Время жизни возбужденного состояния

Выше было отмечено, что в зависимости от мультипольности Y-перехода время жизни возбужденного состояния ядра может изменяться в очень широких пределах. Поэтому в принципе должны существовать изомерные состояния с самыми разнообразными периодами (от весьма малых долей секунды до многих тысяч лет). Можно ожидать, что с развитием методики эксперимента будут обнаруживаться новые ядра — изомеры со все более короткими и все более длинными периодами. В настоящее время наибольший период полураспада зарегистрирован у изомера нептуния (Т = 5500 лет), а наименьший — у изомера цезия (Г /г = 2,8- 10 ° сек). [c.175]

Спонтанная люминесценция (рис. 34.1,6) отличается от резонансной флуоресценции тем, что после поглощения фотона молекула очень быстро (за время около с) безызлучательно переходит на уровень 3, с которого происходит излучение. Этот вид люминесценции характерен для сложных молекул в парах и растворах. Вынужденная люминесценция (рис. 34.1, в) характеризуется тем, что после поглощения кванта света молекула обычно безызлучательно попадает в состояние 4, которое имеет большее время жизни, чем время жизни возбужденного состояния 3. В результате внешнего воздействия она может попасть в состояние 3 и затем перейти в основное состояние 1 с испусканием фотона частоты vзl. В частности, если безызлучательный переход с уровня 4 на уровень 3 произошел за счет теплового движения молекул, то такая флуоресценция называется замедленной. [c.248]

Время жизни возбужденного состояния и законы затухания флуоресценции [c.259]

Соотношение (34.11) показывает, что наличие безызлучательных переходов, а также их увеличение вызывают уменьшение времени жизни возбужденного состояния. Отметим, что определенное таким образом время жизни возбужденного состояния совпадает со средним временем жизни. Это, однако, выполняется лишь при экспоненциальном затухании. [c.260]

Естественное уширение линий. Спонтанное излучение, ограничивающее время жизни возбужденного состояния изолированного атома, определяет естественное уширение спектральных линий. [c.261]

Ширина спектральной линии может изменяться при процессах, ограничивающих время жизни возбужденного состояния и моделирующих случайным образом энергетические состояния. К таким процессам относятся различные виды соударений (например, соударение излучающего атома в газе с нейтральными атомами, ионами и электронами, со стенками сосуда), а также взаимодействие излучающего атома с кристаллической решеткой в твердом теле. Все эти процессы сокращают время жизни атома на данном энергетическом уровне и, согласно (14), приводят к увеличению А1 , т. е. к расширению спектральной линии. Однако и в этих случаях форма спектральной линии определяется уравнением (17), получившим название лоренцевой формы. [c.10]

По аналогии с естественной шириной линии величину столкновительного уширения можно выразить через время жизни возбужденного состояния Тст, обусловленное релаксационными процессами, т. е. [c.19]

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]

Ширина спектральной линии может изменяться при процессах, ограничивающих время жизни возбужденного состояния и модулирующих случайным образом энергетические состояния. К таким процессам относятся различные виды соударений (например, соударение излучающего атома в газе с нейтральными атомами, ионами и электронами, со стенками сосуда), а также взаимодействие излучающего атома с кристаллической решеткой в твердом теле. Все эти процессы сокращают время жизни на данном энергетическом уровне и приводят к расширению спектральной линии. [c.11]

Время жизни возбужденного состояния т в стеклах при малых массовых долях неодима, составляющих 5—6%, определяется составом матрицы и меняется в пределах 450—600 мкс (для промышленных стекол силикатной основы) и 250—310 мкс (для стекол фосфатной основы). В интервале температур 300— 7Q0 К т силикатных стекол уменьшается на 12 % (от 450 до [c.105]

Время жизни возбужденного состояния, МКС 3000 230 200 200 300 330 [c.230]

Время жизни возбужденного состояния, МКС [c.234]

При постепенном понижении температуры происходит плавное увеличение Тг примерно от 10 с до оо. При некоторых промежуточных температурах, при которых Хг т, за время жизни возбужденного состояния осуществляется частичная ориентация молекул окружения и равновесие системы является неполным. В этом случае возбужденные молекулы испускают из неустойчивых электронных состояний, расположенных между уровнями Ег и Ег. Спектр излучения будет сложным. Он состоит из элементарных электронно-колебательных полос, соответствующих различным значениям х. За время пребывания молекул в возбужденном электронном состоянии будет происходить изменение спектрального состава свечения. [c.97]

ДИМ, что за время затухания осциллятор совершает около 10 млн. колебаний. Период этих колебаний составляет примерно 10 с, поэтому время жизни возбужденного состояния атома, обусловленное радиационным распадом, по порядку величины равно 10 с. Хотя эта оценка получена для простой классической модели излучающего атома, результат по порядку величины согласуется с наблюдаемыми на опыте значениями. [c.43]

Рассмотренный пример позволяет оценить обусловленную радиационным затуханием естественную ширину спектральных линий излучения свободных атомов. Так как время жизни возбужденного состояния т составляет около 10" с (см. 1.5), то для естественной ширины получаем Ау 10 Гц. В шкале длин волн оценка естественной ширины спектральной линии дает 10 нм. [c.53]

Отметим, что этот переход является магнитно-дипольным, так как правила отбора запрещают электронно-диполь-ный переход. Это обусловливает большое время жизни возбужденного состояния (оно определяется дезактивацией за счет соударений). Время жизни возбужденного состояния определяется реакцией / [c.103]

Время жизни возбужденного состояния, мкс 270 480 [c.234]

После того как атом поглотит фотон соответствующей энергии, способной вызвать переход из состояния / в состояние г, он может вновь испустить фотон той же энергии и создать обратный переход из состояния I в состояние /. Этот комбинированный процесс называется рассеянием, если вновь испускаемое излучение когерентно с поглощенным излучением ). Когерентность будет достигнута, если атом успеет излучить прежде, чем произойдет столкновение. Можно показать [19], что радиационное время жизни возбужденного состояния короче, если оно возникает благодаря поглощению фотона, не способного к резонансу (т. е. о) — (в,-/ > > Г), чем если бы оно возникало при поглощении фотона с резонансной энергией (т. е. со — < Г). Для многих земных условий время между столкновениями является промежуточным между резонансным и нерезонансным радиационными временами жизни состояния это приводит к когерентному нерезонансному рассеянию (называемому рэлеевским рассеянием), но к некогерентному испусканию, которым сопровождается поглощение резонансных фотонов. Если не вдаваться в исследование когерентности, то рассеяние атомными системами можно включить в процессы поглощения и испускания, рассмотренные раньше. [c.147]

То — время жизни возбужденного состояния кристалла при обмене мест вакансией и одним из соседних атомов. Полагая, что зависимость Ду от температуры линейная [c.50]

Величину г можно рассчитать как время жизни возбужденного состояния 2р по отношению к спонтанному излучению т - Т 1,6 не = 1,6 10" с. Отсюда получаем а 2 - 10 см . Впрочем, в реальном эксперименте столь высокое значений сечения поглощения наблюдать не удается, так как ширина линии поглощения атомарного газа водорода Г = 1/Г2 оказывается существенно больше обратного времени жизни возбужденного уровня 1/Г1, из-за эффекта Доплера. В соответствии с формулой (Д.1.17) дополнения это приводит к уменьшению пикового значения сечения поглощения в центре линии. [c.120]

Необходимость учитывать наряду с движением электронов также движение ядер кристалла, вообще говоря, существенно усложняет проблему отыскания стационарных состояний в невозмущенной задаче (т. е. в задаче, в которой не учтено макроскопическое электрическое поле). Еще далеко не все аспекты теории этих состояний достаточно полно изучены и вся проблема, несомненно, нуждается в дальнейшем обсуждении. Однако в настоящей книге мы делать этого не имеем возможности, и в последующем изложении стационарные состояния в невозмущенной задаче считаются известными ). Эти состояния по самой постановке вопроса характеризуются лишь приближенными собственными функциями оператора энергии системы, поскольку всегда в действительности имеется такое взаимодействие (например, ангармонические члены в уравнениях колебаний решетки), которое приводит к переходам между указанными приближенными состояниями системы даже при отсутствии внешнего возмущения. Такие переходы делают время жизни возбужденных состояний кристалла и, в частности, время жизни нормальных электромагнитных волн, конечным ). Для того чтобы учесть эти переходы при [c.325]

N2 t) = N2(0)e- - iVг(0)e- / где т = 1/( (2 -+ 1)) — среднее время жизни возбужденного состояния [c.281]

Различные лазеры, которые мы будем описывать, отличаются используемыми квантовыми системами и способом осуществления инверсии населенности. Основным фактором при этом является время жизни возбужденного состояния, так как оно определяет время, в течение которого система может находиться вне термодинамически равновесного состояния. Уровень, который выбирается для создания инверсии [c.33]

Излучающий атом можно представить в виде затухающего осциллятора, излучение которого поляризовано (см. 1.5). Поместим этот осциллирующий диполь, состоящий из положительно заряженного ядра и электрона Мяд/гил 1), во внешнее постоянное магнитное поле Нвнеш Такой диполь будет прецес-сировать в плоскости, перпендикулярной Нвнеш- Если бы можно было следить за поляризацией излучения одного диполя в направлении внешнего магнитного поля, то мы заметили бы, что плоскость поляризации со временем поворачивается. Осциллятор затухающий, поэтому одновременно с поворотом плоскости поляризации будет убывать и интенсивность излучения. Естественно, что чем быстрее затухает излучение (т.е. чем меньше время жизни возбужденного состояния), тем на меньший угол успеет повернуться плоскость поляризации. На опыте наблюдгштся излучение когерентно возбужденного ансамбля атомов и измеряются его поляризационные характеристики как функции внешнего магнитного поля. После несложной математической обработки результатов наблюдения можно определить среднее время жизни атома в возбужденном состоянии. [c.229]

Эффект Мёссбауэра и обнаружение гравитационного смещения частоты фотонов. Область применений эффекта Мёссбауэра весьма обширна. Он широко используется в ядерной физике и физике твердого тела. В частности, этот эффект позволяет измерять времена жизни возбужденных состояний атомных ядер и выявлять фононные спектры кристаллов. Мы не будем останавливаться на всех этих применениях, а рассмотрим лишь применение, имеющее непосредственное отношение к физике фотона,— для обнаружения гравитационного смещения частоты фотона. [c.210]

С целью определения возбужденных энергетических уровней димеров Naj и Ка проводились так называемые двухфотонные измерения, идея которых состоит в том, что сверхзвуковой поток последовательно освещается светом двух разных перестраиваемых по длине волны лазеров, причем энергия квантов каждого лазера сама по себе недостаточна для ионизации димеров. Однако ионизация наступает, когда за время жизни возбужденного состояния, возникающего после облучения светом первого лазера, димер поглощает квант света вполне определенной энергии, излучаемый вторым лазером. Варьируя длины волн лазеров и детектируя появляющиеся ионы масс-спектро метром, можно точно определить систему возбунаденных энергетических уровней и пороги ионизации исследуемых димеров (последние приведены в табл. 25). Как следует из таблицы, плавное уменьшение потенциала ионизации с ростом размера кластера нарушается осцилляциями, отражающими повышенную стабильность агрегаций, имеющих четное число атомов. Нужно отметить, что ионизационный потенциал Naj4 все еще превышают работу выхода массивного металла в 1,5 раза. [c.261]

Так, разделение молекул на простые и сложные, предложенное Непорентом [7], основано на сравнении времени перераспределения колебательной энергии между различными нормальными колебаниями ti и длительности возбужденного электронного состояния х. В простых молекулах миграция колебательной энергии между степенями свободы практически не осуществляется, поэтому для них 1>т. В сложных соединениях колебательное равновесие устанавливается за время 10 —10 с. Для разрешенных переходов время жизни возбужденных состояний составляет примерно 10 с. Поэтому к сложным [c.33]

Попытки объяснить концентрациоппые влияния за счет многократного повторного поглощения люминесценции, которые в толстых слоях нри наличии взаимного перекрывания спектров поглощения и испускания имеют, безусловно, место, не увенчались каким-либо успехо.м. Этот чисто оптический эффект, как показал С. И. Вавилов, легко исключить, если все наблюдения производить в достаточно тонких слоях. И, наоборот, эффект уменьшения выхода, деполяризации, возрастания длительности и даже некоторое изменение спектра испускания (иеремещение его центра тяжести в красную сторону) можно получить и при очень разреженном состоянии вещества за счет увеличения толщины слоя. Но очевидно, что в этом случае ни о каком взаимодействии молекул за время жизни возбужденного состояния говорить не приходится. [c.541]

Пнтепси п 10сть свечения нрн С. и. затухает по закону I = /оОхр (— г/т), где 10 8 сек — среднее время жизни возбужденного состояния [нанр., д.чя красной линии водорода (X = 6562 А) т 1,5-1(Г гсл . [c.57]

Необходимая скорость может быть сообщена излучающему ядру, напр, механич. путем (центрифугой). Именно таким способом в 1950 г. Н. Муну (1) впервые удалось наблюдать Р. р. г.-л. Заметного перекрытия линий испускания и поглощения можно достичь, нагревая нсточник до темн-р 1000° С. Перекрытие линий в этом случае нроисходит благодаря увеличению тепловой доплеровской ширины линии испускания. Оба этих метода ограничены областью тяжелых ядер и относительно мягких у-переходов, что о()ъяс-няется технич. трудностями при достижении высоких скоростей или темп-р. От этого недостатка свободен метод каскадных переходов, в к-ром необходимая скорость сообщается излучающему ядру за счет отдачи от излучений, предшествующих испусканию у-кванта, резонансное рассеяние к-рого исследуется. При этом ядрам могут быть сообщены очень высокие скорости п условие резонанса может быть осуществлено в случае больших энергий отдачи (т. е. даже для легких ядер и жестких у-переходов). Необходимо только, чтобы время жизни возбужденного состояния ядра было короче среднего времени свободного пробега атомов отдачи в веществе источника поэтому метод каскадных переходов обычно требует н])име-нения газообразных источников. На рис. 1 приведена схема экспериментальной установки для наблюдения Р. р. г.-л. тепловым методом или методом каскадных переходов. Один из результатов эксперимента, [c.400]

Здесь йсоо — энергетическое расстояние между основным (г) и возбужденным (/) состояниями — матричный элемент оператора дипольного момента для оптического перехода I ) + йсо, -> /) скорость затухания Г равна (2ту ) , где Ху- — время жизни возбужденного состояния /) (предполагается, что время жизни основного состояния бесконечно). Заметим, что в рассматриваемом случае частоты со 2 и со, совпадают. [c.163]

Радиационное время жизни возбужденных состояний в/ кристаллах инертных атомов составляет примерно 10 сек. Вследствие сильного взаимодействия электронных возбуждений с колебаниями решетки кристалла экситонные возбуждения быстро ( 10 сек) локализуются, образуя центры возбуждения квазиатомного и квазимолекулярного типа. При этом в кристалле вокруг центров [c.348]

Время жизни возбужденных состояний. Рассмотрим систему возбужде 1ных невзаимодействующих атомов пренебрегая эффектами, связанными с присутствием в системе фотонов. Возбужденные атомы спонтанно излучаюг. Пусть число их в состоянии в момент времени I равно Среднее число атомов,, претерпевающих сионтанный переход т п за время есть [c.60]

Сканируемый по частоте зондирующий пучок фиксирует своеобразный провал в линии ноглошения (рис. 18.22), по которому можно определить время жизни возбужденного состояния и естественную ширину спектральной линии. [c.295]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...