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飞秒激光在空气中成丝诱导氮荧光发射的空间分布

本站小编 Free考研考试/2021-12-29

摘要:测量了线偏振飞秒激光脉冲在空气中成丝产生的氮荧光发射的空间分布. 通过改变激光的偏振方向研究成丝过程中氮荧光发射的径向角分布, 发现${\rm{N}}_{{2}}^{{ + }}$荧光发射在垂直于激光偏振方向上更强, 而在平行于激光偏振方向上较弱; ${{\rm{N}}_{{2}}}$荧光发射在所有方向上具有近乎相同的强度. 原子和分子的激发、电离等动力学过程受激光强度的影响. 在飞秒激光成丝过程中沿着激光传播方向, 强度呈现先增强后减弱的分布, 从而影响这些过程的产物的空间分布及其荧光发射的空间分布. 沿着激光传播方向, 发现${{\rm{N}}_{{2}}}$荧光先于${\rm{N}}_{{2}}^{{ + }}$荧光出现且在${\rm{N}}_{{2}}^{{ + }}$荧光消失之后消失. 激光强度分布和激光偏振方向均会影响氮荧光的空间分布. 基于实验分析, 在短焦距情况下, 系间窜越过程能很好的解释${{\rm{N}}_{{2}}}{{(}}{{\rm{C}}^{{3}}}\Pi _{\rm{u}}^{{ + }})$的形成, 这项研究有助于理解飞秒激光成丝过程中氮荧光发射的产生机制.
关键词: 飞秒激光脉冲/
飞秒激光成丝/
氮分子/
荧光

English Abstract


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近年来强飞秒激光脉冲在空气中传输引起的非线性效应比如成丝现象一直备受关注. 由于飞秒激光诱导荧光能够高灵敏、无损伤地对探测物进行实时分析, 这项技术被广泛应用于远程探测大气中的微量成分[1,2]. 飞秒激光在空气中传输时, 当克尔效应导致的自聚焦现象和电离空气后产生的等离子体引起的散焦效应达到动态平衡时, 会形成长而明亮的低密度等离子体通道[3,4,5], 这就是“丝”. 等离子体经历复杂的跃迁过程会辐射特征荧光光谱[6]. 通过测量飞秒激光成丝过程中的荧光光谱, 可以了解激光强度、电子温度、等离子体密度及其他信息[7-10], 也有助于理解原子/分子经历的激发、电离和其他动力学过程[11-13]. 对空气中飞秒激光诱导等离子体发射光谱的研究可以更好地对其产生机制进行描述[14,15].
氮气作为空气中的主要成分, 在与强激光场相互作用时发出荧光, 荧光来源于${\rm{N}}_{\rm{2}}^{{ + }}$的第一负带系(${{\rm{B}}^{\rm{2}}}\Sigma_{\rm{u}}^{{ + }} \to {{\rm{X}}^{\rm{2}}}\Sigma _{\rm{g}}^{{ + }}$跃迁)和${{\rm{N}}_{\rm{2}}}$的第二正带系(${{\rm{C}}^{\rm{3}}}\Pi _{\rm{u}}^{{ + }} \to {{\rm{B}}^{\rm{3}}}\Pi _{\rm{g}}^{{ + }}$跃迁)[16-19]. 研究表明, ${{\rm{N}}_{\rm{2}}}$在高强度飞秒激光的作用下会直接发生光电离产生${\rm{N}}_{\rm{2}}^{{ + }}({{\rm{B}}^{\rm{2}}}\Pi _{\rm{u}}^{{ + }})$[20], 经由${{\rm{B}}^{\rm{2}}}\Sigma _{\rm{u}}^{{ + }} \to {{\rm{X}}^{\rm{2}}}\Sigma _{\rm{g}}^{{ + }}$跃迁, 产生${\rm{N}}_2^ + $荧光发射. 我们主要研究氮分子和氮分子离子的荧光发射, 因为在飞秒激光成丝过程中, 氮分子的电离和激发等动力学过程受激光强度分布和激光偏振方向的影响, 其产物在传播方向和径向呈现出不同的分布情况, 进而影响其光发射. 因此, 有必要进一步通过氮气荧光的空间分布来研究其产生机制.
在本文中, 测量了线偏振飞秒激光脉冲成丝过程中氮荧光发射的空间分布, 根据${{\rm{N}}_{\rm{2}}}$荧光和${\rm{N}}_{\rm{2}}^{{ + }}$荧光在径向和传播方向的不同分布情况, 分析了不同荧光谱线的发射行为, 并讨论了${{\rm{N}}_{\rm{2}}}{{(}}{{\rm{C}}^{\rm{3}}}\Pi _{\rm{u}}^{{ + }})$的形成机理.
利用再生放大Ti: Sapphire激光器进行实验, 激光脉冲的中心波长为800 nm, 脉宽为50 fs, 重复频率为1 kHz. 实验装置示意图如图1所示. 光束经过聚焦透镜L(焦距为f = 400 mm)后在空气中成丝. 可变光阑A的孔径分别为7, 10和14 mm时, 激光能量为2.00, 2.63和3.00 mJ, 对应的光斑如图1右侧所示, 用以排除脉冲空间分布对实验结果的影响. 在聚焦透镜之前安装了一个半波片H, 通过旋转半波片H来改变激光脉冲的偏振方向, 半波片每旋转角度φ时, 激光偏振方向会变化角度2φ. 利用石英透镜组(f = 75 mm)收集等离子体荧光, 然后通过光纤将荧光信号引入到光谱仪中(Spectra Pro 500i, PI Acton, 光栅: 150 grooves/mm), 并通过ICCD(PI-MAX4, Princeton Instruments, 1024 × 1024像素)探测. 其门宽为20 ns. 一组数据由1000个脉冲组成, 每组数据测量10次取平均以减小误差. 图中坐标轴的x轴代表测量方向, y轴为激光传播方向, z轴方向竖直向上, θ角为激光偏振方向与z轴之间的夹角.
图 1 测定飞秒激光成丝过程中氮荧光空间分布的实验装置示意图. A: 光阑; H: 半波片; L: 聚焦透镜; F: 光纤
Figure1. Schematic diagram of experimental setup for measuring the spatial distribution of nitrogen fluorescence during femtosecond laser filament formation. A: Aperture. H: half-wave plate. L: focusing lens. F: optical fiber.

为了清楚地研究氮荧光的径向发射行为, 沿着激光传播方向移动平移台, 选取${{\rm{N}}_{\rm{2}}}$荧光信号最强的位置对氮荧光的径向角分布进行了测量, 如图2所示.
图 2 当脉冲能量为 (a) 2.00, (b) 2.63和(c) 3.00 mJ时氮荧光的径向角分布
Figure2. Radial angular distribution of nitrogen fluorescence when pulse energy is (a) 2.00, (b) 2.63 and (c) 3.00 mJ.

图2给出了激光能量为2.00, 2.63和3.00 mJ时, 对应的氮荧光径向角分布图. 其中337和357 nm谱线分别对应于${{\rm{N}}_{\rm{2}}}$分子的${{\rm{C}}^{\rm{3}}}\Pi _{\rm{u}}^{{ + }}(v = 0) \to $$ {{\rm{B}}^{\rm{3}}}\Pi _{\rm{g}}^{{ + }}(v' = 0, 1)$跃迁, 从图中可以看出${{\rm{N}}_{\rm{2}}}$荧光在各个方向的发射强度几乎一样, 来自于${{\rm{N}}_{\rm{2}}}$的荧光的径向角分布呈圆形, 并且其径向角分布不受激光能量改变的影响. 391和428 nm谱线分别对应于${\rm{N}}_{\rm{2}}^{{ + }}$${{\rm{B}}^{\rm{2}}}\Sigma _{\rm{u}}^{{ + }}(v = 0) \to {{\rm{X}}^{\rm{2}}}\Sigma _{\rm{g}}^{{ + }}(v' = 0, 1)$跃迁, 可以看出${\rm{N}}_{\rm{2}}^{{ + }}$的荧光发射在θ = 0o时(即激光偏振方向与z轴平行)比θ = 90o时(激光偏振方向与z轴垂直)强度更强, 来自于${\rm{N}}_{\rm{2}}^{{ + }}$的荧光的径向角分布呈椭圆形, 而且激光能量的大小并不影响其径向角分布特点. 这表明在激光偏振方向与z轴平行和垂直时${\rm{N}}_{\rm{2}}^{{ + }}$荧光发射表现出了较为明显的差异, 这与我们先前的发现一致[21], Su等[22]也发现了这一现象. 为了更清晰地反映这种差异, 我们给出了激光能量为3.00 mJ, 激光偏振方向平行和垂直于z轴时的氮荧光光谱, 如图3(a)所示.
图 3 (a)激光偏振方向平行(黑色实线)和垂直(红色虚线)于z轴时的氮荧光光谱; 激光偏振方向平行和垂直于z轴时(b) 337, (c) 357, (d) 391和(e) 428 nm荧光信号随传播距离的变化
Figure3. (a) Nitrogen fluorescence spectrum when the laser polarization direction is parallel (solid black line) and perpendicular (dashed red line) to the z-axis. Variations of the (b) 337, (c) 357, (d) 391 and (e) 428 nm fluorescence signals with the propagation distance when the laser polarization direction is parallel and perpendicular to z-axis.

图3(a)中可以看出, 来自${{\rm{N}}_{\rm{2}}}$的荧光(337和357 nm谱线等)在激光偏振方向平行和垂直于z轴时发射强度近乎一致. 而对于${\rm{N}}_{\rm{2}}^{{ + }}$的荧光(391和428 nm谱线), 激光偏振方向垂直于z轴时的信号与平行于z轴时的信号之间的强度比约为0.85. 图3(b)图3(c)表明在传播路径上, 激光偏振方向与z轴平行和垂直时${{\rm{N}}_{\rm{2}}}$荧光信号强度几乎一致, 不受激光偏振方向的影响. 而对${\rm{N}}_{\rm{2}}^{{ + }}$的荧光信号, 其强度始终在激光偏振方向平行于z轴时更强, 如图3(d)图3(e)所示.
${\rm{N}}_{\rm{2}}^{{ + }}$荧光发射的各向异性可能是由其产生通道造成的. 当线偏振飞秒激光脉冲在空气中成丝时, 强激光与空气分子会发生隧穿/多光子电离和准直. 由旋转波包的拉曼激发产生的分子准直, 其发生的概率高于电离的概率, 这是因为从能量或多光子吸收的角度来看, 拉曼效应是低阶(三阶)非线性效应, 而电离是高阶非线性效应. 因此在激光强度低于电离阈值时, 分子就已经开始旋转, 这就意味着分子将以某种强度“同时”准直并电离, 并具有不同的概率, 而线性分子的电离几率取决于激光偏振方向和分子轴之间的夹角, 夹角为${{\rm{0}}^{\rm{o}}}$时电离概率最大, 夹角为${\rm{9}}{{\rm{0}}^{\rm{o}}}$时最小[22]. 若激光偏振方向固定, 当${\rm{N}}_{\rm{2}}^{{ + }}$转动到分子轴的方向与激光偏振方向一致时, 其荧光发射较强. 在实验中, ICCD的门宽为20 ns, 远大于${\rm{N}}_{\rm{2}}^{{ + }}$的转动周期(8.35 ps), 在这个时间尺度内, ${\rm{N}}_{\rm{2}}^{{ + }}$分子将转动很多圈, 因此观测到的是一个时间平均后的效应: ${\rm{N}}_{\rm{2}}^{{ + }}$荧光在垂直于激光偏振方向上更强. 在实验中使用的是单脉冲, 其目的是产生氮荧光, 准直效应弱. 如果利用另一束激光预先准直${{\rm{N}}_{\rm{2}}}$分子, 则${\rm{N}}_{\rm{2}}^{{ + }}$径向角分布的椭圆率更高[23,24].
氮分子的电离和激发等动力学过程受激光强度分布和激光偏振方向的影响, 其产物呈现出不同的分布情况, 进而影响其光发射. 为了排除激光能量对等离子体荧光发射在传播方向上分布情况的影响, 给出了不同激光能量下, 激光偏振方向平行和垂直于z轴时${{\rm{N}}_{\rm{2}}}$${\rm{N}}_{\rm{2}}^{{ + }}$荧光信号沿着传播方向的分布情况, 如图4所示.
图 4 当脉冲能量为2.00, 2.63和3.00 mJ时, 激光偏振方向平行 (a), (b), (c)和垂直(a'), (b'), (c')于z轴时${{\rm{N}}_{\rm{2}}}$${\rm{N}}_{\rm{2}}^{{ + }}$荧光信号随传播距离的变化
Figure4. Variations of the ${{\rm{N}}_{\rm{2}}}$ and ${\rm{N}}_{\rm{2}}^{{ + }}$ fluorescence signal with the propagation distance when the laser polarization direction is parallel (a), (b), (c) and perpendicular (a'), (b'), (c') to the z-axis and the pulse energy is 2.00, 2.63 and 3.00 mJ.

图4给出了当激光能量为2.00, 2.63和3.00 mJ时, 激光偏振方向平行和垂直于z轴时${{\rm{N}}_{\rm{2}}}$${\rm{N}}_{\rm{2}}^{{ + }}$荧光信号随传播距离的变化. 从图4中可以看出: 传播一开始, ${{\rm{N}}_{\rm{2}}}$荧光(337和357 nm)先出现, 随后${\rm{N}}_{\rm{2}}^{{ + }}$荧光(391和428 nm)出现; 在传播距离末端, ${{\rm{N}}_{\rm{2}}}$荧光在${\rm{N}}_{\rm{2}}^{{ + }}$荧光消失之后消失. 这是由于在始末位置, 激光强度较低, 不能使${{\rm{N}}_{\rm{2}}}$电离产生${\rm{N}}_2^ + $$ {{(}}{{\rm{B}}^2}\Sigma _{\rm{u}}^ + )$, 但能将${{\rm{N}}_{\rm{2}}}$分子激发到激发态, 产生${\rm{N}}_2^ * $经历系间窜越过程发出${{\rm{N}}_{\rm{2}}}$荧光. ${{\rm{N}}_2}$${\rm{N}}_2^ + $荧光信号在激光传播方向上出现及消失的先后关系与激光能量无关. 对于这种差异, 将在下面展开分析.
对于${{\rm{N}}_{\rm{2}}}$荧光发射, 考虑到${{\rm{N}}_2}({{\rm{C}}^3}\Pi _{\rm{u}}^ + )$的产生途径, 因为从基态${{\rm{X}}^1}\Sigma _{\rm{g}}^ + $到激发态${{\rm{C}}^3}\Pi _{\rm{u}}^ + $的跃迁是禁止的, 所以${{\rm{N}}_2}({{\rm{C}}^3}\Pi _{\rm{u}}^ + )$不能由激光场激发直接产生. 因此, 研究者们提出了三种可能的过程来解释${{\rm{N}}_2}({{\rm{C}}^3}\Pi _{\rm{u}}^ + )$的形成: 1)具有高动能的电子对${{\rm{N}}_2}$的碰撞激发过程: ${{\rm{N}}_{\rm{2}}}({{\rm{X}}^{\rm{1}}}\Sigma _{\rm{g}}^ + ) + {\rm{e}} \to {{\rm{N}}_2}({{\rm{C}}^3}\Pi _{\rm{u}}^ + ) + {\rm{e}}$[16,25]; 2)解离复合过程: ${\rm{N}}_2^ + ({{\rm{X}}^{\rm{2}}}\Sigma _{\rm{g}}^ + )\! + {{\rm{N}}_2} \to {\rm{N}}_4^ +$, ${\rm{N}}_4^ + + {\rm{e}}\! \to $$ {{\rm{N}}_2}({{\rm{C}}^3}\Pi _{\rm{u}}^ + ) \!+\! {{\rm{N}}_2}$[16,17]; 3)系间窜越过程: ${{\rm{N}}_2} + m\hbar {\omega _0}\!\to $$ {\rm{N}}_2^*$, ${\rm{N}}_2^*\xrightarrow{{{\rm{ISC}}}}{{\rm{N}}_2}({{\rm{C}}^3}\Pi _{\rm{u}}^ + )$[18].
首先考虑形成${{\rm{N}}_2}({{\rm{C}}^3}\Pi _{\rm{u}}^ + )$的碰撞激发过程: 通过碰撞激发(${{\rm{N}}_{\rm{2}}}({{\rm{X}}^{\rm{1}}}\Sigma _{\rm{g}}^ + ) + {\rm{e}}\! \to\! {{\rm{N}}_2}({{\rm{C}}^3}\Pi _{\rm{u}}^ + ) \!+\! {\rm{e}}$)产生${{\rm{N}}_2}({{\rm{C}}^3}\Pi _{\rm{u}}^ + )$的前提是存在高动能的电子, 该电子来源于氮分子电离. 而氮分子电离过程也产生${\rm{N}}_2^ + $, 发出${\rm{N}}_2^ + $荧光. 因此, 如果碰撞激发过程主导${{\rm{N}}_2}({{\rm{C}}^3}\Pi _{\rm{u}}^ + )$的形成, 则在激光传播方向上${{\rm{N}}_2}$荧光不会出现在${\rm{N}}_2^ + $荧光之前, 这与我们的实验现象矛盾. 因此, 碰撞激发过程不能解释在传播方向上${{\rm{N}}_2}$${\rm{N}}_2^ + $荧光的分布差异.
然后考虑解离复合过程. 本实验使用焦距为f = 400 mm的透镜, 在短焦距情况下, 激光束成丝之前的强度很高. 在强激光场作用下, 电离的电子与母体分子离子很可能再次碰撞, ${\rm{N}}_2^ + $可能从${{\rm{X}}^{\rm{2}}}\Sigma _{\rm{g}}^ +$态激发到${{\rm{B}}^{\rm{2}}}\Sigma _{\rm{u}}^{{ + }}$态, 导致氮分子离子的超辐射[26]. 此外, 当激光脉冲强度较高时, 光谱展宽明显, 很容易发生多光子共振效应, 也能将${\rm{N}}_2^ + $${{\rm{X}}^{\rm{2}}}\Sigma _{\rm{g}}^ +$态激发到${{\rm{B}}^{\rm{2}}}\Sigma _{\rm{u}}^{{ + }}$[27]. 通过基于Floquet理论的理论研究, Zhang等[28]指出, ${\rm{N}}_2^ + $优先在激光电场的峰值处产生, 它将与激光电场的其余部分相互作用, 从而引起从${{\rm{X}}^{\rm{2}}}\Sigma _{\rm{g}}^ +$态到${{\rm{B}}^{\rm{2}}}\Sigma _{\rm{u}}^{{ + }}$态的非共振迁移. 此外, 在${\rm{N}}_2^ + $${{\rm{X}}^{\rm{2}}}\Sigma _{\rm{g}}^ +$, ${{\rm{A}}^2}{\Pi _{\rm{g}}}$${{\rm{B}}^{\rm{2}}}\Sigma_{\rm{u}}^{{ + }}$电子态之间存在耦合[29-31]. 因此, 在短焦距条件下, 一旦形成${\rm{N}}_2^ + $${{\rm{X}}^{\rm{2}}}\Sigma _{\rm{g}}^ +$态, 几乎同时形成${{\rm{B}}^{\rm{2}}}\Sigma _{\rm{u}}^{{ + }}$态. 若解离复合过程(${\rm{N}}_2^ + ({{\rm{X}}^{\rm{2}}}\Sigma _{\rm{g}}^ + ) \!+\! {{\rm{N}}_2} \!\to\! {\rm{N}}_4^ +$, ${\rm{N}}_4^ + + {\rm{e}} \!\to \! {{\rm{N}}_2}({{\rm{C}}^3}\Pi _{\rm{u}}^ + ) + {{\rm{N}}_2}$)主导${{\rm{N}}_2}({{\rm{C}}^3}\Pi _{\rm{u}}^ + )$的产生, 则在${{\rm{N}}_2}$荧光产生的同时, ${\rm{N}}_2^ + $荧光也出现. 此种机制下, ${{\rm{N}}_2}({{\rm{C}}^3}\Pi _{\rm{u}}^ + )$的密度取决于${\rm{N}}_2^ + $. 因此, ${{\rm{N}}_2}$${\rm{N}}_2^ + $的荧光谱线分布应该具有相似性. 很明显, 这与实验现象矛盾, 表明解离复合过程不能解释${{\rm{N}}_2}({{\rm{C}}^3}\Pi _{\rm{u}}^ + )$的产生.
而对于系间窜越过程(${{\rm{N}}_2} + m\hbar {\omega _0} \to {\rm{N}}_2^*$, ${\rm{N}}_2^*\xrightarrow{{{\rm{ISC}}}}{{\rm{N}}_2}({{\rm{C}}^3}\Pi _{\rm{u}}^ + )$), 通过多光子吸收机制, ${{\rm{N}}_2}$有可能被泵浦到能量比${{\rm{X}}^1}\Sigma _{\rm{g}}^ +$态高12 eV的多个单重激发态[32], 尽管确定具体是哪一个非常困难, 但是脉冲整形研究表明, ${{\rm{N}}_2}({{\rm{C}}^3}\Pi _{\rm{u}}^ + )$的形成可能涉及中间态(单重激发态)[33]. ${{\rm{N}}_2}$分子只需约12 eV的能量就能到激发态, 比通过${{\rm{N}}_2}{{(}}{{\rm{X}}^1}\Sigma _{\rm{g}}^ + )$电离产生${\rm{N}}_2^ + {{(}}{{\rm{B}}^2}\Sigma _{\rm{u}}^ + )$所需的能量(18.75 eV)小得多. 在激光强度不够高的情况下, 不能电离产生${\rm{N}}_2^ + $荧光, 却能产生大量${\rm{N}}_2^ * $, 随后发生系间窜越过程(${\rm{N}}_2^*\xrightarrow{{{\rm{ISC}}}} $$ {{\rm{N}}_2}({{\rm{C}}^3}\Pi _{\rm{u}}^ + )$), 产生${{\rm{N}}_2}({{\rm{C}}^3}\Pi _{\rm{u}}^ + )$, 经由${{\rm{C}}^{\rm{3}}}\Pi _{\rm{u}}^{{ + }} \to {{\rm{B}}^{\rm{3}}}\Pi _{\rm{g}}^{{ + }}$跃迁, 发出${{\rm{N}}_2}$荧光. 因此, ${{\rm{N}}_2}$荧光出现在${\rm{N}}_2^ + $荧光之前. 在激光强度足够高的位置, 可以使${{\rm{N}}_2}$发生电离, 就会直接产生${\rm{N}}_2^ + {{(}}{{\rm{B}}^2}\Sigma _{\rm{u}}^ + )$, 经由${{\rm{B}}^{\rm{2}}}\Sigma _{\rm{u}}^{{ + }} \to {{\rm{X}}^{\rm{2}}}\Sigma _{\rm{g}}^{{ + }}$跃迁, 发出${\rm{N}}_2^ + $荧光. 随着激光脉冲进一步的传播, 强度开始下降, 能量不足以使${{\rm{N}}_2}$电离, 但仍能产生${\rm{N}}_2^ * $, 经历系间窜越过程产生${{\rm{N}}_2}({{\rm{C}}^3}\Pi _{\rm{u}}^ + )$. 因此, 在${\rm{N}}_2^ + $荧光消失之后, ${{\rm{N}}_2}$荧光依旧存在. 这合理解释了${{\rm{N}}_2}$${\rm{N}}_2^ + $荧光信号在激光传播方向上出现及消失的先后关系. 总之, 系间窜越过程的分析与实验现象相符合, 这表明它可以很好地解释${{\rm{N}}_2}({{\rm{C}}^3}\Pi _{\rm{u}}^ + )$的产生.
我们研究了线偏振飞秒激光脉冲成丝过程中氮荧光发射的空间分布. 实验结果表明, ${{\rm{N}}_{\rm{2}}}$荧光发射在所有方向上具有近乎相同的强度, ${\rm{N}}_2^ + $荧光发射强度在垂直于激光偏振方向时更强. 这是由于${{\rm{N}}_2}$分子轴平行于激光偏振方向时更容易发生电离, ${\rm{N}}_2^ + $的布居数更多, 荧光发射更加强烈. 沿着激光传播方向, ${{\rm{N}}_2}$荧光先于${\rm{N}}_2^ + $荧光出现, 当${\rm{N}}_2^ + $荧光消失之后${{\rm{N}}_2}$荧光依旧存在. 这是由于在激光强度足够高的位置, ${{\rm{N}}_2}$可以被电离产生${\rm{N}}_{\rm{2}}^{{ + }}{{(}}{{\rm{B}}^{\rm{2}}}\Sigma _{\rm{u}}^{{ + }})$, 发射${\rm{N}}_2^ + $荧光. 但是, 在激光传输的始末位置能量不足以使氮分子电离, 但足以激发产生${\rm{N}}_2^ * $, 并通过系间窜越过程产生${{\rm{N}}_2}({{\rm{C}}^3}\Pi _{\rm{u}}^ + )$, 发出${{\rm{N}}_2}$荧光. 根据实验结果, 分析讨论了${{\rm{N}}_2}({{\rm{C}}^3}\Pi _{\rm{u}}^ + )$的形成机理, 发现在短焦距情况下系间窜越过程能很好地解释实验现象, 这表明系间窜越过程在${{\rm{N}}_2}({{\rm{C}}^3}\Pi _{\rm{u}}^ + )$的形成中扮演了重要的角色. 这项研究有助于理解氮荧光发射的机理.
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