Виртуальные переходы, состояния

Виртуальные переходы, состояния 30 Внешний фотоэффект 231 Внутримолекулярная селективность 96 [c.274]

На рис. 9.8, а двумя стрелками показаны два виртуальных перехода атома цезия из состояния 65 в состояние 9D, происходящие при поглощении двух фотонов излучения рубинового лазера (энергия каждого фотона Й.со = [c.227]

Виртуальные и реальные переходы, состояния. Реальными принято называть такие возбужденные состояния электрона в атоме (молекуле, ионе), переходы в которые из других реальных состояний (реальные переходы) реализуются лишь при выполнении закона сохранения энергии [c.30]

В качестве оператора взаимодействия выберем оператор —d.E. и, кроме того, как и при выводе уравнения (2.22-5), исключим резонанс энергий между состоянием Se) и одним из виртуальных промежуточных состояний. При этих предпосылках теория возмущений второго порядка приводит [по аналогии с уравнением (2.22-9)] к вероятности перехода при нормальном эффекте комбинационного рассеяния [c.353]

Конечно, это лишь простейшая модель. В действительности рассчитать диамагнетизм трудно, так как в него дают вклад также виртуальные переходы из глубоких электронных состояний в зону проводимости (поляризационные эффекты). [c.157]

Следует думать, что уравнение (6,29) не учитывает некоторый специфический 5-оптический эффект, который почти полностью (до обычной радиационной поправки) компенсирует влияние дополнительного члена и восстанавливает согласие с опытом. Этот эффект заключается в последовательном учете заряженных (тяжелых) состояний поля излучения, т. е. виртуальных переходов электрона в другие зарядовые состояния (в том числе и переход в состояние нейтрино) с испусканием или поглощением заряженных (тяжелых) квантов. Переход электрона в состояние нейтрино с испусканием тяжелого кванта аналогичен переходу протона в нейтрон с испусканием мезона и является причиной отклонения опытного значения величины магнитного момента электрона, вычисляемого из уравнения Дирака, от теоретического, вычисляемого из уравнения (6,29). [c.145]

К процессам рассеяния (релеевского и комбинационного) следует относить процессы, при которых возбужденные состояния кристалла выступают только как виртуальные (даже в условиях резонанса). При релеевском рассеянии процессы поглощения и излучения когерентно связаны между собой. Релеевское рассеяние является единым процессом упругого рассеяния фотонов в кристалле. Следующее из теории возмущений участие в рассеянии промежуточных (виртуальных) возбужденных состояний кристалла отражает только факт взаимодействия фотона с кристаллом, а не реальный процесс перехода в возбужденное состояние. Согласно [c.579]

На рис. 93 еще раз изображен процесс взаимодействия. При этом рассмотрены две равносильные возможности переход виртуального фонона q от электрона к к электрону к и переход виртуального фонона —q от электрона к к. электрону к. Тогда оба возможных виртуальных промежуточных состояния [c.316]

На рис. 17 изображены колебательные подуровни для одного нормального колебания молекулы. Комбинационное рассеяние света является процессом второго порядка по отношению к взаимодействию с электромагнитным полем и связано с виртуальными переходами на колебательные подуровни возбужденного состояния. [c.231]

Итак, квантовомеханический пространственно-временной эволюционный подход позволил нам избавиться от устаревшей проблемы отбора решений и специальных правил обхода полюсов функций Грина. Сила этого подхода в том, что он приводит не к вычислению отклика среды на действие источника, а к решению начальной задачи (задачи Коши), для которой существуют теоремы о существовании и единственности решения. Фейнман в своем первоначальном подходе к построению диаграммной техники для функции Грина постулировал правила обхода ее полюсов. Эти правила оказались абсолютно правильными для задач квантовой теории поля, в которой рассматривается только рассеяние одной, двух (т.е. конечного числа) частиц друг на друге, а все бесконечное число степеней свободы утоплено в ненаблюдаемый в реальных переходах вакуум. Его роль проявляется только в виртуальных переходах и сводится к перенормировке параметров частиц (закона дисперсии, массы, заряда). При рассеянии частиц и волн в макроскопических системах такой подход оказывается недостаточным, поскольку при этом макроскопическое число частиц или волн оказывается в возбужденных ( над вакуумом ) состояниях. Использование правил отбора решений Фейнмана для таких задач в монографиях [41, 42] приводит к ошибочным результатам. В этом случае работают все четыре обхода двух полюсов, то есть четыре функции Грина, и необходимо использовать диаграммную технику Келдыша [39], полностью эквивалентную задаче Коши. Такая ситуация имеет место для любой классической задачи, связанной с нелинейным стохастическим дифференциальным уравнением. Эти задачи эквивалентны квантовым (хороший пример - теория турбулентности [43]). Только для линейных задач с параметрической случайностью , т.е. для линейных уравнений со случайными коэффициентами, из четырех функций Грина остаются две - запаздывающая С и д опережающая. Мы увидим, что энергия рассеянных волн выражается через их произведение. При этом (3 отвечает за эволюцию поля на нижней ветви контура Швингера-Келдыша, а 0 - за эволюцию на верхней ветви (см. рис. 2). [c.67]

Отметим, что результат (10.1.18) описывает интерференцию амплитуд вероятностей переходов (см. 5.1). Результирующая амплитуда перехода является суммой амплитуд переходов через различные промежуточные состояния. Невозможность обнаружения микрообъекта в том или ином промежуточном состоянии обусловливает неразличимость альтернатив и позволяет говорить о промежуточных состояниях как о виртуальных. [c.245]

Напомним также, что условие сохранения энергии применимо лишь к начальному и конечному состояниям. Для отдельных же переходов через промежуточные состояния условие сохранения энергии неприменимо, поскольку эти состояния являются виртуальными. Иными словами, lFj= = Wi, но равно как и W.2 =W . [c.278]

Непрямой переход происходит через промежуточные (виртуальные) состояния. При этом возможны две физически неразличимые альтернативы. [c.286]

Напомним еще раз, что переход через виртуальное состояние не допускает разделения во времени на отдельные этапы, а должен рассматриваться как единый процесс. [c.286]

Рис. 44. Виртуальные квантовые переходы через промежуточное энергетическое состояние при комбинационном рассеянии света а — образование красного сателлита б — образование фиолетового сателлита

Интенсивность комбинационного рассеяния света определяется матричным элементом индуцированного дипольного момента, соответствующего переходу молекулы из колебательного состояния с энергией, в состояние Е -. Расчеты квантовой теории показывают, что в процессе рассеяния света молекула соверщает виртуальный переход или через некоторое промежу- [c.109]

ВИРТУАЛЬНЫЕ ПЕРЕХОДЫ в квантовой теории — переходы физ. микроспсте.иы из одного состояния в другое, связанные с рождением и уничтоже-писм виртуальных частиц. [c.282]

В фазе М. д. на центре имеются локализов. электроны, т. е. локализов. магн. моменты. Соответственно подобные вещества обычно обладают магн. упорядочением, как правило, они — антиферромагнетики. Магн. упорядочение в этом случае обусловлено т. н, косвенным обменным взаимодействием оно возникает при частичной делокализации электронов — виртуальных переходах их на соседние (занятые) центры. Так описываются электронная структура и магн. свойства мн. соединений иереходных металлов типа NiO. В непрерывной среде (без учёта периодич. потенциала решётки) состоянием, родственным М. д., является т. н. вигне-ровский кристалл, в к-ром электроны при малой плотности локализуются и образуют кристаллич. структуру с периодом, определяемым их плотностью. [c.214]

Однако это состояние тоже не будет стационарным, так как во-первых, возможно поглощение фотона к и возбуждение атома, т. е. обратный переход в начальное состояние, и, во-вторых, возбуждение атома и рождение нового фотона к, т. е. виртуальный переход в состояние /,к, к ) с энергией Е -1--I- йшк + к + Eq. Поскольку эта энергия отличается от исходной на энергию двух квантов света, такое состояние реально недостижимо, если в начальный момент времени мы имели только возбужденный атом. Реальные переходы возможны лишь при равенстве энергий двух состояний. Однако такие виртуальные переходы дают вклад в амплитуду реальных переходов. Этот вклад пропорционален очень малому отношению Лю (к)/ (ftwk + Ьшк ) и им можно пренебречь. В таком приближении в операторе взаимодействия (1.40) пренебрегают членами, не сохраняющими общее число возбуждений в системе атом -I- фотоны. Это приближение, которое мы будем называть резонансным, используется весьма широко. По традиции, идущей от работ, рассматривавших спины в электромагнитном поле, его иногда еще называют приближением вращающейся волны . В резонансном приближении в бесконечной цепочке зацепляющихся уравнений (1.65) мы можем ограничиться учетом только двух состояний описываемых функцией 11) 0) с энергией Е + Ео и функцией 10) 1к) = 0)1к) с энергией fiwk + Eq. Эти состояния ради краткости будем обозначать как 1 и к. Тогда (1.65) принимает следующий вид [c.25]

Выражения (6) и (И) написаны в рамках теории возмущений, в соответствии с которой предполагается, что расстройка резонанса Д = 1 — ш I = 0. Депствительпо, условие Д = О приводит к т. е. к бессмысленному результату. В реальной системе (в атоме, молекуле), в отличие от рассмотренной выше модельной системы, состояния т имеют конечную ширину в рассмотренном выше случае это естественная ширина у , определяемая спонтанным распадом состояния т. При учете ширины условие Д = О не имеет смысла. Возникают другие условия Д > и Д < "Ут. В этом случае соотношения (6) и (И) справедливы при выполнении неравенства Д > fi , эквивалентного условию Д О для модельной задачи, когда у = 0. Условие Д > означает, что реальные переходы не имеют места. Соотношения (6) и (И) описывают виртуальные переходы электрона ). Тот случай, когда переход носит реальный характер (Д < f ), рассмотрен ниже, в п. 3. Таким образом, приведенные выше соотношения описывают нерезонансную линейную восприимчивость. [c.23]

При возникновении квазиконтинз ума ридберговских состояний открывается канал, конкурирующий с каналом фотоионизации из фиксированного ридберговского состояния - многофотонные рамановские переходы через виртуальные промежуточные состояния в квазиконтинууме ридберговских СОСТОЯНИЙ. Это — трехфотонные переходы типа п Е п Е, пятифотонные переходы типа п Е п Е п" Е, и т.д. (рис. 10.7). При этом полная вероятность перехода электрона в непре- [c.271]

Рассеяние и перераспределение по частоте. Рассеяние сложно рассматривать как результат одного из двух событий. Атом яожет поглотить фотон в линии, а затем, через некоторое, хотя и небольшое время переизлучить его в той же линии. При этом при поглощении и излучении выполняется закон сохранения энергии. 00 возможен единый процесс рассеяния, не разделимый на погло-,шение и излучение. Тогда возможны виртуальные переходы атома в любое связанное состояние с сохранением энергии лишь после окончания процесса. [c.145]

К процессам рассеяния (релеевского и комбинационного) следует также добавить процессы, при которых возбуждённые состояния кристалла выступают только как виртуальные (даже в условиях резонанса). При релеевском рассеянии процессы поглощения и излучения когерентно связаны между собой и оно является процессом упругого рассеяния фотонов в кристалле. Следующее из теории возмущений участие в рассеянии промежуточных (виртуальных) возбуждённых состояний кристалла не отражает реальный процесс перехода в возбуждённое состояние. Действительно, согласно теории возмущений волновая функция кристалла, взаимодействующего с фотоном, представляется в виде суперпозиции волновых функций возбуждённых состояний невозмущённого гамильтониана. Однако эту же функцию можно разложить и по любой другой полной ортонормированной системе функций, определённых в том же пространстве независимых [c.19]

Т. о., дисперсионное М. в. определяется наличием возбужденных состояний молекул вследствие виртуальных переходов в эти состояния возникают ненулевые значения переходных дипольных моментов. Для молекул со значит, анизотропией поляризуемости дисиерсионные силы могут иметь направленный характер. [c.170]

Еа Е о- В этом случае акцепторные состояния представляют собой виртуальные локализованные состояния в валентной зоне, как показано на рис. 7.25, б. Мы считаем, что ширина виртуальных примесных состояний сравнима с шириной валентной зоны, поскольку электронная структура примеси аналогична. В этой ситуации Ef будет лежать ниже Е о, и применима статистика Ферми—Дирака, а кинетическая энергия играет более за-меную роль в определении величины Еа — Е о- Электронная конфигурация представляется электронейтральной сферой Вигнера—Зейтца (ВЗ) вокруг каждого из акцепторных ионов радиуса го — Ъ1Апр) 1 , как показано на рис. 7.25,6. Это та же задача, что и распределение заряда вокруг иона Т1+, рассмотренное в 2, п. 2, и диаграмма здесь такая же, как на рис. 7.16, но перевернутая, а модель Томаса—Ферми (ТФ), обсуждавшаяся там, может быть использована и в этом случае, однако теперь нужно определить сумму средней потенциальной энергии <У> и средней кинетической энергии (Г). Поскольку при переходе от электронов к дыркам знак энергии меняется, получаем [c.156]

В предыдущем пункте, имеет недостаток, состоящий в том, что электронные состояния описывались блоховскими функциями. Блоховские функции соответствуют одночастичным состояниям, которые с точки зрения теории многих частиц являются невзаимодействующими. Точнее, электрон и дырка в виртуальном промежуточном состоянии, описываемом блоховскими функциями, не взаимодействуют между собой. Известно, однако, что на само.м деле электрон взаимодействует с дыркой посредство м экранированного кулоновского взаимодействия. Возникающие при учете этого взаимодействия состояния соответствуют эксн-тонным состояниям системы. Другими словами, для нахождения правильного полного набора состояний электронной системы необходимо учитывать взаимодействие между электронами и дырками. Поэтому теорию, изложенную в п. г, следует переформулировать на экситонной основе. Оказывается, что необходимые формальные изменения в теории сравнительно невелики. Тем не менее при переходе к экситонному описанию возникают некоторые весьма важные качественные изменения результатов именно их мы и обсудим, во всяком случае в той части, в которой они относятся к предсказаниям для стоксовой компоненты однофононного спонтанного комбинационного рассеяния света. [c.89]

Для виртуального перехода действует закон сохранения импульса, он, как и правила отбора для перехода, определяется матричными элементами Я и Я +. Промежуточное состояние т короткоживущее, и это приводит к тому, что закон сохранения энергии при виртуальном переходе не выполняется. Действительно, 5-функция в формуле (3.87) определяет закон сохранения энергии только для реального перехода г -> /. На рис. 22, б и в показаны возможные виртуальные переходы с промежуточным состоянием т в пределах той же подзоны. В случае (б) m = I, в случае (в) т = f (с точностью до волнового вектора фотона). Как мы уже знаем, матричный элемент внутриподзонного оптического перехода отличен от нуля только для света, поляризованного в плоскости слоя, следовательно, и весь реальный процесс в этих случаях подчиняется этому же правилу отбора e OZ. Однако промежуточное состояние может находиться и в другой подзоне, как показано на рис. 22, гид. Действительно, закон сохранения импульса для таких оптических переходов выполнен — переходы прямые. [c.75]

Это и есть формула Линдхарда для диэлектрической проницаемости. Видно, что вклад в диэлектрическую проницаемость дают виртуальные переходы электронов между состояниями]к) и к + q + С). [c.34]

Заметим, что суммой (12.2.17) не исчерпывается в данном случае вопрос об интерференции амплитуд. Прежде чем переходить к вероятности процесса, надо выполнить еще одно суммирование — просуммировать по промежуточным виртуальным k- и п-состояниям. Йначе говорЯ( надо сначала получить затем переходить к квад- [c.283]

Учитывая, что Ф=Ф1 + Фг и йФ=йФ +с1Фч, рассмотрим в данной системе виртуальный процесс, не нарушающий состояния равновесия. Для данной системы таким процессом явится переход некоторого количества вещества из одной фазы в другую [c.26]

Приложение этого критерия к случаю, рассмотренному выше (рубр. 12 и 13), совершенно ясно здесь нужно рассматривать как виртуальное всякое смещение, при котором сохраняется соприкосновение твердого тела с опорной поверхностью, а переход из одного положения в другое, бесконечно близкое, совершается чистим качением при этом, однако, состояние связей и конфигураций как в исходном, так и в конечном положениях должно соответствовать тому нее моменту твердое тело, служащее опорой, даже в том случае, когда оно в действительности движется, как мы это считали в рубр. 13 при исчислении виртуальных перемещений, долясно считать неподвижным и именно в положении, которое соответствует моменту А [c.289]

Смотреть страницы где упоминается термин Виртуальные переходы, состояния : [c.774] [c.421] [c.322] [c.30] [c.60] [c.62] [c.193] [c.352] [c.229] [c.74] [c.214] [c.263] [c.271] [c.272] [c.439] [c.118] [c.78] [c.806] [c.222] [c.275]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...