Правила отбора для оптических переходов

ПРИБЛИЖЕННАЯ СИММЕТРИЯ, ВОЗМУЩЕНИЯ И ПРАВИЛА ОТБОРА ДЛЯ ОПТИЧЕСКИХ ПЕРЕХОДОВ [c.294]

Правила отбора для оптических переходов [c.386]

Правила отбора для оптических переходов от основного состояния 4 0 к возбуждённому состоянию определяются интегралом [c.443]

Энергия спин-орбитального взаимодействия очень мала. Это обстоятельство наводит на предположение, что при оптических переходах ориентировка спина не меняется. Более строгое теоретическое рассмотрение этого вопроса показывает, что это действительно так, т. е. правило отбора для квантового числа при [c.204]

Правило отбора для Поскольку при оптическом переходе отдельного электрона спиновое число отдельного электрона не меняется, т. е. As = О, заключаем, что правило отбора для полного спина [c.247]

Главный вопрос, рассматриваемый в гл. 12, представляет собой центральную тему книги — теорию взаимодействия излучения с веществом. Мы излагаем эту теорию, уделяя особое внимание процессам инфракрасного поглощения и комбинационного рассеяния света решеткой. Сначала дается вывод методами квантовой механики с использованием обычной теории возмущений. Такое рассмотрение позволяет проанализировать оптические процессы посредством анализа матричных элементов переходов для процессов инфракрасного поглощения и комбинационного рассеяния. В этом анализе основную роль с точки зрения теории симметрии играет теорема Вигнер — Эккарта, позволяющая установить отличные от нуля матричные элементы переходов. Теперь в нашем распоряжении имеются все необходимые сведения симметрия начального и конечного состояния кристаллической решетки, а также симметрия оператора перехода. Определяя коэффициенты приведения, можно довести рассмотрение до конца и установить правила отбора. Это рассмотрение дает пример прямого, конкретного, легко обозримого и используемого приложения теории симметрии. Кроме того, применение правил отбора для интерпретации решеточных спектров представляет собой одну из наиболее полезных глав книги. [c.21]

В полупроводниках, имеющих сложные энергетические зоны (рис. 9.2,6), возможны не только прямые переходы, но и переходы, для которых к —к=7 0. Они получили название непрямых переходов. В случае непрямых переходов требуется участие фононов, обеспечивающих сохранение квазиимпульса при изменении волнового вектора электрона. В процессе оптического поглощения фононы могут поглощаться или испускаться. Правило отбора в этом случае имеет вид [c.309]

Правила отбора. Излучение происходит в результате перехода оптического электрона с одного энергетического уровня на другой. Однако не все переходы возможны. Возможными являются лишь переходы, разрешенные правилами отбора, которые совпадают с правилами отбора для одноэлектронного атома [см. (28.26) и (30.42)] [c.200]

Мультиплетная структура спектров щелочных элементов. Спектр энергетических уровней щелочных элементов с учетом мультиплетности изображен на рис. 79 на примере калия. Образование главной и резкой серий показано на рис. 67 и 68 соответственно (см. 34). Образование диффузной серии несколько сложнее и показано на рис. 69. Правило отбора (44.6) запрещает оптический переход между и 1/2 поскольку для [c.247]

Математическая формулировка правил отбора находит физические приложения при определении интенсивности процессов перехода. Именно здесь, при интерпретации или предсказании оптических спектров, можно применить весь предшествующий анализ. Применение методов теории групп к динамике кристаллической решетки иллюстрируется на примерах определения энергии и симметрии колебательных состояний, а также анализа оптических спектров решетки кристаллов, имеющих структуру алмаза (алмаз, кремний, германий), и кристаллов со структурой каменной соли (хлористый натрий). Приводятся примеры задач для совершенных кристаллов й для кристаллов с точечными дефектами. [c.16]

Проведенное феноменологическое рассмотрение анизотропии кубических кристаллов в области квадрупольного поглощения показывает, что оптические свойства кристаллов классов и Of характеризуются, наряду с значениями трех величин а,, а. , связанных непосредственно с учетом пространственной дисперсии. Однако до сих пор мы не конкретизировали характера тех возбужденных состояний в кристалле, наличие которых приводит к резонансному поведению функций ео(ш) и а у (ш). Между тем такая конкретизация позволяет указать ряд правил типа правил отбора, устанавливающих для отдельных переходов некоторые дополнительные соотношения между величинами и аз. [c.202]

Мультиплетность линий излучения. Мультиплетность линий излучения порождается мультиплетностью энергетических уровней атома. Мулыи-плетность линий излучения связана с мультиплетностью энергетических уровней правилами отбора для квантовых чисел орбитального, спинового и полного моментов атома при оптических переходах. Эти правила отбора получаются из правил отбора для оптических переходов отдельного электрона (см. 28). [c.246]

Все уровни континуума двукратно вырождены, и для каждого уровня симметричной ямы одно из стационарных состояний описывается четной волновой функцией, а другое — нечетной [13]. Правила отбора для оптических переходов в континуум описываются соотношениями, аналогичными формулам (3.13)—(3.15) для межподзонных переходов. Фотоионизацию может вызвать только свет, имеющий ненулевую z-компоненту вектора поляризации двумерные волновые векторы электрона в начальном и конечном состояниях совпадают. При фотовозбуждении электронов из основной подзоны v = 1 разрешены переходы только в нечетные состояния континуума. [c.56]

Правила отбора для переходов при возбуждении электронными ударами практически совпадают с правилами отбора для оптических переходов. Если разрешены переходы 5 У и У, то, согласно теории квантовых переходов, T2iP2i= 3iP3i Следовательно, согласно (11.3), усиление на переходе 5 -> 2 невозможно. Поэтому переход 2 1 должен быть в первом приближении запрещен, т. е. Р21 < Рз1 и соответственно Т21 Тз . Однако в этом случае при генерации будет заполняться уровень 2, что приведет к невозможности непрерывного режима работы лазера. Поэтому необходимо предусмотреть эффективное опустошение второго уровня. [c.96]

Настоящая книга должна заполнить существующий пробел в литературе по содержанию она связана с некоторыми близкими по теме книгами. Обсуждение теории представлений и копредставлений пространственных групп дает метод рассмотрения групп симметрии кристаллов, описанных ранее в книге по кристаллографии [7]. Этот "метод необходим для получения важных в современной физике выводов, таких, как правила отбора для оптических и других переходов. Выполненный анализ влцяния симметрии на динамику решетки является по существу [c.17]

Характерное время эксперимента сравнивается с временем туннелирования молекулы между различными равновесными конфигурациями [112]. Например, молекула PF5 имеет 20 равновесных конфигураций. Туннелирование молекулы между этими конфигурациями происходит таким образом, что в эксперименте ЯМР все ядра фтора выглядят тождественными (молекула туннелирует), а в электроннографическом и оптическом экспериментах аксиальные атомы F отличаются от экваториальных (молекула не туннелирует, и ее группа МС изоморфна точечной группе Озь). Именно группа МС и составляет основной момент нового подхода к теории симметрии молекул, изложенного в гл. 9. Автор подробно рассматривает построение группы МС для различных классов молекул, исследует свойства преобразований молекулярных переменных и различных волновых функций под действием операций симметрии группы МС, выводит правила отбора для возмущений и переходов, вычисляет ядериые спиновые статистические веса и т. д. [c.6]

При переходе молекул из одних энергетических состояний в другие происходит перераспределение электронной и ядерной плотности, т. е. изменение электрических и магнитных дипольных и квадрупольных моментов молекул. По этим моментам существует еще одна классификация спектров. Оптические спектры практически все связаны с электрическими дипольными переходами, а магнитные дипольпые и электрические квадрупольные переходы наблюдаются главным образом методами радиоспектроскопии (в этой же области проявляются и электрические диполь-ные переходы). В 10 рассмотрены правила отбора для электрических дипольпых переходов. [c.50]

Конечно, в остальном должны в общем случае возникать различия, так как множество представителей смежных классов фр тр для решетки алмаза не является замкнутым. Чтобы добиться полной ясности в этом вопросе, проведем детальный анализ правил отбора для алмаза в тех же точках зоны, что и в случае каменной соли. Возникающие при этом различия отражаются как в структуре неприводимых представлений, так и в типах разрещенных оптических переходов (скажем, в дипольном приближении), например в инфракрасном поглощении и комбинационном рассеянии света. [c.127]

Затем в т. 1, 52—65, вычисляются коэффициенты приведения. Последние представляют собой члены рядов Клебща — Гордана. Более важно то, что они прямо дают правила отбора для физических процессов, например для оптических переходов. Мы сравниваем различные методы получения коэффициентов приведения и показываем их эквивалентность. Таким образом, любой метод при правильном использовании дает верный ответ, но читатель должен быть уверен, что он знает совершенно точно, каково это правильное использование , так как в противном случае можно получить ошибочные результаты. Это объясняется в т. 1, 64. [c.255]

Для виртуального перехода действует закон сохранения импульса, он, как и правила отбора для перехода, определяется матричными элементами Я и Я +. Промежуточное состояние т короткоживущее, и это приводит к тому, что закон сохранения энергии при виртуальном переходе не выполняется. Действительно, 5-функция в формуле (3.87) определяет закон сохранения энергии только для реального перехода г -> /. На рис. 22, б и в показаны возможные виртуальные переходы с промежуточным состоянием т в пределах той же подзоны. В случае (б) m = I, в случае (в) т = f (с точностью до волнового вектора фотона). Как мы уже знаем, матричный элемент внутриподзонного оптического перехода отличен от нуля только для света, поляризованного в плоскости слоя, следовательно, и весь реальный процесс в этих случаях подчиняется этому же правилу отбора e OZ. Однако промежуточное состояние может находиться и в другой подзоне, как показано на рис. 22, гид. Действительно, закон сохранения импульса для таких оптических переходов выполнен — переходы прямые. [c.75]

Если атомы в основном состоянии в камере обладают конечным-полным моментом, включая спин ядра, то легко видеть, что магнитные подуровни основного состояния также оказываются неравнонаселенными,. ибо правила отбора для возбуждения поляризованным светом и спонтанного перехода в основное состояние различны. Такой метод поляризации основного состояния получил название оптической подкачки 191. Выравнивание населенностей резонансным радиочастотным полем также можно обнаружить по изменению рассеянного поляризованного света или даже проще ПО изменению коэффициента поглощения падающего поляризованного света. Чистый ядерный магнитный резонанс атомов изотопа ртути которые в основном состоянии обладают только ядерными [c.18]

Вернемся к выражению для коэффициента поглощения (3.2) применительно для короткопериодной структуры с квантовыми ямами. Видно, что правила отбора, различающие разрешенные и запрещенные оптические переходы, определяются скалярным произведением вектора поляризации света и матричного элемента оператора импульса. Огибающая волновой функции электрона описывается выражением (2.1). Полная волновая функция начального состояния может быть записана в виде [c.40]

Стандартная теория оптических переходов межу валентной, Зоной и зоной проводимости в прямозонных полупроводниках 1 основывается на так называемом правиле к-отбора [54]. Вол-, новой вектор kl волновой функции в валентной зоне и волновой вектор кг волновой функции в зоне проводимости должны отличаться между собой на волновой вектор фотона, иначе матричный элемент равен нулю. Поскольку волновой вектор, умноженный на А, дает импульс кристалла, это условие просто выражает закон сохранения импульса при оптическом переходе. Для электрона, имеющего среднюю энергию 0,04 эВ прн ком-. натной температуре, k примерно составляет W см ,в то время как для инфракрасного фотона с длиной волны 1 мкм кр1 равно 6-10 см . Так как к з>1кр,1, то волновым вектором фотона пренебрегают, и обычно правило к-отбора записывают в виде [c.170]

Таким образом, разрешенные переходы происходят между иа-чальным и конечным состояниями с одинаковыми волновыми векторами н называются прямыми , или вертикальными , переходами. Если минимуму зоны проводимости и максимуму валентной зоны соответствуют разные векторы к, то при оптическом переходе для сохранения импульса кристалла необходимо участие фонона, и тогда переход называется непрямым . Когда в полупроводник добавляются прнмеси, волновые функции и матричные элементы меняются, и правило к-отбора уже не выполняется [6, 7). Поэтому рассматриваемые здесь переходы называются оптическими переходами, не подчиняющимися правилу к-отбора матричный элемент такого перезгода завйсит от энергии. [c.170]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...