Модели энергетические поглощения

В единицах эрг молекула. Уравнение (5-1) связывает волновые и корпускулярные модели излучения. Поглощение одного кванта энергии ЛсД переводит молекулу в более высокое энергетическое состояние. [c.140]

Строение электронной оболочки атома по Бору. Как уже указывалось, в своей теории Нильс Бор исходил из ядерной модели атома. Основываясь иа положении квантовой теории света о прерывистой, дискретной природе излучения и на линейчатом характере атомны.х спектров, ои сделал вывод, что энергия >лектронов в атоме не может меняться непрерывно, а изменяется скачками, т. е. дискретно. Поэтому в атоме возможны не любые энергетические состояния электронов, а лишь определенные, разрешенные состояния. Иначе говоря, энергетические состояния электронов в атоме квантованы. Переход из одного разрешенного состояния в другое совершается скачкообразно и сопровождается испусканием или поглощением кванта электромагнитного излучения. [c.66]

Помимо целей идентификации и спектрофотометрии, электронные спектры поглощения находят широкое применение для решения структурных проблем и прежде всего в химии координационных соединений. Наиболее характерны в этом отношении спектры комплексов переходных металлов, строение которых связано с наличием в них частично или полностью заполненных -орбиталей. Самую простую модель для описания связей в комплексных соединениях переходных металлов дают теории поля лигандов и кристаллического поля. Они позволяют выяснить влияние лигандов на снятие вырождения -орбиталей центрального атома (иона) металла и понять или даже предсказать строение, спектры и магнитные свойства комплексов. Согласно теории кристаллического поля вырожденные электронные энергетические уровни центрального иона могут претерпевать существенные изменения (расщепление) под возмущающим действием полей лигандов, окружающих центральный ион. [c.181]

Для целей статистической механики достаточно знать лишь энергетические уровни молекул и их вырождение знание самой волновой функции необязательно. Поэтому знание величин ег, и для всех энергетических уровней а будет рассматриваться как знание структуры молекулы сорта г. Хотя в принципе структура молекулы определяется из решения соответствуюш его уравнения Шредингера, практически получить такое решение чрезвычайно трудно, за исключением случаев простейших молекул. Чаще структуру молекул определяют, анализируя спектроскопическим методом излучение и поглощение света молекулой (излучение или поглощение сопровождается переходом молекулы с одного энергетического уровня на другой, причем частота света V и разность энергий этих уровней связаны соотношением Ае = = V, где к — постоянная Планка). Во многих случаях спектроскопические данные удается скоррелировать с результатами, полученными из анализа простых квантовомеханических моделей молекулярной структуры. [c.440]

Энергетическая диаграмма для двух спиновых состояний ядра со спином / = 1/2 приведена на рис. I. 2 ее классическим аналогом является параллельная (основное состояние) и анти-параллельная (возбужденное состояние) ориентации г-компоненты ядерного магнитного момента л относительно внешнего поля Ва. В этой модели поглощение энергии в результате взаимодействия электромагнитного излучения с ядерным моментом приводит к инверсии вектора магнитного момента л. [c.228]

Большой заслугой Бора является то, что его модель позволила понять смысл целых чисел щ и Ну в уравнении Ридберга эти числа указывают номера исходного и конечного энергетических уровней, между которыми осуществляется переход электрона при поглощении или испускании [c.70]

При исследованиях методом инфракрасной спектроскопии часть молекул переходит на более высокие энергетические уровни вследствие поглощения излучения из пучка инфракрасного света. Отличительная особенность спектров испускания объясняется тем, что молекулы получают избыток энергии, и можно наблюдать спектры, обусловленные спонтанными переходами с более высоких на более низкие энергетические уровни. Инфракрасные спектры испускания используются редко, так как экспериментальные методы их получения более сложны, чем методы получения спектров поглощения, и к тому же они не дают заметных преимуществ. Однако эмиссионная спектроскопия при изучении хемосорбированных молекул имеет большое преимущество, так как она позволяет изучить поведение молекул на поверхности образцов массивных металлов. Некоторые металлические образцы, нагретые выше 150°, дают достаточное количество излучения для того, чтобы его можно было изучать с помощью спектрофотометра Перкина — Эльмера (модель 21). [c.98]

Влияние цепи сопряжения на окраску объясняется на основании различных теорий, из которых наиболее широко применяется теория, использующая модель электронного газа [20, 21]. Принимается, что электронный газ находится в энергетическом ящике, длина которого равна длине цепи сопряжения. Для наиболее простых красителей симметричного строения с линейной цепью сопряжения выведена следующая формула для длины волны первой длинноволновой полосы поглощения [c.83]

Здесь приведено значение энергии возбужденного состояния для Гд , = 1,401 в ИЗ тех соображений, что расчет молекул алкенов, для которого настоящие выкладки служат моделью, обычно дает лишь вертикальную энергию возбуждения. Термин вертикальный происходит из хорошо известного графического представления энергий для ряда молекулярных состояний как функции межъядерных координат. Вертикальный переход от основного состояния, обычно соответствующий максимуму на кривой поглощения, является переходом, при котором электронная конфигурация возбужденного состояния устанавливается прежде, чем сравнительно малоподвижные ядра успеют заметно изменить свои конфигурации основного состояния. В табл. 4 даны энергии вертикального возбуждения в соответствии с энергетическими состояниями, перечисленными в табл. 2 и 3. [c.46]

Проблема строения центров свечения и механизма поглощения света активирующей примесью является одной из наиболее фундаментальных и менее всего изученных проблем в физике люминесценции кристаллических фосфоров. В современной теории люминесценции кристаллофосфоров, в основу которой положена энергетическая модель, вопросы о строении, физических свойствах и химическом составе центров свечения вообще не рассматриваются. Различного рода центры связываются в указанной теории с донор-ными либо акцепторными уровнями, а элементарные процессы описываются чисто феноменологически с помощью констант захвата, высвобождения и рекомбинации электрона. [c.150]

При исследованиях методом инфракрасной абсорбционной спектроскопии часть молекул образца переходит на более высокие энергетические уровни вследствие поглощения излучения из пучка инфракрасного света. При изучении спектров испускания молекулы образца также переходят на более высокие энергетические уровни, но наблюдаются спектры, обусловленные спонтанными переходами с более высоких на более низкие энергетические уровни. Спектры поглощения и испускания лю бого данного соединения будут иметь полосы приблизительно в одних и тех же положениях. Инфракрасные спектры испускания применяются очень редко, так как экспериментальные методы их получения более сложны, чем методы получения спектров поглощения. Однако эмиссионная спектроскопия имеет большое преимущество при изучении адсорбированных молекул, ввиду того что в качестве адсорбентов могут быть использованы нагретые массивные металлы. Металлические стержни, нагретые выше 150° С, дают достаточное количество излучения, для того чтобы можно было его изучать спектрофотометром Перкина—Эльмера (модель 21). В этом случае стержни должны быть приближены вплотную к входным щелям, которые должны быть открыты на максимальную щирину. Можно получить дифференциальные спектры испускания, если стержень, находящийся перед одной щелью, покрыть тонким слоем изучаемого вещества, а второй стержень, помещенный перед другой щелью, оставить непокрытым. [c.67]

Очевидно, что в подобного типа электрических разрядах температура электронов намного выше температуры газа Тт, т.е. здесь имеет место хотя и стационарное, но отнюдь не равновесное состояние заселение верхних уровней происходит за счет ударов первого рода, а переход возбужденных атомов и ионов на нижележащие уровни (девозбуждение) — в основном за счет спонтанной эмиссии. В описанных случаях, конечно, можно говорить лишь о той или иной степени приближения к использованным выше теоретическим моделям. Так, газ в электротермическом атомизаторе настолько близок к состоянию термодинамического равновесия, что имеющимися незначительными отличиями можно для практических целей полностью пренебречь для описания же общих свойств пламен модель термодинамически равновесной плазмы, строго говоря, не годится. В частности, многие пламена интенсивно излучают в инфракрасной области спектра, в то время как энергетические потери на излучение покрываются за счет нагревания газа в ходе реакции горения. Таким образом принцип детального равновесия в пламенах не выполняется даже грубо приближенно. Тем ие менее для описания механизма поглощения и излучения отдельных спектральных линий атомов в пламенах оказывается возможным при определенных условиях воспользоваться законами теплового излучения, в частности, законом Кирхгофа. То же можно сказать о некоторых формах электрических разрядов. В этих случаях отпадает необходимость в оценке эффективных сечений элементарных процессов, так как распределение атомов по возбужденным состояниям оказывается возможным рассчитать более простыми способами. [c.23]

На основе этой модели можно дать объяснение ряду важных фактов. Так, из показанной на рис. 13 энергетической диаграммы и приведенных разъяснений вытекает, что максимум полосы излучения отвечает меньшей энергии квантов (Ец) и, соответственно, большей длине волны, чем максимум полосы поглощения. Это хо- [c.36]

Энергетические состояния их, таким образом, хорошо экранированы от внешних полей, и переходы почти не теряют в своей остроте по сравнению со свободным атомом. Энергетическая модель поглощения и излучения может быть представлена вне зависимости от энергетических полос кристалла с участием только дискретных состояний самого излучающего атома или иона (рис. 67). [c.294]

Не существует, конечно, единого универсального механизма, с помощью которого можно было бы объяснить всё разнообразие наблюдаемых явлений. В каждом частном случае люминесценции имеет место наложение ряда отдельных процессов, сравнительное участие которых зависит как от природы самого люминофора, так и от условий его возбуждения. Приведённые выше модельные представления о механизме люминесценции приведены в большом числе чисто теоретических и практических работ [126, 138, 186, 187, 188, 192, 233, 271, 272, 247]. Некоторые схемы носят характер ad ho , но в принципе все они облегчают понимание энергетических взаимоотношений в кристалле при поглощении и излучении им света. Каждая из предложенных моделей представляет собой только формальную схему, которая очень полезна для наглядных представлений об [c.300]

При возбуждении какой-либо молекулы в кристалле ее энергия возбуждения может передаваться другим подобным молекулам, находящимся в узлах кристаллической решетки. Эту передачу энергии от одной молекулы к другой можно (уподобить перемещению в решетке так называемого экситона (модель Я. И. Френкеля [36]). В результате такого взаимодействия исходные вырожденные уровни энергии молекул расщепляются и появляются новые энергетические уровни и переходы между ними, следствием чего является появление в спектрах кристаллов новых линий или полос поглощения (так называемых экситон-ных линий). [c.109]

Н. Д. Соколова. В ней отмечено, что этот процесс, например ориентационная поляризация среды, играюш ая обычно главную роль, происходит много медленнее, чем собственно переход протона. Поэтому скорость образования ионной пары лимитируется, как правило, скоростью реорганизации растворителя. Такое объяснение означает, что на энергетической диаграмме процесса ионизации АН---В А ---НВ осью абсцисс должна служить некоторая обобщенная координата, учитывающая ориентацию молекул среды, а не лринятая обычно координата протона (по этому вопросу см. [9, 10]). По этой причине нет смысла говорить о туннельном движении протона между двумя ямами, как это нередко постулируется для таких систем. Кинетические изотопные эффекты, иногда интерпретируемые как указание на туннелирование протона, могут быть объяснены в рамках указанной модели. Из сказанного следует, в частности, что попытки, например Цунделя [И], объяснить с помощью такой модели сплошное ИК-поглощение растворами кислот и оснований пе обоснованы в самой своей основе. [c.8]

Более близкий карбоциклический аналог пятичленных гетероароматических молекул — анион циклопентадиена, который яв ляется я-электронным изологом бензола и иона тропилия. При значении квантового числа /=1 к аниону циклопентадиена приложима свободноэлектронная модель. При этом энергетически нижние электронные возбуждения представляют и запрещенный и ра.чрешенный переходы с изменением квантового числа, соответственно, на три и на одну единицу. В отличие от бензола, в анионе циклопентадиена или в ионе тропилия вырождение как низкоэнергетических запрещенных, так и высокоэнергетических разрешенных переходов нарушено вследствие частичной симметрии атомных ядер Б этих ионах. Спектры поглощения этих ионов и их гетероаиалогоБ должны содержать полосу с умеренной интенсивностью, сопровождающуюся в коротковолновой области интенсивной полосой, как это и наблюдается в случае иона тропилия [117] и ароматических молекул, содержащих один гетероатом в пятичленном кольце [132]. Моноциклические пятичленные молекулы, содержащие два или более гетероатома, дают умеренно интенсивную полосу около коротковолновой границы ближнего ультрафиолетового спектра (табл. XV). Область меньших длин волн для этих соединений еще не исследована. [c.372]

Природа люминесценции фотопроводников объясняется при помощи модели электронных энергетических зон (ср. рис. 2.34). Согласно этой модели, электроны делокализованы в. кристаллической решетке. Атомы активаторов и дефекты решетки образуют локализованные энергетические уровни (центры люминесценции L и ловушки электронов М) в запрещенной зоне. Например, в результате поглощения энергии активации электрон переносится из валентной зоны кристалла в зону проводимости затем он может либо испустить квант излучения флуоресценции и. возвратиться в осноБное состояние, либо оказаться захваченным электронной ловушкой М. При поглощении тепловой энергии электрон повтор- [c.98]

Первые попытки применения квантово-механической теории энергетического состояния электронов в диэлектриках и полупроводниках к интерпретации фотохимических и фотоэлектрических явлений в щелочно-галоидных кристаллах принадлежат П. С. Тар-таковскому [71]. На основе имевшихся в то время экспериментальных данных и общих соображений об энергетических уровнях в кристаллах Тартаковским впервые была построена схема энергетических уровней для ряда щелочно-галоидных соединений с учетом локальных электронных состояний различных центров окраски. Анализируя электронные переходы между различными уровнями энергии кристалла, можно было объяснить ряд оптических и фотоэлектрических свойств окрашенных кристаллов ще-лочно-галоидных соединений с единой точки зрения. Однако в отличие от полупроводников, для которых свет в области их фундаментального поглощения является фотоэлектрически активным, в щелочно-галоидных кристаллах не наблюдается внутреннего фотоэффекта под действием света в области первой полосы собственного поглощения. По этой причине попытки применения зонной теории к толкованию всей совокупности явлений, связанных с собственным поглощением, фотопроводимостью и люминесценцией щелочно-галоидных кристаллов наталкивались на существенные затруднения. Некоторые фундаментальные экспериментальные факты относительно свойств окрашенных щелочно-галоидных кристаллов не получили объяснения ни в энергетической схеме Тарта-ковского, ни в подобных более всеобъемлющих схемах, предлагавшихся позднее. В частности, оставалась совершенно непонятной сама возможность образования в кристалле столь устойчивой окраски под действием света или рентгеновых лучей, какая в действительности наблюдается у щелочно-галоидных кристаллов. В самом деле, при образовании в процессе фотохимического окрашивания свободных электронов, локализующихся затем на уровнях захвата, в верхней зоне заполненных уровней энергии должны образоваться свободные положительные дырки. Вследствие диффузии этих дырок в верхней зоне заполненных уровней вероятность их рекомбинации с электронами, локализованными в центрах окраски, должна быть достаточной, чтобы кристалл быстро обесцветился даже в темноте. Между тем, известно, что окраска кристалла весьма устойчива и сохраняется в темноте очень продолжительное время. Возможность локализации положительных дырок в предлагавшихся квантово-механических моделях не рассматривалась. [c.30]

Идея об автолокализации электронов легла в основу работ С. И. Пекара по теории поляронов и центров окраски в щелочно-галоидных кристаллах. Полярон представляет собой электрон, локализованный в созданной им самим поляризационной яме. Локализуясь в области вакантного узла отрицательного иона, он образует элементарный центр окраски. Метод эффективной массы, теоретически обоснованный Пекаром, позволил рассмотреть количественно энергетические состояния электронов в области дефектов кристаллической структуры в виде пустых анионных узлов и разработать количественную теорию центров окраски, вычислить кривую Р-полосы поглощения и ее зависимость от температуры кристалла. Этот метод позволил также определить форму полосы поглощения, обусловленной Р -центрами, на основе модели, согласно которой Р -центр представляет собой элементарный центр окраски, захвативший еще один электрон. [c.45]

Следует заметить, что анализ особенностей межчастичных взаимодействий в карбидах, основанный на учете описанной выше электронно-валентной модели, позволил достаточно продуктивно обсудить температурно-концентрационные зависимости их тепло- -емкости и энтропии, а также рассмотреть пути их оценки по данным ИК-спектров поглощения [69, 70. При этом предполагалось, что в моноокисях и монокарбидах металлов 1Уа и Уа подгрупп, для которых энергетическое положение полос поглощения весьма близко, основное влияние на частоты поглощения оказывают колебания легких атомов (Х = С, О) вдоль линий связи Ме—X—Ме [71]. Учитывая далее, что в стехиометрических карбидах определяющими являются силы, обусловленные Ме—С-взаимодейс1виями (по сравнению с Ме—Ме- и С—С-связямн), допускалось, что в нестехиометрических карбидах они в первом приближении компенсируются возникающими вместо них неэкранированными Ме—Ме-связями. Тогда наблюдаемые инфракрасные спектры поглощения можно описать с помощью частных решений для линейной цепочки, состоящей из чередующихся атомов двух сортов с существенно различающимися массами т и М). [c.287]

Проблема связи геометрии сопряженных систем с их электронными спектрами впервые теоретически исследовалась Муллике-ном в дальнейшем было сделано много попыток уточнить полученные результаты с помощью различных вариантов метода молекулярных орбит. Все эти расчеты основывались на идеальной модели, в которой ненасыщенные электроны двигались в электрическом поле, создаваемом атомами заместителей такое приближение в пределе представляет собой свободный электронный газ в. однородном потенциальном поле (Bayliss). Поглощение вызывает движение электронов вдоль оси системы длина волны и интенсивность зависят от числа (п) подвижных электронов и эффективной длины пути электронного колебания I). Для выражения зависимости между X и s предлагались различные функции, например для простейших моделей [см. ссылки на стр. 387 (Л)] 1 и е —при малых значениях п. Отсюда видно, что X—функция, значительно менее чувствительная к изменению I по сравнению с е но чем длиннее система, тем меньше энергетический скачок и тем больше вероятность перехода. Согласие с опытом здесь качественное, но не количественное (см. табл. 1) мы видим, чта [c.335]

Ряд таких моделей обсуждался в многочисленных работах по теории кинетики топохимических реакций и в первую очередь в работах, относящихся к закономерностям образования ядер твердого продукта. При обсуждении этого вопроса следует иметь в виду, что ядра обычно представляют собой трехмерные образования конечных размеров. Это означает, что для образования ядра необходим ряд последовательных актов реакции. Поскольку молекулярные объемы твердых фаз рёагента и продукта в общем случае различны, реакция в доядерный период и само образование ядер должны сопровождаться деформацией кристаллической решетки твердого реагента (соответствующие конкретные расчеты приведены, например, в работах [8, 9])., Этот факт имеет значение в двух аспектах. Во-первых, скорость процесса образования ядер определяется не только химическими, но и кристаллографическими факторами. В соответствии с этим изменяется и физический смысл кинетических параметров, определяемых из экспериментальных данных. Во-вто-рых, образование ядер фазы твердого продукта происходит, очевидно, в тех местах, где энергетические затраты минимальны. Такими местами могут являться различные поверхностные дефекты, выходы дислокаций на поверхность кристалла, Р-цент-ры и др. Поскольку концентрация этих мест ограничена, возникли представления о потенциальных центрах зародышеобра-зования, постепенно исчерпывающихся по мере протекания реакции. Такие представления, применимые, естественно, лишь к неравновесным дефектам, требуют учета уменьшения количества дефектов в ходе реакции в результате их поглощения растущими ядрами. [c.39]

Напротив, при наличии альтернирования число повторяющихся элементов структуры, а следовательно, и число состояний вдвое меньше количества я-электронов, значит, зона заполнена полностью. Поэтому при отсутствии альтернирования длинноволновый максимум оптического поглощения соответствует переходу электрона на более высокий энергетический уровень, лежащий в пределах одной зоны, и упрощенная модель потенциального ящика с плоским дном удовлетворительно отражает физический характер явления. При альтернировании длин связей оптическое поглощение обусловлено переходом электрона из одной зоны в другую. Поэтому расчеты, в которых пренебрегают наличием периодического потенциала вдоль скелета полиеновой молекулы, в этом случае не отражают действительного распределения энергетических уровней в полисопряженной системе. [c.30]

Бейлис 27,128 предложил металлическую модель для спектров сопряженных полиенов. тх-Электроны, принадлежащие двойным связям гранс-сопряженных полиенов, представляют собой единый электронный газ в поле однородной потенциальной энергии, длина которого приблизительно равна длине сопряженной системы. Были установлены энергетические уровни, правило подбора и переход интенсивностей. Модель показала, что сила осциллятора главной полосы поглощения транссопряженных полиенов определяется формулой / = 0,134(2Л 1), где N — число двойных связей. Вычисленные значения хорошо совпадают с экспериментально найденными. В отличие от методов валентных связей и молекулярных орбит, в этом [c.443]

О причинах различия в величинах оптической и термической энергии активации. При помощи модели потенциальных кривых можно проанализировать также условия освобождения электрона из ловушки, если предположить, что этому предшествует пребывание его на неглубоком возбужденном уровне. В таком случае энергетическая диаграмма ловушки, как и центра свечения, может быть представлена двумя кривыми — кривой основного и возбужденного состояний (см. рис. 17). На возможность использования этой модели указывают, в частности, свойства электронных ловушек щелочно-галоидных кристаллов — Na l, K l и других, —превращающихся при захвате электрона в процессе облучения в так называемые F-центры — центры окраски, которые изменяют цвет кристаллов вследствие появления полосы возбужденного поглощения. Эти центры обладают способностью и к излучению, лежащему в инфракрасной области, причем как поглощение, так и из-чучение могут быть описаны моделью потенциальных кривых. [c.41]

В работе [107] предлагается новая модель, в которой электропроводность в NiO связывают с 2/5-полосой кислорода. Для описания оптического поглощения и края фотопроводимости используются заполненная 2р-полоса кислорода и пустая 45-полоса никеля с энергетической щелью между ними4эе. Так как непроводящие 3 -состояния заполнены, то чистая NiO — полупроводник с внутренней щелью 4 эв. Введение Li+ приводит к возникновению соседних Ni3+- o TOHHHn и этот комплекс действует как акцептор для 2р-полосы. При низких температурах Ni -AbipKa может перескакивать на Ni вблизи узла Li+ и таким образом создается вклад в электропроводность. При высоких температурах акцептор, являясь ионизованным, оставляет Ni + вблизи Li+, а дырка переходит в кислородную 2р-полосу. Эти дырки дают зонную проводимость р-типа, которая и наблюдается при средних температурах. За магнитные свойства и оптический спектр в NiO ответственны локализованные Зй-электроны. [c.89]

Эта модель подверглась критике [108]. Были исследованы спектры электроотражения тонких образцов кристаллов NiO в области 3,0—5,0 эв. Обнаружены три критические точки плотности состояний, что не объясняется моделью, предложенной в работе [107]. Автор [108] основывается на вычислениях зонной структуры, выполненных Вильсоном [120] методом присоединенных плоских волн. Согласно этой модели, Зс/-электроны движутся в узкой полосе. Щель между высшей заполненной [3db(ig)] и нижней незаполненной [3db(eg)] -полосой составляет 1 эв. Однако теоретически оптические переходы между этими полосами запрещены. Начало сильного оптического поглощения получено при 3,78эв и соответствует переходам из узкой смешанной р — d-полосы Ma tg)—2p в нижнюю незаполненную d-полосу 2>db eg). В результате этих переходов будут создаваться свободные носители, необходимые для фотопроводимости. Переходы в s-полосу следует ожидать в области 6,5 эв. Эта схема позволяет качественно понять спектры электроотражения. Расчеты щели 2р — 4s дали значения 6,8 эв [121] в модели обычной теории энергетических зон и 6,5 эв [120] при [c.89]

Приведённые схемы люминесцентного процесса для флуо- и фосфоресценции имеют, конечно, скорее качественный, чем количественный характер. Далеко не все параметры энергетической модели поддаются непосредственному определению. Ширина запрещённой области энергетического спектра между обеими полосами разрешённых энергий может быть грубо оценена из кривых поглощения и явлений фотопроводимости. Последняя позволяет судить о поведении электрона в полосе проводимости. Распределение уровней загрязнения относительно верхней границы полосы проводимости, откуда падает электрон, находит своё отражение в кривых спектрального состава люминесцентного излучения. Распределение уровней прилипания относительно той же границы может быть качественно прослежено по кривым температурного высвечивания фосфоресценции [94, 223, 224, 225, 226]. Самым крупным недостатком схемы является неконкрет-ность представлений о локализованных энергетических состояниях. Взаимоотношение их с основными элементами решётки и связь с физико-химическими особенностями строения пока не поддаются интерпретации. Тем не менее, большое число наблюдений удовлетворительно увязывается со схемой. Ниже приведена интерпретация ряда свойств люминесценции в свете рассматриваемой модели. [c.284]

Ядерное магнитное ращеп-ление. Большинство ядер, включая протоны, представляют собой крошечные магнитики. В сильном магнитном поле эти ядра-магнитики могут выстраиваться некоторым определенным, квантованным, образом. Такие магниты потом могут быть переориентированы при поглощении излучения (света), частота которого точно соответствует уровням энергии магнитов в поле. Однако и сам электрон также является крошечным магнитиком, так что и он взаимодействует с ядерными магнитами. Некоторые характеристики диаграмм энергетических уровней ядерных магнитов могут быть объяснены только, если предположить, что электронные магнитики находятся определенную часть времени в непосредственной близости от ядерных магнитов. Квантовомеханическая модель атома позволяет точно описать взаимодействие электронов с ядерными магнитами. [c.45]

В этой модели центральный ион (примесный в кристалле) рассматривается с детальным учетом его электронной структуры, а ионы окружения - как источники внешнего поля, в простейшем случае — чисто электростатического. Несмотря на сравнительную простоту модели, она позволила выяснить основные закономерности в оптических спектрах примесных ртутеподобных ионов в ЩГК и рассчитать в хорошем согласии с экспериментом характеристики этих спектров. Были исследованы также свойства, связанные с вырождением электронных состояний (эффект Яна — Теллера) и неадиабзтичностью [4]. Для примесных ионов с иезаполнедной -оболочкой модель центрального иона применена в [1] рассчитаны энергетический спектр примесного иона, тонкая структура и зеемановское расщепление термов, интенсивность и ширина полос оптического поглощения. [c.259]

Справочник химика 21

Химия и химическая технология