Автореферат (1150531), страница 2
Текст из файла (страница 2)
1, 2.Параметры аппроксимирующих потенциалов Морзе для состояния 1( 3 P2 )сведены в таблицу 1.Таблица 1.Параметры потенциалов Морзе для состояния1( 3 P2 ) молекул CdAr и CdKrCdKrCdArRe, а.е.9.259.50De, см-110857ωe, см-110.711.8Сравнение полученных потенциалов взаимодействия с результатами abinitio расчетов [1] для состояний 1( 3 P2 ) для CdKr и CdAr приводится нарисунках 3 и 4.Рис. 1. Полуэмпирические квазимолекулярные термы системы Cd(5s5p) + Krв состоянияхΩ = 0− , 1, 28( P)32Рис.
2. Полуэмпирические квазимолекулярные термы системы Cd(5s5p) + Arв состоянияхΩ = 0− , 1, 2( P)32Рис. 3. Полуэмпирический потенциал взаимодействия (сплошная кривая) и результаты ab initio расчетов [1](пунктирная кривая) для Cd ( 5s5 p ) + Kr в состоянии Ω = 19( P)32Рис. 4. Полуэмпирический потенциал взаимодействия (сплошная кривая) и результаты ab initio расчетов [1](пунктирная кривая) для Cd ( 5s5 p ) + Kr в состоянии Ω = 1( P)32Во второй главе рассматриваются процессы радиационного распада()метастабильного состояния при столкновениях атомов кадмия Cd 5 ( 3 P2 ) сатомами инертных газов (Kr и Ar), в рамках квазистатического приближениявычисляются спектры поглощения и излучения смесей паров кадмия иатомов инертных газов (Kr, Ar) вблизи запрещенной атомной линииCd ( 51S0 − 5 3 P2 ) .На основе полученных в главе 1 полуэмпирических потенциаловвзаимодействия вычисляются вероятности Γ ( Ω ( 3PJ ) , R ) квазимолекулярныхрадиационныхпереходовΩ ( 3 PJ ) → 0+ ( 1S 0 ) .Радиационноетушениеметастабильного состояния 3 P2 связано со снятием запрета на излучательныйпереход1( 3 P2 ) → 0+ ( 1S0 )вследствиемежатомноговзаимодействия,приводящего к включению в адиабатическую квазимолекулярную функциюсостояния Ω = 1( 3 P2 ) волновых функций резонансных состояний1,3P1 1 .
Длявычисления вероятностей квазимолекулярныx радиационных переходов вадиабатических волновых функциях выделяется вклад функции101P11LS , таккак в соответствующем атомному LS-типу связи молекулярном базисетолько для состояний 1P1 0+LS и 1P11LS отличны от нуля дипольные моментыпереходов в основное состояние.Адиабатическиеквазимолекулярныеволновые функцииΩ ( 3 PJ )(собственные функции оператора эффективного гамильтониана) являются1,3линейными комбинациями функцийPJ Ωic , которые, в свою очередь,представляют собой линейные комбинации произведений атомных волновыхфункций атомов кадмия, соответствующих LS-связи (с коэффициентамиразложения a, b), и волновых функций атома инертного газа (Ar, Kr).ci ( R )Коэффициенты разложенияΩ ( 3 PJ ) по функциям1,3PJ Ωicадиабатических волновых функцийопределяются в результате диагонализацииматрицы эффективного гамильтониана.
Вероятности квазимолекулярныхрадиационныхпереходов(Γ Ω ( 3 PJ ) , R)могутбытьвыраженычерезамплитуды разложения волновых функций ci ( R ) , a, b и экспериментальнуювероятность Γ ( 3 P1 ) атомного перехода 3 P1 → 1S0 .На рисунках 5, 6 для CdKr и CdAr приводятся потенциалывзаимодействия в возбужденном (1( 3 P2 ) ) и основном состояниях, а такжеразностный потенциал и вычисленные приведенные радиационные ширины()γ 1( 3 P2 ) , R , характеризующие отношение квадрата дипольного моментаквазимолекулярного перехода к квадрату дипольного момента атомногоперехода 3 P1 → 1S0 .11Рис 5. Потенциалы взаимодействия U* ( 1 3 P2 ) (кривая 1), U0 ( 0+ ( 1S0 ) ) (кривая 2, [2])в возбужденном и основном состояниях соответственно,разностный потенциал ∆U = U * − U 0 (кривая 3) (верхняя панель),()а также приведенная ширина lg γ 1( 3 P2 ) , R (нижняя панель) для CdKr12Рис 6.
Потенциалы взаимодействия U* ( 1 3 P2 ) (кривая 1), U0 ( 0+ ( 1S0 ) ) (кривая 2, [3])в возбужденном и основном состояниях соответственно,разностный потенциал ∆U = U * − U 0 (кривая 3) (верхняя панель),()а также приведенная ширина lg γ 1( 3 P2 ) , R (нижняя панель) для CdArНаграфиках(lg γ 1( 3 P2 ) , Rзависимостей)наблюдаютсярезкиеминимумы, связанные с изменением знака дипольного момента и,соответственно, обращением в нуль вероятности радиационного перехода()Γ 1( 3 P2 ) , R .Полученным результатам для вероятностей переходов можно доверятьв тех областях межатомных расстояний, для которых были полученыэкспериментальныепотенциалывзаимодействия,использованныеприрасчете в главе 1.
В частности, при проведении полуэмпирическойпроцедурывосстановленияпотенциаловиспользовалсяпотенциалвзаимодействия в состоянии 0+ ( 1P1 ) для молекулы CdKr, определенный в13области межатомных расстояний R = ( 7.2 ÷ 9.5 ) a0 Как видно из рисунка 5 дляпроцессов радиационного тушения состояния 1( 3 P2 ) наиболее существеннаобласть именно таких значений межатомных расстояний.Наосновевзаимодействиярадиационныхполученныхиполуэмпирических(Γ Ω ( 3 PJ ) , RвероятностейΩ ( 3 PJ ) → 0+ ( 1S 0 )переходов)потенциаловквазимолекулярныхрассматриваютсяпроцессыквазимолекулярного поглощения и излучения смеси паров кадмия и атомовинертныхгазов(Kr,Ar)вблизизапрещеннойатомнойлинииCd ( 5 1S0 − 5 3 P2 ) , вычисляются спектральное распределение коэффициентапоглощения,спектррадиационногоизлучениятушенияиконстантаметастабильногоскоростисостояния.Какпроцессавидноизрезультатов, полученных в главе 1, глубины потенциальных ям состояний1( 3 P2 ) молекул CdKr, CdAr удовлетворяют условию De << kT при T ≥ 300 K .В этом случае связанные состояния заселены относительно мало, и основнуюроль играют свободно-свободные переходы.
Также в области потенциальныхям вероятности соответствующих квазимолекулярных переходов малы,поэтому, основное значение имеют переходы в окрестности классическихточек поворота. Из анализа рис. 5, 6 следует, что переходы в длинноволновой(по отношению к запрещенной атомной линии) области происходят примежатомных расстояниях R > 9a0 , но в данном диапазоне расстоянийвероятностьрадиационныхпереходовмала,соответственно,далеерассматривается только коротковолновая (по отношению к запрещеннойатомной линии) область спектра. В указанных условиях спектральноераспределение коэффициента поглощенияраспределение∫ I (T , ∆ω)d ω = 1,квазистатическогоизлучаемыхфотонов,определяютсяприближения.вK abs (T , ∆ω ) и спектральноенормированноерамкахРезультатыхорошорасчетовусловиемизвестногокоэффициентапоглощения и спектра излучения для температур Т = 300 К и Т = 700 К14приводятся на рис.
7, 8. Результаты расчетов для константы скоростипроцесса радиационного тушения метастабильного состояния приводятся втаблице2.Даннаяконстантаявляетсяинтегральной(поспектру)характеристикой.Таблица 2Константа скорости K(T) (в 10-183 -1см с ) радиационного тушения метастабильного состояния пристолкновениях Cd(3P2) с атомами Kr и Ar в основном состоянииT, K300700CdKr2.43.3CdAr1.11.9Рис.
7. Спектральное распределение коэффициента поглощения смеси паров Cd с атомами Kr и Ar вблизизапрещенной атомной линии Cd ( 5 1S0 − 5 3 P2 ) для температур T = 300 K (кривая 1 для Kr и кривая 3 для Ar )и T = 700 K (кривая 2 для Kr и кривая 4 для Ar)15Рис. 8. Нормированный спектр излучения смеси паров Cd с атомами Kr и Ar вблизи запрещенной атомнойлинии Cd ( 5 1S0 − 5 3 P2 ) для температур T = 300 K (кривая 1 для Kr и кривая 3 для Ar) и T = 700 K (кривая 2для Kr и кривая 4 для Ar)Как видно из результатов вычислений с ростом температурымаксимумы спектральных распределений при поглощении и излучениисмещаются медленно в коротковолновую область, уменьшаясь вместе с темпо величине. Согласно проведенным вычислениям наибольший вклад визлучение смеси паров Cd с атомами Kr, Ar вблизи запрещенной атомнойлинии дают радиационные квазимолекулярные переходыв областинаибольшего сближения атомов в процессе столкновения, т.е.
спектрформируется в основном за счет столкновительно-индуцированного тушенияатомного метастабильного состояния. Спектр поглощения, как и излучения,представляет собой сплошную полосу. Процесс поглощения наиболееэффективно протекает в коротковолновой (по отношению к запрещеннойатомнойлинии)области,приводякселективномузаселениюметастабильного состояния Cd ( 3 P2 ) .Втретьейсвязанныхглавесостоянийвычисляютсяν′ 1( 3 P2 )и16радиационныевероятностивременаA ( ν′, ν′′ )жизнипереходовν′ 1( 3 P2 ) − ν′′ 0+ ( 1S0 ) как функции колебательного квантового числа длямолекул CdAr, CdKr, HgAr, HgKr, HgXe.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
