 5). This emission disappears with increase in the pressure of xenon and XeCl(B) appears. In other words, XeCl(B) could be synthesized by the reaction:
HCl (B 1Σ+) + Xe (1SÓ) → XeCl(B) + H
The rate constant is estimated at 5×10−10 cm3s−1.[132]
Another output pathway seems competitive to exciplex synthesis within the same collision which product should be:
Xe+
+ H + Cl + e− and the associated rate constant associated is 1×10−10 cm3s−1.[122]
The role of excited Cl
2
Cl
2 is synthesized in the laser through the following reaction:
Cl* + HCl → Cl
2* + Cl
The rate constant is 1×10−10 cm3s−1.[122] Exciplex synthesis occurs through the following reaction:
Xe + Cl
2*(1Σu+) → XeCl
*+ Cl with rate constant ku
The values of ku are given in table 14. The results from Zuev et al.[133] is statistically distant from the others although recent. Ignoring it, the average value should be ku = 2.6×10−10 cm3s−1.
Table 14 : Values of ku in cm3s−1 ku × 10−10 Odkaz 1.1 [71] (1.2 ± 0.2) [134] (3.0 ± 0.5) [135] 18 [133] 5 [117]
A corresponding reaction could be found for the Cl
2* (D’ 3π2 g)[109] Stát.
Termolecular reactions
They are essentially produced in ternary mixtures and are of the type:
Xe** + Cl
2 + M → XeCl
* + Cl + M with rate constant kC
The rate constant kC is given in table 15. Notice only the processes where M=Ar are negligible.
Table 15 : Values of kC in cm6s−1.[114] State of xenon Xe** M = Xe × 10−28 M = Ar × 10−28 (6p[1/2]0) (3.5 ± 0.5) < 0.5 (6p[3/2]2) (1.4 ± 0.5) < 0.1 (6p[5/2]2) (1.8 ± 0.5) < 0.1
Co se týče hélium, there are two reactions:
Xe* + Cl + He → XeCl
* + He
Xe** + Cl + He → XeCl
* + He
The rate constants are respectively, 10−27 cm6s−1 a 3×10−27 cm6s−1.[136]
There also exist data where the xenon atoms are at the ground state:
Xe + Cl + M → XeCl (X) + M where M = Ne or Xe
In both cases, the rate constant is: 1.2×10−33 cm6s−1.[18]
Další reakce
Chlorine, Cl
2, synthesized in a gaseous mixture could induce the following reactions:
Xe + Cl
2 → XeCl
2
Xe* + Cl
2 + Xe → Xe+
+ Cl
2− + Xe → (XeCl
2)* + Xe[137]
As the sublimation temperature of XrCl
2 is ts= 80 °C, this molecule is synthesized at room temperature, in the solid state within the gaseous mixture. This causes a parasitic lasing phenomenon called "laser snow".[138]
Some authors have proposed increasing the temperature to make XeCl
2 sublime. It then becomes reactive and actively participates in the synthesis of XeCl
* :
XeCl
2* → XeCl
* + Cl
Xe* + XeCl
2 → 2 XeCl
*
The temperature increase procures two advantages: to eliminate the parasitic laser phenomenon and increase XrCl production. However, the increase should not be of much importance so that XeCl
2 does not dissociate which would destroy the preceding reaction.
In ternary mixtures, RgCl exciplexes could be synthesized, possibly leading to the formation of XeCl
* through so-called displacement reactions. They have been observed when the Rg is Ar or Kr:[18][139]
RgCl* + Xe → XeCl
* + Rg with rate constant kd or kd=1.5×10−10 cm3s−1 for Rg = Ar
Inversely, RgCl synthesis consumes the available chlorine reducing the rate of XeCl production. The laser quality may be negatively affected as was the case with krypton.[140]
This review will be limited to synthetic reactions of XeCl
*, excluding ionic recombination. A second pathway exists and will be considered.
Ion recombination
According to several authors[110][141][142] bimolecular reactions (Xe+
+ Cl−
, Xe2+ + Cl−
a RgXe+
+ Cl−
) are not involved.
Ternary reactions are typically:
Xe+
+ Cl−
+ Rg → XeCl
* + Rg (3)
Xe+
2 + Cl−
+ Rg → XeCl
* + Rg + Xe (4)
RgXe+
+ Cl−
+ Rg → XeCl
* + 2 Rg (5)
Xenon ions are synthesized directly in the discharge or through successive reactions that involve Rg+, Rg2+ as well as other ionic or excited species. Figure 1 gives an example where Rg=Ne and figure 6 where Rg=He.[117][120][130][132][143][144]
The Cl−
ions are basically formed by dissociative attachment from an HCl electron:[33]
HCl(v) + e− → H + Cl−
(INZERÁT)
In that same case, the rate constant (AD) depends on the energy distribution of the electrons as illustrated in Figure 4.
The third element Rg is passive chemically. It only serve to stabilize the reaction.[145] Therefore, the authors only took the recombination rates of the positive and negative ions into consideration. These vary in a significant way with the total pressure of the gaseous mixture, the buffer gas and temperature.
Reactions (3) and (4) were experimentally demonstrated for all the rare gases. Figure 7 and Figure 8 show the influence of the buffer gas and pressure on the rate of recombination of these reactions when helium and then neon are utilized as buffer gases. This rate of recombination is of the same order of magnitude in both cases, of about some 10−6 cm3s−1. Apparently the influence of temperature has only been studied for neon. (See Figure 9.) The rate of recombination α3 in reaction (3) is at maximum at 180K for an absolute pressure of 294.2 kPa.[146] α3 is therefore 4.2×10−6 cm3s−1.
+ Cl−
+ Ne → XeCl
* + Ne as a function of the temperature (TG) at pressure Pt = 294.2 kPa shown on the figure as a continuous line; results were obtained from Flannery's equation by Christov et al.[149] (∆) is the result obtained by Monte-Carlo simulation. Work was carried out by Bardsley et al.[150] (○).
The more refined analysis of reaction (4) was carried out by Bates et Morgan.[151] who found that the Monte-Carlo method, Flannery's equation and Langevin's theory can give good results only when the pressure is above 1 bankomat. This is the norm for lasers. The proposed "tidal" theory agrees with the experimental measurements of Mezyk et al.[141] which is evident in Figure 10. The rate of recombination α4 for reaction (4) is of the same order of magnitude as α3.
Reaction (5) is only observed when Rg is neon or argon. For this reaction, the evolution of the rate of recombination α5 in the presence of pressurized neon is shown in figure 6. Imada et al.[152] studied the influence of temperature for a fixed total pressure of 294 kPa. The maximum value of α5 is obtained at 120K and α5 = 7.5×10−6 cm3s−1.
For argon only two estimations are available at room temperature. At a pressure of 2 atm, α5 = 2.10−6 cm3s−1[153] and at a pressure of 1 atm, α5 je 1×10−6 cm3s−1.[66]
Reaction (5) does not favor a transitory complex RgXeCl
* as an intermediate stage.[58] The following reaction, therefore, plays a minor role:
RgXe+
+ Cl−
+ Rg → RgXeCl
* + Rg → XeCl
* + 2 Rg
On the contrary, the principal synthetic pathway is given by:
RgXe+
+ Cl−
+ Rg → 2 Rg + Xe+
+ Cl−
→ XeCl
* + 2Rg
Kannari et al..[130] estimated the contribution of each of the three recombination and harpooning reactions for three types of mixtures. The results are shown in Table 16. Reaction (3) provides the bulk of the exciplex molecules and generally the harpooning reactions play a secondary role. When helium is used, in contrast, the harpooning reactions contributes about 10–15% of XeCl
* syntéza.[144][154] Other authors only estimate this contribution at 1% when the ionic pathway is involved.[126] These theoretical conclusions are confirmed by experimental methods for the generality of the buffer gases and for other chlorine donors.[144][155] The "harpoon" reactions, notwithstanding, are important despite their low contributions. These harpoon reactions are the reactions which are set in motion after the first excitation. Ionic recombinations, which then provide the bulk of the exciplex molecules, kick off 20 ns later.[144]
Table 16 : Percentage contributions of the synthetic reactions for XeCl
* for excitation with 55 ns pulses at ~3 MW/cm3.Reakce Xe/HCl Ar/Xe/HCl Ne/Xe/HCl Xe+
+ Cl−83.1% 81.5% 69.6% Xe2+ + Cl− 11.9 8.2 9.5 MXe+
+ Cl−6.3 11.1 Xe** + HCl 2.5 1.4 1.4 Xe* + HCl(v) 2.5 2.6 2.6 Ostatní 5.8
In table 16, the column named "others" shows 5.8% for neon, meaning that other recombination pathways are possible.
Xe3+ ions are synthesized in the gaseous mixtures used in lasers. These ions react with Cl-10−
in order to produce XeCl. Nevertheless, this reaction is only a little contribution to the kinetika of the laser.[156]
Xe+* ions react with Cl−
za účelem výroby XeCl
*.[15][157] Alekhin et al.[157] have also synthesized XeCl
* using NaCl vapors. XeCl
* is the product of the lowest vibrational states (v≤20) using highly excited Xe* ions in a bimolecular reaction. The rate of synthesis is estimated to be between 2×10−10 a 1×10−9 cm3s−1. A corresponding reaction is proposed using HCl.[15] This conclusion is based on the presence of the states which are responsible for the third continuum of xenon – only Xe2+ ions, since XeCl
* is not produced.[146][152] Naopak, Xe* ion participation in the reaction is compatible with the observations of other authors. Několik autorů[144][154][158] have confirmed the presence of Xe* ions (6s 4P3/2) in the laser mixtures. Their concentration is a thousand times greater than that of Xe* ions in the harpoon reaction.[126] On the other hand, the concentration of these ions and that of XeCl
* a Cl−
as a factor of time is not incompatible with the synthesis of exciplex molecules using Xe+
. The beginning of the decline in Xe+* a Cl−
is related to an increasing acceleration of the rate of synthesis of XeCl
*. The distribution during harpoon reactions between states B and C occurs in random proportions in experimental conditions.
The first estimate of the ionic pathways was made by Tysone and Hoffman[159] who suggested 76% for states B and 24% for states C. Successively, the buffer gases are neon, argon and krypton. Ohwa and Kushner[160] published similar values: 77% for states B and 23% for states C. They used a quaternary mixture containing a buffer gas (using neon) from hydrogen, H2.
A recent and more detailed study was conducted by Tsuji et al.[142] in a mixture of helium as buffer gas. Zjistili, že:
– States D are especially formed from Xe+
ion, (2P1/2) ;
– States B and C are exclusively produced from Xe+
ion (2P3/2) in the following proportions: States B – 62.6% and States C – 38.4%. The rate of production of XeCl
* je 98%.[161] There is then few competing reactions.
In laboratory experiments, the number of the Xe+
(2P1/2) a Xe+
(2P3/2) states are the same. In addition, the rate constants of reaction (3) relative to these two states of xenon are similar. However, under these conditions, the number of states D formed is very low with respect to the number of states B and C. The rate of XeCl(D) formation with respect to XeCl(B, C) is estimated at about 0.033±0.006. The faster dissociation of [Xe+
(2P1/2)Cl−
]* with respect to that of [Xe+
(2P3/2)Cl−
]* is responsible for this situation.
Pathways of decomposition
Záření
Emisní spektra
The corresponding spectra demonstrated in Figure 11 was observed by virtually all authors who studied mixtures that were based on xenon and a chlorine donor.
Two theoretical studies have enabled identification of the emission spectra.[43][50] Five transitions have heightened intensities that correspond to ΔΩ = 0 i.e., a parallel polarization to the internuclear axis. The starting states are always ionic and the product states are covalent. The characteristics of these emissions are as shown in Table 17.
Table 17. XeCl
* emise.Přechod Experiment Teorie Teorie Teorie Observed wavelength(nm) Computed wavelength of emission (nm) Time for transition (s) Probability of emission (s−1)x 107 B → X 308[66] 295;[50] 282[43] 2.76;[50] 2.85[43] 9.3;[50] 11.4[43] D → X 235.5[54] 224;[50] 216[43] 1.94;[50] 2.09[43] 10;[50] 14[43] C → A3/2 345[66] 330;[50] 306;[43] 355[88] 0.96;[50] 0.98[43] 0.81;[50] 1.05[43] B → A1/2 345[66] 324;[50] 307[43] 0.87;[50] 0.88[43] 0.6;[50] 0.84[43] D → A1/2 Non-observed 242;[50] 233[43] 0.50;[50] 0.49[43] 0.56;[50] 0.59[43]
The most probable UV transitions are the B→X and D→X. They have the Σ→Σ type. The other transitions, B→A, C→A and D→A, have the nature Π→Π and are much less probable.[74]
Other theoretically weaker transitions have not yet resulted in an observation with the exception of Hay and Dunning,[50] who made provisions for four transitions that are perpendicularly polarized at the internuclear axis; in other words, with ΔΩ = ±1. Only Ewing and Brau[90] noted an emission centered at 425 nm attributed to a 2Σ→2Π transition. Finally, Krauss[74] suggested the possibility of an emission of the D→B type whose transition period is itself very weak. Table 6 places this at 931 nm.
The principal emissions were observed and reported as in Table 17.
The B→X line is observed at 308 nm (Figure 11) while the theoretical prediction of its existence was clearly weak. This is the narrowest emission and the final state shows a somewhat shallow potential well. Just like the rare gas halides, this emission has the strongest transition period. That is why it is the preferred emission in XeCl lasers.[4]
Experimentally, the (C→A) and (B→A) lines overlap,[60] producing a continuum centered at 345 nm, often of low amplitude as can be observed in Figure 11. The width of the emission depends on the transition tending to a strongly repulsive state. Koltz et al. placed this continuum at between 312 and 460 nm.[51] The weak observed intensities are attributed to the weakness of the probabilities of the transition of the two emissions opposite that of the B→X and by the small amounts of states C formed with respect to states B as was previously seen. Other authors have called attention to the absorption phenomena of molecule Xe
2Cl at this wavelength.[162] According to Kannari et al., reaction (3) is the principal pathway for synthesis of states B and C.[130] Tsuji et al. estimated the proportions of states B and C formed: 38% for state C and 62% state B.[142] The value of the transition probabilities (theoretical value of IB→A/ JáB→X = 0.07; experimental value of 0.05),[51] so the contribution of (B→A) emission is about 10%. Několik autorů[6][60][163] claimed that a laser based on the 345 nm emission could be developed, especially at pressures of about 10 atmosféry when states B and C are thermalized. Meanwhile, no concrete result had been discovered as of 2014.
The (D→X) transition centered at 235.5 nm has not been systematically observed. The corresponding line appears weak as in the case in Figure 12. Its optical width is similar to that of (B→X) emission because it leads to the same weakly bound state of X.[54] In contrast, the relative intensity of the (B→X) and (D→X) emissions considerably vary from one author to the other: ID→X/ JáB→X = 1/3 by Shuker,[54] 1/25 to 1/50 by Sur et al.[82] and 0.14 by Taylor et al..[164] The latter authors noted that the relation is pressure-independent. It remains unlikely that a laser could be developed using this transition as Shuker had predicted.[54]
*.[101] The emission with a center at 258 nm est attributed to Cl2.
The spectra did not show any D→A emission. Nevertheless, Hassal et Ballik[101] saw a line at 246 nm with very weak intensity (figure 12) without attributing it to the transition under consideration.
State D emissions are negligible for XeCl spectroscopy. Attributing the absence of D→A as for D→B to the weakly associated transition probability,[43][50][74] the same cannot be said for D→X. From Table 17, the D→X emission should be of lesser intensity than B→X. In this case, the possible explanation could be due to the weak production of state D, either by the ionic pathway[142] or by the harpoon reaction using states Xe(3P).[98] The principal path of XeCl
* synthesis is reaction (3) and the relation of the number of states B to that of state D is 0.053. From Table 17, it is likely that state D will de-excite exclusively towards state X. Table 17's transition probabilities show ID→X/ JáB→X≈6.2%, with results of the order of magnitude of Sur et al.[82] and not far from that of Taylor et al..[164]
These emissions are more or less degraded for short wavelengths as the emission spectrum of the (B→X) line shows in figure 13. A corresponding oscillation phenomenon with the same wavelength was observed in the absorption spectra.[53] Besides, the (D→X) emission has the same line structure as (B→X).[82]
The width and oscillatory nature of these lines are bound to the existence of transitions arising from high vibrational levels of excited radiative states.[51][75][93] The vibrational excitation is a result of the energy left after exciplex molecule formation. This energy depends on both the state of the xenon atom/ion involved in the reaction and the halogen donor.[59][75][110] For the 345 nm emission, the transitions at a high vibrational level are more dispersed towards the red region for C→A3/2 than for B→A1/2 because the repulsive barrier of A3/2 is steeper and closer to the higher state of the emission than is A1/2.[75]
The osciallatory nature of these spectra tends to disappear with an increase of pressure, showing only the peaks arising from the v≤2 level when the pressure is above 1 atm. This shows that the vibrational relaxation effectively depopulates the highest vibrational levels.[10][93] On the other hand, the disappearance of the elevated levels is faster for state B than for state C because state C has a much longer lifetime.[75] The vibrational relaxation of states B and C play an important role in the chemical kinetics of XeCl lasers.
Beyond 5 atm, these lines increase in width, possibly due to collisional enlargement induced by rays or due to the entire rotational structure.[165]
The isotopic effects are negligible for xenon but marked for chlorine. The vibrational lines associated with the heaviest isotope 37Cl are lightly displaced towards the greatest wavelengths. For example, the gap reads 1.51Å for the 4-0 line of B→X.[56]
Radiative lifetimes of excited species
Values for states B, C and D are shown in Table 18 for the vibrational level v=0. These are states B and C which have resulted in more determinations.
Table 18. Lifetime (in ns) of XeCl
* státy.State B : τB State C : τC State D : τD Metoda Odkaz 11.1 ± 0.2 130.5 ± 1.5 Experimental (gas) [17] 27 ± 3 53 ± 6 Experimental (gas) [68] 10.1 123 9.5 Teoretický [50] 11.1 ± 0.2 131 ± 10 Experimental (gas) [62] 135 Experimental (gas) [70] 8.2 95 6.9 Teoretický [43] 11 Experimental (solid) [92] 133.5 ± 4.5 Experimental (solid) [73] 120 ± 9 Experimental (solid) [77] 17 Experimental (gas) [166]
In state B, two values are statistically distant from the others.[68][166] They correspond to the oldest measurements. Without taking them into account, the confidence interval obtained in ns is: 8<τB<12.3.
For state C, the dispersion is more important. Grieneisen a kol. “s determination[68] is still statistically distant from the others as well as the two theoretical values[43][50] along with a measurement obtained at the solid state.[77] When the above is disregarded, the confidence interval, in ns, then becomes: 129.1<τC<135.9.
Using average values, the relation τB/ τC is 0.0764. It is adequately comparable with a direct measure which is 0.087 ± 0.009.[65] This relation is important because it plays an important role in the vibrational relaxation of states B and C.
A systematic study of the lifetimes of several vibrational levels (v≤136) of states B and C was conducted as reported in Table 19.[167]
Table 19. Lifetime of vibrational levels of states B and C of XeCl.[167] Vibrational level Energie (cm−1); State C Lifetime (ns) ; State C Energie (cm−1); State B Lifetime (ns) ; State B 0 139.42 120.0 369.42 11.0 4 876.08 127.6 1136.05 11.08 8 1590.86 136.4 1882.33 11.88 12 2284.25 137.2 2608.63 12.29 16 2956.77 142.8 3315.38 12.64 20 3608.94 146.9 4002.98 12.53 24 4241.29 152.3 4671.84 12.35 28 4854.33 174.1 5322.39 13.43 32 5448.6 182.1 5955.05 14.10 36 6024.61 195.3 6570.25 14.5 40 6582.89 195.5 7168.42 14.84 44 7123.96 210.3 7750.00 16.12 48 7648.33 224.6 8315.41 16.38 52 8156.52 230.6 8865.10 17.25 56 8649.03 245.0 9399.49 18.69 60 9126.35 256.4 9919.03 19.33 64 9588.98 265.0 10424.17 20.15 68 10037.4 275.2 10915.27 21.35 72 10472.1 279.1 11392.77 22.42 76 10883.4 270.2 11897.07 23.88 80 11302.0 296.2 12308.67 24.78 84 11698.1 298.2 12747.97 26.04 88 12082.3 308.3 13175.27 27.52 92 12454.9 318.1 13390.97 28.98 96 12815.3 325.6 13994.47 30.21 100 13167 337.7 14389.17 31.77 104 13507.3 343.3 14772.37 33.21 108 13837.6 349.1 15145.174 35.14 112 14158.1 352.8 15508.67 37.16 116 14469.3 357.9 15862.27 39.03 120 14771.5 375.1 16206.67 40.91 124 15065 398.5 16541.97 128 15627.1 433.7 17186.47 136 15896.2 438.5 17496.07
Lifetimes increase by a factor of 4 when v goes from 0 to 100. A graphical extrapolation of the data relative to state B is shown in Figure 14.
For state D, only three determinations are relatively close to one another. At the gaseous state, Shuker[54] noted that D→X emission has a time-based dependence similar to B→X emission, which is in line with the previous magnitudes as the lifetime of the B state is of the order of 10 ns. However, other measures are necessary to precisely value τD.
The collisional pathway
The influences of xenon and HCl will be discussed first, followed by the role of the diverse buffer gases and of the chlorine donors.
Zničení XeCl
* molekula
In Xe/HCl mixtures
The only process of destruction of states B and C of XeCl, other than the radiative process, which has been proved is:
XeCl
* + HCl → Other products and not XeCl (6) with rate constant of kH
XeCl
* + Xe → Other products and not XeCl (7) with rate constant of kX
XeCl
* + 2 Xe → Other products and not XeCl and Xe
2Cl or → Xe
2Cl* + Xe (8) with rate constant of kDX
XeCl
* + Xe + HCl → Other products and not XeCl (9) with rate constant of kM
XeCl
* + e− → Xe + Cl + e− (10) with rate constant of kE
As of 2014 no result had been found for state D.
The values obtained for states B and C are collected in Table 20. The authors assume that the reaction rates are identical for the two states.
Table 20: Rate constants for disappearance of XeCl(B, C) in cm3s−1 for kE, kH a kX and in cm6s−1 for kDX a kM. Čj kH kX kDX kM kE [168] 1.4 × 10−9 (± 40%) 3.2 × 10−11 (± 35%) [62] (6.3 ± 0.5) × 10−10 (2.3 ± 0.3) × 10−11 [132] 4 × 10−8 [72] 0.4 × 10−11 1.3 × 10−30 [71] (7.3 ± 0.1) × 10−10 < 4 × 10−12 (1.53 ± 0.1) × 10−30 [63] (5.0+3.0−2.0) × 10−12 (13.0 ± 4.0) × 10−31 [169] 7.3 × 10−31 [170] 1.16 × 10−7 [159] 1.7 × 10−9 4 × 10−31 1.2 × 10−7 [171] (7.3 ± 0.1) × 10−10 [133] 1.5 × 10−30 [166] 7.7 × 10−10 2.1 × 10−12 1 × 10−30 [16] (3.8 ± 2.3) × 10−10 (4 ± 19) × 10−13 (1.0 ± 0.4) × 10−30 (4.6 ± 2.1) × 10−29 [148] 1.5 × 10−31 [18] 5 × 10−31 2 × 10−8 [117] 3 × 10−7 [172] 3 × 10−8 [173] 2 × 10−7 [120] 1 × 10−7
Reaction (9) has been observed only once, recently.[16] Comparison data are therefore not available. In contrast, the other reactions have been repeatedly observed and quantified.
For kH, three measures are statistically distant from the others.[16][159][168] The last (older) two are superior to the others. The first, a recent measure, is the only experiment which proved process (9) which had been neglected. Measurements made by Rives et al.,[16] kH must be multiplied by 2 which puts them at the same level as the other values. Taking reaction (9) into account, the set of values of kH must be revised downward except for Rives et al..[16] A confidence interval is difficult to obtain in these conditions.
For kX, a statistical analysis is very difficult because of the high dispersion of significant absolute values of doubled uncertainties. Lorents[71] provided only an upper limit. Rives et al.[16] results leave open to question whether this process is computable, considering its weak rate constant. Statistically, kX, should not surpass 6.12×10−12 cm3s−1.[62] One other (old) measure,[168] had already provided an erroneous value for kH. Another measure[62] was strongly revised downwards six years later.[63]
Reaction (8) which does not lead to the production of Xe
2Cl* is of negligible importance.[63][113] The measurements given for kDX are well dispersed and the confidence interval contains only three values.[16][166][169] Two of the excluded measurements are of doubtful estimations,[18][148] while the others are correspondingly direct measures[63][71][72][133][159] that provided good results. Hanging over kDX is a great uncertainty, but the average value is representative of the overall results, that is, 9.1×10−31 cm6s−1.
The measured values of kE display a strong dispersion. Only four values are statistically close[120][132][159][170] The average value of 9.6×10−8 cm3s−1 is relatively close to the only direct measure.[170]
Lou[174] also suggested other products for reaction (10):
XeCl
* + e− → Xe+
+ Cl− (ke1 = 1.8×10−7 cm3s−1) nebo → Xe* + Cl + e− (ke2 = 1.2×10−7 cm3s−1)
Some differences were noticed for reactions of type (6) accounting for the vibrational levels of the collision partners:
XeCl
*(v=0) + HCl(v=1) → Xe + HCl + Cl + Cl (6a) with rate constant of kHa
XeCl
*(v=0) + HCl(v=2) → Xe + HCl + Cl + Cl (6b) with rate constant of kHb
XeCl(B,C;v≠0) + HCl(v=0) → Other products and not XeCl (6c) with rate constant of kHc
The values of the rate constants are summarized in Table 21. They are well dispersed and do not correspond to any direct measurement. These values are specifically based on analogous estimations.
Table 21. Values of kHa, kHb, kHc in cm3s−1. Čj kHa kHb kHc [117] 7.7 × 10−10 [175] 6.3 × 10−10 [174] 1.4 × 10−9 [143] 7.7 × 10−9 7.7 × 10−9 [156] 7.7 × 10−10 [160] 6.3 × 10−10 [176] 6.3 × 10−10
Reactions that correspond to reactions (6) and (7) are evident when XeCl is in the ground state of X(v=0). These phenomena affect laser performance and are therefore important. The rate constants are assembled in Table 22. These rates do not vary with the vibrational level of the colliding molecules. Only one direct measurement exists;[31] the others are estimates.
Table 22. Rate constants of disappearance in cm3s−1 through binary collisions. Výsledky jsou relativní k XeCl (X, v = 0) spolu s dalším partnerem, buď Xe, HCl a elektronem. Čj Xe HCl E− [31] (5.6 ± 0.8) × 10−12 (2.2 ± 0.5) × 10−11 [122] 2.2 × 10−11 5.6 × 10−10 [18] 8 × 10−12 2 × 10−8 [174] 7 × 10−8
Úloha vyrovnávacího plynu
Přidání třetího plynu ve významných množstvích také ovlivňuje kinetiku zmizení XeCl (B, C). Indukuje reakce podobné těm, které produkuje xenon:
Dvojitá kolize (11): XeCl (B, C) + Rg → Xe + Cl + Rg rychlostní konstanta k11
Trojitá kolize (12): XeCl (B, C) + 2 Rg → Xe + Cl + 2 Rg rychlostní konstanta k12
Smíšená trojitá kolize (13): XeCl (B, C) + Xe + Rg → 2 Xe + Cl + Rg rychlostní konstanta k13
Rychlostní konstanty tří procesů jsou seskupeny v tabulkách 23–25.
Tabulka 23. Hodnoty k11 v cm3s−1 pro různé vzácné plyny. Čj On Ne Ar Kr [63] (1.1 ± 0.2) × 10−12 (0.76 ±0.15) × 10−12 (1.8 ± 0.5) × 10−12 (4.0 ± 0.6) × 10−12 [148] 5 × 10−13 [177] 1 × 10−12 [168] (1.0 ± 0.3) × 10−12 [166] 3.3 × 10−13 [160] 10−11 [178] < 2 × 10−13
Reakce (11) a (13) jsou vždy důležité, zatímco reakce (12) má zanedbatelný přínos. Výsledky jsou velmi rozptýlené. Rozdíly mohou dosáhnout řádových hodnot. Čtyři reference[63][71][168][178] vedly k přímému měření reakčních rychlostí. Jiné jsou odhady. Jsou založeny na korespondenci a jsou pouze orientační. O kryptonu nejsou k dispozici žádné informace.
Tabulka 24. Hodnoty k12 v cm6s−1 pro různé vzácné plyny. Čj On Ne Ar Kr [178] < 3 × 10−33 [148] 5 × 10−34 [179] 5 × 10−32 [156] 1 × 10−33 [168] < 1 × 10−33 [160] 1 × 10−34
Konkurenční reakce jsou evidentní pro všechny tyto reakce.
Tabulka 25. Hodnoty k13 v cm6s−1 pro různé vzácné plyny. Čj On Ne Ar Kr [178] (3.8 ± 0.2) × 10−30 [63] (2.4 ± 0.5) × 10−31 (7.4 ± 1.5) × 10−31 (8.9 ± 1.9) × 10−31 (9.9 ± 1.9) × 10−31 [71] (1.01 ± 0.05) × 10−30 [148] 1.5 × 10−32 1.5 × 10−31 [160] 5 × 10−32 [132] 1 × 10−31 [179] 1.5 × 10−31 [120] 2 × 10−31
Reakce (11) jsou kompetitivní pro vytěsňovací reakce. V tomto případě jsou produkty RgCl (B). Byly pozorovány pouze v případě, že Rg = Kr:[139]
XeCl
* + Kr → KrCl + Xe
Rychlostní konstanta je 0,7×10−9 cm3s−1.[140] Proto je tato reakce účinnější než hašení. Hraje důležitou roli v laserové kinetice. Je také rychlý jako proces vytváření XeCl
* harpunovou reakcí. Tabulka 20 se týká jedné z hlavních cest destrukce molekuly exciplexu.
Pro Brashears et al.,[180] je možné získat triatomický komplex, RgXeCl
*jako produkt. Toto je konkurenční reakce, když dojde ke kolizím, které produkují disociované atomy. Byly pozorovány emise KrXeCl při 370 nm,[180] spolu s ArXeCl při 326 nm[181] a NeXeCl při 434 nm.[92] Konstanty rychlosti nebyly měřeny, s výjimkou Rg = Kr, což je 9×10−33 cm6s−1.[63]
Tvorba ArXeCl se však zdá být preferenční konkurenční reakcí (13):
Xe * + Ar + Xe → ArXeCl
*
Rychlostní konstanta je 4×10−30 cm6s−1.[9] Je pak stejného řádu jako (13).
Syntéza Xe
2Cl* trimer je nejčastější konkurenční reakcí (13).
U hélia Baginskii et al.[177] poskytl řešení pomocí Xe*
2 + Cl + He, jehož rychlostní konstanta je 1,5×10−31 cm6s−1.
Odpovídající reakce pro (11) byla prokázána pro XeCl v základním stavu. Konstanty rychlosti jsou shrnuty v tabulce 26. Měření jsou velmi rozptýlená (pouze jedno je přímé) a chybí údaje o kryptonu.[31] Ostatní jsou víceméně založeny na odhadech. Mezi nimi jeden[182] je statisticky vzdálený od ostatních. Při použití neonů byla rychlostní konstanta pro XeCl (X, v = 1) odhadnuta na 1×10−11 cm3s−1.[160]
Tabulka 26. Rychlostní konstanty zmizení v cm3s−1 prostřednictvím binárních kolizí vzhledem k XeCl (X, v = 0) pro různé vyrovnávací plyny. Čj On Ne Ar Kr [120] 5 × 10−12 [176] 9.8 × 10−11 [183] 3 × 10−12 [31] (1.0 ± 0.15) × 10−13 (0.6 ± 0.06) × 10−13 [117] 1 × 10−11 [174] 1 × 10−12 [18] 8 × 10−12 [182] 5 × 10−11
Další dárci chloru a další reakce
Hlavní reakce jsou reakce odpovídající reakci (6):
XeCl
* + RCl → Jiné produkty a ne XeCl (14) rychlostní konstanta kR
Hodnoty rychlostních konstant přes RCl = Cl
2 nebo CCl
4 jsou shrnuty v tabulce 27. Tři studovaní dárci chloru (HCl, Cl
2 a CCl
4) mají rychlosti kalení stejného řádu.
Tabulka 27. Konstanty rychlosti v cm3s−1 vzhledem k reakcím (14) pro XeCl (B, C; v '= 0,1). Čj Cl
2CCl
4[62] (4.3 ± 0.2) × 10−10 [71] (5.6 ± 0.25) × 10−10 [169] 5 × 10−10 [133] 5.9 × 10−10 [72] 5.8 × 10−10 [178] (4.6 ± 0.2) × 10−10
Všechna měření v tabulce 27 byla experimentální. U chloru je pouze jedna (nedávná) hodnota statisticky vzdálená od ostatních.[62] Absolutní rozdíl ve srovnání s ostatními stanoveními není příliš velký. Průměrná hodnota kR pro chlor je 5×10−10 cm3s−1, což je velmi blízké míře vzhledem k CCl
4.
Pro chlor, Grieneisen et al.[68] ukázal na dvě různé hodnoty rychlostní konstanty pro stavy B a C. Byly odhadnuty na (8,8 ± 1,5)×10−10 cm3s−1 a (3,3 ± 0,3)×10−10 cm3s−1. Toto je přímé měřítko procesu ničení prostřednictvím binární kolize s Cl
2 to zahrnuje všechny jevy, nejen kalení. Jelikož jsou stavy B a C energeticky blízké, na tyto dva stavy působí kolizní vazba. Zdá se, že podobný výsledek pro xenon tuto hypotézu posiluje.
Některé atomy volného chloru existují za podmínek, které jsou pro lasery důležité. K dispozici jsou následující reakce kalení:
XeCl
* + Cl → Xe + 2Cl
Dva autoři odhadli rychlostní konstantu: 1.4×10−9 cm3s−1[120] a 8×10−10 cm3s−1.[18]
Přítomnost nečistot, Im, jako jsou chlorované uhlovodíky (důsledek koroze[184]), NE, CO
2, Ó
2, CO, N
2Ó, H
2O může mít vliv na chemickou kinetiku zmizení XeCl
* od binárních kolizí Im–XeCl
* vlastnit rychlostní konstanty řádu 3×10−10 cm3s−1,[171] čímž jsou srovnatelné s XeCl
* + RCl reakce. Vzhledem k obvyklým úrovním nečistot jsou však reakční frekvence zanedbatelné. Bylo navrženo praktické řešení k jejich eliminaci, které zahrnuje zavedení 1 torr H
2.[184]
Proces kolizní vazby mezi stavy B a C.
V binárních směsích Xe / HCl
Slabá energetická mezera (asi 100 cm−1) mezi těmito dvěma stavy (tabulka 2) naznačuje, že byla vytvořena vazba. Tento výsledek však nebyl přesně kvantifikován, ani nebyl později potvrzen. V poslední době nebyl zjištěn žádný kolizní spojovací jev vyvolaný chlorem.
Role elektronů také není dobře známa v procesu párování. Podle Finna et al.,[168] jeho role je zanedbatelná, ačkoli Johnson et al.[18] dal zvýšenou rychlostní konstantu. Tato sazba je podle nich stejná pro převody B do C a C do B. Rozdíl energie mezi B a C není nulový (viz tabulka 2). Rychlost reakce byla odhadnuta na 2×10−8 cm3s−1.
Tyto vazby jsou demonstrovány prostřednictvím binárních kolizí s použitím atomu xenonu:
XeCl (B; v '= 0) + Xe → XeCl (C; v' = 0,1) + Xe (15) rychlostní konstanta kpřed naším letopočtem
XeCl (C; v '= 0, 1) + Xe → XeCl (B; v' = 0) + Xe (16) rychlostní konstanta kCB
Měření rychlostních konstant není příliš konzistentní, jak je vidět v tabulce 28.
Tabulka 28. Konstanty rychlosti v cm3s−1 kolizních vazebných procesů stavů B a C. Čj kpřed naším letopočtem kCB [62] (11.0 ± 0.3) × 10−11 (7.4 ± 0.3) × 10−11 [72] 13.5 × 10−11 15 × 10−11 [16] (7.21 ± 1.97) × 10−12 (4.08 ± 1.97) × 10−12 [122] 5 × 10−11
V experimentech Inoue et al.,[62] vibrační hladiny v ’= 0,1 byly přímo vzrušeny. V jiných experimentech tomu tak není.[16][72] Poslední hodnota[122] je pouze teoretický odhad založený na podobnosti s jinými reakcemi. Energetická mezera ΔE = EB - EC odvozeno od kCB a kpřed naším letopočtem, naznačuje, že by mohly následovat další informace. Za předpokladu, že státy EB a E.C byly termalizovány:
kpřed naším letopočtem/ kCB = exp (ΔE / kT), protože statistické váhy obou států jsou stejné.[50]
ΔE, vyvodil také Inoue et al.[62] jako 85 cm−1a jako 119 cm−1 podle Rives et al.,[16] zatímco 22 cm−1 bylo měření dané Le Calvé et al.[72] (viz tabulka 2). Pouze první dvě hodnoty jsou hodnoty ΔE, které jsou kompatibilní se 100 cm−1, přijatý řád. Mezi těmito dvěma existuje jasný rozdíl; řádově odděluje hodnoty kpřed naším letopočtem a kCB ve dvou experimentech.[16][62] Grieneisen et al.[68] za předpokladu pouze globální rychlosti ničení států B a C, jinými slovy kalení a spojování. Pro zničení státu C zjistili (15,5 ± 0,9)×10−12 cm3s−1 a pro stav B (10,3 ± 0,9)×10−12 cm3s−1, což jsou střední hodnoty mezi hodnotami Inoue et al.[62] a Rives et al..[16] Připomeňme, že zhášení xenonem má pouze slabý vliv (tabulka 20). Inoue et al.[62] zejména nezohlednil reakci (9). Pokud Rives použije stejný přístup k výsledkům et al.,[16] hodnoty kpřed naším letopočtem a kCB jsou blízké těm z Inoue et al..[62] Jak bylo vysvětleno pro kX a kH, s přihlédnutím k procesu (9) upravuje hodnoty reakční rychlosti. V tomto bodě, Rives et al.[16] je přesnější než Inoue et al..[62]
Výhoda Inoue a kol. “s[62] výsledkem bylo vibrační rozlišení, jako kpřed naším letopočtem a kCB se mění s vibrační úrovní v. U úrovně v = 70 až 130 jsou rychlostní konstanty mezi 15 a 20×10−11 cm3s−1 byly pozorovány.[167] kpřed naším letopočtem a kCB Zdá se, že pak roste s v.
Protože většinu času XeCl (B, C) vzniká silnou vibrační excitací, znalost přesného odhadu variace kpřed naším letopočtem a kCB s v; a chemická kinetika vibrační relaxace a její význam ve vztahu k vazebnému procesu jsou důležité.
Úloha vyrovnávacího plynu
Kolizní vazba je způsobena binárními srážkami s atomem vzácného plynu, Rg:
XeCl (B) + Rg → XeCl (C) + Rg (17) rychlostní konstanta kpřed naším letopočtemRg
XeCl (C) + Rg → XeCl (B) + Rg (18) rychlostní konstanta kCBRg
Dreiling a Setser[167] poskytnout řádové hodnoty pro kpřed naším letopočtemRg a kCBRg pro danou vibrační hladinu. Výsledky jsou uvedeny v tabulce 29. To ukazuje, že rychlostní konstanty se pravidelně zvyšují, když vibrační úroveň, v, z XeCl
* je vyšší a vzácný plyn, Rg, je těžší.
Tabulka 29. Konstanty vazebné rychlosti v cm3s−1 binárními srážkami s použitím atomu vzácného plynu.[167] proti On Ne Ar Kr 0–30 (0,5 až 1,8) × 10−11 (0,7 až 2,6) × 10−11 (3,0 až 11) × 10−11 (3,0 až 11) × 10−11 30–70 (1,8 až 2,5) × 10−11 (2,6 až 3,5) × 10−11 (11 až 15) × 10−11 (11,0 až 16) × 10−11 70–130 2.5 × 10−11 3.5 × 10−11 15 × 10−11 16 × 10−11
S použitím hélia byly prováděny experimenty při nízkém a vysokém tlaku.[67] Při vysokých tlacích jsou přenosové konstanty řádově (1,5 ± 0,7)×10−12 cm3s−1 a při nízkých tlacích 3,0×10−11 cm3s−1. Silný tlak indukuje vibrační relaxaci, takže hodnoty v podílející se na přenosu jsou slabé a naopak pro slabé tlaky. Jediné dostupné přímé určení pro kpřed naším letopočtemOn dává hodnotu menší než 3×10−13 cm3s−1.[70]
Pro neon jsou hodnoty rychlosti přenosu při nízkém a vysokém tlaku 3,0×10−11 cm3s−1 a (0,8 ± 0,4)×10−12 cm3s−1.[67] Jsou horší než hodnoty uvedené v tabulce 29. Přímé měření rychlostní konstanty kpřed naším letopočtemNe dává hodnotu menší než 3,10−13 cm3s−1.[70] Nakonec podle Ohwy[160] řád těchto dvou rychlostí vazebných konstant by byl 4,8×10−12 cm3s−1 pro v = 4.
U argonu se výsledky zvyšují. Při nízkých tlacích by řádově činil pouze 6,0×10−11 cm3s−1.[67] Ostatní autoři[66] zveřejněné rychlosti přenosu 1,2 ± 0,4×10−4 cm3s−1 pro tlakový interval od 10 do 1 000 torr. Přímé měření kpřed naším letopočtemAr a kCBAr jsou k dispozici bez zadání příslušných úrovní vibrací:[51]
kpřed naším letopočtemAr = 36×10−4 cm3s−1 a kCBAr = 21×10−11 cm3s−1
Mezitím Yu et al.[70] zaznamenala kolísání s teplotou kpřed naším letopočtemAr:
kpřed naším letopočtemAr = (4 ± 2)×10−12 cm3s−1 při 300 tis. kpřed naším letopočtemAr = (2 ± 1)×10−12 cm3s−1 při 230 tis.
U kryptonu můžeme udělat pouze odhad:
kpřed naším letopočtemKr = (4)×10−12 cm3s−1.[70]
Je zřejmé, že proces kolizní vazby vyvolaný vzácnými plyny není dobře zaveden. Různí autoři uvádějí různé řády. Nejistota ohledně rychlostních konstant je proto stejně důležitá jako u nejistoty xenonu. Zdá se, že vibrační excitace hraje roli, která stále není dobře definována. Přímé měření pro kpřed naším letopočtemRg a kCBRg nejsou k dispozici. Od prvních odhadů se jevy zdají být důležité v kinetice plynných směsí.
Vibrační relaxace
XeCl
* je častěji syntetizován se silným vibračním buzením a může dosáhnout kvantových čísel vibrací až v = 100.[185] To indukuje určitou vibrační relaxaci, která je tvořena binární kolizí s atomem vzácného plynu.[186]
Bylo publikováno pouze jediné měření pro xenon a hladinu v = 2.
XeCl (B; v = 2) + Xe → XeCl (B; v '= 0,1) + Xe rychlostní konstanta kproti
kde kproti = (2 ± 1)×10−10 cm3s−1.[62]
Většina známých výsledků souvisí s pufrovacími plyny. Přesto pouze Dreiling a Sester[167] dokončená měření. Vibrační relaxaci lze psát jako:
XeCl
*(v) + Rg → XeCl
*(v ') + Rg (19)
Řád kprotiRg jsou shrnuty v tabulce 30. kprotiRg se zvyšuje s vibrační úrovní XeCl
* a těžší vzácné plyny, Rg. Hodnoty kprotiRg se předpokládá, že jsou stejné pro státy B a C.
Tabulka 30: Konstanty rychlosti vibrační relaxace v cm3s−1 vyvolané binárními srážkami s atomem vyrovnávacího plynu, Rg.[167] proti On Ne Ar Kr 0–30 (0,15 až 1,1) × 10−11 (0,5 až 2,9) × 10−11 (1,0 až 6,0) × 10−11 (0,6 až 2,7) × 10−11 30–70 (1,1 až 2,5) × 10−11 (2,9 až 6,2) × 10−11 (6,0 až 12) × 10−11 (2,7 až 5,5) × 10−11 70–130 (2,5 až 4,4) × 10−11 (6,2 až 9,5) × 10−11 (20 až 34) × 10−11 (5,5 až 7,3) × 10−11
U helia a kryptonu není k dispozici srovnání.
U neonů byla zdokumentována pouze reakce s prvními dvěma vibračními hladinami B:
XeCl (B; v = 1) + Ne → XeCl (B; v = 0) + Ne s rychlostní konstantou kprotiNe= (0,3 až 0,5)×10−11 cm3s−1.[187]
Pro argon jsou hodnoty kprotiAr byla stanovena pro v = 33, 60 a 75.[91] Jejich hodnoty jsou (17 ± 5)×10−11; (31 ± 9)×10−11 a (43 ± 10)×10−11 cm−11. Jiní autoři umístili obrázek pro kprotiAr mezi (10 a 15)×10−11[159] dohodnout se na řádové hodnotě.
Dráhy zmizení molekuly exciplexu
Chemická kinetika způsobená kolizní vazbou stavů B a C a vibrační relaxací nejsou dobře známy. Těch několik dostupných výsledků často nesouhlasí, i když obecná představa o situaci je možná. U vysokých vibračních úrovní má vazba přednost před vibrační relaxací, zatímco u nejnižších úrovní platí opak,[59] i když jde o vzácný plyn.
Různé destruktivní procesy XeCl (B) se liší podle důležitosti. Používá se směs optimalizovaná pro lasery. Neon je upřednostňován před argonem, protože ten silně absorbuje prostřednictvím Ar+
2 iont při 308 nm.[18] Proto se používá ternární směs (Ne / Xe / HCl). Celkový tlak je fixován na 3 atm, příslušné parciální tlaky jsou 2268,6 torr, 10 torr a 1,4 torr. Konstanty rychlosti jsou průměrnými hodnotami nejspolehlivějších odhadů.
Výsledky jsou shrnuty v tabulce 31. U reakce (19) jsou zohledněny pouze nejnižší vibrační hladiny. Nižší limit zmizení je 0,40 ns−1. Tento proces indukuje nejvyšší destrukci, což naznačuje, že XeCl (B) syntetizovaný s vysokou vibrační excitací je rychle uvolněn binární kolizí s neonem a (pravděpodobně) také xenonem. To naznačuje, že ostatní procesy jsou skutečně patrné až poté, co je XeCl (B) na úrovni v = 0, proto reakce (17) používá hodnotu k před naším letopočtem Dělat relativně k nízkému v. Jakmile je relaxace dokončena, převezmou ji další procesy. Depopulace spontánní emisí je velmi důležitá, stejně jako reakce (11) a (17). Tyto dva procesy postrádají celkově rafinovaná měření a stanovení. Role xenonové vazby není lépe známá, ale má menší vliv než destrukce binární kolizí s HCl. Jiné známější procesy jsou zanedbatelné. Zejména všechny termolekulární reakce jsou zanedbatelné.
Tabulka 31: Frekvence ničení stavů B v ns−1. Procesy Radiační dráha 6 7 8 9 11 12 13 15 17 19 Frekvence 0.099 0.036 0.001 0.0001 0.0008 0.24 0.0006 0.0074 0.027 0.064 0.40 Procento 11% 4% < 1% < 1% < 1% 27% < 1% 1% 3% 7% 46% Procento po vibrační relaxaci 21% 8% < 1% < 1% < 1% 50% < 1% 2% 6% 13%
The Xe
2Cl exciplex molekula
Obecně platí, že Rg2Molekuly X jsou méně stabilní než RgX.[7] Xe
2Cl je dvojího zájmu. Může způsobit poruchy laserového výkonu XeCl, protože absorbuje dobře při 308 nm a umožňuje vývoj jiného typu laseru založeného na Xe
2Cl emise.
The Xe
2Cl molekula
Počáteční studie o Xe
2Cl molekula,[34][188] nalezeno:
- Jeho nejstabilnější konfigurace v excitovaném stavu má trojúhelníkovou geometrii C2v.[189]
- The Xe
2Cl
* vzrušené stavy jsou komplexy vytvořené asociací molekulárního iontu o Xe+
2 a atomový iont o Cl−
. - Pozorovaná emise molekuly je široká; odpovídající přechody vedou k velmi odpudivému základnímu stavu.
Křivky potenciálu vypočítané Huestisem et al.[190] z metody DIM (Diatomics In Molecules) jsou uvedeny na obrázku 15.
2Cl podle Huestise et al..[190]
Tři nejnižší stavy jsou kovalentní a odpudivé. Korelují s XeCl (X nebo A) a atomem xenonu v základním stavu. Experimentální hodnota energie ve stavu 12Γ je 0,273 eV.[34] Je kompatibilní s těmito potenciálními křivkami. Následující tři stavy jsou iontové. Vázaný stav 42Γ koreluje s XeCl (B) + Xe; následující, 52Γ, odpudivý stav, souvisí s XeCl (C) + Xe.
Poslední a George[44] provedl stanovení křivek potenciálu pomocí jiné metody, metody DIIS (Diatomics In Ionic Systems), aniž by uvažoval o spin-orbitální vazbě. Našli, jako Huestis et al.[190] že 42Γ stav je nejnižší iontový stav. Ve spodní části studny má tento stav konfiguraci rovnoramenného trojúhelníku, takže vzdálenost mezi rovnovážnými polohami Xe a Cl je 3,23 Å. Podle Adamse a Chabalowského[43] vzdálenost Xe – Cl je 3,39 Å.
Zpočátku byly křivky potenciálu různých stavů vyneseny do grafu udržováním konstantní a stejné vzdálenosti Xe-Xe na 3,25 Á (obrázek 16). Last a George objevili devět stavů (tři kovalentní a šest iontových). Potenciální křivky antisymetrických stavů 42Γπ a 62Γπ jsou téměř shodné s potenciálními křivkami symetrických stavů 52Γ a 62Γ. 32Γ a 72Γ státy zvýrazněné Huestinem et al. chybí, protože spin-orbitální vazba nebyla zohledněna. Naopak tři stavy (22Γπ, 42Γπ a 62Γπ) se symetrií π, nebyly zahrnuty do jejich diagramů.[190]
Druhá studie udržovala separaci Xe-Cl na 3,23 Å (obrázek 17).
* Za 42Γπ stavu, molekula s rovnoramennou trojúhelníkovou konfigurací, jako jsou vzdálenosti Xe-Cl a Xe-Xe, jsou 3,13 a 4,23 Å. Stav je 0,8 eV nad 42Γ stát.[44]* V základním stavu, 12Γ tvoří komplex Van der Walls. Má to energie disociace vazby 0,075 eV a nesymetrická trojúhelníková konfigurace. Vzdálenosti Xe – Cl jsou 3,23 a 4,06 Å a úhel Xe – Cl – Xe je 74,4 °.[44]* Druhý vzrušený stav 22Γ je také komplex Van der Walls. Má symetrickou geometrii a vzdálenost Xe – Cl 3,99 Å s úhlem Xe – Cl – Xe 68,4 °. Jeho disociační energie je 0,055 eV.[44]
Další způsob popisu Xe – Cl – Xe najde stabilní stav jako lineární a symetrický. V základním stavu by vzdálenost Xe-Cl měla být 3,24 Å a disociační energie 0,076 eV. Excitovaný stav může existovat s geometrickou vzdáleností Xe-Cl 3,06 Å.[44] Tento stav, který není zobrazen na obrázcích 16 a 17, by měl energii vyšší než 0,72 eV oproti energii 42Γ stát. Vazba by byla iontová.
Pouze experiment provedený v pevném stavu[73] lze porovnat s těmito teoretickými výsledky. Zvláštní studovaný stát byl 42Γ stát. Struktura rovnoramenného trojúhelníku tohoto stavu byla potvrzena. S teoretickými předpovědi lze porovnat tři veličiny. Vzdálenost Xe-Xe se měří při 3,17 Á a vzdálenost Xe-Cl při 3 Á. Shoda v hodnotách je nejlepší pro energii na dně studny, která byla hodnocena při 3,15 eV. Základní vibrační frekvence pro Xe – Xe jsou ωX = 123 cm−1 a pro Xe – Cl, ωC = 180 cm−1.
Syntetické dráhy
Tři hlavní cesty Xe
2Cl
* syntéza je energeticky možná prostřednictvím srážek a dvou dalších fotodisociace:
Xe*
2(A1Σ) + Cl
2 → Xe
2Cl
* + Cl (20)
Xe
* + Xe + Rg → Xe
2Cl
* + Rg (21)
Xe
2+ + Cl− + Rg → Xe
2Cl
* + Rg (22)
XeCl
*(X) + Xe + hν → Xe
2Cl
* (23)
Xe + Cl + Xe + hν → Xe
2Cl
* (24)
kde Rg je vzácný plyn, pravděpodobně xenon nebo vyrovnávací plyn.
Autoři se neshodují na relativním významu těchto syntetických procesů. Procesy závisí na experimentálních podmínkách.
Prostřednictvím harpunových reakcí.
Reakce (20) je velmi energická harpunová reakce. To zahrnuje Xe*
2 vzrušený stav. Podle Bruce et al.,[114] toto je dominantní syntetická cesta. Jiní autoři tento názor nesdílejí, protože se domnívají, že tato reakce je slabá,[190] nebo dokonce zanedbatelné.[191] Jeho rychlostní konstanta ještě nebyla změřena.
Fotoassociativní cesta
Reakce (23) a (24) byly objeveny teprve nedávno.[107]
Iontová dráha
Podle teoretického výpočtu[151] rychlost rekombinace α 'z Xe+
2 a Cl−
ionty, když Rg = Xe (reakce (22)) byla v prvním případě odhadnuta na 1×10–7 cm3s−1. Stejní autoři později tuto hodnotu revidovali směrem dolů jako: α ’= 5×10–8 cm3s−1.[192] Tento výsledek byl experimentálně potvrzen.[190][193] Podle výpočtů by tato reakce mohla být důležitá při vysokých tlacích Xe
2Cl
* se stává hlavním produktem reakce na úkor XeCl
* (reakce (4)).
Ternární reakce
Syntéza Xe
2Cl
* je hlavně cestou (21). Podle nedávné studie[63] reakce může být interpretována jako výsledek dvou po sobě jdoucích reakcí, druhá reakce odpovídá vibrační relaxaci při srážce pomocí Rg:
XeCl (B, C) + Xe ↔ Xe
2Cl
*(proti)
Xe
2Cl
*(proti) + Rg → Xe
2Cl
* + Rg
Počáteční vibrační hladiny Xe
2Cl
*(proti) jsou nad hranicí disociace státu v XeCl
* + Xe.
Naproti tomu Yu et al.[70] věřit, že vznik Xe
2Cl
* je prostřednictvím triatomického komplexu RgXeCl*, hlavně:
XeCl
* + Rg → RgXeCl
* kde Rg ≠ Xe
RgXeCl
* + Xe → Xe
2Cl
* Rg
Tyto reakce byly pozorovány pouze u argonu a kryptonu.
Druhá reakce je vysídlení. Jiná reakce je konkurenceschopná, když je xenon nahrazen kryptonem. Tento proces kalení by měl mít rychlostní konstantu vyšší než 1×10−13 cm3s−1.[70][180]
Životnost RgXeCl
* komplex není dobře znám. Odhaduje se na 200 ns pro KrXeCl[70][180] a 40 ns pro NeXeCl.[92] Tento časový interval je dostatečný k tomu, aby druhá kolize mohla být vyprodukována.
Rychlostní konstanty byly měřeny, jak je shrnuto v tabulce 32. Pokud Rg ≠ Xe, byla provedena pouze dvě přímá měření.[40][63] Poslední[194] je pouze hodnocení.
Tabulka 32: Konstanty rychlosti v cm6s−1 reakce (21). Čj On Ne Ar Kr [40] (1.5 ± 0.5) × 10−31 [63] (3.1 ± 1.3) × 10−31 (6.0 ± 1.6) × 10−31 (9.4 ± 2.4) × 10−31 (14 ± 2) × 10−31 [194] (1.5) × 10−31
Pokud jde o xenon, všimněte si, že souhrn kDX konstanty tabulky 20 lze považovat za konstanty pátého sloupce tabulky 32, protože kDX lze sloučit s reakcí (21).[63]
Cesty zmizení
Radiační dráha
Emisní spektra
Teoretické studie[162][188] ukázat, že povolené přechody jsou (obrázek 15):
42Γ → 12Γ (A)
42Γ → 22Γ (B)
42Γ → 32Γ (C)
Počáteční stavy jsou vždy stejné a odpovídající vlnové délky λČt, jsou uvedeny v tabulce 33. Lze je porovnat s experimentálními hodnotami λObs.
Tabulka 33: Vlastnosti Xe
2Cl
* emise.Přechod Experiment:[73] λObs (nm) Teoretické odhady: λČt (nm) Teoretické odhady: relativní význam Teoretické odhady: přechodový moment (D)[44] (A) 450 495 Dominantní 2.45 (B) 490 514 Důležité 0.1 (C) 541 100krát slabší
Experimentálně, Fajardo a Apkarian[73] pozoroval dva přechody (A) a (B) ve spektrální oblasti, i když došlo k významnému posunu vlnové délky. Ve většině případů bylo pozorováno velmi velké kontinuum (přibližně 80 nm) pokrývající tyto tři emise. Maximální umístění oscilovalo mezi 450 a 500 nm. Příklad tohoto druhu spektra je uveden na obrázku 11. Při výpočtu byly limity emisí krátkých vlnových délek vyhodnoceny při 443 nm.[102]
Podle Last a George,[44] lineární molekula Xe – Cl – Xe měla produkovat emise blížící se základnímu stavu při 321 nm a přechodový moment by měl být zvýšen na 3,9 D. Od roku 2014 však žádný experiment tuto předpověď nepotvrzuje.
V pevném stavu Xe
2Cl
* emise se posune směrem k červené oblasti a je soustředěna kolem 570 nm.[195][196] Odpovídající výsledek je pozorován v kapalném stavu.[197] Tento jev by měl být způsoben zkreslením potenciálních křivek vznikajících z molekulárních interakcí, které jsou jim nejblíže než v plynném stavu.[Citace je zapotřebí ] Teoretická studie[198] připisuje to polarizaci xenonové matice pomocí Xe
2+Cl− a silami Van der Wallse.
Emise Xe
2Cl
* trimer je pozorován pouze při vysokých tlacích vzácného plynu (xenon nebo vyrovnávací plyn) a fluorescence se zvyšuje s tlakem xenonu.[34] Tyto výsledky následují, protože syntetická cesta Xe
2Cl
* je podobný reakci (21). Vzhledem k hodnotám rychlostní konstanty reakcí typu (21) se reakční frekvence významně neliší, i když je tlak vzácných plynů blízký 200 torr. Reakce (22) probíhá pouze pod tlakem několika atmosfér.[192]
Životnost Xe
2Cl (42Γ)
Jediný stát, kde Xe
2Cl je původní mateřská hodnota světelné emise je 42Γ). Několik stanovení jeho životnosti získaných v plynném stavu je shrnuto v tabulce 34. Výsledky se liší a související nejistoty jsou důležité. Interval spolehlivosti získaný v prahu 5% leží mezi 240 a 253 ns. Z toho čtyři hodnoty nejsou zahrnuty.[63][81][171][193] Vzhledem k silné absolutní nejistotě další opatření[113] má společný interval v rámci intervalu spolehlivosti.
Tabulka 34: Životnost Xe
2Cl (42Γ) experimentálně získaný v plynném stavu, s výjimkou referencí daných Stevensem a Kraussem[162] což je teoretické určení.Životnost (ns) Odkaz 300 ± 50 [113] 185 ± 10 [68] 260 [71] 135+70−60 [40] 210 ± 25 [199] 250 ± 25 [193] 245 ± 10 [81] 328 ± 20 [200] 250 [63] 330 [162] 210 ± 20 [169] 242 ± 10 [171]
Měření prováděná v pevném stavu poskytují hodnoty, které jsou ještě více rozptýleny, jak ukazuje tabulka 35.
Tabulka 35: Životnost Xe
2Cl (42Observed) pozorováno v pevném stavu.Matice Životnost (ns) Reference Ar 460 [73] Ne 260 ± 15 [77] Kr 450 [73] Xe 663 [73] Xe 225 ± 10 [77][195]
Kolizní dráha
Úloha dárců chloru (RCl)
Kromě radiační disexcitace Xe
2Cl (42Γ) stav je zničen dvojitou kolizí s RCl. V praxi každý autor souhlasí s tím, že dvojitá kolize je dominantní cestou ničení Xe
2Cl pokud dojde ke kolizi, bez ohledu na dárce chloru. Proto, Xe
2Cl
* emise jsou pozorovány pouze při slabých koncentracích RCl.[15][114][171] Hodnoty rychlostních konstant pro reakce (24) jsou uvedeny v tabulce 36.
Xe
2Cl
* + RCl → Ostatní výrobky kromě Xe
2Cl (24)
Tabulka 36: Konstanty rychlosti v cm3s−1 reakcí (24) pro různé dárce chloru, RCl. Odkaz Cl
2HCl CCl
4[199] (2.2 ± 0.2) × 10−10 (4.3 ± 0.4) × 10−10 (5.4 ± 0.5) × 10−10 [71] (6.1 ± 0.2) × 10−10 [156] 2.6 × 10−10 [201] 8 × 10−10 [122] 6.1 × 10−10 [132] 6 × 10−10 [113] (3.9 ± 0.4) × 10−10 [169] (4.5 ± 0.4) × 10−10 [68] (2.6 ± 0.3) × 10−10 [81] (4 ± 1) × 10−10 [200] (7 ± 1) × 10−10 [171] (4.0 ± 1) × 10−10-10 [202] 1.8 × 10−10 [40] (6 ± 1) × 10−10
Existují pouze dvě stanovení pro CCl
4 a ty jsou shodné. U HCl jsou dvě hodnoty statisticky vzdálené od ostatních.[156][201] Vysvětlení této vzdálenosti zůstává obtížné. Interval spolehlivosti na prahové hodnotě 5% je od 4 do 7×10−10 cm3s−1.
V případě chloru Cl
2, pouze polovina měření je statisticky blízká.[81][113][169][171] Přesto je obtížné tuto blízkost vysvětlit. Jeho interval spolehlivosti na hranici 5% se pohybuje od 3,7 do 4,5×10−10 cm3s−1. Zdá se, že tři dárci chloru mají odpovídající vliv na kolizní zničení Xe
2Cl
*.
Odhad rychlostní konstanty reakce:
Xe
2Cl
* + Cl → 2 Xe + 2 Cl
Hodnota je 1×10−9 cm3s−1.[203]
Úloha vzácných plynů
Jedná se o jednoznačně binární reakce:
Xe
2Cl
* + Rg → Ostatní výrobky kromě Xe
2Cl (25)
Zmizení Xe
2Cl
* srážkou na atomu xenonu pozorovali Grieneisen et al.,[68] reakční konstanta byla odhadnuta na 6×10−15 cm3s−1. Jiní autoři však tuto reakci neprokázali.[40][71][169][200][202] Horní mez rychlostní konstanty reakce (25) je 1×10−17 cm3s−1,[200] ačkoli jiní autoři stanovili tento limit na 4 až 7×10−14 cm3s−1[169][202] nebo 5×10−13 cm3s−1.[40] Hodnota použitá Kannari et al.,[122] 8×10−12 cm3s−1, nemá žádný základ.
U ternárních směsí není role tlumicího plynu dobře známa.
Pro argon (3 ± 1)×10−14 cm3s−1[40] a (1,5 ± 0,4)×10−14 cm3s−1 jsou dostupné.[199]
U hélia 5×10−13 cm3s−1[156] a 3×10−14 cm3s−1 jsou dostupné.[120]
Role elektronů a nečistot
The rychlost reakcí z Xe
2Cl
* + e− → 2 Xe + Cl + e− (26) nemá konzistentní odhady. Jsou shrnuty v tabulce 37.
Tabulka 37: Konstanty rychlosti reakce (26) v cm3s−1. Hodnotové konstanty Odkaz 2 × 10−7 [130] 9 × 10−9 [120] 2 × 10−8 [18] 4 × 10−9 [132]
Nečistoty mají menší vliv na chemický rozpad Xe
2Cl než XeCl*.[171] Konstanty bimolekulární rychlosti zmizení Im
–Xe
2Cl
* jsou řádově nižší než relativní konstanty rychlosti pro binární kolize ImXeCl
*. Přesto pro CO
2 a oxid dusnatý „NE, rychlostní konstanty jsou stejného řádu, asi 10−10 cm3s−1. Úrovně nečistot, nejčastěji nízké, mohou ovlivnit měření. Frekvence reakce jsou zanedbatelné.
Viz také
Reference
- ^ Aaron Peled (2003). Procesy, diagnostika a aplikace vzrušené fotografiemi: Základy a pokročilá témata. Springer. ISBN 978-1-4020-7527-8.
- ^ A.V. Eletskii (1978). "Excimerové lasery". Sov. Phys. Usp. 21 (6): 502–521. doi:10.1070 / PU1978v021n06ABEH005558.
- ^ M. J. Shaw (1979). "Excimerové lasery". Prog. Kvant. Elektr. 6 (1): 3–54. Bibcode:1979PQE ..... 6 .... 3S. doi:10.1016/0079-6727(79)90010-7.
- ^ A b C d Ch. K. Rhodes, ed. (1979). Excimerové lasery. Berlín: Springer – Verlag.
- ^ A b M.H.R. Hutchinson (1980). „Excimery a excimerové lasery“. Appl. Phys. 21 (2): 95–114. Bibcode:1980ApPhy..21 ... 95H. doi:10.1007 / BF00900671.
- ^ A b JE. Lakoba a S.I. Yakovlenko (1980). Msgstr "Aktivní média exciplexových laserů (recenze)". Sov. J. Kvantový elektron. 10 (4): 389–410. Bibcode:1980QuEle..10..389L. doi:10.1070 / QE1980v010n04ABEH010101.
- ^ A b C B.M. Smirnov (1983). "Excimerové molekuly". Sov. Phys. Usp. 26: 31–45. doi:10.1070 / PU1983v026n01ABEH004304.
- ^ Bloembergen, N .; Patel, C .; Avizonis, P .; Clem, R .; Hertzberg, A .; Johnson, T .; Marshall, T .; Miller, R .; Morrow, W .; Salpeter, E .; Sessler, A .; Sullivan, J .; Wyant, J .; Yariv, A .; Zare, R .; Glass, A .; Hebel, L .; Pake, G .; May, M .; Panofsky, W .; Schawlow, A .; Townes, C .; York, H. (1987). „Zpráva Americké fyzikální společnosti studijní skupiny pro vědu a technologii zbraní zaměřených na energii“. Recenze moderní fyziky. 59 (3): S1. Bibcode:1987RvMP ... 59 ... 1B. doi:10.1103 / RevModPhys.59.S1.
- ^ A b F.K. Tittel; G. Marowsky; W.L. Wilson Jr. & M.C. Smayling (1981). „Elektronový paprsek čerpal širokopásmové diatomické a triatomické excimerové lasery“. IEEE J. Kvantový elektron. QE-17 (12): 2268–2281. Bibcode:1981 IJQE ... 17.2268T. doi:10.1109 / JQE.1981.1070705.
A. Garscadden; M. J. Kushner & J.G. Eden (1991). "Problémy fyziky plazmatu při vývoji laseru s plynovým výbojem". IEEE Trans. Plasma Sci. 19 (6): 1013–1031. Bibcode:1991ITPS ... 19.1013G. doi:10.1109/27.125028. - ^ A b C d E F M.F.Flannery (1979). „Procesy atomové a molekulární srážky v laserech s halogenidy vzácných plynů a excimerových laserech se vzácnými plyny“. Int. J. Quantum Chem. S13: 501–529. doi:10,1002 / qua.560160852.
- ^ A b Fontaine, B.L .; Forestier, B. M .; Sentis, M .; Delaporte, P .; Arif, L. (1987). "Nedávný pokrok v laserových excimerových laserech s vysokým průměrným výkonem". Le Journal de Physique Colloques. 48: C7–331. doi:10.1051 / jphyscol: 1987780.
IA. Mc Intyre a C. K. Rhodes (1991). "Vysoký výkon ultrarychlých excimerových laserů". J. Appl. Phys. 69: R1. doi:10.1063/1.347665. - ^ V. Baudinaud & M. Autric (1992). „Interakce rayonnement laser-matière et applications potentielles des lasers à excimères“. Ann. Phys. Colloq. 17 (C1): 1–8. Bibcode:1992AnPh ... 17C ... 1B. doi:10.1051 / anphys / 1992001.
- ^ S. Avrillier; E. Tinet a D. Ettori (1992). „Etat actuel de l'utilisation des lasers à excimères en médecine“. Ann. Phys. Colloq. 17 (C1): 13–20. Bibcode:1992AnPh ... 17C..13A. doi:10.1051 / anphys / 1992003.
- ^ A b J. Bretagne a E. Estocq (1992). „Modélisation des lasers à excimères excités par décharge“. Ann. Phys. Colloq. 17 (C1): 29–38. Bibcode:1992AnPh ... 17C..29B. doi:10.1051 / anphys / 1992005.
- ^ A b C d E F H. Asselman; P. Rives; J. Galy; H. Brunet a J.L. Teyssier (1993). "Spektroskopická analýza emisí XeCl ve směsích na bázi xenonu". J. Phys. B. 26 (15): 2311–2322. Bibcode:1993JPhB ... 26.2311A. doi:10.1088/0953-4075/26/15/017.
- ^ A b C d E F G h i j k l m n Ó p P. Rives; J.L. Teyssier; J. Galy; A. Briot; H. Brunet a H. Asselman (1995). „Kinetická studie emisí 308 a 345 nm molekuly XeCl“. J. Chem. Phys. 102 (3): 1217. Bibcode:1995JChPh.102.1217R. doi:10.1063/1.468908.
- ^ A b H. Asselman; A. Sekaki; J. Galy; P. Rives; H. Brunet; A. Birot a J.L. Teyssier (1995). "Stanovení životnosti zářičů stavů B a C XeCl". Appl. Radiat. Isot. 46 (6–7): 475–476. doi:10.1016/0969-8043(95)00057-7.
- ^ A b C d E F G h i j k T.H. Johnson; ON. Cartland; T.C. Genoni & A.M. Hunter (1989). „Komplexní kinetický model laseru xenon chloridem excitovaného elektronovým paprskem“. J. Appl. Phys. 66 (12): 5707. Bibcode:1989JAP .... 66,5707J. doi:10.1063/1.343639.
- ^ A.P. Golovitskii (1992). Sov. Tech. Phys. Lett. 18: 269. Chybějící nebo prázdný
| název =(Pomoc)
G.B. Rulev & V.B. Saenko (1993). Tech. Phys. Lett. 19: 687. Chybějící nebo prázdný| název =(Pomoc) - ^ N. Bartlett (1964). "Chemie ušlechtilých plynů". Usilovat. 23: 3.
- ^ Von Antropoff (1924). Z. Angew. Chem. 37: 217. Chybějící nebo prázdný
| název =(Pomoc) - ^ G. Oddo (1933). Gazz. Chim. Ital. 63: 380. Chybějící nebo prázdný
| název =(Pomoc) - ^ D.M. Yost & A. L. Kaye (1933). "Pokus připravit chlorid nebo fluorid xenonu". J. Am. Chem. Soc. 55 (9): 3890–3892. doi:10.1021 / ja01336a506.
- ^ H. Meinert (1965). „Über die Bildung von Xenondichlorid“. Z. Chem. 6 (2): 71. doi:10.1002 / zfch.19660060210.
- ^ D.M. Proserpio; R. Hoffmann & K.C. Janda (1991). „Hlavolam xenon-chlor: Van der Waalsova složitá nebo lineární molekula?“. J. Am. Chem. Soc. 113 (19): 7184–7189. doi:10.1021 / ja00019a014.
- ^ Andrew Zimmerman Jones. "Spektroskopie". physics.about.com.
- ^ J.M. Riveros; P.W. Tiedemann a AC Breda (1973). "Vznik XeCl−
v plynné fázi ". Chem. Phys. Lett. 20 (4): 345–346. doi:10.1016/0009-2614(73)80062-4. - ^ A b J.E. Velazco & D.W. Setser (1975). "Emisní spektra bez diatomických xenonhalogenidů bez omezení". J. Chem. Phys. 62 (5): 1990. Bibcode:1975JChPh..62.1990V. doi:10.1063/1.430664.
- ^ A b J.J. Ewing & C.A. Brau (1975). "Laserová akce na 2Σ+1/2→2Σ+1/2 pásma KrF a XeCl ". Appl. Phys. Lett. 27 (6): 350. Bibcode:1975ApPhL..27..350E. doi:10.1063/1.88473.
- ^ A b WJ Stevens & M. Krauss (1982). "Elektronická struktura a fotodisociace HCl". J. Chem. Phys. 77 (3): 1368. Bibcode:1982JChPh..77.1368S. doi:10.1063/1.443960.
- ^ A b C d E R.W. Waynant & J.G. Eden (1980). "Zničení molekul XeCl v základním stavu srážkami HCl a vzácných plynů". Appl. Phys. Lett. 36 (4): 262. Bibcode:1980ApPhL..36..262W. doi:10.1063/1.91446.
- ^ RC Sze & P.B. Scott (1978). "Intenzivní laserové záření ve výboji vzrušuje vznětlivé monochloridy ušlechtilého plynu". Appl. Phys. Lett. 33 (5): 419. Bibcode:1978ApPhL..33..419S. doi:10.1063/1.90407.
- ^ A b WL Nighan a R. T. Brown (1980). „Efektivní tvorba XeCl (B) při laserovém výboji Xe / HCl s elektronovým paprskem“. Appl. Phys. Lett. 36 (7): 498. Bibcode:1980ApPhL..36..498N. doi:10.1063/1.91582.
- ^ A b C d DC Lorents; DL Huestis; MV Mc Cusker; HH Nakano; RM a Hill (1978). "Optické emise triatomických halogenidů vzácných plynů". J. Chem. Phys. 68 (10): 4657. Bibcode:1978JChPh..68,4657L. doi:10.1063/1.435574.
- ^ A b KY Tang; DC Lorents & D. L. Huestis (1980). „Získejte měření na triatomickém excimeru Xe
2Cl". Appl. Phys. Lett. 36 (5): 347. doi:10.1063/1.91498. - ^ F.K. Tittel; W. L. Wilson; R. E. Stickel; G. Marowsky & W. E. Ernst (1980). „Triatomický Xe
2Cl excimerový laser ve viditelném stavu ". Appl. Phys. Lett. 36 (6): 405. doi:10.1063/1.91533. - ^ ME Fajardo & Apkarian V.A. (1987). "Stimulovaná radiační disociace a měření zisku Xe2Cl v pevném xenonu". Chem. Phys. Lett. 134 (1): 51–54. Bibcode:1987CPL ... 134 ... 51F. doi:10.1016 / 0009-2614 (87) 80012-X.
- ^ Vartkess A. Apkarian, Mario E. Fajardo, N. Schwentner, Lawrence Wiedeman USA 5134625 patent, prioritní datum 18. března 1987
- ^ L. Wiedeman, M. E. Fajardo a Apkarian V.A. (1987). "Kooperativní fotoprodukce Xe2+Cl− v kapalině Cl
2/ Řešení Xe: Stimulované měření emisí a zisků “. Chem. Phys. Lett. 134: 55–59. doi:10.1016/0009-2614(87)80013-1. - ^ A b C d E F G h i G. Marowsky E.P. Sklenka; Pan Smayling; F.K. Tittel & W.L. Wilson (1981). „Dominantní tvorba a zhášecí kinetika elektronového paprsku čerpána Xe
2Cl". J. Chem. Phys. 75 (3): 1153. doi:10.1063/1.442162. - ^ KV Chance K.H. Bowen; J. S. Win & W. Klemperer (1979). "Mikrovlnné a vysokofrekvenční spektrum XeHCl". J. Chem. Phys. 70 (11): 5157. Bibcode:1979JChPh..70,5157C. doi:10.1063/1.437356.
E. W. Boom a J. Van der Elsken (1980). "Daleko infračervená spektra van der Waalsových molekul ve směsích HCl a ušlechtilého plynu". J. Chem. Phys. 73 (1): 15. Bibcode:1980JChPh..73 ... 15B. doi:10.1063/1.439900. - ^ I. Poslední T.F. a George (1988). "Elektronické stavy systémů XenHCl v plynné a kondenzované fázi". J. Chem. Phys. 89 (5): 3071. Bibcode:1988JChPh..89.3071L. doi:10.1063/1.454963.
- ^ A b C d E F G h i j k l m n Ó p q r s t u proti w X y GF Adams & C.F. Chabalowski (1994). „Kvantově chemická studie křivek potenciální energie a sil elektronického přechodu v HCl, XeCl a HCl + Xe“. J. Phys. Chem. 98 (23): 5878–5890. doi:10.1021 / j100074a011.
- ^ A b C d E F G h i j k l I. Poslední T.F. a George (1987). „Semiempirická studie polyatomových halogenidů vzácných plynů: Aplikace na systémy XenCl“. J. Chem. Phys. 87 (2): 1183. Bibcode:1987JChPh..87.1183L. doi:10.1063/1.453298.
- ^ A.A. Vlasenko; JE. Lakoba; S. P. Chernov & P.B. Essel'bakh (1986). Sov. Phys. Dokl. 31: 554. Chybějící nebo prázdný
| název =(Pomoc) - ^ T. Möller; M. Beland a G. Zimmerer (1987). "Bezvázová fluorescence hydridů vzácných plynů". Chem. Phys. Lett. 136 (6): 551–556. Bibcode:1987CPL ... 136..551M. doi:10.1016 / 0009-2614 (87) 80516-X.
- ^ R. H. Lipson (1986). "Elektronické spektrum xenonhydridu". Chem. Phys. Lett. 129 (1): 82–86. Bibcode:1986CPL ... 129 ... 82L. doi:10.1016/0009-2614(86)80174-9.
- ^ M. Hamdan; N.W. Copp; D. P. Wareing; J.D.C. Jones; K. Birkinshaw & N.D. Twiddy (1982). „Vybraná studie iontové průtokové trubice reakcí plynného iontu HCl+ při 295 K ". Chem. Phys. Lett. 89 (1): 63–66. Bibcode:1982CPL .... 89 ... 63H. doi:10.1016/0009-2614(82)83343-5.
- ^ G.F. Adams & C.F. Chabalowski (1994). „Kvantově chemická studie křivek potenciální energie a sil elektronického přechodu v HCl, XeCl a HCl + Xe“. J. Phys. Chem. 98 (23): 5878–5890. doi:10.1021 / j100074a011.
- ^ A b C d E F G h i j k l m n Ó p q r s t u proti w X y z aa ab ac inzerát ae af ag ah ai aj ak Hay a T.H. Dunning Jr. (1978). "Kovalentní a iontové stavy xenonhalogenidů". J. Chem. Phys. 69 (5): 2209. Bibcode:1978JChPh..69,2209H. doi:10.1063/1.436780.
- ^ A b C d E F G h i j k J.H. Kolts; J.E. Velazco & D.W. Setser (1979). „Reaktivní kalicí studie Xe (6 s, 3P2) metastabilní atomy molekulami obsahujícími chlór “. J. Chem. Phys. 71 (3): 1247. Bibcode:1979JChPh..71,1247 tis. doi:10.1063/1.438480.
- ^ A b Lo Zheng a D. Lo a EO Zheng (1987). "Role stavu C (3/2) ve výbojovém laseru XeCl". J. Phys. D. 20 (6): 714–717. Bibcode:1987JPhD ... 20..714L. doi:10.1088/0022-3727/20/6/006.
- ^ A b C d SL Shostak & R. L. Strong (1979). "Transient absorpion following flash photodissociation of halogens in rare gases". Chem. Phys. Lett. 63 (2): 370–374. Bibcode:1979CPL....63..370S. doi:10.1016/0009-2614(79)87038-4.
- ^ A b C d E F G R. Shuker (1976). "Excimer emission band at 235.5 nm in the XeCl molecule". Appl. Phys. Lett. 29 (12): 785. Bibcode:1976ApPhL..29..785S. doi:10.1063/1.88948.
- ^ A b C B.S. Ault & L. Andrews (1976). "Absorption and emission spectra of matrix-isolated XeF, KrF, XeCl, and XeBr". J. Chem. Phys. 65 (10): 4192. Bibcode:1976JChPh..65.4192A. doi:10.1063/1.432878.
- ^ A b C d E F G h i j k l m n Ó J. Tellinghuisen; JM Hoffman; GC Tisone & AK Hays (1976). "Spectroscopic studies of diatomic noble gas halides: Analysis of spontaneous and stimulated emission from XeCl". J. Chem. Phys. 64 (6): 2484. Bibcode:1976JChPh..64.2484T. doi:10.1063/1.432496.
- ^ A b C d E F G J.J. Ewing & C.A. Brau (1975). "Emission spectrum of XeI in electron-beam—excited Xe/ I 2 mixtures". Phys. Rev.A. 12 (1): 129–132. Bibcode:1975PhRvA..12..129E. doi:10.1103/PhysRevA.12.129.
- ^ A b C W.Y. Závětří; Z.M. Xia & E. A. Ballik (1994). "Formation of the XeCl exciplex via double crossings of potential-energy curves". Mol. Phys. 82 (1): 165–175. Bibcode:1994MolPh..82..165L. doi:10.1080/00268979400100124.
- ^ A b C d E F G h D.W. Setser; H.C. Brashears & T.D. Dreiling (1980). Journal de Physique Colloques. 41, C3-195. Chybějící nebo prázdný
| název =(Pomoc) - ^ A b C d P.S. Julienne & M. Krauss (1979). "Role of the III(1/2) -II(1/2) transition in rare-gas–halide kinetics". Aplikovaná fyzikální písmena. 35 (1): 55–57. Bibcode:1979ApPhL..35...55J. doi:10.1063/1.90929.
- ^ A b C d E F G h i j k C. Jouvet; C. Lardy – Dedonder & D. Solgadi (1989). "Fluorescence excitation spectra of the XeCl(B, C) states in a supersonic jet". Chem. Phys. Lett. 156 (6): 569–572. Bibcode:1989CPL...156..569J. doi:10.1016/S0009-2614(89)87233-1.
- ^ A b C d E F G h i j k l m n Ó p q r s G. Inoue; J.K. Ku & D.W. Setser (1984). "Photoassociative laser-induced fluorescence of XeCl* and kinetics of XeCl(B) and XeCl(C) in Xe". J. Chem. Phys. 80 (12): 6006. Bibcode:1984JChPh..80.6006I. doi:10.1063/1.446682.
- ^ A b C d E F G h i j k l m n Ó p q r s t E. Quiñones; Y.C. Yu; D.W. Setser & G. Lo (1990). "Decay kinetics of XeCl(B,C) in Xe and in mixtures of Xe with Kr, Ar, Ne, and He". J. Chem. Phys. 93 (1): 333. Bibcode:1990JChPh..93..333Q. doi:10.1063/1.459605.
- ^ M.A. Goetschalekx; R.L. Mowery; E.R. Krausz; TOALETA. Yeakel; P.N. Schatz; B.S. Ault & L. Andrews (1977). "Magnetic circular dichroism of matrix isolated noble gas monohalides". Chem. Phys. Lett. 47 (1): 23–27. Bibcode:1977CPL....47...23G. doi:10.1016/0009-2614(77)85298-6.
- ^ A b J. Tellinghuisen & M.R. Mc Keever (1980). "Energy ordering of the B and C states in XeCl, XeBr, and KrCl, from temperature dependence of emission spectra". Chem. Phys. Lett. 72 (1): 94–99. Bibcode:1980CPL....72...94T. doi:10.1016/0009-2614(80)80249-1.
- ^ A b C d E F G h J. Bokor & C.DK. Rhodes (1980). "Energy splitting between the B and C states of xenon chloride". J. Chem. Phys. 73 (6): 2626. Bibcode:1980JChPh..73.2626B. doi:10.1063/1.440475.
- ^ A b C d H.C. Brashears, Jr. & D.W. Setser (1980). "Reactions of the xenon (3P1) and krypton (3P1) resonance states with halogen donor molecules". J. Phys. Chem. 84 (2): 224–226. doi:10.1021/j100439a020.
- ^ A b C d E F G h i H.P. Grieneisen; H. Xue-Jing & K.L. Kompa (1981). "Collision complex excitation in chlorine-doped xenon". Chem. Phys. Lett. 82 (3): 421–426. Bibcode:1981CPL....82..421G. doi:10.1016/0009-2614(81)85411-5.
- ^ A b R.S.F. Chang (1982). "Xe(3P2)+HCl(v = 1): Vibrational enhancement of XeCl* formation". J. Chem. Phys. 76 (6): 2943. Bibcode:1982JChPh..76.2943C. doi:10.1063/1.443378.
- ^ A b C d E F G h i j Y.C. Yu; D.W. Setser & H. Horiguchi (1983). "Thermochemical and kinetic studies of the xenon halide B and C states in 0.5-5 atmospheres of buffer gas". J. Phys. Chem. 87 (12): 2199–2209. doi:10.1021/j100235a032.
- ^ A b C d E F G h i j k l m n Ó p q D.C. Lorents (November 26–30, 1984). Proc. International Conference on Lasers'80, San Francisco, California: 575. Chybějící nebo prázdný
| název =(Pomoc) - ^ A b C d E F G J. Le Calvé; M.C. Castex; B. Jordan; G. Zimmerer; T. Möller & D. Haaks (1985). F. Lahmani (ed.). Photophysics and Phochemistry Above 6 eV. Amsterdam: Elsevier. pp. 639–651.
- ^ A b C d E F G h i j k l m n Ó M.E. Fajardo & V.A. Apkarian (1986). "Cooperative photoabsorption induced charge transfer reaction dynamics in rare gas solids. I. Photodynamics of localized xenon chloride exciplexes". J. Chem. Phys. 85 (10): 5660. Bibcode:1986JChPh..85.5660F. doi:10.1063/1.451579.
- ^ A b C d E F M. Krauss (1977). "The electronic structure of rare gas halide excimers". J. Chem. Phys. 67 (4): 1712. Bibcode:1977JChPh..67.1712K. doi:10.1063/1.435007.
- ^ A b C d E F G K. Tamagake; Kolts J. H. & D. W. Setser (1979). "Vibrational energy disposal by reaction of Xe(6s, 3P2) metastable atoms with chlorine containing molecules". J. Chem. Phys. 71 (3): 1264. Bibcode:1979JChPh..71.1264T. doi:10.1063/1.438481.
- ^ Fletcher, I.S.; Husain, D. (1978). "Collisional quenching of Cl[3p5(2P½)] by noble gases". J. Chem. Soc., Faraday Trans. 2. 74: 203. doi:10.1039/F29787400203.
- ^ A b C d E R. Böhling; J. Langen & U. Schurath (1990). "Ne matrix hosting XenCl exciplexes: Comparison with Ar and Xe hosts". J. Mol. Struct. 222 (1–2): 171–184. Bibcode:1990JMoSt.222..171B. doi:10.1016/0022-2860(90)80014-B.
- ^ A b C d C.H. Becker; J.J. Valentini; P. Casavecchia; S.J. Sibener & Y.T. Lee (1979). "Crossed molecular beam studies on the interaction potentials for CI(2P) + Xe(1S)". Chem. Phys. Lett. 61 (1): 1–5. Bibcode:1979CPL....61....1B. doi:10.1016/0009-2614(79)85071-X.
- ^ P. Huxley; D.B. Knowles; J.N. Murrell & J.D. Watts (1984). "Ground-state diatomic potentials. Part 2.-Van der Waals molecules". J. Chem. Soc., Faraday Trans. 2. 80 (11): 1349. doi:10.1039/f29848001349.
- ^ A b C d E F V. Aquilanti; D. Cappelletti; V. Lorent; E. Luzzatti & F. Pirani (1992). "The ground and lowest excited states of XeCl by atomic beam scattering". Chem. Phys. Lett. 192 (2–3): 153–160. Bibcode:1992CPL...192..153A. doi:10.1016/0009-2614(92)85445-G.
- ^ A b C d E A.W. Mc Cown & J.G. Eden (1984). "Ultraviolet photoassociative production of XeCl(B,C) molecules in Xe/Cl
2 gas mixtures: Radiative lifetime of Xe
2Cl(4 2Γ)". J. Chem. Phys. 81 (7): 2933. doi:10.1063/1.448042. - ^ A b C d E F G h i j k l m A. Sur; A.K. Hui & J. Tellinghuisen (1979). "Noble gas halides". J. Mol. Spectrosc. 74 (3): 465–479. doi:10.1016/0022-2852(79)90168-1.
- ^ S. Szatmari & F.P. Schäfer (1987). "Quantum beats observed in stimulated emission in XeCl". Chem. Phys. Lett. 137 (1): 1–4. Bibcode:1987CPL...137....1S. doi:10.1016/0009-2614(87)80292-0.
- ^ A b J. Tellinghuisen (1983). "Direct fitting of spectroscopic data to near-dissociation expansions: I2(Dʹ → Aʹ), Br2(Dʹ → Aʹ), and XeCl(B → X and D → X)". J. Chem. Phys. 78 (5): 2374. doi:10.1063/1.445038.
- ^ A b H. Haberland (1982). "On the spin-orbit splitting of the rare gas-monohalide molecular ground state". Z. Phys. A. 307 (1): 35–39. Bibcode:1982ZPhyA.307...35H. doi:10.1007/BF01416070.
- ^ A b K. Johnson; J.P. Simono; P.A. Kovář; C. Washington & A. Kvaran (1986). "Reactions of Xe(3P2) and Xe(3P1) with HCl, HBr and HI; energy utilization, energy disposal, product rotational polarization and reaction dynamics". Mol. Phys. 57 (2): 255–273. Bibcode:1986MolPh..57..255J. doi:10.1080/00268978600100201.
- ^ A b F.J. Adrian & A.N. Jette (1978). "Valence bond study of hyperfine interactions and structure of the noble gas monohalides". J. Chem. Phys. 68 (10): 4696. Bibcode:1978JChPh..68.4696A. doi:10.1063/1.435534.
- ^ A b C d E F M.J. Clugston & R.G. Gordon (1977). "Electron-gas model for open shell–closed shell interactions. I. Application to the emission spectra of the diatomic noble-gas halides". J. Chem. Phys. 66 (1): 239. Bibcode:1977JChPh..66..239C. doi:10.1063/1.433670.
- ^ A b C d K.P. Huber & G. Herzberg (1979). Molecular Spectra and Molecular Structure. sv. 4. Constants of diatomic molecules. New-York: Van Nostrand Reinhold.
- ^ A b C d C.A. Brau & J.J. Ewing (1975). "Emission spectra of XeBr, XeCl, XeF, and KrF". J. Chem. Phys. 63 (11): 4640. Bibcode:1975JChPh..63.4640B. doi:10.1063/1.431249.
- ^ A b C d A. Kvaran; M.J. Shaw & J.P. Simons (1988). "Vibrational relaxation of KrF* and XeCl* by rare gases". Appl. Phys. B. 46 (1): 95–102. Bibcode:1988ApPhB..46...95K. doi:10.1007/BF00698658.
- ^ A b C d J. Le Calvé & P. Gürtler (1989). J. Chem. Phys. (Paříž). 86: 1847. Chybějící nebo prázdný
| název =(Pomoc) - ^ A b C d E M.F. Golde (1975). "Interpretation of the oscillatory spectra of the inert-gas halides". J. Mol. Spectrosc. 58 (2): 261–273. Bibcode:1975JMoSp..58..261G. doi:10.1016/0022-2852(75)90112-5.
- ^ A b C d Q.H. Lou (1987). "Ultrafine structure spectrum of XeCl excimer laser". Hyperjemné interakce. 38 (1–4): 531–537. Bibcode:1987HyInt..38..531L. doi:10.1007/BF02394859.
- ^ N.G. Basov; JE. Gorban’; V.A. Danilychev; N.G. Zubrilin & M.P. Chernomorets (1985). "Rotationaltranslation resonances in electronic-transition spectra of the XeCl molecule". Sov. Phys. Dokl. 30 (1): 223. Bibcode:1986RpPhM....R..42B.
- ^ E.E. Muschlitz, Jr. (1968). "Metastable Atoms and Molecules". Věda. 159 (3815): 599–604. Bibcode:1968Sci...159..599M. doi:10.1126/science.159.3815.599. PMID 5716131.
- ^ A b C d D.W. Setser; T.D. Dreiling; H.C. Brashears, Jr. & J.H. Kolts (1979). "Electronic excitation. Analogy between electronically excited state atoms and alkali metal atoms". Faradayovy diskuse chemické společnosti. 67: 255. doi:10.1039/dc9796700255.
- ^ A b C C.T. Rettner & J. P. Simons (1979). "Crossed beam studies of chemiluminescent, metastable atomic reactions. Excitation functions and rotational polarization in the reactions of Xe(3 P 2,0) with Br2 and CCl4". Faradayovy diskuse chemické společnosti. 67: 329. doi:10.1039/dc9796700329.
- ^ DOPOLEDNE. Kosmas (1984). "Quenching cross-sections of metastable Ar, Kr and Xe atoms by halogen molecules". Il Nuovo Cimento D. 3d (6): 981–992. Bibcode:1984NCimD...3..981K. doi:10.1007/BF02478065.
- ^ A b G. Inoue; J. K. Ku & D. W. Setser (1982). "Photoassociative laser induced fluorescence of XeCl". J. Chem. Phys. 76 (1): 733. Bibcode:1982JChPh..76..733I. doi:10.1063/1.442679.
- ^ A b C S.B. Hassall & E. A. Ballik (1991). "Observation of continuous D-JX and B-JX XeCl excimer fluorescence in a binarry-gas microwave-discharge". J. Appl. Phys. 70 (2): 1042. Bibcode:1991JAP....70.1042H. doi:10.1063/1.349690.
- ^ A b V. Konovalov; VF. Losev; V.V. Ryzhov; VF. Tarasenko & A.G. Tastremskii (1979). Opt. Spectrosc. 47: 137. Chybějící nebo prázdný
| název =(Pomoc) - ^ A b C d E F G D.W. Setser & J. Ku (1985). F. Lahmani (ed.). Amsterdam: Elsevier. pp. 621–637. ISBN 9780444416995. Chybějící nebo prázdný
| název =(Pomoc) - ^ BÝT. Wilcomb & R. Burnham (1981). "Nonresonant collision-induced absorption in Xe/Cl
2 mixtures". J. Chem. Phys. 74 (12): 6784. doi:10.1063/1.441084. - ^ A b M. Boivineau; J. Le Calvé; M. C. Castex & C. Jouvet (1986). "Observation of the intermediate states in the (Xe-Cl
2)*→ XeCl* (B,C) + Cl reaction". Chem. Phys. Lett. 130 (3): 208–212. doi:10.1016/0009-2614(86)80456-0. - ^ J.K. Ku; G. Inoue & D. W. Setser (1983). "Two-photon laser-assisted reaction with xenon/molecular chlorine to form excited xenon chloride (XeCl*) and with xenon/iodine chloride (ICl) to form excited xenon chloride (XeCl*) and excited xenon iodide (XeI*)". J. Phys. Chem. 87 (16): 2989–2993. doi:10.1021/j100239a001.
- ^ A b V.S. Pavlenko; ON. Naļivaiko; V.G. Egorov; O.V. Rzhevskii & E.B. Gordon (1994). "Spectroscopic investigation of excimer molecules by photoabsorption and photoassociation methods. I. XeCl". Quantum Electron. 24 (3): 199–206. doi:10.1070/QE1994v024n03ABEH000054.
- ^ A b C d J.P. Simons (1982). "Reactive and inelastic scattering of metastable rare-gas atoms: Excitation transfer versus atom transfer". Chem. Phys. Lett. 91 (6): 484–486. Bibcode:1982CPL....91..484S. doi:10.1016/0009-2614(82)83095-9.
- ^ A b C N.K. Bibinov & I.P. Vinogradov (1985). Sov. J. Chem. Phys. 2: 2693. Chybějící nebo prázdný
| název =(Pomoc) - ^ A b C d E F G D.J. Wren; D.W. Setser & J. Ku (1982). "Xenon fluoride and xenon chloride formation in low-pressure Tesla coil discharges". J. Phys. Chem. 86 (2): 284–291. doi:10.1021/j100391a030.
- ^ A b C d J.E. Velazco; J. H. Kolts & D. W. Setser (1976). "Quenching rate constants for metastable argon, krypton, and xenon atoms by fluorine containing molecules and branching ratios for XeF* and KrF* formation". J. Chem. Phys. 65 (9): 3468. Bibcode:1976JChPh..65.3468V. doi:10.1063/1.433573.
- ^ A b M. Maeda; T. Nishitarumizu & Y. Miyazoe (1979). "Formation and Quenching of Excimers in Low-Pressure Rare-Gas/Halogen Mixtures by E-Beam Excitation". Jpn. J. Appl. Phys. 18 (3): 439–445. Bibcode:1979JaJAP..18..439M. doi:10.1143/JJAP.18.439.
- ^ A b C d E F M.R. Berman (1989). "Production and quenching of XeCl(B, C) and Xe
2Cl* initiated by two-photon excitation of Xe and Xe2". Chem. Phys. Lett. 157 (6): 562–568. Bibcode:1989CPL...157..562B. doi:10.1016/S0009-2614(89)87412-3. - ^ A b C d E F G h i j k l M.R. Bruce; W.B. Layne; E. Meyer & J.W. Keto (1990). "Reactive quenching of two-photon excited xenon atoms by Cl
2". J. Chem. Phys. 92: 420. doi:10.1063/1.458444. - ^ A b C d E F J.K. Ku & D.W. Setser (1986). "Significant enhancement of XeCl(B, C) and XeF(B, C) formation rate constants in reactions of Xe(5p56p) atoms with halogen donors". Appl. Phys. Lett. 48 (11): 689. Bibcode:1986ApPhL..48..689K. doi:10.1063/1.96744.
- ^ X. Chen & D.W. Setser (1991). "Electronic quenching rate constants for xenon (3P2), argon (3P0) and argon (3P2) atoms by fluorine-containing molecules: Silane, dichlorosilane, trichlorosilane, and silicon tetrachloride". J. Phys. Chem. 95 (22): 8473–8482. doi:10.1021/j100175a015.
- ^ A b C d E F G h L.A. Levin; S.E. Moody; E.L. Klosterman; RE. Center & J.J. Ewing (1981). "Kinetic model for long-pulse XeCl laser performance". IEEE J. Kvantový elektron. QE-17 (12): 2282–2289. Bibcode:1981IJQE...17.2282L. doi:10.1109/JQE.1981.1070708.
- ^ D. Lin; Y.C. Yu & D.W. Setser (1984). "Rate constants and branching fractions for xenon halide formation from Xe(3P2) and Xe(3P1) reactions". J. Chem. Phys. 81 (12): 5830. Bibcode:1984JChPh..81.5830L. doi:10.1063/1.447636.
- ^ A b C F. Kannari; A. Suda; M. Obara & T. Fujioka (1983). "Theoretical evaluation of the rare-gas diluent effects for an electron-beam-excited XeCl laser". Appl. Phys. Lett. 42 (9): 766. Bibcode:1983ApPhL..42..766K. doi:10.1063/1.94093.
- ^ A b C d E F G h i T. Ishihara & S. C. Lin (1989). "Theoretical modeling of microwave-pumped high-pressure gas lasers". Appl. Phys. B. 48 (4): 315–326. Bibcode:1989ApPhB..48..315I. doi:10.1007/BF00694189.
- ^ A b T. Letardi; H. Fang & S. Fu (1992). "Theoretical modeling of an X-ray preionized self-sustained XeCl laser". IEEE J. Kvantový elektron. QE-28 (7): 1647–1652. Bibcode:1992IJQE...28.1647L. doi:10.1109/3.142551.
- ^ A b C d E F G h i j F. by Kannari; W.D. Kimura & J. J. Ewing (1990). "Comparison of model predictions with detailed species kinetic measurements of XeCl laser mixtures". J. Appl. Phys. 68 (6): 2615. Bibcode:1990JAP....68.2615K. doi:10.1063/1.346486.
- ^ J. Xu; A.R. Slagle; D.W. Setser & J.C. Ferrero (1987). "Control of product channels by addition of vibrational or electronic energy to the reactions of Xe(6s) atoms with CF3Cl, CF2Cl
2 and CF2HCl molecules". Chem. Phys. Lett. 137: 63–71. doi:10.1016/0009-2614(87)80305-6. - ^ A b M. Castillejo; J. M. Figuera; I. Garcia-Moreno & J. J. Medina (1992). "The Role of 6p States of Xe in the Discharge Pumped XeCl Laser Emission". Laserová chemie. 12 (1–2): 13–23. doi:10.1155/LC.12.13.
- ^ R.F. Stebbings; F.B. Dunning & C. Higgs (1981). "Collisions of Xe(31f) Rydberg atoms with HCl". J. Electr. Spectrosc. Rel. Phen. 23 (3): 333–338. doi:10.1016/0368-2048(81)85043-8.
- ^ A b C A.V. Dem’yanov, S.V. Egorov, I.V. Kochetov, A.P. Napartovich, A.A. Pastor, N.P. Penkin, P.Y. Serdobinstev, and N.N. Shubin (1986). "Investigation of the dynamics of the populations of electronic states of atoms and ions in a self-sustained discharge in an HCl–Xe–He mixture". Sov. J. Quantum Electron. 16 (6): 817–820. doi:10.1070/QE1986v016n06ABEH006917.CS1 maint: více jmen: seznam autorů (odkaz)
- ^ T. Hammer & W. Bötticher (1989). "Spectroscopic investigation of the ionization kinetics in XeCl laser discharges by Xe* density measurements". Appl. Phys. B. 48 (1): 73–84. Bibcode:1989ApPhB..48...73H. doi:10.1007/BF00694421.
- ^ A b C. Gorse; M. Capitelli; S. Longo; E. Estocq & J. Bretagne (1991). "Non-equilibrium vibrational, dissociation and dissociative attachment kinetics of HCl under high electron density conditions typical of XeCl laser discharges". J. Phys. D. 24 (11): 1947–1953. Bibcode:1991JPhD...24.1947G. doi:10.1088/0022-3727/24/11/008.
- ^ S. Longo; M. Capitelli; C. Gorse; A.V. Dem’yanov; I.V. Kochetov & A.P. Napartovich (1992). "Non-equilibrium vibrational, attachment and dissociation kinetics of HCl in XeCl selfsustained laser discharges". Appl. Phys. B. 54 (3): 239–245. Bibcode:1992ApPhB..54..239L. doi:10.1007/BF00325510.
- ^ A b C d E F. Kannari; A. Suda; M. Obara & T. Fujioka (1983). "Theoretical simulation of electron-beam-excited xenon-chloride (XeCl) lasers". IEEE J. Kvantový elektron. QE-19 (10): 1587–1600. Bibcode:1983IJQE...19.1587K. doi:10.1109/JQE.1983.1071763.
- ^ M. Castillejo; J.M. Figuera & M. Martin (1985). "Xenon halide exciplex formation by 193 nm laser multiphoton dissociation of vinyl halides in the presence of Xe". Chem. Phys. Lett. 117 (2): 181–184. Bibcode:1985CPL...117..181C. doi:10.1016/0009-2614(85)85231-3.
- ^ A b C d E F G M.M. Turner & P.W. Smith (1991). "Modeling of the self-sustained, discharge-excited xenon-chloride laser". IEEE Trans. Plasma Sci. 19 (2): 350–360. Bibcode:1991ITPS...19..350T. doi:10.1109/27.106833.
- ^ A b C d E V.S. Zuev; A.V. Kanaev & L.D. Mikheev (1984). "Measurements of the absolute luminescence quantum efficiency of mixtures of Cl
2 with Ar, Kr, and Xe excited by vacuum ultraviolet radiation". Sov. J. Quantum Electron. 14 (2): 242–248. doi:10.1070/QE1984v014n02ABEH004846. - ^ M.W. Wilson; M. Rothschild & C.K. Rhodes (1983). "Multiphoton dissociation of OCCl
2 at 193 nm: Formation of electronically excited Cl
2". J. Chem. Phys. 78 (6): 3779–3784. doi:10.1063/1.445154. - ^ T. Ishiwata; A. Tokunaga & I. Tanaka (1984). "On the dynamics of the ion-pair state of Cl
2 in the presence of inert gases". Chem. Phys. Lett. 112 (4): 356–359. doi:10.1016/0009-2614(84)85757-7. - ^ R.S. Taylor (1986). "Preionization and discharge stability study of long optical pulse duration UV-preionized XeCl lasers". Appl. Phys. B. 41 (1): 1–24. Bibcode:1986ApPhB..41....1T. doi:10.1007/BF00697522.
- ^ M.R. Bruce; W.B. Layne & J.W. Keto (1990). "A multichannel harpoon model for reactive quenching of Xe 5p5np by Cl
2". J. Chem. Phys. 92: 428. doi:10.1063/1.458445. - ^ V.I. Donin & Y.I. Khapov (1986). ""Laser snow" in the active medium of an XeCl laser". Sov. J. Quantum Electron. 16 (8): 1034–1037. doi:10.1070/QE1986v016n08ABEH007233.
- ^ A b H.C. Brashears; D.W. Setser & Y.C. Yu (1980). "Evidence for the rare gas-rare gas halide displacement reaction". J. Phys. Chem. 84 (20): 2495–2497. doi:10.1021/j100457a001.
- ^ A b A.K. Shuaibov & V.S. Shevera (1979). Opt. Spectrosc. 47: 224. Chybějící nebo prázdný
| název =(Pomoc) - ^ A b C S.P. Mezyk; R. Cooper & J. Sherwell (1991). "Ion recombination rates in rare-gas cation-halide anion systems. 2. Krypton fluoride and xenon chloride eximers". J. Phys. Chem. 95 (8): 3152–3158. doi:10.1021/j100161a037.
- ^ A b C d M. Tsuji; M. Furusawa; H. Kouno & Y. Nishimura (1991). "Spin–orbit state selective formation of rare gas chlorides from three-body ionic-recombination reactions of Rg+(2P1/2,3/2)+Cl−+He at thermal energy". J. Chem. Phys. 94 (6): 4291. Bibcode:1991JChPh..94.4291T. doi:10.1063/1.460615.
- ^ A b C Z. Ujda; L. Pokora & M. Stefański (1991). J. Tech. Phys. 32: 387. Chybějící nebo prázdný
| název =(Pomoc) - ^ A b C d E V.E. Peét & A.B. Treshchalov (1986). "Investigation of the dynamics of formation of excited atoms, ions, and excimer molecules in the plasma of an electric-discharge XeCl laser". Sov. J. Quantum Electron. 15 (12): 1613–1619. doi:10.1070/QE1985v015n12ABEH008073.
- ^ M.J. Church & D. Smith (1978). "Ionic recombination of atomic and molecular ions in flowing afterglow plasmas". J. Phys. D. 11 (16): 2199–2206. Bibcode:1978JPhD...11.2199C. doi:10.1088/0022-3727/11/16/007.
- ^ A b G. Imada; H. Nakamura; K. Masugata; W. Masuda & K. Yatsui (1992). "Discharge pumped XeCl excimer laser with high speed gas flow using Ludwig tube". Býk. Nagaoka Univ. Technol. 14: 7.
- ^ termolecular reaction: an elementary reaction involving the simultaneous collision of any combination of three molecules, ions, or atoms. chem.purdue.edu
- ^ A b C d E F G H. Hokazono; K. Midorikawa; M. Obara & T. Fujioka (1984). "Theoretical analysis of a self-sustained discharge pumped XeCl laser". J. Appl. Phys. 56 (3): 680. Bibcode:1984JAP....56..680H. doi:10.1063/1.333987.
- ^ C.G. Christov; V.L. Lyutskanov & I.V. Tomov (1981). "Rates of three-body ionic recombination processes in the rare-gas-halides". J. Phys. B. 14 (12): 2053–2057. Bibcode:1981JPhB...14.2053C. doi:10.1088/0022-3700/14/12/016.
- ^ J.N. Bardsley & J.M. Wadehra (1980). "Monte carlo simulation of three-body ion-ion recombination". Chem. Phys. Lett. 72 (3): 477–480. Bibcode:1980CPL....72..477B. doi:10.1016/0009-2614(80)80335-6.
- ^ A b C D.R. Bates & W.L. Morgan (1990). "New recombination mechanism: Tidal termolecular ionic recombination". Phys. Rev. Lett. 64 (19): 2258–2260. Bibcode:1990PhRvL..64.2258B. doi:10.1103/PhysRevLett.64.2258. PMID 10041628.
- ^ A b G. Imada; K. Masugata; K. Yatsui & W. Masuda (1993). "Numerical analysis on temperature dependence of XeCl-lasing characteristics". Appl. Phys. Lett. 63 (10): 1313. Bibcode:1993ApPhL..63.1313I. doi:10.1063/1.109715.
- ^ E.P. Glotov; V.A. Danilychev; A.I. Milanich & A.M. Soroka (1980). "Self-sustained electric photoionization discharge in three-component mixtures containing rare gases and halogen–bearing molecules". Sov. J. Quantum Electron. 9 (9): 1176–1180. doi:10.1070/QE1979v009n09ABEH009481.
- ^ A b A.B. Treshchalov; V.E. Peet & V.T. Mihkelsoo (1986). "Formation dynamics of excited components in discharge XeCl laser plasma from the data of dye laser absorption probing". IEEE J. Kvantový elektron. QE-22: 51–57. Bibcode:1986IJQE...22...51T. doi:10.1109/JQE.1986.1072861.
- ^ VF. Losev; VF. Tarasenko & Y.I. Bychkov (1979). "Stimulated emission from the XeCl* molecule excited by an electron beam". Sov. J. Quantum Electron. 9 (7): 918–920. doi:10.1070/QE1979v009n07ABEH009222.
- ^ A b C d E F V.M. Baginskii; ODPOLEDNE. Golovinskii; DOPOLEDNE. Razhev & A.I. Shchedrin (1988). "Dependences of the plasma parameters and output energy of excimer lasers on the Xe content in an He–Xe–HCl mixture". Sov. J. Quantum Electron. 18 (11): 1444–1449. doi:10.1070/QE1988v018n11ABEH012643.
- ^ A b A.A. Alekhin; V.A. Barinov; Y.V. Geras’ko; Z. Kostenko; F.N. Lyubchenko & A.V. Tyukavkin (1993). Tech. Phys. 38: 80. Chybějící nebo prázdný
| název =(Pomoc) - ^ H. Furuhashi; M. Ichikawa; E. Fuwa & T. Goto (1993). "Density measurements of excited components in a longitudinal discharge excimer laser". IEEE J. Kvantový elektron. 29 (6): 1520–1525. Bibcode:1993IJQE...29.1520F. doi:10.1109/3.234403.
- ^ A b C d E F G.C. Tysone & J.M. Hoffman (1982). "Study of the XeCl laser pumped by a high-intensity electron beam". IEEE J. Kvantový elektron. QE-18 (6): 1008–1020. Bibcode:1982IJQE...18.1008T. doi:10.1109/JQE.1982.1071646.
- ^ A b C d E F G M. Ohwa & M.J. Kushner (1989). "The effects of ground-state dynamics on the emission spectra of electric-discharge-pumped XeCl lasers: A model for injection locking". J. Appl. Phys. 65 (11): 4138. Bibcode:1989JAP....65.4138O. doi:10.1063/1.343319.
- ^ M. Tsuji; T. Muraoka; H. Kouno & Y. Nishimura (1992). "Comparison of the Rg+(2P1/2)/Cl−/He and Rg+(2P3/2)/Cl−/He three-body ionic-recombination reactions for the formation of RgCl*, Rg*, and Cl*". J. Chem. Phys. 97 (2): 1079. doi:10.1063/1.463287.
- ^ A b C d W.J. Stevens et M. Krauss (1982). "Absorption in the triatomic excimer, Xe
2Cl". Appl. Phys. Lett. 41 (3): 301. doi:10.1063/1.93472. - ^ I.V. Chaltakov & I.V. Tomov (1988). "Parametric Study of the C A and D X Emission Bands of the XeCl Molecule" (PDF). Bulg. J. Phys. 15: 70.
- ^ A b R.S. Taylor; K.E. Leopold & K.O. Tan (1991). "Continuous B→X excimer fluorescence using direct current discharge excitation". Appl. Phys. Lett. 59 (5): 525. Bibcode:1991ApPhL..59..525T. doi:10.1063/1.105427.
- ^ S.C. Lin; Q.H. Lou & Q.S. He (1985). "Reversal of spectral narrowing of xenon chloride B2Σ → X2Σ emission observed at high gas pressures". J. Quant. Spectrosc. Radiat. Převod. 33 (2): 133–144. Bibcode:1985JQSRT..33..133L. doi:10.1016/0022-4073(85)90099-8.
- ^ A b C d E C.H. Fisher (Oct 1979). 32nd Ann. Gaseous Electron. Conf., Pittsburgh, PA. Chybějící nebo prázdný
| název =(Pomoc) - ^ A b C d E F G h T.D. Dreiling & D.W. Setser (1981). "State-to-state relaxation processes for XeCl(B, C)". J. Chem. Phys. 75 (9): 4360. Bibcode:1981JChPh..75.4360D. doi:10.1063/1.442599.
- ^ A b C d E F G T.G. Fin; R.S.F. Chang; L.J. Palumbo & L.F. Champagne (1980). "Kinetics of the XeCl (B→X) laser". Appl. Phys. Lett. 36 (10): 789. Bibcode:1980ApPhL..36..789F. doi:10.1063/1.91335.
- ^ A b C d E F G h K.Y. Tang; D.C. Lorents; R.L. Sharpless; D.L. Huestis; D. Helms; M. Durett & G.K. Walters (8 October 1980). 33rd Gaxous Electronics Conference, Norman, Oklahoma. Chybějící nebo prázdný
| název =(Pomoc) - ^ A b C l. Qihong (1987). "X-ray preionised excimer laser and its applications". Hyperjemné interakce. 37 (1–4): 275–290. Bibcode:1987HyInt..37..275Q. doi:10.1007/BF02395714.
- ^ A b C d E F G h Y.C. Yu; S.J. Wategaonkar & D.W. Setser (1992). "Electronic quenching of XeCl(B,C) and Xe
2Cl*". J. Chem. Phys. 96 (12): 8914. doi:10.1063/1.462249. - ^ M. Maeda; A. Takahashi; T. Mizunami & Y. Miyazoe (1982). "Kinetic Model for Self-Sustained Discharge XeCl Lasers". Jpn. J. Appl. Phys. 21 (8): 1161–1169. Bibcode:1982JaJAP..21.1161M. doi:10.1143/JJAP.21.1161.
- ^ V.M. Baginskii; ODPOLEDNE. Golovinskii & A.I. Shchedrin (1986). Sov. Phys. Tech. Phys. 31: 1402. Chybějící nebo prázdný
| název =(Pomoc) - ^ A b C d Q. Lou (1988). "The effect of specific input energy on the performance of an X-ray preionised XeCl discharge laser". Opt. Commun. 65 (1): 26–32. Bibcode:1988OptCo..65...26L. doi:10.1016/0030-4018(88)90435-X.
- ^ P.K. Miidla; V.E. Peet; R.A. Sorkina; E.E. Tamme; A.B. Treshchalov & A.V. Sherman (1986). "Theoretical and experimental investigations of an electric-discharge plasma of an XeCl laser". Sov. J. Quantum Electron. 16 (11): 1438–1443. doi:10.1070/QE1986v016n11ABEH008297.
- ^ A b V. Mihkelsoo; P. Miidla; V. Peet; A. Sherman; R. Sorkina; E. Tamme & A. Treshchalov (1989). "Theoretical simulation of physical processes in a discharge XeCl laser". J. Phys. B. 22 (9): 1489–1504. Bibcode:1989JPhB...22.1489M. doi:10.1088/0953-4075/22/9/020.
- ^ A b V.M. Baginskii; ODPOLEDNE. Golovinskii; V.A. Danilychev; A.I. Milanich; TAK JAKO. Soroka & A.I. Shchedrin (1986). "Dynamics of growth of a discharge and ultimate energy characteristics of lasers utilizing He–Xe–HCl mixtures". Sov. J. Quantum Electron. 16 (4): 488–493. doi:10.1070/QE1986v016n04ABEH006525.
- ^ A b C d E G.P. Sklenka; F.K. Tittel; W.L. Wilson; SLEČNA. Smayling & G. Marowsky (1981). "Quenching kinetics of electron beam pumped XeCl". Chem. Phys. Lett. 83 (3): 585–589. Bibcode:1981CPL....83..585G. doi:10.1016/0009-2614(81)85528-5.
- ^ A b T. Mizunami; M. Maeda; O. Uchino; O. Shimomura & Y. Miyazoe (1981). "Computer Simulation for UV-preionized Discharge KrF Laser". Rev. Laser Eng. 9 (5): 512. doi:10.2184/lsj.9.527.
- ^ A b C d H.C. Brashears, Jr.; D.W. Setser & Y.C. Yu (1981). "Emission spectra of KrXeCl*, KrXeBr*, KrXeI*, ArKrF*, and ArKrCl*". J. Chem. Phys. 74 (1): 10. Bibcode:1981JChPh..74...10B. doi:10.1063/1.440863.
- ^ B. Forestier; B. Fontaine & P. Gross (1980). "Supersonic Flow Low Temperature Electronic Transition Excimer Lasers". Journal de Physique Colloques. 41, C9-455: C9-455–C9-462. doi:10.1051/jphyscol:1980962.
- ^ A b P.K. Corkum & R.S. Taylor (1982). "Picosecond amplification and kinetic studies of XeCl". IEEE J. Kvantový elektron. QE-18 (11): 1962–1975. Bibcode:1982IJQE ... 18.1962C. doi:10.1109 / JQE.1982.1071467.
- ^ Z.M. Xia & E.A. Ballik (1993). "Vyšetřování kompaktního XeCl laseru s krátkým pulzním výbojem". Opt. Commun. 98 (1–3): 172–180. Bibcode:1993OptCo..98..172X. doi:10.1016/0030-4018(93)90776-2.
- ^ A b R. Tennant (1981). "Kontrola kontaminantů v XeCl laseru". Laserové ostření. 17: 65.
- ^ M. Boivineau; J. Le Calvé; M.C. Castex a C. Jouvet (1986). „Role vstupního kanálu na vnitřní distribuci energie produktu v reakci: (Xe-Cl
2) * → XeCl * + Cl ". Chem. Phys. Lett. 128 (5–6): 528–531. doi:10.1016/0009-2614(86)80667-4. - ^ Y.A. Kudryavtsev & N.P. Kuz’mina (1977). „Excimerové ultrafialové výbojky XeF, XeCl a KrF lasery“. Sov. J. Kvantový elektron. 7: 131–133. doi:10.1070 / QE1977v007n01ABEH008848.
- ^ O.L. Bourne & A.J. Alcock (1983). "Vibrační relaxační časová konstanta pro hladinu vB v = 0 XeCl". Appl. Phys. B. 32 (4): 193–198. Bibcode:1983ApPhB..32..193B. doi:10.1007 / BF00688287.
- ^ A b D.L. Huestis & N.E. Schlotter (1978). „Diatomika v molekulách potenciální povrchy pro triatomické halogenidy vzácných plynů: Rg2X“. J. Chem. Phys. 69 (7): 3100. Bibcode:1978JChPh..69.3100H. doi:10.1063/1.437001.
- ^ F. Okada a V.A. Apkarian (1991). "Elektronická relaxace Xe
2Cl v plynném a nadkritickém kapalném xenonu ". The Journal of Chemical Physics. 94: 133. doi:10.1063/1.460387. - ^ A b C d E F D.L. Huestis; G. Morowsky & F.K. Tittel (1983). "Triatomické excimery halogenidů vzácných plynů". AIP Conf. Proc. 100: 238. Bibcode:1983 AIPC..100..238H. doi:10.1063/1.34055.
- ^ G. Marowsky; F.K. Tittel; W.L. Wilson, Jr. & R. Sauerbrey (1983). „Experimentální studie dárců chloru pro triatomický exciplex Xe
2Cl". AIP Conf. Proc. 100: 334. doi:10.1063/1.34066. - ^ A b W.L. Morgan & D.R. Bates (1992). "Přílivová termolekulární iontová rekombinace". J. Phys. B. 25 (24): 5421–5430. Bibcode:1992JPhB ... 25.5421M. doi:10.1088/0953-4075/25/24/020.
- ^ A b C A.W. Mc Cown; M.N. Ediger; S.M. Stazak & J.G. Eden (1983). „Fotodisociace Xe+2 a Kr+2 v ultrafialovém záření: Aplikace na Xe
2Cl kinetika formace “. AIP Conf. Proc. 100: 222. doi:10.1063/1.34054. - ^ A b M. Ohwa & M. Obara (1986). „Teoretická analýza zákonů pro změnu měřítka účinnosti pro laser XeCl s pumpovým čerpadlem s vlastním udržováním“. J. Appl. Phys. 59 (1): 32. Bibcode:1986JAP .... 59 ... 32O. doi:10.1063/1.336835.
- ^ A b M. F. Fajardo a V.A. Apkarian (1988). „Fotodynamika přenosu náboje v xenonových maticích dotovaných halogenem. II. Fotoindukované harpunování a delokalizované stavy přenosu náboje pevných xenonhalogenidů (F, Cl, Br, I)“. J. Chem. Phys. 89 (7): 4102. Bibcode:1988JChPh..89.4102F. doi:10.1063/1.454846.
- ^ J.G. Mc Caffrey; H. Kunz a N. Schwentner (1992). "Fotodisociace molekulárního chloru v xenonových matricích". J. Chem. Phys. 96 (4): 2825. Bibcode:1992JChPh..96,2825M. doi:10.1063/1.461979.
- ^ H. Jara; M. Shahidi; H. Pummer; H. Egger & C.K. Rhodes (1986). „Ultrafialové buzení a stimulovaná emise v kryogenních řešeních halogenidů vzácných plynů“. AIP Conf. Proc. 146: 132. Bibcode:1986AIPC..146..132J. doi:10.1063/1.35871.
- ^ I. Last & T.F. George (1987). "Interakce Xe+
a Cl−
ionty a jejich formované molekuly s pevnou matricí Xe ". J. Chem. Phys. 86 (7): 3787. doi:10.1063/1.451935. - ^ A b C G. Marowsky; R. Sauerbrey; F.K. Tittel & W.L. Wilson, Jr. (1983). „Vliv dárců chloru na tvorbu a kalení triatomického excimeru Xe
2Cl*". Chem. Phys. Lett. 98 (2): 167–171. doi:10.1016/0009-2614(83)87121-8. - ^ A b C d F. Okada a V.A. Apkarian (1991). "Elektronická relaxace Xe
2Cl v plynném a nadkritickém kapalném xenonu ". J. Chem. Phys. 94: 133. doi:10.1063/1.460387. - ^ A b K.Y. Tang & DC Lorents (1981). Sborník mezinárodní konference Lasers'81 (STS, Mc Lean, VA).
- ^ A b C Zuev, V. S .; Kanaev, A. V .; Mikheev, L. D. (1987). "Stanovení absolutní kvantové účinnosti luminiscence Xe."2Cl * v Cl2–Xe směsi “. Sovětský deník kvantové elektroniky. 17 (7): 884–885. doi:10.1070 / QE1987v017n07ABEH009473.
- ^ Dubov, V. S .; Lapsker, Ya E. (1983). "Proveditelnost laseru v důsledku chemických radiačních srážek". Sovětský deník kvantové elektroniky. 13 (9): 1240–1241. doi:10.1070 / QE1983v013n09ABEH004673.