Однократные возбуждения электронов

Если для линейной молекулы Х Уз существует два или несколько вырожденных колебаний, и все они возбуждаются одновременно, то можно определить точно только квантовое число L результирующего колебательного момента количества движения относительно оси. Индивидуальные моменты количества движения определяются лишь приближенно (аналогично орбитальным моментам электронов в двухатомной молекуле). Соответственно этому выражение (2,281) дает приближенное значение энергии. Однако оно не может дать расщепления уровней с заданным значением ожидаемого согласно теории групп (см. табл. 33). Так, например, при однократном возбуждении в молекуле Х У двух вырожденных колебаний V4 и Vj (см. фиг. 64, а), т. е. ири Vi = l, v — 1 и /4 = 1, /5 = 1, уравнение (2,281) дает только одно значение энергии, в то время как, согласно табл. 33, получаются три состояния St Sa И Д . В приближении (2,281) эти три состояния вырождены между собой, но учет более тонкого взаимодействия колебаний приведет к их расщеплению (см. также следующий параграф). [c.231]

В свободной молекуле полный момент количества движения относительно ОСИ симметрии К к 2л)], конечно, должен быть целым, а следовательно, всегда существует определенное значение вращательного момента количества движения, компенсирующее нецелую величину электронного момента. [В линейной молекуле, где невозможно вращение вокруг оси симметрии, электронный (орбитальный) момент должен быть целым и равным Л (/г/2я).] Возбуждение невырожденных колебаний не влияет на момент количества движения относительно оси симметрии, но вырожденные колебания вносят колебательный момент количества движения относительно оси симметрии. Как указывалось ранее ([23], стр. 433), при однократном возбуждении колебания V колебательный момент количества движения равен [c.67]

Первое борновское приближение для рассеяния на трехмерном распределении, известное под названием кинематического приближения, или приближения однократного рассеяния, дается уравнением (1.20). Его использование не ограничивается случаем рассеяния на отдельных атомах это уравнение можно использовать в случае любой совокупности рассеивающей материи. Обычно мы подразумеваем при этом совокупности различимых атомов, хотя для рентгеновских лучей, когда ф(г) заменяется распределением электронной плотности р(г), изменения электронного распределения, обусловленные наличием связей, могут затруднить правильное приписывание отдельных компонент р(г) атомам. Для случая электронов, когда ф(г) в формуле (1.20) становится распределением электростатического потенциала ф(г), такое приписывание компонент отдельным атомам может даже еще более усложниться, особенно в случае, если рассеяние включает (в обычном теоретическом приближении) возбуждение всего кристалла с переходом из одного состояния в другое, т.е. перенос электронов кристалла от одной нелокализованной волновой функции к другой. Однако эти ограничения важны лишь при специальных рассмотрениях и будут учитываться отдельно по мере необходимости. [c.98]

Мы видели, что некоторые состояния молекулярного иона Щ являются устойчивыми относительно диссоциации на Н+ и Н. Однократно заряженные положительные ионы большинства стабильных молекул являются устойчивыми. Многие молекулы также имеют устойчивые отрицательные ионы (например, КОа, О , ОН ). Электронная энергия связи или сродство к электрону обычно имеет величину около 1 эв. Существование электронно-возбужденных состояний у отрицательных ионов редко. Ряд значений энергий связи и сродства к электрону для легких молекул приведены в табл. 4.1. В последние годы экспериментально с помощью бом- [c.100]

Пусть при данных температуре Т и плотности д или удельном объеме V в 1з газа имеется N0 нейтральных атомов, N1 — однократно ионизованных и т. д. Для краткости будем называть ион с зарядом, равным т, т-ионом число та-ионов в 1г обозначаем через Мт (нейтральные атомы являются частным случаем гп-ионов). Число свободных электронов обозначим через Ме- Полагая, что газ достаточно разреженный и электроны подчиняются статистике Больцмана ), мы должны приписать каждой частице газа тепловую энергию поступательного движения 3/2 кТ. Кроме того, то-ион обладает энергией электронного возбуждения [c.166]

Члены первого типа в отсутствие вторых способствовали бы существованию локальных магнитных моментов, поскольку они подавляли бы возможность нахождения второго электрона (с противоположно направленным спином) на однократно занятых узлах. Можно показать, что члены второго типа в отсутствие первых привели бы к обычному зонному спектру и одноэлектронным блоховским уровням, где каждый электрон размазан по всему кристаллу. Когда имеются оба типа членов, даже такая простая модель оказывается чрезвычайно сложной для точного рассмотрения, хотя при исследовании частных случаев было получено много ценной информации. Если, например, полное число электронов равно полному числу узлов, то в пределе пренебрежимо малого внутриатомного отталкивания (i > и) мы будем иметь типичную для металла наполовину заполненную зону. Однако в противоположном предельном случае и I) можно получить антиферромагнитный спиновый гамильтониан Гейзенберга (с обменной константой / = 4 /С/), описывающий низколежащие возбужденные состояния. Тем не менее до сих пор никто еще не получил строгого решения вопроса о том, как происходит в рамках этой модели переход от немагнитного металла к антиферромагнитному диэлектрику при изменении величины / 7. [c.300]

В нормальных условиях электроны атома располагаются в виде упорядоченной последовательности, начиная с уровня наименьшей энергии. При воздействии на атом внешнего рентгеновского излучения или при столкновении атома с внешними по отношению к нему электронами электроны атома могут поглощать часть энергии внешнего воздействия и переходить в состояния, соответствующие более высоким энергиям по сравнению с энергией нормального состояния. Такое явление называют возбуждением атома. Энергию в электронволь-тах (эВ), необходимую для возбуждения электрона атома, называют потенциалом возбуждения. Многократно (или однократно) возбуждаясь, атом может достигнуть такого состояния, что некоторые электроны его окажутся в состоянии, соответствующем п оо, и выйдут из-под влияния ядра атома. В этом случае говорят, что атом находится в ионизированном состоянии. Рассмотрим эти явления на примере атома водорода. В нормальных условиях п=1. При возбуждении атома п принимает значения 2, 3, 4. .. и т. д. Однако такое возбужденное состояние нестабильно, и электрон за время порядка 10 с возвращается в первоначальное состояние. Время пребывания в таком метастабильном состоянии для атомов газов Ые, Не, Аг составляет примерно с. [c.13]

ЧТО положительной является поочередно то верхняя, то пижняя компонента. Если уровень П соответствует однократному возбуждению деформа-ционпого колебания в электронном состоянии то верхние компоненты уровней С четными J являются отрицательными , а с нечетными — положительными , в то время как в электронном состоянии 2 наблюдается противоположный порядок. В электронно-колебательных уровнях I g, Пg, g,. . . симметричных молекул, т. е. в уровнях, у которых электронноколебательная собственная функция остается неизменной нри отражении в центре, положительные уровни симметричны и отрицательные антисимметричны (см. символы в скобках на фиг. 26), а в электронно-колебательных уровнях П , Лц,. .. наоборот. Отнотение статистических весов симметричных и антисимметричных уровней определяется отношением [c.74]

Резонансная люминесценция. Возможен еще один тип однократного резонанса кубической поляризуемости при й>з — (Од, где Йсод — энергия возбуждения электрона в атоме или молекуле. При этом одновременно возрастает и линейная восприимчивость, и релеевское рассеяние, что приводит к резонансной люминесценции [13]. [c.36]

Нагрев плазмы. После полной (однократной) ионизации объема газа в фокальной области линзы, фокусирующей лазерное излучение, канал неупругих потерь энергии электронов при столкновении с тяжелыми частицами практически перекрывается (мы не принимаем сейчас во внимание возможное возбуждение электронным ударом внутренних оболочек атомарных и молекулярных ионов). Поэтому электроны получают возможность разогреваться до максимально достижимых энергий бщах (см. выражение (2.4.2)) с учетом потерь только на упругие столкновения с атомарными частицами, рис. 2.19. Постепенно и тяжелые ионы, сталкиваясь с электронами, разогреваются также до температуры, характерной для разогретой электронной подсистемы, (2/3) (бтахАв) [c.111]

Изображение в ГД формируется на экране ЭЛТ, работа которой, как известно, основана на свечении люминофорного покрытия при возбуждении его потоком электронов и возможности управлять движением этого потока. Яркость свечения люминофора после возбуждения быстро уменьшается, а поэтому для получения устойчивого изображения его необходимо многократно восстанавливать (регенерировать). Это требование накладывает ограничение на сложность воспроизводимого изображения. Поэтому в САПР получили распространение ГД с запоминающими ЭЛТ (ЗЭЛТ), особенностью которых является сохранение на экране однократно построенного изображения. ЗЭЛТ отличается от ЭЛТ с регенерацией наличием так называемой запоминающей сетки, которая располагается перед люминесцентным экраном и на ко- [c.33]

АВТОИОНИЗАЦИОННЫЕ СОСТОЯНИЯ атомов (и и о и о к) — состояния, в к-рых возбуждены два электрона или более, так что су.м.марная энергня возбуждения больиге энергип однократной ионизации атома. А. с. являются неустойчивыми и могут распадаться с испусканием электронов и фотонов в непрерывном спектро (оже-эффект). [c.12]

При заданной геометрии отклоняющей системы её чувствительность те,ч выше, чем меньше скорость электронов, а яркость свечения экрана тем выше, че.ч эта скорость больше. Поэтому во многих О, т. электроны пучка дополнительно ускоряются после отклонения. При очень высоких скоростях перемещения пучка по экрану в его возбуждении участвует лишь малое число электронов и яркость свечения оказывается недостаточной, В этих случаях перед экраном внутри О. т, помещается усилитель тока пучка в виде стеклянной пластины с больши.м числам сквозных микроканалов, в к-рых за счёт вторичной электронной эмиссии кол-во электронов умножается в тысячи раз. Для регистрации медленны.х и одиночных процессов используются также запоминающие О. т., длит, время сохраняющие на экране изображение однократно записанной осциллограммы (см. Запоминающая трубка). [c.481]

Осуществляя одновременно с регистрацией однозарядных ионов измерение энергий образующихся электронов, можно выделить пороговый (/S = 0) и надпороговые S ф 0) процессы ионизации, приводящие к образованию однозарядного иона в основном и возбужденных состояниях. Осуществляя времяпролетный анализ образованных ионов, можно отделить процесс однократной ионизации от процессов многократной ионизации. Таким образом, можно из всей совокупности различных процессов выделить прямой (пороговый) процесс ионизации, когда /S = О, а ион А+ образуется в основном состоянии. Наконец, и при наличии резонансов можно в суммарной вероятности выделить вклад прямого (порогового) процесса. К сожалению, такой подход, безусловно интересный с точки зрения сопоставления экспериментальных и расчетных данных при сильных полях, систематически не осуществлялся. [c.113]

В (8.6) первый дипольный матричный элемент в числителе соответствует переходу первого электрона из начального двухэлектронного состояния I с энергией Ei в конечное состояние непрерывного спектра с энергией Ех. При этом образуется однозарядный ион атома гелия в состоянии к. Второй дипольный матричный элемент в числителе соответствует переходу второ го электрона из ионного состояния к в конечное состояние непрерывного спектра с энергией 2- Энергетический знаменатель представляет собой разность энергий промежуточного состояния с энергией Е + 1 и суммы энергии начального состояния Ei и энергии поглощенного фотона си. Суш-мирование проводится по всем возбужденным состоянтм к однократно ионизованного иона атома гелия. Закон сохранения энергии при поглоще НИИ двух фотонов имеет вид [c.221]

Член, очень похожий на (1,130), по Чайлду [191], надо добавить и в формулу вращательной энергии электронно-колебательного состояния / = 1/2 вырожденного электронного состояния ири наличии взаимодействия Яна — Теллера (дая в если не возбул -дено вырожденное колебание). Но теперь д получается из (1,129), и смещения должны быть гораздо большими, даже при не очень малом значении параметра Яна — Теллера В. Случай, который, по-видимому, может служить примером, наблюдался Дугласом и Хол-ласом [295] в возбужденном состоянии Е" молекулы КИз. На фиг. 37, б показаны расщепления (-Ь/)1— (—/ ) при А = 1 и А = 2 для этого состояния, в котором однократно возбуждено невырожденное колебание Уг. Если применить шкалу гораздо меньшего масштаба, то хорошо заметны большое /-удвоение и большое отклонение расщепления (+/) — (—/) от постоянного значения. Разумеется, и удвоение, и смещение могут быть частично (или полностью) обусловлены взаимодействием с соседним состоянием Л2. [c.100]

Под действием мощного импульса возбуждения создается плазма с высокой концентрацией ионов различной кратности и свободных электронов. По окончании импульса )збуждения совершается процесс быстрого охлаждения с..,1> ,одных электронов за счет столкновений с атомами буферного газа. Затем происходит интенсивная рекомбинация ионов и электронов, производящая накачку лазерных переходов в активных центрах, в качестве которых выступают атомы или ионы (обычно однократные) легко ионизируемого компонента смеси. В создании инверсии существенную роль играет механизм электронного девозбуждения нижних рабочих уровней. [c.81]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...