Вероятности радиационных переходов

Вероятности радиационных переходов в атоме водорода. ........ [c.5]

ВЕРОЯТНОСТИ РАДИАЦИОННЫХ ПЕРЕХОДОВ В АТОМЕ ВОДОРОДА [c.652]

Отсюда можно оценить вероятность радиационного перехода, имея ввиду дипольные переходы. В этом случае [c.246]

В сильном электрическом поле, когда Г т, в течение всего времени высвечивания состояния 2 0 и 2р0 заселены примерно одинаково (независимо от того, в каком из этих состояний атом находился в начальный момент = 0). Поэтому вероятности радиационных переходов 2 0—1 0, 2р0 — 1 0 в присутствии сильного электрического поля одинаковы и равны . Очевидно, что электрическое поле снимает также запреты других переходов ns — n s. [c.330]

Вероятности радиационных переходов и принцип соответствия для спонтанного излучения. Теперь можно перейти к вычислению вероятностей радиационных переходов. Малость взаимодействия атома с полем излучения позволяет использовать теорию возмущений. В нулевом приближении (без учета взаимодействия) состояние системы атом + поле излучения определяется заданием состояния атома и чисел - фотонов Лр . Взаимодействие приводит к переходам атома из одного стационарного состояния в другое, [c.348]

Запишем вероятности радиационных переходов между уровнями у в виде [c.353]

Отметим, что при определенных условиях распределение атомов по уровням может быть больцмановским и тогда, когда среда не находится в состоянии термодинамического равновесия. Так, часто в газоразрядной плазме распределение электронов и атомов по скоростям является максвелловским, или близко к максвелловскому, однако тем-пература электронов значительно превышает температуру атомов Гд. Можно показать, что если при этом возбуждение и девозбуждение уровней осуш,ествляется за счет столкновений с электронами (вероятности радиационных переходов относительно малы), то атомы распределены по уровням в соответствии с формулой Больцмана, в которую входит температура электронов При этом с точностью до замены Т на формулы для интенсивности линий (в частности, (30.87)) совпадают с теми, которые имеют место при термодинамическом равновесии. [c.361]

Разделив интенсивность на энергию излучаемого кванта Дсо, получим вероятность радиационного перехода. Согласно сказанному вы ие вероятность перехода yJM—сопровождаюш,егося мультипольным излучением порядка кд, определяется следующ.ими выражениями [c.390]

Приближенные методы вычисления вероятностей радиационных переходов. В предыдущих параграфах было показано, что в приближении полного разделения электронных переменных вероятности радиационных переходов у—можно выразить через одноэлектронные радиальные интегралы г) г Р г) йг. Поэтому основной задачей, возникающей при вычислении вероятностей переходов, является нахождение радиальных функций (г), Р [г). [c.400]

В цитированной выше работе М. Г. Веселова было проведено вычисление вероятностей радиационных переходов [c.402]

Теоремы о суммах сил осцилляторов. При вычислении вероятностей радиационных переходов принято исходить из выражения для силы осциллятора перехода /, связанной с вероятностью и силой линии 5-перехода соотношениями (31.23), (31.27). [c.403]

Величины Уд, уь принято называть радиационными ширинами уровней. Согласно (35.4) радиационная ширина уровня а(Ь) равна сумме вероятностей радиационных переходов с уровня а Ь) на все остальные уровни. Величиной определяется время жизни атома в состоянии а. Таким образом, радиационная ширина линии слагается из радиационных ширин начального и конечного уровней. Для основного состояния Уг,==0 и т , = оо. Поэтому ширины линий, связанных с переходами в основное состояние, определяются радиационными ширинами верхних уровней. Для резонансной линии а—уЬ [c.453]

Из этих выражений следует, что в случае легких атомов доминирующими переходами являются переходы Оже, в случае же тяжелых атомов — радиационные переходы. Теоретическое рассмотрение показывает, что вероятность радиационных переходов даже в случае тяжелых элементов будет резко уменьшаться от Ь- к М- и другим более удаленным от ядра оболочкам. Таким образом, в атомах с небольшим 2 интенсивное развитие каскадов вакансий начинается с /(-оболочек, тогда как в тяжелых атомах эти каскады начинают развиваться лишь после перемещения первоначальной вакансии в более высоколежащие оболочки. В табл. 9 приведены значения Ш для К-, Ь- и М-оболочек некоторых элементов. [c.232]

Реальное время жизни люминесцирующего возбужденного состояния, как и среднее время затухания т, зависит не только от вероятности радиационных переходов или величины ф.л, но и от констант скорости (или вероятностей) всех других процессов внутренней ( вн.к) и интеркомбинационной к 1ш.к) конверсии. И фотохимических реакций (кф.р), т. е. [c.345]

Отношение интенсивности сателлитной линии Ек- Еп к интенсивности исходной линии Е1 Ет определяется соответствующими вероятностями радиационных переходов Акп и Д,-т и может быть записано в виде [c.302]

О двух типах возбужденного состояния можно сделать некоторые обобщения. Во-первых, синглет-триплетное разобщение /г-л -состояния меньше, чем я-л -состояния, и, во-вторых, вероятность радиационного перехода (и коэффициенты экстинкции) в /г-я -сос-тоянии меньше, чем в я-я -состоянии. Вследствие этого п-я -состояние, имеющее большее смещение электрона и большую полярность, должно быть более реакционноспособным, чем я-я . [c.324]

Дальнейшее упрощение полученного вырал ения возможно путем введения моделей, описывающих взаимодействие вращательного и колебательного двил<ения ядер в молекуле (см., например, соответствующую процедуру при расчете вероятностей радиационных переходов [И]). [c.7]

В случае, если для рассматриваемого состояния наблюдается разрешенная предиссоциация или оно является нестабильным, то Кки 10 —10 2 сек-> [78—79]. Поскольку типичные значения вероятностей радиационных переходов 10 сек а сечения тушения электронных состояний молекул тяжелыми частицами не превосходят газокинетических, то при давлениях вплоть до атмосферного для таких состояний [c.34]

Значения для различных колебательных уровней этих состояний, а также сечения тушения тяжелыми частицами н вероятности радиационных переходов, необходимые для расчета относительных вероятностей диссоциации (1.1.22), приведены в табл. 1.1.17. Погрешность соответствующих значений не превышает 100%. В остальных случаях вероятности предиссоциации настолько велики Кки > 10 сек ), что для них при всех давлениях вплоть до атмосферного справедливо соотношение (1.1.23). [c.37]

Предположим вначале, что неупругое рассеяние отсутствует (ш , = 0). Тогда эволюция функции р (/) в кристалле полностью определяется радиационными переходами В случае гармонического потенциала и(х) вероятность радиационных переходов в дипольном приближении = 2лт б , Из уравнения (32.28) следует, что [c.230]

На малых временах порядка времени жизни на уровне / о (/ 4,5-10 см) величина функции распределения Рп(0 зависит от четности номера уровня, вследствие зависимости вероятности радиационного перехода в [c.232]

Такое расхождение обусловлено, по-видимому, неточностью оценки вероятности радиационных переходов по данным [189]. Косвенным подтверждением этого является большое значение сечения тушения уровня Vf = [c.159]

Результаты расчета удовлетворительно согласуются с экспериментом, если использовать первое из значений вероятностей переходов [198]. Это позволяет нам с учетом полученных выше результатов сделать вывод, что значение вероятности радиационного перехода [198], по-видимому, является более правильным. [c.159]

При давлении р = 2 торр вероятность электронного тушения уровня 22+ — V (к ) = 3,4 10 сек , что сравнимо с вероятностью радиационного перехода А = 7,1 10 сек [190]. Зависимость интенсивности хемилюминесценции от давления и концентраций атомов описывается процессами (3.67), (3.71) — (3.73), если принять [c.160]

Из проведенного выше анализа следует, что зависимость коэффициентов от давления (3.97), наблюдаемая в эксперименте, возможна только при соблюдении условий (3.87), (3.93), т. е. если предиссоциация является спонтанной, а частота тушения больше вероятности радиационных переходов. Поскольку рассматриваемая предиссоциация протекает без изменения спина и проекции орбитального момента, то вероятность предиссоциации не должна зависеть от номера вращательного уровня [107]. Кроме того, Г (Г к ) = = ГД к И ), и из правил отбора следует I = /. Тогда согласно (3.94) [c.160]

Здесь Р ,п+ — скорость ионизации электронным ударом иона кратности п в ион кратности п+1, Рп+1,п — константа трехчастичной рекомбинации иона кратности п+1 в п-кратный ион, Ат.п — вероятности радиационных переходов. [c.239]

Типичным примером такой ситуации является расчет вероятностей радиационных переходов в атомах и молекулах [36, 131 — 133]. До настоящего времени в большинстве случаев необходимо использовать результаты экспериментов [132], хотя методы расчетов разработаны. [c.35]

Бинарная рекомбинация частиц может иметь место, если девозбуждение молекул АВ ( , V, /) происходит за счет излучения — радиационная рекомбинация. Излучение может происходить либо непосредственно из этого состояния [558, 559], либо из состояния АВ (к, V, / ), заселяемого вследствие обратной предиссоциации [126]. Ввиду малой вероятности радиационных переходов по сравнению с вероятностью дезактивации враш,ательных уровней радиационная рекомбинация мон ет давать суш,ественный вклад лишь при малых давлениях газа. Но роль обратной предиссоциации в заселении возбужденных состояний молекул, лежаш,их выше первого предела диссоциации, оказывается определяюш,ей при любых условиях (см. гл. УП, 2). [c.201]

Вероятность радиационного перехода на К-уровень определяется вeJTичинoй выхода флуоресценции К-уровня [c.8]

Появление рентгеновских линий испускания второй группы связано с переходами электронов, заполняющих широкие энергетические полосы в решетке твердого тела, на К- и Ъ-уровни атомов. Так как полоса проводимости металла может быть представлена в виде непрерывной совокупности уровней в некотором конечном интервале энергий, то линии, имеющие ее своим начальным уровнем перехода , должны характеризоваться значительной шириной, а распределение интенсивности в них должно было бы, при равной вероятности всех возможных переходов, отражать количественное распределение электронов по энергиям внутри зоны проводимости. В общем случае функция распределения интенсивности вдоль линии в зависимости от частоты излучения (или, что то же, от энергии) должна быть пропорциональна произведению двух членов р Е)М Е), из которых множитель N E) представляет собой функцию распределения электронов в по.тюсе проводимости металла, а р Е) — вероятность радиационного перехода на К- или Ь-уровни атома для электронов, обладающих раз.личными энергиями. [c.13]

В целях упрощения полученного выражения пренебрелсем такл<е взаимодействием вращательного и колебательного движения ядер в молекуле (наличие такого взаимодействия можно учесть, как это, например, было сделано нри расчете вероятностей радиационных переходов в двухатомных молекулах [И]). Тогда после суммирования по I" и Г с учетом правила сумм Бургера — Доргело — Орнштейна для вращательных переходов получим [c.7]

И (1.1.4) по данным работ [24, 50] и [22] ). В случае сильных расхождений Л1е(А , ) 2, рассчитанных по полосам, излучаемым с одного и того же колебательного уровня, брались минимальные значения, поскольку завышение объясняется, как правило, наложением посторонних, более сильных полос. Вероятности радиационных переходов полос 2+ системы рассчитывались нами по данным [50, 52] с использованием факторов Франка — Кондона [53]. Для системы 2/ —использовались факторы Франка — Кондона из работы [54]. Как видно из данных табл. 1.1.5, в пределах погрешности относительных измерений для перехода можно считать Л4 = сопз1. Остается решить воп- [c.14]

В табл. 1.1.8 приведены результаты расчета значений 1МДД , ) для перехода X I,f (ю"=0)—BЩg v ) по экспериментальным данным [21—23, 25, 50]. Относительные вероятности радиационных переходов, необходимые для такого расчета, были получены нами с использованием данных [55—56] по для первой положительной системы и факторов Франка — Кондона, заимствованных из работы [53]. [c.15]

Метан и другие насыщенные углеводороды. 11ри возбуждении электронным ударом и вакуумным ультрафиолетовым излучением метана и других насыщенных углеводородов наблюдаются интенсивные переходы на элек-тронно-колебательные возбужденные уровни, часть которых лежит ниже потенциала ионизации, а часть являются автоионизационными [152—157]. Спектры полных потерь энергии электронов и потерь на ионизацию показывают, что к ионизации молекул приводит лишь часть переходов в автоионизационные состояния. Высвечивание возбужденных состояний неэффективно (квантовый выход менее 10 ) [152], несмотря на то, что вероятности оптических переходов в поглощении превышают 10 сек . Фосфоресценция молекул связана с излучением возбужденных продуктов диссоциации [156]. Поскольку эти измерения проводились при малых давлениях (р < 10 мм рт. ст.), тушение возбужденных уровней при соударениях с другими молекулами маловероятно. Единственное объяснение отсутствия излучения ия возбуя денных состояний молекул состоит в том, что все они либо нестабильны, либо стабильны, но вероятности предиссоциации из них велики по срав нению с вероятностями радиационных переходов Г к ) 10 -Л (к/). В спектрах поглощения света и спектрах потерь энергии электронов не удается разрешить ни вращательной, ни колебательной структуры (исключение составляет этан, у которого наблюдалась колебательная структура в спектре) [152]. В работе [153] было высказано предположение, что возбужденные состояния являются нестабильными, и оценена вероятность распада из нижнего триплетного состояния — З-Ю " сек . Поскольку это значение является, по-видимому, завышенным, отсутствие структуры в спектрах может быть связано только с большой плотностью состояний [154]. [c.144]

Концентрации электронно-возбужденных частиц измеряются по интенсивности спектров их излучения в видимой, ультрафиолетовой (УФ) и ближней инфракрасной (ИК) областях спектра [52— 55]. Наибольшие затруднения вызывает измерение концентраций метастабильных частиц следствие малости вероятностей радиационных переходов с них, а также концентрации атомов на нижних возбужденных уровнях, поскольку линии излучения (резонансные) лежат, как правило, в области вакуумного ультрафиолета и реабсорбированы. Для их регистрации используются спектральные методы поглощения излучения [51—53, 148], которые хороши при концентрациях поглощающих возбужденных молекул выше 10 —Ю см- [148]. Для атомов предельные концентрации несколько ниже, так как вся энергия перехода сосредоточена в одной узкой линии [274]. В послесвечении разрядов возможно детектирование с помощью детекторов вторичной электронной эмиссии [275] либо косвенные методы — передача возбуждения на излучающие состояния малой примеси, например ртути [276—278]. Использование косвенных методов в разрядах затруднено, поскольку возможно влияние на сигнал других возбужденных частиц, ионов и электронов. Тем не менее метод малой излучающей добавки может быть весьма эффективным, и для его осуществления в плазме требуется специальное исследование механизма возбуждения регистрируемого излучения [139]. [c.50]

Справочник химика 21

Химия и химическая технология