Разрешенные а-переходы

Размножение нейтронов 311 Разрешенные а-переходы 234 [c.395]

Радиационное торможение 233 Радиационный захват 287, 327 Радиоактивность искусственная 443 Радиоактивные семейства 104, 427 Радиоактивный распад 101 Радиочастотный метод 74 Радиус атомного ядра 50—54 Размножение нейтронов 374 Разрешенные а-переходы 137 [c.718]

Для дипольно-разрешенных вибронных переходов вероятность перехода в данное вращательно-колебательное состояние определяется величиной множителя Франка — Кондона для изменения колебательного состояния и правилом отбора А/ = 1 (или также А/ = 0) для изменения вращательного состояния. [c.103]

Усовершенствованные схемы регистрации и особенно повышение частоты модуляции в канале возбуждения до 10 МГц повысило чувствительность измерений еш,е примерно на два порядка [9.37—9.39]. Это позволило создать установку для успешного измерения усиления при вынужденном комбинационном рассеянии в предельно тонких слоях. Установка аналогична изображенной на рис. 9.15. Возбуждающий и пробный импульсы в этом случае генерируются двумя лазерами на красителях с синхронной накачкой, разность частот генераций которых на-страивается на частоту комбинационного перехода. Так как при этих измерениях не ставится задача временного разрешения, а требуется лишь высокая чувствительность регистрации усиления, то в соответствии с этим выбирается оптимальное перекрытие возбуждающего и пробного импульсов. В тонком (мономолекулярном) образце более высокочастотные импульсы возбуждения вследствие эффекта вынужденного комбинационного рассеяния ослабляются, а более низкочастотные пробные импульсы, т. е. стоксовы импульсы, усиливаются. Мешающее люминесцентное излучение может быть подавлено медленной модуляцией длины волны излучения одного из лазеров на красителях. Этот л,ример отчетливо показывает, что пикосекундные динамические методы могут также с успехом применяться для решения задач статической спектроскопии. [c.344]

Правил отбора для разрешенных электрических дипольных переходов. Особенно важны правила отбора для переходов между вращательно-инверсионными состояниями. Из табл. А. 9 видно, что Мг и (Мх, Му) относятся к типам симметрии Л 2 и Е соответственно, а Г совпадает с Л". Следовательно, переходы в основных полосах типа активных в инфракрасном спектре, удовлетворяют правилам отбора А/С = 1 и Д/= О, 1, а переходы вращательно-инверсионного спектра подчиняются правилам отбора АК =0, AUi — нечетное и Л/ = О, 1. Так как состояние с Ui = 1 очень близко к состоянию с Ui = О, горячие переходы из состояния с Ui = 1 так же важны, как и переходы из основного состояния с 01 = 0. На рис. 12.10 показаны низкие вращательные уровни состояний с Ui = О, 1, 2, 3 и некоторые разрешенные в электрическом дипольном поглощении вращательно-инверсионные переходы, показанные сплошными линиями. Полосы переходов с Ui=3- 0 и 21 в инфра-. красном спектре, соответствующие полосе с U2 == 1 - О жесткой неплоской молекулы, полностью перекрываются. В микроволновом спектре поглощения активны переходы типа Ui = 0-<-l и 1- -0 три перехода такого типа указаны на рис. 12.10 эти переходы соответствуют чисто вращательным переходам в жесткой неплоской молекуле. Вращательные переходы в состояниях с ui = О или 1 запрещены, однако колебательно-вращательные [c.393]

Метод оптической накачки для газовых лазеров менее эффективен, чем для твердотельных. Во-первых, это связано с тем, что ширина полос поглощения у газов при рабочих давлениях в лазере определяется главным образом (Ян 300 нм) доплеровским уширением и поэтому полосы весьма узки, в отличие от широких полос в твердотельных лазерах. Поэтому попасть в резонанс труднее. Во-вторых, этим методом можно возбуждать только уровни, имеющие четность, противоположную четности основного состояния, поскольку для эффективного оптического возбуждения необходимо, чтобы между основным и возбужденным состояниями был разрешен дипольный переход. Лазерный переход также является дипольно разрешенным, поэтому нижний уровень рабочего (лазерного) перехода должен быстро обедняться за счет безызлучательных переходов в основное состояние. Такая ситуация редко реализуется в газах. И третье неудобство заключается в том, что, как правило, резонансные линии большинства газов находятся в вакуумном ультрафиолете, а в этой области, как известно, практически отсутствуют материа- [c.101]

Для двух нейтральных одинаковых атомов, находящихся в разных состояниях (т. е. А + Л ), имеет место более сильное взаимодействие, если эти два атомных состояния связаны разрешенным радиационным переходом. В этом случае [c.131]

Атомы водорода, конечно, не имеют колебательных переходов в ИК-спектрах и спектрах КР, а первый разрешенный электронный переход из основного состояния лежит в области вакуумного ультрафиолета при 121,6 нм (а-линия Лаймана). Поэтому исследования этих атомов проводят почти исключительно при помощи метода ЭПР по характерным дублетам изотопа (ядерный спин / = /2) или триплетам дейтерия 0 (/ = 1). Постоянная взаимодействия А довольно велика (для 1420 МГц = 0,04 см"1) и почти не зависит от природы матрицы. [c.132]

При разрешенных электронных переходах комбинируют между собой только состояния, относящиеся к одному и тому же типу колебаний. Иными словами, значения I одинаковы в верхнем и нижнем состояниях, а поэтому тип полосы зависит только от типа электронных состояний, т. е. от значения АЛ (=А ), как и для двухатомных молекул. Если АЛ = 1, то все разрешенные полосы системы имеют интенсивные -ветви, тогда как при А Л = = О все разрешенные полосы либо совсем не имеют ( -ветвей (если Я = 0), либо эти ветви очень слабы (если К фО). Например, при электронном переходе 2 — 2 в результате поглощения в колебательном невозбужденном состоянии молекула может перейти только на полносимметричные верхние колебательные уровни с = О (тип 2). Поэтому все холодные полосы поглощения будут относиться к типу 2 — 2, т. е. не будут иметь ( -ветвей. Если в нижнем состоянии однократно возбуждено деформационное колебание, т. е. если Г = 1, то в верхнем состоянии также должно быть возбуждено деформационное колебание с = 1. Полоса по-прежнему параллельного типа, но имеет слабую -ветвь. Однако ни в каком случае разрешенная колебательная полоса при электронном переходе 2 — 2 не может иметь интенсивной ( -ветви. Аналогичные рассуждения применимы к электронному переходу типа П — 2, при котором все разрешенные колебательные полосы имеют интенсивные ( -ветви. [c.184]

Разрешенный электронный переход между невырожденными состояниями в молекуле, которая по своей симметрии относится к типу симметричного волчка, обязательно должен быть параллельного типа, а это значит, что только компонента отлична от нуля. Следовательно, все разрешенные полосы в такой системе полос должны быть параллельного типа и подчиняться правилу отбора (11,65). Если вращательные постоянные А ж В -в верхнем и нижнем электронных состояниях различаются не очень сильно, то структура полос будет такой же, как структура параллельных инфракрасных полос, подробно рассмотренных в томе II ([23], стр. 446 и след.) полоса будет иметь Р-, Q- и Л-ветви со слабым оттенением. В такой полосе каждая линия состоит из нескольких компонент с различными значениями К К = [c.225]

Здесь кориолисово взаимодействие может вызвать появление слабых запрещенных подполос при разрешенных электронных переходах. Например, при переходе А" — А в молекуле точечной группы типа s почти симметричного волчка, для которого нормально происходят только переходы с АК = = 1, с возрастанием / становятся возможными переходы с АК = О и +2 (как на фиг. 113, б), если вблизи состояния А" находится другое состояние типа А, которое с большой интенсивностью комбинирует с нижним состоянием А. [c.268]

Такое приближение оправдывается только для экситонных состояний кристалла, соответствующих дипольно запрещенным внутримолекулярным переходам. В случае же дипольно разрешенных внутримолекулярных переходов это приближение не является удовлетворительным. Суммы резонансных диполь-ди-польных взаимодействий по мере увеличения радиуса сферы сходятся очень плохо, потому что число слагаемых возрастает пропорционально а абсолютная величина каждого слагаемого убывает как [c.344]

Возможны также переходы из экситонной зоны не непосредственно в основное состояние, а в колебательные подуровни основного состояния, соответствующие Колебательным зонам , т. е. зонам, относящимся к внутримолекулярным колебаниям. Разрешенные электронные переходы комбинируют с колебательными зонными состояниями, соответствующими полносимметричным внутримолекулярным колебаниям. Ширина таких колебательных зон практически равна нулю (1—2 см ) из-за малого резонансного взаимодействия при полносимметричных колебаниях. [c.586]

О оптически запрещен, а переход 1- 0 оптически разрешен ) и, кроме того, характеризуется достаточно большой частотой, то в этом случае i l > i . [c.13]

Переходя сперва к случаю однократного нагружения, мы рассмотрим проекты хцк и тг/ , первый из которых соответствует разрушению при заданной нагрузке, а второй —разрушению или не доходит до разрешения. Из кинематической теоремы теории предельного равновесия следует, что при [c.38]

Квантовая механика не только получила постулаты Бора и таким образом повторила результаты теории Бора — Зоммерфельда, но и дала возможность оценить интенсивность спектральных линий. Как уже было замечено, теория Бора—Зоммерфельда разрешает переходы между любым термами атома, в то время как обнаруженные в опытах спектральные линии соответствуют только строго определенным переходам. Для согласования теории с опытом приходилось искусственно вводить правила отбора, согласно которым разрешенными являются только переходы с изменением k на, Ak = и m на Ат = 0, 1. Замечательным результатом квантовой механики оказалось автоматическое получение правил отбора А/ = 1 и Ат = 0, 1, которые вытекают из вида собственных функций. [c.61]

На рис. 6.8 представлена общая схема участвующих в генерации энергетических уровней лазеров этого типа. Переход g- ->2 является разрешенным, а переход ->1 электродипольно запрещен. Таким образом, пользуясь борновским приближением, мы вправе ожидать, что сечение перехода g- 2 за счет электронного удара значительно больше, чем сечение перехода ->1. Чтобы создать достаточную населенность верхнего лазерного уровня, высокая, как правило, скорость излучательного перехода 2- g должна быть уменьшена до значения, сравнимого со скоростью излучательного перехода 2-> 1. Это означает, что плотность атомов должна быть достаточно высокой, чтобы стал возможным захват излучения на переходе 2-=>-g. Заметим, что поскольку переход - g является запрещенным, лазер мо- [c.350]

Каждый из них характеризуется своими правилами отбора для разрешенных переходов. В первом и втором вариантах разрешенными являются переходы, удовлетворяющие правилам отбора Ферми, в третьем и четвертом— правилам отбора Гамо-ва — Теллера. Пятый вариант для описания разрешенных переходов непригоден, так как для него разрешенными являются переходы, при которых А/ = О, а четность меняется. [c.157]

Вторая часть теории р-распада основывается на известном (из первой части) Р-распадном взаимодействии для отдельных нуклонов. Целью этой части является углубление знаний о структуре ядра. Для этой части интересны не разрешенные, а, наоборот, запрещенные переходы и вообш,е всевозможные отклонения характеристик распадов отдельных ядер от соответствующих характеристик распада свободного нуклона. Например, О — 0-переход [c.253]

Время Т2 оптической дефазировки зависит от температуры. Оно увеличивается при ее понижении. Но даже при температуре кипения жидкого гелия 4,2 К это время для примесных центров остается примерно на один-два порядка меньше, чем время Т. Последнее называется временем энергетической релаксации, так как определяет скорость релаксации диагональных элементов матрицы плотности, т. е. населенности возбужденного электронного уровня. Для дипольно разрешенных оптических переходов Т имеет порядок нескольких наносекунд, а Т2 — нескольких десятков пикосекунд. [c.98]

Посмотрим теперь, что происходит, когда на молекулу действует электромагнитное излучение. Прежде всего папомппм, что правила отбора требуют, чтобы А5 = 0. Следовательно, син-глет-синглетные переходы являются разрешенными, а синглет-триплетные—запрещенными. Поэтому благодаря взаимодействию с электромагнитным излучением молекула может перейти из основного состояния 5о на один из колебательных уровней состояния Si. Поскольку вращательные и колебательные уровни являются неразрешенными, спектр поглощения будет представлять собой широкий бесструктурный переход, что и видим на рис. 6.29 для родамина 6G. Важная особенность красителей состоит в том, что они имеют чрезвычайно большую величину ди-польного матричного элемента ц. Это объясняется тем, что л-электроны свободно движутся на расстояниях, сравнимых с размером молекулы а, а поскольку а — достаточно большая величина, ц также велико (ц еа). Отсюда следует, что сечение поглощения а, которое пропорционально также велико ( 10 см ). Молекула в возбужденном состоянии релакси-рует за очень короткое время (безызлучательная релаксация, Тбезызл 10 с) на самый нижний колебательный уровеньсостояния 5ь С этого уровня она совершает излучательный переход на некоторый колебательный уровень состояния So (флуоресценция). Вероятность перехода определяется соответствую- [c.390]

Если разрешенная компонента перехода У — X слаба, а смешивание состояний У и Z связано с сильным электронно-колебательным взаимодействием, то может случиться, что запрещенная компонента перехода Y — X будет интенсивнее, чем разрешенная. Именно так обстоит дело в системе полос поглощения нафталина около 3200 А, которая связана с переходом Как было показано Крейгом, Холласом, Редисом и Уэйтом [253], запрещенные полосы с компонентой в 10 раз интенсивнее разрешенных полос с компонентой Му (г/ и z — соответственно длинная и короткая оси в плоскости молекулы). Более подробное теоретическое рассмотрение запрещенных компонент разрешенных электронных переходов можно найти в работе Альбрехта [52]. [c.141]

Подтверждение правила отбора (II, 31) для некоторых точечных групп может быть получено из рассмотрения свойств симметрии. Это относится к таким точечным группам, как/>2 1 Dih, /Лл,Для которых только четные обертоны деформационного колебания имеют полносимметричные составляющие. Следовательно, только четные или только нечетные колебательные уровни могут комбинировать с данным уровнем другого электронного состояния. В таких случаях правило отбора (11,31) остается строгим, даже если принимать во внимание более тонкие взаимодействия. (Запрещенные компоненты разрешенных электронных переходов рассмотрены в разд. 2,6, р.) В других точечных группах (например, Г7зв, T ,. ..) все обертоны вырожденных колебаний имеют по крайней мере по одной полносимметричной составляющей (см. [23], табл. 32), и свойства симметрии допускают возможность перехода на какой-либо полносимметричный уровень другого электронного состояния как при четных, так и при нечетных значениях г следовательно, правило (11,31) не является строгим. Однако во всех случаях переходы 1—О (или О—1) по вырожденному колебанию запрещены из соображений симметрии, и правило (11,31) справедливо в весьма высоком приближении. Как и для антисимметричных колебаний, сммуарная интенсивность всех переходов с Ау О для вырожденных колебаний очень мала по сравнению с интенсивностью переходов с Ау = О даже при весьма сильном различии частот колебания в обоих состояниях. [c.154]

Если запрещепиьп" электронный переход становится возможным только из-за сво11ств симметрии электронных волновых функций, как это имеет место в случае магнитных дипольных и электрических квадрунольных переходов (разд. 1,6, а) или в случае интеркомбинационных переходов (разд. 1,6, Р), то, как и раньше, момент перехода можно разделить на две части. Одна из них (Ле е") зависит только от электронных волновых функций, а другая часть (/ ") — только от колебательных волновых функций. Колебательная часть ЛоЧ" точно такая л е, как и для разрешенных электронных переходов, и, следовательно, колебательная структура этих запрещенных электронных переходов тоже точно такая же. Однако совершенно по-другому обстоит дело, если запрещенный электронный переход становится возможным благодаря электронно-колебательному взаимодействию (разд. 1,6, 7). Поэтому только такие переходы и следует рассмотреть особо. [c.173]

Важно отметить, что в отличие от разрешенного электронного перехода расстояние между первой горячей полосой и первой полосой главной прогрессии в случае запрещенного перехода пе соответствует частоте колебания в основном состоянии, а равно сумме частот антисимметричного колебания в верхнем и нижнем состояниях (v g + v ). Обратно, если разность частот первой полосы главной прогрессии и первой горячей полосы не совпадает с частотой какого-либо колебания в основном состоянии, то это является очень веским доказательством того, что рассматриваемый переход запрещен как чисто электронный переход. Можно еще добавить, что переходы, показанные на фиг. 69 пунктиром, строго запрещенные в случае перехода А2 — Ai для электрического дипольного излучения, могут происходить (с чрезвычайно малой интенсивностью) для магнитного дипольного излучения (ср. пример молекулы Н2СО, рассмотренный на стр. 270). [c.177]

Вопрос о знаке имеющий больяюе значение при выводе уравнений (11,80) и (11,81), был рассмотрен на стр. 68. Второй член в выражении (П,82) исчезает, если вырожденные колебания не возбуждаются. В спектрах поглощения это условие выполняется для всех интенсивных полос разрешенного электронного перехода, поскольку, как было показано, возбуждаются почти исключительно полносимметричные колебания. Таким образом, структура интенсивных полос определяется моментом количества движения Если 7ке, как это часто бывает, значение Се близко к единице, то расстояние между подполосами, равное 2 [А — 1,) — В], невелико. Иными словами, перпендикулярная полоса по внешнему виду похожа на нолосу параллельного типа, даже если при переходе не происходит изменения геометрии молекулы. Объясняется это просто — электроны не влияют на величину вращательной энергии, однако они участвуют в создании момента количества движения [c.230]

SFa дает лишь непрерывное поглощение, которое при самом высоком из применявшихся давлений (620 мм рт. ст. при длине оптического пути 1 м) начинается от 2170 А (Лю, Мо и Дункан [756]). При более низких давлениях (80 мм рт. ст. нри длине оптического пути 1 м) SF прозрачна до 1563 A. При еще более низких давлениях (<1 мм рт. ст.) она прозрачна до 1100 A. Ниже этой длины волны появляются четыре очень широких максимума поглощения при 1054, 936, 872 и 830 A. Эти максимумы должны соответствовать по крайней мере четырем различным разрешенным электронным переходам. Единственным разрешенным типом электронных переходов в октаэдрической молекуле является переход Fiu — Лlg, если основное состояние Aig. Таким образом, четыре верхних состояния, по крайней мере около равновесного положения основного состояния, должны быть состояниями i/ ii,. По-видимому, конечно, в возбужденных состояниях имеется сильное взаимодействие Яна — Теллера, а это значит, что минимумы потенциальной энергии в этих состояниях не должны соответствовать октаэдрической симметрии. [c.552]

Разрешенные мсжкопфигурациолныо переходы 41"—5(1 наблюдаются в спектрах двузарядных редкоземельных иопов ТИ (см. обзоры [3, 15]), а также Се [13] в кристаллах. Редкоземельному иону в состояниях и 5с1 отвечают — из-за разного взаимодействия иона с окружением — различные равновесные положения соседних ионов решетки. Благодаря этому электронный (1-переход в ТВ сильно взаимодействует с решеткой п Г—(1-полосы в спектрах имеют отчетливо-выраженный электронно-колебательный характер [2, 3, 13, 15, 89, 90]. В настоящей заметке производится сравнение колебательной структуры f—(1-нолос, наблюдавшихся [13, 19, 20] в спектрах ряда редкоземельных ионов в кристаллах щелочноземолышх фторидов, которое выявляет взаимодействие электронного перехода с различными колебаниями кристалла. [c.118]

Для газов из этого следует, что при низких температурах средней энергии теплового движения не хватает для перехода молекулы хотя бы ва первый уровень выше самого нижнего. Эго так называемое вымораясивание степеней свободы , проявляющееся в том, что при низких температурах некоторые виды движения можно не учитывать. При обычных температурах порядка 300 К у большинства газов вращение можно считать разрешенным , а колебания — замороженными (см. С2.3). [c.240]

ПЕРЕХОД от ДЛИН ВОЛН К ВОЛНОВЫМ ЧИСЛАМ, Иногда желательно представлять спектры в шкале волновых чисел (v), а не в шкале длин волн (А). Длины волн легко перевести в волновые числа, просто взяв обратные величины, Однако, когда данные получены с постоянным разрешением в длинах волн, что обычно бывает в случЕю использования решеточных монохроматоров, интервал волновых чисел непостоянен. Например, рассмотрим постоянный интервал Аа = Ад -Aj, где Aj и Аз - длины волн по обо стороны максимума испускания (рис. 2,12). При 300 нм интервал (АА) в 2 нм эквивалентен 222 см При ROO нм тот же интервал эквивалентен разрешению Ау - = 55 см" . Следовательно, при увеличении длины волны интервал в обратных сантиметрах уменьшается пропорционально квадрату длины волны. Таким образом, если спектры получены в обычной форме, т, е. в интервале д/шн волн, при переходе к шкале волновых чисел надо каждое значение интенсивности умножить иа А [c.53]

Выше уже упоминалось, что задача о движении электрона в поле световой волны может рассматриваться квантово-механически. В результате этого получается почти такое же выражение, как и классическая формула (4.13), однако смысл сходных f6o3-начений будет в этом случае совсем иным. Здесь символ aik означает уже не частоты свободных колебаний различных квазиупругих электронов, а круговые частоты, соответствующие разрешенным переходам в атоме для одного и того же оптического (валентного) электрона, которые можно опре- " Л.с ниТпГборГ делить по известным правилам, впервые сформулированным Бором. Так, [c.145]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...