Колебательные переходы

Поглощение света кристаллами определяет окраску последних. Например, многие диэлектрики при комнатной температуре оптически прозрачны. Эта прозрачность обусловлена отсутствием в них электронных или колебательных переходов в видимой области спектра. Видимая область простирается от 740 до 360 нм, что соответствует интервалу энергий от 1,7 до 3,5 эВ. Этой энергии излучения недостаточно для перевода электронов из валентной зоны в зону проводимости (если ширина запрещенной зоны больше 3,5 эВ). Так, например, чистые кристаллы алмаза, имеющие ширину запрещенной зоны 5.2 эВ, являются прозрачными. Однако 312 [c.312]

Рис. 33.8. Схема электронно-колебательных переходов

Итак, интенсивность и поляризация в колебательных спектрах зависят от матричных элементов вектора дипольного момента (Ра)ио -И тензора поляризуемости (аар) . Колебания молекулы будут проявляться в ИК-снектре поглощения или СКР, если соответственно P(s)vv или (аар)ви отличны от нуля для данного колебательного перехода v v. Учет симметрии молекул и симметрии их колебаний позволяет установить правила отбора (правила Плачека) в колебательных спектрах. Эти правила сводятся к следующему [c.116]

Для измерения температуры часто используют фиолетовые полосы СМ X 388,3/387,2 и 421,6/419,7 нм, которые появляются в спектрах многих источников света, содержащих углерод, например в спектре угольной дуги (рис. 88). На рис. 89 приведена часть схемы энергетических уровней молекулы СМ, показаны колебательные переходы, соответствующие отдельным полосам фиолетовой системы и написаны длины волн кантов полос. [c.245]

Подавляющее число лазеров на примесных кристаллах генерирует излучение на чисто электронных переходах. Интерес к лазерам на электронно-колебательных переходах (рис. 34.11) связан в основном с возможностью перестройки длины волны излучения. [c.924]

Исходным лазерным материалом являются кристаллы фторидов и хлоридов щелочных металлов, а также фториды кальция и стронция. Используются также кристаллы с примесью. Воздействие на кристаллы ионизирующих излучений (v-квантов, электронов высоких энергий, рентгеновского и коротковолнового ультрафиолетового излучений) или прокалка кристаллов в парах щелочного металла приводит к возникновению точечных дефектов кристаллической решетки, локализующих на себе электроны или дырки. Стимулированное излучение возникает на электронно-колебательных переходах в таких образованиях. Схема генерации центров окраски аналогична схемам лазеров на красителе. [c.957]

В результате неупругого рассеяния нейтронов на ядрах может возникать гамма-излучение. Доля энергии этих процессов может составлять до i20 % всей передаваемой энергии. Тепловые нейтроны в отличие от быстрых не могут образовывать вторичные заряженные частицы с высокими значениями Z-д. Энергия тепловых нейтронов часто не превышает энергии связи атомов в молекулах водородсодержащих соединений. Однако эти нейтроны могут вызывать возбуждение атома, а также возбуждать колебательные переходы в молекулах, что приводит к разогреву вещества. Кроме того, тепловые нейтроны могут поглощаться некоторыми ядрами с образованием радиоактивных продуктов. Однако ядра атомов, которые в основном составляют живую ткань, имеют небольшие сечения поглощения нейтронов. [c.336]

Рис. 4. Электронно-колебательные переходы, при которых образуются прогрессии ("а, и секвенции электронных полос.

Возможность создания такой так называемой частичной инверсии и лежит в основе действия лазеров на вращательно-колебательных переходах СО и других двухатомных молекул. [c.152]

До сих пор в нашем рассмотрении мы пренебрегали тем, что в действительности каждому колебательному уровню соответствует целый набор близко расположенных вращательных уровней. Если учесть это обстоятельство, то станет ясно, что поглощение происходит с переходом с вращательного уровня нижнего колебательного состояния на некоторый вращательный уровень верхнего колебательного состояния. Правила отбора для двухатомных или линейных трехатомных молекул обычно требуют, чтобы А/ = 1 (Л/ = J" — I, где J w J — вращательные квантовые числа нижнего и верхнего колебательных состояний). Например, в случае вращательно-колебательного перехода данный колебательный переход (скажем, переход v" = 0 v =l на рис. 2.24), который в отсутствие вращения давал бы только одну линию на частоте vo, на самом деле состоит из двух групп линий (рис. 2.28). Первая группа, имеющая более низкие ча стоты, называется Р-ветвью и соответствует переходу с А/ = I Частоты переходов в этой ветви меньше vo, так как вращатель ная энергия на верхнем уровне ниже, чем на нижнем (см рис. 2.26). Вторая группа с более высокими частотами называ [c.98]

В случае вращательно-колебательных переходов мы снова имеем и.2е=Ще и, следовательно, в первом приближении опять можем записать Це( ) ж Це(/ о) = Цер. Если Цер подставить [c.101]

Основываясь на проведенном выше анализе, можно сделать следующие выводы относительно правил отбора, которые применимы к излучательным переходам 1) для чисто вращательных переходов и для молекул, обладающих постоянным ди-польным моментом, вероятность перехода определяется правилом отбора А/ = 1 для изменения вращательного состояния (для более сложных молекул возможно также А/ = 0). 2) В случае активных в ИК-области вращательно-колебательных переходов вероятность перехода определяется правилом отбора А/= 1 для изменения вращательного состояния (или также А/ = [c.103]

Другим примером газового лазера на колебательно-вращательных переходах, который мы кратко рассмотрим, является СО-лазер. Этот лазер привлек значительный интерес в связи с тем, что он генерирует на более короткой, чем С02-лазер, длине волны (А, 5 мкм), а также имеет высокий КПД и высокую выходную мощность. Экспериментально достигнутые [20] выходные мощности таких лазеров превышают 100 кВт, а КПД — 60 % Однако, чтобы осуществить лазер с такими параметрами, газовую смесь приходится охлаждать до низких температур (77—100 К). В генерацию лазера при А, 5 мкм дают вклад несколько вращательно-колебательных переходов [например, при температуре Т = 77 К, начиная с переходов о (П) - v(lO) и кончая переходами у (7)- -о(6)] сильно возбужденной молекулы СО. [c.377]

Рис. 6.23. Частичная инверсия между двумя колебательными переходами (и и v ), имеющими одинаковые полные населенности.

Генерация происходит на нескольких колебательных переходах, от 1->-0 до 6->-5 Х = 2,7—3,3 мкм) и на нескольких вращательных линиях в пределах каждого колебательного перехода. Как уже говорилось в связи с СО-лазером, генерация на столь большом количестве линий обусловлена двумя обстоятельствами. Во-первых, это явление каскадной генерации. [c.399]

В средней ИК-области (X > 2 мкм) сильные переходы можно обнаружить только у полупроводниковых материалов. Однако для записи динамических решеток в этом диапазоне можно использовать резонансное насыщение вращательно-колебательных переходов в молекулярных газах, хотя силы осцилляторов здесь значительно меньше и быстродействие также уменьшается. Характерные времена таких систем 10 с, т 10 СВ области 10,6 мкм. Наиболее сильный переход имеет шестифтористая сера SF 6 [c.61]

И СИЛЬНОГО уширения линий в жидкостях отдельные колебательные переходы по большей части остаются совсем неразрешенными, так что возникает однородная спектральная полоса. Лазер на красителе наиболее часто описывается как четырехуровневый лазер. Под действием света накачки происходят переходы на возбужденные колебательные уровни состояния Si в соответствии с принципом Франка—Кондона. Колебательная дезактивация состояния Si происходит чрезвычайно быстро i V благодаря чему молекулы собираются на нижнем крае системы уровней Si. Отсюда они могут переходить на раз- , -........г=. ...........7 [c.81]

Времена релаксации энергии и фазы были измерены этим и аналогичными методами для большого числа колебательных переходов. При этом удалось выявить наложение релаксации по различным каналам. Так, например, были зафиксированы релаксационные процессы через другие низкочастотные нормальные колебания, передача энергии соседним молекулам, а также влияние резонансов Ферми [9.32, 28]. [c.348]

Вращательные уровни энергии — это уровни, связанные с вращательным движением молекулы как целого. Вращение молекул приближенно рассматривают как свободное вращение твердого тела с тремя моментами инерции вокруг трех взаимно перпендикулярных осей. При этом возможны три случая 1) сферический волчок (все три момента инерции одинаковы) 2) симметричный волчок (два момента инерции одинаковы, третий отличен от них) 3) асимметричный волчок (все три момента инерции различны). Разности энергий соседних вращательных уровней составляют от сотых долей электрон-вольта для самых легких молекул до стотысячных долей электрон-вольта для наиболее тяжелых молекул. Вращательные переходы непосредственно изучаются методами инфракрасной спектроскопии и комбинационного рассеяния света, а также методами радиоспектроскопии. Колебательно-вращательные спектры получаются в ре-дультате того, что изменение колебательной энергии сопровождается одновременными изменениями вращательной энергии. Такие изменения происходят и при электронно-колебательных переходах, что и обусловливает вращательную структуру электронно-колебательных спектров. [c.228]

Если потенциальные кривые, между которыми происходят электронно-колебательные переходы, заданы, возникает вопрос, какие из этих переходов наиболее вероятны. Ответ на этот вопрос дает принцип Франка — Кондона, согласно которому при электронном переходе скорость движения ядер молекулы и их положение не меняются. Принцип Франка — Кондона является приближенным, так как скорость движения электронов молекулы хотя и намного больще скорости движения ядер, но все же есть конечная величина. [c.244]

Интенсивности спектральных полос (поглощения или люминесценции) зависят от вероятностей электронно-колебательных переходов молекулы р ( кол, Е ол) с колебательного уровня кол состояния I на колебательный уровень Е ол состояния II при поглощении и, наоборот, с уровня кол. состояния II на уровень Екол состояния / при люминесценции, а также от числа молекул, заселяющих соответствующий исходный электронно-колебательный уровень. Вероятность 9 [Екол, Екол) непостоянна для различных переходов и имеет максимальное значение при кол = кол.макс. в случае поглощения и при кол = кол.макс. В случэе люминесценции. [c.173]

Формирование электронных полос поглощения и люминесценции происходит в результате наложения этих двух статистических распределений распределения вероятностей соответствующих электронно-колебательных переходов (конфигурационное распределение) и распределения молекул по колебательным уровням исходного электронного состояния [тепловое распределение). Форма контуров, образующихся полос поглощения и люминесценции, изображена соответственно в левой и правой частях рис. 67. В отли--чие от полосы поглощения полоса люминесценции построена так, что в коротковолновой ее части происходит гораздо более быстрее падение интенсивности свечения, чем в длинноволновой. [c.173]

Активния среда N. Условия возбуждения возбуждение влектрических и колебательных переходов при фотодиссоциации, а также при электрическом разряде в парах H N [c.911]

Активная среда СО (рис. 34.8). Условия возбуждения возбуждение электронных состояний в импульсном разряде при высокой плотности тока типичное давленио для ультрафиолетовых линий 8 кПа, для линий видимого диапазона — 90—250 Па,- возбуждение вращательное колебательных переходов в импульсном или непрерывном разряде в смеси СО и N2 (иногда с Не, Хе, Hg), при газодинамическом расширении, в поперечном электрическом разряде, а также в химических реакциях [c.911]

На электронно-колебательном переходе хрома — Мг осуществлены также перестраиваемые по длине волны кристаллические лазеры, работающие при 7 =20°С. Такие лазеры созданы на основе кристаллов александрита (BeAl204) [12], а также на основе уже упоминавшихся кристаллов ГСГГ [13], Диапазон перестройки составляет 730—800 нм для александрита и 766—820 нм для ГСГГ при полном КПД 2%. [c.924]

Г. л. на колебательных переходах молекул — наиб, мощные и эффективные. Они Х сперируют в ср. ИК-ди- [c.385]

Д. может наблюдаться не только на электронных, но и на колебательных переходах молекулы, однако значительно меньший. Если данный переход сопровождается одновременным изменением электрич. рп магп. т днпольных моментов, возникает круговой Д. Такая молекула наз. оптически активной (см. Оптическая активность). Круговым Д. обладают лишь нецентросимметричные молекулы [2]. Д. вещества, состоящего из анизотропных молекул, зависит от их отпосительного расположения. В газах или разреженных парах, где все ориентации равновероятны ( идеальный беспорядок ), а межмолекулярные взаимодействия слабы, ли- [c.693]

Безызлучательная релаксация не всегда происходит посредством столкновений. В изолированной молекуле релаксация может также происходить (внутримолекулярные процессы). Например, в случае колебательного перехода энергия может передаваться другим колебательным модам молекулы (рис. 2.13) или вызвать диссоциацию молекулы (предиссо-циацию). Энергия возбуждения атомов, если она достаточно велика, может привести к их ионизации (предыониза-ция). В случае внутримолекулярных процессов релаксацию населенности верхнего уровня можно также описать с помощью выражения (2.120). [c.69]

В соответствии с вышеизложенным переходы между энергетическими уровнями можно разделить на три типа 1) Переходы между двумя вращательно-колебательными уровнями различных электронных состояний, которые называются виб-ронными переходами от сокращения английских слов vibrational (колебательный) и ele troni (электронный). В целом все они попадают в ближний УФ диапазон спектра. 2) Переходы между двумя вращательно-колебательными уровнями одного и того же электронного состояния (вращательно-колебательные переходы)—в большинстве своем они попадают в ближний и средний ИК диапазоны спектра. 3) Переходы между двумя вращательными уровнями одного колебательного состояния [например, состояния с квантовым колебательным числом у = О, основного электронного состояния (чисто вращательные переходы)], которые приходятся на дальнюю ИК-область спектра. В дальнейшем мы рассмотрим колебательные и вращательно-колебательные переходы, поскольку в наиболее широко применяемых молекулярных газовых лазерах генерация осуществляется именно на этих двух типах переходов. Существуют также лазеры, работающие на чисто вращательных переходах и при этом генерирующие в дальнем ИК диапазоне спектра, но область их использования относительно ограничена (спектроскопическими приложениями). [c.96]

Представленный выше расчет является довольно грубым, поскольку он основан на предположении о том, что электрон теряет при столкновении часть своей энергии, равную б. Хотя данное условие выполняется при упругих столкновениях с атомами (в этом случае b = 2mfM), для неупругих столкновений это неочевидно [электрон-электронные столкновения не играют никакой роли в уравнении энергетического баланса (3.36), поскольку они просто перераспределяют скорости электронов без изменения их средней энергии]. Следует заметить, что упругие столкновения в действительности происходят намного чаш,е, чем неупругие (сечение упругих столкновений обычно много больше сечения неупругих столкновений). Однако доля энергии, теряемая при упругих столкновениях, очень мала. В самом деле, если бы упругие столкновения были основным механизмом охлаждения электронов, то основная часть энергии разряда тратилась бы на нагрев атомов, а не на их возбуждение, и разряд не был бы столь эффективным для накачки лазера. Другая причина, почему наши вычисления нельзя считать адекватными, состоит в предположении о максвелловском характере распределения, что не выполняется на практике [14]. Тем не менее в лазерах на нейтральных атомах и в ионных газовых лазерах отклонение от максвелловского распределения невелико, и в этих случаях в расчетах нередко используют максвелловское распределение. Однако в молекулярных лазерах, генерируюш,их на колебательных переходах, газ ионизован очень слабо и средняя энергия электронов мала Е ж 1 эВ, поскольку необходимо возбудить только колебательные состояния) по сравнению с энергией (10—30 эВ), необходимой для лазеров на нейтральных атомах и ионных газовых лазеров. Соответственно следует ожидать. [c.145]

Упрощенная схема этих состояний как функция конфигурационной координаты иона Сг + (т. е. смещения иона в кристалле) показана на рис. 6.4. Так же, как и в других активированных хромом матрицах, время релаксации между уровнями и вследствие внутриконфигурационных переходов оказывается очень коротким (менее 1 пс, возможно, также и благодаря перекрытию уровней и Т г). Таким образом, можно считать, что эти два состояния всегда находятся в термодинамическом равновесии. Поскольку энергетический зазор АЕ между дном состояния и дном состояния Е в александрите АЕ ж ж 800 см- ) составляет всего несколько kT, то в случае, когда состояние заселено, колебательные подуровни состояния также оказываются заметно заселенными. Согласно принципу Франка — Кондона, электронно-колебательные переходы из состояния оканчиваются на незаполненных уровнях состояния Мг. Поскольку число участвующих в генерации колебательных уровней велико, излучение будет происходить в широком [c.341]

В качестве наиболее интересного примера лазеров на элек-тронно-колебательных переходах рассмотрим Ыг-лазер. Этот лазер имеет наиболее важную линию генерации на длине волны А, = 337 нм (УФ) и относится к типу лазеров на самоограни-ченных переходах. Импульсный азотный лазер широко используется для накачки лазеров на красителях. [c.379]

Все линии, связанные с вращательно-колебательными переходами, сольются в одну, если ширина линии, обусловленная столкиовительиым уши-реиием, примерно равна экспериментально найденному зазору между уровнями, составляющими 2 см > (см. предыдущую задачу). Тогда из выражения для столкиовительного уширения, ириведенного в разд. 6,3.3,1 для газовой смеси СО2 N2 Не, получаем р 18,4 атм. [c.546]

Создание эффективных оптических нелинейных и акустоопти-ческих материалов для прецизионных перестраиваемых фильтров и параметрических генераторов света в диапазоне 150 нм — 25 мкм требуется для строгого исследования структуры и состава вещества и кинетики превращений (в том числе без изменения химического состава) методами спектроскопии оптического диапазона, а также для резонансного воздействия при возбуждении вращательно-колебательных переходов молекул в биофизике, химической технологии и других областях, включая процессы горения, разделения изотопов, лазерную имплозию и т. п. Не исклю- [c.271]

Возбужденные молекулы в газе могут дезактивироваться не только за счет процессов излучения, но и через соударения. Соответствующая скорость релаксации есть число соударений в единицу времени, пропорциональное давлению газа. Вероятность дезактивации при соударении сильно убывает с возрастанием энергии перехода. Если для вращательных переходов ее порядок величины заключен между 1 и Ш , то для колебательных переходов она снижается до 10 —10 . При этом следует заметить, что полное преобразование всей колебательной энергии в поступательную энергию партнера по соударению (кол.- поступ.) гораздо менее вероятно, чем дезактивация через другие колебания (кол.- кол.) или вращения (кол.- - вращ.), при которой лишь малая разность энергий преобразуется в поступательную энергию. С возрастанием размеров самой молекулы сильно увеличивается, вообще говоря, число возможностей для релаксации и соответствующие времена релаксации убывают (см., например, [1.5, 1.6]). [c.32]

Первые эксперименты по получению вынужденного комбинационного рассеяния при возбуждении пикосекундными импульсами были выполнены Шапиро и сотр. [8.9], а также Бретом и Вебером [8.10]. Они использовали вторую гармонику излучения лазера на стекле с неодимом в режиме синхронизации мод. Излучение направлялось и фокусировалось в различных жидкостях, таких, как бензол, толуол, сероуглерод и нитробензол, а также жидких смесях. При этом в [8.10] было установлено, что коэффициент преобразования сильно уменьшается в том случае, когда ширина спектра лазерного импульса превышает ширину линии колебательного перехода вынужденного комбинационного рассеяния, что соответствует выполнению условий нестационарного режима. Укорочение стоксова импульса по сравнению с лазерным наблюдалось в более поздних работах несколькими авторами [8.32—8.36]. Вблизи порога на- [c.298]

Наконец, подчеркнем, что Лоберо и Кайзеру (см., напри-ме р, [9.32] и цитированную там литературу), а также Пискар-скасу [9.11] удалось получить возбуждающие и пробные импульсы длительностью до субпикосекунд на основе одиночных импульсов от твердотельных генераторов, используя их в качестве импульсов накачки соответствующим образом подобранных параметрических генераторов (см. гл. 8). Полученные таким путем импульсы отличаются от импульсов лазеров на красителях особенно фронтами, на которых энергия спадает на несколько порядков ниже максимума круче, чем по экспоненциальному закону. Это позволяет очень точно измерить и малые пробные сигналы, что делает возможным определение времен релаксации в пять раз более коротких, чем длительность импульса [9.32]. Такие параметрические генераторы могут быть включены как в канал возбуждения, так и в канал пробных импульсов, что обеспечивает свободный выбор переходов возбуждения и излучения в широком диапазоне (рис. 9.13). Особый интерес представляет возможность выбора обеих длин волн в ближней инфракрасной области спектра, что позволяет непосредственно возбуждать и изучать колебательные переходы. Подчеркнем, что фотометрическая точность при измерении поглощения узкополосных параметрических пробных сигналов в общем случае превышает точность измерений с использова- [c.340]

Особенно быстрые релаксационные процессы наблюдаются также при колебательных переходах в конденсированной фазе. Методы измерения времен продольной и поперечной релаксации Тит колебательных переходов в жидкостях и твердых телах были впервые разработаны Кайзером, Лоберо и сотр. [9.32, 9.45, 9.46], а также Альфано и Шапиро [9.47]. Подходящими для этого оказались различные процессы комбинационного рассеяния. Так, для измерения времени релаксации энергии Т образец возбуждался коротким одиночным импульсом с частотой вынужденного комбинационного рассеяния формировался стоксов импульс с частотой (os=(Ol—ojm и молекулы из основного колебательного состояния переводились в первое возбужденное колебательное состояние с энергией Й(Ом- Для регистрации наличия возбужденных молекул использовался слабый световой импульс с частотой 2 ыь- Наряду с другими процессами этот импульс вызывал в образце спонтанное некогерентное комбинационное рассеяние. Регистрируется вызванное возбужденными молекулами антистоксово рассеяние на частоте 0а = 2 , + (омИнтенсивность этого излучения пропорциональна населенности возбужденного колебательного уровня. Время Т может быть определено по зависимости спада интенсивности антистоксова сигнала от времени задержки между обоими импульсами (рис. 9.17). Аналогичным образом может быть измерено и время т. При этом используется то, что процесс вынужденного комбинационного рассеяния сопровождается не только изменением населенностей, но одновременно образованием интенсивной волны поляризуемости с частотой (Ом и волновым вектором —kg. Формирование этой когерентной волны протекает аналогично тому, как это имеет место при однофотонных явлениях, описанных в п. 9.1.2. После прохода световых импульсов волна поляризуемости распадается с временем релаксации фазы т. Эта релаксация может быть зарегистрирована при помощи когерентного антистоксова [c.347]

Рис. 9.17. Измерение характерных времен колебательной релаксации Гит по вынужденному комбинационному рассеянию. (По [9.45, 9.46].) а — соотношения между волновыми векторами при измерении т б — нормированный антистоксов сигнал валентного колебания (со2и/2яс) =2939 см в 1,1,1-трихлорэтане как функция времени задержки при некогерентном рассеянии (сплошная кривая) и когерентном рассеянии (штриховая кривая). Для времени релаксации получено 7 =(5 1) пс, соответственно т=2,6 пс. Значение т удовлетворительно согласуется с рассчитанным по ширине линии т=2/Дсо. Это позволяет считать, что колебательный переход в основном расширен однородно.

Рис. 9.17. Измерение характерных времен <a href="/info/179200">колебательной релаксации</a> Гит по <a href="/info/246798">вынужденному комбинационному рассеянию</a>. (По [9.45, 9.46].) а — соотношения между <a href="/info/16410">волновыми векторами</a> при измерении т б — нормированный антистоксов сигнал <a href="/info/322907">валентного колебания</a> (со2и/2яс) =2939 см в 1,1,1-трихлорэтане как функция времени задержки при <a href="/info/387396">некогерентном рассеянии</a> (сплошная кривая) и <a href="/info/371299">когерентном рассеянии</a> (штриховая кривая). Для времени релаксации получено 7 =(5 1) пс, соответственно т=2,6 пс. Значение т удовлетворительно согласуется с рассчитанным по <a href="/info/33321">ширине линии</a> т=2/Дсо. Это позволяет считать, что колебательный переход в <a href="/info/68058">основном расширен</a> однородно.

Итак, подведем итоги. Наиболее сильные вибропиые переходы удовлетворяют правилам отбора (11.163-) и (11.Г64), а наиболее сильные колебательные переходы — правилам (11,167) и (11.168). Сопровождающие их наиболее сильные вращательные переходы удовлетворяют правилам отбора (11.171)— [c.353]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...