Возбуждение двух электронов

ВОЗБУЖДЕНИЕ Двух электронов, эквивалентные электроны [c.171]

Возбуждение двух электронов. Эквивалентные электроны [c.171]

ВОЗБУЖДЕНИЕ ДВУХ ЭЛЕКТРОНОВ. ЭКВИВАЛЕНТНЫЕ ЭЛЕКТРОНЫ [c.173]

Из схемы 10 видно, что кроме обычных одиночных и триплетных термов (две верхние части схемы) возникает еще большое число термов, соответствующих одновременному возбуждению двух электронов (две нижние части схемы). В схеме не приведены более высокие возбужденные состояния (4d, 4f и т, д), но она легко может быть обобщена и на эти случаи. [c.175]

В молекулярных импульсных лазерах оказалось возможным использовать в качестве верхнего рабочего уровня первый резонансный при метастабильном нижнем уровне. Генерация на электронных переходах получена на двух атомных молекулах Nj, Hj, СО и др. Заселенность верхнего рабочего уровня происходит в результате прямого возбуждения молекул электронами. [c.50]

Непрерывное верхнее состояние. Так же как и для двухатомных молекул, непрерывный спектр испускания может возникать в результате рекомбинации, сопровождающейся излучением света при двойном столкновении двух частей молекулы. Если две части, скажем X - - У7, сближаются в соответствии с потенциальной поверхностью возбужденного состояния, электронный переход в основное состояние может быть в продолжении всего времени столкновения. А так как кинетическая энергия сталкивающихся частиц не квантована, испускается непрерывный спектр, соответствующий образованию молекулы непрерывный спектр рекомбинации). Коротковолновый предел этого непрерывного спектра является нижним пределом энергии диссоциации, если две сталкивающиеся частицы были в своих основных состояниях. [c.468]

Уравнение (11.17) вносит добавку к энергии основного состояния (11.14) учетом простых процессов взаимодействия. Многократные взаимодействия проводят к дальнейшим добавкам, которые так же легко могут быть представлены аналогичными диаграммами. Двухкратный процесс взаимодействия рис. 12, в, очевидно, вносит две добавки, вид которых зависит от связи между входящими и выходящими электронными линиями (рис. 13, б). Это соответствует возбуждению обоих электронов в более высокое состояние и их обратному переходу в основное состояние. Добавка к энергии основного состояния приводит здесь к произведению двух матричных элементов [c.57]

Система уравнений (7.37) соответствует самосогласованной модели возбуждения электронного волновода электронными потоками. Первое уравнение системы описывает возбуждение электронного волновода заданными потоками, два других описывают группирование электронных потоков под действием суммарного поля пространственного заряда двух электронных потоков. [c.166]

Одновременное возбуждение двух электронов ведет к появлению, наряду с обычными, еще добавочных состояний атома и соответствующих им спектральных термов. Пока природа этих термов не была выяснена их называли аномальными или, иногда, штрихованными. В настоящее время за ними установилось название смещенных термов. В качестве примера возьмем магний и сходные с ним ионы, возможные состояния для которых приведены в схеме 10. Аналогичные схемы могут быть составлены и для других атомов и ионов с двумя валентными электронами, с той разницей, что главтле квантовые числа будут иметь в этих случаях иные значения. [c.174]

Пусть один из элек1ронов находится в основном состоянии а, а второй электрон -- в возбужденном состоянии Ь. Тогда невозмущенная энергия атома Е . Этот энергетический уровень вырожден благодаря наличию обменного в1.фождения имеются триплетное и синглетное состояния двух электронов с одной и той же энергией. Однако при учете взаимодействия электронов обменное вырождение снимается - триплетное состояние имеет меньшую энергию, чем синглетное [см. (52.32)]. Если же оба электрона находятся в основном состоянии а, то полная энергия равна 2 д. В этом случае электроны могут находиться только в синглетном состоянии. Благодаря взаимодействию электронов синглетный уровень [c.279]

Простейшей атомной системой с двумя валентными электронами является нейтральный атом гелия. Как мы видели, его термы распадаются на две группы одиночные и триплетные. Нормальным состоянием нейтрального атома гелия является одиночное состояние IsIs Sq второе формально возможное состояние Isls Sj не осуществляется, так как оно противоречит принципу Паули. При возбуждении атома или иона с двумя валентными электронами наиболее часто возникают состояния, при которых лишь один из двух электронов переведен на энергетически более высокий уровень, второй же остается на нормальном уровне Is. Схема 5 дает такие возможные состояния атома гелия и соответствующие им термы. Цифры в первых трех графах указывают число электронов, находящихся в данном состоянии. [c.160]

В схеме 5 приведены лишь термы, соответствующие возбуждению второго электрона на двух- и трехквантовые уровни. При возбуждении на четырехквантовые и более высокие уровни возникнут еще F°-, G- и т. д. термы. Схема 5 соответствует не только атому гелия, но и сходным с ним ионам Li И, Be III, В IV,, . . [c.161]

У BI, наряду с термами, которые возникают при возбуждении 2р-элек-трона, имеются термы, соответствующие конфигурациям 2s 2р и 2рЗ. У ионов, сходных с бором (С II, N III, О IV,. . . ), наблюдаются также в большом числе смещенные термы, возникающие при переводе одного из двух 2з-электронов в более высокие s-, р- и т. д. состояния, т. е. соответствующие конфигурациям 2s 2р rts (л 3), 2s 2р др (д 3), 2s 2р rtd (д 3), 2s 2р п (ft 4) и т. д. Эти термы стремятся к пределу, который соответствует электронной конфигурации иона 2s2p, в то время как термы, возникающие при возбуждении р-электрона, стремятся к пределу, соответствующему электронной конфигурации иона 2s . Электронная конфигурация 2s 2р ведет [c.238]

Наряду с рентгеновыми линиями, охватываемыми разобранной схемой уровней, иногда наблюдаются еще лишние линии, получившие название, недиаграммных линий, или сателлитов. Бентцель, предположивший, что эти линии появляются при одновременном вырывании из атома двух электронов назвал их поэтому искровыми". Однако не все недиаграммные линии могут быть объяснены как искровые. В большинстве случаев вырывание из атома двух электронов должно происходить как единый акт, так как последовательное вырывание из одного и того же атома двух электронов, один за другим, мало вероятно. Но для одновременного вырывания двух электронов с какого-либо уровня необходима энергия примерно в два раза большая, чем для вырывания с того же уровня одного электрона. Поэтому искровые линии должны появляться при более высоких возбуждающих потенциалах, чем обычные линии. Наблюдения же показывают, что недиаграммные линии могут появляться и при потенциалах возбуждения, превышающих не более чем на 2% потенциалы возбуждения обычных линий. По Ричмайеру [ 22], недиаграммные линии испускаются в результате одновременного перехода двух электронов, причем один переход происходит между внутренними уровнями, а другой — между внешними. С этой [c.320]

Классический пример применения В. в, м. для вычисления вероятностей квантовых переходов во встряске типа включения — расчёты возбуждения и ионизации атомов при бета-распаде ядер. В теории атомтгых столкновений он используется при исследовании двух-электронных радиационных, а также трёх-, четырёх- (и более) частичных Ожо-переходов в сложных атомах [5]. [c.287]

Условие б) хорошо выполняется в полупроводниках и диэлектриках с малым числом свободных электронов, когда взаимодействие между ними мало и может быть учтено как электрон-электронное рассеяппе. В металлах, где число свободных электронов велико, взаимодействие с осн. массой электронов учитывается самосогласованным одноэлектронным потенциалом. Взаимодействие с электронами, находящимися в тонком слое вблизи поверхности Ферми, может быть учтено в рамках теории ферми-жидкости, в к-рой в качестве элементарных возбуждений рассматриваются заряж. квазичастнцы — фермионы, описывающие самосогласованное движение всей системы электронов. Электрон-электронное взаимодействие приводит, как правило, лишь к перенормировке спектра. ИсклЮ Чение составляют кристаллы с узкими зонами, где энергия отталкивания двух электронов на одном узле превышает ширину зоны. Если в таких кристаллах число электронов равно числу атомов, они являются диэлектриками, даже если число мест в зоне (с учётом спина) больше числа атомов. При изменении ширины разрешённой зоны в результате сближения атомов происходит переход к металлич. проводимости (переход Мотта). [c.92]

Проявление фононной подсистемы рассматривалось выше только как фактор, определяющий уширение спектральных полос электронных переходов, или как источник линий фононных повторений электронных переходов, сопровождаемых поглощением или рождением оптич. фононов. Если при возбуждении фононов наводится дипольный момент, то эти колебания проявляются в спектрах ИК-поглощеняя (оптич. ветви). Колебания, меняющие поляризуемость, проявляются в спектрах комбинац. рассеяния. В кристаллах, обладающих центром инверсии, существует т. н. альтернативный запрет — одно и то же колебание может проявиться либо в ИК-спектре, либо в спектре комбинац. рассеяния света. По законам сохранения энергии и импульса в спектре поглощения проявляется не вся ветвь оптич. колебаний решётки, а узкий интервал вблизи критич. частоты. Если при поглощении света рождается один оптич. фонон, то частоты ИК-полос лежат в далёкой ИК-области. В молекулярных кристаллах частоты колебаний соответствуют внутримолекулярным колебаниям и имеют частоты от - 3500 см и ниже, т. е. полосы поглощения расположены в области от 2,7 мкм я ниже. Кроме того, имеются более слабые полосы, соответствующие возбуждению двух или более фононов или возбуждению неск. фононов одной частоты, полосы поглощения к-рых лежат в ближней ИК-области. [c.628]

Рассмотрим для определенности выжигание по схеме рис. 5.13 а. Оптические переходы с основного и первого возбужденного уровней назовем первым и вторым переходами. Их бесфононным линиям отвечают частоты шо и wi. Введем в рассмотрение функцию N uio,wi), определяющую число молекул, имеющих БФЛ двух электронных переходов с данными значениями частот. Тогда No ojq,(jji) и Ni ujo,ui) — число таких молекул в основном и в первом возбужденном состоянии. Очевидно, что Nq ujo,wi) + Ni ujo,uji) = N jjq,jji). Соотношение между слагаемыми этой суммы зависит от интенсивности накачки первым (красным) лазером. Его интенсивность должна быть достаточна для образования насыщенного, т. е. широкого, динамического провала в красной полосе. В этом случае значительная доля молекул попадает в первое возбужденное состояние и поэтому поляризационным фактором можно пренебречь. [c.193]

На рис. 6.5 приведена упрощенная схема энергетических уровней Не и Ne. Уровни Не обозначены в соответствии с приближением связи Рассела — Сандерса, где первая цифра указывает также главное квантовое число данного уровня. Таким образом, состояние 1 5 отвечает случаю, когда оба электрона Не находятся в состоянии Is с противоположно направленными спинами. Состояния 2 5 и 2 5 отвечают ситуации, когда один из двух электронов заброшен в состояние 2s и его спин соответственно параллелен или антипараллелен спину другого электрона. Атомное число неона равно 10, и в основном состоянии его десять электронов образуют конфигурацию s 2s 2p . Показанные на рисунке возбужденные состояния соответствуют ситуациям, в которых один из 2р-электронов заброшен в возбужденное s-состояние (3s, 4s и 5s) или возбужденное р-состояние (Зр и 4р). [c.345]

Как известно [1 2], оптическая схема электронного микроскопа просвечивающего типа аналогична схеме обычного светового микроскопа (фиг. 1,а) конденсорная линза освещает узким пучком электронов объект, изображение которого с помощью двух электронных линз — объективной и проекционной — в увеличенном масщтабе переносится на конечный экран. Проходя через объект, расположенный вблизи апертурной диафрагмы объективной линзы, электроны взаимодействуют с атомалш объекта и отклоняются от первоначального направления падения пучка, т. е. рассеиваются , При этом у части электронов скорость меняется только по направлению, не меняясь по величине, что соответствует упругому рассеиванию. Скорость другой части электронов меняется и по направлению, и по величине, при этом часть энергии электронов затрачивается на возбуждение и ионизацию атомных электронов в объекте. Вследствие этого электроны, пройдя через объект, после рассеяния в нем имеют вид расходящегося пучка. При этом электроны, рассеянные на угол, больший апертурного угла объективно линзы, определяемого диаметром апертурной диафрагмы и ее геометрическим положением, поглощаются в толще материала этой диафрагмы, и в дальнейшем в формировании изображения, возникающего на экране электронного микроскопа, принимает участие только та часть рассеянных электронов, которая прошла через диафрагму (фиг. 1,6). [c.5]

Шую Яркость. ПреимущестЬо способа возбуждения электронной пушкой заключается в возможности возбуждения практически всех линий спектра, включая и линии ионов. Усовершенствование конструкций таких установок возбуждения, в частности использование двух электронных пушек, значительное увеличение ско- [c.65]

Смена щелей осуществляется поворотом барабанов с помощью рукояток 5 и 7. Барабаны охлаждаются жидким азотом, помещенным в сосуд 6. В камере возбуждения установлена электронная пушка W для возбуждения свечения пучка. Экран 11 устраняет рассеяние атомов пучка на горячих электродах, он также охла-ящается жидким азотом. Смена двух отверстий на экране // выполняется рукояткой 9. [c.66]

Уширение, связанное со столкновениями, существенно тогда, когда среднее время между столкновениями становится меньше времени жизни возбужденного атома или одного с ним порядка. Кроме того, при межатомных столкновениях возникают большие неоднородные электрические поля (благодаря перекрытию двух электронных оболочек). Это приводит к расш,еплению энергетических уровней (эффект Штарка), которое проявляется в симметричном уширении и сдвиге спектральной линии. Такие эффекты более четко выражены в случае непроникающих друг в друга орбит (т. е. при больших моментах количества движения), поскольку проникающие орбиты частично экранированы их собственным электронным облаком. Оба эффекта, о которых говорится выше, существенны лишь в источниках с высоким давлением, таких, например, как дуга (или искра) в воздухе. Исчерпывающий анализ причин уширения линии проведен в работе [9] ). [c.324]

У актиноидов происходит заполнение внутренней бДоболочки, которая располагается под остовной б5 6р -оболочкой. Главное отличие актиноидов от лантаноидов заключается в близости уровней 5/ и Ы, вследствие чего электроны легко переходят с внутреннего уровня 5/ на внешний Ы уровень и принимают участие в химической связи. Этому отвечают высшие валентные состояния Th, Ра , U , Np , Pu , m , Вк , f , No , Lr , требующие размещения актиноидов по П—VIII группам [55,641, а также переход всех валентных электронов в электронный газ в металлическом тории, протактинии и уране. У актиноидов, вследствие коллективизации внешних Ы-и 75 -электронов, а также перехода одного — двух электронов с внутреннего уровня 5/ на внешний 6rf, остовной оболочкой оказывается 6р -обрлочка. В невозбужденном состоянии она имеет сферическую симметрию, что обусловливает плотные кристаллические упаковки а-актиния, а-тория и тяжелых актиноидов (б -Ри а-, Р-Ат а-, р-Ст а-Вк, f). При повышении температуры вследствие усиления тепловых колебаний происходит возбуждение, расщепление и перекрывание орбиталей 6р -оболочек и появляется ОЦК структура у Р-тория, протактиния и высокотемпературных модификаций 7-урана, у-нептуния и е-плутония. Тяжелые актиноиды — америций, кюрий, берклий, калифорний — имеют двойную плотную гексагональную структуру и ГЦК, как а, Р-лантан и другие лантаноиды (а, р, у-Се а-Рг, a-Nd, a-Pm, a-Yb). [c.35]

При достаточно низких температурах или больших вязкостях время ориентационной релаксации может быть значительно больше длительности возбужденного состояния. Частицы среды не успевают переориентироваться за время т, дополнительное воздействие среды на молекулу не реализуется, и испускание происходит с неравновесного уровня Е2. При таких условиях степень неравновес-ности со средой максимальна. Акты поглощения и испускания происходят в пределах двух электронных уровней Ех и Е2- [c.97]

Большой интерес представляет изучение сечений возбуждения резонансных линий атомов и ионов инертных газов при столкновении с ионом гелия [111]. Наблюдается ряд интересных закономерностей, например, уменьщение сечения линий многих ионов с ростом энергии ионов гелия. Функции возбуи -дения линий существенно отличаются в зависимости от того, происходит ли возбуждение двух или одного электронов. Полученные в этой работе сечения не претендуют на больщую точность, так как квантовый выход установки определялся только [c.344]

Хорошо известны многочисленные попытки доказать существование процесса двухэлектронной многофотонной ионизации щелочноземель ных атомов, используя для этого метод наблюдения и анализа резонансов в выходе одно и двухзарядных ионов, возникающих при изменении частоты лазерного излучения ближнего инфракрасного диапазона частот (8000 9500 нм, см., например, [8.26-8.29]). В некоторых из этих работ использовалось и дополнительное маломощное лазерное излучение видимого диапазона частот для резонансного возбуждения атомов в опреде-ленные состояния. В этих работах указывается на различные конкретные частные случаи, когда соотношения выходов ионов Хе+ и Хе + не на ходят удовлетворительного объяснения в рамках каскадной модели и находятся в согласии с моделью одновременного отрыва двух электронов. Однако всегда эти выводы неоднозначны, так как результаты эксперимен та позволяют предложить и другую интерпретацию. В отсутствие данных [c.219]

Не вызывает сомнений, что преимущественный характер процесса каскадной ионизации обусловлен гауссовым распределением интенсивности излучения в лазерном импульсе. Действительно, в начале фронта импульса нейтральные атомы ионизуются за счет относительно малофотонного процесса, с которым относительно многофотонный процесс одновременного отрыва двух электронов не может конкурировать. Образование однозарядных ионов, в том числе, в возбужденных состояниях, приводит к появлению мишени для отрыва второго электрона, а это опять процесс относительно малофотонный по сравнению с процессом одновременного отрыва двух электронов от нейтрального атома. [c.219]

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]

Физическое обосновние применения термопары резец — изделие заключается в том, что при подогреве спая двух разных металлов всегда возникает термоэлектродвижущая сила вследствие возбуждения потока электронов (явление Зеебека). [c.98]

Хотя в принципе при возбуждении подходящих колебаний могут возмущать друг друга любые два электронных состояния, ниже будет показано, что эти возмущения, как правило, очень слабы, если только не выполняется следующее пpaвvIJгo отбора типы двух электронных состояний должны различаться не больше, чем на тип одного из нормальных колебаний. Иными словами, произведение типа нормального колебания на тин одного из электронных состояний должно равняться типу другого электронного состояния. Рассмотрим, нанример, электронные состояния П и II линейной молекулы. Только колебание переводит в П . Такое колебание в линейных трехатомных молекулах не встречается оно возможно в молекулах с более чем тремя атомами. Поэтому, согласно приведенному В1>иие правилу отбора, в трехатомных линехшых молекулах не бывает возмущений П — 2 , а в четырехатомных линейрпэ1х молекулах они бывают. Что же касается возмущений П — или П , — 2, , или П — П , то они встречаются даже в линейных трехатомных молекулах. [c.70]

Измерительное устройство этого дефектоскопа состоит из электронного генератора с фиксированной частотой 1 ООО гц (дающего ток возбуждения зондов), электронного милливольтметра с показывающим прибором и блока питания. Датчик дефектоскопа состоит из. двух параллельно включенных зондов, сердечники которых выполнены из пермаллоя в виде пластин размером 0,17X3X30 жж. Зонды работают с начальным подмагничиванием. При -этом рабочая точка перемещается по кривой на.магничивания на участок наибольшей кривизны. Для этой цели зонды снабженьп под-.магничивающими обмотками, роль которых могут выполнять возбуждающие или измерительные обмотки. Питание обмоток подмагничивания обеспечивает вспомогательный источ- [c.32]

При Ад. 9 О функции (39.28) канонического преобразования одновременно отличны от нуля, следовательно, новые фермиев-ские операторы и Л, соответствующие рождению новых элементарных возбуждений (квазичастиц), относятся к состояниям, являющимся суперпозицией электронных и дырочных состояний одноэлектронного приближения. Такие элементарные возбуждения являются коллективными сильно скоррелированными состояниями двух электронов, обусловленными их спариванием. Рассеяние (торможение) электронов требует разрыва пары. Следовательно, оно возможно только в том случае, когда кинетическая энергия электронов, связанная с появлением тока, будет превышать энергию спаривания. Если р —средний импульс электрона в токовом состоянии, то изменение энергии (. к) = Н к 12т по абсолютной [c.290]

Живер [40] обнаружил, что если один из металлов становится сверхпроводящим, то вольт-амперная характеристика превращается из прямой линии (рис. 12.29, а) в кривую, представленную на рис. 12.29,6. Рис. 12.30, а подчеркивает разницу между плотностями электронных состояний в сверхпроводнике и нормальном металле. В сверхпроводнике имеется энергетическая щель, середина которой совпадает с уровнем Ферми. При абсолютном нуле тока нет до тех пор, пока напряжение не станет равным V = Egl2e = Ale. Энергия, равная ширине щели Eg, соответствует распаду электронной пары в сверхпроводящем состоянии и образованию двух электронов или электрона и дырки в нормальном состоянии. Ток появляется тогда, когда eV = Д. При отличных от нуля температурах появляется слабый ток даже при низких напряжениях благодаря электронам в сверхпроводнике, которые перебрасываются через щель за счет теплового возбуждения. [c.453]

Оба они обладают нулевым орбитальным моментом количества движения I = О (5-состояние), поэтому полный орбитальный момент L также равен нулю. Они имеют противоположные спины S == +V2, так что полный спиновый момент 5 равен нулю. Поэтому полный момент J = LS тоже равен нулю. Общий символ для терма основного состояния есть 5q. В возбужденном состоянии один из электронов остается в исходном s-состоянии (1 = 0) другой переходит в состояние 1=1, после чего полный момент количества движения L = . Такое состояние обозначается символом Р. Спины же этих двух электронов параллельны, и результирующий спин 5 = 1, поэтому 25 + 1 = = 3. Полный момент количества движения, который может принимать значения L L и L — 1, равен 1. [c.350]

Для сварки также часто применяют газовые лазеры, рабочим телом которых является смесь газов. Такие лазеры возбуждаются электрически51 разрядом. Типичной конструкцией такого лазера является заполненная смесью газов трубка, ограниченная с двух сторон строго параллельными зеркалами непрозрачным и полупрозрачным (рис. 89, б). В результате электрического разряда между введенными в трубку электродами возникают быстрые электроны, которые переводят газовые молекулы на возбужденные уровни. Возвращаясь в основное состояние, эти молекулы образуют кванты света совершенно так же, как и в твердотельном лазере. [c.167]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...