أحادي كلوريد الزينون
أحادي كلوريد الزينون (XeCl) هو مركب إكسيمر يُستخدم في ليزرات الإكسيمر ومصابيح الإكسيمر التي تُصدر ضوءًا فوق بنفسجيًا قريبًا بطول موجي 308 نانومتر. ويُستخدم بشكل شائع في المجال الطبي . تم تصنيع أحادي كلوريد الزينون لأول مرة في ستينيات القرن العشرين. يتميز مخطط حركيته بتعقيده الشديد، وتحدث تغيرات حالته على نطاق زمني نانوي. في الحالة الغازية، يُعرف نوعان على الأقل من أحادي كلوريد الزينون: XeCl و Xeبينما تتشكل تجمعات معقدة في الحالة الصلبة فيمصفوفات الغازات النبيلة ، فإن جزيءالزينونفييشبهالهالوجيناتويتفاعل معها لتكوين مركبات جزيئية مثارة.
مقدمة
تُسمى الجزيئات التي لا تستقر إلا في حالات الإثارة الإلكترونية بجزيئات الإكسيمر ، ولكن يمكن تسميتها بجزيئات الإكسيبلكس إذا كانت غير متجانسة النوى . تُشكل هاليدات الإكسيبلكس فئة مهمة من هاليدات الغازات النبيلة، صيغتها RgX، حيث Rg هو الغاز النبيل وX هو الهالوجين. تُزال إثارة هذه الجزيئات بإصدار فوتون طاقته بضعة إلكترون فولت . لذلك، يقع طول موجة الضوء الناتج ضمن نطاق الطيف المرئي أو فوق البنفسجي . يُعد الوسط شبه المثالي لليزر وسطًا غازيًا أو خليطًا غازيًا يُمكن أن يؤدي إلى تكوين هذه الجزيئات، نظرًا لحدوث انعكاس التوزيع السكاني مباشرةً عند تكوين الإكسيمر. من النتائج الأخرى لحالة الاستقرار الأرضية غير المستقرة، ضرورة توليد الإكسيمر أو الإكسيبلكس عن طريق إثارة خارجية (سواءً من خلال تفريغ كهربائي، أو شعاع إلكتروني، أو موجات ميكروية، أو إشعاع). يجب استخدام غازين على الأقل لتوليد الإكسيبلكس: غاز مانح للهالوجين وغاز نبيل. [ 1 ] مع ذلك، وكما هو موضح في الجدول 1، لا تؤدي جميع جزيئات هاليدات الغازات النادرة إلى تطوير الليزر؛ بل قد لا يكون بعضها موجودًا أصلًا. وقد تم تطوير جزيئات وتطبيقات متعددة. [ 2 ] [ 3 ] [ 4 ] [ 5 ] [ 6 ] [ 7 ] [ 8 ] [ 9 ] [ 10 ]
الجدول 1. خصائص هاليدات الغازات النادرة. D - الجزيء قابل للتفكك وغير موجود. F - تم رصد التألق. L - جزيء ذو تأثير ليزري. [ 4 ] الهالوجين / الغاز النادر الهيليوم نيون الأرجون كريبتون زينون الفلور د الغذاء والدواء ل ل ل الكلور د د الغذاء والدواء ل ل البروم د د د الغذاء والدواء ل اليود د د د د الغذاء والدواء
نُشرت العديد من المقالات الاستعراضية المتعلقة بتقنية ليزر كلوريد الزينون وتطبيقاتها. [ 11 ] [ 12 ] [ 13 ] [ 14 ]
يؤكد بعض المؤلفين [ 11 ] [ 14 ] على أهمية تحديد حركية وسط الليزر بدقة عند استخدام هاليدات الغازات النادرة. وقد قدمت نتائج حديثة رؤى ثاقبة حول الكيمياء الفيزيائية لوسط الليزر. [ 15 ] [ 16 ] [ 17 ] تقتصر الدراسات الطيفية على منطقة الضوء المرئي والأشعة فوق البنفسجية القريبة، حيث تعمل ليزرات الإكسيبلكس. وسيتم النظر فقط في مخاليط الغازات الثنائية المكونة من الزينون وغاز الكلور المانح، أو المخاليط الثلاثية التي تتضمن أيضًا غازًا عازلًا (غاز نادر يُرمز له بـ Rg). ومن أهم غازات الكلور المانحة CCl44 وHClبسبب استخدامهما في تكنولوجيا الليزر، وCl2 (انظر الشكل 1).
XeCl و Xeيُعدّ الكلور من أهمّ مركبات كلوريد الزينون في تطبيقات الليزر. ورغم أن مصابيح التفريغ الكهربائي التي تعتمد على مخاليط منخفضة الضغط من الزينون ومادة مانحة للكلور تُصدر ضوءًا غير متماسك، إلا أنها موثوقة وسهلة التشغيل. [ 18 ]
تاريخ
ظهرت فكرة قدرة الغازات النبيلة على تكوين الهاليدات في أوائل عشرينيات القرن العشرين: [ 19 ] اقترح كل من أ. فون أنتروبوف [20] وأودو [21] أن الكريبتون والزينون قد يُكوّنان البروميدات والكلوريدات . وفي عام 1933 ، حاول يوست وكاي [ 22 ] دون جدوى تخليق كلوريد الزينون عن طريق إضاءة خليط من الزينون ( بضغط 70 تور ) والكلور (بضغط 225 تور) بمصباح بخار الزئبق .
تم تصنيع أحادي كلوريد الزينون لأول مرة في عام 1965. [ 23 ] وفي وقت لاحق، تم تصنيع XeCl الصلب2 وXeClتم تصنيع 4 مركبات في درجات حرارة منخفضة. في عام 1991، أثبت بروسبيريو وآخرون [ 24 ] وجودXeCl2 في الحالة الغازية، وهو أمر مهم لحركية الليزر، على الرغم من أنه ينبعث منهضوء الأشعة تحت الحمراء. [ 25 ]
في عام 1973، قام ريفيروس وآخرون [ 26 ] بتخليق XeCl −الأيونات في الحالة الغازية عند ضغط 10−4 تور . لم يحظ هذا الجزيء الأيوني باهتمام كبير.
بدأت الدراسات المنهجية لمركب XeCl في عام 1975 على يد فيلازكو وسيتسر، [ 27 ] اللذين أثبتا انبعاث ضوء بطول موجي 304 نانومتر من مركب XeCl* . تم الحصول على هذا الانبعاث عن طريق مزج ذرات الزينون (Xe3 نقاط2 ) مع غاز الكلورCl2 أو مركبات مكلورة أخرى (NOClوSOCl٢ ) تم توفير الإثارة بواسطةكاثودي؛ وكان الضغط الكلي بضعة تور. بعد أشهر، أفاد إيوينغ وبراو [ ٢٨ ] عن انبعاث ليزر من غشاء XeClعند ٣٠٨(٢Σ١/٢+→٢Σ١/٢+) ، وهو ما يُعد واعدًا للغاية للتطبيقات الصناعية. يُعد حمض الهيدروكلوريك (HCl) مانح الكلور المفضل لليزر XeCl. والأسباب المذكورة هي:
- مقطع امتصاص منخفض عند 308 نانومتر ، في حدود 10⁻¹⁹ سم² . [ 29 ] لا يؤثر تركيز حمض الهيدروكلوريك بشكل كبير على طاقة خرج الليزر. لكن هذا لا ينطبق على الكلور.2 الذي يتميز بامتصاص قوي جداً عند حوالي 300 نانومتر. [ 28 ] [ 30 ]
- أقل سمية من الكلور.
- يُنتج ليزر إكسيمر بعد التفكك ، وهو أفضل بكثير من مُعطيات الكلور الأخرى. وقد تم الحصول على 16000 نبضة ليزر إكسيمر متتالية دون التأثير على ناتج الطاقة. [ 31 ]
- يُعدّ معدل الإثارة الاهتزازية الثابت وارتباط الإلكترون التفكيكي أكثر ملاءمةً لجزيء HCl مقارنةً بغيره من مانحات الكلور. [ 32 ] تُسهم هذه العمليات في تكوين XeCl* .
بعد ثلاث سنوات، أجرى لورنتز وآخرون [ 33 ] تجارب عند ضغوط عالية (بضعة ضغوط جوية ) في خليط يحتوي على ( Ar / XeCl).2 ) ووجد انبعاثًا مركزيًا عند 450 نانومتر والذي نُسب إلىXeCl2 .
أول XeClتم تطوير ليزر 2 في عام 1980. [ 34 ] [ 35 ] من المرجح أن يكون هذا النوع من الليزر قابلاً للضبط على نطاق واسع من الأطوال الموجية (30 نانومتر) فيالطيف المرئي. وينطبق هذا حتى لو حدثت ظاهرة الامتصاص على جانب الأطوال الموجية الأقصر، مما يحد من فعالية الليزر في المنطقة الحمراء منالطيف الكهرومغناطيسيمنانبعاث الضوء. تجارب الحالة الصلبة باستخدامزينون2 سنتيلترتشير [ 36 ] إلى أن الحالة الغازية أنسب لتطوير هذا النوع من الليزر. وكان التضخيم المقاس صحيحًا في الحالة الصلبة. [ 37 ] أما الحالة السائلة [ 38 ] فتبدو مثاليةلليزر الصبغة،على الرغم من أن تطبيقها يبدو معقدًا ومكلفًا. حاليًا،ليزر الزينونلم يتم تطوير ليزر الكلور -2 صناعياً. وعلى عكس كلوريد الزينون، فإن أفضل مانح للكلور هو رابع كلوريد الكربون.4 [ 39 ] بينما لا يحدث أي تأثير ليزري عند استخدام حمض الهيدروكلوريك. [ 34 ]
يتم تصنيع أربع جزيئات مسبقًا في المخاليط. تجدر الإشارة بشكل خاص إلى إمكانية تصنيعها في ظل الظروف التجريبية لليزر ودورها.
لوحظ وجود جزيء XeHCl في وسط غازي. مع ذلك، لم يُرصد هذا الجزيء إلا من خلال أطياف الانبعاث في نطاقات الموجات الميكروية والراديو والأشعة تحت الحمراء البعيدة ، [ 40 ] ولكن بانبعاث متوقع من دراستين نظريتين عند 232 نانومتر [ 41 ] و129 نانومتر. [ 42 ] تجدر الإشارة إلى أنه عندما يكون الجزيء شبه متجمع، فإنه يكون أكثر استقرارًا في الحالة الصلبة . وينطبق الأمر نفسه على جزيء Xe3 Clالذي يمكن نظريًا أن ينبعث عند 500 نانومتر، [ 43 ] في حين لم يتم رصد هذا النشاط في الحالة الغازية.
يمتلك جزيء XeH ثلاثة خطوط انبعاث معروفة. وقد رُصدت هذه الخطوط عند 190 نانومتر [ 44 ] ، و 250 نانومتر [ 45 ] ، و660 نانومتر [ 46 ] . ومع ذلك، لم تظهر هذه الخطوط في أطياف الليزر، مما يدفع إلى افتراض عدم تكوّن XeH في ظل الظروف التجريبية. في المقابل، فإن XeH +يتشكل أيون في الخلائط المستخدمة في الليزر. ويلعب دورًا هامًا في حركية عملية تخليق XeCl* ، [ 47 ] من خلال تفاعل ينافس تكوينXe +الأيونات (الموضحة أدناه):
HCl ++ Xe → Xe ++ حمض الهيدروكلوريك (80 ± 10%)
HCl ++ Xe → XeH ++ حمض الهيدروكلوريك (20 ± 10%)
ثابت معدل العملية بأكملها هو 6.4 × 10−10 سم 3 ث −1 (± 20%).
Xe +يُعد الأيون مادة أولية محورية في تكوين جزيء الإكسيبلكس.
إكسيبلكس XeCl
بنية جزيء XeCl
المنحنيات المحتملة المعروضة في الشكل 2 هي نتائج الأعمال النظرية [ 48 ] [ 49 ] [ 50 ] والتجريبية [ 51 ] .
تشمل الخصائص المشتركة لجميع حالات الهاليدات في الغازات النبيلة مجموعة من الحالات المثارة المترابطة B وC وD، ومجموعة أدنى من الحالات A وX ذات الارتباط التفكيكي أو الضعيف. تتمتع الحالات B وD وX بتناظر Σ (Λ = 1/2)، بينما تتمتع الحالة C بتناظر π (Λ = 3/2). تنقسم الحالة A بدورها إلى حالتين فرعيتين، إحداهما ذات تناظر Σ (A 1/2) والأخرى ذات تناظر π (A 3/2) .
إن جهد تأين الغازات النبيلة في أدنى حالة إثارة لها قريب من ألفة الإلكترون لذرات الهالوجين. ولذلك، تتشكل جزيئات هاليدات الغازات النبيلة برابطة أيونية، حيث ينتقل جزء من الإلكترون المُثار للغاز النبيل إلى ذرة الهالوجين. وبالتالي، يكون الجزيء المتشكل مستقرًا، كما هو الحال في الحالات B وC وD.
لا يحدث انتقال الإلكترون هذا مع الذرات في حالتها الأرضية، لأن ذرات الغازات النبيلة غير نشطة كيميائياً. وينطبق هذا على الحالتين A و X.
الولايات ب، ج، د
ترتبط هذه الحالات بأيونات Xe + و Cl− في الحالة الأرضيةانقسام المدار المغزلي لأيون Xe + إلى حالتين ( 2P3/2 و 2Pيُعدّ 1/2 مهمًا؛ كما أن الحالتين B وD المرتبطتين بهما بعيدتان جدًا. بالنسبة لمنحنيات الجهد الأدنى التي تُقابل قيمةً متقاربةً للمسافة بين النوى (re≈ 0.3 نانومتر)، يبلغ فرق الطاقة المقاس تجريبيًا حوالي 9940 سم⁻¹. [ 52 ] [ 53 ] [ 54 ] ويتوافق هذا مع طاقة الفصلبينحالتيXe⁺(2P3/2)وXe⁺(2P1/2)التيتبلغ10574سم⁻¹.
تتقاطع منحنيات الجهد للحالتين B وC بشكل أديباتي مع منحنى جهد مرتبط بـ Xe* + Cl عند مسافات كبيرة بين النوى: 7.1 نانومتر تجريبيًا [ 55 ] و7.19 نانومتر [ 56 ] و6.3 نانومتر [ 10 ] نظريًا. وقد حددت دراسة نظرية أحدث ظواهر التقاطع هذه. [ 57 ] عند اندماج الحالتين B وC على مسافة طويلة، يتقاطع منحنىان متتاليان للجهد مرتبطان بـ Xe* + Cl. أما المنحنى الأدنى المرتبط بـ Xe ( 3P2 ) + Cl ( 2P3/2 ) هو 7.25 نانومتر، وبعد ذلك، يرتبط التالي بـ Xe ( 3P1 ) + Cl ( 2Pيتم اعتراض (3/2 ) عند 18.68 نانومتر. ولأن هذا التقاطع يحدث على مسافة كبيرة، فإن الطبيعة الأيونية لارتباط هذه الحالات بالقرب من مسافة التوازن بين النوى reلا تتأثر عمليًا.
يختلف الوضع قليلاً بالنسبة للحالة D التي تتقاطع مع هذين المنحنيين المحتملين على مسافة أقصر بكثير. [ 57 ] في الواقع، تتقاطع الحالة D مع Xe ( 3P2 ) + Cl ( 2P3/2 ) فقط عند 0.89 نانومتر و Xe ( 3P1 ) + Cl (2P3/2) عند 1.02 نانومتر.
يتمثل الفرق بين الحالتين B و C في أنهما مرتبطتان بأيونات Xe + التي يكون مدارها شبه المشغول p في مستوى موازٍ للمحور بين النوى بالنسبة للحالة B وعمودي على هذا المحور بالنسبة للحالة C. [ 58 ]
عند فحص موضع الطاقة لمنحنى الجهد للحالتين B وC، يتبين أن تقاربهما يُسبب بعض الصعوبة. ترد قيم فجوة الطاقة (E<sub> B</sub> – E<sub> C </sub>) بين الحالتين في الجدول 2. البيانات متشتتة للغاية؛ فالقيم المحسوبة، على وجه الخصوص، بعيدة كل البعد عن جميع القيم التجريبية. وقد حُددت هذه القيم في الغالب من نسب شدة انبعاثي XeCl.* متمركزة عند 308 نانومتر و345 نانومتر، سواء مع أو بدون تصحيحات ناتجة عن مشاركة الانتقال (B → A). [ 59 ] أكثر القياسات مباشرةً قدمها جوفيهوآخرون. [ 60 ] أطياف إثارةXeCl* توفر هذه القيمة فرق الطاقة مباشرةً بين المستويين الاهتزازيين v′=0 و v″=0، واللذين يتوافقان على التوالي مع الحالتين B و C. وتقترب هذه القيمة البالغة 90سم⁻¹من قياسات أخرى من دراسات في علمالحركة. [ 16 ] [ 61 ] [ 62 ]
الجدول 2 فجوة الطاقة (E B – E C ) بين الحالتين B و C لـ XeCl. E B – E C (سم −1 ) عملية سنة مرجع -1489 ج 1977 [ 63 ] -560 ج 1978 [ 49 ] 7 أنا 1979 [ 59 ] 81 I & C 1979 [ 50 ] 128 ± 35 أنا 1980 [ 64 ] −5.4 ± 25 أنا 1980 [ 65 ] 200 أنا 1980 [ 66 ] 230 أنا 1980 [ 58 ] 180 ج 1981 [ 67 ] 289 أنا * 1982 [ 68 ] 220 ± 40 أنا 1983 [ 69 ] 85 ج 1984 [ 61 ] 0 ج 1984 [ 70 ] -22 ج 1985 [ 71 ] أكثر من 50 أنا ** 1986 [ 72 ] 230 ± 40 أنا 1987 [ 51 ] 90 ± 2 امتصاص 1989 [ 60 ] 98 +30 −40 I & C 1990 [ 62 ] 118 ± 40 أنا 1992 [ 15 ]
I: القياس المستمد من قيمة نسب شدة انبعاثات XeCl المتمركزة عند 308 و 345 نانومتر (انظر § 3-1-1)
ج: قياس مستمد من دراسة حركية توفر ثوابت الاقتران بين هاتين الحالتين.
* : لم يتم تصحيح الانبعاث عند 345 نانومتر لمساهمة XeCl (B → A)
** : XeCl في الحالة الصلبة.
يُبرر تحديد موقع الحالة B بالنسبة للحالة C نظريًا من خلال دراسة تفاعل التكوين بين الحالات ذات الطابع الأيوني والتساهمي المتشابهة في التناظر. [ 65 ] [ 73 ] [ 74 ] في الحالة 2 Σ (مثل الحالتين B وX)، يقع مدار مشغول ببساطة أقرب إلى مدار ذرة أخرى، مما يجعل التفاعل أو تبادل الشحنات بين الذرتين أكبر وأسهل منه في الحالة 2 π (مثل الحالتين C وA 3/2 )، حيث يكون المدار المشغول ببساطة عموديًا على محور الجزيء وبعيدًا عن الذرة الأخرى. ويكون التصحيح الناتج عن هذه الظاهرة، من حيث قيم الطاقة، أكثر أهمية بكثير لحالات Σ منه لحالات π. [ 73 ] يزيد هذا التفاعل بشكل كبير من طاقة الحالة B مقارنةً بطاقة الحالة C. ومن ثم، فإن تحديد الموقع على منحنيات الجهد المرصودة في الشكل 2.
ولايات X و A
ترتبط أدنى الحالات بذرات الزينون والكلور في الحالة الأرضية.
بسبب انقسام المدار المغزلي لمستوى ذرة الكلور عند 881 سم⁻¹ [ 75 ] إلى حالتين، ( 2P3/2 ) و ( 2Pتنقسم الحالة A (1/2 ) إلى حالتين فرعيتين. ومع ذلك، فإن تأثير اقتران الدوران المداري هنا أضعف بكثير مما هو عليه في حالةXe+. عند مسافات كبيرة بين النوى، تم قياس فجوة طاقة مقدارها 882سم⁻¹بينA1/2و A3/2تجريبيًا في الحالة الصلبة في مصفوفة من النيون. [ 76 ] وبالتالي، فإن هذه القيمة قريبة جدًا من فصل الطاقة بين حالتي Cl ( 2). P3/2 ) و Cl ( 2P1/2 ). يؤكد هذا الافتراضات النظرية المتعلقة بارتباطات الحالة بين الحالة A لـ XeCl و Cl. عند المسافات الكبيرة، تكون الحالة A3/2وقد وضعبيكر وآخرون [ 77 ] إمكانات التفاعل لـ 35Cl ( 2P3/2 و 2P1/2 ) و Xe ( 1Sتم تأكيد هذه النتيجة تجريبياً من خلال تحليل التشتت شبه المرن في التصادمات الناتجة عن حزم متقاطعة. وعلى عكس بعض هاليدات الغازات النبيلة الأخرى، يتميز XeCl بحالة أساسية غير تفككية. وقد تم إثبات هذه الخاصية الرابطية تجريبياً قبل الدراسات النظرية لـ XeCl في مصفوفات الأرجون الصلبة عند 20 كلفن [ 54 ] ، ولاحقاً في الحالة الغازية [ 53 ] [ 55 ] .
لا تكفي قوة فان دير فالس بين الذرات [ 78 ] في الحالة X لتفسير وجود بئر جهد ، والذي عندما يكون منخفضًا (عمقه في حدود الكيلوتور)، يمكن أن يحتوي على ما بين 12 و20 مستوى اهتزازيًا (انظر الجدول 3). ويمكن تفسير الزيادة النسبية في طاقة الربط للحالة X مقارنةً بالحالة A أيضًا بأخذ تفاعل التكوين في الاعتبار [ 79 ] . كما أن الحالة A مرتبطة بشكل ضعيف جدًا، حيث تبلغ طاقة ربطها نصف طاقة ربط الحالة X.
الثوابت الطيفية
الطاقة E v'j' M لحالة معروفة M ذات مستوى اهتزازي v' مع العدد الكمي الدوراني j هي:
E v'j' M = Te ( M) + E Vib (M) + E Rot (M) حيث Te ( M) و E Vib (M) و E Rot (M) تشير على التوالي إلى الطاقات الإلكترونية الاهتزازية والدورانية للجزيء.
البنية الإلكترونية
تتمثل الخصائص الرئيسية للحالات الإلكترونية لحالة معروفة M عادةً في طاقة التفكك De ، والمسافة بين الذرات re ، وطاقة قاع بئر الجهد EM . بالنسبة لـ XeCl، تم تلخيص القيم المختلفة المُبلغ عنها لهذه الكميات في الجداول 4 و5 و6. وقد تم تحديدها نظريًا أو تجريبيًا للنظير 35.الكلور في الحالة الصلبة أو الغازية.
الجدول 4. طاقات التفكك De بوحدة سم −1 . مرجع X أ ب ج د [ 77 ] 280 ± 7% 129 ± 7% [ 49 ] 33,957 33392 33,634 [ 43 ] 36,699 [ 81 ] 281 ± 10 36,553 37,148 [ 55 ] 255 ± 10 36,540 [ 83 ] 281.1 ± 0.7 [ 84 ] 154 [ 79 ] 161 [ 10 ] 225 [ 85 ] 35,459
طاقات التفكك
تم حساب أو قياس طاقات التفكك لحالات مختلفة من الإكسيمر. بعض الحالات لديها قياسات أكثر من غيرها. الحالات A وC وD لديها عدد قليل جدًا من القياسات لإجراء تحليل إحصائي. أما بالنسبة للحالة B، فإن القيم الأربع غير متسقة فيما بينها.
بالنسبة للحالة X، توجد ست قيم، اثنتان منها شاذتان. قيمة فلانري [ 10 ] هي تقدير نظري قديم وغير دقيق. أما قيمة تيلينغهاوزن وآخرون [ 55 ] فهي أول تحديد تجريبي أُجري عام 1976. بعد سبع سنوات [ 83 ]، صحّح الفريق نفسه هذه القيمة وسدّ الفجوة مع أحدث التقديرات. ويبدو أن القيم الأربع المتبقية هي الوحيدة الموثوقة. تقع قيمة De ( باحتمالية 95%) بين 278.3 سم⁻¹ و 285.3 سم⁻¹ . ويتوافق هذا النطاق مع تذبذب بنسبة 1.3% حول 281.5 سم⁻¹ . في الواقع، من بين التحديدات المختارة قياسان بدرجة عالية من عدم اليقين [ 77 ] و [ 81 ] ، وقياس ثالث لم يذكره المؤلف. [ 79 ] تعتمد قيمة De للحالة X على عدد مستويات الاهتزاز الموجودة في البئر، وتحدد عدد الانتقالات بين المستويات المرتبطة التي يمكن تحقيقها. هذه النتيجة أساسية لفهم أفضل لطيف ليزر XeCl.
المسافات الذرية في حالة التوازن
الجدول 5: المسافات بين الذرات في حالة التوازن r e بوحدة أنغستروم . مرجع X أ ب ج د [ 86 ] 3.44 [ 77 ] 3.23 4.1 [ 49 ] 3.22 3.14 3.18 [ 73 ] 3.227 [ 72 ] 3.14 [ 81 ] 3.23 3.007 2.922 [ 55 ] 3.18 2.9374 [ 69 ] 3.074 [ 84 ] 4.05 [ 79 ] 3.23 4.09 [ 56 ] 2.9 [ 42 ] 3.17 3.08 3.12
المسافة بين الذرات في الحالات A وC وD قليلة القياس، لكنها متقاربة. في المتوسط، تبلغ المسافة في الحالة A 0.408 نانومتر، وفي الحالة D 0.307 نانومتر، وفي الحالة C 0.311 نانومتر.
بالنسبة للحالة X، فإن التحديد النظري الذي قدمه أدريان وجيت [ 86 ] يختلف إحصائيًا اختلافًا كبيرًا عن التحديدات الأخرى. وباستبعاد هذا التحديد، وباستخدام مستوى ثقة 95% ، ستكون قيمة r e للحالة X ضمن النطاق التالي: 0.318 نانومتر < r e < 0.326 نانومتر.
تقع قيمة Tellinghuisen et al. [ 55 ] عند الحد الأقصى للفترة. وإذا تم تجاهلها، فإن المؤلفين الثلاثة الآخرين يعلنون قيمة مماثلة تبلغ 0.323 نانومتر.
تختلف قيمة تيلينغهاوزن للحالة B اختلافًا كبيرًا عن القيم الأخرى لـ r e . وينطبق الأمر نفسه على دراسة إيوينغ وبراو [ 56 ] ، وهي أقدم دراسة لهاليدات الغازات النبيلة، والتي تستند إلى تشبيه الغاز النادر المُثار بالفلزات القلوية . هذه مجرد تقديرات. سيتم استبعاد هاتين القيمتين للحصول على فاصل ثقة بنسبة 95% للمسافة بين الذرات في الحالة B: 0.2993 نانومتر < r e < 0.3319 نانومتر.
طاقات قاع البئر الكامن
الجدول 6: طاقات قاع البئر الكامن E i بوحدة سم −1 . مرجع X أ ب ج د [ 49 ] 34,441 35005 45,329 [ 60 ] 32,398 ± 1 32303 ± 1 [ 72 ] 29570 [ 81 ] 0 32405.8 [ 87 ] 32,828 [ 79 ] 22.7 29.4 [ 85 ] 32,382 [ 56 ] 30860 [ 88 ] 32,405
يُظهر الجدول 6 أن المعلومات المتوفرة عن الحالات X وA وD قليلة جدًا. بالنسبة للحالة X، اعتمد سور وآخرون [ 81 ] بشكل تعسفي قاع البئر X كنقطة بداية لمقياس الطاقة لديهم، لذا فهو ليس قياسًا مباشرًا. وعليه، لم تخضع الحالتان X وA إلا لدراسة واحدة فقط، وهي دراسة أكيلانتي وآخرون [ 79 ] . أما بالنسبة للحالة D، فتوجد دراستان مختلفتان تمامًا.
كما رأينا في قسم سابق، فإن موقع الولايتين B و C يمثل مشكلة.
تحظى الحالة "ب" بأكبر قدر من اهتمام الباحثين. هناك مقياسان متباعدان إحصائيًا عن غيرهما. بالإضافة إلى دراسة إيوينغ وبراو المذكورة سابقًا [ 56 ]، فإن العمل النظري القديم لهاي ودونينغ من بين النتائج المشكوك فيها [ 49 ] والتي سيتم تناولها لاحقًا. وبغض النظر عن هذه القيم، يوفر العمل التجريبي فاصل ثقة عند عتبة ضيقة جدًا بنسبة 95%: من 32380.1 سم⁻¹ إلى 32415.3 سم⁻¹ .
في المقابل، لا يمكن استخلاص أي استنتاج إحصائي نظراً لقلة عدد قياسات الحالة C. ومع ذلك، فإن إجراء المزيد من التحليلات سيوضح الأمر على الرغم من عدم تطابق قيم الخصائص في الجدول 6. في الواقع، أدى تحديد موقع الحالات C بالنسبة للحالة B إلى العديد من المنشورات.
يُقدّم التحليل الإحصائي لقيم الجدول 2 منهجًا تدريجيًا لحساب فاصل الثقة عند مستوى 95%، وهو كالتالي: 76.8 سم⁻¹ < (E<sub> B</sub> - E<sub> C </sub>) < 100.2 سم⁻¹ . أربعة قياسات فقط تقع ضمن هذا الفاصل. هذا هو التحديد المباشر الذي أجراه جوفيه وآخرون [ 60 ] ، وثلاث قيم مستنتجة من الدراسات الحركية [ 50 ] [ 61 ] [ 62 ] . من جهة أخرى، تُعطي التقديرات النقطية قيمة 88.5 سم⁻¹ ، والقياس الوحيد المتوافق معها (مع الأخذ في الاعتبار الخطأ المطلق المذكور) هو قياس جوفيه وآخرون [ 60 ] عند (90 ± 2 سم⁻¹ ) . وبذلك، تؤكد الدراسة الإحصائية الاستنتاجات الواردة في الفقرة 1.1.
فترات الثقة المذكورة أعلاه للحالة B وفرق الطاقة (E B – E C ) تنتج فترة لـ E C : 32279.9 سم −1 < E C < 32338.4 سم −1 .
في ظل هذه الظروف، تتوافق قيمة جوفيه وآخرون [ 60 ] في الجدول 6 فقط مع هذا النطاق. وتشمل التقديرات الثلاثة المشكوك فيها تقدير هاي ودونينغ [ 49 ] بقيمة غير صحيحة لـ E B. كما توصلت دراسة نظرية مبكرة أخرى أجراها كلوغستون وغوردون [ 87 ] إلى هذا النطاق. وينطبق الأمر نفسه على العمل التجريبي في الحالة الصلبة الذي أجراه فاجاردو وأبكاريان [ 72 ] .
بحساب متوسط القيمتين في الجدول 6، نحصل على 43838.45 سم⁻¹ . وبالتالي ، فإن فجوة الطاقة للحالة B تُقدّر بحوالي 11400 سم⁻¹ . وقد حدد شوستاك وسترونغ [ 52 ] تجريبيًا فرق الطاقة بين الحالتين A وB، حيث وجداه 9900 سم⁻¹ . ويُلاحظ فرقٌ كبيرٌ بين هاتين القيمتين (E<sub> B</sub> – E<sub> D</sub> ). وبالنظر فقط إلى دراسة سور وآخرون [ 81 ] ، يصبح فرق الطاقة بين الحالتين B وD في حدود 9950 سم⁻¹ ، وهو قريبٌ من قيمة شوستاك وسترونغ [ 52 ] . تُثير هذه الملاحظة شكوكًا جديدة حول العمل النظري لهاي ودونينغ [ 49 ] ، حيث يُقدّران (E <sub>B</sub> – E<sub> D </sub> ) بـ 10888 سم⁻¹ .
فيما يتعلق بالبنية الإلكترونية، يبدو أن الدراسات القديمة تُثير إشكاليةً فيما يخص بعض نتائجها. [ 10 ] [ 49 ] [ 55 ] [ 56 ] [ 87 ] من جهة أخرى، لا يتوافق العمل الذي أجراه فاجاردو وأبكاريان [ 72 ] دائمًا مع ملاحظات الحالة الغازية. علاوة على ذلك، لا تُزيل الدراسات النظرية الحديثة اختلافاتٍ جوهرية مع النتائج التجريبية. [ 42 ] [ 43 ]
يؤدي حذف قيم هاي ودونينغ [ 49 ] إلى تحديد قيم طاقة الحالة D e للحالتين C وD، ويجعل القيم الثلاث الأخرى المتعلقة بالحالة B متجانسة. ومن بين هذه القيم، يطرح تيلينغهاوزن وآخرون [ 55 ] مشكلة فيما يتعلق بالقيم الأخرى. عندئذٍ ، تبلغ طاقة الحالة B متوسط 36184 سم⁻¹ .
البنية الاهتزازية
يمكن حساب الطاقة الاهتزازية للمستوى v' لأي حالة M على النحو التالي:
E Vib (M) = ω e (v'+1/2) – ω e x e (v'+1/2) 2
حيث يشير ω e و ( ω e x e ) على التوالي إلى التردد الاهتزازي الأساسي وثابت اللا توافقية . وقد جُمعت قيمهما في الجدولين 7 و8.
الترددات الاهتزازية الأساسية
تم تجميع قيم ω e معًا في الجدول 7.
الجدول 7: قيم ω e بوحدة سم −1 . مرجع X ب ج د [ 89 ] 210 [ 49 ] 188 188 189 [ 60 ] 27 ± 1 193 ± 1 204 ± 1 [ 90 ] 194.235 [ 81 ] 26.22 194.75 204.34 [ 55 ] 26.27 (± 0.55) 195.17 (± 0.31) [ 74 ] 195.6 [ 54 ] 50 ± 10 [ 72 ] 188 [ 88 ] 195.2 [ 87 ] 187 [ 91 ] 210 [ 42 ] 195 198 [ 92 ] 205 ± 12
لا تملك الولايات X وC وD سوى أربعة قياسات. ولا يمكن اعتبار أي مقياس بعيدًا إحصائيًا عن غيره، على الرغم من وجود اختلافات.
يقدم القسم ب تسعة قياسات. يؤدي التحليل الإحصائي إلى فاصل ثقة بنسبة 95%: 194.7 سم −1 < ω e < 195.4 سم −1 .
ست قيم في الجدول 7 غريبة، ثلاث منها غريبة بشكل ملحوظ. وهي منشورة في دراسات قديمة، اثنتان منها (هاي ودونينغ [ 49 ] وبراو وإيوينغ [ 89 ] ) كانتا محوريتين في القسم السابق. استندت نتائج غولد [ 92 ] إلى نفس المنهجية التي استخدمها براو وإيوينغ [ 89 ] .
أما المقاييس الثلاثة الأخرى التي تقع خارج النطاق فهي أحدث. فقد بحث كفاران وآخرون [ 90 ] في الحالة الصلبة. ومثل فاجاردو وأبكاريان [ 72 ] ، لاحظوا اختلافات كبيرة في الحالة الغازية. في المقابل، الأمر الأكثر إثارة للدهشة هو التباينات بين جوفيه وآخرون [ 60 ] وتاماغاكي وآخرون [ 74 ] ، وهما دراستان حققتا نتائج جيدة. وأخيرًا، من بين القيم التي اتفقت مع هذه النطاقات، توجد العديد من الدراسات التي كانت نظرية أكثر [ 42 ] [ 88 ] منها تجريبية [ 55 ] [ 81 ] .
في الختام، يقدم Tellinghuisen et al. [ 55 ] نتائج جيدة جدًا في كل من الحالة B والحالة X.
النتائج المبلغ عنها بشأن الحالة ج مشكوك فيها إلى حد ما. [ 49 ] [ 72 ] [ 87 ] ويُعدّ عمل جوفيه وآخرون [ 60 ] متطرفاً مقارنةً بمقاييس الحالة ب الأخرى.
أما بالنسبة للحالة د، فإن استبعاد نتائج هاي ودونينغ [ 49 ] يجعلها أكثر تماسكًا من القيم الثلاث الأخرى.
وأخيرًا، من الضروري تحديد قيم ω e للحالات X و C و D. تكمن الأهمية الرئيسية لهذا التوضيح في تحسين دقة البنية الاهتزازية للانتقال المستخدم في الليزر، الأمر الذي يتطلب معرفة أفضل بالحالة X. من ناحية أخرى، تُعد بنية الحالة C مهمة لأنها تلعب دورًا أساسيًا في حركية الليزر .
ثوابت اللا توافقية
يُبيّن الجدول 8 قياسات ثابت اللا توافقية لمختلف الحالات. وتُظهر قياسات ثوابت اللا توافقية للحالات X وC وD تبايناً كبيراً.
الجدول 8: قيم ω e x e بوحدة سم −1 . مرجع X ب ج د [ 49 ] 0.66 0.85 0.80 [ 60 ] 0.25 ± 0.07 0.75 ± 0.1 [ 90 ] 0.63152 [ 81 ] – 0.321 0.627 0.682 [ 55 ] – 0.278 (± 0.17) 0.543 (± 0.063) [ 88 ] 0.54
ست قياسات للحالة "ب" تُنتج فترة الثقة عند 95%:
0.532 سم −1 < ω e x e < 0.669 سم −1 .
يختلف عمل جوفيه وآخرون [ 60 ] إحصائيًا اختلافًا كبيرًا عن الأعمال الأخرى، ولا يستطيع مؤلفوه تفسير هذا الاختلاف. يقدم هاي ودونينغ [ 49 ] تنبؤات صحيحة، وكذلك دراسة البنية الاهتزازية التي أجراها تيلينغهاوزن وآخرون [ 55 ] .
بنية دورانية
يشير التعبير التالي إلى الطاقة الدورانية: E rot (M) = B'.K' ef – D'.(K' ef ) 2 ، حيث K' ef = j'(j'+1) ± (1/2).δ(j'+1/2) ؛
يمثل كل من B' و D' على التوالي ثابت الدوران وثابت التشوه المركزي الأول. ترد قيمهما في الجدولين 9 و 10. أما δ فهو معامل يساوي 2.0 للحالة B [ 62 ] و 0.4 للحالة X [ 93 ].
الجدول 9: قيم B' بوحدة سم −1 . مرجع X (v'=0) X (v'=12) ب [ 94 ] 0.0585 0.0675 [ 93 ] 0.0560 0.0274 [ 62 ] 0.0669
لذا، فإن البنية الدورانية غير معروفة بشكل كافٍ. ومع ذلك، ينبغي ملاحظة اتساق بعض القياسات التي أُجريت على B'.
مسارات اصطناعية
عندما تكون الغازات النبيلة في حالة شبه مستقرة np⁵ ( n+1)s⁻¹ ( حيث n = 5 للزينون)، فإنها تمتلك خصائص استقطابية وتشتت مرن مشابهة لتلك الخاصة بالفلزات القلوية . [ 95 ] يمتلك إلكترون التكافؤ ، s، للغاز النبيل المُثار طاقة رابطة قريبة من طاقة رابطة الفلز القلوي الذي يليه في الجدول الدوري . في منشورات سابقة، [ 56 ] [ 92 ] [ 96 ] [ 97 ] استُخدم هذا التشبيه، الذي ينطبق فقط على الغازات النبيلة الأثقل، لدراسة سلوك هذه الغازات مع الهالوجينات المانحة. تتمتع الفلزات القلوية بألفة كيميائية جيدة للهالوجينات، ومن المفترض أن يكون لها ألفة للغازات النبيلة المُثارة. تجريبياً، يكون مقطع التصادم للحالات شبه المستقرة للغازات النبيلة مع الهالوجينات مشابهاً لمقطع التصادم للفلزات القلوية مع الهالوجينات. [ 96 ] [ 97 ] [ 98 ] وبالتالي، فإن الزينون المُثار له بنية إلكترونية قريبة من بنية السيزيوم ، بحيث يمكنه التفاعل مع مانح الكلور لتكوين XeCl* .
توجد اختلافات جوهرية بين الفلزات القلوية والغازات النادرة المثارة في تناظرها الجزيئي . فعدد حالات هاليدات الغازات النادرة أكبر من عددها في أملاح الفلزات القلوية، ويعود ذلك إلى انقسام المدارات المغزلية لذرات وأيونات الغازات النادرة.
الشرط الأول لإنتاج كلوريد الزينون (XeCl) هو جعل الزينون نشطًا كيميائيًا. ولتحقيق ذلك، يجب إثارته أو تأيينه أو كليهما. وقد استُخدمت عدة طرق للإثارة الخارجية، من أكثرها شيوعًا الصدمات الكهربائية [ 27 ] ، وحزم الإلكترونات [ 39 ] ، والإثارة بالليزر [ 99 ] ، والموجات الميكروية [ 100 ] ، وجسيمات ألفا [ 15 ] .
الإثارة غير انتقائية وتكوين XeClقد تسلك هذه العملية مسارات متعددة. وتختلف أهميتها النسبية باختلاف الظروف، لا سيما الضغط، ونمط الإثارة، ونوع الهالوجين المانح. عند استخدام مخاليط ثلاثية، تصبح عملية تكوين XeCl أكثر تعقيدًا. ومع ذلك، يوفر إضافة غازعازلالعديد من المزايا. فالغازات النادرة الأخرى أرخص من الزينون، لكنها (مع أنواعها المثارة وأيوناتها) تمتص طاقة أقل من الزينون عند 308 نانومتر. وبالتالي، يمكن استخدام الغاز العازل بنسب عالية جدًا دون تغيير يُذكر في قدرة خرج الليزر. في ظل هذه الظروف، يجب أن تتطابق نسب الزينون وHCl مع النسب المطلوبة لإنتاج الكمية المرغوبة من جزيء الإكسيبلكس. يتمثل الدور الأساسي للغاز العازل في نقل طاقة الإثارة اللازمة إلى ذرات الزينون. ويمكن اعتبار هذا النقل فوريًا. وقد يؤدي إلى إثارة الزينون أو تأيينه أو تكوينRgXe+. [ 4 ] بعد ذلك، قد يتفاعل كل نوع من هذه الأنواع مع مانح الكلور لتكوينXeCl* من ناحية أخرى، لا يبدو أن تكوين الأنواع المحايدة من RgXe أمر مهم. [ 5 ]
الطريقتان الرئيسيتان لتكوين الإكسيبلكس هما التصادم (بين جزيئات الكلور والزينون، حيث يتم إثارة نوع واحد على الأقل) وإعادة تركيب الأيونات. ويشارك الغاز العازل أحيانًا في الطريقة الأولى، ويكاد يكون دائمًا مشاركًا في الطريقة الثانية.
تكوين XeCl* فعال للغاية منذ أن لاحظ كونوفالوفوآخرون [ 101 ] انبعاث XeCl فيالكريبتونبينما كان الزينون موجودًا بكميات ضئيلة فقط (0.2٪).
المسار الضوئي الترابطي
XeCl* يحدث التخليق عندما يتفاعل خليط يحتوي على الزينون والكلور (Cl2 ) يتم تحفيزه بواسطة ليزر ينبعث منه ضوء يتراوح طوله الموجي بين 304 نانومتر و312 نانومتر. [ 99 ] ثم يحدث تفاعلان: [ 102 ]
- إثارة ذرة أو جزيء من الزينون معزول إلكترونياً متبوعاً بتصادمات تفاعلية
- يؤدي التفاعل المتزامن لزوج في تصادم وفوتون واحد أو اثنين يتم إدخالهما بواسطة الليزر إلى توليد حالة وسيطة تؤدي بعد ذلك إلى المنتج المطلوب دون حدوث تصادم وسيط.
في الحالة الأخيرة، يتشكل مركب عابر [ 103 ] (Xe- Cl2 )*في الحالة (1Πu). [ 104 ] لذلك، هناك مساران محتملان للتفكك بدءًا من لحظة امتصاص فوتون بواسطة زوج Cl-Cl أو زوج Xe-Cl من (Xe-Cl2 )*في الحالة (1Πu). [ 104 ] [ 105 ]
زينون-كلور2 (1Πu) + hν →Xe-Cl2 (1Πg) →Xe +Cl2 −→ XeCl(B,C) + Cl
زينون- كلور2 (1Πu) + hν → Xe-Cl(X)-Cl + hν → Xe-Cl(B)-Cl → XeCl(B) + Cl
تم قياس ثابت معدل التفاعل باعتبار الفوتون شريكًا ثالثًا. وهو يساوي 6 × 10−29 سم 6 ث −1 . [ 106 ]
وقد تم الحصول على نتائج مماثلة مع مانحات الكلور الأخرى بما في ذلك HCl و CCl4 .
في جميع الحالات، يتم إنتاج جزيئات XeCl(B, C) دائمًا في حالات ذات إثارة اهتزازية قوية.
مسار التصادم
تعتمد أهمية العديد من العمليات على نوع وحالة إثارة الجسيمات المتصادمة. أما البقايا الرئيسية في جميع الحالات فهي الانبعاثات الناتجة عن التصادمات الثنائية.
اصطدامات الحربة
تتضمن هذه التفاعلات مانح الكلور في الحالة الأرضية وذرة زينون مثارة، كلاهما في أول 6s، Xe * وفي مستويات أعلى Xe ** مثل المستوى 6p.
الآلية
بشكل عام، تصف هذه التفاعلات ناتج تصادم ذرات الغاز النبيل (Rg) مع ذرات الهالوجين المانحة (RX)، حيث X ذرة هالوجين وR جزيء جذري. [ 107 ] تعتمد نواتج التفاعلات بشكل كبير على نوع الغاز النبيل وذرة الهالوجين المانحة. في حالتنا حيث Rg = Xe وX = Cl، تتبع طبيعة النواتج هذه القاعدة. [ 50 ] [ 108 ] في بعض الحالات، قد لا ينتج عن هذا التصادم أي غاز نبيل هاليد. [ 50 ]
تتبع الذرة Rg والجزيء RX هذا المسار عندما يقتربان من أدنى جهد ثابت حراري، ويستمر التفاعل وفقًا لآلية مدارية يتم التحكم فيها عند نقطة التقاء الرابطة الأيونية والتساهمية. تقترب الكواشف (Rg وRX) على سطح تساهمي غير ثابت حراري، ثم تشكل معقدًا Rg .... RX على مسافة بين النوى كبيرة نسبيًا. جهدها هو V(Rg, RX). عندما تصبح المسافة صغيرة بما يكفي، قد يتقاطع V(Rg, RX) مع سطح جهد أيوني (Rg +...RX − ). يمكن أن يحدث الانتقال عبر نقل إلكترون من Rg إلى RX. يُعرف هذا بآلية الرمح. في هذه الحالة، تستمر الذرات على السطح الجديد. يؤدي هذا إلى تفاعل انتشار وتكوين RgX * .
يوضح الشكل 3 عملية إنتاج XeCl* والذي يتضمن Rg=Xe و X=Cl. بعد انتقاله ، يشغل الإلكترون مدارًا مضادًا للترابط في RCl. في وجودXe+،RCl−ينقسم إلى R و Cl −. Xe* أيونات وCl −ثم تتحد لتكوين XeCl في الحالات B و C و D لأنه لا توجد قوة جديدة بين Cl −و R. الإثارة الاهتزازية لـ XeCl* مهم دائمًا. في المجمل، كل شيء يحدث وفقًا لمعادلة التفاعل:
Xe* + RCl → XeCl* (B,C,D) + Rبمعدل ثابت kMX
ومع ذلك، فإن التكوين التنافسي لـ XeCl* تحدث التفاعلات قبل أو بعد التقاطع. وهي تتوافق مع تفاعلات جهد V (Rg* , RX*) و V (Rg + RX*).
بشكل عام، تحدث هذه الحالة عندما يتقاطع السطح الأيوني مع أسطح تساهمية حيث يكون المستقبل RX في أدنى حالة إثارة له. يعتمد توزيع المخرجات على عدد وطبيعة قنوات الإخراج الممكنة بعد التصادمات. [ 107 ] [ 109 ] يحدث هذا غالبًا عند تقاطع أسطح الجهد عن طريق انتقال الطاقة الإلكترونية الذي قد يؤدي إلى تفكك المستقبل المُثار.
Rg* + RX → (Rg+...RX−) → Rg(B,C,D) + RX*مع ثابت معدل التفاعل kET
Rg* + RX → (Rg+...RX−) → Rg + R + Xمع ثابت معدل التفاعل kD
يميل هذا المسار إلى أن يصبح أقل أهمية مع ازدياد تعقيد الوصفات الطبية.
من المحتمل أيضًا أن يكون الانتقال قد حدث في حالة غير مرتبطة بأيون RX *، ولكن في حالات ريدبيرغ عالية جدًا في الجزيء المتعادل، وتقع مباشرةً أسفل حدود التأين. وتشمل العوامل الحاسمة التي تنظم نسب التفرع طاقات الوضع المرتبطة بالأيون الجزيئي (V I )، ومجموعة ريدبيرغ القريبة من التأين (V II )، أو ذرة مثارة أولية (V III ). وتزداد أهمية هذه المسارات مع عمق الفجوة V ( Rg).* ، RX*).
عندما تكون مستويات الطاقة التقاربية المتباعدة للغاية بالترتيب V I > V II > V III ، وتكون طاقات الوضع (V II ) جاذبة، يُصادف أول تقاطع فاشل عندما يُفضّل اقتراب الذرات المتفاعلة ناتج (V II ) على ناتج (V I ) الأنيوني . ولأن (V II ) يحتوي على مركز كاتيون يبقى مرتبطًا بقوة، فإنه يؤدي بشكل تفضيلي إلى نقل الإثارة. وهذا هو تفاعل الإثارة التفكيكي.
Rg* + RX → Rg + R*+ X أو Rg + R + X*مع ثابت معدل kDE
إذا كانت V III > V II على مسافة طويلة، فإن مسار تأين بنينغ أو التأين الترابطي ممكن: [ 107 ]
تأين بنينغ : Rg* + RX → Rg + RX++ e−مع ثابت معدل التفاعل kPI
التأين الترابطي: Rg* + RX → (RgRX)++ e−مع ثابت معدل kAI
في (VI ) يكون الترابط مع ذرة الهالوجين ضعيفًا من حيث المبدأ، ويتم تعزيز النقل الذري بين Rg و R. وبالتالي يؤدي هذا الجهد إلى تكوين الإكسيبلكس.
لذلك، توجد خمس طرق تنافسية مسبقة لتخليق RGX. بالنسبة لـ XeCl* تصطدم ذرة زينون مثارة بذرة كلور مانحة. وقد لوحظت هذه التفاعلات الخمسة جميعها مع ذرات كلور مانحة مختلفة. [ 109 ] ولتحديد نسبة الإكسيبلكس الناتج، يُستخدم عادةً تعريف نسبة التفرع. وهي تُظهر معدل تكوين XeCl، ويُرمز لها بـΓXeCl.
Γ XeCl = k MX / (k MX + k AI + k PI + k ET + k DE + k D )
تم إجراء قياسات Γ XeCl لعدة مانحات للكلور وبشكل أساسي لحالات 6s و 6p للزينون.
Xe(6s or 6p) + RCl → نواتج ذات ثابت معدل التفاعل k Q
kQ هو ثابت المعدل الكلي ويُحسب كالتالي : kQ = kMX + kAI + kPI + kET + kDE + kD
الجدول 11. ثوابت المعدل الكلي بوحدة سم³ ثانية⁻¹ لتصادمات الحربة بين Xe* و Cl2. ΓXeCl= 1. حالة الزينون k Q × 10 −10 مرجع 3P2 أو (6s[3/2]2) (10 ± 2) [ 110 ] 3P2 أو (6s[3/2]2) 7.2 [ 109 ] 3P2 أو (6s[3/2]2) (7.0 ± 0.5) [ 111 ] 3P1 (7.9 ± 0.9) [ 70 ] 1 P 1 (7.6 ± 0.7) [ 70 ] (6p[1/2] 0 ) (14.6 ± 0.2) [ 102 ] (6p[1/2] 0 ) (17.9 ± 0.2) [ 112 ] (6p[1/2] 2 ) (14.5 ± 0.2) [ 102 ] (6p[1/2] 2 ) (15.5 ± 0.2) [ 112 ] (6p[5/2] 2 ) (13.3 ± 1.0) [ 113 ] (6p[5/2] 2 ) (12.8 ± 0.3) [ 112 ] (6p'[3/2] 2 ) (18.6 ± 0.5) [ 112 ] (6p'[1/2] 0 ) (21.9 ± 1.0) [ 112 ] (7p[5/2] 2 ) (30.7 ± 1.9) [ 112 ] (7p[1/2] 0 ) (29.5 ± 0.8) [ 112 ] (7d[1/2] 1 ) (9.2 ± 0.5) [ 112 ]
نتائج الكلور2 ،CClيُلخّص الجدولان 11-13 قيم المركبين 4 وHCl (v = 0). وقد حدّد سيتسر كو [ 102 ] قيمة Γ XeClلتكون مساوية لـ 1،حيث أن ذرة الكلور المانحة هيCl.2. هذا القرار مبرر بحقيقة أنه بالنسبة لـ Xe* +Cl2 لدينا VII> VI> VIII، وهو ما يحدد وفقًا لـ Simons [ 107 ] قناة غير محتملة لنقل الإثارة.
الجدول 12 : ثوابت المعدل الكلي بوحدة سم 3 ث −1 و Γ XeCl لتصادمات الحربة بين Xe* و HCl (v = 0). حالة الزينون k Q × 10 −10 Γ XeCl مرجع 3P1 أو (6s[3/2]1) 6.2 0.01 [ 58 ] 3P2 أو (6s[3/2]2) (7 ± 2) [ 110 ] 3P2 أو (6s[3/2]2) 5.6 0.01 [ 58 ] و فيلازكووآخرون. [ 109 ] 3P2 أو (6s[3/2]2) 5.6 <0.02 [ 50 ] 1 P 1 4.62 تشين وسيتسر [ 114 ] 1 P 1 7 ≈0 [ 70 ] (6p[1/2] 0 ) (8.3 ± 0.5) 0.80 ± 0.15 [ 113 ] (6p[3/2] 2 ) (8.0 ± 0.5) 0.60 ± 0.15 [ 113 ] (6p[3/2] 2 ) (6.5 ± 0.2) [ 102 ] (6p[5/2] 2 ) (8.0 ± 0.5) 0.40 ± 0.15 [ 113 ] 5d[3/2] (15.6 ± 1.5) 0.48 [ 70 ] ملخص عن الولايات الست 5 [ 115 ] ملخص عن الولايات الست 5.6 0.60 [ 116 ]
يُظهر تحليل أولي للجداول من 11 إلى 13 توافقًا جيدًا في النتائج عند إجراء عدة قياسات لنفس التفاعل. وقد وجدنا أن معظم التصادمات لم تُقاس ثوابت معدلها إلا مرة واحدة. علاوة على ذلك، وباستثناءات نادرة، تقتصر هذه التحديدات لـ K Q و Γ XeCl على أدنى حالات الإثارة لذرة الزينون. وهذا يُبرز الحاجة إلى مقاييس جديدة لتأكيد النتائج التجريبية المتاحة وتقدير دور الحالات الأخرى التي لا تفشل في التكوّن عند استخدام أنماط إثارة غير انتقائية، كما هو الحال مع الليزر.
الجدول 13 : ثوابت المعدل الكلي بوحدة سم³ ثانية⁻¹ و Γ XeCl لتصادمات الحربة بين Xe* و CCl4 . حالة الزينون k Q × 10 −10 Γ XeCl مرجع 3P1 و 3P2 1.73 0.24 [ 117 ] 3P1 و 3P2 6.3 0.13 [ 50 ] (6p[1/2] 0 ) (7.5 ± 0.2) 0.68 ± 0.2 [ 102 ] (6p[3/2] 2 ) (7.8 ± 0.5) 0 60 ± 0.15 [ 113 ] (6p[5/2] 2 ) (7.3 ± 0.5) 0.35 ± 0.10 [ 113 ]
تتضح نتيجة مهمة لأشعة ليزر XeCl من خلال تحليل أولي. فالتفاعل بين Xe(6s) وHCl (v = 0) لا ينتج عنه XeCl. مع ذلك، ووفقًا لتقديرات كاناري وآخرون [ 118 ]، فإن 5% من عملية تخليق الإكسيبلكس تتم عبر تفاعل الرمح. إضافةً إلى ذلك، تُنتج حالات Xe(6p) نسبة 2.5% من هذه الكمية.
الحالة الابتدائية: Xe(6s)
يتفاعل الكلور الجزيئي بكفاءة مع حالات الزينون هذه. بما أن Clيتشكل المركب 2 في الخلائط الغازية (الشكل 1)، وهذا التفاعل مهم فيحركيةليزرات XeCl.
التفاعل مع CCl4 أسرع منCl2 بمقدار عشرة أضعاف، ولكنه لا يزال فعالاً. هذا التفاعل مهمفيحركيةالزينونليزران .
إذا كان مانح الكلور هو حمض الهيدروكلوريك (HCl)، فإن الوضع يصبح أكثر تعقيدًا. ويتضح وجود حالتين:
- يوجد جزيء HCl في الحالة الأرضية بمستوى اهتزازي v=0. تتشابه قيم K<sub> D</sub> بشكل كبير بغض النظر عن الحالة الابتدائية للزينون؛ ونسبة التفرع لحالات 6s منخفضة للغاية. تساهم هذه الحالات من الزينون في تكوين XeCl<sub> 2</sub>* مهملة. بالإضافة إلى ذلك، تحدث تفاعلات تنافسية قبل تقاطع منحنيات الجهد V(Xe* + HCl) و V ( Xe++HCl-[ 115 ] يُعدّ إخماد Xe (6s) HCl مهمًا في حركية الليزر. فهو يدمر حالات الزينون القادرة على تكوين الإكسيبلكس.
- HCl في الحالة الأرضية بمستوى اهتزازي v=1. بالنسبة لـ Xe( 3)P2 ) في الحالة المذكورة، لاحظ تشانغ [ 68 ] زيادة ملحوظة في معدل إنتاج XeCl. وقد تم قياس ثابت معدل تخليق XeCl بقيمة دنيا قدرها 2×10−10 سم 3 ث −1 و Γ XeCl = 35%. أُجري التقدير الأول بواسطة ليفين وآخرون [ 116 ] استنادًا إلى المراسلات ونُشر عند 6 × 10−11 سم 3 ث −1 و Γ XeCl = 11%، ولكن تم دحض هذا التفاعل بقياسات تشانغ المباشرة.مع ازدياد الإثارة الاهتزازية لـ HCl، يزداد معدل تكوين XeCl تبعًا لذلك. لا يوجد قياس مباشر متاح، ولكن توجد تقديرات مماثلة. بالنسبة لـ v=2، تشمل قيم ثوابت معدل التخليق: 5.6 × 10−10 سم 3 ث −1 [ 119 ] و 2.0 × 10−10 سم 3 ث −1 . [ 120 ]
ووفقًا لمؤلفين آخرين، تُؤخذ مجموعة مستويات الاهتزاز في الاعتبار. وبالنسبة لـ V ≥ 1، اقترح كاناري وآخرون [ 121 ] ثابت معدل التخليق بقيمة 5.6 × 10−10 سم 3 ث −1 و Γ XeCl = 26%. التجارب ضرورية لتوضيح هذا الجانب من حركية الليزر . [ 118 ]
الحالة الابتدائية: Xe(6p)
تُعدّ التفاعلات التركيبية لمركب XeCl أكثر فعالية بشكل عام من تفاعلات الحالة 6s. وينطبق هذا على مانحي الكلور الثلاثة الموضحين بيانيًا في الجداول 11 و12 و13.
تكون ثوابت معدل التفاعل أسرع بمرتين بالنسبة للكلور مقارنة بـ HCl و CCl4 .
بالنسبة لـ HCl، يختلف الوضع عن الحالة السابقة. إذا كانت ثوابت المعدل الكلية من نفس رتبة مقدار ثوابت حالات 6s، فإن نسب التفرع Γ XeCl تكون عالية. تفسر هذه النتيجة التوقع الذي قدمه كاناري وآخرون [ 118 ] بشأن فعالية معدل تخليق XeCl* من Xe(6p).
بالرجوع إلى منحنيات الجهد في الشكل 3، تتقاطع منحنيات الجهد لـ V( Xe** + RX) و V( Xe + + RX − ) عند مسافة بين النوى أكبر من تلك الموجودة في حالات 6s في منطقة التفاعلات القوية. [ 115 ] وهذا يفسر سبب كون إنتاج XeCl أكثر فعالية بعد التقاطع منه في حالات 6s [ 102 ] [ 115 ] بغض النظر عن مانح الكلور، كما هو الحال بالنسبة لـ Cl2 ، HCl،CCl4 ، وكذلك بالنسبة لمركبات الكلوروفلوروكربون [ 122 ] في الحالتين 6p[1/2]0و 6p[3/2]2.
تحدث تفاعلات تنافسية. وقد تمت ملاحظة أحدها وتحديد كميته تجريبياً - الاسترخاء التصادمي الناجم عن حمض الهيدروكلوريك: [ 123 ]
Xe(6p[3/2] 2 ) + HCl → Xe(6s[5/2] 2 0 ) + HCl بثابت معدل التفاعل k a أو k a = 4.3 × 10−11 سم 3 ث −1 .
يمثل هذا 6% فقط من قيمة k Q من الجدول 12 لحالة (6p[3/2] 2 ). وبما أن نسبة تخليق الإكسيبلكس تبلغ 60%، فمن المرجح وجود عمليات تنافسية أخرى مهمة مؤثرة.
تتعلق النتائج الموجزة في الجدول 12 بجزيء HCl (v=0). بالنسبة لحالات 6p، فإن دور الإثارة الاهتزازية لجزيء HCl في حركية تكوين XeCl غير مفهوم جيدًا. يجادل بعض الباحثين بأن ثوابت معدل التفاعل تقترب من الحالة v=0 إذا كان جزيء HCl مثارًا اهتزازيًا، لكن هذه النتائج مبنية على القياسات. لذلك، يلزم توضيح تجريبي. يُقدَّر ثابت معدل التفاعل للحالة v=1 بـ 5.6 × 10−10 سم 3 ث −1 . [ 116 ] تُستخدم القيمة نفسها لـ v=2. [ 120 ] لا يزال من غير المرجح أن يقلل كاناري وآخرون [ 121 ] من مستويات الاهتزاز المختلفة لـ HCl، وبالنسبة لـ v≥1، 8.2 × 10تم اقتراح قيمة −10 سم 3 ث −1 .
حالات الإثارة القوية للزينون
التجارب التي أجريت باستخدام الكلور2 يوضح أن فعالية تكوين XeCl تزداد مع طاقة الإثارة لذرة الزينون؛ يتم ضرب ثابت معدل التخليق بثلاثة عندما يتجاوز المرء حالات 6s إلى حالات 7p (الجدول 11).
معدل XeCl* يزداد معدل التخليق بمقدار عشرة أضعاف عند الانتقال من حالات 6s إلى حالات 6p عنداستخدام CClيتم استخدام 4 (الجدول 13).
يُعدّ HCL غامضًا. يُظهر فحص الجدول 12 أن الزيادة في kQ لا تبدو ملحوظة مع إثارة الزينون. حتى الآن، لم تتجاوز أي قياسات الحالة 5d[3/2] التي تُقارب طاقة الحالة 6p. يبدو معدل التخليق فعالًا جدًا من الحالات 7s[3/2] [ 70 ] دون وجود أي قيمة عددية معروفة. لا تدعم المعلومات المتاحة افتراض معدل تخليق أكثر كفاءة للإكسيبلكس مع الزيادة التدريجية في إثارة الزينون. في الواقع، بالنسبة للحالة 5d[5/2] 3 0 ، لا توجد سوى إثارة بثابت معدل تفاعل يبلغ 3.2 × 10−12 سم 3 ث −1 : [ 123 ]
Xe(5d[5/2] 2 0 ) + حمض الهيدروكلوريك → Xe(6p[3/2] 2 ) + حمض الهيدروكلوريك
كذلك، لا يبدو أن حالات ريدبيرغ قد أنتجت XeCl. التفاعلات المرصودة لـ Xe(31f) [ 124 ] هي كالتالي:
Xe(31f) + حمض الهيدروكلوريك(J) → Xe(31l) + حمض الهيدروكلوريك(J) (α)
Xe(31f) + HCl(J) → Xe(nl) + HCl(J-1) إذا كان J≤5 (β)
Xe(31f) + HCl(J) → Xe + + e − + HCl(J-1) إذا كان J>5 (γ)
ثابت المعدل الكلي هو k T = (11.3 ± 3.0) × 10 –7 سم 3 ث −1 ، مقسم إلى ما يلي:
k α = (5.5 ± 2.5) × 10 –7 سم 3 ث −1 (متغير l)
k β = (4.8 ± 2.4) × 10 –7 سم 3 ث −1 (متغير n)
ك γ = (0.9 ± 0.4) × 10 –7 سم 3 ث −1 (التأين)
لاحظ أن التفاعل (γ) ينتج عنه طليعة مهمة لـ XeCl، وهي Xe + .
الاستنتاجات
تلعب تفاعلات الحربة دورًا مهمًا في حركية الليزر.
لـ Xeفي حالة ليزرات الكلور، يكون الوضع بسيطًا عند تفاعلها مع رابع كلوريد الكربون.4. بالنسبة لليزر XeCl، فإن حركية الاصطياد أكثر تعقيدًا. على الرغم من نسبته الضعيفة في الخليط الغازي،فإن Clيتم إنتاج المركب 2 بكفاءة عالية من الإكسيبلكس من خلال عملية الاصطدام. ولا تلعب حالات 6s دورًا في إنتاجXeCl* إلى الحد الذي تؤدي فيه إلى تصادمات مع جزيئات HCl المهتزة.
لذا، تُعدّ حركية الإثارة الاهتزازية لجزيء HCl أساسية. ينبغي أخذ المستويات الستة الأولى من الاهتزاز على الأقل في الاعتبار لبناء نموذج مُرضٍ. [ 125 ] [ 126 ] [ 127 ] [ 128 ] ينتج هذا الإثارة الاهتزازية عن الإلكترونات التالية:
HCl(v) + e − → HCl(v') + e − (EV) مع ثابت معدل K.
تم قياس ثوابت معدل (EV) للانتقالات التالية: v=0→v'=1، v=0→v'=2، v=1→v'=2 و v=2→v'=3. ويمكن بعد ذلك اقتراح قانون تجريبي: [ 127 ]
K v→v+1 = v K 0→1
K v→v+2 = v K 0→2
تعتمد قيم K على توزيع طاقة الإلكترون كما هو موضح في الشكل 4.
في تفاعلات الحربة، تتراوح نسبة معدل تخليق الحالة B إلى معدل تخليق الحالة C بين 1 و2 بغض النظر عن طبيعة هاليد الغاز النبيل. [ 58 ] ومع ذلك، يُلاحظ ازدياد واضح في نسبة الحالة B إلى الحالة C مع ازدياد الضغط. [ 96 ] تتأثر هذه النسبة بشدة بطبيعة مانح الكلور، حيث تبلغ 1.2 لـ CCl44 [ 96 ] و 1.3للكلور2. [ 58 ] حالة الإثارة للزينون مهمة. بالنسبة لحالةالكلور2 ، لوحظ [ 112 ] أن معدل تخليق الحالة B يمكن أن يكون أعلى بخمس مرات من الحالة C إذا شارك Xe(6p[1/2]0) في التفاعل مقارنة بما إذا كانوا في حالات مثارة بقوة.
تشارك تفاعلات أخرى في التصادمات التفاعلية بين الأنواع المحايدة، لكنها تلعب دورًا ضئيلاً.
التفاعلات التي تتضمن أنواعًا جزيئية مثارة
دور جزيئات الزينون
من الصعب العثور على تفاعلات تتضمن جزيئات الزينون وحمض الهيدروكلوريك في الأدبيات المنشورة.
قام لورنتس [ 70 ] بقياس ثابت معدل تحلل Xe 2 * بواسطة HCl على أنه (8.2 ± 0.8) × 10 –10 سم 3 ث −1 دون ذكر المنتجات الناتجة.
في المقابل، لاحظ بيبينوف وفينوغرادوف [ 108 ] التفاعل التالي مع الكلور2 :
Xe 2 * + Cl2 →XeCl* + Cl + Xe
تم تصنيع الإكسيبلكس عن طريق التثبيت بالرمح. وقُدِّر ثابت المعدل بـ 7.1 × 10−10 سم 3 ث −1 . [ 121 ]
دور حمض الهيدروكلوريك المُثار
لاحظ كاستييخو وآخرون [ 129 ] انبعاثًا لجزيء HCl بين 200 و240 نانومترًا نتيجةً لانتقال B( 1Σ + ) → X( 1Σ + ) (انظر الشكل 5). يختفي هذا الانبعاث مع زيادة ضغط الزينون ، ويظهر XeCl(B). بعبارة أخرى، يمكن تصنيع XeCl(B) من خلال التفاعل التالي:
HCl(B 1 Σ + ) + Xe ( 1 SO ) → XeCl(B) + H
يُقدّر ثابت المعدل بـ 5 × 10−10 سم 3 ث −1 . [ 130 ]
يبدو أن هناك مسار إخراج آخر منافس لتخليق الإكسيبلكس ضمن نفس التصادم، وهو ما ينبغي أن يكون عليه الناتج:
Xe + + H + Cl + e − وثابت معدل التفاعل المرتبط به هو 1 × 10−10 سم 3 ث −1 . [ 121 ]
دور الكلور المثار2
Clيتم تصنيع المركب 2 في الليزر من خلال التفاعل التالي:
Cl * + HCl → Cl2 *+ Cl
ثابت المعدل هو 1 × 10−10 سم 3 ث −1 . [ 121 ] يحدث تركيب الإكسيبلكس من خلال التفاعل التالي:
Xe + Cl2 *(1Σu+) →XeCl* + Clمع ثابت الموقع ku
تُعطى قيم k u في الجدول 14. تختلف نتائج زويف وآخرون [ 131 ] إحصائيًا عن النتائج الأخرى على الرغم من حداثتها. وبإهمالها، يجب أن تكون القيمة المتوسطة k u = 2.6 × 10−10 سم 3 ث −1 .
الجدول 14 : قيم k u بوحدة سم³ ثانية⁻¹ k u × 10 −10 مرجع 1.1 [ 70 ] (1.2 ± 0.2) [ 132 ] (3.0 ± 0.5) [ 133 ] 18 [ 131 ] 5 [ 116 ]
يمكن إيجاد تفاعل مماثل للكلور2 *(D'3π2g) [ 108 ] الحالة.
التفاعلات ثلاثية الجزيئات
يتم إنتاجها بشكل أساسي في مخاليط ثلاثية وهي من النوع التالي:
Xe** + Cl2 + M →XeCl* + Cl + Mمع ثابت معدل kc
تم إعطاء ثابت المعدل k c في الجدول 15. لاحظ أن العمليات التي يكون فيها M=Ar فقط هي المهملة.
الجدول 15 : قيم k c بوحدة سم 6 ثانية −1 . [ 112 ] حالة الزينون 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
أما بالنسبة للهيليوم ، فهناك تفاعلان:
Xe* + Cl + He → XeCl* + هو
Xe** + Cl + He → XeCl* + هو
ثوابت المعدل هي على التوالي 10⁻²⁷ سم⁶ ث⁻¹ و 3 × 10−27 سم 6 ث −1 . [ 134 ]
توجد أيضًا بيانات حيث تكون ذرات الزينون في الحالة الأرضية:
Xe + Cl + M → XeCl (X) + M حيث M = Ne أو Xe
في كلتا الحالتين، يكون ثابت المعدل: 1.2 × 10−33 سم 6 ث −1 . [ 135 ]
ردود فعل أخرى
الكلور، Cl2 ، الذي تم تصنيعه في خليط غازي، يمكن أن يحفز التفاعلات التالية:
Xe + Cl2 →XeCl2
Xe* + Cl2 + Xe →Xe++Cl2 −+ Xe → (XeCl2 )*+ Xe [ 136 ]
درجة حرارة التسامي لـ XrCl٢- عند درجة حرارة ts= ٨٠ درجة مئوية، يتم تصنيع هذا الجزيء في درجة حرارة الغرفة، في الحالة الصلبة داخل الخليط الغازي. وهذا يسبب ظاهرة ليزرية طفيلية تسمى "ثلج الليزر". [ ١٣٧ ]
اقترح بعض المؤلفين زيادة درجة الحرارة لصنع XeCl2. ثم يصبح ساميًا. يصبح بعد ذلك نشطًا ويشارك بنشاط في تخليقXeCl* :
XeCl2 *→XeCl* + Cl
Xe* + XeCl2 → 2XeCl*
تُحقق زيادة درجة الحرارة فائدتين: التخلص من ظاهرة الليزر الطفيلية وزيادة إنتاج XrCl. ومع ذلك، لا ينبغي أن تكون هذه الزيادة ذات أهمية كبيرة بحيث لا يكون XeCl ذا أهمية كبيرة.2 لا يتفكك مما سيؤدي إلى تدمير التفاعل السابق.
في الخلائط الثلاثية، يمكن تصنيع معقدات RgCl المثارة، مما قد يؤدي إلى تكوين XeCl* من خلال ما يسمىبتفاعلات الإزاحة. وقد لوحظت هذه التفاعلات عندما يكون Rg هو Ar أو Kr: [ 135 ] [ 138 ]
RgCl * + Xe → XeCl* + Rgبثابت معدل kdأو kd= 1.5×10−10 سم 3 ث −1 لـ Rg = Ar
وعلى النقيض، يستهلك تخليق كلوريد الزنك الكلور المتاح، مما يقلل من معدل إنتاج كلوريد الزينون. وقد تتأثر جودة الليزر سلبًا كما كان الحال مع الكريبتون. [ 139 ]
ستقتصر هذه المراجعة على التفاعلات التركيبية لـ XeCl* ، باستثناء إعادة التركيب الأيوني. يوجد مسار ثانٍ وسيتم النظر فيه.
إعادة تركيب الأيونات
وفقًا لعدد من المؤلفين [ 115 ] [ 140 ] [ 141 ] ، فإن التفاعلات ثنائية الجزيئات ( Xe + + Cl −Xe2 + + Cl −و Rg Xe + + Cl −) غير متورطين.
التفاعلات الثلاثية هي عادةً:
Xe + + Cl −+ Rg → XeCl* + Rg (3)
Xe + 2 + Cl −+ Rg → XeCl* + Rg + Xe (4)
RgXe ++ Cl −+ Rg → XeCl* + 2 Rg (5)
تُصنّع أيونات الزينون مباشرةً في التفريغ أو من خلال تفاعلات متتالية تشمل Rg⁺ و Rg²⁺ بالإضافة إلى أنواع أيونية أو مثارة أخرى. يوضح الشكل 1 مثالًا حيث Rg=Ne، بينما يوضح الشكل 6 مثالًا حيث Rg=He. [ 116 ] [ 119 ] [ 142 ] [ 130 ] [ 143 ] [ 144 ]
Cl −تتشكل الأيونات بشكل أساسي عن طريق الارتباط التفككي من إلكترون HCl: [ 32 ]
HCl(v) + e − → H + Cl −(إعلان)
وفي نفس الحالة، يعتمد ثابت المعدل (AD) على توزيع طاقة الإلكترونات كما هو موضح في الشكل 4.
العنصر الثالث Rg خامل كيميائيًا، إذ يقتصر دوره على تثبيت التفاعل. [ 145 ] لذلك، اقتصر الباحثون على دراسة معدلات إعادة اتحاد الأيونات الموجبة والسالبة، والتي تتغير بشكل ملحوظ بتغير الضغط الكلي للمزيج الغازي، والغاز العازل، ودرجة الحرارة.
تم إثبات التفاعلين (3) و(4) تجريبيًا لجميع الغازات النادرة. يوضح الشكلان 7 و8 تأثير الغاز العازل والضغط على معدل إعادة التركيب لهذين التفاعلين عند استخدام الهيليوم ثم النيون كغازات عازلة. يبلغ معدل إعادة التركيب هذا نفس الرتبة في كلتا الحالتين، حوالي 10⁻⁶ سم³ ث⁻¹ . من الواضح أن تأثير درجة الحرارة لم يُدرس إلا للنيون. (انظر الشكل 9). يكون معدل إعادة التركيب α₃ في التفاعل (3) في أعلى قيمة له عند 180 كلفن وضغط مطلق قدره 294.2 كيلو باسكال. [ 146 ] وبالتالي ، فإن α₃ يساوي 4.2 × 10⁻⁶−6 سم 3 ث −1 .
أجرى بيتس ومورغان [ 147 ] تحليلًا أكثر دقة للتفاعل (4)، حيث وجدا أن طريقة مونت كارلو ومعادلة فلانري ونظرية لانجفين لا تُعطي نتائج جيدة إلا عندما يكون الضغط أعلى من 1 ضغط جوي . وهذا هو الوضع الطبيعي لأشعة الليزر. تتوافق نظرية "المد والجزر" المقترحة مع القياسات التجريبية التي أجراها ميزيك وآخرون [ 140 ] ، وهو ما يتضح في الشكل 10. معدل إعادة التركيب α4 للتفاعل (4) من نفس رتبة مقدار α3 .
لا يُلاحظ التفاعل (5) إلا عندما يكون Rg هو النيون أو الأرجون. بالنسبة لهذا التفاعل، يُوضح الشكل 6 تطور معدل إعادة التركيب α 5 في وجود النيون المضغوط. درس إيمادا وآخرون [ 148 ] تأثير درجة الحرارة عند ضغط كلي ثابت قدره 294 كيلو باسكال. وقد تم الحصول على القيمة القصوى لـ α 5 عند 120 كلفن، حيث α 5 = 7.5 × 10−6 سم 3 ث −1 .
بالنسبة للأرجون، لا تتوفر سوى تقديرين عند درجة حرارة الغرفة. عند ضغط 2 ضغط جوي، α 5 = 2.10 −6 سم 3 ث −1 [ 149 ] ، وعند ضغط 1 ضغط جوي، α 5 = 1 × 10−6 سم 3 ث −1 . [ 65 ]
لا يفضل التفاعل (5) تكوين معقد انتقالي Rg XeCl* كمرحلة وسيطة. [ 57 ] لذلك، يلعب التفاعل التالي دورًا ثانويًا:
Rg Xe + + Cl −+ Rg → Rg XeCl* + Rg →XeCl* + 2 Rg
على العكس من ذلك، فإن المسار التركيبي الرئيسي يُعطى بواسطة:
Rg Xe + + Cl −+ Rg → 2 Rg + Xe + + Cl −→ XeCl* + 2Rg
قدّر كاناري وآخرون [ 142 ] مساهمة كلٍّ من تفاعلات إعادة التركيب والالتقاط الثلاثة لثلاثة أنواع من المخاليط. وتُعرض النتائج في الجدول 16. يُوفّر التفاعل (3) الجزء الأكبر من جزيئات الإكسيبلكس، وعادةً ما تلعب تفاعلات الالتقاط دورًا ثانويًا. في المقابل، عند استخدام الهيليوم، تُساهم تفاعلات الالتقاط بنحو 10-15% من XeCl.* التخليق. [ 144 ] [ 150 ] يقدر مؤلفون آخرون هذه المساهمة بنسبة 1% فقط عند استخدام المسار الأيوني. [ 125 ] تؤكد الطرق التجريبية هذه الاستنتاجات النظرية لعمومية غازات التخزين المؤقت ولمانحات الكلور الأخرى. [ 144 ] [ 151 ] على الرغم من ذلك، فإن تفاعلات "الرمح" مهمة رغم مساهماتها المنخفضة. هذه التفاعلات هي التي تبدأ بعد الإثارة الأولى. تبدأ عمليات إعادة التركيب الأيوني، التي توفر الجزء الأكبر من جزيئات الإكسيبلكس، بعد 20 نانوثانية. [ 144 ]
الجدول 16 : النسب المئوية لمساهمات التفاعلات التركيبية لـ XeCl* للإثارة بنبضات مدتها 55 نانوثانية عند ~3 ميجاوات/سم3. رد فعل Xe/HCl Ar/Xe/HCl نيون/زينون/حمض الهيدروكلوريك Xe + + Cl − 83.1% 81.5% 69.6% Xe 2 + + Cl − 11.9 8.2 9.5 M Xe + + Cl − 6.3 11.1 Xe** + HCl 2.5 1.4 1.4 Xe* + HCl(v) 2.5 2.6 2.6 آحرون 5.8
في الجدول 16، يظهر العمود المسمى "أخرى" نسبة 5.8% للنيون، مما يعني أن مسارات إعادة التركيب الأخرى ممكنة.
تُصنّع أيونات Xe3+ في الخلائط الغازية المستخدمة في الليزر. تتفاعل هذه الأيونات مع Cl -10−من أجل إنتاج XeCl. ومع ذلك، فإن هذا التفاعل لا يمثل سوى مساهمة ضئيلة في حركية الليزر. [ 152 ]
تتفاعل أيونات Xe+* مع Cl −من أجل إنتاج XeCl* . [ 15 ] [ 153 ] قام أليخينوآخرون [ 153 ] أيضًا بتخليقXeCl* باستخدام أبخرة كلوريد الصوديوم.XeCl* هو ناتج أدنى حالات الاهتزاز (v≤20) باستخدام أيونات Xe* عالية الإثارة في تفاعل ثنائي الجزيئات. ويُقدّر معدل التخليق بما بين 2×10-10 و 1 × 10−9 سم 3 ث −1 . يُقترح تفاعل مماثل باستخدام حمض الهيدروكلوريك. [ 15 ] يستند هذا الاستنتاج إلى وجود الحالات المسؤولة عن الطيف المستمر الثالث للزينون -أيونات Xe2+ فقط، لأن XeClلا يتم إنتاج * . [ 146 ] [ 148 ] على العكس من ذلك، فإن مشاركة أيون Xe* في التفاعل تتوافق مع ملاحظات باحثين آخرين.وقد أكد العديد من الباحثين [ 144 ] [ 150 ] [ 154 ] وجود أيونات Xe* (6s 4P3/2) في مخاليط الليزر. ويبلغ تركيزها ألف ضعف تركيز أيونات Xe* في تفاعل الرمح. [ 125 ] من ناحية أخرى، فإن تركيز هذه الأيونات وتركيزXeCl* وCl −لا يتعارض عامل الزمن مع تركيب جزيئات الإكسيبلكس باستخدام أيونات الزينون الموجبة (Xe +) . بداية انخفاض تركيز أيونات الزينون الموجبة ( Xe+*) وأيونات الكلوريد السالبة (Cl− ).يرتبط ذلك بتسارع متزايد في معدل تخليق XeCl* . يحدث التوزيع أثناء تفاعلات الحربة بين الحالتين B و C بنسب عشوائية في الظروف التجريبية.
أُجري أول تقدير للمسارات الأيونية بواسطة تايسون وهوفمان [ 155 ] ، حيث اقترحا نسبة 76% للحالة B و24% للحالة C. وكانت الغازات العازلة المستخدمة هي النيون والأرجون والكريبتون على التوالي. ونشر أوهوا وكوشنر [ 156 ] قيمًا مماثلة: 77% للحالة B و23% للحالة C. وقد استخدما خليطًا رباعيًا يحتوي على غاز عازل (باستخدام النيون) من الهيدروجين، H₂ .
أجرى تسوجي وآخرون [ 141 ] دراسة حديثة وأكثر تفصيلاً باستخدام خليط من الهيليوم كغاز عازل. ووجدوا ما يلي:
– تتشكل الحالات D بشكل خاص من أيون Xe + ، ( 2P 1/2 ) ؛
– يتم إنتاج الحالتين B و C حصريًا من أيون Xe + ( 2P3 / 2 ) بالنسب التالية: الحالة B – 62.6% والحالة C – 38.4%. معدل إنتاج XeCl* هي 98%. [ 157 ] وبالتالي، هناك عدد قليل من التفاعلات المتنافسة.
في التجارب المخبرية ، يتساوى عدد حالتي Xe⁺ ( 2P¹ / ² ) و Xe⁺ ( 2P³ / ² ). إضافةً إلى ذلك، تتشابه ثوابت سرعة التفاعل (3) لهاتين الحالتين من الزينون. مع ذلك ، في ظل هذه الظروف، يكون عدد الحالات D المتكونة منخفضًا جدًا مقارنةً بعدد الحالات B وC. تُقدَّر سرعة تكوين XeCl(D) بالنسبة إلى XeCl(B,C) بـ 0.033 ± 0.006. ويُعزى ذلك إلى التفكك الأسرع لـ [ Xe⁺ ( 2P¹ / ² ) Cl⁻ ]] * بالنسبة إلى [ Xe + ( 2 P 3/2 ) Cl −] * مسؤول عن هذا الوضع.
مسارات التحلل
إشعاع
أطياف الانبعاث
وقد لوحظت الأطياف المقابلة الموضحة في الشكل 11 من قبل جميع المؤلفين تقريبًا الذين درسوا الخلائط التي كانت تعتمد على الزينون ومانح الكلور.
أتاحت دراستان نظريتان تحديد أطياف الانبعاث. [ 42 ] [ 49 ] خمسة انتقالات ذات شدة عالية تتوافق مع ΔΩ = 0، أي استقطاب موازٍ للمحور بين النواتين. الحالات الابتدائية أيونية دائمًا، والحالات الناتجة تساهمية. خصائص هذه الانبعاثات موضحة في الجدول 17.
الجدول 17. XeCl* الانبعاثات. انتقال تجربة نظرية نظرية نظرية الطول الموجي المرصود (نانومتر) الطول الموجي المحسوب للانبعاث (نانومتر) حان وقت الانتقال (أو الانتقالات) احتمالية الانبعاث (ثانية⁻¹ ) × 10⁷ ب → س 308 [ 65 ] 295؛ [ 49 ] 282 [ 42 ] 2.76؛ [ 49 ] 2.85 [ 42 ] 9.3؛ [ 49 ] 11.4 [ 42 ] D → X 235.5 [ 53 ] 224؛ [ 49 ] 216 [ 42 ] 1.94؛ [ 49 ] 2.09 [ 42 ] 10؛ [ 49 ] 14 [ 42 ] ج → أ 3/2 345 [ 65 ] 330؛ [ 49 ] 306؛ [ 42 ] 355 [ 87 ] 0.96؛ [ 49 ] 0.98 [ 42 ] 0.81؛ [ 49 ] 1.05 [ 42 ] ب → أ 1/2 345 [ 65 ] 324؛ [ 49 ] 307 [ 42 ] 0.87؛ [ 49 ] 0.88 [ 42 ] 0.6؛ [ 49 ] 0.84 [ 42 ] D → A 1/2 غير مُلاحَظ 242؛ [ 49 ] 233 [ 42 ] 0.50؛ [ 49 ] 0.49 [ 42 ] 0.56؛ [ 49 ] 0.59 [ 42 ]
أكثر الانتقالات فوق البنفسجية احتمالاً هي B→X و D→X، وهي من النوع Σ→Σ. أما الانتقالات الأخرى، B→A و C→A و D→A، فهي من النوع Π→Π، وهي أقل احتمالاً بكثير. [ 73 ]
لم تُسفر الانتقالات الأخرى الأضعف نظريًا عن أي رصد حتى الآن، باستثناء دراسة هاي ودونينغ [ 49 ] ، اللذين وضعا أربعة انتقالات مستقطبة عموديًا على المحور بين النواتين؛ أي أن ΔΩ = ±1. وقد لاحظ إيوينغ وبراو [ 89 ] فقط انبعاثًا مركزه 425 نانومترًا يُعزى إلى انتقال 2 Σ→ 2 Π. وأخيرًا، اقترح كراوس [ 73 ] إمكانية انبعاث من النوع D→B، والذي يتميز بدورة انتقال ضعيفة جدًا. ويُشير الجدول 6 إلى أن طول هذه الدورة يبلغ 931 نانومترًا.
تم رصد الانبعاثات الرئيسية والإبلاغ عنها كما هو موضح في الجدول 17.
يُلاحَظ خط B→X عند 308 نانومتر (الشكل 11)، على الرغم من أن التنبؤ النظري بوجوده كان ضعيفًا. يُعد هذا الخط أضيق خط انبعاث، وتُظهر الحالة النهائية بئر جهد ضحلًا نوعًا ما. ومثل هاليدات الغازات النادرة، يتميز هذا الانبعاث بأطول فترة انتقال. ولذلك، يُفضَّل استخدامه في ليزرات XeCl. [ 4 ]
تجريبياً، تتداخل خطوط (C→A) و(B→A)، [ 59 ] مُنتجةً طيفاً متصلاً مركزه 345 نانومتر، غالباً ما يكون منخفض السعة كما هو موضح في الشكل 11. يعتمد عرض الانبعاث على الانتقال الذي يميل إلى حالة تنافرية قوية. حدد كولتز وآخرون هذا الطيف المتصل بين 312 و460 نانومتر. [ 50 ] تُعزى شدة الإشعاع الضعيفة المرصودة إلى ضعف احتمالات انتقال الانبعاثين المعاكسة لانتقال B→X، وإلى الكميات الضئيلة من الحالات C المتكونة مقارنةً بالحالات B كما لوحظ سابقاً. وقد لفت باحثون آخرون الانتباه إلى ظاهرة امتصاص جزيء الزينون ( Xe).2 Clعند هذا الطول الموجي. [ 158 ] وفقًا لكاناريوآخرون، يُعد التفاعل (3) المسار الرئيسي لتكوين الحالتين B وC. [ 142 ] قدّر تسوجيوآخروننسب تكوّن الحالتين B وC: 38% للحالة C و62% للحالة B. [ 141 ] قيمة احتمالات الانتقال (القيمة النظرية لـ IB→A/IB→X= 0.07؛ القيمة التجريبية 0.05)، [ 50 ] لذا فإن مساهمة انبعاث (B→A) تبلغ حوالي 10%. ادعى العديد من المؤلفين [ 6 ] [ 59 ] [ 159 ] أنه يمكن تطويرليزر يعتمد على انبعاث 345جويعندما تكون الحالتان B وC في حالة توازن حراري. في الوقت نفسه، لم يتم التوصل إلى أي نتيجة ملموسة حتى عام 2014.
لم يُرصد انتقال (D→X) المتمركز عند 235.5 نانومتر بشكل منهجي. ويبدو الخط الطيفي المقابل ضعيفًا كما في الشكل 12. ويتشابه عرضه البصري مع عرض انبعاث (B→X) لأنه يؤدي إلى نفس الحالة الضعيفة الارتباط لـ X. [ 53 ] في المقابل، تتباين الشدة النسبية لانبعاثات (B→X) و(D→X) بشكل كبير بين الباحثين: I<sub> D→X</sub> /I<sub> B→X</sub> = 1/3 بحسب شوكر، [ 53 ] ومن 1/25 إلى 1/50 بحسب سور وآخرون، [ 81 ] و0.14 بحسب تايلور وآخرون . [ 160 ] وقد لاحظ هؤلاء الباحثون أن هذه العلاقة لا تعتمد على الضغط. ويبقى من غير المرجح إمكانية تطوير ليزر باستخدام هذا الانتقال كما توقع شوكر. [ 53 ]
لم تُظهر الأطياف أي انبعاث من نوع D→A. ومع ذلك، لاحظ حسال وباليك [ 100 ] خطًا عند 246 نانومتر بكثافة ضعيفة جدًا (الشكل 12) دون أن يعزوه إلى الانتقال قيد الدراسة.
تُعتبر انبعاثات الحالة D ضئيلة في مطيافية XeCl. وبالنظر إلى غياب الانتقال D→A، كما هو الحال بالنسبة لـ D→B، والذي يُعزى إلى احتمالية الانتقال الضعيفة [ 42 ] [ 49 ] [ 73 ]، فإن الأمر يختلف بالنسبة لـ D→X. فمن الجدول 17، يتضح أن شدة انبعاث D→X أقل من شدة انبعاث B→X. في هذه الحالة، قد يُعزى ذلك إلى ضعف إنتاج الحالة D، إما عن طريق المسار الأيوني [ 141 ] أو عن طريق تفاعل الرمح باستخدام حالات Xe( 3P ) [ 97 ] . المسار الرئيسي لـ XeCl* عملية التخليق هي التفاعل (3)، ونسبة عدد الحالات B إلى عدد الحالات D هي 0.053. من الجدول 17، يُرجّح أن الحالة D ستفقد إثارتها بالكامل باتجاه الحالة X. تُظهر احتمالات الانتقال في الجدول 17 أن ID→X/IB→X≈ 6.2%، وهي نتائج من رتبة مقدار نتائج سوروآخرون [ 81 ] ، وليست بعيدة عن نتائج تايلوروآخرون [ 160 ] .
تتدهور هذه الانبعاثات بدرجات متفاوتة عند الأطوال الموجية القصيرة، كما يظهر في طيف انبعاث الخط (B→X) في الشكل 13. وقد لوحظت ظاهرة تذبذب مماثلة عند نفس الطول الموجي في أطياف الامتصاص. [ 52 ] علاوة على ذلك، فإن انبعاث (D→X) له نفس بنية الخط مثل (B→X). [ 81 ]
يرتبط عرض هذه الخطوط وطبيعتها التذبذبية بوجود انتقالات ناتجة عن مستويات اهتزازية عالية لحالات إشعاعية مثارة. [ 50 ] [ 74 ] [ 92 ] ينتج الإثارة الاهتزازية عن الطاقة المتبقية بعد تكوين جزيء الإكسيبلكس. وتعتمد هذه الطاقة على كلٍ من حالة ذرة/أيون الزينون المشارك في التفاعل ومانح الهالوجين. [ 58 ] [ 74 ] [ 115 ] بالنسبة للانبعاث عند 345 نانومتر، تكون الانتقالات عند مستوى اهتزازي عالٍ أكثر تشتتًا نحو المنطقة الحمراء في حالة C→A 3/2 مقارنةً بحالة B→A 1/2، وذلك لأن حاجز التنافر في A 3/2 أكثر انحدارًا وأقرب إلى الحالة الأعلى للانبعاث من A 1/2 . [ 74 ]
يتلاشى الطابع التذبذبي لهذه الأطياف مع ازدياد الضغط، ولا تظهر سوى القمم الناتجة عن المستوى v≤2 عندما يتجاوز الضغط 1 ضغط جوي. وهذا يدل على أن الاسترخاء الاهتزازي يُفرغ مستويات الاهتزاز العليا بشكل فعال. [ 10 ] [ 92 ] من جهة أخرى، يكون اختفاء المستويات المرتفعة أسرع في الحالة B منه في الحالة C، لأن الحالة C تتمتع بعمر أطول بكثير. [ 74 ] يلعب الاسترخاء الاهتزازي للحالتين B وC دورًا هامًا في الحركية الكيميائية لأشعة ليزر XeCl.
بعد تجاوز 5 ضغط جوي، تزداد هذه الخطوط في العرض، ربما بسبب التوسع الناتج عن التصادمات بفعل الأشعة أو بسبب البنية الدورانية بأكملها. [ 161 ]
تكون التأثيرات النظائرية ضئيلة بالنسبة للزينون، لكنها ملحوظة بالنسبة للكلور. تنزاح خطوط الاهتزاز المرتبطة بأثقل نظير، وهو الكلور -37 ، انزياحًا طفيفًا نحو أطول الأطوال الموجية. على سبيل المثال، تبلغ الفجوة 1.51 أنغستروم لخط 4-0 من البورون إلى الزينون. [ 55 ]
أعمار الإشعاع للأنواع المثارة
تظهر قيم الحالات B و C و D في الجدول 18 لمستوى الاهتزاز v=0. هذه هي الحالات B و C التي أسفرت عن المزيد من التحديدات.
الجدول 18. عمر (بالنانو ثانية) XeCl* الولايات. الحالة ب : τ ب الحالة ج : τ ج الحالة د : τ د طريقة مرجع 11.1 ± 0.2 130.5 ± 1.5 تجريبي (غاز) [ 17 ] 27 ± 3 53 ± 6 تجريبي (غاز) [ 67 ] 10.1 123 9.5 نظري [ 49 ] 11.1 ± 0.2 131 ± 10 تجريبي (غاز) [ 61 ] 135 تجريبي (غاز) [ 69 ] 8.2 95 6.9 نظري [ 42 ] 11 تجريبي (صلب) [ 91 ] 133.5 ± 4.5 تجريبي (صلب) [ 72 ] 120 ± 9 تجريبي (صلب) [ 76 ] 17 تجريبي (غاز) [ 162 ]
في الحالة B، توجد قيمتان متباعدتان إحصائيًا عن القيم الأخرى. [ 67 ] [ 162 ] وهما تمثلان أقدم القياسات. وبدون أخذهما في الاعتبار، تكون فترة الثقة المحسوبة بالنانو ثانية كما يلي: 8 < τB < 12.3.
بالنسبة للحالة C، يُعدّ التشتت أكثر أهمية. لا يزال تحديد Grieneisen وآخرون [ 67 ] بعيدًا إحصائيًا عن التحديدات الأخرى، وكذلك عن القيمتين النظريتين [ 42 ] و[ 49 ] ، بالإضافة إلى قياس تم الحصول عليه في الحالة الصلبة [ 76 ] . عند تجاهل ما سبق، تصبح فترة الثقة، بالنانو ثانية، كما يلي: 129.1 < τC < 135.9.
باستخدام القيم المتوسطة، تبلغ نسبة τB / τC 0.0764 . وهي قابلة للمقارنة بشكل كافٍ مع القياس المباشر الذي يبلغ 0.087 ± 0.009. [ 64 ] وتكتسب هذه النسبة أهمية بالغة لأنها تلعب دورًا محوريًا في الاسترخاء الاهتزازي للحالتين B وC.
تم إجراء دراسة منهجية لأعمار العديد من المستويات الاهتزازية (v≤136) للحالتين B و C كما هو موضح في الجدول 19. [ 163 ]
الجدول 19. عمر مستويات الاهتزاز للحالتين B و C لـ XeCl. [ 163 ] مستوى الاهتزاز الطاقة (سم⁻¹ ) ؛ الحالة ج مدى الحياة (ns) ؛ الحالة ج الطاقة (سم⁻¹ ) ؛ الحالة ب مدى الحياة (ns) ؛ الحالة ب 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
تزداد فترات العمر بمقدار 4 أضعاف عندما تنتقل قيمة v من 0 إلى 100. ويظهر في الشكل 14 استقراء بياني للبيانات بالنسبة للحالة B.
بالنسبة للحالة D، توجد ثلاث قياسات فقط متقاربة نسبيًا. في الحالة الغازية، لاحظ شوكر [ 53 ] أن انبعاث D→X له اعتماد زمني مشابه لانبعاث B→X، وهو ما يتوافق مع القيم السابقة نظرًا لأن عمر الحالة B يبلغ حوالي 10 نانوثانية. مع ذلك، يلزم اتخاذ تدابير أخرى لتحديد قيمة τ D بدقة .
المسار التصادمي
سيتم أولاً مناقشة تأثيرات الزينون وHCl، يليها دور الغازات العازلة المتنوعة ومانحات الكلور.
تدمير XeCl* جزيء
في مخاليط الزينون/حمض الهيدروكلوريك
إن العملية الوحيدة لتدمير الحالتين B و C لجزيء XeCl، بخلاف العملية الإشعاعية، والتي تم إثباتها هي:
XeCl* + HCl → نواتج أخرى وليس XeCl (6)بثابت معدل kH
XeCl* + Xe → نواتج أخرى وليس XeCl (7)بثابت معدل kX
XeCl* + 2 Xe → منتجات أخرى وليست XeCl وXe2 Clأو →Xe2 Cl*+ Xe (8)بثابت معدل التفاعل kDX
XeCl* + Xe + HCl → نواتج أخرى وليس XeCl (9)بثابت معدل kM
XeCl* + e−→ Xe + Cl + e−(10)مع ثابت معدل التفاعل ke
حتى عام 2014، لم يتم العثور على أي نتيجة للولاية د.
تم جمع القيم التي تم الحصول عليها للحالتين B و C في الجدول 20. ويفترض المؤلفون أن معدلات التفاعل متطابقة بالنسبة للحالتين.
الجدول 20: ثوابت معدل اختفاء XeCl(B, C) بوحدة سم 3 ث −1 لـ k e و k H و k X وبوحدة سم 6 ث −1 لـ k DX و k M . مرجع ك هـ ك س كي دي إكس ك م ك إي [ 164 ] 1.4 × 10 −9 (± 40%) 3.2 × 10 −11 (± 35%) [ 61 ] (6.3 ± 0.5) × 10 −10 (2.3 ± 0.3) × 10 −11 [ 130 ] 4 × 10 −8 [ 71 ] 0.4 × 10 −11 1.3 × 10 −30 [ 70 ] (7.3 ± 0.1) × 10 −10 < 4 × 10 −12 (1.53 ± 0.1) × 10 −30 [ 62 ] (5.0 + 3.0 - 2.0 ) × 10 - 12 (13.0 ± 4.0) × 10 −31 [ 165 ] 7.3 × 10 −31 [ 166 ] 1.16 × 10 −7 [ 155 ] 1.7 × 10 −9 4 × 10 −31 1.2 × 10 −7 [ 167 ] (7.3 ± 0.1) × 10 −10 [ 131 ] 1.5 × 10 −30 [ 162 ] 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 [ 168 ] 1.5 × 10 −31 [ 135 ] 5 × 10 −31 2 × 10 −8 [ 116 ] 3 × 10 −7 [ 169 ] 3 × 10 −8 [ 170 ] 2 × 10 −7 [ 119 ] 1 × 10 −7
لوحظ التفاعل (9) مرة واحدة فقط، مؤخراً. [ 16 ] لذا، لا تتوفر بيانات للمقارنة. في المقابل، لوحظت التفاعلات الأخرى وتم تحديد كميتها بشكل متكرر.
بالنسبة لـ kH ، توجد ثلاث قياسات متباعدة إحصائيًا عن غيرها. [ 16 ] [ 155 ] [ 164 ] القياسان الأخيران (الأقدم) أفضل من غيرهما. أما القياس الأول، وهو قياس حديث، فهو التجربة الوحيدة التي أثبتت العملية (9) التي تم إهمالها. يجب ضرب قياسات ريفز وآخرون [ 16 ] في 2 ، مما يجعلها في نفس مستوى القيم الأخرى. مع الأخذ في الاعتبار التفاعل (9)، يجب مراجعة مجموعة قيم kH بالخفض باستثناء قيم ريفز وآخرون [ 16 ] . من الصعب الحصول على فاصل ثقة في هذه الظروف .
بالنسبة لـ k X ، يُعد التحليل الإحصائي بالغ الصعوبة نظرًا للتشتت الكبير للقيم المطلقة المهمة للشكوك المضاعفة. لم يُقدّم لورنتس [ 70 ] سوى حدٍّ أعلى. وتُبقي نتائج ريفز وآخرون [ 16 ] التساؤل مفتوحًا حول إمكانية حساب هذه العملية، نظرًا لضعف ثابت معدلها. إحصائيًا، لا ينبغي أن تتجاوز قيمة k X 6.12 × 10-12 سم³ ث⁻¹ . [ 61 ] وقد سبق أن قدم مقياس آخر (قديم)،[ 164 ] قيمة خاطئة لـ k H. وتم تعديلمقياس آخر [ 61 ] بشكل كبير نحو الأسفل بعد ست سنوات . [ 62 ]
التفاعل (8) الذي لا يؤدي إلى إنتاج الزينون2 Cl*ذو أهمية ضئيلة. [ 62 ] [ 111 ] القياسات المُعطاة لـ kDXمُشتتة جيدًا، وفترة الثقة تحتوي على ثلاث قيم فقط. [ 16 ] [ 162 ] [ 165 ] اثنان من القياسات المُستبعدة عبارة عن تقديرات مشكوك فيها، [ 135 ] [ 168 ] بينما القياسات الأخرى هي قياسات مباشرة مُقابلة [ 62 ] [ 70 ] [ 71 ] [ 131 ] [ 155 ] والتي قدمت نتائج جيدة. يكتنف kDXقدر كبير من عدم اليقين، لكن القيمة المتوسطة تُمثل النتائج الإجمالية، أي 9.1×10−31 سم 6 ث −1 .
تُظهر القيم المقاسة لـ k e تشتتًا كبيرًا. أربع قيم فقط متقاربة إحصائيًا [ 119 ] [ 130 ] [ 155 ] [ 166 ]. القيمة المتوسطة هي 9.6 × 10إن قيمة −8 سم 3 ث −1 قريبة نسبياً من القياس المباشر الوحيد. [ 166 ]
اقترح لو [ 171 ] أيضًا منتجات أخرى للتفاعل (10):
XeCl* + e−→Xe++ Cl−(ke1= 1.8×10−7 سم 3 ث −1 ) أو → Xe* + Cl + e − (k e2 = 1.2 × 10−7 سم 3 ث −1 )
لوحظت بعض الاختلافات في تفاعلات النوع (6) التي تفسر مستويات الاهتزاز لشركاء التصادم:
XeCl* (v=0) + HCl(v=1) → Xe + HCl + Cl + Cl (6a)مع ثابت معدل kHa
XeCl* (v=0) + HCl(v=2) → Xe + HCl + Cl + Cl (6b)مع ثابت معدل kHb
XeCl(B,C;v≠0) + HCl(v=0) → نواتج أخرى وليس XeCl (6c) بمعدل ثابت k Hc
تُلخّص قيم ثوابت المعدل في الجدول 21. وهي متباعدة بشكل جيد ولا تتوافق مع أي قياس مباشر. وتستند هذه القيم تحديدًا إلى تقديرات مماثلة.
الجدول 21. قيم k Ha و k Hb و k Hc بوحدة سم 3 ث −1 . مرجع ك ها ك هيبو ك هك [ 116 ] 7.7 × 10 −10 [ 172 ] 6.3 × 10 −10 [ 171 ] 1.4 × 10 −9 [ 143 ] 7.7 × 10 −9 7.7 × 10 −9 [ 152 ] 7.7 × 10 −10 [ 156 ] 6.3 × 10 −10 [ 173 ] 6.3 × 10 −10
تظهر التفاعلات الموافقة للتفاعلين (6) و(7) بوضوح عندما يكون جزيء XeCl في الحالة الأرضية X(v=0). تؤثر هذه الظواهر على أداء الليزر، ولذا فهي ذات أهمية. جُمعت ثوابت معدل التفاعل في الجدول 22. لا تتغير هذه المعدلات بتغير مستوى اهتزاز الجزيئات المتصادمة. يوجد قياس مباشر واحد فقط؛ [ 30 ] أما القياسات الأخرى فهي تقديرات.
دور الغاز العازل
كما أن إضافة غاز ثالث بكميات كبيرة تؤثر على حركية اختفاء XeCl(B,C). فهي تحفز تفاعلات مشابهة لتلك التي ينتجها الزينون:
التصادم المزدوج (11) : XeCl(B,C) + Rg → Xe + Cl + Rg، ثابت معدل التفاعل k 11
التصادم الثلاثي (12) : XeCl(B,C) + 2 Rg → Xe + Cl + 2 Rg، ثابت معدل التفاعل k 12
التصادم الثلاثي المختلط (13) : XeCl(B,C) + Xe + Rg → 2 Xe + Cl + Rg، ثابت معدل التفاعل k 13
تم تجميع ثوابت معدل العمليات الثلاث في الجداول من 23 إلى 25.
الجدول 23. قيم k 11 بوحدة سم 3 ث −1 للغازات النادرة المختلفة. مرجع هو ني أر كر [ 62 ] (1.1 ± 0.2) × 10 −12 (0.76 ± 0.15) × 10 −12 (1.8 ± 0.5) × 10 −12 (4.0 ± 0.6) × 10 −12 [ 168 ] 5 × 10 −13 [ 174 ] 1 × 10 −12 [ 164 ] (1.0 ± 0.3) × 10 −12 [ 162 ] 3.3 × 10 −13 [ 156 ] 10-11 [ 175 ] < 2 × 10 −13
تُعدّ التفاعلات (11) و(13) ذات أهمية بالغة، بينما يُسهم التفاعل (12) إسهامًا ضئيلاً. وتتباين النتائج تباينًا كبيرًا، وقد تصل الاختلافات إلى عدة مراتب. وقد أسفرت أربعة مراجع [ 62 ] و[ 70 ] و[ 164 ] و[ 175 ] عن قياسات مباشرة لمعدلات التفاعل، بينما تُعدّ المراجع الأخرى تقديرات مبنية على مقارنات، وهي إرشادية فقط. ولا تتوفر أي معلومات عن الكريبتون.
الجدول 24. قيم k 12 بوحدة سم 6 ث −1 للغازات النادرة المختلفة. مرجع هو ني أر كر [ 175 ] < 3 × 10 −33 [ 168 ] 5 × 10 −34 [ 176 ] 5 × 10 −32 [ 152 ] 1 × 10 −33 [ 164 ] < 1 × 10 −33 [ 156 ] 1 × 10 −34
تتضح التفاعلات التنافسية في مجمل هذه التفاعلات.
الجدول 25. قيم k 13 بوحدة سم 6 ث −1 للغازات النادرة المختلفة. مرجع هو ني أر كر [ 175 ] (3.8 ± 0.2) × 10 −30 [ 62 ] (2.4 ± 0.5) × 10 −31 (7.4 ± 1.5) × 10 −31 (8.9 ± 1.9) × 10 −31 (9.9 ± 1.9) × 10 −31 [ 70 ] (1.01 ± 0.05) × 10 −30 [ 168 ] 1.5 × 10 −32 1.5 × 10 −31 [ 156 ] 5 × 10 −32 [ 130 ] 1 × 10 −31 [ 176 ] 1.5 × 10 −31 [ 119 ] 2 × 10 −31
تتنافس تفاعلات (11) على تفاعلات الإحلال. في هذه الحالة، تكون النواتج هي RgCl(B). وقد لوحظت هذه التفاعلات فقط في حالة Rg = Kr: [ 138 ]
XeCl* + Kr → KrCl + Xe
ثابت المعدل هو 0.7 × 10−9 سم 3 ث −1 . [ 139 ] لذلك، يُعد هذا التفاعل أكثر فعالية من التخميد. ويلعب دورًا هامًا في حركية الليزر. كما أنه سريعٌ مثل عملية تكوين XeCl* عن طريق تفاعل الحربة. يتناول الجدول 20 أحد المسارات الرئيسية لتدمير جزيء الإكسيبلكس.
بالنسبة لبراشيرز وآخرون ، [ 177 ] من الممكن الحصول على المركب ثلاثي الذرات، Rg XeCl* ، كناتج. هذا تفاعل تنافسي يحدث عند تصادم الذرات المتفككة. لوحظت انبعاثات KrXeCl عند 370 نانومتر، [ 177 ] بالإضافة إلى ArXeCl عند 326 نانومتر [ 178 ] وNeXeCl عند 434 نانومتر. [ 91 ] لم تُقاس ثوابت معدل التفاعل، باستثناء Rg=Kr، والتي تبلغ 9×10−33 سم 6 ث −1 . [ 62 ]
ومع ذلك، يبدو أن تكوين ArXeCl يتم بشكل تفضيلي عن طريق تفاعل تنافسي (13):
Xe* + Ar + Xe → Ar XeCl*
ثابت المعدل هو 4 × 10−30 سم 6 ث −1 . [ 9 ] ومن ثم يكون من نفس رتبة المقدار مثل (13).
ومع ذلك، فإن عملية تصنيع الزينون2 Cl*ثلاثي هو التفاعل التنافسي الأكثر شيوعًا لـ (13).
بالنسبة للهيليوم، قدم باجينسكي وآخرون [ 174 ] حلاً باستخدام Xe * 2 + Cl + He، وثابت معدل التفاعل هو 1.5 × 10−31 سم 6 ث −1 .
تم إثبات تفاعل مماثل للتفاعل (11) باستخدام XeCl في الحالة الأرضية. يلخص الجدول 26 ثوابت معدل التفاعل. تتباين القياسات بشكل كبير (قياس واحد فقط مباشر)، ولا تتوفر بيانات عن الكريبتون. [ 30 ] أما القياسات الأخرى فتعتمد، بشكل أو بآخر، على التقديرات. من بين هذه التقديرات، هناك تقدير واحد [ 179 ] بعيد إحصائيًا عن البقية. باستخدام النيون، قُدِّر ثابت معدل التفاعل لـ XeCl(X, v=1) بـ 1 × 10−11 سم 3 ث −1 . [ 156 ]
الجدول 26. ثوابت معدل الاختفاء بوحدة سم 3 ث −1 من خلال التصادمات الثنائية بالنسبة إلى XeCl(X, v=0) لغازات عازلة مختلفة. مرجع هو ني أر كر [ 119 ] 5 × 10 −12 [ 173 ] 9.8 × 10 −11 [ 180 ] 3 × 10 −12 [ 30 ] (1.0 ± 0.15) × 10 −13 (0.6 ± 0.06) × 10 −13 [ 116 ] 1 × 10 −11 [ 171 ] 1 × 10 −12 [ 135 ] 8 × 10 −12 [ 179 ] 5 × 10 −11
مانحات الكلور الأخرى وتفاعلات أخرى
التفاعلات الرئيسية هي تلك التي تتوافق مع التفاعل (6):
XeCl* + RCl → نواتج أخرى وليس XeCl (14)ثابت معدل kR
قيم ثوابت معدل التفاعل من خلال RCl = Cl2 أوCClتم تلخيص 4 منها في الجدول 27. المواد المانحة للكلور الثلاثة التي تمت دراستها (HCl،Cl2 وCCl4 ) لها معدلات إخماد من نفس رتبة المقدار.
الجدول 27. ثوابت المعدل بوحدة سم 3 ث −1 بالنسبة للتفاعلات (14) لـ XeCl (B، C ؛ v' = 0،1). مرجع Cl2 CCl4 [ 61 ] (4.3 ± 0.2) × 10 −10 [ 70 ] (5.6 ± 0.25) × 10 −10 [ 165 ] 5 × 10 −10 [ 131 ] 5.9 × 10 −10 [ 71 ] 5.8 × 10 −10 [ 175 ] (4.6 ± 0.2) × 10 −10
جميع القياسات الواردة في الجدول 27 تجريبية. بالنسبة للكلور، قيمة واحدة فقط (حديثة) تختلف إحصائيًا عن القيم الأخرى. [ 61 ] الفرق المطلق ليس كبيرًا جدًا مقارنةً بالقياسات الأخرى. متوسط قيمة kR للكلور هو 5 × 10-10 سم 3 ث -1 ، وهو قريب جدًا من قياس نسبي لـ CCl4 .
بالنسبة للكلور، أشار غرينيزن وآخرون [ 67 ] إلى قيمتين مختلفتين لثابت معدل التفاعل للحالتين B وC. وقد قُدِّرت هاتان القيمتان على التوالي بـ (8.8 ± 1.5) × 10-10 سم 3 ث −10 و (3.3 ± 0.3) × 10−10 سم 3 ث −1 . هذا مقياس مباشر لعملية التدمير من خلال التصادم الثنائي مع الكلور٢- يشمل ذلك جميع الظواهر وليس فقط عملية الإخماد. بما أن الحالتين B وC متقاربتان طاقيًا، فإن اقتران التصادم يؤثر على الحالتين. ويبدو أن نتيجة مماثلة لغاز الزينون تعزز هذه الفرضية.
توجد بعض ذرات الكلور الحر في الظروف المهمة لأشعة الليزر. فيما يلي تفاعلات إخماد هذه الذرات:
XeCl* + Cl → Xe + 2Cl
قدّر مؤلفان ثابت المعدل: 1.4 × 10−9 سم 3 ث −1 [ 119 ] و 8 × 10−10 سم 3 ث −1 . [ 135 ]
وجود الشوائب، I m ، مثل مركبات الكلوروكربون (نتيجة للتآكل [ 181 ] )، NO، CO2 ،O2 ، CO،N2 O,Hقد يكون لـ 2O تأثير على الحركية الكيميائية لاختفاءXeCl* منذ التصادمات الثنائية Im–XeCl* تمتلك ثوابت معدل من رتبة 3×10−10 سم 3 ث −1 ، [ 167 ] مما يجعلها قابلة للمقارنة مع XeCl* + تفاعل RCl. ومع ذلك، ونظرًا لمستويات الشوائب المعتادة، فإن ترددات التفاعل ضئيلة. وقد اقتُرح حل عملي للتخلص منها يتضمن إدخال 1 تور منالهيدروجين2. [ 181 ]
عملية الاقتران التصادمي بين الحالتين B و C
في الخلائط الثنائية من Xe/HCl
تشير فجوة الطاقة الضعيفة (حوالي 100 سم⁻¹ ) بين هاتين الحالتين (الجدول 2) إلى حدوث اقتران. مع ذلك، لم يتم تحديد هذه النتيجة كميًا بدقة، ولم يتم تأكيدها لاحقًا. ولم يتم رصد أي ظاهرة اقتران تصادمي ناتجة عن الكلور مؤخرًا.
لا يزال دور الإلكترونات غير معروف جيدًا في عملية الاقتران. وفقًا لفين وآخرون [ 164 ] ، فإن دورها ضئيل، على الرغم من أن جونسون وآخرون [ 135 ] قدّروا ثابت معدل مرتفعًا. ووفقًا لهم، فإن هذا المعدل هو نفسه بالنسبة لعمليات نقل B إلى C وC إلى B. ولا يساوي فرق الطاقة بين B وC صفرًا (انظر الجدول 2). وقد قُدِّر معدل التفاعل بـ 2 × 10−8 سم 3 ث −1 .
يتم إثبات هذه الاقترانات من خلال التصادمات الثنائية باستخدام ذرة من الزينون:
XeCl(B ; v' = 0) + Xe → XeCl(C ; v' = 0,1) + Xe (15) ثابت معدل التفاعل k BC
XeCl(C ; v' = 0, 1) + Xe → XeCl(B ; v' = 0) + Xe (16) ثابت معدل التفاعل k CB
إن قياسات ثوابت المعدل ليست متسقة للغاية كما هو موضح في الجدول 28.
الجدول 28. ثوابت معدل عمليات الاقتران التصادمي للحالتين B و C بوحدة سم 3 ثانية −1. مرجع ألف قبل الميلاد ك سي بي [ 61 ] (11.0 ± 0.3) × 10 −11 (7.4 ± 0.3) × 10 −11 [ 71 ] 13.5 × 10 −11 15 × 10 −11 [ 16 ] (7.21 ± 1.97) × 10 −12 (4.08 ± 1.97) × 10 −12 [ 121 ] 5 × 10 −11
في تجارب إينوي وآخرون [ 61 ] ، تم إثارة مستويات الاهتزاز v'=0.1 مباشرةً. وهذا ليس هو الحال في تجارب أخرى [ 16 ] [ 71 ] . القيمة الأخيرة [ 121 ] هي مجرد تقدير نظري مبني على أوجه التشابه مع تفاعلات أخرى. تشير فجوة الطاقة ΔE = EB – EC، المستنتجة من kCB وkBC ، إلى إمكانية الحصول على مزيد من المعلومات. بافتراض أن الحالتين EB و EC كانتا متوازنتين حراريًا:
k BC /k CB = exp(ΔE/kT) لأن الأوزان الإحصائية للحالتين متساوية. [ 49 ]
استنتج إينوي وآخرون [ 61 ] قيمة ΔE أيضًا بـ 85 سم⁻¹ ، بينما استنتجها ريفز وآخرون [ 16 ] بـ 119 سم⁻¹ ، في حين كانت القيمة المقاسة من قبل لو كالفيه وآخرون [ 71 ] هي 22 سم⁻¹ (انظر الجدول 2 ). القيمتان الأوليان فقط هما قيم ΔE المتوافقة مع 100 سم⁻¹ ، وهي القيمة المقبولة. يوجد فرق واضح بين هاتين القيمتين؛ إذ يفصل بين قيم k<sub> BC</sub> و k<sub> CB</sub> في التجربتين رتبة مقدارية. [ 16 ] [ 61 ] قدم غرينيزن وآخرون [ 67 ] المعدل الكلي لتدمير الحالتين B و C فقط، أي التخميد والاقتران. بالنسبة لتدمير الحالة C، وجدوا (15.5 ± 0.9) × 10 -12 سم 3 ث −12 وللحالة ب (10.3 ± 0.9) × 10-12 سم³ ث⁻¹ ،وهي قيم متوسطة بين قيم إينوي وآخرون [ 61 ] وريفز وآخرون [ 16 ] . تجدر الإشارة إلى أن التخميد بواسطة الزينون له تأثير ضعيف فقط (الجدول 20). من الجدير بالذكر أن إينوي وآخرون [ 61 ] لم يأخذوا التفاعل (9) في الحسبان. إذا تم اتباع نفس النهج لنتائج ريفز وآخرون [ 16 ]، فإنقيم k <sub>BC</sub> و k <sub>CB</sub> تكون قريبة من قيم إينوي وآخرون [ 61 ] .كما تم توضيحه بالنسبة لـ k <sub>x</sub> و k<sub> H </sub> ، فإن أخذ العملية (9) في الحسبان يُعدّل قيم معدل التفاعل. في هذه النقطة، يُعد ريفز وآخرون [ 16 ] أكثر دقة من إينويوآخرون [ 61 ] .
تكمن ميزة نتائج إينوي وآخرون [ 61 ] في دقة التحليل الاهتزازي، حيث تتغير قيمتا k<sub> BC</sub> و k<sub> CB</sub> بتغير مستوى الاهتزاز v. بالنسبة للمستويات من v = 70 إلى 130، تتراوح ثوابت المعدل بين 15 و 20 × 10 <sup>-3</sup>لوحظت قيمة −11 سم 3 ث −1 . [ 163 ] ويبدو أنk BC و k CB ينموان مع v.
بما أن معظم الوقت يتم تكوين XeCl(B, C) مع إثارة اهتزازية قوية، فإن معرفة التقدير الدقيق لتغير k BC و k CB مع v؛ والحركية الكيميائية للاسترخاء الاهتزازي وأهميتها بالنسبة لعملية الاقتران أمر مهم.
دور الغاز العازل
ينتج الاقتران التصادمي عن طريق التصادمات الثنائية مع ذرة من غاز نبيل، Rg:
XeCl(B) + Rg → XeCl(C) + Rg (17) ثابت معدل التفاعل k BC Rg
XeCl(C) + Rg → XeCl(B) + Rg (18) ثابت معدل التفاعل k CB Rg
قدّم دريلينغ وسيتسر [ 163 ] قيمًا تقريبية لـ k<sub> BC </sub>Rg و k<sub> CB</sub> Rg لمستوى اهتزازي مُحدد. وتُعرض النتائج في الجدول 29. يُبين هذا أن ثوابت المعدل تزداد بانتظام مع مستوى الاهتزاز v لـ XeCl.* أعلى والغاز النادر، Rg، أثقل.
الجدول 29. ثوابت معدل الاقتران بوحدة سم 3 ث −1 عن طريق التصادمات الثنائية باستخدام ذرة من غاز نبيل. [ 163 ] v هو ني أر كر 0–30 (0.5 إلى 1.8) × 10 −11 (0.7 إلى 2.6) × 10 −11 (3.0 إلى 11) × 10 −11 (3.0 إلى 11) × 10 −11 30–70 (1.8 إلى 2.5) × 10 −11 (2.6 إلى 3.5) × 10 −11 (11 إلى 15) × 10 −11 (11.0 إلى 16) × 10 −11 70–130 2.5 × 10 −11 3.5 × 10 −11 15 × 10 −11 16 × 10 −11
باستخدام الهيليوم، أُجريت تجارب عند ضغوط منخفضة وعالية. [ 66 ] عند الضغوط العالية، تكون ثوابت النقل من رتبة (1.5 ± 0.7) × 10-12 سم 3 ث −12 وعند الضغوط المنخفضة 3.0 × 10−11 سم 3 ث −1 . يُحدث الضغط الشديد استرخاءً اهتزازيًا بحيث تكون قيم v المشاركة في النقل ضعيفة، والعكس صحيح بالنسبة للضغوط الضعيفة. التحديد المباشر الوحيد المتاح لـ k BC He يعطي قيمة أقل من 3 × 10−13 سم 3 ث −1 . [ 69 ]
بالنسبة للنيون، تبلغ قيم معدل النقل عند الضغط المنخفض والضغط العالي على التوالي 3.0 × 10-11 سم 3 ث −1 و (0.8 ± 0.4) × 10−12 سم 3 ث −1 . [ 66 ] وهي أقل من تلك الواردة في الجدول 29. يعطي القياس المباشر لثابت المعدل k BC Ne قيمة أقل من 3.10 −13 سم 3 ث −1 . [ 69 ] وأخيرًا، وفقًا لأوهوا، [ 156 ] فإن رتبة مقدار ثابتي معدل الاقتران ستكون 4.8 × 10−12 سم 3 ث −1 لـ v=4.
أما بالنسبة للأرجون، فتزداد النتائج. عند الضغوط المنخفضة، يكون مقدارها حوالي 6.0 × 10−11 سم 3 ث −1 . [ 66 ] نشر مؤلفون آخرون [ 65 ] معدلات نقل تبلغ 1.2 ± 0.4 × 10−4 سم 3 ث −1 لفترة ضغط تبدأ من 10 إلى 1000 تور.تتوفر قياسات مباشرة لـ k BC Ar و k CB Ar دون تحديد مستويات الاهتزاز المعنية: [ 50 ]
k BC Ar = 36 × 10−4 سم 3 ث −1 و k CB Ar = 21 × 10-11 سم 3 ث -1
في غضون ذلك، لاحظ يو وآخرون [ 69 ] تغيرًا في k BC Ar مع درجة الحرارة :
k BC Ar = (4 ± 2) × 10−12 سم 3 ث −1 عند 300 كلفن و k BC Ar = (2 ± 1) × 10−12 سم 3 ث −1 عند 230 كلفن.
بالنسبة لكوكب الكريبتون، لا يسعنا إلا تقديم تقدير:
k BC Kr = (4) × 10−12 سم 3 ث −1 . [ 69 ]
من الواضح أن عملية الاقتران التصادمي التي تحفزها الغازات النادرة غير مفهومة تمامًا. يقدم باحثون مختلفون تقديرات متباينة لقيمها. لذا، فإن عدم اليقين بشأن ثوابت المعدل لا يقل أهمية عن عدم اليقين بشأنها في حالة الزينون. ويبدو أن الإثارة الاهتزازية تلعب دورًا لا يزال غير محدد بدقة. ولا تتوفر قياسات مباشرة لـ k<sub> BC</sub> Rg و k<sub> CB</sub> Rg . وتشير التقديرات الأولية إلى أن هذه الظواهر تبدو مهمة في حركية الخلائط الغازية.
الاسترخاء الاهتزازي
XeClيتم تصنيع * في أغلب الأحيان عن طريق إثارة اهتزازية قوية، ويمكن أن تصل أعداد الكم الاهتزازية إلى v=100. [ 182 ] وهذا يحفز بعض الاسترخاء الاهتزازي الذي يتشكل عن طريق التصادم الثنائي مع ذرة من غاز نبيل. [ 183 ]
لم يتم نشر سوى قياس واحد للزينون والمستوى v=2.
XeCl(B; v = 2) + Xe → XeCl(B; v' = 0.1) + Xe ثابت معدل التفاعل k v
حيث k v = (2 ± 1) × 10−10 سم 3 ث −1 . [ 61 ]
ترتبط معظم النتائج المعروفة بالغازات العازلة. ومع ذلك، لم يكمل القياسات سوى دريلينغ وسيستر [ 163 ] . ويمكن كتابة الاسترخاء الاهتزازي على النحو التالي:
XeCl* (v) + Rg →XeCl* (v') + Rg (19)
يُلخص الجدول 30 رتب مقدار k v Rg. يزداد k v Rg مع مستوى الاهتزاز لـ XeCl* والغازات النادرة الأثقل، Rg.يُفترض أن تكونvRg
Table 30 : Vibrational relaxation rate constants in cm3s−1 induced by binary collisions with an atom of a buffer gas, Rg.[163] v He Ne Ar Kr 0–30 (0.15 to 1.1) × 10−11 (0.5 to 2.9) × 10−11 (1.0 to 6.0) × 10−11 (0.6 to 2.7) × 10−11 30–70 (1.1 to 2.5) × 10−11 (2.9 to 6.2) × 10−11 (6.0 to 12) × 10−11 (2.7 to 5.5) × 10−11 70–130 (2.5 to 4.4) × 10−11 (6.2 to 9.5) × 10−11 (20 to 34) × 10−11 (5.5 to 7.3) × 10−11
For helium and krypton, no comparison is available.
For neon, only the reaction with first two vibrational levels of B have been documented:
XeCl(B; v = 1) + Ne → XeCl(B ; v = 0) + Ne with rate constant of kvNe=(0.3 to 0.5)×10−11 cm3s−1.[184]
For argon, the values of kvAr has been determined for v=33, 60 and 75.[90] Their values, respectively, are (17 ± 5)×10−11; (31 ± 9)×10−11 and (43 ± 10)×10−11 cm−11. Other authors placed the figure for kvAr between (10 and 15)×10−11[155] agreeing on the order of magnitude.
Disappearance pathways of the exciplex molecule
The chemical kinetics due to collisional coupling of states B and C and vibrational relaxation are not well known. The few available results often disagree, although a general idea of the situation is possible. For high vibrational levels, coupling overrides the vibrational relaxation while the contrary is true for the lowest levels,[58] even if a rare gas is involved.
The various destructive processes of XeCl(B), differ in importance. A mixture optimized for lasers is used. Neon is favored over argon because the latter strongly absorbs via the Ar+2 ion at 308 nm.[135] Therefore, a ternary mixture (Ne/Xe/HCl) is used. The total pressure is fixed at 3 atm, the respective partial pressures is 2268.6 torr, 10 torr and 1.4 torr. The rate constants are the average values of the most reliable estimates.
The results are summarized in Table 31. For reaction (19), only the lowest vibrational levels are accounted. The lower frequency of disappearance limit is 0.40 ns−1. This process induces the highest destruction, indicating that XeCl(B) synthesized with high vibrational excitation is quickly relaxed by binary collision with neon and (probably) also by xenon. This suggests that other processes are really noticeable only after XeCl(B) is on the v=0 level, which is why reaction (17) uses the value of k BC Do relative to a low v. Once the relaxation is complete other processes take over. Depopulation by spontaneous emission is very important as well as reactions (11) and (17). These two processes lack refined measurements and determinations overall. The role of the xenon coupling is not better known but has less influence than the destruction by binary collision with HCl. Other better known processes are negligible. In particular all termolecular reactions are negligible.
Table 31 : Frequency of destruction of states B in ns−1. Processes Radiative pathway 6 7 8 9 11 12 13 15 17 19 Frequency 0.099 0.036 0.001 0.0001 0.0008 0.24 0.0006 0.0074 0.027 0.064 0.40 Percentage 11% 4% < 1% < 1% < 1% 27% < 1% 1% 3% 7% 46% Percentage after vibrational relaxation 21% 8% < 1% < 1% < 1% 50% < 1% 2% 6% 13%
The Xe2Cl exciplex molecule
Generally, Rg2X molecules are less stable than RgX.[7]Xe2Cl is of double interest. It can cause perturbations in laser XeCl performance because it absorbs well at 308 nm and enables the development of another type of laser based on an Xe2Cl emission.
The Xe2Cl molecule
Initial studies on the Xe2Cl molecule[33][185] found:
- Its most stable configuration in the excited state has a triangular geometry C2v.[186]
- The Xe2Cl* excited states are complexes formed from the association of a molecular ion of Xe+2 and an atomic ion of Cl−.
- The observed emission of the molecule is broad; the corresponding transitions result in a very repulsive ground state.
The potential curves calculated by Huestis et al.[187] from the DIM (Diatomics In Molecules) method are presented in Figure 15.
The three lowest states are covalent and repulsive. They are correlated to XeCl(X or A) and to an atom of xenon at the ground state. The experimental value of the energy at state 12Γ is 0.273 eV.[33] It is compatible with these potential curves. The following three states are ionic. The bound state 42Γ is correlated to XeCl(B) + Xe; the following, 52Γ, a repulsive state, is correlated to XeCl(C) + Xe.
Last and George[43] made a determination of the potential curves using another method, the DIIS (Diatomics In Ionic Systems) method without considering spin-orbital coupling. They found, like Huestis et al.[187] that the 42Γ state is the lowest ionic state. At the bottom of the well, this state has the configuration of an isosceles triangle, such that the distance between the equilibrium positions of Xe and Cl is 3.23 Å. According to Adams and Chabalowski[42] the Xe–Cl distance is 3.39 Å.
Initially, the potential curves of the different states were plotted by maintaining a constant and equal Xe-Xe distance at 3.25 Å (figure 16). Last and George discovered nine states (three covalent and six ionic). The potential curves of the antisymmetric states 42Γπ and 62Γπ are almost coincident with the potential curves of the symmetric states 52Γ and 62Γ. The 32Γ and 72Γ states highlighted by Huestin et al. are absent since the spin-orbital coupling were not taken into account. Inversely, three states, (22Γπ, 42Γπ and 62Γπ) with the π symmetry, were not included in their diagrams.[187]
A second study kept the separation of Xe-Cl at 3.23 Å (figure 17).
* In 42Γπ state, the molecule with isosceles triangle configuration such as the Xe-Cl and Xe-Xe distances are respectively 3.13 and 4.23 Å. The state is 0.8 eV above the 42Γ state.[43]* At the ground state, 12Γ forms a Van der Waals complex. It has a bond-dissociation energy of 0.075eV and a dissymmetric triangular configuration. The Xe–Cl distances are 3.23 and 4.06 Å and the Xe–Cl–Xe angle is 74.4°.[43]* The second excited state 22Γ is also a Van der Waals complex. It has a symmetrical geometry and an Xe–Cl distance of 3.99 Å with an Xe–Cl–Xe angle of 68.4°. Its dissociation energy is 0.055 eV.[43]
Another way of describing Xe–Cl–Xe finds the stable state to be linear and symmetric. At the ground state, the Xe-Cl distance should be 3.24 Å and the dissociation energy 0.076 eV. An excited state could exist with a geometric distance of Xe-Cl of 3.06 Å.[43] This state, which is not shown in Figures 16 and 17, would possess an energy higher than 0.72 eV to that of the 42Γ state. The bonding would be ionic.
Only an experiment conducted at the solid state[72] can be compared to these theoretical results. The special state studied was the 42Γ state. The isosceles triangle structure of this state was confirmed. Three quantities can be compared with theoretical predictions. The Xe-Xe distance is measured at 3.17 Å and that of Xe-Cl at 3 Å. The agreement in values is best for the energy at the bottom of the well that was evaluated at 3.15 eV. The fundamental vibrational frequencies for Xe–Xe, is ωx = 123 cm−1 and for Xe–Cl, ωc = 180 cm−1.
Synthetic pathways
Three principal pathways of Xe2Cl* synthesis are energetically possible through collisions and two others through photodissociation:
Xe*2(A1Σ) + Cl2 → Xe2Cl* + Cl (20)
Xe* + Xe + Rg → Xe2Cl* + Rg (21)
Xe2+ + Cl− + Rg → Xe2Cl* + Rg (22)
XeCl*(X) + Xe + hν → Xe2Cl* (23)
Xe + Cl + Xe + hν → Xe2Cl* (24)
where Rg is a rare gas, probably xenon or a buffer gas.
The authors disagree on the relative importance of these synthetic processes. The processes depend on experimental conditions.
Through harpoon reactions
Reaction (20) is a very energetic harpoon reaction. It involves Xe*2 excited state. According to Bruce et al.,[112] this is the dominant synthetic pathway. Other authors though do not share this view since they believe that this reaction is weak,[187] or indeed negligible.[188] Its rate constant has not yet been measured.
The photoassociative pathway
Reactions (23) and (24) were only recently discovered.[106]
The ionic pathway
According to a theoretical computation,[147] the rate of recombination α’ of the Xe+2 and Cl− ions when Rg = Xe (reaction (22)) was, at the first instance, estimated as 1×10–7 cm3s−1. The same authors later revised this value downward as: α’ = 5×10–8 cm3s−1.[189] This result was confirmed experimentally.[187][190] According to computations, this reaction could become important at high pressures at which Xe2Cl* becomes the principal reaction product, to the detriment of XeCl* (reaction (4)).
The ternary reactions
The synthesis of Xe2Cl* is principally through pathway (21). According to a recent study,[62] the reaction can be interpreted as the result of two successive reactions, the second reaction corresponding to a vibrational relaxation through collision using Rg:
XeCl(B,C) + Xe ↔ Xe2Cl*(v)
Xe2Cl*(v) + Rg → Xe2Cl* + Rg
The starting vibrational levels of Xe2Cl*(v) are above the limit of dissociation of the state in XeCl* + Xe.
In contrast, Yu et al.[69] believe that the formation of Xe2Cl* is through a triatomic complex, RgXeCl*, mainly :
XeCl* + Rg → RgXeCl* where Rg≠Xe
RgXeCl* + Xe → Xe2Cl* Rg
These reactions have been observed in only argon and krypton.
The second reaction is one of displacement. Another reaction is competitive to it when xenon is replaced by krypton. This quenching process should have a rate constant higher than 1×10−13 cm3s−1.[69][177]
The lifetime of the RgXeCl* complex is not well known. It is estimated at 200 ns for KrXeCl[69][177] and 40 ns for NeXeCl.[91] This interval in time is sufficient for the second collision to have a chance of being produced.
The rate constants have been measured as summarized in table 32. If Rg≠Xe, only two direct measurements have been carried out.[39][62] The last[191] is only an evaluation.
Table 32 : Rate constants in cm6s−1 of the reaction (21). Ref He Ne Ar Kr [39] (1.5 ± 0.5) × 10−31 [62] (3.1 ± 1.3) × 10−31 (6.0 ± 1.6) × 10−31 (9.4 ± 2.4) × 10−31 (14 ± 2) × 10−31 [191] (1.5) × 10−31
As for xenon, notice that the totality of the kDX constants of table 20 could be taken as those of the fifth column of table 32 since kDX could be merged with reaction (21).[62]
Paths of disappearance
The radiative pathway
Emission spectra
Theoretical studies[158][185] show that the allowed transitions are (figure 15) :
42Γ → 12Γ (A)
42Γ → 22Γ (B)
42Γ → 32Γ (C)
The starting states are always the same and the corresponding wavelengths, λTh, are indicated in Table 33. They can be compared to experimental values, λObs.
Table 33 : Characteristics of Xe2Cl* emissions. Transition Experiment:[72]λObs (nm) Theoretical estimates: λTh (nm) Theoretical estimates: relative importance Theoretical estimates: transition moment (D)[43] (A) 450 495 Dominant 2.45 (B) 490 514 Important 0.1 (C) 541 100 times weaker
Experimentally, Fajardo and Apkarian[72] observed two transitions (A) and (B) in the spectral domain, even while there was a significant wavelength shift. In most cases, a very large continuum (approximately 80 nm) was observed covering the three emissions. The maximum positioning oscillated between 450 and 500 nm. An example of this sort of spectrum is given in Figure 11. On computation, the limits of short wavelength emissions were evaluated at 443 nm.[101]
According to Last and George,[43] the Xe–Cl–Xe linear molecule ought to have produced an emission approaching the ground state at 321 nm and the transition moment should be elevated to 3.9 D. As of 2014, however, no experiment confirms this prediction.
At the solid state, the Xe2Cl* emission shifts towards the red range and is centered around 570 nm.[192][193] A corresponding result is observed in the liquid state.[194] This phenomenon should be owed to a distortion of the potential curves arising from molecular interactions which are closest to themselves than at the gaseous state. A theoretical study[195] attributes this to the polarization of the xenon matrix by Xe2+Cl− and by Van der Waals forces.
Emission of Xe2Cl* trimer is only observed at high pressures of the rare gas (xenon or buffer gas) and fluorescence increases with the pressure of xenon.[33] These results follow because the synthetic pathway of Xe2Cl* is similar to that of reaction (21). Considering the values of the rate constant of reactions of type (21), the reaction frequency does not deviate in a significant way even when the rare gas pressure is close to 200 torr. Reaction (22) only takes place under pressure of several atmospheres.[189]
Lifetime of Xe2Cl (42Γ)
The only state where Xe2Cl is the original parent of a luminous emission is 42Γ). Several determinations of its lifetime obtained at the gaseous state are summarized in Table 34. The results vary and the uncertainties involved are important. The confidence interval obtained within a threshold of 5% lies between 240 and 253 ns. Of these, four values are not included.[62][80][167][190] Given the strong absolute uncertainty, another measure[111] has a common interval within the confidence interval.
Table 34 : Lifetime of Xe2Cl(42Γ) experimentally obtained at the gaseous state, excepting for the reference given by Stevens and Krauss[158] which is a theoretical determination. Lifetime (ns) Reference 300 ± 50 [111] 185 ± 10 [67] 260 [70] 135+70−60 [39] 210 ± 25 [196] 250 ± 25 [190] 245 ± 10 [80] 328 ± 20 [197] 250 [62] 330 [158] 210 ± 20 [165] 242 ± 10 [167]
Measurements realized at the solid state provide values that are yet more dispersed such as is shown in Table 35.
The collision pathway
The role of chlorine donors (RCl)
Beyond the radiative disexcitation, the Xe2Cl (42Γ) state is destroyed by a double collision with RCl. In practical terms, every author agrees that double collision is the dominant destruction pathway of Xe2Cl when collision is involved, whatever the chlorine donor. Therefore, Xe2Cl* emissions are only observed at weak concentrations of RCl.[15][112][167] The values of the rate constants for reactions (24) are given in Table 36.
Xe2Cl* + RCl → Other products except Xe2Cl (24)
Table 36 : Rate constants in cm3s−1 of reactions (24) for various donors of chlorine, RCl. Reference Cl2 HCl CCl4 [196] (2.2 ± 0.2) × 10−10 (4.3 ± 0.4) × 10−10 (5.4 ± 0.5) × 10−10 [70] (6.1 ± 0.2) × 10−10 [152] 2.6 × 10−10 [198] 8 × 10−10 [121] 6.1 × 10−10 [130] 6 × 10−10 [111] (3.9 ± 0.4) × 10−10 [165] (4.5 ± 0.4) × 10−10 [67] (2.6 ± 0.3) × 10−10 [80] (4 ± 1) × 10−10 [197] (7 ± 1) × 10−10 [167] (4.0 ± 1) × 10−10-10 [199] 1.8 × 10−10 [39] (6 ± 1) × 10−10
There are only two determinations for CCl4 and these are coincident. For HCl, two values are statistically distant from others.[152][198] Giving an explanation for this distance remains difficult. The confidence interval at a threshold of 5% is from 4 to 7×10−10 cm3s−1.
In the case of chlorine, Cl2, only one half of measurements are statistically close.[80][111][165][167] Even so, this closeness is difficult to explain. Its confidence interval at the threshold of 5% varies from 3.7 to 4.5×10−10 cm3s−1. The three chlorine donors appear to have a corresponding influence on the collisional destruction of Xe2Cl*.
To estimate the rate constant of the reaction:
Xe2Cl* + Cl → 2 Xe + 2 Cl
The value is 1×10−9 cm3s−1.[200]
The role of rare gases
These are uniquely binary reactions:
Xe2Cl* + Rg → Other products except Xe2Cl (25)
The disappearance of Xe2Cl* by collision on a xenon atom was observed by Grieneisen et al.,[67] the reaction constant was estimated at 6×10−15 cm3s−1. However, this reaction has not been demonstrated by other authors.[39][70][165][197][199] The upper bound of the rate constant of reaction (25) is 1×10−17 cm3s−1,[197] although other authors placed this limit at 4 to 7×10−14 cm3s−1[165][199] or 5×10−13 cm3s−1.[39] The value used by Kannari et al.,[121] 8×10−12 cm3s−1, has no basis.
For ternary mixtures, the role of the buffer gas is not well known.
For argon, (3 ± 1)×10−14 cm3s−1[39] and (1.5 ± 0.4)×10−14 cm3s−1 are available.[196]
For helium, 5×10−13 cm3s−1[152] and 3×10−14 cm3s−1 are available.[119]
The role of electrons and impurities
The rate of reactions of Xe2Cl* + e− → 2 Xe + Cl + e− (26) does not have consistent estimates. They are summarized in Table 37.
Table 37 : Rate constants of reaction (26) in cm3s−1. Rate constants Reference 2 × 10−7 [142] 9 × 10−9 [119] 2 × 10−8 [135] 4 × 10−9 [130]
The impurities have a lesser influence in the chemical decay of Xe2Cl than XeCl*.[167] The bimolecular rate constants of disappearance of Im–Xe2Cl* are an order of magnitude lower than the relative rate constants for binary collisions ImXeCl*. Yet, for CO2 and nitric oxide, NO, the rate constants are of the same order of magnitude, about some 10−10 cm3s−1. Impurity levels, most often low, may influence the measurements. The reaction frequencies are negligible.
See also
References
- ↑Aaron Peled (2003). Photo-Excited Processes, Diagnostics and Applications: Fundamentals and Advanced Topics. Springer. ISBN 978-1-4020-7527-8.
- ↑A.V. Eletskii (1978). "Excimer lasers". Sov. Phys. Usp. 21 (6): 502–521. doi:10.1070/PU1978v021n06ABEH005558.
- ↑M.J. Shaw (1979). "Excimer lasers". Prog. Quant. Electr. 6 (1): 3–54. Bibcode:1979PQE.....6....3S. doi:10.1016/0079-6727(79)90010-7.
- 1234Ch. K. Rhodes, ed. (1979). Excimer lasers. Berlin: Springer–Verlag.
- 12M.H.R. Hutchinson (1980). "Excimers and excimer lasers". Appl. Phys. 21 (2): 95–114. Bibcode:1980ApPhy..21...95H. doi:10.1007/BF00900671. S2CID 93808742.
- 12I.S. Lakoba & S.I. Yakovlenko (1980). "Active media of exciplex lasers (review)". Sov. J. Quantum Electron. 10 (4): 389–410. Bibcode:1980QuEle..10..389L. doi:10.1070/QE1980v010n04ABEH010101.
- 123B.M. Smirnov (1983). "Excimer molecules". 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). "Report to the American Physical Society of the study group on science and technology of directed energy weapons". Reviews of Modern Physics. 59 (3): S1. Bibcode:1987RvMP...59....1B. doi:10.1103/RevModPhys.59.S1.
- 12F.K. Tittel; G. Marowsky; W.L. Wilson Jr. & M.C. Smayling (1981). "Electron beam pumped broad-band diatomic and triatomic excimer lasers". IEEE J. Quantum Electron. QE-17 (12): 2268–2281. Bibcode:1981IJQE...17.2268T. doi:10.1109/JQE.1981.1070705.A. Garscadden; M.J. Kushner & J.G. Eden (1991). "Plasma physics issues in gas discharge laser development". IEEE Trans. Plasma Sci. 19 (6): 1013–1031. Bibcode:1991ITPS...19.1013G. doi:10.1109/27.125028.
- 123456M.R. Flannery (1979). "Atomic and molecular collision processes in rare-gas-halide lasers and rare-gas excimer lasers". Int. J. Quantum Chem. S13: 501–529. doi:10.1002/qua.560160852.
- 12Fontaine, B. L.; Forestier, B. M.; Sentis, M.; Delaporte, P.; Arif, L. (1987). "Recent Progress in High Average Power Excimer Lasers". Le Journal de Physique Colloques. 48: C7–331. doi:10.1051/jphyscol:1987780.I.A. Mc Intyre & C. K. Rhodes (1991). "High power ultrafast excimer lasers". J. Appl. Phys. 69: R1. doi:10.1063/1.347665.
- ↑V. Baudinaud & M. Autric (1992). "Interaction 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 & 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.
- 12J. Bretagne & 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.
- 123456H. Asselman; P. Rives; J. Galy; H. Brunet & J.L. Teyssier (1993). "Spectroscopic analysis of XeCl emissions in xenon-based mixtures". J. Phys. B. 26 (15): 2311–2322. Bibcode:1993JPhB...26.2311A. doi:10.1088/0953-4075/26/15/017. S2CID 250874646.
- 12345678910111213141516P. Rives; J.L. Teyssier; J. Galy; A. Briot; H. Brunet & H. Asselman (1995). "Kinetic study of the 308 and 345 nm emissions of the molecule XeCl". J. Chem. Phys. 102 (3): 1217. Bibcode:1995JChPh.102.1217R. doi:10.1063/1.468908.
- 12H. Asselman; A. Sekaki; J. Galy; P. Rives; H. Brunet; A. Birot & J.L. Teyssier (1995). "Determination of radiatives lifetimes of B and C states of XeCl". Appl. Radiat. Isot. 46 (6–7): 475–476. Bibcode:1995AppRI..46..475A. doi:10.1016/0969-8043(95)00057-7.
- ↑A.P. Golovitskii (1992). Sov. Tech. Phys. Lett. 18: 269.
{{cite journal}}: Missing or empty|title=(help)G.B. Rulev & V.B. Saenko (1993). Tech. Phys. Lett. 19: 687.{{cite journal}}: Missing or empty|title=(help) - ↑N. Bartlett (1964). "The Chemistry of the Noble Gases". Endeavour. 23: 3.
- ↑Von Antropoff (1924). Z. Angew. Chem. 37: 217.
{{cite journal}}: Missing or empty|title=(help) - ↑G. Oddo (1933). Gazz. Chim. Ital. 63: 380.
{{cite journal}}: Missing or empty|title=(help) - ↑D.M. Yost & A. L. Kaye (1933). "An Attempt to Prepare a Chloride or Fluoride of Xenon". J. Am. Chem. Soc. 55 (9): 3890–3892. Bibcode:1933JAChS..55.3890Y. 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). "The xenon-chlorine conundrum: Van der Waals complex or linear molecule?". J. Am. Chem. Soc. 113 (19): 7184–7189. Bibcode:1991JAChS.113.7184P. doi:10.1021/ja00019a014.
- ↑Andrew Zimmerman Jones. "Spectroscopy". physics.about.com. Archived from the original on 2013-12-20. Retrieved 2013-12-20.
- ↑J.M. Riveros; P.W. Tiedemann & A.C. Breda (1973). "Formation of XeCl− in the gas phase". Chem. Phys. Lett. 20 (4): 345–346. doi:10.1016/0009-2614(73)80062-4.
- 12J.E. Velazco & D.W. Setser (1975). "Bound–free emission spectra of diatomic xenon halides". J. Chem. Phys. 62 (5): 1990. Bibcode:1975JChPh..62.1990V. doi:10.1063/1.430664.
- 12J.J. Ewing & C.A. Brau (1975). "Laser action on the 2Σ+1/2→2Σ+1/2 bands of KrF and XeCl". Appl. Phys. Lett. 27 (6): 350. Bibcode:1975ApPhL..27..350E. doi:10.1063/1.88473.
- ↑WJ Stevens & M. Krauss (1982). "The electronic structure and photodissociation of HCl". J. Chem. Phys. 77 (3): 1368. Bibcode:1982JChPh..77.1368S. doi:10.1063/1.443960.
- 12345R.W. Waynant & J.G. Eden (1980). "Destruction of ground state XeCl molecules by HCl and rare gas collisions". Appl. Phys. Lett. 36 (4): 262. Bibcode:1980ApPhL..36..262W. doi:10.1063/1.91446.
- ↑RC Sze & P.B. Scott (1978). "Intense lasing in discharge excited noble-gas monochlorides". Appl. Phys. Lett. 33 (5): 419. Bibcode:1978ApPhL..33..419S. doi:10.1063/1.90407.
- 12WL Nighan & R. T. Brown (1980). "Efficient XeCl(B) formation in an electron-beam assisted Xe/HCl laser discharge". Appl. Phys. Lett. 36 (7): 498. Bibcode:1980ApPhL..36..498N. doi:10.1063/1.91582.
- 1234DC Lorents; DL Huestis; MV Mc Cusker; HH Nakano; RM and Hill (1978). "Optical emissions of triatomic rare gas halides". J. Chem. Phys. 68 (10): 4657. Bibcode:1978JChPh..68.4657L. doi:10.1063/1.435574.
- 12KY Tang; DC Lorents & D. L. Huestis (1980). "Gain measurements on the triatomic excimer Xe2Cl". 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). "A triatomic Xe2Cl excimer laser in the visible". Appl. Phys. Lett. 36 (6): 405. doi:10.1063/1.91533.
- ↑ME Fajardo & Apkarian V.A. (1987). "Stimulated radiative dissociation and gain measurements of Xe2Cl in solid xenon". 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 US 5134625 patent, Priority date 18 March 1987
- ↑L. Wiedeman, M. E. Fajardo and Apkarian V.A. (1987). "Cooperative photoproduction of Xe2+Cl− in liquid Cl2/Xe solutions: Stimulated emission and gain measurements". Chem. Phys. Lett. 134 (1): 55–59. Bibcode:1987CPL...134...55W. doi:10.1016/0009-2614(87)80013-1.
- 123456789G. Marowsky E.P. Glass; Mr. Smayling; F.K. Tittel & W.L. Wilson (1981). "Dominant formation and quenching kinetics of electron beam pumped Xe2Cl". J. Chem. Phys. 75 (3): 1153. doi:10.1063/1.442162.
- ↑KV Chance K.H. Bowen; J. S. Win & W. Klemperer (1979). "Microwave and radio frequency spectrum of XeHCl". J. Chem. Phys. 70 (11): 5157. Bibcode:1979JChPh..70.5157C. doi:10.1063/1.437356.E. W. Boom & J. Van der Elsken (1980). "Far infrared spectra of van der Waals molecules in HCl–noble gas mixtures". J. Chem. Phys. 73 (1): 15. Bibcode:1980JChPh..73...15B. doi:10.1063/1.439900.
- ↑I. Last T.F. and George (1988). "Electronic states of the XenHCl systems in gas and condensed phases". J. Chem. Phys. 89 (5): 3071. Bibcode:1988JChPh..89.3071L. doi:10.1063/1.454963.
- 12345678910111213141516171819202122232425GF Adams & C.F. Chabalowski (1994). "Quantum Chemical Study of the Potential Energy Curves and Electronic Transition Strengths in HCl, XeCl, and HCl + Xe". J. Phys. Chem. 98 (23): 5878–5890. Bibcode:1994JPhCh..98.5878A. doi:10.1021/j100074a011.
- 12345678910I. Last T.F. and George (1987). "Semiempirical study of polyatomic rare gas halides: Application to the XenCl systems". J. Chem. Phys. 87 (2): 1183. Bibcode:1987JChPh..87.1183L. doi:10.1063/1.453298. Archived from the original on September 24, 2017.
- ↑A.A. Vlasenko; I.S. Lakoba; S. P. Chernov & P.B. Essel'bakh (1986). Sov. Phys. Dokl. 31: 554.
{{cite journal}}: Missing or empty|title=(help) - ↑T. Möller; M. Beland & G. Zimmerer (1987). "Bound-free fluorescence of rare gas hydrides". Chem. Phys. Lett. 136 (6): 551–556. Bibcode:1987CPL...136..551M. doi:10.1016/0009-2614(87)80516-X.
- ↑R. H. Lipson (1986). "An electronic spectrum of xenon hydride". 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). "A selected ion flow tube study of the reactions of the gaseous ion HCl+ at 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). "Quantum Chemical Study of the Potential Energy Curves and Electronic Transition Strengths in HCl, XeCl, and HCl + Xe". J. Phys. Chem. 98 (23): 5878–5890. Bibcode:1994JPhCh..98.5878A. doi:10.1021/j100074a011.
- 12345678910111213141516171819202122232425262728293031323334353637Hay and T.H. Dunning Jr. (1978). "The covalent and ionic states of the xenon halides". J. Chem. Phys. 69 (5): 2209. Bibcode:1978JChPh..69.2209H. doi:10.1063/1.436780.
- 1234567891011J.H. Kolts; J.E. Velazco & D.W. Setser (1979). "Reactive quenching studies of Xe (6s, 3P2) metastable atoms by chlorine containing molecules". J. Chem. Phys. 71 (3): 1247. Bibcode:1979JChPh..71.1247K. doi:10.1063/1.438480.
- 12Lo Zheng and D. Lo and EO Zheng (1987). "The role of the C(3/2) state in a XeCl discharge laser". J. Phys. D. 20 (6): 714–717. Bibcode:1987JPhD...20..714L. doi:10.1088/0022-3727/20/6/006. S2CID 250737922.
- 1234SL 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.
- 1234567R. 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.
- 123B.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.
- 123456789101112131415J. 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.
- 1234567J.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.
- 123W.Y. Lee; 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.
- 12345678D.W. Setser; H.C. Brashears & T.D. Dreiling (1980). Journal de Physique Colloques. 41, C3-195.
{{cite journal}}: Missing or empty|title=(help) - 1234P.S. Julienne & M. Krauss (1979). "Role of the III(1/2) -II(1/2) transition in rare-gas–halide kinetics". Applied Physics Letters. 35 (1): 55–57. Bibcode:1979ApPhL..35...55J. doi:10.1063/1.90929.
- 1234567891011C. 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.
- 12345678910111213141516171819G. 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.
- 1234567891011121314151617181920E. 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; W.C. 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.
- 12J. 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.
- 1234567J. 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.
- 1234H.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. Bibcode:1980JPhCh..84..224B. doi:10.1021/j100439a020.
- 123456789H.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.
- 12R.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. S2CID 94337972.
- 12345678910Y.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. Bibcode:1983JPhCh..87.2199Y. doi:10.1021/j100235a032.
- 1234567891011121314151617D.C. Lorents (November 26–30, 1984). Proc. International Conference on Lasers'80, San Francisco, California: 575.
{{cite journal}}: Missing or empty|title=(help) - 1234567J. 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.
- 123456789101112131415M.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.
- 123456M. 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.
- 1234567K. 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.
- 12345R. 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.
- 1234C.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.
- 123456V. 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.
- 12345A.W. Mc Cown & J.G. Eden (1984). "Ultraviolet photoassociative production of XeCl(B,C) molecules in Xe/Cl2 gas mixtures: Radiative lifetime of Xe2Cl(4 2Γ)". J. Chem. Phys. 81 (7): 2933. doi:10.1063/1.448042.
- 12345678910111213A. 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.
- 12J. 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.
- 12H. 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. S2CID 109931336.
- 12K. Johnson; J.P. Simono; P.A. Smith; 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.
- 12F.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.
- 123456M.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.
- 1234K.P. Huber & G. Herzberg (1979). Molecular Spectra and Molecular Structure. Vol. 4. Constants of diatomic molecules. New-York: Van Nostrand Reinhold.
- 1234C.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.
- 1234A. 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. S2CID 121703513.
- 1234J. Le Calvé & P. Gürtler (1989). J. Chem. Phys. (Paris). 86: 1847.
{{cite journal}}: Missing or empty|title=(help) - 12345M.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.
- 123Q.H. Lou (1987). "Ultrafine structure spectrum of XeCl excimer laser". Hyperfine Interactions. 38 (1–4): 531–537. Bibcode:1987HyInt..38..531L. doi:10.1007/BF02394859. S2CID 95370174.
- ↑N.G. Basov; I.S. 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". Science. 159 (3815): 599–604. Bibcode:1968Sci...159..599M. doi:10.1126/science.159.3815.599. PMID 5716131.
- 1234D.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". Faraday Discussions of the Chemical Society. 67: 255. doi:10.1039/dc9796700255.
- 123C.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". Faraday Discussions of the Chemical Society. 67: 329. doi:10.1039/dc9796700329.
- ↑A.M. 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. S2CID 119382005.
- 12G. 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.
- 12S.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.
- 12I.N. Konovalov; V.F. Losev; V.V. Ryzhov; V.F. Tarasenko & A.G. Tastremskii (1979). Opt. Spectrosc. 47: 137.
{{cite journal}}: Missing or empty|title=(help) - 1234567D.W. Setser & J. Ku (1985). F. Lahmani (ed.). Photophysics and Photochemistry above 6 eV. Amsterdam: Elsevier. pp. 621–637. ISBN 978-0-444-41699-5.
- ↑B.E. Wilcomb & R. Burnham (1981). "Nonresonant collision-induced absorption in Xe/Cl2 mixtures". J. Chem. Phys. 74 (12): 6784. Bibcode:1981JChPh..74.6784W. doi:10.1063/1.441084.
- 12M. Boivineau; J. Le Calvé; M. C. Castex & C. Jouvet (1986). "Observation of the intermediate states in the (Xe-Cl2)*→ XeCl* (B,C) + Cl reaction". Chem. Phys. Lett. 130 (3): 208–212. Bibcode:1986CPL...130..208B. 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. Bibcode:1983JPhCh..87.2989K. doi:10.1021/j100239a001.
- 12V.S. Pavlenko; H.E. 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. S2CID 250804573.
- 1234J.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.
- 123N.K. Bibinov & I.P. Vinogradov (1985). Sov. J. Chem. Phys. 2: 2693.
{{cite journal}}: Missing or empty|title=(help) - 1234J.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.
- 12M. 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. S2CID 95194543.
- 123456M.R. Berman (1989). "Production and quenching of XeCl(B, C) and Xe2Cl* 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.
- 123456789101112M.R. Bruce; W.B. Layne; E. Meyer & J.W. Keto (1990). "Reactive quenching of two-photon excited xenon atoms by Cl2". J. Chem. Phys. 92 (1): 420. Bibcode:1990JChPh..92..420B. doi:10.1063/1.458444.
- 123456J.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. Bibcode:1991JPhCh..95.8473C. doi:10.1021/j100175a015.
- 123456D.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. Bibcode:1982JPhCh..86..284W. doi:10.1021/j100391a030.
- 12345678L.A. Levin; S.E. Moody; E.L. Klosterman; R.E. Center & J.J. Ewing (1981). "Kinetic model for long-pulse XeCl laser performance". IEEE J. Quantum Electron. QE-17 (12): 2282–2289. Bibcode:1981IJQE...17.2282L. doi:10.1109/JQE.1981.1070708. S2CID 46201969.
- ↑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.
- 123F. 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.
- 123456789T. 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. S2CID 119663102.
- 12T. Letardi; H. Fang & S. Fu (1992). "Theoretical modeling of an X-ray preionized self-sustained XeCl laser". IEEE J. Quantum Electron. QE-28 (7): 1647–1652. Bibcode:1992IJQE...28.1647L. doi:10.1109/3.142551.
- 12345678910F. 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, CF2Cl2 and CF2HCl molecules". Chem. Phys. Lett. 137 (1): 63–71. Bibcode:1987CPL...137...63X. doi:10.1016/0009-2614(87)80305-6.
- 12M. 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". Laser Chemistry. 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. Bibcode:1981JESRP..23..333S. doi:10.1016/0368-2048(81)85043-8.
- 123A.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.
{{cite journal}}: CS1 maint: multiple names: authors list (link) - ↑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. S2CID 120499689.
- 12C. 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. S2CID 250878145.
- ↑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. S2CID 120017133.
- ↑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.
- 1234567M.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.
- 12345V.S. Zuev; A.V. Kanaev & L.D. Mikheev (1984). "Measurements of the absolute luminescence quantum efficiency of mixtures of Cl2 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 OCCl2 at 193 nm: Formation of electronically excited Cl2". 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 Cl2 in the presence of inert gases". Chem. Phys. Lett. 112 (4): 356–359. Bibcode:1984CPL...112..356I. 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. S2CID 117929001.
- 12345678910T.H. Johnson; H.E. Cartland; T.C. Genoni & A.M. Hunter (1989). "A comprehensive kinetic model of the electron-beam-excited xenon chloride laser". J. Appl. Phys. 66 (12): 5707. Bibcode:1989JAP....66.5707J. doi:10.1063/1.343639.
- ↑M.R. Bruce; W.B. Layne & J.W. Keto (1990). "A multichannel harpoon model for reactive quenching of Xe 5p5np by Cl2". J. Chem. Phys. 92 (1): 428. Bibcode:1990JChPh..92..428B. 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.
- 12H.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. Bibcode:1980JPhCh..84.2495B. doi:10.1021/j100457a001.
- 12A.K. Shuaibov & V.S. Shevera (1979). Opt. Spectrosc. 47: 224.
{{cite journal}}: Missing or empty|title=(help) - 12S.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. Bibcode:1991JPhCh..95.3152M. doi:10.1021/j100161a037.
- 1234M. 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.
- 1234F. Kannari; A. Suda; M. Obara & T. Fujioka (1983). "Theoretical simulation of electron-beam-excited xenon-chloride (XeCl) lasers". IEEE J. Quantum Electron. QE-19 (10): 1587–1600. Bibcode:1983IJQE...19.1587K. doi:10.1109/JQE.1983.1071763.
- 12Z. Ujda; L. Pokora & M. Stefański (1991). J. Tech. Phys. 32: 387.
{{cite journal}}: Missing or empty|title=(help) - 12345V.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. S2CID 250755937.
- 12G. Imada; H. Nakamura; K. Masugata; W. Masuda & K. Yatsui (1992). "Discharge pumped XeCl excimer laser with high speed gas flow using Ludwig tube". Bull. Nagaoka Univ. Technol. 14: 7.
- 12D.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.
- 12G. 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.
- 12A.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. Quantum Electron. QE-22 (1): 51–57. Bibcode:1986IJQE...22...51T. doi:10.1109/JQE.1986.1072861.
- ↑V.F. Losev; V.F. 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.
- 123456V.M. Baginskii; P.M. Golovinskii; A.M. 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.
- 12A.A. Alekhin; V.A. Barinov; Y.V. Geras’ko; O.F. Kostenko; F.N. Lyubchenko & A.V. Tyukavkin (1993). Tech. Phys. 38: 80.
{{cite journal}}: Missing or empty|title=(help) - ↑H. Furuhashi; M. Ichikawa; E. Fuwa & T. Goto (1993). "Density measurements of excited components in a longitudinal discharge excimer laser". IEEE J. Quantum Electron. 29 (6): 1520–1525. Bibcode:1993IJQE...29.1520F. doi:10.1109/3.234403.
- 123456G.C. Tysone & J.M. Hoffman (1982). "Study of the XeCl laser pumped by a high-intensity electron beam". IEEE J. Quantum Electron. QE-18 (6): 1008–1020. Bibcode:1982IJQE...18.1008T. doi:10.1109/JQE.1982.1071646.
- 1234567M. 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. Bibcode:1992JChPh..97.1079T. doi:10.1063/1.463287.
- 1234W.J. Stevens et M. Krauss (1982). "Absorption in the triatomic excimer, Xe2Cl". 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. Archived from the original(PDF) on 2016-03-03. Retrieved 2014-03-02.
- 12R.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. Transfer. 33 (2): 133–144. Bibcode:1985JQSRT..33..133L. doi:10.1016/0022-4073(85)90099-8.
- 12345C.H. Fisher (Oct 1979). 32nd Ann. Gaseous Electron. Conf., Pittsburgh, PA.
{{cite journal}}: Missing or empty|title=(help) - 12345678T.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.
- 1234567T.G. Finn; 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.
- 12345678K.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.
{{cite journal}}: Missing or empty|title=(help) - 123l. Qihong (1987). "X-ray preionised excimer laser and its applications". Hyperfine Interactions. 37 (1–4): 275–290. Bibcode:1987HyInt..37..275Q. doi:10.1007/BF02395714. S2CID 100614339.
- 12345678Y.C. Yu; S.J. Wategaonkar & D.W. Setser (1992). "Electronic quenching of XeCl(B,C) and Xe2Cl*". J. Chem. Phys. 96 (12): 8914. doi:10.1063/1.462249.
- 12345H. 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.
- ↑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. S2CID 119961091.
- ↑V.M. Baginskii; P.M. Golovinskii & A.I. Shchedrin (1986). Sov. Phys. Tech. Phys. 31: 1402.
{{cite journal}}: Missing or empty|title=(help) - 1234Q. 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.
- 12V. 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. S2CID 250821390.
- 12V.M. Baginskii; P.M. Golovinskii; V.A. Danilychev; A.I. Milanich; A.S. 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.
- 12345G.P. Glass; F.K. Tittel; W.L. Wilson; M.S. 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.
- 12T. 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.
- 1234H.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. S2CID 98293236.
- 12P.K. Corkum & R.S. Taylor (1982). "Picosecond amplification and kinetic studies of XeCl". IEEE J. Quantum Electron. QE-18 (11): 1962–1975. Bibcode:1982IJQE...18.1962C. doi:10.1109/JQE.1982.1071467.
- ↑Z.M. Xia & E.A. Ballik (1993). "Investigations of a compact short-pulse discharge-excited XeCl laser". Opt. Commun. 98 (1–3): 172–180. Bibcode:1993OptCo..98..172X. doi:10.1016/0030-4018(93)90776-2.
- 12R. Tennant (1981). "Control of Contaminants in XeCl Lasers". Laser Focus. 17: 65.
- ↑M. Boivineau; J. Le Calvé; M.C. Castex & C. Jouvet (1986). "Role of the entrance channel on the product internal energy distribution in the reaction: (Xe-Cl2)* → XeCl* + Cl". Chem. Phys. Lett. 128 (5–6): 528–531. Bibcode:1986CPL...128..528B. doi:10.1016/0009-2614(86)80667-4.
- ↑Y.A. Kudryavtsev & N.P. Kuz’mina (1977). "Excimer ultraviolet gas-discharge XeF, XeCl, and KrF lasers". Sov. J. Quantum Electron. 7: 131–133. doi:10.1070/QE1977v007n01ABEH008848.
- ↑O.L. Bourne & A.J. Alcock (1983). "The vibrational relaxation time constant for theB v=0 level of XeCl". Appl. Phys. B. 32 (4): 193–198. Bibcode:1983ApPhB..32..193B. doi:10.1007/BF00688287. S2CID 119706012.
- 12D.L. Huestis & N.E. Schlotter (1978). "Diatomics-in-molecules potential surfaces for the triatomic rare gas halides: Rg2X". J. Chem. Phys. 69 (7): 3100. Bibcode:1978JChPh..69.3100H. doi:10.1063/1.437001.
- ↑F. Okada & V.A. Apkarian (1991). "Electronic relaxation of Xe2Cl in gaseous and supercritical fluid xenon". The Journal of Chemical Physics. 94: 133. doi:10.1063/1.460387.
- 12345D.L. Huestis; G. Morowsky & F.K. Tittel (1983). "Triatomic rare gas halide excimers". AIP Conf. Proc. 100: 238. Bibcode:1983AIPC..100..238H. doi:10.1063/1.34055.
- ↑G. Marowsky; F.K. Tittel; W.L. Wilson, Jr. & R. Sauerbrey (1983). "Experimental study of chlorine donors for the triatomic exciplex Xe2Cl". AIP Conf. Proc. 100: 334. doi:10.1063/1.34066.
- 12W.L. Morgan & D.R. Bates (1992). "Tidal termolecular ionic recombination". J. Phys. B. 25 (24): 5421–5430. Bibcode:1992JPhB...25.5421M. doi:10.1088/0953-4075/25/24/020. S2CID 250873929.
- 123A.W. Mc Cown; M.N. Ediger; S.M. Stazak & J.G. Eden (1983). "Photodissociation of Xe+2 and Kr+2 in the ultraviolet: Application to Xe2Cl formation kinetics". AIP Conf. Proc. 100: 222. doi:10.1063/1.34054.
- 12M. Ohwa & M. Obara (1986). "Theoretical analysis of efficiency scaling laws for a self-sustained discharge pumped XeCl laser". J. Appl. Phys. 59 (1): 32. Bibcode:1986JAP....59...32O. doi:10.1063/1.336835.
- 12M.E. Fajardo & V.A. Apkarian (1988). "Charge transfer photodynamics in halogen doped xenon matrices. II. Photoinduced harpooning and the delocalized charge transfer states of solid xenon halides (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 & N. Schwentner (1992). "Photodissociation of molecular chlorine in xenon matrices". 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). "Ultraviolet excitation and stimulated emission in cryogenic rare-gas halide solutions". AIP Conf. Proc. 146: 132. Bibcode:1986AIPC..146..132J. doi:10.1063/1.35871.
- ↑I. Last & T.F. George (1987). "Interaction of Xe+ and Cl− ions and their formed molecules with a Xe solid matrix". J. Chem. Phys. 86 (7): 3787. doi:10.1063/1.451935.
- 1 2 3 جي. ماروسكي؛ آر. ساوربري؛ إف. كيه. تيتل و دبليو. إل. ويلسون الابن (1983). "تأثير مانحات الكلور على تكوين وإخماد الإكسيمر ثلاثي الذرات Xe2 Cl*".Chem. Phys. Lett.98(2):167–171.doi:10.1016/0009-2614(83)87121-8.
- 1 2 3 4 ف. أوكادا وف. أ. أبكاريان (1991). "الاسترخاء الإلكتروني للزينون2 Clفي غاز الزينون وفي سائل فوق الحرج".J. Chem. Phys.94: 133.doi:10.1063/1.460387.
- 1 2 ك.ي. تانغ ود.س. لورنتس (1981). وقائع المؤتمر الدولي حول الليزر 81 (STS، ماكلين، فيرجينيا) .
- 1 2 3 زويف، ف.س.؛ كاناييف، أ.ف.؛ ميخيف، ل.د. (1987). "تحديد الكفاءة الكمية المطلقة لتألق Xe₂Cl * في مخاليط Cl₂ - Xe". المجلة السوفيتية للإلكترونيات الكمية . 17 (7): 884-885 . doi : 10.1070/QE1987v017n07ABEH009473 .
- ↑ دوبوف، ف.س.؛ لابسكر، يا إي. (1983). "إمكانية توليد الليزر نتيجةً للتصادمات الإشعاعية الكيميائية". المجلة السوفيتية للإلكترونيات الكمية . 13 (9): 1240-1241 . doi : 10.1070/QE1983v013n09ABEH004673 .
- مركبات الزينون
- الكلوريدات
- هاليدات اللافلزات
- الجزيئات ثنائية الذرة