Квантовые числа (см. также

Квантовые числа (см. также J, К, Л, vi, h,...) [c.602]

Для практической термометрии интерес представляют переходные металлы, имеющие частично заполненные -уровни, а также з-уровни (символы з и соответствуют значениям орбитального квантового числа О и 2 см. [6]). Поскольку -электроны более локализованы, чем з-электроны, проводимость обусловлена главным образом последними. Однако вероятность рассеяния 3-электронов в -зону велика, поскольку плотность -состояний вблизи уровня Ферми высока (рис. 5.5), поэтому удельное сопротивление переходных металлов выще, чем у непереходных. Наличие -зоны влияет также на характер температурной зависимости. При высоких температурах величина кТ может быть уже не пренебрежимо мала по сравнению с расстоянием от уровня Ферми до верхней или нижней границы -зоны. Предположение, что поверхность Ферми четко разделяет занятые и незанятые состояния, перестает быть верным, и для параболической -зоны в формулу удельного сопротивления вводится поправочный коэффициент (1—5Р), где В — постоянная. Однако плотность состояний в -зоне вовсе не является гладкой функцией энергии (рис. 5.5), поэтому эффект будет осложнен изменением плотности состояний в пределах кТ от уровня Ферми. Отклонение температурной зависимости от линейной может быть как положительным, так и отрицательным. [c.194]

В области а) большую роль играет изучение детальных корреляций между двумя или несколькими частицами, вылетающими в результате столкновения. Как мы видели в п. 5, с помощью таких корреляций удалось открыть большое число частиц-резонансов, у которых квантовые числа отличаются от квантовых чисел входного канала. В этой области также была проверена изотопическая инвариантность сильных взаимодействий (см., например, 7, п. 2). [c.375]

Как следует из указанного правила определения квантового числа J (см. также 13). полное число термов в данной мультиплетности достигается при L = S. Так как при L различных значений, которые принимает J, равно то отсюда следует, что при любой мультиплет- [c.183]

С. атомов наблюдалось в возбуждённых состояниях, но оно возможна и в осн. состоянии. Однако осн. состояния значит, части атомов элементов таблицы Менделеева пе удовлетворяют необходимому для выстраивания условию, согласно к-рому квантовое число угл. момента должно быть не меньше единицы. См. также ст. Интерференция состояний и лит. при ней. [c.407]

Основой Я. с. является сильное взаимодействие нуклонов. Сильное взаимодействие нуклонов в ядрах отличается от взаимодействия свободных нуклонов, однако последнее -является фундаментом, на к-ром строится вся ядерная физика и теория Я. с. Это взаимодействие обладает изотопической инвариантностью. Суть её в том, что взаимодействие между 2 нейтронами, 2 протонами или между протоном и нейтроном в одинаковых квантовых состояниях одинаково. Поэтому можно говорить о взаимодействии между нуклонами, не уточняя, о каких нуклонах идёт речь (см. также Изотопическая инвариантность ядерных сил). Я. с. являются короткодействующими (радиус их действия 10 см) и обладают свойством насыщения, к-рое заключается в том, что с увеличением числа нуклонов в ядре уд. энергия связи нуклонов остаётся примерно постоянной (рис. 1). Это приводит к возможности существования ядерной материи. [c.670]

Вторичное квантование. В статистической механике приходится иметь дело с волновыми функциями, зависящими от огромного числа переменных, поэтому координатное представление неудобно для практического использования. Квантовые состояния многочастичных систем обычно описываются в представлении чисел заполнения которое также называется представлением вторичного квантования. Главным достоинством этого представления является то, что в нем симметрия Д/ -частичных волновых функций учитывается автоматически путем введения специальных операторов рождения и уничтожения. Действуя на квантовое состояние системы, эти операторы изменяют число частиц в одночастичных состояниях. Как мы увидим дальше, формализм, основанный на использовании операторов рождения и уничтожения, очень удобен для построения операторов динамических величин и приведенных ( -частичных) матриц плотности, которые играют исключительно важную роль в кинетической теории (см. главу 4). Мы обсудим основные идеи метода вторичного квантования, поскольку он будет часто использоваться в книге. Детальное изложение этого метода можно найти в любом современном учебнике по квантовой механике (см., например, [14, 79, 89, 125]). [c.32]

К числу квазичастиц относят также и коллективные образования с иными квантовыми числами, представляющие собой как бы связанные состояния двух, трех и т. д. обычных квазичастиц например, экситон в твердом теле можно рассматривать как связанное состояние электрона и дырки . Зная, какие квазичастицы имеются в системе и каков их спектр, — а именно эти данные заключены в функциях Грина, — можно получить достаточно полное описание системы многих тел (подробнее см. [4, 5]). [c.175]

Здесь u)j, ( о, U3 — частоты (в см" ) трех нормальных колебаний при бесконечно малых значениях амплитуд (соответствующие в двухатомной молекуле) ). Их называют также нулевыми частотами. x есть постоянная ангармоничности. (соответствующая постоянной в двухатомных молекулах), v , Vq, v. — колебательные квантовые числа для трех нормальных колебаний. [c.224]

Если для линейной молекулы Х Уз существует два или несколько вырожденных колебаний, и все они возбуждаются одновременно, то можно определить точно только квантовое число L результирующего колебательного момента количества движения относительно оси. Индивидуальные моменты количества движения определяются лишь приближенно (аналогично орбитальным моментам электронов в двухатомной молекуле). Соответственно этому выражение (2,281) дает приближенное значение энергии. Однако оно не может дать расщепления уровней с заданным значением ожидаемого согласно теории групп (см. табл. 33). Так, например, при однократном возбуждении в молекуле Х У двух вырожденных колебаний V4 и Vj (см. фиг. 64, а), т. е. ири Vi = l, v — 1 и /4 = 1, /5 = 1, уравнение (2,281) дает только одно значение энергии, в то время как, согласно табл. 33, получаются три состояния St Sa И Д . В приближении (2,281) эти три состояния вырождены между собой, но учет более тонкого взаимодействия колебаний приведет к их расщеплению (см. также следующий параграф). [c.231]

Интерпретация большого числа обертонов и составных частот была предметом длительной дискуссии. Для каждой предложенной интерпретации можно было из части полос определить значения ш , Хц и g i в (2,284) [ср. также (2,288)] и по ним вычислить частоты всех остальных полос. Во всех случаях было получено более или менее сильное расхождение между вычисленными и наблюденными значениями, по крайней мере для некоторых полос не использованных для определения постоянных. В настоящее время после недавней работы Дарлинга и Деннисона [263] по спектру НаО (см. выше) стало ясно, что эти расхождения связаны главным образом с взаимным возмущением уровней Vi, V3 и Vi-J -2, V3 — 2 (все остальные квантовые числа равны). Так как значения частот [c.312]

Типичным для квадрунольной моды является триплет уровней 4 +, 2 +, 0+с энергией 2A-oj (рис. 5). Именно такие угл. моменты I возможны при квантово-механич. сложении моментов двух квадрупольных фононов. До /=12—14 прослеживаются состояния с большим числом фононов, в частности выстроенные состояния с максимальным для и квадрупольных фононов угл. моментом / = 2и. Такое сложение параллельно ориентированных моментов поверхностных колебаний создаёт картину, подобную вращению капли (см, также Высокоспшювые состояния ядер). [c.408]

В сильном взаимодействии П. и нейтрон имеют одинаковые свойства и рассматриваются как два зарядовых состояния одной частицы — нуклона, к-рому приписывается квантовое число изотопический спин I = /j (см. Изотопическая инвариантность). Важнейшее проявление сильного взаимодействия с участием П,— адерные силы, связывающие нуклоны в ядре. При теоретик, описании сильного взаимодействия П. плодотворным оказался подход, основанный на предположении о том, что П. окружён облаком виртуальных частиц, н-рые он непрерывно испускает и поглощает. Взаимодействие П. с др, частицами рассматривается как процесс обмена виртуальными частицами. Напр., ддерные силы и низкоэвергетич. процессы объясняются в основном обменом виртуальным пионом между нуклонами. Эксперим. данные по рассеянию П. и нейтронов более высоких энергий объясняются участием в виртуальных процессах наряду с отд. пионами групп пионов, д также разл. меэоивых резонансов. [c.165]

ФЁРМИ-ГАЗ—газ из частиц с полуцелым (в единицах Л) спином, подчиняющихся квантовой Ферми—Дирака статистике. Ф.-г. из невзаимодействующих частиц наз. идеальным, а в отсутствие внеш. полей—свободным. К Ф.-г. относятся электроны в металлах и полупроводниках, газы из атомов с нечётным числом нуклонов (напр., Не) электроны в атомах с большими атомными номерами, изучаемые в Томаса—Ферми теории нуклоны в тяжёльсх сильно возбуждённых ядрах, описываемые в рамках статистической модели ядра элементарные возбуждения электронов, взаимодействующих с фононами в кристаллич. решётке, и т. д. (см. также Ферми-жидкость). [c.282]

Существуют также симметрии, отвечающие дискретным преобразованиям изменению знака времени (обращению времени) пространственной инверсии (т. н. зеркальная симметрия природы), зарядовому сопряжению (замене всех участвующих в к.-л. процессе частиц на соответствующие античастицы). Фундам. законы природы, описывающие микропроцессы, обратимы во времени (о единств, исключении см. ниже) необратимость в макромире имеет ста-тистич. происхождение и связана с неравновесным состоянием Вселенной..Зеркальной симметрии в квантовой теории соответствует сохранение квантового числа — пространственной чётности. [c.318]

Наиб, важными характеристиками ядерных состояний являются спин ядра (или момент кол-ва движения, называемый также угловым моментом ядра) / и чётность я= 1. Спин I измеряется в единицах й и принимает полуцелые значения (/= /2. /2, ) У нечётных ядер и целочисленные значения (/=0, 1, 2,....) у чётных ядер. Чётность п указывает на симметрию волновой ф-ции < / ядерного состояния относительно зеркального отражения пространства Р (см. Пространственная инверсия) Р 1/ = я (/. В связи с этим для ядерных состояний указывают объединённую характеристику /", Эмпирически установлено, что осн. состояния чётно-чётных ядер имеют характеристику 0" . Спины и чётности нечётных ядер, как правило, объясняются моделью оболочек (см. ниже). Строго говоря, чётность не является точным квантовым числом, поскольку она не сохраняется при слабом взаимодействии. За счёт сил элек-трослабого взаимодействия между нуклонами пройсходит смешивание состояний с одним и тем же спином 7 и противоположными чётностями. Однако вследствие малости сил, нарушающих чётность, указанное смешивание мало [c.686]

В случае перехода между двумя колебательными уровнями одного и того же электронного состояния (например, основного) квантовомеханические правила отбора требуют, чтобы До = 1, где Ли — изменение колебательного квантового числа. Таким образом, если исходным состоянием является основное с v" = О, то переход может произойти только в состояние с v" = I. В случае же когда исходным является уровень v" = 1, переход может произойти на уровень v" = 2 (поглощение) или v" = 0 (вынужденное излучение) (см. рис. 2.24). Заметим, что правило Аи = 1 не является абсолютно строгим для молекулы и могут также быть переходы с Ар = 2, 3,. ..,, хотя и со значительно меньшей вероятностью обертонные переходы). [c.98]

Ясно, что состояние Ф очень близко к состоянию с /Са = 0. а состояние Ф+ очень близко к состоянию с Ка = 2. Квантовое число Ка является полезным приближенным квантовым числом для выявления наиболее важных возмущений состояний молекулы типа асимметричного голчка, такой, как молекула SO2, которая очень близка к вытянутому симметричному волчку. Для приближенного сплюснутого волчка (Л В) полезным приближенным квантовым числом является число Кс В этом отношении для молекулы типа асимметричного волчка с высокой степенью асимметрии [т. е. k O, см. (8.143)] оба числа Ка и Кс не являются полезными приближенными квантовыми числами. Однако каждое из них дает удобную однозначную нумерацию энергетических уровней, и энергетические уровни асимметричного волчка классифицируются по значениям Четность чисел Ка и Кс позволяет также определить типы симметрии уровней в группе D2 или в группе МС. [c.308]

Рассмотрим сначала возможные вибронные взаимодействия. Преобладающее вибропное взаимодействие, описываемое матричным элементом Я1 [см. (11.83) — (11.87)], связывает электронные состояния, произведение типов симметрии которых- содержит тип симметрии некоторого колебания, а квантовое число этого колебания для вибронных состояний отличается на единицу. Произведение типов симметрии электронных состояний и СМ2 содержит тип симметрии антисимметричного валентного колебания, однако электронные конфигурации этих состояний отличаются на две орбитали, и поэтому вибронная связь между ними слабая (и зависит от степени конфигурационного взаимодействия) см. замечания перед формулой (11.88). Произведение типов симметрии электронных состояний и также содержит тип симметрии антисимметричного валентного колебания, и электронные конфигурации в этих состояниях отличаются только на одну орбиталь. Поэтому колебательные уровни, отвечающие правилу отбора Аиз = 1 электронных состояний и S, могут быть связаны большим матричным эле- [c.340]

Молекула аммиака в ее равновесной конфигурации изображена на рис. 12.7, где показана также инверсия между двумя конфигурациями, приводящая к наблюдаемому расщеплению энергетических уровней. Инверсионный потенциал и инверсионное расщепление уровней изображены на рис. 12.8 (см. [91, 20] и ссылки в работе [91, 20]). Если бы инверсионное туннелирование не наблюдалось, то схема уровней имела бы вид, пока ванный на рис. 12.9. Примером такого случая является молекула NF3. для которой состояния инверсионного колебания классифицируются по числу 02 =0, 1, 2,. ... Группой МС молекулы NF3 является Сзу(М), а группой МС инвертирующей молекулы NH3 —Dsh(M) характеры неприводимых представлений группы Ьзь(М) приведены в табл. А.9. На рис.. 12.8 инверсионные состояния пронумерованы по значениям числа 02, кор релирующего с квантовым числом иг жесткой молекулы, а также инверсионным квантовым числом о,. Квантовое число Vt дает полное число узлов инверсионной волновой функции, и поэтому для молекулы NH3 имеет преимущество перед 02, осо бенно для высоких колебательных состояний оно позволяет рас-сматривать NH3 как плоскую молекулу с сильно ангармоническим неплоским колебанием. Правила отбора для разрешенных колебательных и вращательных переходов и допустимых воз- [c.389]

Периодическая таблица Менделеева содержит семь горизонтальных рядов, т.е. семь периодов и восемь вертикальных рядов, названных группами (табл. 2.1. см. на внутрен1 ей обложке). К периодически изменяющимся свойствам, которые определены внешними электронными оболочками, относятся наряду с химическими свойствами, также атомный объем, напряжение ионизации, темперао ра плавления, коэффициент расширения, строение оптических спектров и др. Элементы, расположенные в одном вертикальном столбце обладают близкими свойствами при перемещении в направлении горизонтального ряда свойства элементов постепенно изменяются, но характер их изменения повторяется в следующем периоде. С каждым периодом в электронной оболочке атома начинается новое главное квантовое число, которое равно номеру периода. Первая оболочка относится к самому легкому элементу водороду, с порядковым номером I, т.е. он имеет I электрон на внешней оболочке. Следующий элемент в этом ряду гелий имеет 2 электрона на той же первой оболочке. Литий имеет 3 электрона 2 электрона на is подуровне и I электрон на 2s подуровне, т.е. в данном случае реализуются две оболочки. Бор (порядковый номер 5) имеет по 2 электрона на Is и 2s подуровнях и i электрон на 2р подуровне. При переходе от бора к углероду, от углерода к азоту и т.д. увеличивается число электронов в р-подгруппе второй оболочки пока не будет достигнуто насыщение электронами р-подфуппы (6 электронов). Тогда вторая оболочка получает устойчивую электронную структуру состоящую из 8 электронов на 2 S и 2р подуровнях. Последовательность заполнения оболочек электронами подуровней для различных элементов (с I по 36) представлена в табл. 2.2. [c.69]

В работе [7.36] метод штурмовского разложения обобщался на возбу жденные состояния атома водорода вплоть до главного квантового числа гг = 9. Результаты численного расчета можно сравнить с аналитическими квазиклассическими формулами работы [7.37] (см. также разд. 2.2) [c.178]

При спонтанном эффекте комбинационного рассеяния наблюдаются переходы, при которых колебательное квантовое число у, изменяется на единицу (Ау, = 1), а также переходы с большими изменениями у, (см., например, фиг. 33, где показан переход с уровня Vq = О на уровень у, = 2). Вследствие ангармоничности потенциала колебательные уровни не эквидистантны, и поэтому частоты линий спонтанного комбинационного рассеяния отличаются от значений если абсолютное значение целого числа Ь больше единицы (фиг.34, а). Наоборот, при эффекте вынужденного комбинационного рассеяния наблюдаются точные гарйоники (частоты 1ь + Ь[м с Ь = 1, 2,. .. см. фиг. 34,6). Если при вынужденном эффекте интенсивности насыщения стоксовых линий высших порядков могут достигать значений, близких по порядку величины к интенсивности лазерного света, то интенсивности этих линий при спонтанном эффекте быстро убывают с возрастанием Ь. Интенсивность спонтанного антйстоксова излучения пропорциональна числу частиц в возбужденном состоянии поэтому оно исчезает при низких температурах. При вынужденном эффекте такого исчезновения не происхо- [c.203]

Метод максимальной интенсивности. Температура Г, может быть также определена из линии максимальной интенсивности (см. фиг. 2). В результате приравнивания нулю производной от выражения (4) по вращательному квантовому числу лолучится соотнощение, позволяющее вычислить температуру [21]. Точное соотношение для 7 зависит от конкретной ветви или системы полос, а также от относительной вероятности перехода между вращательными уровнями. Для ветви 2 — П-перехода ОН имеем [c.352]

Для интерпретации переходов, обусловленных изменением внутреннего движения отдельных нуклонов, необходимо также учитывать О. п. по асимптотич. квантовым числам N, п , А, S (А — главное квантовое число осциллятора, — квантовое число нук-лопных колебаний вдоль оси симметрии. А, S — проекции орбитального и спппового моментов на ось симметрпи). В табл. 1 приведены О. п. при Е1 и Л/1 переходах (подробнее см. [2—4]). Запрет но асимптотич. квантовым числам па единицу уменьшает вероятность перехода на 1—2 порядка [1]. [c.546]

Взаимодействие колебания и вращения также обусловливает появление вращательной постоянной D (см. гл. I, раздел 1), отражающей влияние центробежного растяжения. Это влияние совершенно так же, как и в случае двухатомных молекул, будет несколько различным для различных колебательных уровней, т. е. вместо постоянной D в (1,1) мы должны ввести постоянную можно ожидать, что для постоянной будет справедлива формула, аналогичная (4,2). Так как, однако, постоянная D уже сама по себе всегда дает лишь очень малый поправочный член, то ее зависимостью от ко тебатель-ного квантового числа обычно можно прс небречь, по крайней мере, во всех практических случаях, известных до сих пор. Действительно, даже влияние постоянной D было установлено лишь для очень небольшого числа линейных многоатомных молекул. [c.399]

Смотреть страницы где упоминается термин Квантовые числа (см. также : [c.598] [c.440] [c.52] [c.40] [c.105] [c.149] [c.227] [c.236] [c.449] [c.476] [c.328] [c.342] [c.26] [c.161] [c.355] [c.426] [c.120] [c.454] [c.574] [c.516] [c.46] [c.522] [c.369] [c.494] [c.39]

Колебательные и вращательные спектры многоатомных молекул (1949) -- [ c.0 ]

ПОИСК

Вращательное квантовое число (см. также

Квантовые числа

Квантовые числа (см. также внутреннего вращения

Квантовые числа (см. также колебательные

Шум квантовый

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...