Д-структура спиновая тонкая

В действительности тонкая структура линий водорода и сходных с ним ионов может быть объяснена лишь при одновременном учете поправок на принцип относительности и на магнитные (спиновые) свойства электрона. Приведенная выше форма уравнения Шредингера не удовлетворяет требованиям принципа относительности. Благодаря этому она ведет к простому выражению для энергии стационарных состояний атома водорода и сходных с ним ионов [c.123]

Запрещенные переходы. Можно предполагать, что в случае триплет-синглетных переходов (или вообще при интеркомбинационных переходах) спиновая тонкая структура изогнуто-линейного или линейно-изогнутого перехода должна быть аналогичной соответствующим линейно-линейным переходам. Также и зеемановское расщепление в магнитном поле должно быть того же порядка, что и нормальное зеемановское расщепление, в отличие от синглет-синглетных переходов. Однако недавно было установлено (Герцберг [523], Хоуген [574 ), что правило отбора для квантового числа К, которое в этом случае соответствует компоненте вектора Ж (а не J) вдоль оси волчка, должно теперь записываться в виде [c.219]

Опыты Лэмба и Ризерфорда. Теория Дирака хорошо объясняет тонкую структуру атомных спектров как результат проявления спиновых и релятивистских эффектов. В соответствии с формулой (72.43) уровни энергии атома водорода зависят от главного квантового числа п и квантового числа у. Поэтому два различных состояния с одинаковыми п uj должны обладать одинаковой энергией. В частности, состояния должны обладать одинаковой энергией, причем их совпадение должно быть точным. Уже в 1934 г. спектроскописты высказывали сомнение в [c.400]

Наглядное физ.истолкование С.-о. в. можно получить, рассматривая, напр., движение электрона в атоме водорода. Электрон обладает собств. моментом кол-ва движения — спином, с к-рым связан спиновый магн. момент. Электрон движется вокруг ядра по нек-рой орбите (примем этот полуклассич. образ). Обладающее элект-рич. зарядом ядро создаёт кулоновское электрнч. поле, к-рое должно оказывать воздействие на спиновый магн. момент движущегося по орбите электрона. В этом можно убедиться, если мысленно перейти в систему отсчёта, в к-рой электрон покоится (т. е. в систему, движущуюся вместе с электроном). В этой системе отсчёта ядро будет двигаться и как любой движущийся заряд порождать магн. поле Н, к-рое будет воздействовать на ыагв. момент ц. электрона. Электрон получит дополнит. анергию Д , обусловленную этим взаимодействием и зависящую от ориентации ц Д/ = —цН = —ЦдЯ. Т. к. проекция ц магн. момента р, на направление Н может принимать два значения ( /2, в единицах A), то С.-о. в. приводит к расщеплению уровней энергии в атоме водорода (и водородоподобных атомах) на два близких подуровня — к дублетной структуре уровней. У многоэлектронных атомов картина тонкого расщепления уровней энергии оказывается более сложной. Атомы щелочных металлов, у к-рых полный спив электронов равен Va, также обладают дублетной структурой уровней энергии. [c.645]

Описанную постановку задачи можно интерпретировать как горение тонкого слоя вещества на поверхности полубесконечного круглого цилиндра при поджигании слоя со стороны торца цилиндра. Уменьшение параметра при сохранениии остальных параметров соответствует увеличению диаметра цилиндра. Рассматриваемая серия расчетов показывает, что в области неустойчивости стационарного одномерного фронта горения при малых диаметрах цилиндра осуществляется пульсирующая одномерная волна горения. При увеличении диаметра цилиндра сверх некоторого порогового значения горение распространяется в виде двумерной стационарной волны, перемещающейся по спирали (спиновое горение). Фронт этой волны имеет один период. При дальнейшем увеличении диаметра, начиная с некоторого, образуется структура, на фронте которой укладываются два периода. [c.160]

Наиболее известный вариант такого компьютера, содержащего практически неограниченное число ядерный спинов-кубитов, был детально рассмотрен в 1998 году Б. Кейном (В. Капе) [247]. В его основе лежит кремниевая структура (см. рис. 6.6, заимствованный из статьи [247]), верхним слоем которой служила окись кремния (ЗЮг) толщиной в несколько нанометров затем следует тонкий слой бес-спинового изотопа кремния Si, в который внедрены донорные атомы стабильного изотопа фосфора P, замещающие атомы в узлах кристаллической решётки. Атомы фосфора Р обладают ядерным спином / = 1/2, взаимодействующим с ядерными спинами ближайших атомов фосфора благодаря сверхтонкому взаимодействию с электронами этих соседей из-за перекрывания электронных волновых функций различных доноров. Ядерные спины этих донорных атомов в такой структуре выполняют роль кубитов. Современная технология позволяет расположить донорные атомы P регулярным образом в кристаллической решётке изотопа кремния Si, а также разместить над каждым донором свой управляющий металлический затвор (обозначенный на рис. 6.6 буквой А). Набор этих затворов образует линейную решётку , причём каждый из затворов служит для индивидуального управления резонансной ядерной частотой кубитов. Между А-затворами размещалась решётка J-затворов, контролирующих взаимодействие ядерных спинов соседних донорных атомов. [c.199]

Вследствие более высокой температуры в ударном фронте пересжатой (сильной) детонации по сравнению с детонацией Чепмена — Жуге размер ячеек при потере устойчивости оказывается значительно меньшим, чем в детонации Чепмена — Жуге. Так возникает тонкая структура в пульсирующей детонации. Тонкая структура зарегистрирована теми же авторами и спиновой дето- [c.394]

Тонкая п сверхтонкая структура. Допущение о чисто спиновой природе парамагнетизма для большинства изученных веществ является хоропшм приближением, т. к. в конденсированных фазах сильные межатомные взаимодействия настолько искажают движение внешних электронов парамагнитных частнц, что орбитальный магнетизм оказывается з а м о р о-ж е н н ы м. Однако из-за малой величины зееманов-ских расщеплений учет орбитального магнетизма в высших ириближениях теории возмущений нрнводит к существенному изменению спектра Э. п. р. Если S = /.J, то (1) остается справедливым, по g-фактор песк. отличается от значения для сппна свободного электрона в монокристаллах -фактор ста- [c.500]

II интервал между двумя нижними подуровнями Д намного больше величины сиин-орбитальиого взаимодействия V. У этих ионов Э. п. р. связан с переходами между 2S + 1 спиновыми подуровнями при > 1/2 наблюдается тонкая структура. Спин-решеточные взаимодействия слабы и эффект наблюдается при комнатной темп-ре. У иопов с конфигурацией 1, г/ II интервал Д К и поэтому после совместного действия кристаллич. поля и спин-орбитального взаимодействия уровни распадаются на дублеты и сииглеты. Тонкая структура отсутствует. Снин-решеточные взаимодействия сильны и Э. н. р. наблюдается только при низких темп-рах. [c.501]

Во-вторых, если S 1/2, то, так как в состояния (1) с разными значениями М снин-орбитальная связь вносит различные поправки, возникают начальные расщепления спиновых уровней энергии, пе зависящие от постоянного магнитного поля. Магнитные подуровни иерсстают быть эквидистантными, правило отбора AM == J- 1 становится, вообще говоря, несправедливым и вместо одной линии поглощения появляется несколько линий — возникает, как говорят, тонкая структура спектра ЭПР. [c.72]

В случае свободных радикалов -фактор обычно не сильно отличается от соответствуюшей величины для свободного электрона ge = 2,0023. Отклонение от этого значения, имеющего чисто спиновое происхождение, указывает на вклад спин-орбитальных взаимодействий. В случае примесных ионов переходных элементов -фактор становится анизотропным и определяется симметрией кристаллического поля, внутри которого находится ион. Последнее является результатом дополнительного штарковского расщепления энергетических уровней неспаренных электронов во внутрикристаллических электрических полях — в спектре ЭПР появляется тонкая структура. Благодаря этому -фактор является тензором, характеризующим симметрию этих полей. Неоднородные электрические поля в первой координационной сфере, окружающей примесный парамагнитный атом, могут достигать 10 В см . В сильных кристаллических полях взаимодействие неспаренных электронов атомов (ионов) с полем больше спин-орбитального и обменного взаимодействий. Штарков-ское расщепление Д в этом случае в результате снятия орбитального вырождения может достигать 5 эВ. При этом нарушается правило Хундта и образуются низкоспиновые состояния атома (например, многие ионы с незаполненными 4с1 и оболочками). В средних полях (Д = 1 эВ) энергия взаимодействия атома с полем по-прежнему выше энергии спин-орбитальных взаимодействий, но ниже энергии обменных взаимодействий внутри атома. Этот случай типичен для атомов с недостроенной Ъё оболочкой. И, наконец, слабые поля типичны для редкоземельных элементов с недостроенной / оболочкой Д = 10 2 эВ. В таких полях сохраняется мультиплетная структура изолированного атома. Величина Д определяется не только напряженностью поля, но и его симметрией, зависящей в свою очередь от структуры и химической природы атомов первой координационной сферы. [c.143]

Систематика спектров атомов с двумя и более внеш. эл-нами основана на приближённой хар-ке отд. эл-нов при помощи квант, чисел п и г с учётом вз-ствия этих эл-нов друг с другом. При этом приходится учитывать как их электростатич. вз-ствие, так и вз-ствия их спиновых и орбитальных магн. могментов (см. Спин-орби-тальные взаимодействия), что приводит к тонкому расщеплению уровней энергии (см. Тонкая структура). В результате этого вз-ствия у большинства атомов спектр, линии группируются в мультиплеты, причём расстояния между линиями в мульти-плетах увеличиваются с увеличением ат. номера элемента. У всех щелочных металлов линии двойные (дублеты), у щёлочноземельных элементов наблюдаются одиночные линии (синглеты) и тройные (триплеты). Спектры атомов следующих групп в периодич. системе элементов образуют ещё более сложные мультиплеты, [c.41]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...