Синглетиое состояние

Отсюда следует (с учетом 69) что в отличие от триплетно-го синглетное взаимодействие нейтрона и протона не имеет связанного состояния. Это означает, что ( —р)-взаимодействие при противоположно направленных спинах у нейтрона и протона характеризуется потенциальной ямой, глубина которой недостаточна для того, чтобы в ней мог образоваться реальный уровень. Квантовомеханический расчет показывает, что синглет-яое взаимодействие нейтрона с протоном характеризуется потенциальной ямой шириной а = 2,8 10 з см и глубиной V — 10 Мэе, которая меньше критического значения, равного в соответствии с формулой (69. 12) при данной ширине [c.505]

С точки зрения унитарной симметрии октет представляет собой дважды расщепленное барионное состояние V2+ умеренно сильное взаимодействие (зависящее от странности) снимает вырождение по странности и расщепляет состояние на изотопические мультиплеты (Л/-дублет, Л-синглет, S-триплет, Н-дублет) электромагнитное взаимодействие снимает вырождение по заряду и расщепляет зарядовые мультиплеты на отдельные члены п и р, Е+, и Н" и S°, Л-синглет). Первое расщепление [c.681]

Таким образом, в схеме St/(6)-симметрии для псевдоскалярного мезонного октета сохраняются все результаты St/(3)-симметрии, а что касается векторных октета и синглета, то они объединяются в один векторный унитарный нонет, в состав которого входят два изотопических синглета ( со и ф ), В силу Sf/(6)-симметрии они должны иметь близкие значения масс. Одинаковость состояний и близость масс у со и ф приводят к тому, что реальные частицы ф и со являются суперпозицией ф и со . Этим и объясняется плохое согласие формулы (86. 29) и лучшее согласие формулы (86. 29 ) с экспериментальными данными . Теория 5 /(6)-симметрии позволяет вычислить коэффициенты [c.695]

СТОЯНИИ о- а второй — векторные мезонные резонансы, т. е. адроны, находящиеся в состоянии 1 При этом нонет можно рассматривать как случайное совпадение квантовых чисел у членов унитарного октета и соответствующего унитарного синглета. Сравнение рис. 175—177 показывает, что все три фигуры построены как бы по единому образцу они содержат сходные зарядовые мультиплеты и массы всех членов супермультиплета близки (для мезонов в смысле Ae/s< l). [c.307]

Наконец, как было указано в п. 2, в природе существует и предсказываемый SU (З)-симметрией унитарный декуплет (см. рис. 178), состоящий из десяти барионных адронов, находящихся в состоянии 3/2+, а именно из изотопического синглета со странностью 5 = — 3(Q"-гиперон), изотопического дублета [c.307]

По-видимому, это связано с наличием унитарного со-синглета, имеющего такое же состояние (1 ) и массу, близкую к массе ф. [c.314]

Здесь [ij — компоненты магнитного момента в направлении поля для различных состояний. Если вместо дублета имеет место синглет, то выражение в квадратных скобках перейдет в ч Н. [c.386]

При перестановке только спиновых координат волновая функция не меняется для триплетных состояний и меняет знак для синглет-ных. Поэтому в системе протон — протон возможны только такие состояния [c.181]

Но согласно (7.103) вектор состояния я 5д,р (1, 2, 3) антисимметричен по цветовым переменным. Поэтому он должен быть симметричным по совокупности остальных переменных (координаты, проекции обычного спина, ароматы). А это и означает, что кварки в барионе можно считать бесцветными , но подчиняющимися статистике Бозе. Легко понять, что число допустимых барионных состояний также получается правильным каждому цветовому синглету из трех цветовых кварков соответствует одна комбинация из трех бесцветных кварков. Что же касается мезонов, то для них вопрос о статистике вообще несуществен, поскольку мезон всегда состоит из двух разных частиц (кварка и антикварка). Число допустимых состояний также не меняется при переходе к бесцветным кваркам. [c.351]

К S f/g-синглетам относят мезоны т) и Ф. В октеты входят все частицы, перечисленные в табл. 7.6, 7.7. Псевдоскалярный октет п+, jt , я", Ti, К" , К , К , К. Псевдовекторный октет р , р , р", со, К ", К , К ". При точной 5 7з-симметрии векторы состояния т]- и со-мезонов должны были бы иметь вид ии - -dd- 2ss). [c.362]

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]

В непрерывном режиме работы необходимо не допускать накопления молекул в триплетном состоянии. Время релаксации синглет-триплетного перехода (Si Ti) для типовых лазерных красителей имеет порядок величины 10 с, тогда как время релаксации перехода Ti So существенно больше. Поэтому в течение некоторого промежутка времени (- 100 проходов) молекулы накапливаются на уровне Ти что препятствует лазерному процессу. Для снижения этого эффекта можно ввести в активную среду триплетные гасители, стимулирующие переход Ti So. Еще более эффективен метод быстрой замены красителя. Для этого краситель прокачивают через кювету или применяют в качестве активной среды свободную струю красителя с хорошей оптической однородностью. При скорости течения около 10 м/с и поперечных размерах перетяжки лазерного пучка в активной среде 10 мкм смена красителя осуществляется за 10 с, что достаточно хорошо удовлетворяет отмеченным выше требованиям. [c.176]

Молекула С2 получена фотолизом (с использованием УФ-излучения и рентгеновских лучей) молекул ацетилена или метана, изолированных в матрицах менее вероятно, то ее можно обнаружить при стабилизации в матрице паров графита. Хотя основным состоянием этой молекулы является синглет 15 , низколежащее триплетное состояние (ЗПg) приводит к возникновению известных полос Свана, обнаруженных в спектрах комет и углеводородных пламен. В ранних работах предполагалось существование в матрице обоих состояний молекулы С2. Однако позднее было показано, что полосы, отнесенные к переходам из состояния молекулы С2, в действительности принадлежат иону С - образующемуся в матрице за счет присоединения фотоэлектрона. Таким образом, в спектрах поглощения наблюдаются только переходы из основного состояния молекулы С2, хотя полосы Свана в спектрах испускания С 2 все же могут быть замечены при облучении ацетилена, изолированного в матрице, рентгеновскими лучами. Частица С была одним из первых ионов, идентифицированных в матрице. При фотолизе ацетилена образуются и другие ионы, если в матрице, присутствуют источники фотоэлектронов, такие, как цезий и триметиламин, имеющие низкие потенциалы ионизации. При облучении матриц, содержащих С , светом с длиной волны 200-280 нм (л/5 эВ) полосы поглощения С исчезают, что согласуется с предпо- [c.125]

Триплет-синглетные переходы. Как было показано ранее (стр. 242), спин-орбитальное взаимодействие между двумя состояниями с различными спинами S приводит к смешиванию волновых функций уровней с различными значениями К при AiS = 1 взаимодействуют между собой уровни с АК = = 0, 1. Поэтому при триплет-синглетных переходах в молекулах типа слегка асимметричного волчка вместо правила отбора АА = 0, 1 для синглет-синглетных переходов соблюдается другое правило [c.268]

Интересно сравнить правила отбора для триплет-синглетных переходов с правилами отбора для переходов, при которых важную роль играет кориолисово взаимодействие или поворот осей. Поскольку правила отбора для квантового числа К одинаковы во всех трех случаях, в подполосах наблюдаются одни и те же ветви. Следовательно, если у таких аномальных подполос /-структура не разрешается, то довольно трудно сразу же решить, с каким из трех случаев связано появление аномальных подполос. Однако в общем случае как кориолисово взаимодействие, так и поворот осей могут вызывать появление лишь относительно слабых аномальных подполос. Чтобы их интенсивность была заметной при кориолисовом взаимодействии, поблизости должно находиться соответствующее третье электронное состояние, а при повороте осей геометрия молекулы должна существенно изменяться при переходе, т. е. поворот осей должен быть значительным. Даже если эти условия выполняются, интенсивность аномальных подполос при небольших значениях / исчезающе мала, но она быстро увеличивается с ростом /. В то же время при триплет-синглетных переходах распределение интенсивности в ветвях нормальное даже при малых значениях / интенсивность аномальных подполос может быть (но не обязательно должна быть) того же порядка, что и интенсивность нормальных подполос. Кроме того, лишь при триплет-синглетных переходах могут наблюдаться ветви с АН = +2 и лишь при триплет-синглет-пых переходах можно ожидать зеемановское расщепление в магнитном поле. [c.269]

Состояние системы тогда записывается соответствующим символом с числовыми индексами L . Справа внизу у символа ставится значение полного момента / системы. Вычитая из I значение L, получим значение спниовой части, входящей в полный момент S = - / — L. Слева сверху у символа ставится индекс, выражаюш.ий мультиплетность спинового состояния. Например 5,,—синглет-ное состояние с L = О и / — 0 — триплетное состояние с L == 2 и / 3. [c.115]

Согласно схеме Саката — Окуня кроме псевдоскалярных октета и синглета должны существовать векторный унитарный октет мезонов с аналогичной структурой расщепления на изотопические мультиплеты и векторный унитарный синглет. В природе действительно встречаются девять векторных мезонов и мезон-ных резонансов, отвечающих состоянию 1 (см. рис. 279) с близкими значениями масс. (Совпадение массы девятого мезона с массами членов октета с точки зрения схемы Саката можно считать случайным.) [c.679]

Возможно, что этим унитарным синглетом является недавно обнаруженный мезонный адрон Tigsg, который, по-видимому, имеет состояние О", т. е. представляет собой девятый псевдоскаляр. [c.679]

Октетная симметрия превосходно подтверждается экспериментом. Действительно, кроме барионного октета V2+ существует аналогичный мезонный октет (см. рис. 278) и очень похожий по структуре мезонный нонет (см. рис. 279). Первый объединяет все известные -псевдоскалярные мезоиные адроны , находящиеся в состоянии Q-, а второй — векторные мезонные резо-..нансы, т. е. адроны, находящиеся в состоянии 1-. При этом нонет можно рассматривать как случайное совпадение квантовых чисел и масс у членов векторного унитарного октета и векторного унитарного синглета. Сравнение рис. 278, 279 и 280 показывает, что все три фигуры построены как бы по единому образцу они содержат сходные зарядовые мультиплеты и массы всех членов [c.683]

Наконец, как было указано в п. 2, в природе существует и предсказываемый 5 (3)-симметрией унитарный декуплет (см. рис. 281), состоящий из 10 барионных адронов, находящихся в состоянии /2+, а именно из изотопического синглета со странностью S = —3 (й -гиперон), изотопического дублета со странностью 5 = —2 (S i529), изотонического триплета со стран-"о [c.683]

Избавиться от вредного воздействия синглет-триплет-ного перехода можно двумя путями во-первых, так как вероятности перехода 51 71 в разных молекулах различны, то при выборе генерирующих сред следует использовать те молекулы, у которых она особенно мала (родамин 6Ж — один из наиболее интенсивно генерирующих красителей — обладает особенно низкой вероятностью перехода в триплетное состояние) во-вторых. [c.293]

Если бы ядерные силы не зависели от взаимной ориентации спинов нуклонов, то связанное состояние дейтрона было бы вырожденным, т. е. состояло бы из двух независимых состояний — три-плетного, с параллельными спинами протона и нейтрона, и синглет-ного, с антипараллельными спинами протона и нейтрона. Если бы ядерные силы, подобно электромагнитным, слабо зависели от взаимных ориентаций спинов, то синглетный и триплетный уровни дейтрона имели бы слегка различающиеся энергии. [c.175]

Барионный синглет состоит из трех кварков разных цветов. При этом соответствующий вектор состояния г15б ,р является антисимметричной суперпозицией по всем перестановкам цветов [c.349]

Рассмотрим теперь странные барионы с S = —1. С одним странным кварком можно составить три различные тройки uus, uds, dds. Начнем с системы uus. Как мы уже знаем, подсистема ии имеет Т)иа = 1. J)uu = 1- Поскольку изотопический спин странного кварка нулевой, то и для тройки в целом будет Т = . Обычный спин получается векторным сложением спинов 1 (ии) и Va (s). Таким образом, для комбинации uus возможны два набора значений Т и J, а именно Т=1, J = Ч2 и Г=1, J = То же справедливо и для системы dds. В системе uds будет = О, так что для Т возможны значения О и 1. Действительно, подсистема ud может находиться в двух состояниях (Т) = 1, J)ua = 1 (параллельные спины и параллельные изотопические спины) и Т) а = О, (/) = О (анти-параллельные как спины, так и изотбпспины). При присоединении s-кварка изотопспин не меняется, а обычный спин меняется на /2. Поэтому спин (J)ud = 1 переходит либо в J = либо в У = /2, а спин J)ud = О переходит ъ J = Резюмируя, получаем, что для комбинации uds возможны три набора значений Г и У, а именно Т = , J = Va, Т = 1, У = и Г = О, J = V2. Всего для барио-нов с одним странным кварком мы получили семь различных состояний, разделяющихся на изотопический триплет с У = V2, изотопический триплет с У = /г и изотопический синглет с J = [c.360]

Обычно осн. состояние молекулы является синглет-ным, первое возбуждённое — триплетным, следующее — снова синглетным. Из синглетных и триплетных молекулярных возбуждений образуются соответственно синглетные и триплетные М. э. Ширина зон синглетных экситонов определяется электрич. мульти-польными взаимодействиями между, молекулами и обычно 0,01—0,1 эВ. Для триплетных М. э. она определяется обменным взаимодействием и обычно 10" — 10 эВ. Люминесценция в случае триплетных экситонов, как правило, связана с предварит, слиянием двух триплетных экситонов в один синглетный. В магн, поле и скорость этого процесса зависит от Н даже в области слабых полей [И 100 Гс 5]). Это явление связано С конкуренцией эеемановской энергии и энергии спиы-орбитального взаимодействия, последняя мала в молекулах, построенных из атомов лёгких элементов. Триплетные М. э. благодаря наличию электронного спина могут изучаться методами радиоспектроскопии. [c.205]

Из (1) ВИДЕО, что при А > О имеем < V, т. е. основным состоянием является триплетное намагниченное состояние СО спином 5=1. Напротив, при А <. О имеем V < и основным состоянием является немагнитный синглет. По П. Дираку (Р.А.М.Dira , 1926) и Дж. Ван Флеку (J. Н. Van Vle k, 1932), энергию двухэлектронной системы можно записать в виде [c.373]

Притяжение между тождеств, нуклонами в синглет-ном (спин А = 0) i-волновом состоянии приводит к аналогичному эффекту в атомных ядрах (см. Сверхтекучая модель ядра). Однако при этом оказывается, что размер формально введённой куперовской пары порядка или даже больше размера ядра (- й/1/тдг Д Ю фм, т. к, в средних и тяжёлых ядрах Д — 1 МэВ). Поэтому реально связанное состояние пары нуклонов в ядро не образуется II можно говорить только о парных корреляциях протонов и нейтронов в средних и тяжёлых ядрах. Тем не менее многие качеств, эффекты сверхтекучести в атомных ядрах проявляются. Как и в случае электронов в сверхпроводнике, изменяется одно-части чвый спектр нуклонов. Если в несверхтекучем ядре он определяется одночастичными анергиями нуклонов в среднем поле ядра (см. Оболочечная модель ядра), то при учёте корреляции энергии частичных и дырочных возбуждений вблизи поверхности Ферми нейтронов и протонов даются выражением [c.457]

Посмотрим теперь, что происходит, когда на молекулу действует электромагнитное излучение. Прежде всего папомппм, что правила отбора требуют, чтобы А5 = 0. Следовательно, син-глет-синглетные переходы являются разрешенными, а синглет-триплетные—запрещенными. Поэтому благодаря взаимодействию с электромагнитным излучением молекула может перейти из основного состояния 5о на один из колебательных уровней состояния Si. Поскольку вращательные и колебательные уровни являются неразрешенными, спектр поглощения будет представлять собой широкий бесструктурный переход, что и видим на рис. 6.29 для родамина 6G. Важная особенность красителей состоит в том, что они имеют чрезвычайно большую величину ди-польного матричного элемента ц. Это объясняется тем, что л-электроны свободно движутся на расстояниях, сравнимых с размером молекулы а, а поскольку а — достаточно большая величина, ц также велико (ц еа). Отсюда следует, что сечение поглощения а, которое пропорционально также велико ( 10 см ). Молекула в возбужденном состоянии релакси-рует за очень короткое время (безызлучательная релаксация, Тбезызл 10 с) на самый нижний колебательный уровеньсостояния 5ь С этого уровня она совершает излучательный переход на некоторый колебательный уровень состояния So (флуоресценция). Вероятность перехода определяется соответствую- [c.390]

В стационарных условиях скорость релаксации населенности с триплетного состояния Nt/xt должна быть равна скорости ее нарастания за счет синглет-триплетной конверсии ksiN , т. е. [c.393]

Таким образом, основную роль играют переходы из синглет-ного состояния в основное состояние дейтрона, сопровождающиеся магнитным дипольным излучением. [c.110]

Если частицы представляют собой синглет (т. е. имеется только одна частица данного сорта, например Л°-частица), то т=0, и число возможных состояний 2 т-+-1 = 1. Если частица представляет собой дублет, то т=1/2, и число состояний равно 2 т-+-1=2 (нуклоны). Здесь мы сталкиваемся с новым явлением если изменение проекции обычного опина в атоме означало изменение физического состояния, то изменение проекции изотопического спина означает переход к другой частице. [c.253]

Простая тонкая структура основной полосы при 1415 А (фиг. 185) показывает, что молекула линейна (или почти линейна) в обоих состояниях (верхнем и нижнем). В красной (сипглетной) системе полос (фиг. 93) наблюдается чередование интенсивности такого же типа, как и в сиектре ВНг это свидетельствует о том, что молекула сильно изогнута в нижнем состоянии и линейна или почти линейна в верхнем состоянии. Энергетическая разность ме/кду нижними синглетиым [a Ai) и триплетным (X 2g) состояниями пеиз-вестна, одиако имеются определенные доказательства того, что энергия синглетного С0СТ0Я1ШЯ превышает энергию триплетного состояния менее чем на 1 эв (Герцберг [521]). Следует отметить, что, хотя триплетное расщепление в системе до настоя- [c.503]

Почти линейчатая структура полос пиридина в близкой ультрафиолетовой области позволяет предполагать, что они являются параллельными полосами (А К = 0) и что вращательные постоянные почти одинаковы в верхнем и нижнем состояниях. Такое предположение требует, чтобы электронный переход был переходом типа — 1. Это отнесение согласуется с интерпретацией возбужденного состояния как такого состояния, в которо.м электрон удаляется с орбитали неподеленной пары (01) на разрыхляющую я-орбиталь (61 другими словами, рассматриваемая система связана с переходом типа л — п, так же как и система пиразина в близкой ультрафиолетовой области (разд. 8). Эта интерпретация, впервые предложенная Кашой [659], в дальнейшем была подтверждена большим количеством других доказательств (Гудман [436]). Для пиридина переход триплет — синглет, соответствующий главным полосам, еще не найден ). [c.560]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...