ветвь в в электронных спектрах

Согласно (17), (18), интервалы между уровнями колебательной энергии основного электронного состояния Вг2 выражаются через разности соответствующих линий в R- и / -ветвях резонансного спектра Вгз следующим образом [c.9]

Построение гамильтониана электрона в магнитном поле, исходя только из вида закона дисперсии, в общем случае, по-видимому, не может быть произведено. Структура гамильтониана существенно связана с генезисом фермиевской ветви энергетического спектра. Однако если пренебречь переходами меладу зонами ) (пренебречь р по сравнению с / в формуле (1.45)), то характер симметризации функции е р) можно выяснить из достаточно общих соображений. Будем исходить из разложения функции е(р) в ряд Фурье [c.92]

Волновое число (/) линии в ветви Р полосы электронно-колебательно-вращательного спектра двухатомной молекулы определяется формулой [c.101]

Спектр КРС отличается от спектра обычного рассеяния появлением по обе стороны от линии возбуждающего монохроматического света двух симметрично расположенных линий - спутников [35]. Вращательно-колебательная полоса поглощения свободной молекулы обычно состоит из двух ветвей, значительно реже - из трех, одна из которых обладает максимальной интенсивностью. Спектры КРС построены проще, чем инфракрасные спектры. В жидкостях и твердых телах основные полосы инфракрасного спектра и спектра КРС, будучи изображены в одинаковой шкале частот, очень похожи. Несмотря на значительно большую интенсивность спектров КРС в ультрафиолетовой области, их наблюдение и использование представляет дополнительные трудности из-за легко возбуждающейся флуоресценции вещества при коротковолновом излучении, а также отсутствия удобного источника монохроматического излучения. По мере приближения частоты возбуждающего излучения к частоте поглощения вещества явление КРС усложняется в пределе должно возникнуть электронное возбуждение, связанное с поглощением падающего излучения, а при соответствующих условиях - и флуоресценция. [c.207]

Эмиссионный спектр Ра в шумановской области исследовал Дресслер [1402, 1403]. Им были найдены две новые системы, расположенные в интервалах длин волн 1680—1760 и 1500—1530 A. По кантам / -ветвей полос этих систем Дресслер установил, что они соответствуют переходам с неизвестных ранее электронных состояний Ра с высокими энергиями возбуждения (состояния С и D) в основное электронное состояние Данные, полученные Дресслером для этих электронных состояний Ра. приведены в табл. 116. [c.405]

Особое место среди спектральных методов занимает инфракрасная спектроскопия. Спектры инфракрасного поглощения наиболее универсальны при исследовании всех слоев адсорбционной системы (см. рис. 1). Инфракрасные спектры возникают вследствие поглощения энергии электромагнитного излучения при переходах между квантованными колебательными и вращательными уровнями молекулы. Колебательные и вращательные движения атомов в молекуле определяются ее геометрической и электронной структурой и в принципе должны быть чувствительны ко всем взаимодействиям, приводящим к их изменению. Даже слабая физическая адсорбция молекул на поверхности приводит к потере части вращательных и поступательных движений. Результатом этого, как и при переходе молекул цз газообразного в жидкое состояние, является исчезновение в спектре адсорбированных молекул ветвей вращательной структуры полос и проявление только полос поглощения колебательных движений атомов в этих молекулах. [c.27]

О и 5 имеют спин, равный нулю. Следовательно, расстояние между линиями равно 8Вд, и оно может быть использовано для определения нумерации вращательных линий. Даже если предварительно не известно, что часть линий не проявляется, из уравнения (24) можно видеть, что в спектре комбинационного рассеяния будет отсутствовать каждая вторая линия. Если присутствуют все линии, как, например, в спектре НгО (рис. 5), то расстояние между линиями будет равно 4Во и первая вращательная линия будет отстоять от возбуждающей на величину 6В . Если присутствуют только четные линии, как, например, в СО и СЗг, то расстояние между линиями равно 8В, и первая линия отстоит от возбуждающей на величину бВо- Наконец, если присутствуют только линии с нечетными J, как, например, для молекулы Оз (рис. 3) (это происходит вследствие того, что основное электронное состояние этой молекулы — 2 ), то расстояние между линиями равно 8В , но первая линия отстоит от возбуждающей на расстоянии 105(,. Обычно ближайшие несколько линий (по отношению к возбуждающей) наблюдаются плохо из-за большой интенсивности релеевской линии, но экстраполяция линий 5-ветви к возбуждающей [c.153]

Для молекул с ионной связью переход в возбужденное состояние обусловлен переходом электрона от аниона к катиону, что приводит к сильному ослаблению связи. Обычно для ионных молекул потенциальные кривые нормального и возбужденного состояний пересекаются (рис. 21). Ионные молекулы часто распадаются на нейтральные невозбужденные атомы. Примером такого типа молекул являются молекулы галогенидов щелочных металлов. Их спектры при достаточной плотности пара имеют вид континуума с рядом максимумов, сгущающихся в красную сторону. Характер этих спектров легко понять с помощью принципа Франка — Кондона. Так как правая ветвь потенциальной кривой 2 на рис. 21 идет почти горизонтально, то небольшие изменения г (нерезкость) вблизи, например, точек [c.91]

В некоторых полосатых спектрах наблюдается явление предиссоциации. Оно заключается в том, что вполне четкие вращательные линии, входящие в состав той или иной ветви полосы, начиная с некоторой длины волны, становятся диффузными, размытыми, и через одну-две линии ветвь резко обрывается ). Предиссоциация наблюдается в тех случаях, когда молекула в возбужденном состоянии обладает энергией, достаточной для диссоциации, и когда возможна диссоциация без излучения света. Предиссоциация может быть вызвана различными- причинами они рас-сматриваются почти во всех пособиях по молекулярным спектрам [107, 140]. Чаще всего предиссоциация двухатомных молекул бывает обусловлена совпадением значений энергии молекулы в двух состояниях в возбужденном, но устойчивом электронном состоянии с дискретными уровнями колебательной и вращательной энергии и в другом электронном состоянии, соответствующем отталкиванию атомов в молекуле. Переход из первого состояния в другое не сопровождается излучением света он может иметь место только в том случае, если выполнен ряд правил отбора. В частности, квантовое число Л может изменяться при этом только на О или + 1, квантовое число б" в обоих состояниях должно быть одинаковым, и т. д. [c.238]

Поскольку по аналогии с другими молекулами моногалогенидов IV группы нами было принято, что основным электронным состоянием молекулы GeF является состояние типа П, анализируемый спектр мог быть отнесен к переходу типа — П, либо — п, либо — "П. Мы попытались провести анализ вращательной структуры спектра, исходя из предположения об отнесении его к переходу — П. Две наиболее интенсивные ветви были приняты за ветви Рг и Оказалось, что в этом случае нельзя добиться хорошего согласия первых и вторых комбинационных разностей AiF (/) = =R2 J)—,Q2(J) и A2F J)=R2 f)—P2 J), рассчитанных для полос 0,0 и 0,1. Возникали так же и другие неувязки нереально большой оказалась величина А — удвоения состояния ХЩ /2, не наблюдалось согласия между положением экспериментально измеренного канта R2 и канта R2, рассчитанного по полученным значениям вращательных постоянных Вг, и т. д. Все это указывало на неверность интерпретации двух интенсивных ветвей как ветвей Рг и Рг и неправильность отнесения спектра к переходу Ш— п. [c.157]

О — через параметры (а )вцу р- Таким образом, отношение интенсивностей различных ветвей непосредственно связывается с отношениями значений соответствующих 3/-символов, и поэтому может быть рассчитан спектр, если учесть дополнительно заселенность возбужденных состояний. Элементы тензора поляризуемости рассчитаны для очень простых молекул, и сравнивая интенсивности более сложных молекул с интенсивностью молекулы Н2 можно получить абсолютные значения элементов тензора поляризуемости этих молекул. Затем довольно просто можно учесть влияние электронных возбужденных состояний. Путем введения электронных волновых функций возбужденных состояний в уравнения (IV, 7-14)—(IV, 7-24) задача отыскания соответствующей компоненты (а )в утр сводится к рассмотрению, проведенному в разд. 1У-2 [c.141]

Вращательные линии данной отдельной полосы не столь симметричны, как во вращательно-колебательных спектрах, так как расстояние между атомами (а также ротационная постоянная В) при электронном переходе в большинстве случаев меняется гораздо сильнее. Кроме того, межъядерное расстояние может не только увеличиваться, но и уменьшаться (т. е. В может уменьшаться или увеличиваться). Это приводит к сгущению вращательных линий на коротковолновой или длинноволновой стороне отдельной полосы. Места сгущения (края полосы) облегчают различение отдельных частных полос данной системы полос. В электронных спектрах, наряду с / - и Я-ветвями (Д/вращ= 1) имеются также системы линий, соответствующих переходам Д/враш = 0 (С-ветвь). [c.424]

Для электрического ди-польного перехода, в котором электрический вектор излучения параллелен магнитному нолю, правило отбора ДМ,/ = О (в дополнение к обычным вращательным правилам отбора). Для перпендикулярной ориентации ДЛfJ = + 1. В случае параллельной ориентации получается очень простое выражение [9] для величины магнитного поля, при которой наблюдается резонанс, == = аМ5Я 2 -ь ЪМ Н + с, где константы а, Ъ, с — зависят от от спин-вращательных констант двух уровней и от разности энергий излучения лазера и вращательного перехода в пулевом магнитном поле. Соответствующее выражение для перпендикулярной ориентации имеет схожий вид, но включает дополнительные члены с MJH и Я. Таким образом, спектры лазерного магнитного резонанса имеют ветви, соответствующие ДЛ// = О, + 1 и они имеют параболическую форму, во многом схожую с вращательной структурой электронных спектров двухатомных молекул. Эти ветви могут быть легко выделены в спектрах NH2иPH2 на рис. Зи4, которым соответствуют диаграммы энергетических уровней [6, 7], приведенные на рис. 2 и 5. Можно видеть, что идентификация индивидуальных ветвей не является сложной проблемой. Относительная простота формул для интенсивностей индивидуальных линий также помогает установлению величины MJ внутри ветви. [c.32]

Структура электронных спектров сложных молекул в жидких растворах и стеклах выражена слабо. В лучщем случае удается идентифицировать несколько колебательных интервалов между пиками непрерывных полос поглощения. Тепловые флуктуации в жидком состоянии, по-видимому, мало влияют на общий вид этих спектров, хотя они могут в заметной степени зависеть от природы растворителя и температуры. С одной стороны, даже при отсутствии каких-либо специфических взаимодействий между молекулами растворенного вещества и молекулами растворителя, конечно, будет происходить сильная взаимная поляризация. С другой стороны, профиль электронной полосы поглощения будет зависеть от заселенности различных колебательных уровней энергии основного состояния. Поэтому, для того чтобы рассмотреть спектральные характеристики разбавленных растворов асимметричных молекул в оптически неактивной среде, примем следующую модель. Предположим, что каждая молекула растворенного вещества занимает ячейку внутри локальной жесткой матрицы, образованной молекулами растворителя. Эти ячейки имеют низкую симметрию или лищены симметрии, так как их форма определяется формой асимметричных молекул, которые они окружают. В отсутствие постоянных полей их оси беспорядочно ориентированы в пространстве. Поступательные и вращательные степени свободы молекул растворенного вещества проявляются теперь как колебательные и крутильные ветви с низкими основными частотами. Мы будем называть их либрациями . Упругие силы, соответствующие либрациям, зависят от микрокристаллического окружения, которое предполагается инертным. [c.54]

Электронные спектры. Движение электронов, находящихся в молекуле так же, как и в атомах, подчиняется закона квантовой механики. При переходе одного или нескольких электронов на более высокий допускаемый эле-ктронный уровень происходит поглощение вполне определенной порции энер ГИИ, равной разности энергии движения электрона на более высоком и на более низком электронных уровнях. При изменении энергии движения электрона происходит обязательно изменение и колебательной и вращательной энергии. Это приводит к появлению сложной полосы поглощения. В электронных спектрах поглощения наблюдаются три ветви Р-ветвь, / -ветвь и Q-вeтвь. Электронные спектры поглощения наблюдаются как в излучении, так и в поглощении. [c.76]

В последние годы в спектрах ряда свободных радикалов был изучен другой тип ггерехода 2 —2 переход 2" — 2 . Такой переход является нарушением сразу двух правил отбора А5 = (> и 2 ч-1- 2 . Однако второе правило справедливо только для переходов с А5 = 0, и хотя переход 2" — 2" запрещен, он запрещен не настолько, чтобы не наблюдаться. На рис. 44 показана возможная вращательная структура такого электронного перехода. Как видно из рисунка, имеются три ветви с АМ = О, называемые ветвями ( -формы, и по одной ветви с АЛ = + 2 и —2, называемой ветвью 5- и 0-форм соответственно. В последних расстояние между [c.78]

Для переходов П — А и А — П структура полос аналогична структуре полос, принадлежащих переходам 2 — П иП — 2, за исключением того, что в начале всех ветвей содержится одной линией меньше и что, кроме того, А-удвоение, так как оно встречается как в верхнем, так и в нижнем состояниях, приводит теперь к удвоению линий во всех ветвях, помимо возможного спинового удвоения или утроения. Известная полоса СН при 4315 А, встречающаяся в спектре любого бунзеновского пламени, является примером перехода —2]][ Для переходов П — П и А — А структура полос идентична структуре полос, характерной для перехода П —А, с той лишь разницей, что в этих полосах Q-вeтвь слабая и ее интенсивность быстро падает с увеличением J. Примером электронного перехода типа Ш служат полосы Свана радикала Сг в видимой области спектра, которьте встречаются в спектре угольной дуги (рис. 1). [c.81]

Дублетные полосы. Подобно синглетным переходам для дублетных переходов полоса О—О имеет такую же структуру, как в двухатомных молекулах. Наблюдалось большое число электронных переходов 2—например у N O, N3, ВО2, СОг" " и N (см. [НИ, стр. 510 и сл стр. 605 и сл.). Было установлено, что во всех случаях полосы 1—1 состоят из трех подполос, довольно далеко отстоящих одна от другой, в соответствии с наличием трех электронно-колебательных подуровней колебательного уровня 2— 1 в основном состоянии. На рис. 67 в качестве примера приводится часть спектра поглощения радикала N O, в котором легко можно обнаружить три компоненты полосы 1—1. Структура электронноколебательной компоненты полосы 1—1 типаШ—аналогична структуре полосы О—О, за исключением удвоения всех ветвей вследствие /-удвоения в верхнем состоянии и /С-уДВоения в нижнем состоянии. Однако по своей структуре компоненты полосы 1—1 типов 2Д— 2 сильно отличаются от полосы О—О, так как в элек- [c.109]

Когда Vaл и Vкuлeб равны нулю, каждая линия отвечает нереходу между состояниями молекулы при заданном значении электронного и колебательного квантовых чисел. В этом случае говорят, что линии в сисктре поглощения или испускания образуют чисто вращательную ветвь. Поскольку они отвечают переходам между уровнями энергии, лежащими очень близко друг к другу, эти линии обнаруживаются в далекой инфракрасной области спектра. [c.364]

Сильное коротковолновое излучение водородных пламен впервые обнаружил Стокс еще, в 1852 г., а полосатый ультрафиолетовый спектр сфотографировали независимо друг от друга в- 1880 г. Лайви нг и Дюар, а также Югинс (1924 г.). Детальный анализ вращательной структуры полос, выполненный Уатсоном (1924 г.) и Джеком (1928 г.), показал, что полосы соответствуют электронному переходу в двухатомной молекуле с небольшим моментом инерции. Единственно возможной частицей, ответственной за это излучение, является гидроксильный радикал ОН. Бонгоффер обнаружил радикал 0Н при введении атомного водорода в кислород (1926 г.) и в парах воды, нагретых до 1000—1600°С (1928 г.). Полный анализ спектра радикала 0Н был проведен в 1948 г. Дике и Кроосуайтом, которые дали классификацию всех полос и ветвей и определили длины волн и интенсивности вращательных линий радикала 0Н, наблюдаемых в спектре водород-кислород-ного пламени в области от 281,1 до 354,6 нм. Позднее получили запись спектра радикала 0Н в области 260—352 м [37]. Полосы ОН могут быть легко получены в спектре поглощения. После того как Кондратьевым и Зискиным в 1936 г. был разработан чувствительный спектроскопический метод линейчатого поглощения, стало возможным экспериментальное определение концентрации гидроксильного радикала в пламени. Гидроксильный радикал был обнаружен в пламени водорода также масс-спектроскопическим методом [38] и методом ЭПР [39]. [c.123]

В спектрах этих пламен наблюдаются три системы полос СН, начинающиеся примерно при одной длине волны. Системы полос имеют разрешенную вращательную структуру, характерную для спектров двухатомных гидридов, и дуплетные ветви, показывающие, что молекула- излучатель имеет нечетное число электронов. Поскольку аналогичные полосы легко получить в условиях разряда в парах чистых углеводородов, излучателем полос может быть только радикал СН. [c.128]

По аналогии с С 2, Вгг и J2 можно предполагать, что первое возбужденное электронное состояние молекулы Ра является П - состоянием с энергией не превосходящей (Рг) 13 000см . Существование стабильного П -состоянияР 2 экспериментально не доказано. Тем не менее Рис [3414] интерпретировал непрерывное поглощение в спектре Рг как связанное частично с переходом на отталкивательную ветвь кривой потенциальной энергии состояния По+. [c.240]

В области 2000—3000 А Прайс, Тиган и Уолш [3325] наблюдали непрерывный спектр. Дискретные полосы наблюдались в области 1190—1600 А. В работах [3321, 3325] было показано, что канты Q-ветвей дискретных полос образуют серии Ридберга, что позволило определить потенциал ионизации HgS. Энергии возбуждения нижних электронных состояний HjS не определялись. [c.324]

Как отмечалось выше, помимо основной системы Л/П — Х 2 Крауфорд и Шурклифф [1217] наблюдали в спектре СЗ в области 2500—2710 А еще четыре полосы, оттененные в красную область и имеющие только Р- и -ветви. Крауфорд и Шурклифф предположительно отнесли эти полосы к системе 02 —В 2. Однако Кондратьев [239], а затем Портер [3302] показали, что нижним состоянием этой системы должно быть основное состояние молекулы СЗ. Впоследствии Лагерквист и др. [2537] высказали предположение, что рассматриваемые полосы в действительности не связаны с каким-либо новым электронным переходом, а являются группами линий, обусловленных переходами с уровня о = 1 основной системы Ч [c.638]

При этом переход может быть поляризован в направлении, перпендикулярном к плоскости молекулы, что находится в согласии с наблюдаемым спектром. Подобные предсказания были сделаны Мелликеном (цитируется по [152]). Переход должен сопровождаться большим изменением угла, но небольшим изменением длины связи, что согласуется с экспериментом. Интересно отметить, что угол в основном состоянии NHj (103°20 ) очень близок соответствующему углу Н. 0 (105°3 ), что можно было ожидать, так как электронные конфигурации для этих двух состояний отличаются только одним электроном на несвязывающей, выходящей из плоскости -орбите. Подтверждением отнесения основного состояния к fi-состоянию является чередование интенсивности вращательных линий, наблюдающееся в различных ветвях исследованных полос (см. рис. 11). Однако такое чередование не дает возможности различить состояния Si и Во- Низкое значение величин электронного терма возбужденного состояния ( 10 250 с.и i) можно легко объяснить, так как два состояния, участвующих в переходе, соответствуют простому П-состоянию при линейной конфигурации. Главная особенность спектра NHj, не обсуждаемая Уолшем, состоит в сложной колебательной структуре возбужденного состояния. Происхождение наблюдаемых колебательных расщеплений рассматривается в следующем разделе. [c.56]

Приведенные выше факты, а также появление наведенного секстета подтверждают предложенное объяснение. Если пентафен LI изобразить с двумя присущими ему секстетами, имеющими на более высоком энергетическом уровне по одной паре л-электронов, то каждое кольцо будет обладать четырьмя локализованными в кольце электронами, за исключением среднего кольца, которое будет обладать лишь двумя такими электронами. Более равномерного распределения электронов можно достигнуть, если один из секстетов разрушить и два электрона с высшего уровня перевести в середину, как показано в формуле LII. Подобное электронное распределение аналогично распределению в пентацене ЬП1 и возможно согласуется с тем фактом, что р-полосы аценов и фенов с одним и тем же числом колец расположены примерно в одной области спектра (см. стр. 72). В обеих последних системах (LII и ЫП) два подвижных электрона могут перемещаться по всем (пяти) кольцам. Однако это невозможно в. случае тринафтилена LIV, в котором эти электроны могут мигрировать только по двум ветвям, по направлениям, обозначенным пунктирной и сплошной линиями (схема на стр. 95, цифры в кольцах обозна- [c.94]

Для диапазона 2,2—4,2 мкм Пайн [104] использовал спектрометр, работающий на разностной частоте прп смешении в кристалле LiNbOs излучения перестраиваемого лазера на красителях, работающего в непрерывном режиме, с излучением аргонового лазера с фиксированной частотой [66]. При работе обоих лазеров видимого диапазона в одномодовом режиме Пайн получил перестраиваемое по частоте инфракрасное излучение мощностью 1 мкВт со спектральным разрешением 5-10 см (15 МГц) и плавной перестройкой электронными средствами в пределах 1 см . С помощью этой установки он из.мерил ограниченные доплеровским уширением спектры колебательной полосы з молекул СН4 и СН4 и с высокой точностью определил тетраэдрическое расщепление в Р- и R-ветвях. Полученное высокое разрешение существенно для выбора одной из двух моделей, предложенных для описания колебательно-вращательного взаимодействия высокого порядка, вызывающего расщепление вращательных уровней. Были исследованы также [105] уширение и сдвиг молекулярных линий при низком и высоком давлениях (давление атмосферного воздуха). [c.269]

Для молекул с ионной связью переход в возбужденное состояние обусловлен переходом электрона от аниона к катиону, что приводит к сильному ослаблению связи. Обычно для ионных молекул нотенциальные кривые нормального и возбужденного состояний пересекаются (рис. 21). Ионные молекулы часто распадаются на нейтральные невозбужденные атомы. Примером такого Т1 на молекул являются молекулы галогснндов щелочных метал-Jюв, Их спектры при достаточной плотности пара имеют вид континуума с рядом максимумов, сгущающихся в красную сторону. Характер этих спектров легко понять с помощью принципа Франка — Кондона. Так как правая ветвь потенциальной кривой 2 на ркс. 21 идет почти горизонтально, то небольшие изменения г (нерезкость) вблизи, например, точек Д), ведут лишь к малым изменениям длин стрелок, а следовательно, и энергий переходов. Поэтому максимумы поглощения выражены резко и имеют вид последовательных узких спектральных полосок. Из рисунка видно, что все изменения в энергии перехода определяются нижней потенциальной кривой, поэтому расстояние между узкими полосками в спектре поглощения определяется колебательными квантовыми числами ооювного состояния. [c.77]

Треш и Зволеник [39] также предположили, что имеет место предиссоциация. Однако они считали, что пре-диссоциация вызвана пересечением правой ветви потенциальной кривой состояния B S с потенциальной кривой отталкивательного типа, в результате чего на кривой потенциальной энергии состояния B Z образуется максимум и продуктами диссоциации молекулы F в состоянии В Е являются невозбужденные атомы. В результате пересечения двух потенциальных кривых, по мнению авторов [39], образуется новое электронное состояние типа 2, переходы с которого на основное состояние типа 2 обусловливают систему полос в спектре молекулы F в области 1900—2100 А. Однако отсутствие каких-либо отклонений от закономерного хода в колебательной структуре полос этого перехода делаег это утверждение спорным, на что указано в работа.к [6, 38]. [c.175]

О, 1, 2. Обычно колебательно-вращательный спектр комбинационного рассеяния двуахтомных молекул имеет 0-, Q- и 5-ветви, но для электронных состояний, отличных от Е, т. е. для таких, у которых А не равно нулю, Р- и Д-ветви также возможны, так как дозволены переходы с Д/= 1. Последнее может наблюдаться только у молекулы окиси азота, но сложность спектра делает его трудно разрешимым. [c.253]

В качестве примера решения подобной задачи приведем расчет магнитного момента электронного газа в ультраквантовом случае при наличии одной зоны [41]. Так как расстояние между уровнями с заданным является, по предположению, наибольшим параметром задачи, то ясно, что существенны только состояния с энергией, близкой к наименьшей. Это означает, что из всех ветвей спектра (19.1) будет играть роль только одна, которую для сокращения записи обозначим е(рг). Таким образом, речь идет о построении низкотемпературной термодинамики своеобразного одномерного газа с законом дисперсии [c.162]

Если речь идет об определении бозевских ветвей спектра, то, по-видимому, наиболее перспективными и дающими наиболее полную информацию методами являются те, которые основаны на взаимодействии проникающих частиц с известным энергетическим спектром (нейтронов, электронов со сравнительно большой энергией, фотонов) с изучаемыми элементарными возбуждениями. Так как при выполнении условий, аналогичных условию черенковского излучения, проникающая частица рождает одно элементарное возбуждение (бозон с энергией е и квазиимпульсом или импульсом р), то по исследованию иеупруго рассеянных частиц (нейтронов и т. д.) можно полностью восстановить закон дисперсии г р) элементарных возбуждений. Такой метод успешно применялся для экспериментального определения фонон-ротоиного спектра в Не II, фононного спектра ряда твердых тел (по неупругому рассеянию нейтронов), плазменных колебаний электронов в металле (по спектрам характеристических потерь электронов, прошедших через тонкие пленки) и др. [c.366]

Справочник химика 21

Химия и химическая технология