Научная литература
booksshare.net -> Добавить материал -> Физика -> Лозанский Э.Д. -> "Теория искры" -> 16

Теория искры - Лозанский Э.Д.

Лозанский Э.Д., Фирсов О.Б. Теория искры — М.: Атомиздат, 1975. — 272 c.
Скачать (прямая ссылка): teoriyaiskri1975.djvu
Предыдущая << 1 .. 10 11 12 13 14 15 < 16 > 17 18 19 20 21 22 .. 106 >> Следующая


Излучение не всегда является причиной конечного времени существования системы на данном энергетическом уровне. Уровень может быть квазистационарным, т. е. распадаться вследствие эффекта Оже или вылета частицы системы через потенциальный барьер. Во всех этих случаях приведенные формулы остаются в силе, но* у уже не называется радиационной шириной. Причиной распада состояния системы может быть также и столкновение ее с другими частицами. Так, столкновение электрона с атомом или атома с атомом может перевести его в другое состояние. Кроме того, в результате взаимодействия возбужденного атома или молекулы с другими частицами меняется энергия системы. Вследствие этого меняется фаза. Когда изменение фазы имеет величину порядка 1 рад, это эквивалентно изменению состояния. Полную ширину линии, определяемую всеми указанными причинами, обычно обозначают буквой Г.

44
Взаимодействие возбужденных атомов или молекул с ионами, вообще говоря, искажает приведенную форму линии, но этого здесь мы учитывать не будем.

Кроме указанных причин уширения спектральной линии изменение частоты излучаемого света связано с движением возбужденного атома или молекулы. Согласно закону Доплера, изменение частоты света движущегося источника в первом приближении равно

Aco = ±.со v/c, (1.89)

где V — скорость в направлении излучения; знак + ставится, если источник движется навстречу приемнику. Если атомы или молекулы, излучающие свет, находятся в тепловом движении, то ширина линии, связанная с этим движением, будет Дсо~со (2Г/Мс2)1/2, где T — температура; M — масса частицы. При обычных температурах, порядка тысячи градусов, для легких атомов эта ширина на один-два порядка превышает радиационную ширину спектральной линии. Однако скорости частиц распределены по закону Максвелла, поэтому и форма линии, обусловленная доплеровским уширением, имеет вид гауссовой кривой:

g - V0 (Ж)-'/г exp I Ш% ) . (1.90)

<2со °\Мс2 J 0 I 2с0ІТ J

Эта формула написана в приближении, в котором пренебрежено радиационной шириной. Здесь W0 — полная вероятность излучения в единицу времени; со0 — центр спектральной линии (вместо индекса ab). Формула (1.90) справедлива при достаточно низких давлениях газа или достаточно высоких температурах, когда ширина линии, обусловленная причинами, изложенными ранее, существенно меньше доплеровской. Кроме того, и в указанном случае эта формула справедлива, пока I со — Co01 не очень превышает доплеровскую ширину, так как контур линии, определяемый формулой (1.90), очень круто, экспоненциально, спадает. При | со — со0|, много большей доплеровской ширины, dWIdto снова переходит в формулу (1.87), где, в свою очередь, в знаменателе можно пренебречь у2/4 по сравнению с (со — Co0)2. Обычно доплеровскую ширину можно не принимать во внимание лишь при концентрации газа N > IO20 смг3.

Коэффициент поглощения излучения определяется формулой

X (со) = NW0--------------------------------------------------^-= — NW0-^-, (1.91)

cog (CO-CO0)2+ r2/4 4 (CO—со§) 4-Г2/4

где Г — полная ширина линии. Очевидно, в случае непрерывного спектра источника форма линии поглощения совпадает с формой линии испускания. Данная формула написана для случая, когда доплеровским уширением можно пренебречь (для простоты), например при низких температурах и тяжелых элементах.

Можно ввести понятие эффективного сечения поглощения фотона, разделив коэффициент поглощения на число атомов в единице объема. В центре линии поглощения аф = №W0/2jiT. При малой

45
частоте столкновений для перехода из основного состояния в первое возбужденное (не считая оптически запрещенных) Г = W0 и аф = = К2/2я. Это сечение очень велико, порядка IO"11 — IO"10 см2г следовательно, формально получается, что длина пробега фотона при атмосферном давлении меньше размера атома. Даже если в Г включить доплеровскую ширину (это можно делать с малой погрешностью, пока I со — Co01 '—^ Г), то при атмосферном давлении все же длина пробега фотона примерно равна среднему расстоянию между атомами. Таким образом, излученный фотон поглощается одним из ближайших атомов, если он был излучен с частотой, отличающейся от Co0 не более чем Г. Однако если расстояние между атомами оказывается меньше, чем Л/2я, то более эффективным процессом передачи энергии от одного атома к другому, соседнему, оказывается диполь-дипольное взаимодействие между атомами.

Следовательно, излучение резонансной частоты со0 с точностью порядка Г очень интенсивно поглощается. Если возбуждаются уровни выше первого резонансного, то далее атом может излучить фотон меньшей энергии, который, не будучи резонансным, свободно проходит через газ.

Рассмотрим подробнее диполь-дипольное взаимодействие. Сечение передачи возбуждения от одного атома к другому (оно же определяет уширение спектральной линии) определяется формулой

Gn ~ 2 jid2e21(Hv)y (1.92)

где d — дипольный момент перехода атома, через который выражается вероятность спонтанного излучения в формуле (1.86); v — скорость относительного движения. Следовательно, частота перехода возбуждения от одного атома к другому, совпадающая 4C ушире-нием линии, вызванным этим процессом, равна
Предыдущая << 1 .. 10 11 12 13 14 15 < 16 > 17 18 19 20 21 22 .. 106 >> Следующая

Реклама

c1c0fc952cf0704ad12d6af2ad3bf47e03017fed

Есть, чем поделиться? Отправьте
материал
нам
Авторские права © 2009 BooksShare.
Все права защищены.
Rambler's Top100

c1c0fc952cf0704ad12d6af2ad3bf47e03017fed