ПОИСК Статьи Чертежи Таблицы Спектроскопическая система обозначений из "Физическая теория газовой динамики " Группа состояний называется К-оболочкой при м = 1 -оболочкой при п = 2 М-оболочкой при и=3 и т. д. [c.92] В многоэлектронном атоме каждый электрон движется в кулоновском поле ядра и всех других электронов. В качестве хорошего приближения этот средний потенциал можно считать центральным. [c.92] функцией только величины г ). В этом случае волновая функция каждого электрона будет иметь свою угловую часть, выражающуюся через сферические гармоники равенства (4.37). Радиальные функции будут отличаться от выражения (4.42), но обозначаются квантовым числом п, так что решения с данными л, I VI т имеют такое же число узлов, как и решения (4.42). Буквенное обозначение, данное выше для значений /, используется также и в этом случае. Как мы увидим дальше, в основном состоянии атома все электроны пе будут находиться в 15-состояниях. [c.93] Электроны, а также протоны и нейтроны имеют собственный момент импульса, или спин, с компонентами (х = + й/2) ). Опыт показывает, что группы частиц с полуцелым спином имеют полностью антисимметричную волновую функцию, т. е. волновая функция меняет знак, а в остальном остается неизменной при перестановке координат, включая и спин, любой пары частиц [см. формулу (4.46)]. Это требование позволяет только одному электрону в атоме иметь данный набор квантовых чисел п, I, т и этот важный результат называется принципом запрета Паули ). [c.93] Это использование буквы не следует путать с аналогичной буквой , применяемой для обозначения I = 0. Оба употребления символа являются общепринятыми. [c.93] Принцип Паули утверждает, что в одном и том же атоме не может существовать более одного электрона с данным набором четырех квантовых чисел п, I, т, з. Этот принцип вместе с ограничением на возможные значения четырех квантовых чисел приводит к вполне определенным электронным конфигурациям атомов, составляющих периодическую систему элементов.— Прим. ред. [c.93] Как обычно, каждое из этих состояний может иметь проекции, заключенные в области между —В и Л. Можно видеть, что благодаря этим правилам сложения и принципу Паули суммарный спин и орбитальный момент импульса заполненной подоболочки равны нулю. [c.94] И Ь И 8 также связываются, образуя результирующий вектор компоненты которого обозначаются через М. Энергии состояний, образованные таким образом, зависят от Ь (в соответствии с правилом экранирования эллиптических орбит, рассмотренным в конце 4.2). Для многоэлектронных атомов эта зависимость энергии состояний от Ь обычно намного больше, чем расщепление уровней при тех Ь В. 8, но различных /. Последний эффект называется также тонко структурным расщеплением и имеет тот же порядок величины, что дает формула (4.45). [c.95] Большинство возбужденных состояний атомов в горячих газах имеет единственный валентный электрон в высоком одноэлектронном состоянии. Остальные электроны образуют относительно стабильную сердцевину для одного возбужденного или испущенного электрона. Полное состояние, часто называемое ридберговским состоянием, может быть представлено посредством конфигурационного обозначения для системы ядра и стабильных электронов аналогично тому, как это было сделано выше, и обозначения одно-электропного состояния для возбужденного электрона. Если система из ядра и электронов представляет собой заполненную оболочку, то мы уже видели, что ее момент импульса равен нулю и обозначение (т. е. угловая симметрия) для всего атома совпадает с обозначением для внешнего электрона (но с прописной буквой для I). Данное состояние внешнего электрона комбинируется посредством Ь — -связи с данной (незамкнутой) конфигурацией системы ядра и стабильных электронов, образуя группу близко расположенных энергетических состояний. [c.95] Если изменяется состояние только одного электрона, то переход АЬ = О запрещен. Более того, правило отбора для Ь справедливо до тех пор, пока справедлива связь Рассела — Саундерса. Правила отбора для М важны только при определении направления и поляризации излучения атома во внешнем поле. [c.96] Численные значения квадрата матричного элемента [уравнение (4.51)1 с соответствующими нормировками, рассмотренными в 4.17, могут быть точно вычислены для атома водорода. Они затабулированы в приложении Б. Значения для других случаев могут быть вычислены лишь приближенно с помощью численных методов. [c.96] Вернуться к основной статье