Момент импульса атома полный

Векторная модель атома. Полный механический и магнитный моменты атома слагаются из механических и магнитных моментов и спинов и спиновых магнитных моментов электронов, образующих электронную оболочку атома. Однако поведение вектора полного механического (и магнитного) момента атома зависит от способа и последовательности сложения отдельных слагаемых. Прежде всего рассмотрим общий метод сложения моментов импульса с учетом пространственного квантования. [c.216]

В работах [130, 131] приведены зависимости средней мощности излучения лазерной системы ЗГ - УМ от временной расстройки его каналов. При отставании импульса излучения ЗГ от импульса УМ примерно на 25 не имело место полное поглощение, а при опережении на 25 НС — частичное поглощение сигнала ЗГ. То обстоятельство, что при отставании импульса ЗГ от импульса УМ наступает момент полного поглощения, свидетельствует о наличии высокой концентрации атомов меди с заселенными метастабильными уровнями, возникающими на спаде импульсов тока. Частичное поглощение, наблюдаемое и при опережении импульса ЗГ на 25 не, показывает также, что существует достаточное количество атомов меди с заселенными метастабильными уровнями и на фронте импульсов тока, т. е. в начальный момент его развития. Поэтому можно сделать вывод, что для уменьшения степени заселенности метастабильных уровней на фронте импульса тока, т. е. для достижения высоких мощностей излучения и КПД, необходимо формирование импульсов тока с крутым (а не пологим) начальным фронтом. Для примера были рассмотрены осциллограммы импульсов тока и излучения АЭ ГЛ-201 с прямой схемой возбуждения модулятора накачки и со схемой удвоения напряжения. В случае прямой схемы средняя скорость нарастания тока на фронте импульса составляла 2- 10 А/с при общей длительности 300 не, при использовании схемы удвоения напряжения — 5 10 А/с при [c.161]

Прежде чем приступить непосредственно к вычислению проводимости, сделаем одно замечание. Мы отмечали а параграфе 5.1. первого тома (см. также приложение 5Б), что в теории электропроводности могут встретиться два предельных случая. В адиабатическом пределе средний импульс носителей заряда релаксирует значительно быстрее, чем устанавливается равновесное распределение частиц по энергиям или, как говорят, происходит термализация в системе. Такая ситуация возникает, например, в полупроводниках, когда концентрация электронов проводимости и дырок мала, а средний импульс носителей заряда быстро релаксирует из-за их упругого рассеяния на примесных атомах. Как мы видели в приложении 5Б, в адиабатическом пределе необходимо рассматривать процесс релаксации всех моментов одночастичной функции распределения, поскольку упругие процессы рассеяния сами по себе не приводят к установлению равновесного распределения частиц по энергиям. Относительно проще обстоит дело в изотермическом пределе, когда характерное время термализации носителей заряда значительно меньше времени релаксации их полного импульса. В этом пределе достаточно рассматривать лишь процесс релаксации первого момента одночастичной функции распределения, т. е. среднего импульса. В плазме ситуация близка к изотермической, поскольку сильное кулоновское взаимодействие между электронами быстро приводит к термализации электронной подсистемы. Важно подчеркнуть, что само по себе это взаимодействие не меняет полный импульс электронов, который релаксирует только за счет взаимодействия между электронами и ионами. Из-за эффектов экранирования в плазме электрон-ионное взаимодействие является относительно слабым и может быть учтено а рамках теории возмущений. [c.38]

Лишь при малой длительности фронта можно осуществить относительно малую полную вероятность ионизации на фронте <С 1, где гпф — вероятность ионизации на фронте в единицу времени, а Тф — длительность фронта импульса. Ионизация на фронте лазерного импульса не только уменьшает число возбужденных атомов, доживших до максимума импульса, но и имитирует процесс ионизации в максимуме импульса, так как разделить электроны, образующиеся в различные моменты лазерного импульса, практически невозможно. Малости Шф в данном эксперименте соответствует относительная малость гпф, связанная с относительно большой величиной орбитального квантового числа I = 4 исходного состояния. Как известно, создание свободного электрона с большой величиной орбитального момента всегда затруднительно. [c.281]

Электронный парамагнитный резонанс. Его наблюдают во всех веществах, в которых имеются неспаренные (нескомпенсирован-ные) электроны. Для выяснения физической природы ЭПР рассмотрим изолированный атом (или ион), обладающий результирующим магнитным моментом. При наложении на атом с полным моментом импульса j внещнего магнитного поля Яо происходит квантование магнитного момента атома. Каждый уровень с определенным квантовым числом / расщепляется на 2/+1 подуровня с разными значениями магнитного квантового числа зеемановское раси епление) [c.351]

П. свободных атомов н ионов определяется в основном полным моментом импульса электронной оболочки, характеризуюпщмся квантовым числом J. В магн. ноле Н осн. уровень энергии атома расщепляется на 2/ -Ь 1 магн. подуровней, разделённых одинаковыми интервалами p.QgjH, где рд — магнетон Бора и g/ — Ланде множитель (см. Зеемана эффект). Каждому подуровню соответствует квантованное значение проекции Цн магн. момента атома на направление Н Рн где mj = J, J — i,. .., —J. При термо- [c.531]

Каждый подуровень (компонента Т. с.) характеризуется квантовым числом J полного момента импульса электрона J=L- -S. Разности энергий между соседними компонентами Т. с. уровня энергии с данными L S в большинстве случаев, когда понятие Т. с, имеет смысл, удовлетворяют правилу интервалов Ланде спин-орбитального взаимодействия, зависящая только от Z- и 5. Для высоко возбужденных уровней Лгу (п У , где n = n — bi—эффективное главное квантовое число, S — квантовый дефект. В многоэлектронных атомах правило интервалов Ланде иногда нарушается вследствие взаимодействия (наложения) конфигураций, а также магн, взаимодействий между спинами электронов и взаимодействий спина одного электрона с орбитальными моментами др. электронов (взаимодействие спин — чужая орбита). Последние два типа взаимодействий играют важную роль в гелиеподобных н нек-рых др. лёгких атомах и ионах, [c.126]

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]

Стационарное квантовое состояние электрона в атоме или молекуле характеризуется полным набором чапырех квантовых чисел главного п, орбитального /, магнитного гп и магнитного спинового m . Каждое из них характеризует квантование энергии (п), момента импульса (/), его проекции на направление внешнего магнитного ноля (т) и проекции спина (mj. [c.450]

Выстраивание осуществляется не- результате спин-орбитального взаимо-поляризованным или линейно поляри- действия момент импульса фотона зованным излучением, для к-рого про- передаётся системе электрон — дырка, екция спина фотона может с равной Мерой О. о. явл. разность концент-вероятностью быть равной -f-й и —h. рации эл-нов (дырок) со сп1шами, на-Парамагн. атомы, поглотившие такие правленными вдоль луча и навстречу фотоны, окажутся выстроенными па- ему, отнесённая к их полной концент-раллельно и антипараллельно лучу рации. После вьжлючения света эта [c.496]

Для излучат, квант, переходов между стационарными состояниями атомов и молекул очень важны строгие О. п. для квант, чисел / и т , определяющих возможные значения полного момента импульса Ж и его проекции Мг [Ж = 2/(/+1), М — = iimJ]. Эти правила связаны с равноправием в пр-ве всех направлений (для любой точки — сферич. симметрия) и всех направлений, перпендикулярных выделенной оси г (аксиальная симметрия), и соответствуют сохранению момента импульса и его проекции на ось 2. Из законов сохранения пол- [c.505]

В случае когда газ заключен в цилиндрическую трубку и ток разряда протекает вдоль этой трубки, радиальную зависимость плотности тока J можно найти аналитически [17, 18]. Как для лазеров на нейтральных атомах, так и для ионных газовых лазеров можно считать, что электрон-ионная рекомбинация происходит только на стенках. Безызлучательная ион-электронная рекомбинация (А,- + е) действительно не может происходить в объеме разряда, поскольку в таком процессе невозможно сохранение как полного момента, так и энергии частиц. Например, в лобовых столкновениях скорость V рекомбинировавшего атома дается простым выражением (полученным из условия сохранения импульса) v= (miVi- -m.2V2)/(т[ + т.2), где rrii (i=l, 2) — массы, а — скорости электрона и иона до столкновения. Для данных значений и Ог скорость v определяется однозначно. Следовательно, кинетическая энергия (mi + m2)y 2 также определена и в общем случае не равна сумме исходной кинетической энергии частиц и энергии рекомбинации. Однако излучательная ион-электронная рекомбинация является маловероятным процессом, поскольку для осуществления этого процесса избыточная энергия рекомбинации должна быть удалена в течение короткого времени столкновения. Трехчастичный же процесс e- Ai + M, в котором избыточная энергия передается третьему партнеру М, также маловероятен при используемых давлениях газа (несколько мм рт. ст.). [c.148]

Пусть Явх(0 —мгновенная мощность сигнала, поступающего на вход усилителя Явых(0 —мощность импульса на выходе усилителя Go — усиление слабого, ненасыщающего сигнала на один проход усилителя непосредственно перед приходом импульса и Та — время прохождения через усилитель. Далее, пусть Wo — полная энергия, которую атомы, находящиеся в усилителе в инвертированных состояниях, запасли перед поступлением импульса Wo = hv/ NI2, где AN — инверсия заселенности. Предположим, что длительность импульсов меньше времени накачки, и пренебрежем любым вкладом в инверсию за время прохождения импульса. Тогда, интегрируя входной и выходной импульсы, получаем энергию в импульсах, причем интегрирование проводится до момента т [c.261]

Угловые распределения электронов, испущенных в процессе фотоио низации, содержат больше информации об основных элементах динамики процесса, нежели полная вероятность фотоионизации. Например, при одно фотонной ионизации связанного состояния атома с орбитальным моментом I угловое распределение содержит интерференционный член между конеч ными состояниями непрерывного спектра с орбитальными моментами I +1 и / 1, который отсутствует в выражении для полного сечения фотоио низации. Действительно, при фиксированном угле вылета электрона, т.е. фиксированном векторе импульса конечного состояния, орбитальное кван товое число не является сохраняющимся, и волновая функция конечного состояния (например, плоская волна) представляется в виде суперпозиции состояний с различными орбитальными квантовыми числами. При инте грировании по углам интерференционные члены пропадают из за ортого нальности различных сферических функций друг другу. [c.153]

Заканчивая теоретическое описание надбарьерного развала атома, обратим внимание на работу [10.17], в которой процесс нелинейной ионизации был рассмотрен в реальном импульсном поле лазерного излучения. Оценки, сделанные в этой работе, исходя из хорошо известных данных о туннельной ионизации, показывают, что при F < Fan на фронте гауссового импульса (о F > Fan в максимуме) полная вероятность ионизации порядка единицы. В итоге происходит туннельная ионизация атома на фронте. Нейтральные атомы не доживают до того момента, когда реализуется значение F > Fan Оценки показывают, что в принципе можно уменьшить роль конкурирующего процесса туннельной ионизации на фронте лазерного импульса, однако для этого требуется использовать импульсы весьма малой длительности, порядка нескольких фемтосекунд. Пока такие импульсы излучения для наблюдения ионизации атомов в сверхсильных полях не использовались. [c.262]

Законы сохранения энергии и импульса являвэтся вполне строгими. Соответственно переходы, не подчиняющиеся этим законам, исключены. Столь же строгим являотся и закон сохранения момента количества движения. Вместе с законом сохранения полной четности состояния он дает главнейшие критерии для установления О. п., к-рым подчиняются радиационные переходы в атоме. Эти два закона сохранения позволяют классифицировать радиационные пенеходы по мультипольности. Разные мультиполи обычно имеют вероятности, различающиеся на несколько порядков. Если один переход обладает вследствие О. п. [c.548]

Смотреть страницы где упоминается термин Момент импульса атома полный : [c.26] [c.150] [c.517] [c.222] [c.25] [c.26] [c.35]

Атомная физика (1989) -- [ c.218 ]

ПОИСК

Импульс полный

Мир атома

Момент атома полный

Момент импульса

Момент импульса полный

Момент полный

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...