Щелочные атомы

Таким образом, щелочные атомы являются водородоподобными атомами, однако не полностью. Дело в том, что внешний электрон несколько деформирует оболочку первых Z — I электронов и несколько искажает их поле. Поэтому потенциальную энергию валентного электрона можно представить в виде [c.199]

На первый взгляд, может показаться, что в принципе нет возможности уменьшать скорость атома, используя световое давление. Одиако на самом деле это возможно при антистоксовом рассеянии света на атоме. Процесс охлаждения атомов и ионов лазерным излучением осуществлен и иашел широкое применение в ряде приложений. Основанием к практической реализации процесса замедления (охлаждения) атомов является их относительно небольшая начальная скорость. Так, температуре Т порядка 100 К (комнатная температура) соответствует энергия порядка 10 эВ. Ия сопоставления этой анергии с приведенным выше значением силы светового давления видно, что давление может компенсировать начальную энергию на длине пути 10 см, что вполне реально. Отметим, что температура порядка 100 К — это типичная температура кипения щелочных металлов п, тем самым, кинетическая энергия щелочных атомов в атомном пучке порядка 10 эВ. [c.103]

Эти простые квазиклассические формулы дают правильный порядок величины сечений многофотонной ионизации атома водорода, щелочных атомов и атомов со многими валентными электронами. [c.34]

Для описания многофотонных процессов в щелочных атомах исполь зуется одноэлектронная функция Грина, построенная в приближении кван тового дефекта [2.4 . [c.35]

Другой метод, используемый для щелочных атомов, это метод модельного потенциала. Обычно используется модельный потенциал Сай монса 1[2.3, разд. 5.5 [c.35]

Сравнивая поляризуемость и гиперполяризуемость, можно увидеть, что аналитический критерий малости гиперполяризуемости - это малость полевого возмущения по сравнению с характерными частотами атомных переходов. Однако расчеты, проведенные для основных состояний атомов щелочной группы [4.58] (см. книгу [4.6], разд. 3.3), показывают, что в отсутствие резонанса вклад гиперполяризуемости становится сравнимым с вкладом поляризуемости уже при напряженности поля порядка 10 В/см <С Ра. Кроме того, при таких полях все члены ряда по напряженности поля имеют одинаковый порядок величины, т.е. ряд теории возмущений расходится (для щелочных атомов). [c.107]

Он минимален для атомов благородных газов и максимален для щелочных атомов [4.15 [c.110]

Если обратиться сначала к атомам, то всю их совокупность можно разделить на три достаточно очевидных группы — атом водорода, щелочные атомы и атомы со многими оптическими электронами. Как и в других задачах, лишь в случае атома водорода можно использовать точные выражения для волновой функции электрона. В случае многоэлектронных атомов волновую функцию необходимо приближенно описывать тем или другим методом. Кроме того, в случае атомов со многими оптическими электронами возникает дополнительная задача учета межэлектронных корреляций. [c.112]

Простая квазиклассическая формула (2.22) дает правильный порядок величины сечений многофотонной ионизации атома водорода, щелочных атомов и атомов со многими валентными электронами. На практике не требуется усреднения по орбитальным и магнитным квантовым числам, так как для основного состояния мы имеем г I 1. Эта формула может быть также использована для довольно часто требуемых обобщенных мно- [c.119]

Введение. Щелочные атомы занимают в определенном смысле промежуточное положение между атомом водорода и другими многоэлектронными атомами. С одной стороны, у щелочных атомов имеется лишь один электрон во внешней атомной оболочке. Энергия связи этого электрона примерно на порядок величины меньше энергии связи электронов из еле-дующей, заполненной оболочки. Соответственно следует ожидать, что при описании взаимодействия внешнего электромагнитного поля с щелочными атомами можно использовать (как и для атома водорода) одноэлектронное приближение. С другой стороны, наличие многоэлектронного остова приводит к тому, что поле, в котором движется валентный электрон, не является кулоновским при небольших расстояниях от его остова. Поэтому необходимо конструировать приближенные одночастичные волновые функции для валентного электрона. [c.126]

Экспериментальное исследование многофотонных процессов в щелочных атомах существенно осложнено присутствием в парах щелочных атомов молекулярной компоненты. Равновесное давление атомарной компоненты в паре не слишком превышает давление молекулярной компоненты при рабочих темпера,турах. Доля молекулярной компоненты увеличивается при повышении темпера,туры и плотности пара. В поле лазерного излучения за счет нелинейных процессов из молекулярных димеров образуются не только молекулярные ионы, но и атомарные ионы. Процесс образования атомарных ионов имитирует процесс многофотонной ионизации атомов, что искажает результаты экспериментов. Необходимо уменьшать долю молекул, для чего используется методика перегретого пара, образующегося при нагреве щелочного металла. Примесь молекул в перегретом паре можно уменьшить на порядок величины и более [5.27-28]. Из перегретого пара формируется атомарный пучок, в который фокусируется лазерное излучение. [c.126]

Расчет многофотонных сечений в рамках теории возмущений. Принципиальным отличием расчетов много фотонных сечений прямого процесса ионизации щелочных атомов от расчетов для атома водорода является необходимость в конструировании приближенного выражения для потенциала атомного остова (или для волновой функции валентного электрона). При этом необходимо удовлетворить двум противоречивым требованиям — приближенное выражение должно быть достаточно простым и в то же время достаточно точно описывать состояние валентного электрона. [c.126]

Для описания многофотонных процессов в щелочных атомах используется одноэлектронная функция Грина, построенная в приближении квантового дефекта [5.5, 5.31]. При нулевом квантовом дефекте эта функция переходит в функцию Грина для атома водорода. Мы не приводим здесь явный вид функции Грина в приближении квантового дефекта ввиду громоздкости выражения. [c.127]

Для того, чтобы можно было сопоставить результаты расчетов, выполненных этими методами, в табл. 5.1 приведены результаты расчетов двухфотонных сечений прямого процесса ионизации щелочных атомов. Там же для сопоставления приведены результаты расчетов [5.34], в которых использовались водородоподобные волновые функции и в бесконечной сумме по промежуточным состояниям учитывались лишь слагаемые, которые имеют максимальный вес (для них минимальны расстройки резонансов с промежуточными состояниями). [c.127]

Таблица 5.1. Десятичный логарифм обобщенного двухфотонного сечения прямого процесса ионизации различных щелочных атомов на частоте второй гармоники излучения рубинового лазера (2,6 эВ), рассчитанный в различных приближениях

Таблица 5.2. Десятичный логарифм обобщенного К-фотонного сечения прямого процесса ионизации различных щелочных атомов линейно поляризованным излучением

Следует, однако, отметить, что подавляющее большинство экспериментальных данных о многофотонных сечениях прямого процесса ионизации щелочных атомов было получено на начальной стадии исследований, когда точности измерений параметров, определяющих сечение, были невысоки. Если использовать современную технику эксперимента, то можно резко повысить точность, и тогда сопоставление расчетов с экспериментальными данными сможет дать ответ на вопрос об оптимальном методе расчета. [c.129]

Эксперименты, проведенные со щелочными атомами, подтвердили исходное соотношение (5.8) для излучения линейной поляризации. Расчет коэффициентов удается выполнить достаточно точно. В качестве примера можно привести экспериментальные данные работы [5.51], характери- [c.131]

Итак, в настоящее время существуют методы теоретического описания основных закономерностей прямого процесса многофотонной ионизации щелочных атомов, которые с удовлетворительной точностью согласуются с данными экспериментов. Для щелочных атомов применимо одноэлектронное приближение потенциал атомного остова существенно отличается от кулоновского и моделируется приближенными выражениями в сильном внешнем поле проявляется изменение спектра связанных состояний из-за динамического эффекта Штарка. Для оценки абсолютных величин многофотонных сечений прямого процесса ионизации по порядку величины может быть использована приближенная аналитическая формула (2.22), в основе которой лежат расчеты, выполненные в рамках квазиклассического приближения. [c.132]

Резонансная ионизация других атомов, например, щелочных атомов "6.8-6.10] и атомов инертных газов [6.11-6.13] при тех же начальных условиях качественно аналогична ионизации атома водорода. [c.145]

Фотоэлектронные угловые корреляции при 3 фотонной резонансной ионизации щелочных атомов цезия, рубидия и натрия (при наличии двух фотонного резонанса с -состояниями) рассматривались экспериментально и теоретически в работе [6.25]. Здесь обращается внимание на тот факт, что эффекты смешивания дублетных компонент 3/2 и 5/2, о которых говори [c.154]

Нри исследовании щелочных атомов в работе [7.23] измерялось угловое распределение в надпороговых пиках при ионизации атома цезия. Для излучения с длиной волны 1064 нм пороговое число фотонов было равно 4. Угловые распределения измерялись для порогового и первого надпорогового пиков. Для первого надпорогового пика в волновой функции доминируют р- и ( -волны. Экспериментальные результаты хорошо согласуются с теоретическими расчетами, изложенными в этой же работе. Можно сделать вывод, что данные о структуре волновой функции конечного состояния непрерывного спектра, полученные из угловых распределений, более информативны, чем может дать полное сечение ионизации. [c.174]

В линейно поляризованном поле правила отбора допускают различные угловые моменты конечного состояния. Число этих моментов увеличивается с числом поглощенных фотонов. Начальное состояние щелочных атомов [c.174]

Увеличивая температуру анода, можно уменьшить степень его покрытия щелочными атомами и увеличить работу выхода, в результате чего время пребывания адсорбированных атомов на поверхности уменьшится настолько, что вновь станет возможна устойчивая эмиссия ионов. [c.282]

Таким образом, для любой скорости накопления щелочных атомов существует некоторая критическая температура анода, выше которой происходит испарение ионов, а ниже начинается испарение атомов, что является нежелательным фактором в двигательной системе. Чтобы получить более полное представление о тех сложных процессах и явлениях, которые были здесь лишь вкратце освещены, рекомендуем читателю обратиться к оригинальным работам. [c.282]

Ковалентную химическую связь часто в литературе называют валентной, атомной или обменной связью. Она может образоваться взаимодействием или спариванием валентных электронов. Если атомы одинаковы, например, в молекулах водорода Н2, щелочных металлов в газообразном состоянии Lh, К2, Na2, галогенов СЬ, Вгг, азота N2 — связь неполярная, при взаимодействии разных атомов, например НС1, — полярная. [c.9]

Атомы щелочных металлов [c.42]

Энергия ионизации зависит от строения атома, т. е. от его места в периодической системе элементов (рис. 2.13). Она представляет собой периодическую функцию атомного номера элемента Z и снижается с уменьшением номера группы и увеличением номера периода таблицы Менделеева. Наименьший потенциал ионизации Ui = 3,9 эВ имеют пары s (см. выше). Единственный валентный электрон у щелочных металлов I груп- [c.44]

Составляющие выделяются по результатам изучения системы различными физико-химическими методами и обоснованием их Индивидуальности служит лишь модель микроскопического строения отдельных фаз. Так, в разреженных газах составляющими считаются молекулы и атомы, а при высоких температурах также. электроны и ионы. В твердых и жидких органических веществах структурными единицами являются обычно молекулы, а, например, у галогенидов щелочных металлов — положительные и отрицательные ионы соответствующих элементов. Металлические расплавы и растворы по одним моделям считают состоящими из атомов, а по другим — из положительных ионов и электронов. [c.16]

Действительно, за редким исключением (щелочные атомы и излучение эксимерных лазеров) частота перехода из основного (0) в первое возбужденное (1) состояние (jOio > си, т.е. для возмущения основных состояний атомов поле лазерного излучения является низкочастотным. С другой стороны, уже при величине главного квантового числа п = 10 расстояние между соседними уровнями составляет около 0,01 эВ, что меньше энергии фотона даже СО2-лазера, так что практически любое лазерное излучение является высокочастотным для высоковозбужденных атомных состояний. [c.87]

Другой метод, используемый для щелочных атомов, это метод модельного потенциала (ММП), являющийся развитием метода псевдопотенциала 3.32]. При расчете многофотонных сечений используется модельный потенциал Саймонса [5.33 [c.127]

Экспериментальные данные о мпогофотонных сечениях. Известно большое число работ, посвященных экспериментальному измерению сечений прямого процесса многофотонной ионизации щелочных атомов [5.2,3, 39-46]. Все эти данные получены для процессов со степенью нелинейности UT от 2 до 5 и при не слишком высокой напряженности поля, когда не играет существенной роли ни процесс надпорогового поглощения (гл. VII), ни процесс образования многозарядных ионов (гл. VIII), ни процесс возмущения атомного спектра (гл. IV). Как правило, эксперимен- [c.128]

Экспериментальная проверка соотношения (5.7) в щелочных атомах представляет очевидный интерес. Если соотношение (5.7) выполняется, то это означает справедливость одноэлектронного приближения и предположения о водородоподобности щелочных атомов. Действительно, как мы говорили выше, в основе соотношения (5.7) лежит правило Бете, характерное для переходов в спектре атома водорода (см. п. 5.2.5). Надо также иметь в виду, что измерение отношения вероятностей ионизации можно выполнить с несравненно большей точностью, чем измерение абсолютной величины вероятности ионизации. [c.131]

Структура многоэлектронных атомов. Спектры атомов со многими электронами в валентной оболочке существенно отличаются от спектров атома водорода или щелочных атомов. Так, например, для атомов двух наиболее исследованных групп — щелочноземельных атомов и атомов благородных газов — вторые потенциалы ионизации относительно невелики по сравнению с первым потенциалом ионизации (так, в случае атомов благородных газов различие составляет фактор 2). Это приводит к тому, что относительно близко по энергетической шкале к первому потенциалу ионизации расположены возбужденные состояния в спектре ионов. Близко расположены и автоионизационные состояния. Такая структура спектров обуславливает относительно большую эффективность двухэлектронных процессов. Забегая вперед (см. гл. VIII), отметим, что как для щелочноземельных атомов, так и для атомов благородных газов пороговая интенсивность для многозарядных ионов несущественно превышает пороговую интенсивность для однозарядных ионов. Напомним, что термин пороговая интенсивность означает ту интенсивность излучения, при которой ионизация становится практически наблюдаемой. Как правило, эта интенсивность соответствует полной вероятности ионизации за время лазерного импульса W гит - так что вероятность ионизации в единицу времени ги (10 - [c.133]

Из обсуждения в п. 5.2.3 можно сделать вывод, что угловое распределение электронов для прямой многофотониой ионизации многоэлектронных атомов должно быть качественно тем же, что и в случае атома водорода и щелочных атомов. Однако это утверждение справедливо только, если пренебречь остаточным взаимодействием между валентными электронами. [c.137]

Наконец, подчеркнем, что простая квазиклассическая формула (2.22) дает правильный порядок величины сечений многофотоиной ионизации как атома водорода, так и щелочных атомов и атомов со многими электронами в валентной оболочке. [c.139]

Среднем постояниную в течение года поставку щелочных атомов в атмосферу, может объяснить только минимальную, соответствующую летнему периоду величину отнощения концентраций атомов натрия и калия. [c.423]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...