Сечение возбуждения азота

Эффективное сечение возбуждения верхнего рабочего уровня молекулы азота приблизительно на порядок меньше, чем для меди, предельный к. п. д. также ниже. Однако достигнутая пиковая мощность намного превышает мощность, полученную на переходах меди (для меди она составляет 40 кВт, а для азота 2,5-10 кВт), что объясняется разницей в системах возбуждения. Генерация в азоте получена при возбуждении газа поперечным [c.50]

Рис. 3.22. Сравнение распределения энергии электронов f E) для газовой смеси в отношении СОг Nj Не = 1 1 8 (из работы [15]) с распределением Максвелла при той же средней энергии. На этом же рисунке представлена кривая для сечения возбуждения молекул азота электронным ударом вплоть до колебательного уровня с у = 5 (из работы [22]). Приведенные кривые отражают скорее физическую картину явлений, чем конкретные числовые значения, полученные в упомянутых выше работах.

Электронное возбуждение связанных молекулярных состояний происходит непосредственно (с максимумом эффективного сечения порядка ла ) на фиг, 4.21 показан эффект А2 = О и А2 = 1 при возбуждении азота. [c.187]

Другим важным различием между аргоном и воздухом является влияние эффективной электронной температуры. Из предыдущих параграфов мы видели, что электронная температура во фронте ударной волны может быть значительно ниже эффективной температуры плазмы и что это различие в температурах должно изменять толщину фронта ударной волны. Однако в случае воздуха электроны быстро приходят в равновесие с молекулами (и атомами) вследствие большой величины эффективных сечений процессов возбуждения колебательных степеней свободы молекулярного азота. Для большинства условий, представляющих интерес при гиперзвуковом полете, молекулы N2 из-за своего высокого потенциала диссоциации (9,7 эв по сравнению с 5,1 эв для Оз) будут оставаться в молекулярной форме. [c.496]

Как было указано выше, для дуги при величине тока 10 а экспериментально получены значения напряженности поля при атмосферном давлении аргона 8,6 в/см, азота 22 в см и водорода 80 в/см. Было также отмечено, что в плазменной дуге напряженность поля растет с увеличением расхода газа через формирующий канал заданного сечения. Соответственно этому изменяется возможность возбуждения вспомогательной дуги при том или ином значении расхода газа. Зажигание дуги облегчается при малых расхода.х газа, когда скорость газового потока, протекающего через сопло, близка нулю. [c.79]

В эксперименте [47] сверхзвуковая струя создавалась при истечении азота из резервуара высокого давления ( ро =28 атм) в кювету с остаточным давлением 2 мм рт.ст. через цилиндрический канал диаметром D = = 100 мкм. Сечение струи и геометрия возбуждения и зондирования молекулярных колебаний показаны на рис. 4.40. Временная диаграмма нестационарной спектроскопии КАРС в этом эксперименте соответствует рис. 4.19. Для возбуждения использовались одиночные пикосекундные импульсы лазера на Nd YAG (Xi = 1,06 мкм, Тр = 40 пс) и параметрического генератора света ( 2 = мкм, Тр = 20 пс, ширина линии генерации Асо = 30 см ). Зондирование когерентных колебаний осуществлялось импульсами второй гармоники (X = 0,53 мкм, = 30 пс). Для повышения [c.289]

В квазистационарном состоянии, если не учитывать возбуждение молекул СОз электронным ударом, скорость возбуждения верхнего лазерного уровня углекислого газа совпадает со скоростью возбуждения молекул азота, так как каналом отвода колебательной энергии от молекулы азота является столкновение с молекулами углекислого газа. Скорость возбуждения азота dMIdt пропорциональна концентрации электронов и,,, концентрации молекул N и сечению возбуждения колебательного уровня молекулы азота а (и ), усредненному по скоростям электронов [c.53]

Сечение возбуждения состояния 2р атома водорода определялось в работе [52], на установке, описанной в [51]. Спецналь-но изучалась область энергий вблизи порога возбуждения. Измерения велись по методу скрещенных пучков, наблюдения производились в направлении, перпендикулярном к направлению пучков. Использовался счетчик фотонов с окошком из фтористого лития, наполненный окисью азота (см. 27). В область чувствительности счетчика попадает только линия Сечение резко возрастает у порога возбуждения, достигает одной трети максимального значения и падает до минимального значения на расстоянии 0,3 эв от порога, после чего снова растет. Эти измерения только качественно совпадают с предсказанным теорией. ходом изменения сечения для перехода 15—2р вблизи порога возбуждения [74] и, как видно из рис. 8.9 [51], удовлетворительно совпадают с теоретическими данными [73].. [c.336]

Перечислим работы по определению сечений возбуждения в вакуумной области спектра атомарного и однократно ионизованного кислорода [63, 86а, 87—90], атомарного азота и однократно ионизованного азота [62, 84, 89, 93, 94а], атомарного гелия [86, 96, 97], атомарного и ионизованного неона [98—100], атомарного и ионизованного аргона [95, 101—103], иона ртути 104, 105], атомарного и однократно ионизованного криптона 106, 107], атома и ионов ксенона [107, 108, 108а], атомарного и однократно ионизованного углерода [91, 92]. [c.341]

Л е — электронная плотность, —концентрация данного иона, X — коэффициент возбуждения (слг -сек ), Лр, — вероятность спонтанного перехода (сек ), L — геометрический фактор, зависящий от размеров плазмы и апертуры спектрометра. Измерения велись на установке Зита . Произведение МеП Ь определялось из измерений континуума в видимой области спектра, г+ — общее число положительных ионов. Континуум связан с рекомбинационным и тормозным излучениями, возникающими при взаимодействии электронов с положительными нонами водорода, которые являются основой плазмы. Отношение 4/% было определено из известного процентного содержания азота (0,25%), прибавленного к водороду, и из решения уравнения ионизации для азота Те определялось по рассечению лазерного излучения. Линии КУ измерялись с помощью двух монохроматоров скользящего и нормального падения. Они градуировались с помощью монохроматора Эберта, регистрирующего видимую часть спектра. Для градуировки использовался метод двух пар линий. Ошибка в определении интенсивностей линий составляла коло 30%, но основная ошибка была обусловлена трудностью определения роли примесей, попадающих со стенок. Примеси искажают абсолютную величину сечения, но не его относительную величину. Яркость линий ЫУ возрастает по мере горения разряда в два раза. При вычислениях вводилась соответствующая поправка. Сечения возбуждения, найденные экспериментально, довольно хорошо согласуются с теоретическими расчетами для 7е=2,Ы0 °К (табл. 9.1). Наблюдаются отклонения от теоретических результатов в пределах 20—30% [c.361]

В последнее время А. В. Ивановой [94 ] с использованием строгих квантовомеханических методов расчета были вычислены эффективные сечения фотоионизации с основных и многих возбужденных уровней литиеподобных атомных систем атомов лития, четырехкратных ионов азота, пятикратных ионов кислорода.— Прим. ред. [c.152]

Недавно А. В. Ивановой (84, 85) были проведены строгие квантовомеханические расчеты эффективных сечений фотоионизации с основных и многих возбужденных уровней литиеподобных атомных систем атомов лития, четырехкратных ионов азота, пятикратных ионов кислорода. Волновые функции вычислялись методом Хартри — Фока. На основе найденных сечений рассчитаны коэффициенты поглощения ионов О" с 20 уровней для широкого интервала частот и температур. [c.230]

Рассмотрим для примера момент времени I = 1,5-10- сек, когда радиус фронта i = 107 м и температура на фронте Гф — = 3000° К (все расчеты относятся к взрыву с энергией Е = 10 эрг). На рис. 9.11 показано распределение коэффициента поглощения красного света % = 6500 А по радиусу за фронтом ударной волны (координата х отсчитывается от фронта в глубь шара). Там же указаны температуры и относительные плотности воздуха (сжатия т] = е/бо) в нескольких точках. Распределения температуры и плотности за фронтом взяты из решения задачи о сильном взрыве концентрации двуокиси азота вычислялись, как это было изложено в 5 гл. VIII. Поскольку точные значения эффективных сечений поглощения красного света возбужденными молекулами NO2 неизвестны, для ориентировочных расчетов были приняты следующие, видимо, правдоподобные значения сечений (см. 21 гл. V) [c.482]

В то время как в работе [319] принимаемый сигнал упругого рассеяния в обратном направлении нормирован с помощью сигнала комбинационного рассеяния, соответствующего колебательно-вращательным переходам в молекуле азота, в работе [320] с этой целью использовано антистоксово крыло чисто вращательного спектра комбинационного рассеяния в обратном направлении на 691,2 нм (возбуждение на 694,3 нм). Было показано, что для подобных работ требуется спектральное разрешение порядка 10 . Последний подход имеет два очевидных преимущества 1) вращательное комбинационное смещение равно только 50 см , а в случае колебательных переходов спектра комбинационного рассеяния оно равно 2330 см , а потому предположение [уравнение (9.7)] скорее всего справедливо 2) благодаря большему сечению и большей чувствительности фотокатода имеется заметное повышение величины сигнала неупругого рассеяния. Однако следует отметить, что требуется тщательный подбор характеристик фильтра, чтобы избежать чрезмерной температурной зависимости. Важность этого подхода заключается в том, что использование комбинационного рассеяния в измерениях устраняет необходимость абсолютной калибровки. Действительно, в работе [321] показано, что можно построить надежный моностатический измеритель коэффициента пропускания атмосферы, в основе которого лежит измерение сигнала комбинационного рассеяния на молекулах азота в обратном направлении. [c.364]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...