Излучение момент перехода

Дипольное. электрическое излучение, момент перехода 128, 133, J5S, 151,158, 174 Дипольный момент магнитный 134 [c.738]

Постулирование вынужденного испускания — основной момент в работе Эйнштейна (речь идет о первой из двух упомянутых выше работ). При этом Эйнштейн показал, что излучение, испущенное в результате вынужденных переходов Ei- Ei, должно иметь точно такие же характеристики, что и первичное излучение, инициировавшее переходы оно имеет такую же частоту, такую же фазу, такое же направление распространения, такую же поляризацию. На фотонном языке это означает, что вторичный фотон (фотон, родившийся при вынужденном переходе E - Ei) имеет такие же характеристики, что и первичный фотон иными словами, является точной копией первичного фотона. Как говорят, оба фотона — вторичный и первичный — находятся в одном и том же квантовом состоянии. [c.70]

В дипольном приближении вероятности однофотонных процессов определяются матричными элементами электрического дипольного момента электрона. По этой причине рассматриваемое приближение называют дипольным, а рассчитанные в этом приближении переходы в системе электрон + поле излучения — дипольными переходами. [c.265]

Вращательные спектры. Излучать и поглощать электромагнитное излучение при переходах между вращательными уровнями энергии могут лишь молекулы, обладающие электрическим дипольным моментом. Поэтому [c.319]

Оптич. нутации — затухающие осцилляции интенсивности излучения на выходе из исследуемой среды — возникают сразу после включения (выключения) резонансного взаимодействия волны с частицами среды. Для всех частиц, вступивших в резонанс с возбуждающим излучением, возникают синфазные колебания населённостей возбуждённого уровня энергии, что и определяет осцилляции интенсивности излучения. Время затухания оптич. нутаций определяется временем жизни возбуждённого уровня энергии, а период нутаций— обратной величиной частоты Раби iij (в точном резонансе i2r = дипольный момент перехода 1 — 2, Е амплитуда электрич. поля резонансной эл.-магн. во.чны). Спектроскопия оптич, нутаций по- [c.307]

Простейший вариант оптич. эхо-спектроскопии (спектроскопии на основе светового эха) реализуется при наблюдении зависимости амплитуды сигнала светового ха от времени задержки зл.-магн, излучения, резонансно взаимодействующего с ансамблем частиц среды. Сигнал светового эха появляется после 2-го импульса через время, равное задержке 2-го импульса относительно 1-го. Оптич. эхо есть, по существу, повторное возникновение эффекта затухания свободной поляризации, к-рое сопровождает 1 й импульс. 2-й импульс нужен для того, чтобы восстановить одинаковую фазу возбуждённых 1-м импульсом атомных диполей, потерянную к моменту прихода 2-го импульса вследствие процессов релаксации. Для регистрации оптич. эха площадь 1-го импульса (интеграл от амплитуды напряжённости оптич. поля по всей длительности импульса, умноженный на дипольный момент перехода должна быть равна я/2, второго — я. Спектроскопия светового эха — один из наиб, мощных инструментов изучения столкновительных релаксац. процессов в газах. Время затухания сигнала светового эха равно эфф. времени жизни возбуждённого уровня, определяемого атомными (молекулярными) столкновениями ц спонтанным излучением. Методами спектроскопии светового эха измеряют также сверхтонкую структуру возбуждённых состояний. [c.308]

Для построения удобной для последующего рассмотрения теории комбинационного рассеяния света фононами мы выполним квантование поля излучения. Таким образом, мы будем рассматривать характеризующие поле величины как динамические переменные, а не как величины, заданные извне (что принималось при полуклассическом рассмотрении инфракрасного поглощения в предыдущем параграфе). Это усложняет теорию. В действительности можно выполнить и полуклассическое рассмотрение комбинационного рассеяния света фононами. Основной величиной в такой теории оказывается недиагональный электрический момент перехода, математическая структура которого проста, но физический смысл которого понять непросто. По этой причине мы предпочитаем воспользоваться обобщенным подходом Плачека ), в котором оператор момента, приводящий к недиагональным переходам, выводится из основных принципов. [c.20]

О — дипольный момент молекулы й — матричный элемент дипольного момента перехода р — матрица плотности (О — частота излучения Я — длина волны излучения [c.7]

В достаточно плотном газе за счет межмолекулярного взаимодействия происходит полное или частичное снятие вырождения энергетических уровней молекул, а также сильное перемешивание состояний с различными М и /. В [3] отмечается, что дипольные моменты переходов между такими состояниями можно представить также в виде суммы линейных и круговых диполей. При отсутствии внешних полей постоянные дипольные моменты молекул равномерно распределены по всем ориентациям, дипольные же моменты отдельных переходов анизотропны. Следовательно, газ, даже в отсутствие внешнего поля, является поляризационно неоднородной средой, и результат взаимодействия излучения с газом а, следовательно, и форма контура спектральной линии будет зависеть от поляризации излучения. [c.103]

В четвертом порядке теории возмущения (5.2.7) будет определять вторые и четвертые моменты поля с учетом двухфотонных эффектов— нелинейного поглощения падающего поля и спонтанного излучения пар фотонов. С другой стороны, формула (5.3.23) позволяет выразить вероятность двухфотонных переходов через собственные частоты и моменты переходов молекул. Мы здесь выберем третий метод описания — феноменологический, который позволит нам обобщить закон Кирхгофа на слабо нелинейные среды в двухуровневом приближении. Метод основан на подстановке в двухуровневое кинетическое уравнение ( 4.5) эффективного гамильтониана взаимодействия, учитывающего только интересующий нас элементарный двухфотонный процесс. Из полученного кинетического уравнения для произвольной наблюдаемой поля / мы найдем в первом порядке приращение Д , получаемое в результате взаимодействия с веществом. Выбирая затем в качестве / первые, вторые и четвертые моменты, мы выразим приращения этих моментов через коэффициенты кинетического уравнения. В результате мы получим приближенный ОЗК, выражающий вероятность двухфотонного излучения через кубическую МР. Из полученных соотношений следует заранее очевидный вывод об одновременности излучения фотонов в парах (в отличие от ТИ линейного приближения). Далее, двухфотонный ОЗК будет использован для оценки скорости совпадений по коэффициенту двухфотонного поглощения. Наконец, мы найдем связь между третьим моментом ТИ и квадратичной МР. [c.164]

С рассматриваемой точки зрения описываемые процессы следует отнести к процессам устранения произошедших в организме обратимых изменений (устранение с помощью иммунной системы генетически измененных клеток делает возможным возврат в исходное состояние). Воздействуя КВЧ-излучением на целостный организм больного, этот процесс можно усилить и ускорить, если не упущен момент перехода обратимых изменений в необратимые, характеризующиеся далеко зашедшими генетическими изменениями." [c.133]

Спонтанное и вынужденное испускание, поглощение. Если данный атом в произвольный момент времени t находился в возбужденном энергетическом состоянии Е , то через интервал времени dt этот атом может либо остаться в том же состоянии, либо самопроизвольно (спонтанно) перейти в нижнее основное состояние с энергией El (рис. 15.1). При этом возникает фотон с энергией hv — = 2 — 1- Испускание подобного рода — испускание света атомами при их самопроизвольном переходе с возбужденных уровней на более низкие энергетические уровни — называется спонтанным испусканием (излучением). Поскольку спонтанный переход происходит независимо от действия внеш- [c.339]

Так как спонтанные переходы одного и того же атома в разные моменты времени, а также разных атомов в одно и то же время никак не взаимосвязаны, то очевидно, что между фазами и амплитудами спонтанно излучаемых волн не будет никакой закономерной связи, т. е. спонтанное излучение некогерентно. [c.339]

Y-Излучение — самопроизвольный процесс перехода ядра из возбужденного состояния в основное (или менее возбужденное), сопровождающийся испусканием кванта коротковолнового электромагнитного излучения. В зависимости от механизма образования у-излучение подразделяется на электрическое и магнитное и характеризуется определенной мультиполь-ностью, т. е. величиной уносимого им момента k (для электрического) или /м (для магнитного излучения). [c.181]

Рекомбинационная люминесценция имеет более сложный характер. В этом случае свечение возникает при воссоединении двух противоположно заряженных частей центра свечения, отделенных друг от друга в момент возбуждения. Энергия, ранее затраченная на разъединение этих частиц, при их воссоединении выделяется и приводит в возбужденное состояние центр свечения. Переходя в нормальное состояние, этот центр и дает спонтанное или вынужденное излучение. [c.171]

Полосатые молекулярные спектры поглощения и излучения возникают при переходах между дискретными уровнями молекул. В точной постановке задача определения энергетических уровней молекулы не имеет решения и для учета взаимного влияния движения электронов и ядер, связи спиновых моментов с орбитальными и т. д. приходится опираться на приближенные методы, использующие характерные особенности внутримолекулярных взаимодействий. Вследствие заметной разницы в массах скорость движения электронов в молекулах велика по сравнению со скоростью движения ядер и стало быть электроны и ядра вносят неодинаковый вклад в полную энергию молекулы. При этом оказалось возможным отделить проблему определения энергии, связанной с движением электронов в поле ядер, от энергии собственно ядерного движения и учесть методами последовательных приближений взаимное влияние электронной (характеризующейся относительно большой частотой переходов) и ядерной (характеризующейся относительно малой частотой переходов) подсистем в молекуле. [c.849]

Мультиплетность термов атомов при 1 5-связи определяется числом различных способов образования полного момента атома при данных значениях спина и орбитального момента атома. Мультиплетность линий излучения определяется мультиплетностью термов и правилами отбора для спина, орбитального и полного моментов при оптических переходах. [c.249]

В качестве примера рассмотрим расщепление уровней атома натрия, переходы между которыми приводят к излучению главной серии (рис. 83). Энергетический уровень / 3/2 с полным моментом J = /2 расщепляется на четыре подуровня, соответствующие четырем возможным ориентациям полного момента относительно магнитного поля (т = - /2, - V2 /2, /2) Энергетические уровни Л/2 и Si/2 с полным моментом J = V2 расщепляются на два подуровня каждый, которые соответствуют двум возможным ориентациям полного магнитного момента относительно индукции магнитного поля (nij = = — I2, Vz)- На рис. 83 принято во внимание, что естественное мультиплетное расщепление энергетических уровней больше, чем расщепление, обусловленное помещением атома во внешнее магнитное поле. [c.250]

У многоатомных молекул спектры значительно усложняются. В частности, у линейных многоатомных молекул, энергетические спектры которых выражаются формулами (63.30), правила отбора для п и / при различных типах переходов различны и зависят от того, параллелен или перпендикулярен оси молекулы ее осциллирующий электрический дипольный момент. Если дипольный момент параллелен оси молекулы, то правила отбора для мод колебаний атомов вдоль оси имеют вид Аи = +1 (или Аи = = +1, +2, 3,. .. при учете ангармоничности) и А/ = +1, как и в (63.31) и (63.32). Такие колебания молекулы СО2 показаны на рис. 96. При симметричных колебаниях дипольный момент молекулы СО 2 остается равным нулю, а при асимметричных колебаниях имеется изменяющийся во времени дипольный момент, параллельный оси симметрии молекулы, который и обеспечивает спектр излучения, аналогичный спектру излучения двухатомной молекулы. При изгибных колебаниях (рис. 96) электрический дипольный момент направлен перпендикулярно оси молекулы. Правила отбора при этом имеют вид Аи = 1, А/ = О, + 1. Правило отбора А/ = О обеспечивает появление в спектре линии с частотой Юц, принадлежащей 2-ветви. [c.323]

V (J = 0), т. е. в результате излучения двух фотонов полный момент атома остается неизменным и, следовательно, суммарный момент двух фотонов равен нулю. Этот каскадный переход очень удобен для анализа поляризаций испущенных пар фотонов в схемах счета совпадений, потому что время жизни атома в промежуточном состоянии очень малое и составляет примерно 5 не. [c.419]

В последнее время уделяется существенное внимание координатным измерениям непосредственно па станке. Интерес к этому способу реализации координатных измерений станкостроители проявляли давно, но толчком к промышленному освоению явилось создание измерительных головок, передающих сигналы измерения бесконтактным способом (радиоканал, инфракрасное излучение). Измерительная головка в процессе обработки детали хранится в инструментальном магазине станка, а в момент, когда осуществляется цикл измерения детали, устанавливается в исполнительный орган станка. Цикл измерения включается в цикл обработки и программируется как переход. [c.18]

Вероятность A fe С. и., являющаяся важнейшей характеристикой квантового перехода, зависит от характеристики уровней, между к-рыми происходит переход. Для дипольного излучения Ajfe пропорциональна кубу частоты перехода и квадрату дипольного момента перехода в видимой области спектра она 10 с -, что соответствует временам жизни возбуждённых уровней энергии 10- с. В спектроскопии часто пользуются вместо вероятностей А fe безразмерными вероятностями file = Aii /Af , т. н. силами осцилляторов (Aq— вероятность, принятая за 1 и дающая такой же закон [c.652]

Схемы зарядки емкостного накопителя энергии от сети переменного напряжения с нулевой фазой вклю-i чения зарядного коммутатора оказались весьма эконо мичными и удобными для построения зарядных устройств импульсных источников питания газоразрядных ламп с повышенной частотой повторения разрядных импульсов [57—59]. В схемах с нулевой фазой включения накопительный конденсатор начинает заряжаться при включении зарядного коммутатора в момент перехода синусоиды сетевого напряжения через нуль. Зарядный ток в этом случае ограничивается скоростью нара-чстания напряжения и имеет форму отрезка косинусоиды. В процессе зарядки используется менее четверти периода синусоиды. По этой причине потребление энергии от сети получается относительно неравномерным. Такие хемы целесообразно применять при небольших емкостях накопителя и небольших запасаемых энергиях до нескольких сотен джоулей). Однако схемы с нулевой )азой включения достаточно просты и могут применять-я, например, в системах питания твердотельных излу- ателей на итрий-алюминиевом гранате, оптимальные астоты повторения импульсов излучения которых 50— [c.79]

Изменится ли закон изменения энергии в случае, если инерционностью массы пренебречь нельзя (условие (6.4) невыполнено) Изменится, поскольку в момент перехода массы через закрепление ее скорость имеет вертикальную со став ляющую Vy и в правой час-ти (6.24) появится слагаемое —mV /2. В общем случае, если движущийся объект имеет внутренние степени свободы (двухмассовый осциллятор, например), закон изменения энергии при переходном излучении примет вид [c.244]

Очевидно, что Рххх двухуровневой системы (молекулы) будет велика лишь в случае, когда велик дипольный момент перехода из основного в возбужденное состояние /Ию и разность диагональных матричных элементов (дипольных моментов) основного и возбужденного состояний. Первое требование сводится к слабой связи электронов с остовом и разрешенности соответствующего перехода. Второе требование - к значительному перераспределению электронной плотности при возбуждении. Известно, что оба требования л)дш1е всего выполняются для переходов с переносом заряда [52, 53]. Поэтому вклад в нелинейную восприимчивость переходов с переносом заряда, оцениваемый по формуле для двухуровневой системы (55), оказывается значительным (см. гл. 4). К повьпиению этого вклада приводит также то обстоятельство, что переходы с переносом заряда часто обладают сравнительно низкой энергией, причем частота переходов иногда близка к частоте преобразованного излучения. Это приводит к резонансному повышению /3. [c.29]

Начнем рассмотрение с переходов в молекулах (или атомах) разреженного газа. Если на систему не действует излучение и если соударения между частицами газа происходят очень редко, то дезактивация однажды возбужденной частицы может осуществиться только в результате спонтанного испускания. В этом случае скорость релаксации, согласно выводам в разд. 1.1, определяется коэффициентами Эйнштейна для спонтанного испускания <Сд21 = 2ь В табл. 1.3 приведены типичные значения Л21 для электронных, колебательных и вращательных переходов. Таблица содержит также частоты переходов (021 и моменты переходов Ц21 молекул, которым в разд. 1.3 сопоставлены коэффициенты Эйнштейна. Они пропорциональны и со . Моменты переходов характеризуют величину осцилли- [c.30]

Из этих формул следует, что интенсивность спектральных линий поглощения и нспускания прямо пропорциональна заселенности уровней (см. 8), с которых совершается переход (поглощение или испускание), и квадрату электрического дипольного. момента перехода. Наиболее существенное различие между ними состоит в том, что спектры поглощения слабо зависят от V, а спектры испускания — очень сильно, так как прямо пропорциональны л- . Например, при переходе от спектров испускания в области 6000 А к области 3000 А (при постоянном Япгг) интенсивность излучения увеличивается в 16 раз. Эта зависимость относится и к КР-спектрам, поэтому в качестве возбуждающих линий лучше брать линии максимально высокой частоты, но такой, чтобы не возникала флуоресценция. [c.57]

В своей основополагающей работе [127] Дике показал, что система N инвертированных двухуровневых атомов может спонтанно перейти в основное состояние за время, обратно пропорциональное числу атомов Тс Этот эффект обусловлен наведением корреляций между моментами перехода пространственно разделённых излучателей, взаимодействующих друг с другом через общее поле излучения. В результате атомы, находящиеся в макроскопически большом объёме, излучают когерентно. Поскольку полная энергия, излучаемая коллективом N атомов, равна МЬшо, то интенсивность излучения [c.95]

С классической точки зрения колебание магнитного дипольного момента или электрического квадрупольного момента также приводит к слабому испусканию или поглощению излучения. На основании квантовой теории вероятность перехода для магнитного дипольного или электрического квадрупольного излучения может быть рассчитана, если в выражение (11,1) для момента перехода вместо электрического дипольного момента подставить магнитный дипольный или электрический квадруполышй момент. Вероятность таких переходов будет отличной от нуля в том случае, если произведение г ) фе относится к тому же типу симметрии, что и одна из компонент магнитного дипольного или электрического квадрупольного момента. [c.134]

С помощью специальных усовершенствований можно увеличить мощность лазеров. С этой целью помещая между одним из зеркал резонатора и торцом кристалла многогранную призму, вращающуюся с большой скоростью (порядка 40 ООО об/мин), увеличиваем в течение определенных промежутков времени потери в резонаторе. Такое искусственное завышение потерь приводит к накоплению большого числа атомов в метастабпльном состоянии. Затем в некоторые моменты времени потери резко уменьшаются и происходят массовые вынужденные переходы, что приводит к увеличению мощности излучения в 1000 раз и более. При этом мощность лазера, работающего на таком режиме, превышает 10 Вт/см , а излучаемые импульсы называются гигантскими. [c.388]

Особенно тщательно контролировали уровень радиации во время перехода космонавтов в корабль Союз-4 , так как в этот момент их защита была минимальной. Астрофизические данные о вспыщках обрабатывали немедленно после их получения. Продолжительность солнечного патруля составила в этот день около 13 ч. Постоянное измерение космического излучения в стратосфере в полярных областях и контроль радиационной обстановки в кораблях проводили по той же программе, как при полете корабля Союз-3 . Результаты измерений интегральных параметров (доза, поток) характеризовались линейным изменением во времени. [c.284]

Y-Лучи, испускающиеся ядром при переходе в низшее энергетическое состояние, могут уносить различный момент количества движения I. Излучение, уносящее момент количества движения / = 1, называется дипольным, / = 2 — квадрупольным, I = 3 — октупольным и т. д.. Каждое из них характеризуется определенным характером углового распределения. Кванты различной мультипольности возникают в результате различных колебаний ядерной жидкости электрических (дипольные, квадрупольные и т. д.) и магнитных (дипольные, квадруполь-ные и т. д.). [c.166]

Применение закона сохранения момента количества движения-с учетом этих особенностей приводит к определенным правилам отбора, с которыми мы встречались при рассмотрении а- и 3-рас-пада и Y-и злучения. Наяример, процессы с излучением невозможны при переходах ядер между состояниями с нулевыми моментами, так как -у-квант уносит целочисленный момент (1фО). С другими случаями лр именения закона сохранения момента количества движения мы познакомимся при рассмотрении конкретных ядерных реакций. [c.271]

Магнитный диполь представляет собой элементарный двухполюсный магнит, при изменении момента которого возникает испускание. Вследствие того, что величины магнитных. моментов молекул очень малы, вероятности переходов молекул из одного состояния в другое при изменении их магнитных моментов оказываются крайне малыми. Поглощательная и испускательная способности молекул—магнитных диполей по порядку величины близки к поглощательной и нспускательной способностям квадруполя. Распределение излучения магнитного диполя показано на рис. 34.2, в. Модель магнитного диполя применяется для описания некоторых случаев метаста-бильных состояний молекул. [c.250]

Мультиплетность линий излучения. Мультиплетность линий излучения порождается мультиплетностью энергетических уровней атома. Мулыи-плетность линий излучения связана с мультиплетностью энергетических уровней правилами отбора для квантовых чисел орбитального, спинового и полного моментов атома при оптических переходах. Эти правила отбора получаются из правил отбора для оптических переходов отдельного электрона (см. 28). [c.246]

При детонационном режиме газ сжимается и нагревается ударной волной до состояния А, лежащего на ударной адиабате. Затем газ за ударной волной, получая дополнительную энергию за счет поглощения потока излучения Р, расширяется вдоль прямой А2 и достигает точки Жуге к моменту окончания знерговыделения. Переход от состояния А к состоянию 2 может быть исследован только с учетом внутренней структуры разрыва . [c.109]

В заключение настояш.его параграфа мы еще кратко остановимся на вероятности квадрупольного и магнитно-дипольного излучения, В обш.ем случае момент атома может быть разложен в ряд, где первый член соответствует электрическому дипольному моменту, а второй — электрическому квад-рупольному и магнитному дипольному моментам, Следуюш,ие члены соответствуют моментам еш.е более высоких переходов. Изменение со временем этих моментов также ведет к излу- [c.427]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...