Момент атома полный спиновый электрона

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]

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]

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]

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

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]

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]

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

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]

Как было указано в 31, с точки зрения квантовой механики для атома со многими валентными электронами физический смысл сохраняет лишь полный момент Суммарные орбитальный и спиновый моменты и а следовательно, и квантовые числа L и S, строго говоря, теряют смысл. Однако в случаях [L, 5]-связи приближенно можно сохранить представление о суммарных орбитальном и спиновом моментах и и характеризовать термы квантовыми числами i и 5. Критерии применимости [L, 5]-связи [c.181]

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]

В многоэлектронных атомах и ионах в приближении центрально-симметричного ноля сохраняются те же квантовые числа для состояний отд. электронов (векторная модель) эти состояния определяются электронной конфигурацией, т. е. числом электронов с заданными п и I. По Паули принципу, в каждом состоянии может находиться не более 2(2 + ) электронов когда это число достигнуто, слой оказывается замкнутым. Замкнутые слои обозначаются Is , 2s, 2р , 3d ,. . . Состояние оболочки в целом определяют полные моменты — орбитальный спиновый Их квантованные значения выражаются через суммарные квантовые числа L и S, образуемые комбинациями чисел 1]( и Для полного момента J —L S, его квантовые числа равны J L+S, L+S — i,. . ., L— [c.637]

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

При наличии магнитных примесей магнитное поле, кроме закручивания электронов, поляризует спины примесных атомов. При этом направление спинов фиксируется и, так же как и при образовании спинового стекла, исчезает возможность рассеяния электронов с поворотом спина. Полная вероятность рассеяния при этом уменьшается, а с ней уменьшается и сопротивление. Если ЗрН(Р—магнетон Бора, —магнитный момент при- [c.71]

Рассмотрим атом с несколькими электронами, каждый из которых обладает орбитальными моментом количества движения G и спиновым моментом Gs. Пусть орбитальные моменты, с одной стороны, и спиновые — с другой, комбинируют, давая полные угловые моменты Gl и Gs. Существенно различные атомные энергетические состояния соответствуют различным значениям L и 5. Моменты же Gl и Gs комбинируют, давая полный момент Gj. Каждый энергетический уровень атома — или спектральный терм — обозначается символом [c.355]

Связь Рассела — Саундерса. С хорошей точностью ) можно считать, что гамильтониан атома или иона коммутирует с операторами суммарного спинового и орбитального моментов, 3 и Ь, а также с оператором полного момента, и = и -Ь 3. Поэтому состояния иона могут быть описаны квантовыми числами Ь, 8, 5 г, J, У г, отвечающими собственным состояниям операторов Ьг, 3, Зг, и , иг С собственными значениями, соответственно равными Ь Ь 1), 5 (5 4- 1), 81, / (/ + 1), Поскольку для заполненных оболочек значения спинового, орбитального и полного момента равны нулю, указанные квантовые числа описывают электронную конфигурацию не только частично заполненной оболочки, но и всего иона в целом. [c.265]

В этом случае можно говорить о приближенном сохранении полного орбитального момента L и полного спинового момента 5 системы. Такой тип взаимодействия называется L — S-связью или россел-саундеровской связью. Такая связь осуществляется для электронов в легких атомах при центральном взаимодействии и в случае, когда между нуклонами действуют центральные силы. [c.112]

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]

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]

Метод Хартри не учитывает, как и метод Слетера, ни обменной, энергии, ни спиновых взаимодействий. Учет обменной энергии и спиновых взаимодействий был дан В. А. Фоком [3 .40] g методе В. А. Фока также предполагается, что каждый электрон в атоме характеризуется своей волновой функцией зависящей от трех квантовых чисел п , Ij , т . Но полная функция атома ф строится таким образом, чтобы, во-первых, она была антисимметрична относительно перестановок координат, т. е. удовлетворяла бы принципу Паули, и, во-вторых, учитывала бы наличие у электронной оболочки атома в целом результирующего спинового момента собственные значения квадрата которого равны 5(5-]- Если N есть полное число электронов, входящих в состав атома, то при N четном число S — целое или нуль, а при N нечетном — полуцелое. Это соответствует тому обстоятельству, что спиновые моменты электронов могут располагаться либо параллельно, либо антипараллельно друг к другу. Число k = — S, очевидно, равно числу пар электронов [c.202]

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]

Парамагнетизм диэлектриков. Парамагнетики, не содержащие свободных электронов (напр., газообразный Оц), обнаруживают на опыте зависимость % от Т, описываемую Кюри законо.м % = С/Т, где С — константа вещества. Согласно теории Л анжевена, величина X совокупности атомов (молекул), рассчитанная на 1 г вещества, х = цфф/ кТ (IV—число молекул в 1 г). Очевидно, если х измерена на опыте, то из закона Кюри может быть определен дфф — эффективный магнитный момент атома или молекулы. Фактич. полный магнитный момент частицы (атома или молекулы) т = где —спиновая, [c.584]

Хорошо известно, что систематика уровней энергии и спектров многоэлектронных атомов строится на основе учета в модели самосогласованного (эффективного центрально-симметричного) поля атома дополнительных возмущений от нецентрального электростатического и релятивистских (спин-орбитального и спин-спинового) взаимодействий электронов. В нерелятивистском приближении при учете только электростатических взаимодействий энергетические уровни атома характеризуются значениями полного орбитального (L) и спинового (S) моментов электронов и вырожде- [c.838]

Магн. взаимодействие пространственно разделённых тел осуществляется магнитным полем Н, к-рое, как и электрич. поле Е, представляет собой проявление ЭЛ.-магн. формы движения материи (см. Электромагнитное поле). Между электрич. и магн. полями нет полной симметрии источниками являются электрич. заряды, но магн. зарядов (магнитных монополей) пока не наблюдали, хотя теория (см. Великое объеди-пение) предсказывает их существование. Источник маги, поля Н — движущийся влектрич. заряд, т. е. электрич. ток. В атомных масштабах движение электронов и протонов создаёт орбитальные микротокп, связанные с переносным движение. этих частиц в атомах или атомных ядрах кроме того, наличие у микрочастиц спина обусловливает существование у них спинового магн. момента. Поскольку электроны, протоны и нейтроны, [c.629]

О. м. микрочастицы (электрон, атом, ядро и т. д.) связан с её движением в пространстве. Помимо О. м., микрочастица, как правило, обладает внутренним, или спиновым, моментом s, имеющим чисто квантовое происхождение (спин исчезает при переходе к пределу й —> О и не допускает классич. интерпретации). При наличии спина из изотропии пространства следует, что сохраняются не i и по отдельности, а лишь полный момент у = / -J- (см. Квантовое сложение моментов). При этом собств. значения оператора У равны j(j 1)й. Волновая ф-ция с определ. значениями р и может быть построена из координатной и спиновой волновых ф-ций с помощью Клебиш — Гордана коэффициентов. Имеются отбора правила для переходов между состояниями С определёнными i и /, к-рые играют важную роль в теории ал.-маги, переходов в атомах в ядрах, при рассмотрении распадов элементарных частиц и т. д. [c.465]

Диамагнетизм связан с изменением орбитального движения электро-ньв, которое происходит при помещении атомов в магнитное поле. Следует напомнить, что в замкнутом электрическом контуре магнитное поле индуцирует ток всегда в таком направлении, чтобы противодействовать изменению полного магнитного потока. Таким образом, электрический ток действительно обладает отрицательной восприимчивостью. Этот эффект вызывает диамагнетизм и имеет место также в системе зарядов, описываемой квантовой механикой. С другой стороны, парамагнетизм связан со стремлением постоянных магнитов располагаться в магнитном поле так, чтобы их дипольный момент был параллелен направлению поля. В атомных системах постоянный магнитный момент связан в простейших случаях со спииом электрона. Но может также существовать постоянный момент у незаполненной атомной оболочки, возникающий при комбинации спинового и орбитального моментов. Если система более устойчива, когда атомные диполи параллельны, го такая система при низких температурах будет ферромагнитной. При высоких температурах ферромагнетизм исчезает это явление подобно плавлению твёрдого тела, потому что иеферромагнитное состояние менее упорядоченное и имеет ббльшую итропию, чем ферромагнитное. Силы между упорядоченными магнитными моментами в ферромагнитных веществах не похожи иа магнитные силы между диполями, а, как мы увидим в 143, имеют электростатическое происхождение. [c.605]

Стационарное квантовое состояние электрона в атоме или молекуле характеризуется полным набором чапырех квантовых чисел главного п, орбитального /, магнитного гп и магнитного спинового m . Каждое из них характеризует квантование энергии (п), момента импульса (/), его проекции на направление внешнего магнитного ноля (т) и проекции спина (mj. [c.450]

Из общих положений классич. статистич. физики следует, что электронные системы не могут обладать термодинамически устойчивым магн. моментом Бора — ван-Лёвен теорема), но это противоречит опыту. Квантовая механика, объяснившая устойчивость атома, дала объяснение и М. атомов и макроскопич. тел. М. атомов и молекул обусловлен спиновыми магн. моментами их эл-нов, движением эл-нов в оболочках атомов и молекул (т. н. орбитальным М.), спиновым и орбитальным М. нуклонов ядер. В многоэлектронных атомах сложение орбитальных и спиновых магн. моментов производится по законам пространств, квантования — результирующий магн. момент Ху определяется полным угловым квантовым числом и равен И/= /К /(/ + 1) Б, где gj —Ланде. иножитель, [Хб — магнетон Бора. [c.357]

Электромагнитное взаимодействие. Эл.-магн. св-ва Н. определяются наличием у него магн, момента, а также существующим внутри Н. распределением положит.. и отрицат, зарядов и токов. Магн. момент Н. определяет поведение Н. во внеш. эл.-магн, полях расщепление пучка Н. в неоднородном магн, поле, прецессию спина Н. Внутр, эл.-магн. структура Н. (см. Формфактор) проявляется при рассеянии эл-нов высокой энергии на Н. и в процессах рождения мезонов на Н, у-квантами. Вз-ствие магн. момента Н. с магн. моментами электронных оболочек атомов существенно проявляется для Н., длина волны де Бройля к-рых размеров (энергия <10 эВ), и широко используется для исследования магн. структуры и элем, возбуждений (спиновых волн) магнитоупорядоч. кристаллов (см. Нейтронография). Интерференция магн. рассеяния с ядерным позволяет получать пучки поляризованных медленных Н. Вз-ствие магн. момента Н. с электрич. полем ядра вызывает специфич. швингеровское рассеяние Н. (указано впервые амер. физиком Ю. Швингером). Полное сечение этого рассеяния невелико, однако при малых углах ( 3°) оно становится сравнимым с сечением яд. рассеяния И., рассеянные на такие углы, в сильной степени поляризованы. Вз-ствие Н.о [c.452]

ВИСИМОСТЬ / от я неоднозначной (на- обоих вместе) моментов электронных ферромагнетики представляют соблюдается магн. гистерезис). При на- оболочек атомов в-ва. Это условие вы- бой в магн. отношении аморфные сис-магничивании ферромагнетиков изме- полняется в кристаллах, построенных темы с неупорядоченно распределён-няются их размеры и форма (см. Маг- из магн. атомов переходных элемен- ными по кристаллич. решётке иона-нитострипция). Имеется и обратный тов (атомов с недостроенными внутр. ми, обладающими ат. магн. момента-эффект — кривые намагничивания и электронными слоями). Различают 4 ми (т. н. спиновые стёкла). В спино-петли гистерезиса зависят от внеш. осн. случая 1) металлич. кристал- вых стёклах мы встречаемся ещё с механич. напряжений. В ферромагн. лы (чистые металлы, сплавы и интер- одним типом косвенного обменного монокристаллах наблюдается магнит- металлич. соединения) на основе пе- взаимодействия через электроны нро-ная анизотропия (рис. 3) — различие реходных элементов с недостроенными водимости — осциллирующим по зна- [c.809]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...