Электроны волновое уравнение

Вращательное, колебательное и электронное волновые уравнения (6.52) —(6.54) рассматриваются в гл. 7 и 8. В этой главе в дальнейшем будем считать собственные функции Фг, Фу, Фе известными. Заметим, что Фг и Фу являются функциями ядерных координат, и только Фе является также функцией электронных координат. Таким образом, Фг и Фу не меняются при любой перестановке электронов и должны преобразовываться по полносимметричному неприводимому представлению группы 8 . [c.113]

Вместо старой модели атома была предложена новая, в которой положение электрона в атоме в данный момент времени определяется не точно, а с некоторой вероятностью, величина которой задается волновой функцией, являющейся решением волнового уравнения. Квантовая механика не только повторила все результаты теории Бора, ио и объяснила, почему атом не излучает в стационарном состоянии, а та кже позволила подсчитать интенсивности спектральных линий. Кроме того, квантовая механика дала объяснение совершенно непонятному с точки зрения классической физики явлению дифракции электронов. [c.17]

В полупроводниках при любых пространственно-временных изменениях концентрации электронно-дырочной плазмы происходит возбуждение акустических волн. Неоднородное волновое уравнение, аналогичное (1), в этом случае имеет вид [c.166]

В силу линейности уравнений Максвелла при заданных значениях зарядов и токов нелинейность в оптике связана со свойствами отклика среды на поле. Это действительно так, пока можно пренебрегать рождением электронно-позитронных пар, т. е. нелинейностью самого вакуума. Один из вариантов традиционного подхода в нелинейной оптике состоит в том, что любая среда описывается с помощью диэлектрической проницаемости г, которая для нелинейной среды сама зависит от электромагнитного поля. Ясно, что при этом волновое уравнение оказывается с математической точки зрения сугубо нелинейным. В книге в дальнейшем будем использовать другой подход, задавая свойства среды вектором поляризации, фигурирующим в правой части волнового уравнения. Очевидно, что волновое уравнение остается линейным относительно поля и поляризации, а все нелиней-пости выносятся за рамки этого уравненпя и определяются зависимостью вектора поляризации в данной среде от электромагнитного поля (материальными уравнениями). Такой подход, математически эквивалентный первому, физически более естественен и, как следствие, позволяет сформулировать некоторые свойства нелинейно-оптических явлений (например, синхронизм) безотносительно к конкретным свойствам среды, типу нелинейного процесса, величине поля и т. д. Кроме того, он облегчает введение приближений заданного поля в случае достаточно слабых полей. [c.7]

Уравнение Шредингера для двухатомной молекулы было приведено выше [см. (7.91)], а для многоатомной молекулы оно может быть получено из уравнений (7.45), (7.46), (7.58), (7.60) и (7.137). В приближении Борна — Оппенгеймера предполагается, что движение электронов не зависит от движения ядер, а зависит только от положений ядер. Таким образом, в этом приближении электронные волновые функции Фе и энергии Ve определяются из уравнения Шредингера, получающегося в результате пренебрежения кинетической энергией ядер и электростатическим отталкиванием Vnn в уравнении (8.1), т. е. из уравнения [c.184]

Уравнение Шредингера для электронного движения линейной молекулы решается так же, как и для нелинейной молекулы (см. гл. 8), а электронная волновая функция нулевого порядка представляется в виде произведения молекулярных орбиталей, зависящих параметрически от колебательных координат. Если конфигурация ядер линейная, то электронный гамильтониан коммутирует с Z-г и Л является хорошим квантовым числом. В этом случае можно записать [c.369]

Квантовая физика началась открытием дискретности излучения. За ним вскоре последовало открытие дискретных частиц, из которых состоит электромагнитное поле. Казалось бы, сама теория поля сделала шаг в сторону механики и предстала в виде механики фотонов. Но в середине 20-х годов выяснилось, что электроны подчиняются в своих движениях внутри атома волновому уравнению и обладают, таким образом, волновой природой, В основу физики микромира была положена дополнительность исключающих друг друга волнового и корпускулярного представлений. Мы постараемся [c.392]

Для каждой конкретной системы она может быть найдена как решение фундаментального уравнения квантовой механики — волнового уравнения Шредингера. Оказывается, например, для электрона в атоме такое физически осмысленное решение существует только для выделенной последовательности значений энергии и момента количества движения. Эти разрешенные , или собственные , состояния и определяющие их собственные значения энергии и момента количества движения как раз и соответствуют состояниям, введенным Н. Бором. Однако при этом представление об орбитах электронов становится недействительным и отпадает. При данном состоянии электрона он может быть обнаружен не на некоторых орбитах, а с разной вероятностью во всем объеме атома. Вероятность обнаружения в данной точке определяется квадратом модуля волновой функции в данной точке. [c.7]

Как известно, нахождение адиабатического потенциала сводится к решению уравнения Шредингера для электронных волновых функций [c.3]

Изложение некоторых математических методов решения уравнений Лапласа. Пуассона, волнового уравнения в призматических, цилиндрических и сферических областях. Подробно исследован, в частности, предложенный автором вариант метода разделения переменных, где функции, по которым производится разложение, удовлетворяют однородным граничным условиям — независимо от граничных условий для искомого решения. Большое внимание уделено электростатике, в частности, впервые установлен характер поля на ребре диэлектрических клиньев. Исследованы некоторые нестационарные задачи, фокусировка электронных пучков с учетом пространственного заряда и т. д. [c.270]

Если излучения рассматривать как частицы, то рентгеновские фотоны, электроны и нейтроны (как показывают эксперименты по столкновению их с другими частицами или, более практически, их получение и регистрация) обладают весьма различными свойствами. Однако если рассматривать только распространение излучений в пространстве и их рассеяние веществом или полями без заметных потерь энергии, то все их можно рассматривать как волны, описываемые волновыми функциями. Эти функции являются решениями дифференциальных уравнений одного типа — волнового уравнения. Следовательно, мы можем иметь дело с относительно простой полуклассической волновой механикой, а не с полной квантовой механикой, необходимой для рассмотрения взаимодействий квантов, включающих изменения энергии. Практические различия в экспериментальных методах и интерпретации измеряемых интенсивностей при различных излучениях, возникают из-за различных значений параметров в волновом уравнении.. [c.15]

Для электронов или других частиц соответствующее волновое уравнение является уравнением Шредингера, которое можно записать следующим образом [c.17]

Уравнения, подобные уравнению (1.15), можно непосредственно применять к случаю упругого взаимодействия быстрых электронов (с энергиями, превышающими 20 кэВ) с веществом, поскольку длины таких электронных волн меньше 10 и, таким образом, значительно меньше размеров атомов. Такие уравнения можно использовать и в случае рассеяния рентгеновских лучей или тепловых нейтронов (длины соответствующих волн порядка 1 А) на частицах вещества, которые по своим размерам значительно больше длины волны, т.е. в экспериментах по малоугловому рассеянию. Однако эти уравнения нельзя использовать в случаях рассеяния рентгеновских лучей на электронах или рассеяния нейтронов на ядрах. В таких случаях следует опираться на теорию рассеяния, которая соответствует несколько иным выводам из волнового уравнения электромагнитной теории или из основных постулатов квантовой механики. [c.23]

Здесь мы можем сделать паузу, чтобы заметить, что двухволновая модель, которую мы здесь использовали, почти точно такая же, как модель, применяемая, возможно с меньшей обоснованностью, для рассмотрения поведения почти свободных электронов проводимости в кристаллических телах. В большинстве учебников по физике твердого тела волновое уравнение (8.1) выводится для электрона в периодической решетке и сразу же делается допущение двух волн. Главное отличие от нашей трактовки заключается в том, что там задачей является установление энергетических уровней системы, а не направлений и амплитуд дифракционных пучков. Тогда уравнение (8.10) записывается как [c.183]

В общем можно сказать, что волновая функция для неупруго рассеянного электрона получается из волнового уравнения [c.272]

В результате релятивистского увеличения массы с ростом ускоряющего напряжения электронов -волновые динамические эффекты при дифракции электронов становятся все более и более существенными. Это видно из волнового уравнения (8.1), где потенциал ср(г) умножается иа 2me/h , давая v(r) и коэффициенты Фурье, которые входят в динамические уравнения. Тогда для напряжения Е [c.346]

Движение электронов в металле описывается при помощи решения волновых уравнений. Распространяясь вдоль кристал- [c.264]

Это выглядит как некоторый аномальный факт, однако на основании волнового уравнения Дирака для электрона без каких-либо специальных допущений также получаются значения, приведенные в (1-1-28), как отражение одного из фундаментальных свойств электрона. В гл. 3 спин рассматривается как причина, обусловливающая магнитные свойства вещества. [c.19]

Оператор Гамильтона для многоатомной молекулы 227, 403 Оператор импульса 227 Операторный метод решения волнового уравнения 226 Оператор полного момента количества движения 227, 403, 431 Операции симметрии 11 влияние на вращательную, электронную и полную собственные функции 118 влияние на вырожденные нормальные колебания 96 (глава П, Зб) влияние на невырожденные нормальные колебания 95 (глава II, За) влияние на колебательные собственные функции 115 (глава И, Зв) возможные комбинации (точечные группы) 16 [c.618]

Полные и электронные волновые функции. В волновой механике постоянство полной энергии выражается уравнением Шредингера [c.16]

Формально эти расщепления можно рассматривать как результат взаимодействия электронного и колебательного моментов количества движения, подобного взаимодействию между орбитальными моментами количества движения двух электронов в двухатомной молекуле (см. [22], стр. 334, русский перевод стр. 243), которое обусловливает разницу между энергиями состояний с одинаковыми электронными конфигурациями (например, разницу между состояниями П и Ф, получающимися из конфигурации л б). В данном случае взаимодействие этих моментов количества движения учитывается теми членами волнового уравнения, которыми пренебрегают, когда представляют решение в виде произведения (см. стр. 28). Как правило, одной и той же энергии, получаемой в нулевом приближении, соответству-н)т несколько значений колебательного момента количества движения (/, = Уз, v — 2,. .., 1 или 0), поэтому большинство значений результирующих моментов получается парными, за исключением моментов с К = -1-Л , Уг + Л —2 ,. .., [Уг —Л- -2 (т. е. в состояниях типа П, исключая только один случай, когда = у2+А ) между членами таких пар существует отталкивание , которое определяет вид расщепления (см. ниже). [c.33]

Во всех сделанных до сих пор расчетах электронно-колебательных уровней в дважды вырожденных электронных состояниях использовались упрощенные потенциальные функции предполагалось, что можно пренебречь квадратичными членами в уравнении (Т,56) и что поэтому потенциальная функция имеет вращательную симметрию, как на фиг. 16, т. е. на дне потенциальной канавы нет отдельных минимумов. По этой причине пары уровней А1, А2 не обнаруживают расщепления, как и другие вырожденные электронно-колебательные уровни. Даже при таких упрощениях решение волнового уравнения довольно сложно, и энергию уровней удается выразить в явном виде только в предельных случаях — при очень малом или очень большом взаимодействии по Яну — Теллеру. Для случая очень малого взаимодействия, по сообщениям этих авторов (см. также Чай,пд [193]), электронно-колебательные уровни в молекулах Хз описываются следующей формулой [c.59]

Классификация электронных волновых функций линейной молекулы по типам симметрии точечной группы имеет одну интересную особенность, к рассмотрению которой мы теперь перейдем. Электронные волновые функции и энергии Ve получаются при решении электронного волнового уравнения для конкретной конфигурации ядер [см. уравнение (8.2)]. Решение этого уравнения для различных конфигураций ядер дает зависимость Ve от коораинат ядер, которая в сумме с энергией Vnn отталкивания ядер дает функцию Fn потенциальной энергии ядер в зависимости от их координат для каждого электронного состояния [см. (8.5)]. Для линейной конфигурации H N основное электронное состояние относится к типу 2, а первое возбужденное электронное состояние — к типу П. Однако если молекула изогнутая, то она принадлежит к точечной группе s и ее электронные состояния невырождены. Электронное П-состояние [c.374]

Однако как понимать наличие у электрона волновых свойств Что такое волна де Бройля На эти вопросы ответа не было. В 1925 г. де Бройль ввел в употребление таинственное понятие о волнах материи , описываемых так называемой волновой функцией. В 1926 г, немецкий физик Эрвин Шредингер предложил для волновой функции дифференциальное уравнение, вошедшее в квантовую теорию как уравнение Шредингера . Еще через год в опытах Дэвиссона и Джермера и, независимо от них, П. С. Тарта- [c.89]

Во втором методе, предложенном Бриллюэнолг, потенциальная энергия ионов решетки рассматривается как малое возмущение, а в качестве набора волновых функций нулевого приближения берутся плоские волны де-Бройля, являющиеся решением волнового уравнения для свободных электронов (ириближение слабо связанных электронов). Энергия электрона зависит теперь не только от величины волнового вектора, как в соотношении (8.6), но и от его направления. При таком рассмотрении также получаются интервалы энергий, не содержащие собственных значений ( запрещенные зоны ). Возникновение запрещенных зон является следствием наличия разрывов функции, описывающей зависимость энергии от имиульса. Эти разрывы объясняются тем, что через кристалл не могут распространяться электронные волны, волновой вектор которых удовлетворяет условию Брэгга. [c.324]

В кристаллической решетке потенциал, испытываемый электронами, периодически зависит от координат и волновые функции электронов представляют собой произведение плоской волны, соответствующей свободным электронам, и функции, которая имеет периодичность решетки, — блоховской функции. Эти волны по-прежнему распространяются без затухания в идеальной периодической решетке. Наличие решетки меняет зависимость энергии электрона от волнового числа (для свободных электронов эта зависимость квадратичная) и возможные энергии электрона в решетке. Если рассмотреть случай простой кубической решетки, как это делалось для фононов в п. 1 4, гл. 4, то для электрона, волновой вектор которого имеет такую вличину и направление, что почти достигает границы зоны Бриллюэна, энергия заметно отличается от энергии для того же самого значения k, вычисленной на основании модели свободных электронов. При k -<.п1а энергия меньше, чем ее значение для свободного электрона, а при k > я/а — больше. Это означает, что имеется энергетическая щель на границе зоны и волновое уравнение не имеет решений при энергиях, лежащих в пределах этой щели. Для малых значений k зависимость E k) такая же, как для свободных электронов для одномерного случая это показано на фиг. 10.2. Ясно, что значения k, лежащие на границе зоны, являются особыми, так как в этом случае условие брэгговского отражения волны означает, что вторичные волны, испускаемые последовательными рядами атомов, находятся в фазе. Для одномерного случая отсюда следует, что расстояние между атомами должно быть равно половине длины волны, поэтому а — Я/2 = я/А или k == nia, что как раз совпадает с расстоянием по перпендикуляру от центра к грани зоны Бриллюэна. Тот же принцип применим и в трехмерном случае, так что границы кубической зоны определяют значения А, для которых имеется щель в спектре электронов в простой кубической решетке. Этим значениям А соответствуют [c.178]

Если блоховскую волновую функцию (6.24) подставить в волновое уравнение Шрёдингсра, описывающее движение электрона в полупроводнике, то окажется, что разрешенные значения энергии электронов E = E k) попадают в зоны, среди которых низшая заполненная зона называется валентной, а следующая, более высокая — зоной проводимости. Появление зонной структуры связано с дифракцией Брэгга блоховской волновой функции на периодическом кристаллическом потенциале. Однако существование валентной зоны и зоны проводимости можно объяснить с помощью несложных физических соображений. Рассмотрим для простоты случай натрия, в котором каждый атом имеет 11 электронов. Десять из них тесно связаны с ядром и образуют положительный ион с зарядом е. Одиннадцатый электрон движется по орбите вокруг этого иона. Обозначим энергии этого последнего электрона в основном и первом возбужденном состоянии через и Е2, а соответствующие волновые функции ijji и il]2. Рассмотрим теперь два атома натрия, расположенные на некотором расстоянии d. Если d много больше размеров атома, то два атома не будут взаимодействовать друг с другом и энергии обоих состояний не изменятся. По другому это можно выразить следующим образом. Если рассматривать, например, два атома в их энергетических состояниях то одноэлектронный уровень энергии двухатомной системы по-прежнему равен В], и этот уровень дважды вырожден. Действительно, полную волновую функцию можно выразить через комбинацию двух волновых функций ijJiA и причем эти две функции [c.403]

Качественная картина возникающих эффектов проста. Чем круче фронт импульса, тем большая доля энергии переносится спектральными компонентами, распространяющимися со скоростью практически равной скорости света с в вакууме. Действительно, на частотах для которых е 1—сОр/со , где — собственная частота упруго связанных электронов, сОр — плазменная частота, скорость v= = jV8- с при со->-оо. Поэтому к наблюдателю, находящемуся в точке гфд диспергирующей среды, оптический сигнал придет не в момент времени t =z u и — групповая скорость), а в момент 1з=г1с — появляется так называемый зоммерфельдовский предвестник (рис. 1.2). Эта качественная картина становится совершенно наглядной, если обратиться к решению точного волнового уравнения (1.1.1). [c.25]

Для решения уравнения Шредингера с гамильтонианом (71) используется целый ряд приближений. Прежде всего задача решается в прибл женин Борна—Ош1енгеймера,т. е. движения электронов и ядер считаются независимыми полная волновая функция системы считается произведением фзшкций, описьшающих электроны и ядра. Электронная волновая функция определяется при фиксированом положении ядер и зависит от координат последних как от параметров. В гамильтониане (71) при этом остаются только электронные члены. [c.52]

Шредингера на отдельные уравнения для каждого электрона, а электронные волновые функции при этом представляются в виде произведений одноэлектронных молекулярных орбиталей. При решении колебательно-вращательного уравнения Шредингера используются приближения жесткого волчка и гармонического осциллятора. Приближенное колебательно-вращательное уравнение получается разделенным, и каждая из собственных функций является произведением врай1,ательной волновой функции, зависящей от трех переменных, и колебательной волновой функции, которая в свою очередь является произведением волновых функций 3N — 6) гармонических осцилляторов, где М — число ядер в молекуле [для линейной молекулы вращательная волновая функция зависит от двух координат, а колебательная волновая функция — от (ЗЛ — 5) координат]. Все эти приближения принимаются феноменологически, исходя из свойств молекул, а не из абстрактного математического анализа имеющихся дифференциальных уравнений в частных производных. [c.131]

Уравнение (7.115) применимо ко всем двухатомным молекулам, а уравнения (7.112) и (7.116) применимы ко всем гомо-ядерным двухатомным молекулам. Действие операции Е на ровибронные волновые функции двухатомной молекулы позволяет классифицировать ровибронные уровни по четности , а действие операции (12) (для гомоядерной двухатомной молекулы) дает классификацию по четности s, а. Действие операции (12) на электронные волновые функции дает классификацию электронных состояний по четности g, и. [c.152]

При использовании функций для случая Гунда (б) квантовые числа 1, k W т, получаемые при решении вращательного волнового уравнения, описывают соответственно полный угловой момент молекулы, исключая электронный спин, и его проекции на молекулярно-фиксированную ось 2 и на пространственно-фиксированную ось Для несннглетных состояний в случае (б) вместо / и m используются квантовые числа N и т , поскольку J при- [c.274]

При использовании электронных спиновых функций для случая Гунда (а) квантовые числа J, р и nij, получающиеся при решении вращателыюго волнового уравнения, описывают соответственно полный угловой момент молекулы, включающий электронный спин, его проекцию на молекулярно-фиксированную ось [c.275]

Эдвардс [2] (см. также работу Кьюзака [102]) основывает свои выводы, которые далеко не являются строгими, на частичном суммировании возмущенного ряда. Преимущество его теории в том, что при вычислении электронных энергетических состояний можно получить сведения о структурном факторе 5 (К) и потенциале рассеяния с единым центром для иона с электронной оболочкой. Таким образом, можно создать теорию электронных состояний с помощью тех же основных величин, которые были использованы в нашем расчете для жидких металлов (см. предыдущие главы). Попытаемся непосредственно изучить волновые функции отдельных электронов. Выведем уравнение Шредингера для электрона, движущегося в поле ионов, с координатами их положения Яг, причем ионы возбуждаются локализованными потенциалами 1 г( )- Запишем [c.96]

Выводы, о принципиально возможных типах минимумов адиабатического потенциала были основаны на выборе колебаний определенного типа симметрии и группы симметрии исходной конфигурации-молекулы. Дальнейшую информацию об ограничениях, накладываемых конкретизацией симметрии электронных волновых функций ч) (5Ь г7 (,), и о форме адиабатического потенциала можно получить из секулярного уравнения. При составлении секулярного уравнения будем пользоваться таблицами коэффициентов Клебша—Жордана точечных групп, которые для всех практически встречающихся групп табулированы Использование [c.5]

Теоретические приближения, которые были использованы для формулировки динамической теории дифракции в кристаллах, можно разделить на два общих класса приближения, основанные на квантоврмеханической записи волнового уравнения в кристаллической решетке как дифференциального уравнения, и приближения, базирующиеся на интегральной формулировке. Приближения для дифракции электронов на основе квантовой теории поля сделали Оцуки и Янагава [323, 324], а современное приближение в рентгеновской дифракционной теории предложил, например, Курияма [268, 269], но здесь эти приближения обсуждаться не будут. [c.174]

Теоретически существование положительно заряженного партнера электрона следовало из разработанного П. Дираком релятивистского волнового уравнения электрона (1928 г.), оказавшегося симметричным относительно знака электрического заряда. Первоначально Дирак предполагал, что партнером электрона является протон другие частицы с положительным зарядом в то время были неизвестны. Однако затем, еше до открытия Андерсона, стало ясно, что этот партнер должен иметь ту же массу, что и электрон, и является антиэлектроном, который нри столкновении с электроном должен аннигилировать, превращаясь в два или более фотопа . [c.29]

Классификация электронных состояний, В уравнении Шредингера для движения электронов (1,5) величина Уе обозначает потенциальную энергию электронов в поле ядер (неподвижных). Как указано выше, в первом приближении (которое, как правило, является хорошим) мы можем рассматривать движение электронов при равновесном положении ядер. Поэтому функция Уе У 1меет ту же симметрию, что и молекул(а в определенном электронном состоя- ти. Таким образом, уравнение Шредингера, описывающее электронное ч движение, не изменяется под действием операции симметрии. Следовательно, 4 лектронная волновая функция невырожденного состояния может быть 4 олько симметричной или антисимметричной по отношению к каждой из оне-. Ч аций симметрии, допускаемых симметрией молекулы в равновесном ноло- ении, т. е. она либо остается неизменной, либо только меняет знак. В случае вырожденных состояний собственная функция может превращаться только в линейную комбинацию двух (или более) вырожденных волновых функций, так что квадрат волновой функции, представляющий собой электронную плотность, остается неизменным. Различные волновые функции могут вести себя по-разному по отношению к различным операциям симметрии данной точечной группы но, как правило, не все элементы симметрии точечной группы независимы друг от друга, поэтому возможны лишь определенные комбинации поведения волновых функций по отношению к операциям симметрии. Такие комбинации свойств симметрии называются типами симметрии (см. [23], стр. 118). На языке теории групп это неприводимые представления ])ассматриваемой точечной группы. Каждая электронная волновая функция, а следовательно, и каждое электронное состояние принадлежат к одному из возможных типов симметрии (представлений) точечной группы молекулы [c.17]

В более высоком приближении к правой части уравнения (1,27) следует прибавить член % Q, д), который зависит как от координат ядер Q), так и от координат электронов (д), причем эта зависимость такова, что электронные и ядерные координаты невозможно разделить. Однако все сказанное выпте о типах электронно-колебательных волновых функций остается в силе, потому что между уровнями, получающимися при постепенном изменении величины электронно-колебательного взаимодействия, должно существовать однозначное соответствие, так что при любой степени электронно-колебательного взаимодействия функция ev (или 117608) должна принадлежать к типу той точечной группы, к которой относится равновесная конфигурация молекулы. Причина этого заключается в том, что потенциальная энергия (а потому и волновое уравнение) симметрична по отношению ко всем операциям симметрии данной точечной группы. [c.29]

Взаимодействие электронных состояний одинаковых типов. Все расчетные электронные состояния одного и того же типа взаимодействуют друг с другом, так как в волновом уравнении электронного движения всегда существуют какие-нибудь члены, которыми пренебрегают в первом или более высоком приближении и которые, будучи учтенными, привели бы к слабому перемешиванию состояний одного и того же типа. Не всегда легко установить получающиеся в результате этого сдвиги электронных энергетических уровней или изменения потенциальных функций. Это возможно только когда невозмущенные энергетические уровни получены в очень грубом приближении, или когда известны ридберговские серии электронных состояний, из которых легко определить отклонение от формулы Ридберга, обусловленное наличием другого состояния такого Hie типа, не принадлежащего к серии (точно так же, как в атомных спектрах см. [21] Взаимодействие мен ду неридберговскими состояниями одного и того же типа имеет большое значение для понимания валентности и стабильности электронных O TOHHHII (гл. П1). Однако оно мало сказывается на электронных переходах, влияя лишь на их полную интенсивность. Подобный вывод относится также к мультиплетным состояниям данного орбитального типа при малом спин-орбитальном взаимодействии или к индивидуальным компонентам мультиплета со спин-орбитальными функциями одного и того же типа при большом спин-орбитальном взаимодействии. [c.69]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...