Атомы ридберговские

Понятие ридберговского атома относится не только к водородоподобному атому. Внешний электрон в сильно возбужденном состоянии находится далеко от ядра и окружающего ядро электронного облака остальных электронов, которые в совокупности для него составляют заряженную область. Если электрон в своем движении не проникает существенно в эту область, то можно считать, что он движется в кулоновском поле с эффективным зарядом Z = 1, и воспользоваться результатами, полученными для ридберговских состояний атома водорода. Изучение ридберговских состояний атомов имеет большое значение для радиоастрономии, физики плазмы и лазерной физики. [c.198]

Сравнивая выражение для энергии (9) с эмпирическим выражением (1) видим, что они совпадают, если положить А= а. Таким образом, оправдывается ридберговский вид для термов атомов щелочных металлов и сходных с ними ионов. Поскольку Л зависит от I, уровни с одинаковыми п, но разными /, совпадающие у водорода, оказываются у щелочных металлов и сходных с ними ионов, в соответствии с опытом, раздвинутыми. Величина Л носит название квантового дефекта. [c.133]

Соотношение между частотой внешнего поля и частотой перехода в спектре атома. Хорошо известно, что расстояние между соседними уровнями в спектре связанных атомных состояний резко убывает с ростом главного квантового числа п так, для ридберговских состояний оно равно Поэтому для интересующего нас стандартного диапазона частот си лазерного излучения от = 0,1 эВ (СО2-лазер) до = 5 эВ (эксимерные лазеры) в спектре атома может реализовываться как случай со < п , так и случай со > п . Первому неравенству соответствуют основное и первые возбужденные состояния, а второму — высоковозбужденные (ридберговские) состояния. Поэтому каждый конкретный случай требует специального анализа, за исключением возмущения основного и высоковозбужденных состояний. [c.87]

Полученные экспериментальные данные теоретически описываются в работе [4.40], где получено квазиклассическое выражение для волновой функции в условиях, когда частота электромагнитного поля сравнима с расстоянием до соседних главных оболочек. Рассчитаны вероятности радиационных переходов между ридберговскими состояниями атомов в присутствии сильного микроволнового ПОЛЯ. [c.95]

Рис. 4.6. Динамический штарковский сдвиг ридберговских 9-состояний атома ксенона с главными квантовыми числами п = 10-15 как функция интенсивности лазерного излучения. Точки соответствуют данным эксперимента [4.41]. Прямая линия — средняя колебательная энергия электрона

В работе [4.45] можно найти выражения для динамической поляризу-емости ридберговских состояний атома водорода, усредненной по орбитальному и магнитному квантовому числу (фактически это скалярная часть поляризуемости, усредненная по орбитальному квантовому числу при заданном главном квантовом числе). [c.102]

В работе [4.46] получено аналитическое выражение для скалярной части динамической поляризуемости ридберговских состояний атома водорода при произвольных значениях частоты внешнего поля. Оно переходит в статический и высокочастотный пределы, приведенные выше, при вариации частоты. Кроме того, оно содержит резонансы, когда частота поля совпадает с частотой перехода из рассматриваемого состояния в другие ридберговские состояния. [c.102]

Штарковское расщепление ридберговских состояний атома [c.102]

Все сказанное выше очевидным образом относится и к ридберговских состояниям многоэлектронных атомов при орбитальных квантовых числах [c.102]

Рис. 4.8. Штарковское расщепление ридберговского состояния атома водорода с п = 10, т = О в высокочастотном пределе ш > Еп для различных значений орбитального квантового числа I = 0 9 [4.6] (средняя колебательная энергия вычитается

В случае высоковозбужденных (ридберговских) состояний атома водорода и многоэлектронных атомов критическая напряженность поля дается выражением [c.251]

Рис. 10.6. Классическая траектория ридберговского электрона в условиях малости его амплитуды колебаний кол = Р/и)" по сравнению с размером атома. Внешнее

Если mi>>m2, то рассмотренная выше модель соответствует взаимодействию рндберговских атомов с магнитным полем и образует так называемый магнитный атом [46]. Как известно, энергетический спектр атома водорода описывается формулой Е п)=—/ o/л , где о=13,6 эВ. В ридберговских атомах п = /го>1. Разлагая Е п) в ряд, получим [c.101]

Потенциалом ионизации частицы называют ту минимальную энергию, которая затрачивается на перевод ее валентного электрона в непрерывный спектр. В табл. 19.1 представлены значения потенциала ионизации нейтральных атомных частиц, полученные главным образом в результате экстраполяции к границе непрерывного спектра атома серий оптических переходов, инициируемых с помощью различных источников возбуждения. При этом либо находят предельное значение известной функции (например, формулы Ритца), аппроксимирующей высоковозбужденные (ридберговские) уровни энергии атомной частицы, либо сравнивают реальные уровни с водородоподобными, внося поправки на поляризацию атомного остова [1]. Поэтому помимо потенциала ионизации атома, эВ, приведены также предельные значения для серий оптических переходов, см , отсчитанные от уровня основ- [c.411]

При построении диаграмм Гротриана мы исключили из рассмотрения слишком высокие ридберговские уровни энергии и автоионизационные состояния, отвечающие двухэлектронному возбуждению и лежащие выше ионизационного предела атома. Положение атомных уровней энергии (под ними подразумевалось обычно положение центров тяжести мультиплетов Т = l,Tigil1,gi, где Ti — компонента мультиплета, gi — статистический вес i-ro подуровня) определяется по шкале ординат в обратных сантиметрах, кроме того, цифры над горизонтальными линиями уровней обозначают соответствующее значение энергии возбуждения в электрон-вольтах (1 эВ = 8065, 54 см- ). [c.838]

Атом, внешний злектрон которого находится в очень сильно возбужденном СОСТОЯНИИ, т.е. имеет очень большое главное квантовое число, называется рид-берговским. Размеры ридберговских атомов очень велики по атомной шкале. [c.197]

Ридберговские атомы. Ридбергов-ским называется атом, электрон которого находится в сильно возбужденном состоянии, т. е. имеет очень большое главное квантовое число п. О таком электроне или атоме говорят, что он находится в высоком ридбер-говском состоянии. [c.198]

Р. с. атомов и ионов характеризуются чрезвычайно малыми (по атомным масштабам) ионизац. потенциалами, большими временами жизни (т. к. вероятность излучат, квантовых переходов с них мала) и большими радиусами орбит высоковозбуждённого (ридберговского) электрона. Р. с. подобны состояниям атома водорода. Переходы между соседними Р. с. лежат в радиодиапазоне. Большое значение п позволяет применять для описания Р. с. квазиклассич. приближение и использовать для них понятия классич. механики. Большие размеры орбит и малые энергии связи ридберговского электрона обусловливают высокую чувствительность Р. с. к воздействию электрич. в магя. полей и большие [c.391]

Ридберговские состояния в магнитном поле. В отличие от обычных слабовозбуждённых состояний, для к-рых осн, роль играет параыагн. взаимодействие атома с маги, полем (см. Зеемана эффект, Пашена — Бака эффект), для атомов в Р. с. важную роль играет диа-магн, взаимодействие, очень быстро растущее с увеличением п. Р. с. в магЕ. поле описывается гамильтониа-Юм [c.393]

Р, с, молекул отличаются от Р. с. атомов гл. обр. благодаря колебаниям, вращениям и возможности диссоциации ионного остова молекулы. Бели ионный остов находится в возбуждённом колебаг. состоянии, то ридберговский электрон при проникновении в ионный остов (что происходит довольно редко, с вероятностью может испытать неупругое столкновение с остовом, приобрести достаточную кпнетич. энергию за счёт [c.394]

Рядом особенностей обладает У. с. л., связанных с рид-берговскими уровнями атомов и молекул (см. Ридбергое-ские состояния). Особенно велико сечение уширения электронным ударом а ооя и при пх20 ст й 10 см . При возмущении ридберговских уровней щелочных металлов собств. давлением о 5 10 см , а при возмущении посторонними газами 10 —10 см . [c.262]

При решении ур-ния Шрёдингера с использованием псевдопотенциала для расчёта энергий и волновых ф-ций внеш. электронов в одноэлектронном приближении (в рамках приближений слабой или сильной связи, см. Зонная теория) применима возмущений теория при этом кристаллич, решётка считается неподвижной (т, н. приближение статической решётки). Учёт тепловых колебаний ионов вблизи положений равновесия в узлах кристаллич. решётки благодаря Э.-и. в. приводит к электрон-фононно.ну взаимодействию (об Э.-и. в. в атомах, молекулах и плазме см. в ст. Атом, Молекула, Плазма, а также Рекомбинация ионов и электронов в плазме и Ридберговские состояния). [c.545]

Один из таких методов — многоступенчатое возбуждение атома в высоковозбужденные (ридберговские) связанные состояния ) и ионизация ридберговского атома в постоянном иоле [2]. Процесс ионизации при этом носит характер надбарьерного развала атома (лекция 5). Для того чтобы при этом ограничиться практически достижимой напряженностью постоянного поля в несколько тысяч вольт на сантиметр, оказывается необходимым возбудить атом в состояние с главным квантовым числом п >10 ). Соответственно приходится заменить одну ступень возбуждения лазерным излучением видимого диапазона частоты тремя ступенями, используя три высокомонохроматичных и хорошо стабилизированных по частоте лазера на красителе. Разработаны и другие методы, например, возбуждение атома в авто-ионизационное состояние [1, 2]. [c.87]

В качестве примера линейного штарковского сдвига можно привести ридберговские состояния атомов (кроме состояний с малыми орбитальными квантовыми числами, для которых отличный от нуля квантовый дефект приводит к нулевому постоянному дииольному моменту). Оценивая с ос а ос п , (см. (4.7)) получим из (4.19) условия реализации лшешого штарковского сдвига для ридберговских атомов с главным квантовым числом п в виде (все величины даются в атомной системе единиц) [c.91]

В-третьих, мы должны иметь в виду при рассмотрении многофотонного резонанса с высоковозбужденными атомными состояниями, что типичные времена для обращения электрона по ридберговским эллиптическим орбитам могут быть больше длительности лазерного импульса. Тогда все резонансы исчезают, так как, пока электроны находятся далеко от атомного остова, их взаимодействие с атомным остовом сильно ослабевает. Например, в работе [6.45] не наблюдались резонансы с высоковозбужденными состояниями атома ксенона, имеющими главные квантовые числа выше 10 при длительности лазерного импульса порядка 100 фс. Для таких ридберговских состояний кеплеровский период обращения электрона составляет более 40 фс. Различные аспекты резонансной многофотониой ионизации в случае ультракоротких лазерных импульсов обсуждаются в работе [6.46 . [c.161]

В недавней работе [6.47] измерялись и анализировались 8- и 9-фо-тонные резонансы при многофотоиной ионизации атома ксенона излучением с длиной волны 800 нм и интенсивностью выше 10 Вт/см . Длительность лазерного импульса составляла 120 фс. На рис. 6.9 приведены фотоэлектронные спектры, демонстрирующие как по мере увеличения интенсивности лазерного излучения 8-фотонный резонанс постепенно переходит в 9-фотонный резонанс из-за динамического эффекта Штарка. Расчет, основанный на модели Ландау-Зинера, находится в хорошем согласии с данными эксперимента. Вероятность многофотонного перехода в данное ридберговское состояние атома ксенона вычислялась по формуле [c.161]

Вся совокупность этих данных дает возможность развить классическую нестационарную теорию возмущений высших порядков (см. раздел 2.2) для описания переходов двух электронов по спектру двухэлектронных состояний, приводящих к образованию двухзарядного иона. Наиболее сложной задачей при осуществлении этой программы является конструирование двухэлектронных волновых функций, оптимально описываю щих двухэлектронные состояния, локализованные в различных интер валах спектра атома и однозарядного иона. При решении этой задачи, как правило, используются две противоположные модели. Для описания двухэлектронных состояний, имеющих относительно небольшую энергию возбуждения, обычно используется приближение Хартри-Фока [8.3] и модель независимых электронов с учетом слабого межэлектронного взаимодействия по теории возмущений [8.19] или при предположении об отсутствии взаимодействия. Для высоковозбужденных (ридберговских) [c.220]

Казалось бы, более просто выглядит данная проблема для светового поля умеренной интенсивности, действующего на ридберговские состояния атомов, так как здесь легко реализуется условие высокочастотности поля Еп. Однако в указанных условиях амплитуда колебаний а л = Е/ш мала по сравнению с размером ридберговского состояния атома что ограничивает возможности применения метода Крамерса-Хеннебергера. [c.259]

Фотоионизация из высоковозбужденных классических состояний электрона в атоме. Хорошо известно, что для описания ридберговских состояний электрона в атоме применима классическая механика. Классическая модель электрона, вращающегося вокруг ядра по кеплеровой орбите, тем лучше отражает реальную ситуацию, чем больше энергия возбуждения электрона, т.е., чем больше главное квантовое число электрона п. При этом если орбитальное квантовое число I мало, то орбита электрона имеет вид вытянутого эллипса, в фокусе которого находится атомный остов. [c.267]

Обратимся теперь к процессу фотоионизации ридберговского атома во внешнем переменном поле, двигающимся вокруг атомного остова по сложной траектории, изображенной на рис. 10.6. Для ионизации атома, возбу- [c.268]

При наличии внешнего поля и движения электрона по сложной траектории, изображенной на рис. 10.6, в момент прохождения электрона около остова он может оказаться в направлении перпендивулярном плоскости орбиты, гораздо дальше от атомного остова, чем в направлениях X, У в ПЛОСКОСТИ орбиты. Очевидно, это может привести к тому, что электрон на данном проходе около атомного остова не будет ионизован. Таким образом, может возникнуть стабилизация процесса фотоионизации ридберговского атома — увеличение напряженности поля, приводя к увеличению амплитуды колебаний электрона при его движении по кеплеровой орбите, будет [c.268]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...