Низкие температуры, спектры поглощени

При комнатной температуре спектры поглощения исследовались на спектрофотометре СФ-4 (в области 10 000—30 ООО сж ) п при низких температурах на спектрографах ИСП-51 и ИСП-22 [68]. [c.183]

Прямой метод проверки результатов теории, развитой Бете состоит в изучении спектра солей, содержащих магнитные ионы. Обычно это приходится делать при низких температурах, так как тепловые колебания приводят к расширению спектральных линий. Кроме того, линии поглощения, соответствующие уровням выше основного, при низких температурах исчезают, так что прп этом появляется возможность разделить разные уровни. [c.394]

Следует, однако, иметь в виду, что если примесные атомы уже ионизированы, то примесное поглощение наблюдаться не будет. Так как температура истощения примеси падаете уменьшением энергии ее ионизации, то для наблюдения длинноволнового примесного поглощения необходимо охлаждение полупроводника до достаточно низкой температуры. Так, например, спектр примесного поглощения германия, легированного золотом (энергия ионизации примеси = 0,08 эВ, граница поглощения л 9 мкм), наблюдается при температуре жидкого азота (77 К), в то время как при легировании германия сурьмой ( = 0,01 эВ, = 135 мкм) примесное поглощение можно наблюдать лишь при гелиевых температурах (4 К). [c.323]

В 1958 г. Р. Мессбауэр показал, что при некоторых условиях (достаточно низкая температура, мягкое у-излучение, жесткая связь ядер в кристалле) в спектре поглощения у-квантов появляется узкая линия (сплошная на рис. 203), максимум которой соответствует энергии ядерного перехода Е = Ео. Если по каким-либо причинам (под действием любого поля) энергия перехода, т. е. разница возбужденного и основного уровней, изменяется в источнике или в поглотителе на АЕ, причем АЕ > Г (здесь Г — естественная ширина линии резонансного поглощения, Г — Й/т h — h/2n, h — постоянная Планка, а т — среднее время жизни возбужденного состояния ядра), то линия резонансного поглощения исчезает. Однако ее можно получить вновь, используя [c.460]

Воспользовавшись этими данными, легко оценить относительную роль указанных полос поглощения SO а в полном спектре излучения газа. Из рис. 1-7 видно, что даже при столь низкой температуре, как 500 К, относительный вклад полосы 19,3 мкм сравни- [c.41]

Для определения [х , согласно [ ], необходимо знание положения спектров поглощения и флуоресценции исследуемого раствора при 20° и при низкой температуре (причем достаточно одного растворителя) и, кроме того, значений г и направления дипольного момента в возбужденном состоянии. Авторами [ ] замечено, что значения дипольных моментов при учете некоторых дополнительных обстоятельств согласуется с результатами [1 ]. [c.20]

Можно дать следующее объяснение немонотонного температурного смещения полосы флуоресценции. При низких температурах, когда вязкость растворителя велика и переориентация частиц среды после возбуждения в канале 1->2 практически невозможна, испускается коротковолновая полоса из неравновесного состояния 2. При сравнительно высоких температурах (область 1 tu) увеличивается подвижность молекул, поэтому большинство элементарных систем перестраивается и переходит в равновесное состояние 3. Они излучают наиболее длинноволновый спектр (его максимум соответствует точке минимума на кривой 2 рис. 22). Коротковолновое смещение полосы флуоресценции при t>tu, как и смещение полосы поглощения, обусловлено преимущественно зависимостью показателя преломления и диэлектрической постоянной среды от температуры (см. 19). [c.50]

Возбужденные комплексы с переносом электрона в обычных условиях испытывают безызлучательную дезактивацию. При низких температурах и в твердых растворах возможна флуоресценция с переносом заряда. Соответствующие полосы смещены в область длинных волн по отношению к спектрам поглощения. [c.120]

X 620 (фиг. 3). Максимум полосы коллоидного серебра и максимум сенсибилизации совпадают, в то время как при низкой температуре они четко разделены. При облучении светом в максимуме полосы коллоидного серебра при 20° эта полоса усиливается, снова не вызывая где-либо по спектру соответствующего ослабления поглощения. Это легко можно наглядно продемонстрировать. Кристалл, спрессованный при 20°, освещают при —183° светом с X = 436 т,ч как раз до момента появления поглощения коллоидного серебра, еще не поддающегося измерению. Такой кристалл визуально почти не отличается от неосвещенного кристалла. Если этот предварительно освещенный кристалл освещать около 1 часа светом от обычного желтого фотографического фонаря, то в нем появляется довольно интенсивная окраска, обусловленная коллоидным серебром, в то время как не освещенный предварительно кристалл почти не изменяется. [c.63]

При изучении спектров поглощения и люминесценции чистых молекулярных кристаллов было обнаружено, что коротковолновая часть спектра люминесценции при низких температурах непосредственно примыкает к длинноволновому краю полосы поглощения. Такая близость указывала на одинаковую природу излучающего и поглощающего состояний. Однако точное резонансное совпадение краёв полос люминесценции и поглощения наблюдается сравнительно редко. [c.21]

А с запускаемых в верхнюю атмосферу ракет показывают, что интенсивность континуума ниже той, которую можно было ожидать на основании прежних измерений в области более длинных волн. Соответствующая этой интенсивности яркостная температура по измерениям группы авторов [23] оказалась около 4900°. Белл [10] рассматривал столь низкую температуру как результат добавления к общему поглощению линейчатого поглощения и считал, что эта температура, возможно, приближается к граничной температуре Солнца. Рассмотрение табл. 9 показывает, что эта граничная температура близка к величине температуры возбуждения, полученной из линейчатого спектра Солнца. [c.395]

Фиг. 50. Схематичный вид спектра поглощения при низкой температуре, состоящего из прогрессий по двум колебаниям в верхнем состоянии. )тот спектр соответствует переходам, показанным на фиг. 49, б. Цифры около полос обозначают значения Для

В спектрах поглощения при достаточно низкой температуре, когда отсутствует термическое возбуждение колебательных уровней с i > О, секвенции не наблюдаются, так как в каждой из них остается не более чем по одной полосе. При повышении температуры термически возбуждается одно (или более) низкочастотное колебание, и секвенции для этих колебаний снова [c.147]

В соответствии с общим колебательным правилом отбора (11,30) в спектре поглощения нри низкой температуре могут наблюдаться переходы с колебательно-невозбужденного основного состояния только на полносимметричные колебательные уровни верхнего состояния. Аналогичным образом в спектре испускания могут наблюдаться переход с самого низкого колебательного уровня верхнего состояния только на полносимметричные колебательные уровни основного состояния. [c.151]

Используя эти правила отбора, рассмотрим сначала случай, когда наблюдается спектр поглощения при низкой температуре. Это показано на фиг. 79 с левой стороны схемы энергетических уровней. Если основное состояние относится к типу Е, то ЛГ" == " = О, и, следовательно, возможны переходы только на уровни верхнего состояния с = О, если электронный момент перехода направлен вдоль оси фигуры (пунктирные линии на фиг. 79), или только на уровни с К если электронный момент перехода перпендикулярен оси фигуры (сплошные вертикальные линии). Возможны также переходы па уровни как с, К = О, так и с / = 1, если момент перехода имеет как параллельную, так и перпендикулярную компоненту. Таким образом, можно ожидать, что полосы типа Е — Е будут иметь одиночные Р- и / -ветви, а полосы типа П — Е — ветви Р, Q и Я. Возможно также одновременное появление как тех, так и других с расстоянием между ними, равным расстоянию между уровнями верхнего состояния сК = 0пК = 1 [т.е. А — Ч2 (В -ь С )]. [c.193]

Спектры испускания. Рассматривая изогнуто-линейные и линейно-изогнутые переходы, мы предполагали, что они наблюдаются в спектрах поглощения. Аналогичными спектрам поглощения при низкой температуре являются спектры испускания, связанные с нереходами с самого низкого коле- [c.217]

Экситоны в молекулярных кристаллах. Молекулярные кристаллы могут служить примерами тех веществ, в которых могут образовываться френкелевские экситоны, т. е. экситоны, отвечающие модели сильной связи. В молекулярных кристаллах ковалентная связь внутри молекулы значительно сильнее ван-дер-ваальсовой связи между молекулами. Линии спектра поглощения молекулярного кристалла, обусловленные возбуждением электронов внутри отдельных молекул, будут проявляться в спектре кристаллического твердого тела как экситонные линии, часто несколько смещенные по частоте. При низких температурах спектр весьма четкий, хотя там основные линии могут иметь тонкую структуру и таким образом отличаться от линий обычного спектра молекулы ). В кристаллах этого типа [c.639]

В качестве примера на рис. 33.10 приведены спектры поглощения ( (V)—коэффициент поглощения) антрацена и 3-аминофталимида в газовой фазе, относящиеся соответственно к полусложным и сложным молекулам. В настоящее время при низких температурах специальными методами получены квазилинейчатые спектры поглощения и испускания для многих полусложных и даже некоторых сложных молекул. [c.246]

Основны.м зкспериментальным свидетельством образования экситонов при низких температурах обычно служит не-фотоактивное поглощение света кристаллом вблизи красной границы ((О)) спектра собственного поглощения, т. е. экси-тонный механизм поглощения не приводит к образованию свободных носителей тока. Экситонный спектр обнаружен в кристаллах Сс15, HgI2, СигО, Ое и 81. Впервые наличие тонкой структуры в спектре поглощения закиси меди было выявлено Е. Ф. Гроссо.м с сотрудниками. Им удалось показать. [c.163]

В почти чистых полупроводниках при низких температурах немногочисленные примесные атомы, содержащиеся в кристалле, нейтральны. Слабое электрическое поле (5— 30 В/см) может, однако, ионизировать эти примеси. Последнее приводит к тому, что свободные носители, возникшие в результате ионизации, экранируют кулоновское взаимодействие между электронами и дырками, уменьшая вероятность образования экситона и приводя к исчезновению экситопного пика в спектре поглощения. [c.164]

Любая теория стохастического типа не способна описать целый ряд важных фактов, относящихся к электрон-фононным полосам, например, появление в оптической полосе так называемой бесфононной линии и фо-нонного крыла или различную форму полос поглощения и флуоресценции при одинаковой форме и точном резонансе бесфононных линий этих спектров. Это происходит потому, что даже наиболее продвинутая теория Андерсона полустохастического типа не может быть применена к системе, в которой частота скачет между бесчисленным количеством ее возможных значений. Поскольку число фононных мод в образце порядка числа Авогадро, его порядок имеет и число возможных значений для частоты оптического перехода. Поэтому электрон-фононные оптические полосы с хорошо разрешенной структурой, имеющейся например, при низких температурах у многих органических молекул, внедренных в матрицы Шпольского, рассматриваются только с использованием выражений динамической теории. [c.121]

Спектры поглощения молекулярных кристаллов мало отличаются от спектров гоглощения составляющих их молекул. Взаимодействие молекул приводит к некоторому уширению и сдвигу электронно-колебательных полос поглощения. При очень низких температурах может наблюдать- [c.74]

Для исследования лршии резонансного поглощения в рубине при низких температурах в работе [33] был применен импульсный рубиновый лазер с тепловой подстройкой частоты. Луч лазера пропускался через образец рубина, который был укреплен на хладопроводе дьюара с жидким азотом и который поддерживался при температуре хладопровода. Температуру лазера меняли после каждой вспышки, а длину волны, на которой работал лазер, находили по кривой тепловой перестройки. Измеряя интенсивность луча лазера до и после образца, определяли поглощение и, нанося данные на график в зависимости от длины волны, получали спектральную кривую. Линия R в рубине расщепляется на две компоненты, которые при низких температурах представляют собой сложный спектр. [c.395]

Показательным является в этом отношении также спектр экси-тонного поглощения сублимированных пленок ВаО, исследованных Зольвегом при низкой температуре (261. В спектре собственного поглощения указанных пленок обнаружены четыре узкие полосы, расположенные в интервале всего лишь 0,5 эв. Длинноволновые максимумы, являющиеся менее интенсивными чем коротковолновые, нельзя рассматривать в виде аналогов аир полос. [c.15]

Даттон и Маурер 1134] исследовали термическое высзечивание кристаллов КС1 и КВг, рентгенизованных при низкой температуре. Одновременно ими проводились также измерения зависимости силы тока от температуры в этих кристаллах и изменение их спектров поглощения во время нагревания. В случае КС1 авторы обнаружили два основных пика для силы тока при—145°С и—68°С, т. е. при тех же температурах, при которых наблюдаются максимумы пиков термовысвечивания. Они полагают, что первый пик обусловлен освобождением положительных дырок из V,-центров и их рекомбинацией с электронами, локализованными в f-центрах, а второй пик вызван освобождением электронов из / -центров и их рекомбинацией с локализованными дырками, т. е. в обшем свечение приписывается рекомбинации электронов и положительных дырок. [c.140]

Отдача энергии экситонами в виде света должна бы наблюдаться также в щелочно-галоидных кристаллах под действием света в спектральной области их собственного поглощения. Но последнее расположено преимущественно в Шумановской области спектра, в которой проведение измерений сопряжено с определенными трудностями экспериментального характера. Поэтому подобная люминесценция до настоящего времени очень мало изучалась. Обычно полагали [13] без достаточных оснований, что подобной люминесценции не существует. Однако проведенные в последнее время исследования люминесценции щелочно-галоидных кристаллов при низких температурах [98,99, 231, 232, 347] показали, что в определенных условиях опыта подобная люминесценция в действительности обнаруживается. [c.250]

Для ряда сложных веществ в конденсированных средах при низких температурах нарушается одна из основных закономерностей флуоресценции — независимость формы и положения полосы иснускания от частоты возбуждающего света [8]. При возбуждении вблизи максимума поглощения полоса испускания у этих соединений расположена в коротковолновой области, при возбуждении на длинноволновом крыле спектра она смещается в сторону длинных волн (рис. 21). Такая закономерность [c.46]

Вибрационную природу максимумов электронных полос можно подтвердить, внимательно сравнив структуры спектров поглощения и испускания. В ряде соединений имеется определенное сходство в расположении, а иногда и распределении интенсивности колебательных максимумов обоих спектров, их зеркальная симметрия. В табл. 4 сопоставлены, например, разности Уп—Уе частот максимумов полос поглощения и испускания радикала трифе-нилметана, измеренных при низкой температуре [3]. Их симметрия свидетельствует о колебательном происхождении структуры спектров. [c.69]

Весьма своеобразным проявлением межмолекулярных взаимодействий в растворах является обнаруженное в 1952 г. Шпольским с сотр. расщепление электронных спектров поглощения и испускания органических соединений при низких температурах на ряд компонентов. Если в качестве растворителей применяются нейтральные, легко кристаллизующиеся нормальные парафины — насыщенные соединения ряда С Н2и+2, то для данного вещества можно выбрать такой растворитель, что в образовавшемся при замораживании мелкокристаллическом твердом растворе вибронные полосы спектров флуоресценции (поглощения) распадаются на ряд узких линий, ширина которых может достигать 2—3 см"1. При этом возникают закономерно связанные группы линий (муль-типлеты), расположение и интенсивность которых зависят от растворителя и температуры (квазилинейные спектры). Они позволяют обнаружить весьма тонкие детали колебательной структуры электронных спектров. Расщепление вибронных полос на совокупность квазилиний наблюдается у достаточно большого числа соединений с сопряженными связями при условии тщательного подбора растворителей. [c.124]

Со времени работ Шеппарда [2] известно, что стабилизация продуктов реакции значительно повыщается в присутствии небольших добавок чужеродных веществ, особенно сернистого серебра. В опытах Эггерта и Ноддак безусловно имела место такая сенсибилизация сернистым серебром. Вначале целесообразно рассмотреть случай кристаллов без примесей. Эти кристаллы также можно разложить фотохимически, если освещать их достаточно коротковолновым светом. Акт поглощения ведет к освобождению подвижных электронов и дырок, которые после непродолжительного блуждания по кристаллу связываются соответствующими участками решетки. В этом случае их можно волны, тц обнаружить по характерным полосам поглощения, если для наблюдения берутся достаточно толстые слои. Но как раз в случае бромистого серебра условия для таких наблюдений неблагоприятны, так как поглощение основной решеткой простирается в видимую область спектра. Благоприятные для таких наблюдений условия имеются в случае щелочных галогенидов, которые подробно исследованы уже много лет назад, и в случае окиси магния, исследованной в последнее время. Например, в результате облучения бромистого калия рентгеновскими лучами при низких температурах (—180° С) образуются первичные продукты реакции со спектром поглощения, изображенным на фиг. 1 [3—5]. Если говорить на химическом языке, то F-полоса обусловлена нейтральным щелочным металлом, а V -полосы — галоидом. С физической точки зрения F-полосу следует приписать электронам, замещающим ионы галоида, а V-полосы — еще не вполне исследованным дыркам. Нагревания до —140° достаточно для глубокой рекомбинации продуктов реакции, т. е. для обесцвечивания кристалла. [c.101]

В случае AgBr -(- Ag2S можно следующим образом описать первичный фотохимический процесс. Кванты света, поглощенные сенсибилизатором, освобождают подвижные электроны. При этом образуются одновалентные ионы серы (S ). Эти ионы играют роль нормальных анионов решетки, т. е. дырок не образуется. Освобожденные электроны прежде всего связываются в образования, аналогичные f-центрам щелочногалоидных кристаллов. Эти связи обладают достаточной продолжительностью жизни только при низких температурах, когда можно наблюдать обусловленный ими спектр поглощения (фиг. 7) i). При повышенных температурах F-центры соединяются в агрегаты (коллоидные частицы). В результате образуется давно известная полоса поглощения, изображенная на фиг. 4. [c.105]

При на.тичии в полупроводнике примеси его оптическое поглощение может быть связано с ионизацией примеси или возбуждением электрона нейтральной примеси в кристалле. Это поглощение называют примесным. При ионизации примеси энергия поглощенного кванта света расходуется на переход электронов с донорных уровней в зону проводимости и из валентной зоны на акцепторные уровни, что в спектре поглощения проявляется в виде примесной полосы поглощения. Если при освещении полупроводника светом происходит переход электрона примеси из основного состояния в возбужденное, то наблюдается линейчатый спектр поглощения. В случае, когда донорные уровни находятся вблизи дна зоны проводимости, примесное поглощение, обусловленное переходами электронов примеси из основного состояния в возбужденное или в зону проводимости, должно находиться в далекой инфракрасной области спектра и экспериментально может наблюдаться лишь при низких температурах, когда большая часть атомов примеси не ионизована. То же самое можно сказать и о спектре поглощения акцепторной примеси. На рис. 12.6 изображен спектр примесного поглощения бора в кремнии. [c.85]

Существенную роль в оценке излучательных свойств плазмы играют, как видно из вышеизложенного, спектральные показатели поглощения плазмы кх. Поглощение плазмы складывается из поглощения в непрерывном спектре и в линиях, причем преобладающим при температурах свыше 14 ООО К, за исключением УФ-об-ласти спектра K[c.62]

Большой экспериментальный материал указывает на то, что, как правило, спектральное распределение люминесценции кристаллов при возбуждении в области собственного поглощения не зависит от длины волны возбуждающего света. При низких температурах в идеальном кристалле спектр люминесценции начинается с полосы, соответствующей чисто электронному переходу из нижнего синглетного возбуждённого уровня. Эти экспериментальные факты свидетельствуют об установлении квазитермодинамического равновесия между возбуждёнными состояниями. Излучение из этих термализованных состояний следует относить к процессам люминесценции, так как оно происходит из реальных состояний и отражает их природу. [c.20]

Гелий и водород. Эти вещества можно рассматривать вместе, поскольку, несмотря на отсутствие поглощения в спектрах и на химическую инертность в большинстве случаев, их совершенно нельзя использовать в качестве матричных материалов из-за того, что они не образуют жесткую матрицу и обладают существенным давлением пара даже при 4 К. Гелий вообще не отвердевает при давлении ниже 25 атм, а водород плавится при 14 К. Очень низкие. температуры кипения и высокое давление пара не позволяют создать условия высокого вакуума в присутствии соответствующих конденсированных фаз. Поддержание нижих температур в свсяо очередь [c.15]

Вид эпектронного спектра. Мы убедились, что, несмотря на простую технику эксперимента, электронная спектроскопия недостаточно надежна для идентификации матрично-изолированных частиц. Однако если спектр отнесен к определенной частице, то в ряде случаи удается получить дополнительную инффмацию о частоте одного из ее колебаний. (У молекул, состоящих более чем из двух атомов, имеется не одно колебание, однако из электронного спектра обычно не удается получить несколько частот.) Позже (в гл. 6) мы обсудим влияние матрицы на эти частоты и энергию соответствующих электронных переходов здесь же отметим, что электронный спектр, полученный в матрице, отличается от спектра в газовой фазе. В газофазном спектре присутствуют полосы, обусловленные поглощением энергии колебательно-возбужденными частицами (в результате получения их при высоких эффективных температурах). Напротив, матрично-изолированные частицы находятся при очень низких температурах, и их полосы поглощения обусловлены переходами с низшего колебательного уровня основного электронного состояния. На рис. 5.2 приведена диаграмма, демонстрирующая различие этих спектров. [c.94]

Полосы П — П (тип 3). К третьему типу относятся полосы, обусловленные колебательными переходами П — П, Д — Д, из которых вплоть до настоящего времени наблюдены только переходы П — П. Нет основных полос, которые соответствовали бы этому типу к нему относятся только разностные полосы, принадлежащие к серии, которая начинается полосой S — S (см. стр. 289). Например, если в верхнем и нижнем состояниях перехода 1—-О параллельного колебания возбуждено по одному кванту перпендикулярного колебания, то мы получаем полосу П -— П, частота которой, разумеется, очень близка к частоте перехода 1 — О (полоса Z-—i ). Полосы П — П могут наблюдаться в спектре поглощения только тогда, когда в первом возбужденном состоянии перпендикулярного колебания находится значительная доля молекул, и даже в подобном случае на эти полосы накладывается значительно более интенсивная полоса S — Е, к которой они принадлежат. Впервые этот тип полос был наблюден Герцбергом и Спинксом [441] для молекулы С Н. (на фиг. 106,(5 полоса показана короткими линиями в нижней части фигуры). Из фиг. 106, а явствует, что при низкой температуре полоса П — II исчезает, так в этом случае в первом возбужденном состоянии перпендикулярного колебания находится слишком малая доля молекул. [c.417]

Если потенциальные функции в обоих электронных состояниях почти одинаковы и, следовательно, межъядерные расстояния и колебательные частоты почти те же самые, то колебательные волновые функции для различных колебательных квантовых чисел в верхнем и нижнем состояниях почти взаимно ортогональны. Поэтому значение R v" будет отличным от нуля, если не изменяется ни одно из колебательных квантовых чисел. Это соответствует нолуклассическому принципу Франка, согласно которому после электронного скачка относительное расположение ядер не меняется, а, следовательно, относительная потенциальная энергия нри этом будет прежней, ядра останутся неподвижными, если они не двигались до скачка , или же будут иметь ту же кинетическую энергию, которой они обладали ранее. Таким образом, для всех колебательных квантовых чисел мы получим правило отбора А Vi = 0. В спектре поглощения при низкой температуре будет наблюдаться только одна полоса с большой интенсивностью — полоса О-—0. Прй более высоких температурах появятся полосы главных секвенций (Дг = =0),а их интенсивность будет определяться главным образом фактором Больцмана. Такой тип распределения интенсивности был обнаружен во многих ридберговских переходах многоатомных молекул, например в НгО, СНг, [c.149]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...