禁断のメカニズム

分光学において、禁制機構（禁制遷移または 禁制線）とは、原子核、原子、分子による光子の吸収または放出に関連するスペクトル線であり、特定の選択則では許されないが、その則に関連する近似が行われない場合は許される遷移を起こす。[ 1 ]例えば、通常の近似（光との相互作用に対する電気双極子近似など）によればプロセスは起こり得ないが、より高次の近似（磁気双極子、電気四極子など）ではプロセスは許されるが、その速度は遅い。

一例として、リン光材料[ 2 ]が挙げられます。リン光材料は光を吸収して励起状態を形成しますが、その励起状態の減衰にはスピン反転が伴うため、電気双極子遷移によって禁制されます。その結果、数分から数時間かけてゆっくりと発光します。

原子核、原子、分子が励起状態に遷移し、遷移が名目上禁制となっている場合でも、それらが自発的に発生する可能性はわずかながら存在します。より正確には、そのような励起された実体が単位時間あたりにより低いエネルギー状態への禁制遷移を起こす確率が一定量存在します。定義により、この確率は選択則により許可または許容される遷移の確率よりはるかに低くなります。したがって、状態が許可された遷移（または衝突などその他の方法）により脱励起できる場合、禁制経路による遷移が起こる前に確実に脱励起されます。ただし、ほとんどの禁制遷移は比較的起こりにくいだけです。このようにしてのみ崩壊できる状態（いわゆる準安定状態）の寿命は通常、ミリ秒から秒のオーダーであるのに対し、許可された遷移による崩壊の寿命はマイクロ秒未満です。いくつかの放射性崩壊系では、複数の禁制レベルにより、選択則で許容される範囲を超えて系が変化するごとに、寿命が何桁も長くなることがあります。このような励起状態は、数年、あるいは数十億年（測定するには長すぎる）に及ぶこともあります。

放射性崩壊において

ガンマ崩壊

励起原子核のガンマ崩壊速度を抑制し、それによって原子核の準安定異性体の存在を可能にする最も一般的なメカニズムは、励起状態の崩壊経路が欠如していることであり、この経路では核角運動量が（任意の方向に沿って）最も一般的な（許容される）1量子単位のスピン角運動量だけ変化する。このような変化は、このシステムで1単位のスピンを持つガンマ線光子を放出するために必要である。角運動量の2、3、4、およびそれ以上の単位の積分変化は可能であり（放出された光子が追加の角運動量を運び去る）、1単位を超える変化は禁制遷移として知られている。禁制の各度合い（放出されたガンマ線が運ばなければならない、1よりも大きな追加のスピン変化単位）は、崩壊速度を約5桁抑制する。[ 3 ]最も大きなスピン変化である8単位はTa-180mの崩壊で起こるが、これは1単位に関連する崩壊の10 35倍に抑えられるため、自然なガンマ崩壊の半減期10 −12秒ではなく、10 23秒以上、つまり少なくとも3 x 10 15年の半減期を持ち、そのためまだ崩壊が観測されていない。 ℏ{\displaystyle \hbar}

核の角運動量が2、3、4など変化するガンマ崩壊は禁制であるものの、相対的に禁制であるに過ぎず、進行はするものの、通常許容される1単位の変化よりも遅い速度で進行します。しかし、核がゼロスピン状態で始まりゼロスピン状態で終わる場合、ガンマ線放出は絶対的に禁制です。なぜなら、そのような放出は角運動量を保存しないからです。これらの遷移はガンマ線崩壊では起こらず、場合によってはベータ崩壊、あるいはベータ崩壊が起こりにくい 内部転換など、別の経路で進行する必要があります。

ベータ崩壊

ベータ崩壊は、放出される放射線のL値によって分類されます。ガンマ崩壊とは異なり、ベータ崩壊は、スピンがゼロで偶パリティの原子核から、同じくスピンがゼロで偶パリティの原子核へと進行することがあります（フェルミ遷移）。これは、放出される電子とニュートリノのスピンが反対になる場合（放射線の全角運動量がゼロになる）、放出前後で原子核がスピンゼロのままであっても、初期状態の角運動量が保存されるため可能です。このタイプの放出は超許容放出であり、ベータ崩壊過程に伴う陽子/中性子比の変化の影響を受けやすい原子核において最も急速なタイプのベータ崩壊です。

ベータ崩壊で放出される電子とニュートリノの次に起こり得る全角運動量は、スピン1（電子とニュートリノが同じ方向に回転する）であり、これは許容されます。このタイプの放出（ガモフ・テラー遷移）は、それを補うために核スピンを1変化させます。放出される放射線の角運動量が大きい状態（2、3、4など）は禁制状態であり、角運動量の増加に応じて禁制度が順位付けされます。

特に、L > 0のとき、この崩壊は禁制崩壊と呼ばれます。核選択則では、L値が2より大きい場合、核スピン （J）とパリティ（π）の両方の変化が伴う必要があります。L番目の禁制遷移  の選択則は以下のとおりです。

ΔJ＝L−1、L、L+1;Δπ＝（−1）L、{\displaystyle \Delta J=L-1,L,L+1;\Delta \pi =(-1)^{L},}

ここで、Δπ = 1または−1 は、それぞれパリティ変化なし、またはパリティ変化ありに対応する。前述のように、フェルミ 0 + → 0 +遷移（ガンマ崩壊では絶対に禁制）の特殊なケースはベータ崩壊の超許容と呼ばれ、ベータ崩壊が可能な場合は非常に速く進行する。次の表は、Lの最初のいくつかの値に対する Δ Jと Δπ の値を示す。

禁断Δ JΔπ
スーパー許可0 + → 0 +いいえ
許可された0、1いいえ
最初に禁止された0、1、2はい
2番目に禁止1、2、3いいえ
3番目に禁止2、3、4はい

ガンマ崩壊と同様に、禁制度が増すごとにベータ崩壊過程の半減期は約4～5桁長くなります。[ 4 ]

二重ベータ崩壊は実験室で観測されており、例えば82Se . [ 5 ]地球化学実験でも、いくつかの同位体でこのまれなタイプの禁制崩壊が発見されており、 [ 6 ]平均半減期は10の18 倍を超えています。

固体物理学では

エルビウムやネオジムなどの希土類原子は、その禁制遷移により固体レーザー媒体のドーパントとして有用である。 [ 7 ]このような媒体では、原子は衝突による励起状態の消失を防ぐマトリックスに保持され、励起状態の半減期が長いため光ポンピングが容易で、大量の励起原子を生成することができる。ネオジム添加ガラスは、ネオジム原子内の禁制f - f遷移によりその珍しい色を呈し、極めて高出力の固体レーザーに使用されている。バルク半導体の遷移も対称性によって禁制となることがあり、これにより吸収スペクトルの関数形が変化する。これはタウクプロットで示される。

天体物理学と原子物理学において

二価イオン化酸素[O III]の軌道遷移の光子エネルギー（禁制遷移を含む）（緑）

禁制輝線は、宇宙空間または地球の極超高層大気における極低密度のガスおよびプラズマで観測されている。[ 8 ]宇宙環境では、密度は1立方センチメートルあたりわずか数個の原子しかない場合があり、原子衝突は起こりにくい。このような条件下では、原子または分子が何らかの理由で準安定状態に励起されると、禁制線光子を放出して崩壊することがほぼ確実である。準安定状態は比較的一般的であるため、宇宙空間の超低密度ガスから放出される光子のかなりの割合を禁制遷移が占めている。電子ビームイオントラップ[ 9 ]やイオンストレージリングなどの特定の実験装置では、高電荷イオンにおける禁制遷移が日常的に観測されており、可視光線、真空紫外線、軟X線、X線光子の放出を引き起こします。これらの装置では、残留ガス密度が十分に低いため、原子が衝突によって脱励起される前に禁制線放出が発生します。レーザー分光技術を用いることで、禁制遷移は、現在利用可能な最高精度の 原子時計や量子時計の安定化に利用されています。

窒素の禁制線（[N II] 654.8 nmと658.4 nm）、硫黄の禁制線（[S II] 671.6 nmと673.1 nm）、酸素の禁制線（[O II] 372.7 nm、[O III] 495.9 nmと500.7 nm）は、天体プラズマでよく観測されます。これらの禁制線は、惑星状星雲とHII領域のエネルギーバランスにとって重要です。21cmの水素禁制線は、非常に冷たい中性水素ガスを観測できるため、電波天文学にとって特に重要です。また、T-タウリ星のスペクトルに[OI]と[S II]の禁制線が存在することは、ガス密度が低いことを示しています。

表記

禁制線遷移は、対象となる原子または分子種を角括弧で囲むことで示されます（例：[O III]または[S II]）。[ 8 ]

参考文献

  1. ^ Philip R. Bunker、Per Jensen (2006). Molecular Symmetry and Spectroscopy . NRC Research Press. p. 414. ISBN 978-0-660-19628-2。
  2. ^ Lisensky, George C.; Patel, Manish N.; Reich, Megan L. (1996). 「暗闇で光るおもちゃを使った実験：ドープされたZnSリン光の速度論」. Journal of Chemical Education . 73 (11): 1048. Bibcode : 1996JChEd..73.1048L . doi : 10.1021/ed073p1048 . ISSN 0021-9584 . 
  3. ^ 「14.20 ガンマ崩壊」。
  4. ^ 「ベータ崩壊の種類」（PDF） .オリジナル（PDF）から2013年3月19日にアーカイブ。2014年8月14日閲覧。
  5. ^ Elliott, SR; Hahn, AA; Moe; MK (1987). 「Se 82における2ニュートリノ二重ベータ崩壊の直接的証拠」. Physical Review Letters . 59 (18): 2020– 2023. Bibcode : 1987PhRvL..59.2020E . doi : 10.1103/PhysRevLett.59.2020 . PMID 10035397 . 
  6. ^ Barabash, AS (2011). 「二重ベータ崩壊実験：75年間の研究の歴史的レビュー」.原子核物理学. 74 (4): 603– 613. arXiv : 1104.2714 . Bibcode : 2011PAN....74..603B . doi : 10.1134/S1063778811030070 . S2CID 118716672 . 
  7. ^ Kolesov, R.; et al. (2012). 「結晶中の単一希土類イオンの光学的検出」 . Nature Communications . 3 : 1029. Bibcode : 2012NatCo...3.1029K . doi : 10.1038/ncomms2034 . PMC 3432461. PMID 22929786 .  
  8. ^ a b І.А. Климисина; А.О. Корсунь、編。 （2003年）。「Заборонені лінії」(PDF)。Астрономічний енциклопедичний словник[天文学百科事典] (ウクライナ語)。リヴィウ: ЛНУ—ГАО НАНУ。 p. 161.ISBN​ 966-613-263-X。
  9. ^ Mäckel, V.; Klawitter, R.; Brenner, G.; Crespo López-Urrutia, JR; Ullrich, J. (2011). 「捕捉された高電荷Ar 13+イオンにおける禁制遷移のレーザー分光法」. Physical Review Letters . 107 (14) 143002. アメリカ物理学会. Bibcode : 2011PhRvL.107n3002M . doi : 10.1103/PhysRevLett.107.143002 . PMID 22107188 . 

さらに読む

  • Osterbrock, DE ,ガス状星雲と活動銀河核の天体物理学, University Science Books, 1989 , ISBN 0-935702-22-9。
  • ハインリッヒ・ベイヤー、ハインリッヒ・F・ベイヤー、H・ユルゲン・クルーゲ、H・J・クルーゲ、ヴィアチェスラフ・ペトロヴィッチ・シェヴェルコ、『高電荷イオンのX線放射』、シュプリンガー・サイエンス＆ビジネス・メディア、1997年、ISBN 978-3-540-63185-9。
  • ジョン・ギラスパイ編著『高電荷イオンのトラッピング：基礎と応用』、ジョン・ギラスパイ編著。Nova Science Publishers, Inc.、ニューヨーク州ハンティントン、1999年、ISBN 1-56072-725-X。
  • Wolfgang Quint、Manuel Vogel編、『Fundamental Physics in Particle Traps』、Springer Tracts in Modern Physics、第256巻、2014年、ISBN 978-3-642-45200-0。
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