Момент атома полный электрона

МОМЕНТОВ АТОМА СЛОЖЕНИЕ - векторное сложение моментов количества движения электронов в атоме. Полный электронный момент ато.ма в целом [c.311]

Полный момент количества движения электрона в атоме J складывается из орбитального момента / и спинового s, т. е. J = [c.108]

L — орбитальный момент внешних электронов S — спин внешних электронов / — полный момент количества движения электронов / — спин ядра F — полный момент количества движения атома. Магнитные моменты будем обозначать знаком (х с [c.64]

Если учесть зависящие от спинов электронов релятивистские взаимодействия, то, строго говоря, уровни энергии атома должны характеризоваться лишь значениями сохраняющегося полного электронного момента J = L-fS, поскольку каждый из моментов L и S в отдельности не сохраняется. При относительной малости релятивистских эффектов по сравнению с электростатическим взаимодействием электронов их можно рассматривать по теории возмущений и тогда уровень энергии с заданными значениями LS расщепляется на ряд компонент, отличающихся значениями квантового числа J L—S тонкая структура уровней — каждый уровень характеризуется набором квантовых чисел LSJ. [c.839]

Векторная модель атома. Полный механический и магнитный моменты атома слагаются из механических и магнитных моментов и спинов и спиновых магнитных моментов электронов, образующих электронную оболочку атома. Однако поведение вектора полного механического (и магнитного) момента атома зависит от способа и последовательности сложения отдельных слагаемых. Прежде всего рассмотрим общий метод сложения моментов импульса с учетом пространственного квантования. [c.216]

Возможны различные способы образования полного момента атома из орбитальных моментов и спинов электронов. Наиболее распространенными являются (/, 7)-связь и (L, 6 )-связь, но встречаются также и промежуточные типы связи. [c.216]

Орбитальный момент каждого электрона атома складывается со спиновым моментом этого электрона, образуя полный момент электрона Lj. После этого полные моменты различных электронов атома складываются между собой, образуя полный момент атома L . Такая связь электронов в атоме называется (/, у)-связью. [c.217]

Орбитальные моменты различных электронов атома складываются друг с другом, образуя полный орбитальный момент атома Спины отдельных электронов складываются друг с другом, образуя полный спиновый момент атома L . После этого полный орбитальный момент атома складывается с полным спиновым моментом атома, образуя полный момент атома Lj. Такая связь электронов в атоме называется (Ь,5)-связью. [c.217]

Можно, конечно, представить и некоторую промежуточную связь, когда часть электронов связывается по схеме (/, 7)-связи, а часть электронов связывается по схеме (L, 5)-связи и полный момент атома образуется как сумма полных моментов этих групп электронов. Однако такой комбинированный случай на практике не играет существенной роли. [c.217]

Поскольку квантовое число / орбитального момента отдельного электрона равно целому числу или нулю, квантовое число L полного орбитального момента атома может быть равно также либо целому числу, либо нулю. Это следует из (37.15). [c.218]

Вместо указанной тройки квантовых чисел п, I, т , характеризующих состояние движения электрона в атоме, можно ввести другую тройку квантовых чисел, рассматривая полный момент количества движения электрона Ру. Очевидно, этот полный момент р определяется геометрической суммой орбитального момента pj и собственного момента электрона р/. [c.61]

Перейдем теперь к рассмотрению полного момента количества движения электрона. С точки зрения механической модели полный момент количества движения атома векторно складывается из орбитального и спинового моментов ( 12). В соответствии с этим в квантовой механике для составляющих полного момента количества движения вводятся операторы определяемые равенствами [c.121]

Это означает, что квадраты орбитального момента pj, спинового момента и полного момента электрона в атоме являются величинами одновременно определимыми. [c.122]

Для атома оператор энергии Н обладает сферической симметрией. Волновая функция для атома ф, удовлетворяющая сферической симметрии и другим указанным выше требованиям симметрии, соответствует принципу Паули и является собственной функцией следующих пяти операторов 1) оператора энергии, 2) оператора квадрата орбитального момента количества движения, 3) оператора квадрата спинового момента, 4) оператора квадрата полного момента количества движения электронной оболочки атома и 5) оператора проекции полного момента количества движения на одну из координатных осей. Это означает, что состояние атома в целом может быть охарактеризовано совокупностью квантовых чисел L, S, J, Mj, которым с точки зрения векторной модели соответствуют моменты j и проекция полного [c.204]

Полный магнитный момент атома у. складывается из суммарного орбитального магнитного момента и из суммарного магнитного момента электронов [c.334]

При наличии момента ядра магнитный момент атома в целом складывается из момента его электронной оболочки и из момента его ядра. Среднее по времени значение полного магнитного момента можно положить, по аналогии с формулой (1), равным [c.533]

Классификация магнитных материалов. При суммировании орбитальных и спиновых магнитных моментов может произойти полная их компенсация и тогда результирующий магнитный момент атома будет равен нулю. Такая картина имеет место, в частности, у атомов и ионов с заполненными электронными оболочками. Если же такой компенсации не происходит, то атом будет обладать постоянным магнитным моментом В соответствии с этим магнитные свойства тел будут различными. [c.290]

Если ядро атома или одно из атомных ядер молекулы имеет спин I, то каждый подуровень С. с. характеризуется полным моментом F — J I, где J — векторная сумма полного электронного момента и момента орбитального движения ядер. Квантовые числа F полного момента пробегают значения F = 1У—/ , [c.458]

СВЯЗЬ ВЕКТОРНАЯ — наглядная модель векторного сложения орбитальных и спиновых , моментов в полный момент J квантовой системы (атома, атомного ядра, молекулы), характеризующая взаимодействие электронов в атомах и молекулах и нуклонов в атомных ядрах. [c.473]

Магнитный момент М — векторная величина, характеризующая вещество как источник магнитного поля. Полный магнитный момент свободного атома равен геометрической сумме орбитальных и спиновых моментов всех его электронов. Упорядоченно ориентированные магнитные моменты атомов вещества создают макроскопический магнитный момент. [c.97]

При нормальной связи между электронами в атоме, т. е. когда их электростатическое взаимодействие много больше магнитного, орбитальные моменты отдельных электронов складываются в полный орбитальный момент атома L = 2 Ij, а спиновые моменты Sj — в пол-i [c.648]

В полях Я1 и Яз мы имеем дело с полным моментом атома, в то время как величина поля Яг подбирается достаточно большой, чтобы разорвать связи между магнитным моментом электронной оболочки и ядерным магнитным моментом. Каждый из них в поле Яг ведет себя независимо. [c.52]

Подчеркнем здесь еще раз, что такая независимая от электронной оболочки переориентация магнитного момента ядра возможна только при наличии сильного поля Яг. Если это не выполняется, то все сказанное ниже будет справедливо для измерения полного магнитного момента атома, а не магнитного момента ядра. [c.53]

Рис. 3-2-3. Расчет полного момента количества движения электронов атома путем сложения суммарных орбитального и спинового моментов (случай 1—2, 5=3/2).

Рис. 3-2-3. Расчет <a href="/info/323931">полного момента количества движения</a> электронов атома путем сложения суммарных орбитального и <a href="/info/22554">спинового моментов</a> (случай 1—2, 5=3/2).

Вследствие квантования механических моментов Ps и Рь квантованными оказываются и магнитные моменты. Квант магнитного момента равен магнетону Бора-, лв = ей/(2т)=9,27-10 А-м . Полному механическому моменту атома, определяемому как векторная сумма Pj=Pi,4-Ps, соответствует полный магнитный момент атома Mj, проекции которого на направление поля Н определяются выражением MjH = —wijg UB. Здесь т,- — магнитное квантовое число g — фактор расщепления Ланде, называемый также g-фактором. Для чисто спинового магнетизма g = 2, для чисто орбитального =1- У всех атомов и ионов, имеющих полностью заполненные электронные оболочки, результирующие спиновые и орбитальные магнитные моменты равны нулю. Вследствие этого равен нулю и полный магнитный момент. Атомы или ионы, обладающие недостроенньгаи внутренними оболочками (переходные и редкоземельные элементы), а также содержащие нечетное число электронов в валентной оболочке, имеют отличный от нуля резуль-21—221 321 [c.321]

Электронный парамагнитный резонанс. Его наблюдают во всех веществах, в которых имеются неспаренные (нескомпенсирован-ные) электроны. Для выяснения физической природы ЭПР рассмотрим изолированный атом (или ион), обладающий результирующим магнитным моментом. При наложении на атом с полным моментом импульса j внещнего магнитного поля Яо происходит квантование магнитного момента атома. Каждый уровень с определенным квантовым числом / расщепляется на 2/+1 подуровня с разными значениями магнитного квантового числа зеемановское раси епление) [c.351]

УЛсвязь — схема построения волновых функций атомных состояний, где состояния отдельных атомных электронов характеризуются полными угловыми моментами j, которые затем складываются в полный угловой момент атома J. [c.267]

Рядом с линиями уровней в прямоугольной рамке приведены значения энергии расщепления мультиплет-ных уровней с нужным знаком, характеризующим либо нормальный (+), либо обращенный (—) мультиплет. Штриховые метки использовались для обозначения электронных конфигураций, отвечающих разным исходным состояниям атомного остова. В случае атомов инертного газа и атома иода, у которых возбужденные состояния классифицируются по схеме //-связи моментов, на диаграммах Гротриана были указаны только положения нижней и верхней компонент мультиплетных подуровней (отмеченных соответственно чертой снизу и сперху при символе квантового числа J полного момента атома) и граничные длины волн переходов между заданными мультиплетными уровнями. [c.838]

При рассмотрении дублетной структуры термов щелочных металлов было показано, что она обусловливается взаимо,действием магнитного момента оптического электрона с его орбтальным движением, т.е. спин-орби1альным взаимодействием (см. 34). Мультиплетность определяется числом возможных взаимных ориентаций спина электрона и его орбитального момента, т.е. числом различных способов образования полного момента атома при данных значениях спина и орбитального момента атома. В случае щелочных металлов это число равно двум, поскольку спин равен Va- [c.246]

Мультиплетность энергетических уровней. Все рассуждения 34 могут быть непосредственно обобщены на случай более сложных атомов. В случае (L-S)- связи все спины электронов связываются между собой и образуют полный спин атома, а все орбитальные моменты атомов связываются между собой и образуют полный орбитальный момент атома. Таким образом, полный спиновой магнитный момент атома взаимодействует с орбитальным движением всех электронов атома, описываемым полным орбтальным моментом атома, т.е. в атоме имеется спин-орби-тальное взаимодействие. Оно зависит от спинового и орбитального магнитного моментов и от их взаимной ориентировки. Число взаимных ориентировок было вычислено в 37 [c.246]

Мультиплетность линий излучения. Мультиплетность линий излучения порождается мультиплетностью энергетических уровней атома. Мулыи-плетность линий излучения связана с мультиплетностью энергетических уровней правилами отбора для квантовых чисел орбитального, спинового и полного моментов атома при оптических переходах. Эти правила отбора получаются из правил отбора для оптических переходов отдельного электрона (см. 28). [c.246]

Успех опытов Штерна вызван тем, что, во-первых, магнитный момент электронной оболочки молекулы водорода в нормальном состоянии равен нулю, а, во-вторых, тем, что момент, связанный с вращением молекулы, доступен непосредственному измерению по отклонению пучка молекул параводорода. Вообще же говоря, магнитный момент ядра много меньше магнитного момента электронной оболочки [Ху и проявляется лишь в небольших поправочных членах, определяющих магнитное ращепление уровней ( 92). Магнитный момент ядра можно наиболее непосредственно обнаружить на расщеплении терма, для которого У=0 (например, терма Sq). Полный магнитный момент атома в состоянии с 7=0 совпадает с магнитным моментом ядра и, следовательно, по величине магнитного расщепления уровня с J=0 можно непосредственно найти множитель Ланде g I). Однако наблюдение обычного эффекта Зеемана на таких уровнях требует применения очень сильных магнитных полей до сих пор оно остается экспериментально не исследованным. [c.568]

Для атома с полным электронным моментом J магн. момент Lj=—gjYL J. При Ьб -связи (см. Связь векторная) gj для полных моментов равен [c.701]

П. свободных атомов н ионов определяется в основном полным моментом импульса электронной оболочки, характеризуюпщмся квантовым числом J. В магн. ноле Н осн. уровень энергии атома расщепляется на 2/ -Ь 1 магн. подуровней, разделённых одинаковыми интервалами p.QgjH, где рд — магнетон Бора и g/ — Ланде множитель (см. Зеемана эффект). Каждому подуровню соответствует квантованное значение проекции Цн магн. момента атома на направление Н Рн где mj = J, J — i,. .., —J. При термо- [c.531]

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]

ХУНДА ПРАВИЛО — правило дня нахождения самых глубоких уровнен энергии, соответствующих определённой электронной конфигурации атома при нормальной связи спиновых и орбитальных моментов образующих эти конфигурации электронов, когда уровни энергии характеризуются квантовыми числами 5, L (см. Атом, Атомные спектры). В случае нормальной связи моментов (см. Связь векторная) при заданном квантовом числе 5 полного спинового момента атома и при заданном квантовом числе полного орбитального момента атома L получается спектральный терм L с мультиплет-ностью K = 2.S-hl—совокупность уровней энергии с квантовыми числами J полного момента атома . / = L-bS, Z.-I-5— L —5 . Расположение мультиплетных термов L определяется электростатич. взаимодействиями электронов (много большими при нормальной связи, чем магн. взаимодействия) и, как следует из эксперим. данных и подтверждается мн. квантово.механич. расчётами, термы, соответствующие определённой конфигурации, лежат, как правило, тем глубже, чем больше 5, а при данном S имеют тенденцию лежать тем глубже, чем больше L. [c.417]

К первой фуппе редкоземельных металлов (РЗМ) относят элементы с атомными номерами от 57 до 71 La,Се, Рг, Nd, Pm, Sm, Eu, Gd, Tb, E>y, Ho, Er, Tm, Yb, Lu. Элементы от La до Eu причисляют к легким, а от Gd до Lu - к тяже.лым редкоземельныл эле.ментам. РЗМ имеют электронную конфигурацию общего вида 4 "Магнитная" 4/-оболочка последовательно за-по.лняется с уве,тичением атомного номера РЗМ от 57 к=0) у La до 71 ( 14) у Lu. Расположенная в глубине атома незастроенная 4/-оболочка экранирована от влияния кристаллического поля и "зavIopaживaния" орбитального момента атома не происходит. Поэтому магнитный момент в атомах РЗМ определяется как спиновым, так и орбитальным магнитными моментами 4/ -электронов. Для легких РЗМ, 4/ч)болочка которых заполнена менее чем наполовину, орбитальный и спиновый магнитные моменты устанавливаются антипараллельно и полный момент атома J==Z,-5. У гадолиния (и=7) орбитальные моменты электронов скомпенсированы (/,=0) и соответственно J=S. Для тяжелых РЗМ, у которых 4/оболочка заполнена более че.м наполовину, орбитальный и спиновый магнитные моменты устанавливаются параллельно и полный. момент атома J=L+S. [c.22]

Как показали опыты Штерна и Герлаха, поток атомов, обладающих полным моментом количества движения электронов, равным V /(/- -/) Й, при прохождении через неоднородное магнитное поле разделяется на 21 + +1 различных пучка. Например, ато.м серебра на внещ-ней орбите в состоянии 5 имеет один электрон. Магнитные моменты всех электронов, кроме электрона внешней орбиты, взаимно компенсируются. Следовательно, в этом случае при Ь=0 имеем 5=1/2. Поэтому поток атомов серебра разделяется магнитным полем на два различных пучка. [c.165]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...