禁じられたメカニズム

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可されていないが、その規則に関連する近似が行われない場合は許可される遷移を起こす。 ^{[1]たとえば、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）ではプロセスは起こるが、その速度は遅いという状況である。

一例として、暗闇で光る燐光物質[ ^2]が挙げられます。これは光を吸収して励起状態を形成しますが、その励起状態の崩壊にはスピン反転が伴うため、電気双極子遷移によって禁止されます。その結果、数分または数時間にわたってゆっくりと光が放出されます。

原子核、原子、または分子が励起状態に上昇し、遷移が名目上禁制となっている場合でも、それらの自発的発生の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低エネルギー状態への禁制遷移を起こす確率が一定量あります。定義により、この確率は選択規則によって許可または許容される遷移の確率よりも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（または衝突など他の方法）によって脱励起できる場合、禁制経路による遷移が発生する前にほぼ確実に脱励起します。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。この方法で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ではマイクロ秒未満です。いくつかの放射性崩壊システムでは、複数のレベルの禁制により、システムが選択規則の下で最も許容される範囲を超えて変化するごとに、寿命が何桁も長くなる可能性があります。^[要出典]このような励起状態は、何年も、あるいは数十億年も続くことがあります (測定するには長すぎる)。

励起原子核のガンマ崩壊率を抑制し、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る。この経路では、核角運動量（任意の方向に沿って）が、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だが（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より大きい追加のスピン変化の単位）ごとに、崩壊率は約5桁抑制される。^{[3] 8単位という最も大きなスピン変化は}Ta-180mの崩壊で起こるが、これは1単位に関連するものより10 ³⁵倍崩壊を抑制するため、自然なガンマ崩壊半減期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、そのため崩壊がまだ観測されていない。 ${\displaystyle \hbar}$

核角運動量の変化が 2、3、4 などのガンマ崩壊は禁制ですが、相対的に禁制なだけであり、進行はしますが、通常許容される 1 単位の変化よりも遅い速度です。ただし、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、ガンマ放出は絶対的に禁制です。このような放出は角運動量を保存しないためです。これらの遷移はガンマ崩壊では発生せず、場合によってはベータ崩壊、またはベータ崩壊が好ましくない場合は 内部変換などの別の経路で進行する必要があります。

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、スピンがゼロで偶数パリティの原子核から、スピンがゼロで偶数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)。これが可能なのは、放出される電子とニュートリノのスピンが反対になる可能性があるためです (放射線の総角運動量がゼロになります)。そのため、放出の前後で原子核がスピン 0 のままであっても、初期状態の角運動量が保存されます。このタイプの放出は超許容放出であり、ベータ崩壊プロセスに伴う陽子/中性子比の変化の影響を受けやすい原子核における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、結合スピン 1 (電子とニュートリノが同じ方向に回転) であり、これは許可されます。このタイプの放出 (ガモフ-テラー遷移) は、補償するために核スピンを 1 変化させます。放出される放射線のより高い角運動量 (2、3、4 など) を伴う状態は禁制であり、角運動量の増加によって禁制の度合いがランク付けされます。

特に、L > 0のとき、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  の選択則は次のとおりです。

$${\displaystyle \Delta J=L-1,L,L+1;\Delta \pi =(-1)^{L},}$$

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に対応します。前述のように、フェルミ 0 ⁺ → 0 ⁺遷移の特別なケース (ガンマ崩壊では絶対に禁止されています) 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します。次の表は、Lの最初のいくつかの値に対する Δ Jと Δπ の値を示しています。

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が約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⁸²
セ
^[5]地球化学実験でも、このまれなタイプの禁制崩壊がいくつかの同位体で発見されており、^[6]平均半減期は10 ¹⁸ 年を超えています。

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、原子は衝突によって脱励起されないマトリックス内に保持され、励起状態の半減期が長いため、光ポンピングによって大量の励起原子を生成することが容易である。ネオジム添加ガラスは、ネオジム原子内の禁制f - f遷移からその珍しい色を生じ、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は対称性によって禁制となることもあり、これにより吸収スペクトルの関数形が変化する。これはTaucプロットで示される。

禁制輝線は、宇宙空間または地球の超高層大気のいずれかにある、極めて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数個の原子しかない場合があり、原子の衝突は起こりにくい。そのような状況では、原子または分子が何らかの理由で励起されて準安定状態になると、禁制線光子を放出して崩壊することがほぼ確実である。準安定状態はかなり一般的であるため、宇宙の超低密度ガスによって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。可視光線、真空紫外線、軟X線、X線光子の放出をもたらす高電荷イオンの禁制遷移は、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日常的に観測されており、どちらの場合も残留ガス密度が十分に低いため、原子が衝突で脱励起される前に禁制線の放出が発生します。レーザー分光技術を使用すると、禁制遷移は、現在利用可能な最高の精度を持つ 原子時計と量子時計を安定化するために使用されます。

窒素の禁制線([N II] 654.8 と 658.4 nm )、硫黄の禁制線([S II] 671.6 と 673.1 nm)、酸素の禁制線([O II] 372.7 nm、[O III] 495.9 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H II 領域のエネルギーバランスにとって重要です。21 cm 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 タウリ型星のスペクトルに [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意味します。

禁制線遷移は、問題の原子または分子種を角括弧で囲むことによって示されます（例：[O III]または[S II]）。^[8]