Синглетные состояния

Частицы с изотопическим спином Т == О встречаются в природе в синглетном состоянии, 2-0 - - 1 1. [c.138]

Формула (70.7) не дает возможности определить знак параметра рассеяния для синглетного состояния. Поэтому без дополнительного анализа нельзя установить, является синглетное состояние связанным или нет. Ответ на этот вопрос был получен в результате рассмотрения опытов по рассеянию нейтронов на молекулярном водороде. [c.504]

Одинаковый характер ядерных взаимодействий между двумя протонами и между нейтроном и протоном (в синглетном состоянии) свидетельствует о глубоком сходстве протона с нейтроном, которые в некотором смысле могут даже считаться тождественными частицами. Остановимся на этом вопросе подробнее. [c.511]

ГО СОСТОЯНИЯ. Поэтому без дополнительного анализа нельзя установить, является синглетное состояние связанным или нет. Ответ на этот вопрос был получен в результате рассмотрения опытов по рассеянию нейтронов на молекулярном водороде. [c.44]

Оценка дает значение а 3-10 см, т. е. величину, близкую к полученной из опытов по (л—р)-рассеянию для синглетного состояния (см. п. 2 этого параграфа). [c.51]

Волновые функции Фа и Ф , как видно из (П3.34) и (П3.35), описывают соответственно антисимметричное и симметричное состояния. Поскольку волновая функция Ч , учитывающая ориентацию спинов, должна быть антисимметричной, Фа и должны соответственно умножаться на симметричную 5 и антисимметричную 5а спиновые функции [11, 12]. В результате функции Ф будет отвечать синглетное состояние с противоположно направленными спинами, а функции Фа — триплетное. [c.108]

Корреляция спинов в синглетном состоянии. Для надежной экспериментальной проверки существования квантовой корреляции целесообразно выбрать такую динамическую переменную, квантовый разброс которой в различных актах измерения значительно превосходит технические ошибки в измерении динамической переменной в каждом акте. Этому условию идеально удовлетворяет спин. Идея использования спина для исследования квантовых корреляций в опыте типа ЭПР принадлежит Бору (начало 50-х годов). [c.416]

Частица А (например, молекула) с полным спином, равным нулю, распадается на две частицы и А (например, атомы) со спинами по 1/2 у каждой. Разлетающиеся в разные стороны частицы А- и Л j образуют единую квантовую систему в синглетном состоянии, т. е. с полным спином, равным нулю (2 S -1- 1 = 1). На некоторых расстояниях от места распада частицы А производится измерение проекции спина разлетающихся частиц на векторы а и Ь, перпенди- [c.416]

Из (5.24) и (5.6) получается оценка Ugs — глубины потенциальной ямы в синглетном состоянии [c.180]

Второй особенностью системы протон — протон является одинаковость сталкивающихся частиц. Протоны, как и любые одинаковые частицы полуцелого спина, подчиняются принципу Паули (см. гл. П, 8), согласно которому в каждом состоянии может находиться не более одной частицы. В силу принципа Паули многие состояния, разрешенные в системе п—р, запрещены в системе р—р. Например, в S-состоянии относительного движения, в котором обе частицы симметрично распределены в пространстве, спины двух протонов могут быть только антипараллельными, что соответствует синглетному состоянию с нулевым суммарным спином. Триплетное S-состояние с параллельными спинами запрещено, так как в нем оба протона находятся в одном и том же состоянии. [c.180]

Полный момент / получается векторным сложением спинового и орбитального моментов. Для синглетных состояний полный момент равен орбитальному У = О, 2, 4,. .. Для триплетных состояний при каждом I полный момент может иметь три значения I — 1, /, / + 1 Для системы нейтрон — протон орбитальный момент может иметь любое целое положительное значение в каждом мультиплете. [c.181]

Поскольку 70 -Ь й Г, а 70 - Л f , то временное поведение коррелятора можно легко предсказать. Коррелятор, равный нулю при t = О, с ростом времени будет нарастать, а потом начнет убывать, стремясь к постоянному значению. Такое поведение двухфотонного коррелятора можно видеть на рис. 3.4. Его нарастание определяется быстрым уменьшением члена с ехр[-(7о -Ь R)t] и практически не зависит от накачки к. Убывание коррелятора определяется медленным стремлением к нулю члена с ехр [-(7о - R)t]. Это убывание замедляется с уменьшением накачки к, что четко видно на рис. 3.4, где по оси абсцисс отложены порядки времен. Поэтому смещение спада в кривой коррелятора по оси абсцисс вправо (в сторону меньших времен) показывает уменьшение на порядки скорости распада. Постоянный уровень, к которому стремится коррелятор при больших временах, возрастает с уменьшением накачки. Этот факт легко понять, если учесть, что с уменьшением накачки уменьшается и заселение триплета, а следовательно, возрастает вероятность обнаружить молекулу в синглетном состоянии и, в частности, на уровне 1. Кривые на рис. 3.4 рассчитаны для случая точного резонанса, т. е. при Д = 0. В нерезонансном случае картина качественно сохраняется. [c.104]

Из приведенного выше рассмотрения вполне разумно ожидать, что лазеры, в которых используются красители, могут генерировать на длинах волн в области спектра флуоресценции. Действительно, быстрая безызлучательная релаксация внутри возбужденного синглетного состояния 5i приводит к очень эффективному заселению верхнего лазерного уровня, а быстрая релаксация внутри основного состояния — к эффективному обеднению нижнего лазерного уровня. Следует также заметить, что в области длин волн флуоресценции раствор красителя достаточно прозрачен (т. е. соответствующее сеченне поглощения а невелико см., например, рнс. 6.29). Фактически же первый лазер на красителях был запущен поздно (в 1966 г.) [24, 25] относительно времени, с которого началось общее развитие лазерных устройств. Рассмотрим некоторые причины этого. Во-первых, это очень короткое время жизни т состояния 5i, поскольку мощность накачки обратно пропорциональна т. Хотя такой недостаток частично компенсируется большой величиной сечения перехода, произведение ах [напомним, что пороговая мощность накачки пропорциональна (ат) см. (5.35)] все же остается примерно на три порядка величины меньше, чем для твердотельных лазеров, таких, как Nd YAG. Вторая трудность обусловлена синглет-триплетной конверсией. Действительно, если тг ksT то молекулы будут накапливаться в триплетном состоянии, что приведет к поглощению за счет перехода 7 i->-7 2 (который является оптически разрешенным). К сожалению, это поглощение происходит, как правило, на длине волны флуоресценции (см., например, опять-таки рис. 6.29), что приводит к серьезному препятствию для возникновения генерации. Можно показать, что именно поэтому непрерывную генерацию можно получить лишь в случае, когда тг меньше некоторого значения, определяемого свойствами активной среды из красителя. Чтобы получить этот результат, заметим прежде всего, что кривую пропускания флуоресценции красителя (рис. 6.29) можно описать с помощью сечения вынужденного излучения Ое. Таким образом, если N2 — полная населенность состояния 5ь то соответствующее усиление (без насыщения) на определенной длине волны, при которой рассматривается Ое, равно ехр(Ы2<Уе1), где / — длина активной среды. Предположим теперь, что Ыт населенность триплетного состояния Гь Тогда генерация будет происходить при условии, что усиление за счет вынужденного излучения больше потерь, обусловленных триплет-триплетным поглощением, т. е. , [c.392]

Рассмотренные типы переходов в спектре поглощения относятся к переходам между синглетными состояниями молекулы, т. е. состояниями с [c.47]

Чтобы найти сечение рассеяния неполяризованных нейтронов протонами, нужно сложить выражения (3.15), относящиеся к триплетному и синглетному состояниям, умноженные [c.32]

Соотношения (4.2 ) показывают, что в синглетном состоянии (5==0)5i2 равно нулю. В триплетном состоянии (5= 1) оператор 5ia можно записать в виде [c.37]

В синглетном состоянии S = О), 5 2 = О и V зависит только от расстояния между частицами поэтому в этом состоянии сохраняется орбитальный момент количества движения I. Отсюда видно, что состояния с 5 = 0 можно классифицировать по величине /. [c.37]

Оценка дает значение й З-10 см, т. е. величину, близкую к полученной из опытов по п — р)-рассеянию для синглетного состояния (см. п. 2). Более подробный квантовомеханический анализ опытов по р — р)-рассеянию показывает, что ядерное (без кулоновского) взаимодействие двух протонов тождественно ядерному взаимоде иствию нейтрона с протоном в синглетном состоянии (соответствующие взаимодействиям потенциальные ямы одинаковы). [c.511]

Более строгий квантовомеханический анализ опытов по р—/з)-рассеянию, физическая сущность которого близка к соответствующему анализу для синглетного (n—/j)-рассеяния, показывает, что ядерное (без кулоновского) взаимодействие двух протонов практически тождественно ядерному взаимодействию 1ейтрона с протоном в синглетном состоянии. Потенциальные ямы, соответствующие обоим взаимодействиям, имеют одинако-зые эффективные радиусы и глубины = (2,83 0,03) фер- [c.51]

Напомним, что синглетное состояние — это состояние с нулевым результирующим спином 5=0, а триплетное — со спином 5=1. При Л>0 имеем EtdEs и в основном триплетном состоянии спины обоих электронов параллельны. Этот случай соответствует ферромагнитному упорядочению. При А<0, наоборот, E [c.337]

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]

На рис. 99,6 изображена ситуация, приводящая к фосфоресценции. В молекулах, так же как и в атомах, переходы между электронными состояниями с различным значением полного спина запрещены. На рис. 99,6 левая потенциальная яма возбужденного состояния относится к синглетно-му состоянию (S = 0), а правая-к три-плетному (S = 1). Молекула, находящаяся в основном синглетном состоянии, поглощает фотон и переходит в возбужденное синглетное состояние. [c.328]

Начнем с системы двух нуклонов. Поскольку изотопический спин каждого нуклона равен половине, то по правилам сложения квантовых моментов (см. формулу (1.31)) суммарный изотопический спин двух нуклонов может равняться единице и нулю. Очевидно, что в системах р—р и п—п суммарный изотопический спин обязательно равен единице, ибо его проекция равна единице по абсолютной величине. В системе же п—р суммарная проекция изоспина равна нулю. Но равную нулю проекцию могут иметь как момент нуль, так и момент единица. Поэтому система п—р может находиться в состояниях с изотопическим спином как нуль, так и единица. Из изотопической инвариантности следует, что в состояниях с изотопическим спином, равным единице, система п—р ведет себя точно так же, как системы р—р и п—п. Ниже мы покажем, что изотопический спин системы п—р в S-состоянии относительного движения равен единице в синглетном состоянии и нулю — в триплет-ном, т. е. если обычные спины параллельны, то изотопические антипараллельны и наоборот. Поэтому, например, сечение синглетного низкоэнер1етического рассеяния п—р должно равняться [c.192]

Н — изотопич. дублетом с 5 = —2. Л- и 2 -Г., имеющие одинаковое кварковое содержание (uds), отличаются относит, ориентацией спинов кварков и вследствие зависимости сильного взаимодействия от спинов обладают разными массами. Пара (мй)-кварков в Л Г. находится в синглетном состоянии (с обычным спином 0), а в S"-r. [так же, как пары ( M).H d[c.480]

М. на ff-opOHTe мезоатома, ядро к-рого обладает отличным от нуля спином, может находиться в разл. состояниях свер.хтонкой структуры, отвечающих разл, ориентации спина М. и ядра. Благодаря спиновой зависимости универсального слабого (У — А) взаимодействия вероятность р-захвата из разных состояний сверхтонкой структуры может сильно различаться. Так, для мезоатома водорода рр вероятность захвата из нижнего, синглетного состояния сверхтонкой структуры (отвечающего полному спину F = 0) составляет (Pk) 660 с , в то время как вероятность захвата из триплетного состояния (F = 1) Ajipj ) 12 i. Измеряя экспериментально вероятности р-захвата из разл. состояний сверхтонкой структуры, можно по- [c.233]

На раннем этапе развития ядерной физики большую роль для понимания свойств ядерных сил сыграли осн. характеристики дейтрона. Дейтрон является связанным триплетным состоянием нр с энергией связи —2,224 МэВ. Синглетное состояние нр имеет положит, энергию связи 64 кэВ и является резонансом. Др. резонансов и связанных состояний в области низких энергий в пр-системе нет. Эти, два параметра позволяют определить потенциал нуклон-нуклонного взаимодействия и радиус ядерных сил. Наличие у дейтрона квад-рупольного электрич. момента Q — 2,859-10" см приводит к выводу о существовании тензорных ядерных сил. [c.268]

Очевидно, что когда молекула светит, она находится в синглетном состоянии, а когда свечение отсутствует—в триплетном. Динамика синглетного состояния описьгаается следующей системой уравнений [c.109]

Первое отличие состоит в том, что функция формы полосы флуоресценции заменена на функцию J формы полосы поглощения. Второе отличие касается физического смысла функции Ano(uib, o,t)- В случае флуоресценции функция ni описывает число молекул пришедщих в возбужденное синглетное состояние, т. е. совпадает с функцией, определяющей согласно формуле p t) = rii t)/Ti двухфотонный коррелятор. Наоборот, в формуле (13.3) присутствует функция Дпо(шь, ojq, t), описывающая число молекул, ущедших из основного электронного состояния. В случае, когда мы принимаем во внимание только основное и первое возбужденное синглетное состояние, разницы между ними нет, потому что все возбужденные молекулы автоматически отсутствуют среди невозбужденных. Однако практически все органические молекулы описываются трехуровневой энергетической схемой (рис. 3.3), где между основным и возбужденным синглетным уровнями имеется триплетный уровень, присутствие которого сильно изменяет ситуацию. После электронного возбуждения происходит интеркомбинационный безызлучательный переход молекулы с возбужденного синглетного уровня на триплетный. Времена этого процесса находятся в наносекундной шкале, а переход с триплетного уровня на основной синглетный уровень происходит на три-девять порядков медленнее. Поэтому синглетно возбужденные молекулы очень быстро переходят на триплетный уровень, где и находятся весьма долго. Следовательно, хотя в синглетном возбужденном состоянии молекулы отсутствуют, провал в населенности основного состояния все же имеется, т, е. функция Ano wb, u)o,t) в формуле (13.3) отлична от нуля. Провал будет существовать до тех пор, пока молекула находится в три-плетном состоянии. Это время доходит до секунд. Именно долгое существование провала Ащ шь, шо, О населенности основного состояния и быстрое исчезновение ni возбужденных молекул после выключения возбуждающего [c.172]

Она построена на основе системы уровней, изображенной на рисунках 3.3 и 5.9, и очень похожа на систему (8.15), так как использует те же обозначения для релаксационных констант. Имеется лишь два отличия. Во-первых, мы приняли во внимание, что вероятности поглощения k и вынужденного испускания фотона не выражаются только лоренцианом, а учитывают как БФЛ, так и ФК, и поэтому являются различными функциями частоты выжигающего лазера. Эти функции описываются формулами (10.2). Во-вторых, мы приняли во внимание возможность превращения молекулы в фотопродукт. Вероятность такого превращения в единицу времени обозначим буквой Q. Согласно нашей модели, изображенной на рис. 5.9, такое фотохимическое превращение происходит в триплетном состоянии молекулы. Учитывая, что в триплетном состоянии молекула существует много дольше, чем в возбужденном синглетном состоянии, это предположение относительно канала, по которому происходит фотохимическая реакция, весьма правдоподобно. В некоторых случаях оно подтверждено экспериментом. [c.178]

При обобщении результатов Гайтлера и Лондона на многоатомные молекулы является существенным представление об образовании валентных связей, отвечающих парному обмену электронов с анти-параллельными спинами по направлениям совместимым с симметрией системы. Такие связи описываются волновой функцией, дающей локальные синглетные состояния. В отличие от метода МО, оперирующего (при развертывании детерминанта) с членами Xi (l)Xi (2) (i = l, 2), которые учитывают ионные структуры, в методе BG такие члены отсутствуют (слг. (262), (263)). Эти члены, очевидно, соответствуют предельному разделению зарядов, когда оба участвующих в образовании валентной связи электрона локализуются вблизи одного и того же ядра. Метод МО неприменим при больших межъядер-ных расстояниях, ибо он предсказывает вместо диссоциации молекулы на нейтральные атомы образование ионов, т. е. процесс, сопряженный с большими энергетическими затратами. [c.137]

Однвко надо иметь в виду следующее обстоятельство. Даже при центральном характере сил последние могут зависеть от взаимной ориентации спинов нейтрона и протона. Поэтому в принципе возможно существование двух 5-состояний дейтрона с параллельной и антипараллельной ориентацией спинов частиц. Эти состояния могут быть названы триплетным (суммарный спин частиц равен единице) и синглетным (суммарный спин частиц равен нулю). Экспериментальные исследования рассеяния медленных нейтронов в пара-и ортоводороде, а также данные по захвату нейтронов протонами приводят к однозначному заключению о том, что синглетное состояние в дейтроне не реализуется, т. е. не существует состояний дейтрона с противоположно ориентированными спинами частиц. [c.19]

Тахим образом, дейтрон может находиться только в одном состоянии, характеризуемом параллельной ориентацией спинов и значением орбитального момента, равным нулю. Это состояние обозначается как в отличие от синглетного состояния обозначаемого i5i(o6 усложнении, вносимом нецентра-льностыр ядерных сил, см. 4). - - [c.19]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...