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分光法において、禁制機構（禁制遷移または 禁制線）とは、原子核、原子、または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、特定の選択規則では許容されない遷移であるが、その規則に関連する近似を行わない場合は許容される。[ 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、そのプロセスは起こり得ないが、より高いレベルの近似（例えば、磁気双極子、または電気四重極）では、そのプロセスは許容されるが、その速度は低い。
一例として、リン光性物質[ 2 ]が挙げられる。リン光性物質は光を吸収して励起状態を形成し、そ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制となる。その結果、数分から数時間かけてゆっくりと光が放出される。
原子核、原子、または分子が励起状態に励起され、遷移が名目上禁制である場合でも、自発的に遷移が起こる確率はわずかながら存在します。より正確には、そのような励起状態にある粒子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程度存在します。定義上、この確率は選択則によって許容される遷移の確率よりもはるかに低い値です。したがって、状態が許容される遷移（または衝突などによる）によって脱励起できる場合、禁制遷移が起こる前にほぼ確実に脱励起します。とはいえ、ほとんどの禁制遷移は比較的起こりにくいものです。この方法でしか崩壊できない状態（いわゆる準安定状態）の寿命は、許容される遷移による崩壊の寿命が1マイクロ秒未満であるのに対し、通常はミリ秒から秒のオーダーです。一部の放射性崩壊系では、複数のレベルの禁制によって、選択則で許容される範囲を超えて系が変化する単位ごとに、寿命が何桁も長くなることがあります。このような興奮状態は、数年、あるいは数十億年（測定するには長すぎる期間）続くこともある。
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、励起状態が崩壊して核角運動量（任意の方向）を最も一般的な（許容される）量である1量子単位だけ変化させる経路が存在しないことである。スピン角運動量の変化。このような変化は、この系でスピンが 1 単位であるガンマ線光子を放出するために必要です。角運動量の 2、3、4、およびそれ以上の単位の整数変化は可能です (放出された光子が追加の角運動量を運び去ります) が、1 単位を超える変化は禁制遷移として知られています。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単位) ごとに、崩壊率は約 5 桁抑制されます。[ 3 ]既知の最大のスピン変化は 8 単位であり、 Ta-180mの崩壊で発生し、1 単位に関連する崩壊の 10 35倍に抑制されるため、自然なガンマ崩壊の半減期は 10 −12秒ではなく、半減期は 10 23秒以上、つまり少なくとも 3 × 10 15年となり、崩壊はまだ観測されていません。
原子核の角運動量変化が2、3、4などのガンマ崩壊は禁制ですが、これは相対的に禁制であるに過ぎず、実際には起こりますが、通常の許容変化である1単位よりも遅い速度で起こります。しかし、原子核がゼロスピン状態から始まり、ゼロスピン状態で終わる場合、ガンマ放出は絶対に禁制です。なぜなら、そのような放出では角運動量が保存されないからです。これらの遷移はガンマ崩壊では起こり得ず、ベータ崩壊など別の経路で進行する必要があります。ベータ崩壊が起こりにくい場合は、内部転換が起こります。
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、スピンがゼロでパリティが偶数の原子核から、同じくスピンがゼロでパリティが偶数の原子核（フェルミ遷移）へと進行する可能性があります。これは、放出される電子とニュートリノが反対のスピンを持つ可能性があるため（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/中性子比の変化を受けやすい原子核において、最も速いタイプのベータ崩壊であることを意味します。
ベータ崩壊で放出される電子とニュートリノの次の可能な全角運動量は、スピンが1（電子とニュートリノが同じ方向にスピンしている）となる状態であり、これは許容される。このタイプの放出（ガモフ・テラー遷移）は、補償のために核スピンを1だけ変化させる。放出される放射線の角運動量がこれより大きい状態（2、3、4など）は禁止されており、角運動量の増加に伴って禁止の度合いがランク付けされる。
具体的には、L > 0の場合、崩壊は禁制と呼ばれます。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ことが要求されます。L番目の禁制遷移 の選択則は次のとおりです。
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します。前述のように、フェルミ 0 + → 0 +遷移の特殊なケース (ガンマ崩壊では絶対的に禁止されている) は、ベータ崩壊では超許容と呼ばれ、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および Δπ の値を示しています。
ガンマ崩壊と同様に、禁止度が1段階上がるごとに、関連するベータ崩壊過程の半減期は約4～5桁増加する。[ 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 ]地球化学実験では、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 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の禁制遷移は、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、原子は衝突による脱励起を防ぐ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励起原子の集団を容易に生成できる。ネオジムをドープしたガラスは、ネオジム原子内の禁制のf - f遷移から独特の色を呈し、超高出力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になる場合があり、これはTaucプロットで示すことができるように、吸収スペクトルの関数形を変える。
禁制線は、宇宙空間または地球の最上層大気の極めて低密度のガスや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、ほぼ確実に禁制線光子を放出して崩壊する。準安定状態はかなり一般的であるため、禁制遷移は宇宙の超低密度ガスから放出される光子のかなりの割合を占める。高電荷イオンにおける禁制遷移は、可視光、真空紫外光、軟X線、X線光子の放出を引き起こし、電子ビームイオントラップ[ 9 ]やイオン蓄積リングなどの特定の実験装置で日常的に観測されている。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する。禁制遷移は、レーザー分光技術を用いて、現在入手可能な最高精度の原子時計や量子時計を安定化するために利用されている。
窒素（[N II] 654.8 nm および 658.4 nm）、硫黄（[S II] 671.6 nm および 673.1 nm）、酸素（[O II] 372.7 nm、[O III] 495.9 nm および 500.7 nm）の禁制線は、天体プラズマ でよく観測されます。これらの線は、惑星状星雲や H II 領域のエネルギーバランスにとって重要です。禁制の 21 cm 水素線は、非常に低温の中性水素ガスを観測できるため、電波天文学において特に重要です。また、T タウリ星のスペクトルに[ OI ]および[ S II ] 禁制線が存在することは、ガス密度が低いことを示唆しています。
禁止線遷移は、問題となる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 ]
