Возбужденные состояния атомов

Внутреннее сопротивление источника тока 150 Внутренняя энергия 94 Возбужденные состояния атомов 311 [c.359]

Расщепление уровнен первого возбужденного состояния. Первое возбужденное состояние атома водорода (п = 1) четырехкратно вырождено ( = 4), квантовые числа / и т принимают значения (0,0), (1,0), (1,1), [c.255]

Имеется хорошее согласие между теорией и экспериментом, за исключением двух случаев, указанных в таблице квадратными скобками. Теория для Be и С дает соответственно валентности О и 2, в действительности же для них наблюдаются валентности 1 и 4. Как показывает более детальный анализ вопроса, это различие обусловливается тем, что их валентности определяются не основными состояниями атома, а возбужденными. Таким образом, может случиться, например у углерода, что главную роль играет валентность атома не в основном состоянии, а в возбужденном. Поэтому в связи с валентностью следует также рассматривать и возбужденные состояния атомов. Это особенно важно в том случае, когда возбужденное состояние имеет большую валентность, чем основное состояние. [c.313]

На рис. 249 приведены значения эффективных сечений при соударении атомов гелия с другими нейтральными атомами гелия. Отмечая возбужденное состояние атома звездочкой, можно записать этот процесс возбуждения в следующем виде [c.456]

Источники для определения времен жизни возбужденных состояний атомов. Среди них наиболее часто применяется источник пучок — фольга. Огромное большинство измерений времен жизни выполнено с помощью этого источника. [c.10]

ДИМ, что за время затухания осциллятор совершает около 10 млн. колебаний. Период этих колебаний составляет примерно 10 с, поэтому время жизни возбужденного состояния атома, обусловленное радиационным распадом, по порядку величины равно 10 с. Хотя эта оценка получена для простой классической модели излучающего атома, результат по порядку величины согласуется с наблюдаемыми на опыте значениями. [c.43]

Тензорная часть статической поляризуемости возбужденных состояний атома водорода имеет несколько более сложный вид [4.16 [c.81]

Обратимся теперь к другому предельному случаю — к слабому высокочастотному полю. В качестве примера подобного эксперимента можно привести работу [4.41], в которой сообщается о наблюдении возмущения возбужденных состояний атома ксенона с главными квантовыми числами от 10 до 15. Энергия фотона лазерного излучения составляла ш = 1,2 эВ. [c.95]

Па рис. 5.3 показано двухфотонное сечение ионизации основного состояния атома водорода (оно отнесено к интенсивности излучения) как функция длины волны излучения [5.14]. Оно сопоставлено с результатом численного расчета работы [5.15]. Видно хорошее согласие точного и квазиклассического расчетов, за исключением области однофотонных резонансов с возбужденными состояниями атома водорода. [c.118]

Энергетические распределения фотоэлектронов для атомов криптона, облучаемых линейно поляризованным излучением с длиной волны 532 нм и интенсивностью 2 Вт/см рассчитывались в работе [5.63]. Максимумы энергетического распределения при отрицательных энергиях соответствуют остаточной заселенности связанных возбужденных состояний атома после окончания лазерного импульса. Первый максимум при положитель- [c.136]

Вычислим величину возмущенного потенциала ионизации (см. гл. IV). ]Мы предполагаем, что частота поля мала по сравнению с частотой перехода из основного в первое возбужденное состояние атома. Тогда сдвиг Штарка для основного состояния приближенно равен статическому штарковскому сдвигу [c.169]

Таким образом, циркулярное состояние при небольшой величине главного квантового числа представляет собой изолированное возбужденное состояние атома вплоть до экстремально больших значений напряженности поля. [c.276]

В этих расчетах широко варьировались значения основных параметров, характеризующих возбужденный атом и поле излучения значения п от 4 до 8 значения I, т — от О до 2. Во всех случаях в диапазоне интенсивности излучения от 10 до Вт/см наблюдались отклонения от золотого правила Ферми в сторону уменьшения вероятности ионизации состояния в единицу времени. Типичный пример приведен на рис. 10.11. Качественно аналогичные зависимости были получены и в работе [10.53], лишь отклонения от золотого правила Ферми наблюдались при большей интенсивности излучения (I > 10 Вт/см ). Полученные данные интерпретированы авторами как проявление эффекта стабилизации изолированного возбужденного состояния атома. [c.277]

В результате процесса генерации изменяется не только число фотонов, но и числа заполнения возбужденных состояний атомов. Рассмотрим для простоты систему двухуровневых атомов и исследуем временные изменения чисел заполнения N и N . Число увеличивается за счет возбуждения электронов в результате накачки. Скорость переходов пропорциональна числу атомов в ос- [c.78]

Рассмотрим сначала характер беспорядочного теплового движения в газе или твердом теле при приближении температуры к абсолютному нулю. В классической теории, где степени свободы считаются, а не взвешиваются , справедлив закон равнораспределения энергии, который приводит к постоянной величине удельной теплоемкости. Число степеней свободы системы не меняется с температурой и при температурах, близких к абсолютному нулю, она имеет столько же степеней свободы, сколько и при высоких температурах. В классической теории при рассмотрении энергии неупорядоченного движения не существует низких температур. В квантовой теории картина совершенно иная, так как колебания кристаллической решетки уже не могут получать произвольные приращения энергии. Дозволены только дискретные состояния возбуждения, и при понижении температуры все большее число степеней свободы оказывается замороженным . Во многих отношениях положение вещей аналогично тому, которое имеет место при возбуждении состояний атомов и молекул с высокой энергией. [c.280]

В соответствии с классической электродинамикой электрон, поскольку он ускоряется, должен излучать, постепенно теряя энергию и приближаясь по спирали к ядру. Для объяснения наблюдаемого излучения атома водорода Бор постулировал, что эта потеря энергии на излучение должна происходить порциями, или квантами, ъ процессе перехода от излучающих возбужденных состояний атома к неизлучающему основному состоянию. Другими [c.81]

Переходы к возбужденным состояниям атомов могут индуцироваться фотонами любой энергии, достаточной для возбуждения атома. Избыток энергии затем уносится одним фотоном с измененной частотой. Эффективное сечение выражается подобно тому, как в случае упругого рассеяния (см. [19]), и здесь эффективное сечение приблизительно равно а . [c.141]

Вероятность в единицу времени распада в возбужденном состоянии атома выражается уравнением (4.99). Один и тот же матричный элемент появляется в обоих случаях. Удобно выразить его значение через так называемую силу осциллятора f соответствую-ш его перехода [c.144]

ЧИСЛО атомов в соответствии с распределением Больцмана находится в наинизшем энергетическом состоянии. У атома лития оптический электрон при этом занимает 2 j-состояние (см. рис. 65). Его ближайшее возбужденное С0С1 ояние есть 2 / -состояние, в котором по распределению Больцмана находится большинство возбужденных атомов. Поэтому следует ожидать, что линия излучения при переходах из 2/>-состояния в 2 s-состояние является наиболее интенсивной. Кроме того, интенсивность линии излучения зависит от вероятности соответствующего перехода. Обычно линия излучения при переходе между первым возбужденным состоянием атома и основным является самой интенсивной. Поэтому она называется резонансной линией. Частота этой линии лития обозначается так [c.201]

Например, нормальной конфигурацией нейтрального атома железа является конфигурация 3d 4s ( 55). Для определения соответствующих ей термов следует исходить из группы эквивалентных электронов 3d . Электроны 4s образуют замкнутую подгруппу и не меняют значений результирующих квантовых чисел, соответствующих группе 3d . Таким образом, наиболее глубокий терм, соответствующий конфигурации Зd 4s , будет тот же, что и наиболее глубокий терм шести эквивалентных d-электронов, т. е., по данным табл. 48, терм D. В качестве второго примера рассмотрим возбужденное состояние атома железа 3d 4p. В этом случае мы должны исходить из наиболее глубокого терма, соответствующего конфигурации эквивалентных электронов 3d . По данным табл. 48 наиболее глубоким термом этой конфигурации является терм F, которому соответствуют значения квантовых чисел 5 = /2 и —3. К этому состоянию мы должны прибавить один р-электрон (5 = /г- =0-Отсюда получаем, что конфигурация 3d 4p характеризуется значениями квантовых чисел 5 = 3/2 +72=2 1 и A = 3 j-1=4 L=3-j-0=3 и L = 3—1 = 2. Окончательно получаем набор термов 0°, D°, и G°, [c.188]

Если эксперимент производить при столь низком давлении, что время между столкновениями атомов будет больше времени жизни возбужденных состояний атома натрия, то в формуле (2) можно пренебречь членом NoiHg) Nf NaL )Q QV, и его можно переписать в виде [c.461]

I нормальный энергетический уровень атома 2 — уровни возбужденного состояния атома 3 — свободная еона — запрещенная зона 5 — заполненная электронами зона [c.13]

Многообразие углеродных структур обусловлено способностью атома углерода находиться в различных валентных состояниях и образовывать связи разных типов. В стабильном состоянии углерод имеет электронную конфигурацию В этом случае атом углерода двухвалентен. В большинстве химических соединений углерод выступает как четырехвалентный элемент. Четырехвалентное, возбужденное состояние атома углерода получается при переходе электрона из состояния 2s в состояние 2р. Ему соответствует конфигурация . s 2s2p 2p 2p . Энергия, затраченная на возбуждение, компенсируется энергией, выделяемой при образовании связей. [c.8]

Разрядный режим — основной используемый в технических устройствах режим. Плазма образуется в объеме МЭЗ за счет ступенчатой ионизации (по возбужденным состояниям атома s) при столкновениях атомов с электронами, ускоренными на приэмиттерном скачке электрического потенциала. Характеризуется относительно высокой концентрацией плазмы, что приводит к повышению электрической проводимости МЭЗ, и высокими значениями плотности тока и КПД ТЭП при технологически освоенных размерах МЭЗ (100—500 мкм). [c.521]

Рассмотрим теперь наиболее интересный класс эксимерных лазеров, в которых атом инертного газа (например, Аг, Кг, Хе) в возбужденном состоянии соединяется с атомом галогена (например, F, С1), что приводит к образованию эксимерагалоге-нидов инертных газов. В качестве конкретных примеров укажем ArF (Я, = 193 нм), KrF (А, = 248 нм), ХеС1 (А, =309 нм) и ХеР (А, = 351 нм), которые генерируют все в УФ-диапазоне. То, почему галогениды инертных газов легко образуются в возбужденном состоянии, становится ясным, если учесть, что в возбужденном состоянии атомы инертных газов становятся химически сходными с атомами щелочных металлов, которые, как известно, легко вступают в реакцию с галогенами. Эта аналогия указывает также на то, что в возбужденном состоянии связь имеет ионный характер в процессе образования связи возбужденный электрон переходит от атома инертного газа к атому галогена, Поэтому подобное связанное состояние также называют состоянием с переносом заряда, Рассмотрим теперь подробнее КгР-лазер, так как он представляет собой один из наиболее важных лазеров данной категории. На рис, 6.26 приведена диаграмма потенциальной энергии молекулы KrF, Верхний лазерный уровень является состоянием с переносом заряда и ионной связью, которое при R = oo отвечает состоянию положительного иона Кг и состоянию 5 отрицательного иона F. Поэтому энергия при R = оо равна потенциалу ионизации атома криптона минус сродство атома фтора к электрону. При больших межъядерных расстояниях кривая энергии подчиняется закону Кулона. Таким образом, потенциал взаимодействия между двумя ионами простирается на гораздо большее расстояние (5— ЮЛ), чем в случае, когда преобладает ковалентное взаимодействие (ср., например, с рис, 6.24), Нижнее состояние имеет ковалентную связь и при R = oo отвечает состоянию 5 атома криптона и состоянию атома фтора. Таким образом, в основном состоянии атомные состояния инертного газа и галогена меняются местами. В результате взаимодействия соответствующих орбиталей верхнее и нижнее состояния при малых межъядерных расстояниях расщепляются на состояния 2 и П. Генерация происходит на переходе поскольку он имеет наибольшее [c.383]

Удельное электросопротивление субмикрокристаллических Си, Ni и Fe, полученных методом равноканального углового прессования, изучено в работах [90-92]. Средний размер зерен в СМК металлах составлял от 100 до 200 нм. При 80 К удельное сопротивление СМК-Си почти в 2 раза больше, чем р крупнозернистой меди. Повышенное электросопротивление СМК-Си обусловлено более высоким коэффициентом рассеяния г электронов на неравновесных границах зерен для СМК-Си (г = О, 29-0,32 вместо г = О, 24 для равновесных границ в крупнозернистой меди). Согласно [93] повышение коэффициента г связано с искажениями трансляционной симметрии, вызванными даль-нодействуюгцими полями напряжений, и динамическими возбужденным состоянием атомов в зернограничной фазе. В результате отжига при 420-470 К происходит резкое падение р при дальнейшем повышении температуры отжига р медленно пони- [c.169]

Потенциалы ионизации и возбуждения. На освобождение электрона от связи с атомным ядром, вследствие чего и происходит образование положительного иона, необходимо затратить определенное количество энергии. Энергия, израсходованная на отрыв электрона, называется работой ионизации. Работа ионизации, выраженная в электрон-вольтах, называется потенциалом ионизации. Если сообщить связанному электрону газовой молекулы или атома некоторое количество дополнительной энергии, то электрон перейдет на новую орбиту с более высоким энергетическим уровнем, а молекула илн атом будут находиться в возбужденном состоянии. Количество энергии, выраженное в электрон-йОЛЬтах, которое необходимо затратить для возбуждения атома или молекулы газа, называется потенциалом возбуждения. Возбужденное состояние атома или молекулы газа является неустойчивым, и электрон может снова возвратиться на стационарную орбиту, а атом или молекула перейдет в нормальное невозбужденное состояние. Энергия возбуждения при этом передается в окружающее пространство в форме светового электромагнитного излучения. [c.29]

Для высоколежащего возбужденного состояния атома с энергией е обратное время жизни равно сумме вероятностей перехода в 1 с в основное состояние и все нижележащие возбужденные состояния с энергией е, < е /т , = Ъ Аш. [c.438]

При низком уровне собственных шумов для измерения слабых световых потоков наилучшие результаты дает работа ФЭУ в режиме счета фотонов. Каждый фотоэлектрон после размножения в динодной системе создает на выходе ФЭУ импульс тока. Эти импульсы регистрируются хорошо разработанными в ядерной физике методами. Таким способом можно решать задачи, недоступные другим методам регистрации световых сигналов, в частности задачи непосредственного измерения времен жизни возбужденных состояний атомов. [c.464]

Второй случай — возбужденные состояния атомов и высокочастотное поле (<о > Г,, где Г, — анергии свизи электрона в ато- [c.39]

Принимая во Еиимание (4), можно силу 6 выразить через параметры, характеризующие возбужденное состояние атома т,— его заселенность и естественную ширину [c.102]

I. е. величина перестает быть константой, характеризующей атомы среды, а становится функцией напряженности поля. Соответственно в (4) необходимо сделать замену oii- u)i(i), что и обусловливает появление зависимости показатели преломления газа от интенсивности излучения (n = n F)). Во-вторых, в области ано.мальпой дисперсии (гв rOi) при большой интенсивности излучения вознпкает значительная заселенность возбужденного состояния атома, приводящая к уменьшению числа атомов в основном состоянпи В пределе возможна реализация )ффекта насыщения (лекцпя 6), когда заселенности основного и резонансного состояний становятся одинаковыми. Соответственно в [c.110]

Формула Блохинцева. Пример предыдущего раздела представлял собой только иллюстративную модель. Ее можно связать с динамическим штарковским сдвигом возбужденных состояний атома водорода вследствие вырождения этих состояний (см. детально в книге [4.5], разд. 6.3.4). Простейшая ситуация возникает в случае поля умеренной интенсивности, когда состояния с данным главным квантовым числом п не смешиваются с состояниями с другими главными квантовыми числами. [c.92]

Атомы водорода в высоковозбужденных состояниях с главными квантовыми числами п около 45 получались в результате перезарядки протонов с энергией около ЮкэВ на газе из атомов аргона. При перезарядке образуются возбужденные состояния атома водорода с различными главными квантовыми числами п. Вероятность возбуждения в эти состояния зависит от п как [4.25]. Таким образом, создается пучок возбужденных атомов, находящихся в различных состояниях. Вдоль оси этого пучка направляется пучок излучения С02 Лазера с энергией фотона около 0,1 эВ. Эта величина приблизительно соответствует энергии перехода электрона в спектре атома водорода из состояния с п = 10 в высоковозбужденные состояния СП = 44. Точная настройка на резонанс с переходом в определенное высоковозбужденное состояние осуществлялась путем изменения [c.93]

В работах [4.51-57] данные о возмущении возбужденных состояний атомов получались методом многофотонной ионизационной спектроско-ПИИ (см. раздел 4.3.4). В этих экспериментах частота лазерного излучения была около 2эВ (исключая работу [4.57], в которой она составляла 4эВ). Поляризация излучения была линейной (исключая работу [4.49], в которой использовалось циркулярно поляризованное излучение). Папряженность поля излучения составляла от 0,05 до 0,1 атомной напряженности. Иссле-довалось возмущение возбужденных состояний атома ксенона [4.51-55], криптона [4.56] и гелия [4.57]. Главные квантовые числа возбужденных состояний лежали в интервале от 4 до 10. Во всех случаях частота излуче-ния была либо больше, либо гораздо больше расстояния между соседними энергетическими уровнями, и даже сравнима с величиной энергии связи возбужденного состояния атома. [c.106]

Метод Далгарно-Льюиса был детально разработан для вычисления мпогофотонной ионизации как основного, так и возбужденных состояний атома водорода в работе [5.10 . [c.117]

Эффективные потенциалы, зависящие от орбитального квантового числа электрона, формируются на основе расчетов в приближении Хартри-Слэтера для основного и низколежащих возбужденных состояний атомов благородных газов. Так, р — потенциал ( = 1) находится из расчета основного состояния. В работе [5.63] рассматривались два р-электрона с = О (т.е. вдоль направления линейной поляризации излучения). Расчеты показали, что они вносят главный вклад в процесс ионизации. В работе [5.64 был использован более простой потенциал Херрмана-Скилмана для расчета сечения многофотоиной ионизации атома ксенона. Волновые функции валентных электронов рассчитывались численно в потенциале, представляющем собой сумму атомного потенциала и потенциала взаимодействия атома с внешним электромагнитным полем. В расчетах учитывались только 5s- и 5р-электроны. Остальные электроны учитывались в приближении среднего потенциала замороженного остова . [c.136]

Для рассмотренного в качестве примера возбужденного состояния атома водорода с n = 3 линейная зависимость реализуется вплоть до интенсивности 10 " Вт/см (рис. 10.12). Эта величина соответствует напряженности поля излучения F = 0,05Fq. [c.286]

Большинство возбужденных состояний атомов в горячих газах имеет единственный валентный электрон в высоком одноэлектронном состоянии. Остальные электроны образуют относительно стабильную сердцевину для одного возбужденного или испущенного электрона. Полное состояние, часто называемое ридберговским состоянием, может быть представлено посредством конфигурационного обозначения для системы ядра и стабильных электронов аналогично тому, как это было сделано выше, и обозначения одно-электропного состояния для возбужденного электрона. Если система из ядра и электронов представляет собой заполненную оболочку, то мы уже видели, что ее момент импульса равен нулю и обозначение (т. е. угловая симметрия) для всего атома совпадает с обозначением для внешнего электрона (но с прописной буквой для I). Данное состояние внешнего электрона комбинируется посредством Ь — -связи с данной (незамкнутой) конфигурацией системы ядра и стабильных электронов, образуя группу близко расположенных энергетических состояний. [c.95]

Исходя из возбужденных состояний атома водорода, можно построить и другие молекулярные волновые функции. Многие из них приводят к возникновению сил притяжения и, следовательно, связанных, но элек-тронно-возбужденных молекул Щ. Другие возможные волновые функции не дают достаточной вероятности нахождения электрона в области между ядрами и поэтому приводят к отталкиванию при всех межъядерных расстояниях. Несмотря на то что с помощью комбинаций связанных атомных состояний можно построить много молекулярных состояний, только небольшая их часть будет удовлетворять точным требованиям симметрии, необходимым для образования связанной молекулы. Двухатомные молекулы имеют всего лишь немногим более десятка связанных состояний, тогда как атомы при умеренных плотностях [c.99]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...