Фотон момент

Излучение, связанное с возбуждением атомов и ионов при температурах до 6000 К, относится к области светового и ближнего инфракрасного диапазонов длин волн. Это излучение носит дискретный характер и возникает при соударениях, когда при столкновении свободного электрона с атомом или ионом получаемая последними энергия недостаточна для ионизации, но возбуждает атом или ион. Последнее связано с кратковременным переходом электрона соответствующего атома или иона на внешнюю орбиту, В момент возвращения указанного электрона на прежнюю орбиту эквивалентное количество энергии излучается в виде фотона. [c.233]

Рассматривая вопрос о связи колебаний молекулы с электронными спектрами, следует отметить, что электронные переходы осуществляются в течение чрезвычайно коротких промежутков времени порядка 10 —10 5 с. За это время атомы в молекуле не успевают заметно изменить свои положения, и потому геометрическая конфигурация возбужденной молекулы, а следовательно, и кинетическая энергия колебательного движения остаются теми же, что и в основном состоянии в момент взаимодействия с фотоном. Это положение получило название принципа Франка—Кондона. [c.161]

Для того чтобы описать эти переходы, Ферми применил математический аппарат квантовой механики, аналогичный использованному для обработки электромагнитного излучения атома. На основании волнового уравнения, зависящего от времени, можно выяснить возникновение и аннигиляцию фотонов в момент их излучения или поглощения во внеядерных процессах. Ввиду того [c.403]

Молекула, имеющая дипольный момент, может поглотить фотон 10—2 289 [c.289]

Интенсивность полос поглощения. Для аналитических целей широко используют спектры поглощения веществ в ультрафиолетовой, видимой, и ближней инфракрасной областях. Появление этих спектров связано с электронными или колебательными переходами. Обычно спектры поглощения получают при комнатной температуре, когда практически все молекулы находятся в невозбужденном колебательном и электронном состояниях. Поэтому вероятность поглощения фотона и перехода в возбужденное состояние зависит только от свойств самой молекулы — величин дипольного момента и соответствия правилам отбора. Чем чаще совершается такой переход, тем сильнее поглощение света данной длины волны, тем больше интенсивность полосы поглощения. [c.313]

Флуоресценция образца ослабляется настолько, что на фотоумножитель попадает в среднем менее одного фотона на одну вспышку источника возбуждения. При этом будет выполняться соотношение (IV.70), т. е. вероятность появления импульса ФЭУ через время после начала возбуждающей вспышки будет пропорциональна интенсивности флуоресценции в данный момент времени (за вычетом времени пролета электронов в ФЭУ). Если регистрировать зависимость числа импульсов ФЭУ от интервала времени между возбуждающим и регистрируемым импульсами при большом числе возбуждающих вспышек, то получается функция распределения, пропорциональная кинетической кривой флуоресценции F t). [c.105]

Существуют экспериментальные доказательства того, что частицы обладают собственным механическим моментом (если частица заряжена, то с ненулевым механическим моментом связан и ненулевой собственный магнитный момент). Величина собственного (спинового) момента количества движения равна Ув (в + 1)Й, где спин з — целое (включая нуль) или полуцелое положительное число, определяемое природой частицы. Для большинства элементарных частиц (электроны, протоны, нейтроны и др.) 5 = 1/2 для фотона 5=1 для я - и К-мезонов 8 = 0. Проекция собственного момента количества движения частицы на фиксированную ось г определяется как т Й, где /и, — одно из значений в ряду —5, —5 + 1..... — 1,8. Если з = 1, то возможные значения есть —1 О 1 если 5 = 1/2, то т, может принимать два значения —1/2 и 1/2. Внутреннее состояние частицы данного типа может отличаться по значению переменной Таким образом, полное квантовомеханическое состояние частицы определится заданием волновой функции гр ( с, у, г) и спинового числа т,. Для частицы, движущейся в потенциальном ящике, требуется задать квантовые числа Пх, пу, и спиновую переменную т, — всего четыре переменных. Возможны 28 + 1) состояний с заданной функцией гр (л , у, г), отличающихся по ориентации спина (переменной т ). [c.157]

Уравнение (1.73) аналогично уравнению (1.47). Из него следует, что сильное резонансное взаимодействие возможно только при отличном от нуля дипольном моменте перехода, связанном с излучением или поглощением фотона А это как раз и имеет место, если соответствующий переход наблюдается в спектрах испускания или поглощения света. Когда полосы в спектрах испускания и поглощения молекул с и й перекрываются лишь частично, резонансное взаимодействие ослабевает. Если полосы не перекрываются, резонансный обмен энергий может наблюдаться при непосредственных контактах ( столкновениях ) молекул. [c.34]

Окраска эта более интенсивна именно в жидком кислороде, где чаще, чем в газе, происходят столкновения молекул Ог и образование коротко живущих молекул О4. Для такого возмущения даже не обязательно образование молекулы О 4 (т. е. энергии взаимодействия 0,5 ккал) и достаточно простого столкновения молекул (энергия межмолекулярного взаимодействия порядка 0,015 ккал)-, правда, при этом мала вероятность того, что фотон ударит о пару молекул именно в момент столкновения, которое длится всего около 10" сек. [c.192]

В 1934 г. Ферми разработал свою теорию бета-распада для объяснения неожиданных результатов наблюдений, свидетельствующих о том, что некоторый радиоактивные ядра испускают электрон в процессе радиоактивного распада, хотя предполагалось, что они состоят лишь из протонов и нейтронов. Ферми отметил, что атомы испускают фотоны при переходе из одного квантового состояния в другое, хотя в то время и не предполагали, что атомы содержат фотоны считали, что фотон возникает в момент его испускания. Ферми предположил, что электроны, бета-частицы, образуются при радиоактивном распаде ядра и что одновременно один из нейтронов внутри ядра становится протоном и при этом испускается нейтрино (или, что более вероятно, антинейтрино). [c.597]

Предположим, прибор реагирует на попадание фотонов или электронов с некоторой чувствительностью, которая по внешним причинам зависит от времени. Пусть реакция на попадание в момент т есть г з(т). (Существенным обстоятельством является то, что ответ не зависит от попадания других частиц отсутствуют мертвые зоны или время восстановления работоспособности прибора.) Если 5 попаданий происходит в моменты времени Тд, Т2,. ... т , общая реак- [c.44]

Пусть фотоны попадают в моменты времени т,,. ... В течение времени между двумя событиями распределение вероятности p(t) описывается формулой [c.337]

В каждый момент времени т, когда происходит попадание фотона, вероятность изменяется скачком [c.337]

Строение внутр. оболочек А., электроны к-рых связаны гораздо прочнее (энергия связи 10 -10" эВ), проявляется лишь при взаимод. А. с быстрыми частицами и фотонами высоких энергий. Такие взаимод. определяют характер рентгеновских спектров и рассеяние частиц (электронов, нейтронов) на А. (см. Дифракционные методы). Масса А. определяет такие его физ. св-ва, как импульс, кинетич. энергия. От механических и связанных с ними магн. и электрич. моментов ядра А. зависят нек-рые тонкие физ. эффекты (ЯМР, ЯКР, сверхтонкая структура спектральных линий, см. Спектроскопия). [c.216]

Рис. 8-17. Положение электрона в фиксированный момент времени может быть определено е помощью супермикроскопа , в котором используется свет малой длины волны X (рентгеновские или гамма-лучи). Однако фотоны света с малой длиной волны X обладают большой энергией

Микроволновая спектроскопия. В микроволновой области фотоны имеют длины волн от 30 до 0,06 см (V от ЫО до 5-10 1 секг ) и соответственно энергии — от 4 до 2000 дж1моль. В этой области спектра энергия фотона мала, поэтому возникают изменения только во вращательном движении, что дает возможность вычислять моменты инерции молекул. Поглощение энергии происходит при определенных частотах, которые и используются для определения моментов инерции газообразных молекул. [c.67]

В этих целях можно применить источ ник гамма-излучения. Но тут появляет ся новая проблема. Когда фотон с боль шой энергией, такой, как гамма-квант сталкивается с электроном, то имеет место эффект Комптона. Гамма-квант рассеивается электроном, и результирующий момент электрона будет порядка р = АД но, очевидно, что этот момент в некотором смысле является неопределенным. Для того чтобы увидеть электрон, необходимо, чтобы в микроскоп вошел рассеянный гамма-квант при этом чительной. Это, [c.43]

Особенность квантовых частиц состоит в том, что им присуще собственное внутреннее движение, представляемое как вращение частицы вокруг собственной оси. Связанный с этим вращением собственный момент количества движения называют спином частицы. Величина момента равна [s(s-(-1)] / Й, где S — спиновое число, определяемое природой частицы и имеющее целое или полуцелое значение. Так, для электрона, протона и нейтрона s = /2, для фотона s= 1. Ориентация спинового момента количества движения квантована и задается значением спинового магнитного числа tUs, которое может принимать значения —s, —s+1.. ... s (всего 2s + 1 возможных значений) для электрона, например, это два значения — /2 и /г- Величина nish определяет проекцию момента на произвольную ось в пространстве. [c.79]

Таким образом, поглощение или испускание ИК-излучения колеблющейся молекулой, имеющей дипольный момент, можно легко пояснить в простой описательной форме, как это сделано в предыдущем параграфе. Гораздо сложнее описать подобным способом электронные переходы. В классическом смысле электронное возбуждение не соответствует увеличению энергии в осциллирующей системе во всяком случае, и высоко-, и низколежащее электронное состояние может не иметь постоянного дипольного момента (т. е. во всех состояниях электронное облако симметрично расположено вокруг ядер, так что нет разделения зарядов). Однако и в этой ситуации основные принципы взаимодействия с излучением еще применимы, и нам лишь нужно знать, происходит ли дипольное взаимодействие во время перехода между двумя состояниями. Существует единственный строгий метод решения этой проблемы уравнение Шрёдингера, упомянутое в начале раздела, может быть использовано для вычисления скорости перехода системы из одного стационарного состояния в другое под влиянием возмущающей силы. Если скорость возмущения системы, вызванного взаимодействием диполя с электрическим вектором излучения, не равна нулю, то существует дипольный момент перехода. Скорость перехода между состояниями, умноженная на число частиц в низшем состоянии, составляет, естественно, предельную скорость поглощения фотонов, так что в принципе решение уравнения Шрёдингера должно приводить к расчету интенсивности перехода. Однако точные решения этого урав- [c.31]

Каковы моменты фотоиов в предыдущей задаче С какой скоростью будет двигаться покоящийся атом воюрода. если фотон столкнется с нн.м н будет поглощен [c.468]

Такой подход, однако, не может полностью объяснить спектр. В предыдущей главе отмечалось, что фотон имеет угловой момент н его спин равен единице. Если фотон покидает атом, то для сохранения полного углового момента электронный угловой момент должен измениться на величину, которую уносит с собой вращающийся фотон. Это означает, например, что электрон с -орбитали (/=2) не может перейти на инжнюю х-орбиталь ( =0) с излучением фотона, носко.аьку испускаемый фотон не может унести с собой достаточную величину углового момента. Электрон с орби-тали (в дальнейшем мы будем называть его -элекгроном) может перейти па нижнюю р-орбиталь (становясь р-электроном), так как I изменяется иа единицу, и разность угловых моментов может быть унесена фотоном. Из этого обсуждения следует, что некоторые пб-ре.ходы разрешены, а другие запрещены. Утверждения о том, какие [c.484]

ЮТ информацию об угловом моменте частицы, а на стр. 484 мы видели, что сохранение углового момента определяет, какие переходы в спектре можно наблюдать. Испускаемый или поглощенный фотон вызывает изменение углового момента в соответствии с его единичным спином. Анализ этой ситуанин приводит к следующим правилам отбора в том случае, когда справедлива с.кема взаимодействия Рассела -Саундерса (для легких атомов) [c.500]

З N — 6 (или 3 N — 5 в случае линейных молекул) колебательных К. ч. При описании мол. орбиталей в квантовой химии примен. также нецелые эффективные главные квантовые числа, имитирующие главное К. ч. п. Специальные наборы К. ч. использ. для задания спинов ядер, спина всей системы ядер молекулы и сумм спина ядер с др. моментами молекулы. К. ч. широко использ. при аиализе структуры спектра молекулярных и атомных систем с помощью К. ч., как правило, формулируются правила отбора. В. И. Пупышев. КВАНТОВЫЙ ВЫХОД, отношение числа молекул, участвующих в фотохим. илн фотофиз. процессе, к числу поглощенных фотонов. Для фотохим. р-ций К. в. рассчитывают в единицу времени (дифференциальный К. в.) или в нек-рый промежуток времени (интегральный К. в.). Исходя из значений К. в. определяют скорости фотохим. р-ций, константы скорости первичных фотопроцессов и др. К. в. неценных фотохим. р-ций изменяегся от очень малых значений до 1 для цепных процессов он м. б. значительно больше 1, наир- для р-ции хлора с водородом — 10 — 10 . От К. в. следует отличать квантовую эффективность, к-рая равна отношению скорости процесса к скорости образования того возбужденного состояния, из к-рого протекает данный процесс. К. в. равен квантовой эффективности только для процессов, происходящих иэ синглетного возбужденного состояния. [c.252]

Предположим, что яадано случайное множество точек, представляющее последовательность событий.. Можно поставить следующий вопрос если мы начинаем наблюдение в некоторый момент времени как долго нам придется ждать, пока произойдет следующее событие Естественно, время 6 от момента времени / до следующего события является случайной переменной, принимающей значения в интервале (О, оо), а ее плотность вероятности юф является величиной, которой мы интересуемся ни параметрически зависит от если множество событий не стационарно). Этот вопрос возникает, в частносги, в задачах теории массового обслуживания. Функцию распределения т1(0 / ) попадания фотонов, излученных при люминесценции, из.меряют также с помощью электронных приборов. [c.54]

В случае фэтопроводника увеличивается на константу у, пропорциональную интенсивности падающего света. Система больше не замкнута, и новая уже не связана с а соотношением детального равновесия. Стационарное решение (6.9.2) уже больше не совпадает с термодинамически равновесным. Другое замечание состоит в том, что воздействие падающих фотонов можно представить с помощью простого добавления у к вероятности генераций только при условии, что моменты времени, в которые фотоны попадают в фотопроводник, некоррелированы дробовой шум). Когда они коррелированы, число п уже не является марковским процессом и необходимо более сложное описание (см. 13.3). [c.161]

Предположим, прерыватель пучка открыт при / - О и пропускает фотоны. Предположим, также, что р(0) известно мы хотим вычислить p(t). Если 5 ( ютонов попадают в интервал между О и / в моменты времени [c.337]

Рамановская спектроскопия основана на исследовании спектров рассеяния света. При столкновении фотона с молекулой может иметь место упругое соударение, при котором фотон не теряет энергию, но изменяет направление своего движения. Такое рассеяние известно под названием рэлеевского и лежит в основе метода определения молекулярных весов соединений. Соударения могут быть также иеупругими они характеризуются тем, что энергия молекулы и фотона изменяется. Поскольку эти изменения носят квантовый характер и определяются колебательными и вращательными уровнями молекулы, анализ спектра рассеянного света (спектра Рамана) дает почти ту же информацию, что и обычный инфракрасный спектр. Необходимо, однако, помнить один момент правила отбора в этих двух случаях различаются. В инфракрасной спектроскопии разрешены одни переходы, в раман-спектро-скопии — другие. Таким образом, имеет смысл снять и тот и другой спектр исследуемого образца. До недавнего времени раман-спектроско-пия находила весьма ограниченное применение из-за малой интенсивности рассеянного света. Однако использование для возбуждения лазеров существенно повысило ценность указанного метода [16—20]. В качестве примера на рис. 13-4,5 приведен раман-спектр 1-метилурацила. Заметим, что интенсивность полосы амид II (относительно полосы амид I) в раман-спектре значительно меньше, чем в инфракрасном спектре поглощения. Особый интерес представляет резонансная раман-спектроскопия [19—21], где используется лазерный пучок с длиной волны, соответствующей длине волны электронного перехода. Рассеяние света при этом часто существенно усиливается на частотах, которые отличаются от частоты лазера на частоту рамановского рассеяния, происходящего на группах хромофора или на группах молекулы, соседствующей с хромофором. Несмотря на определенные экспериментальные трудности, указанный метод позволяет изучать структурные особенности какого-либо конкретного участка макромолекулы. [c.13]

Теоретическая неорганическая химия Издание 3 (1976) -- [ c.38 ]

Теоретическая неорганическая химия (1969) -- [ c.41 ]

Теоретическая неорганическая химия (1971) -- [ c.40 ]

Теоретическая неорганическая химия (1969) -- [ c.41 ]

Теоретическая неорганическая химия (1971) -- [ c.40 ]

Справочник химика 21

Химия и химическая технология