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采用高精度的从头算方法研究了SeH –阴离子的基态(X 1Σ +)和低激发(a 3Π, A 1Π, b 3Σ +, 2 1Σ +)的势能曲线、偶极矩和跃迁偶极矩. 在计算中考虑了价-芯(CV)电子关联、Davidson修正、标量相对论修正和自旋-轨道耦合效应(SOC). 考虑了SOC效应后,
$ {{\rm{b}}^3}\Sigma _{{0^ - }}^ + $ 和$ {{\rm{b}}^3}\Sigma _{{1}}^ + $ 态变为了弱束缚态. 计算得到$ {{\rm{a}}^3}{\Pi _{{1}}} \leftrightarrow {{\rm{X}}^1}\Sigma _{{0^ + }}^ + $ ,${{\rm{a}}^3}{\Pi _{{0^ + }}} \leftrightarrow $ ${{\rm{X}}^1}\Sigma _{{0^ + }}^ +$ 和$ {{\rm{A}}^1}{\Pi _1} \leftrightarrow {{\rm{X}}^1}\Sigma _{{0^ + }}^ + $ 跃迁具有很大的跃迁偶极矩. 这三种跃迁都同时具有高对角分布的弗兰克-康登因子 f 00及振动分支比 R 00. 计算得到了$ {{\rm{a}}^3}{\Pi _{{1}}}$ ,$ {{\rm{a}}^3}{\Pi _{{{{0}}^{{ + }}}}}$ 和$ {{\rm{A}}^1}{\Pi _{{1}}}$ 激发态的自发辐射寿命都很短, 能够实现对SeH –阴离子的快速激光冷却.$ {{\rm{A}}^1}{\Pi _1} \leftrightarrow {{\rm{X}}^1}\Sigma _{{0^ + }}^ + $ 跃迁为三能级跃迁, 中间态的存在对构建准闭合的循环能级的影响可以忽略. 驱动$ {{\rm{a}}^3}{\Pi _{{1}}} \leftrightarrow {{\rm{X}}^1}\Sigma _{{0^ + }}^ + $ ,$ {{\rm{a}}^3}{\Pi _{{0^ + }}} \leftrightarrow {{\rm{X}}^1}\Sigma _{{0^ + }}^ + $ 和$ {{\rm{A}}^1}{\Pi _1} \leftrightarrow {{\rm{X}}^1}\Sigma _{{0^ + }}^ + $ 跃迁进行激光冷却SeH –阴离子的激光波长都在可见光范围内. 本文的结果为以后激光冷却SeH –阴离子的实验提供了部分理论参考.Potential energy curves (PECs), permanent dipole moments (PDMs) and transition dipole moments (TMDs) of five Λ-S states of SeH −anion are calculated by the MRCI + Qmethod with ACVQZ-DK basis set. The core-valence corrections, Davidson corrections, scalar relativistic corrections, and spin-orbit coupling (SOC) effects are also considered. In the CASSCF step, Se(1s2s2p3s3p) shells are put into the frozen orbitals, which are not optimized. Six molecular orbitals are chosen as active space, including H(1s) and Se(4s4p5s) shells, and eight electrons are distributed in a (4, 1, 1, 0) active space, which is referred to as CAS (8, 6), and the Se(3d) shell is selected as a closed-shell, which keeps doubly occupation. In the MRCI step, the remaining Se(3d) shell is used for core-valence calculations of SeH −anion. The SOC effects are taken into account in the one- and two- electron Breit-Pauli operators. The b 3Σ +state is a repulsive state. Other excited states are bound, and all states possess two potential wells. The $ {{\rm{b}}^{{3}}}\Sigma _{{0^ - }}^ + $ and$ {{\rm{b}}^3}\Sigma _{{1}}^ + $ both turn into bound states when the SOC effect is considered. All spectroscopic parameters of Λ-S states and Ω states are reported for the first time. The TDMs of the$ {{\rm{A}}^{{1}}}{\Pi _{{1}}} \leftrightarrow {{\rm{X}}^{{1}}}\Sigma _{{0^ + }}^ + $ ,$ {{\rm{a}}^{{3}}}{\Pi _{{1}}} \leftrightarrow {{\rm{X}}^1}\Sigma _{{0^ + }}^ + $ ,$ {{\rm{a}}^{{3}}}{\Pi _{{{{0}}^{{ + }}}}} \leftrightarrow {{\rm{X}}^1}\Sigma _{{0^ + }}^ + $ ,$ {{\rm{A}}^{{1}}}{\Pi _{{1}}} \leftrightarrow {{\rm{a}}^{{3}}}{\Pi _{{1}}}$ , and$ {{\rm{A}}^{{1}}}{\Pi _{{1}}} \leftrightarrow {{\rm{a}}^{{3}}}{\Pi _{{{{0}}^{{ + }}}}}$ transitions are also calculated. The TDMs of the$ {{\rm{A}}^{{1}}}{\Pi _{{1}}} \leftrightarrow {{\rm{X}}^{{1}}}\Sigma _{{0^ + }}^ + $ and$ {{\rm{a}}^{{3}}}{\Pi _{{1}}} \leftrightarrow {{\rm{X}}^{{1}}}\Sigma _{{0^ + }}^ + $ transitions are large in the Franck-Condon region, which are about –2.05 Debye (D) and 1.45 D at R e. Notably, the TDMs of the$ {{\rm{a}}^3}{\Pi _{{{{0}}^{{ + }}}}} \leftrightarrow {{\rm{X}}^1}\Sigma _{{0^ + }}^ + $ transition cannot be ignored. The value of TDM at R eequals –0.15 D.Based on the accurately PECs and PDMs, the values of Franck-Condon factor f υ′υ″, vibrational branching ratio R υ′υ″and radiative coefficient of the $ {{\rm{a}}^{{3}}}{\Pi _{{1}}} \leftrightarrow {{\rm{X}}^{{1}}}\Sigma _{{0^ + }}^ + $ ,$ {{\rm{a}}^{{3}}}{{{\Pi }}_{{{{0}}^{{ + }}}}} \leftrightarrow {{\rm{X}}^{{1}}}{{\Sigma }}_{{0^ + }}^ + $ , and$ {{\rm{A}}^{{1}}}{\Pi _{{1}}} \leftrightarrow {{\rm{X}}^{{1}}}\Sigma _{{0^ + }}^ + $ transitions are also calculated. Highly diagonally distributed Franck-Condon factor f 00and the values of vibrational branching ratio R 00of the$ {{\rm{a}}^{{3}}}{\Pi _{{1}}}(\upsilon ') \leftrightarrow {{\rm{X}}^1}\Sigma _{{0^ + }}^ + (\upsilon '')$ ,$ {{\rm{a}}^{{3}}}{\Pi _{{0^ + }}}(\upsilon ') \leftrightarrow {{\rm{X}}^1}\Sigma _{{0^ + }}^ + (\upsilon '')$ , and$ {{\rm{A}}^1}{\Pi _1}(\upsilon ') \leftrightarrow {{\rm{X}}^1}\Sigma _{{0^ + }}^ + (\upsilon '')$ transitions are obtained, respectively. Spontaneous radiation lifetimes of the$ {{\rm{a}}^3}{\Pi _{{1}}}$ ,$ {{\rm{a}}^3}{\Pi _{{{{0}}^{{ + }}}}}$ , and$ {{\rm{A}}^1}{\Pi _{{1}}}$ excited states are all short for rapid laser cooling. The influences of intervening states of the$ {{\rm{A}}^1}{\Pi _1}(\upsilon ') \leftrightarrow {{\rm{X}}^1}\Sigma _{{0^ + }}^ + (\upsilon '')$ transition can be ignored. The proposed cooling wavelengths using the$ {{\rm{a}}^3}{\Pi _{{1}}}(\upsilon ') \leftrightarrow {{\rm{X}}^{{1}}}\Sigma _{{0^ + }}^ + (\upsilon '')$ ,$ {{\rm{a}}^{{3}}}{\Pi _{{0^ + }}}(\upsilon ') \leftrightarrow {{\rm{X}}^1}\Sigma _{{0^ + }}^ + (\upsilon '')$ , and$ {{\rm{A}}^1}{\Pi _1}(\upsilon ') \leftrightarrow {{\rm{X}}^1}\Sigma _{{0^ + }}^ + (\upsilon '')$ transitions are all in the visible region.-
Keywords:
- spin-orbit coupling effects/
- vibrational branching ratios/
- spontaneous radiative lifetimes/
- laser cooling
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Λ-S态 来源 Re/Å ωe/cm–1 ωeχe/cm–1 Be/cm–1 De/eV Te/cm–1 X1Σ+ ACVQZ-DK 1.4694 2300.77 46.10 7.8507 3.487 0 AVQZ-DK 1.4614 2380.32 45.57 7.9326 3.711 实验[17] 1.4696a 7.7289c 1.4806b a3Π 本文工作 第一势阱 1.4778 2206.52 123.45 7.8428 0.519 20642.90 第二势阱 2.1787 839.87 49.66 3.44016 0.450 24549.11 A1Π 本文工作 第一势阱 1.4726 2373.65 127.14 7.8391 0.734 21240.75 第二势阱 2.2780 437.62 44.07 3.0932 0.147 26997.57 b3Σ+ 本文工作 repulsive 21Σ+ 本文工作 第一势阱 1.6188 1336.45 — 6.1955 0.228 51684.73 第二势阱 4.0808 198.90 9.96 1.0190 0.135 46349.30 注:a为SeH分子基态的平衡核间距的实验值来源于文献[18];b为SeH分子基态的平衡核间距的实验值来源于文献[33], 结果不准确;
c为采用最小二乘法得到转动惯量B.
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Ω态 Re/Å ωe/cm–1 ωeχe/cm–1 Be/cm–1 De/eV Te/cm–1 ${{\rm{X}}^1}\Sigma _{{0^ + }}^ + $ 1.4694 2301.31 47.01 7.8499 3.395 0 ${{\rm{a}}^3}{\Pi _2}$ 第一势阱 1.4777 2207.22 122.39 7.8416 0.523 19787.17 第二势阱 2.1739 861.02 52.10 3.4081 0.454 23751.54 ${{\rm{a}}^3}{\Pi _{{1}}}$ 第一势阱 1.4759 2232.16 111.70 7.8434 0.560 20036.27 第二势阱 2.1822 818.11 55.64 3.3929 0.386 24301.10 ${{\rm{a}}^3}{\Pi _{{{{0}}^ - }}}$ 第一势阱 1.4778 2205.83 124.97 7.8485 0.513 21472.52 第二势阱 2.1986 778.28 73.70 3.4048 0.267 25261.96 ${{\rm{a}}^3}{\Pi _{{{{0}}^{{ + }}}}}$ 第一势阱 1.4777 2208.03 122.90 7.8422 0.522 21477.12 第二势阱 2.1619 904.15 49.02 3.4355 0.527 25454.22 ${{\rm{A}}^1}{\Pi _{{1}}}$ 第一势阱 1.4744 2368.50 144.22 7.8262 0.686 21821.04 第二势阱 排斥态 ${{\rm{b}}^3}\Sigma _{{0^ - }}^ + $ 第一势阱 3.1807 318.89 35.64 1.6988 0.096 28945.41 ${{\rm{b}}^3}\Sigma _{{1}}^ + $ 第二势阱 3.2046 239.13 30.94 1.6662 0.066 29184.63 ${2^1}\Sigma _{{0^ + }}^ + $ 第一势阱 1.6190 1332.50 — 6.1895 0.225 51714.58 第二势阱 4.0800 190.57 8.84 1.0190 0.135 46351.94 下载:
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Index ${{\rm{a}}^3}{\Pi _{{1}}} \leftrightarrow $
${{\rm{X}}^1}\Sigma _{{0^ + }}^ + $${{\rm{a}}^{{3}}}{\Pi _{{0^ + }}} \leftrightarrow $
${{\rm{X}}^{{1}}}\Sigma _{{0^ + }}^ + $${{\rm{A}}^1}{\Pi _1} \leftrightarrow$
$ {{\rm{X}}^1}\Sigma _{{0^ + }}^ + $${f_{\upsilon '\upsilon ''}}$ f00 0.9949 0.9922 0.9974 f01 0.0047 0.0072 0.0025 f02 0.0004 0.0006 0.0001 f10 0.0051 0.0079 0.0026 f11 0.9541 0.9324 0.9792 f12 0.0337 0.0486 0.0159 ${A_{\upsilon '\upsilon ''}}\rm /s$ A00 5.02×106 8.02×104 1.36×107 A01 1.88×102 4.28×103 1.87×104 A02 2.81×101 7.48×101 2.00×103 A10 1.10×105 6.50×102 5.79×104 A11 4.13×106 9.13×104 1.32×107 A12 1.32×104 1.57×104 1.45×105 ${R_{\upsilon '\upsilon ''}}$ R00 0.99996 0.9484 0.9985 R01 3.7×10–5 0.0506 0.0014 R02 5.6×10–6 0.0009 0.0001 R10 0.02592 0.0060 0.0043 R11 0.9707 0.8394 0.9836 R12 0.0031 0.1446 0.0108 下载:
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[1] 朱宇豪, 李瑞.基于组态相互作用方法对AuB分子低激发态电子结构和光学跃迁性质的研究. 必威体育下载 , 2024, 73(5): 053101.doi:10.7498/aps.73.20231347 [2] 冯卓, 索兵兵, 韩慧仙, 李安阳.CaSH分子高精度电子结构计算及用于激光制冷目标分子的理论分析. 必威体育下载 , 2024, 73(2): 023301.doi:10.7498/aps.73.20230742 [3] 王新宇, 王艺霖, 石虔韩, 汪庆龙, 于洪洋, 金园园, 李松.SbS电子基态及激发态势能曲线和振动能级的理论研究. 必威体育下载 , 2022, 71(2): 023101.doi:10.7498/aps.71.20211441 [4] 郭芮, 谭涵, 袁沁玥, 张庆, 万明杰.LiCl–阴离子的光谱性质和跃迁性质. 必威体育下载 , 2022, 71(4): 043101.doi:10.7498/aps.71.20211688 [5] 侯秋宇, 关皓益, 黄雨露, 陈世林, 杨明, 万明杰.AsH+离子的电子结构和跃迁性质. 必威体育下载 , 2022, 71(21): 213101.doi:10.7498/aps.71.20221104 [6] 侯秋宇, 关皓益, 黄雨露, 陈世林, 杨明, 万明杰.AsH+离子的电子结构和跃迁性质. 必威体育下载 , 2022, 0(0): .doi:10.7498/aps.7120221104 [7] 尹俊豪, 杨涛, 印建平.基于 ${{\bf{A}}}^{{\boldsymbol{2}}}{{{\boldsymbol{\Pi}} }}_{{\boldsymbol{1/2}}}{\boldsymbol{\leftarrow }}{{\bf{X}}}^{{\boldsymbol{2}}}{{{\boldsymbol{\Sigma }}}}_{{\boldsymbol{1/2}}}$ 跃迁的CaH分子激光冷却光谱理论研究. 必威体育下载 , 2021, 70(16): 163302.doi:10.7498/aps.70.20210522[8] 王新宇, 王艺霖, 石虔韩, 汪庆龙, 于洪洋, 金园园, 李松.SbS 电子基态及激发态的势能曲线和振动能级的理论研究. 必威体育下载 , 2021, (): .doi:10.7498/aps.70.20211441 [9] 郭芮, 谭涵, 袁沁玥, 张庆, 万明杰.LiCl-阴离子的光谱性质和跃迁性质. 必威体育下载 , 2021, (): .doi:10.7498/aps.70.20211688 [10] 滑亚文, 刘以良, 万明杰.SeH+离子低激发态的电子结构和跃迁性质的理论研究. 必威体育下载 , 2020, 69(15): 153101.doi:10.7498/aps.69.20200278 [11] 陈涛, 颜波.极性分子的激光冷却及囚禁技术. 必威体育下载 , 2019, 68(4): 043701.doi:10.7498/aps.68.20181655 [12] 万明杰, 李松, 金成国, 罗华锋.激光冷却SH–阴离子的理论研究. 必威体育下载 , 2019, 68(6): 063103.doi:10.7498/aps.68.20182039 [13] 万明杰, 罗华锋, 袁娣, 李松.激光冷却KCl–阴离子的理论研究. 必威体育下载 , 2019, 68(17): 173102.doi:10.7498/aps.68.20190869 [14] 罗华锋, 万明杰, 黄多辉.BH+离子基态及激发态的势能曲线和跃迁性质的研究. 必威体育下载 , 2018, 67(4): 043101.doi:10.7498/aps.67.20172409 [15] 邢伟, 孙金锋, 施德恒, 朱遵略.AlH+离子5个-S态和10个态的光谱性质以及激光冷却的理论研究. 必威体育下载 , 2018, 67(19): 193101.doi:10.7498/aps.67.20180926 [16] 张云光, 张华, 窦戈, 徐建刚.激光冷却OH分子的理论研究. 必威体育下载 , 2017, 66(23): 233101.doi:10.7498/aps.66.233101 [17] 孙羽, 冯高平, 程存峰, 涂乐义, 潘虎, 杨国民, 胡水明.利用激光冷却原子束测量氦原子精密光谱. 必威体育下载 , 2012, 61(17): 170601.doi:10.7498/aps.61.170601 [18] 张宝武, 张萍萍, 马艳, 李同保.铬原子束横向一维激光冷却的蒙特卡罗方法仿真. 必威体育下载 , 2011, 60(11): 113701.doi:10.7498/aps.60.113701 [19] 张鹏飞, 许忻平, 张海潮, 周善钰, 王育竹.紫外光诱导原子脱附技术在单腔磁阱装载中的应用. 必威体育下载 , 2007, 56(6): 3205-3211.doi:10.7498/aps.56.3205 [20] 谢 旻, 凌 琳, 杨国建.非简并Λ型三能级原子的速度选择相干布居俘获. 必威体育下载 , 2005, 54(8): 3616-3621.doi:10.7498/aps.54.3616
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