Г-состояния, F-состояния электронные

Состояние электрона в атоме зависит от главного квантового числа п, орбитального квантового числа I, его проекции т, спинового числа s и его проекции а. Электроны с разными п и I образуют разные оболочки. С учетом принципа Паули число электронов в оболочке с индексом I не может бы.ть больше 2(2 г+1). В зависимости от значения / = 0, 1, 2, 3... оболочки обозначают буквами S, р, d, f, g, h, i, k, I, m. .. [c.1231]

В адиабатическом пределе (1/т С А /г) все моменты функции распределения f p t) оказываются существенными, поскольку неравновесное состояние электронной подсистемы нельзя описать общей температурой. В этом случае примесная проводимость определяется выражением (5Б.17), которое выводится из кинетического уравнения. Появление расходящихся членов (Л /г) в формуле (5.1.104) для удельного сопротивления связано с высшими моментами функции распределения, которые не были включены в базисный набор. [c.405]

В случае многоатомных молекул, как и в случае двухатомных, минимум величины Е -г F , т. е. минимум потенциальной поверхности данного устойчивого электронного состояния, принимается за электронную энергию этого состояния и обозначается Е . Таким образом, в указанном выше приближении выражение для полной энергии можно записать следующим образом [c.17]

За оптическое поглощение ответственны переходы, в результате которых электрон из состояния tfo попадает в состояние t )i. Возьмем основное состояние системы Фо (г) Фо (Jf — J o) в качестве начального и рассмотрим переходы во все возбужденные состояния l i (г) Фп (- f — - fi). Полезно провести сначала выкладки для случая, когда постоянная электрон-решеточной связи ц равна нулю. Тогда лго = J i и полные энергии равны [c.376]

Внутренняя энергия тела U представляет собой энергию, обусловленную движением и силами взаимодействия частиц рабочего тела (молекул, атомов, электронов, атомных ядер), и, следовательно, равна сумме кинетической и потенциальной энергий этих частиц. Отсюда следует, что для реальных рабочих тел внутренняя энергия является функцией основных термодинамических параметров состояния т. е. и = f (р, v), и = (р(р, Т) и и = v /(ii, Г). Для идеальных газов потенциальная энергия мельчайших частиц рабочего тела равна нулю и, следовательно, внутренняя энергия их равна кинетической энергии, которая, в свою очередь, является функцией только температуры. Отсюда следует, что внутренняя энергия идеального газа есть функция температуры, т. е. и = j (Т). Молекулярно-кинетическая теория вещества дает для идеального газа следующую конкретную зависимость внутренней энергии одного киломоля от температуры [c.12]

Как и в рассмотренных в предыдущем параграфе уравнениях состояния, здесь сделано предположение, что температура ядер и электронов всегда одинакова, т. е. они находятся в тепловом равновесии. Это предположение в совокупности с наличием Го О и Ро О в (2.111) приводит к некоторым противоречиям и сужает как область применимости уравнения состояния,-так и класс функций, в котором может выбираться зависимость P,(F). Покажем эта на простом примере. Рассмотрим холодную деформацию вещества при Г = 0. В этом случае [c.56]

HF может сформироваться до того, как протон участвующего в реакции атома водорода окажется на том межъядерном расстоянии, которое соответствует основному электронному > состоянию молекулы HF. Таким образом, существует большая вероятность того, что после реакции протон будет находиться на большем расстоянии от атома F, чем равновесная длина связи HF. Следовательно, это приведет к классическому колебательному движению. Заметим, что для протекания реакции, записанной уравнением (6.22), необходим атомарный фтор. Его получают путем диссоциации тех или иных молекул, играющих роль донора для фтора, таких как SFs или молекулярный Ь г. Диссоциацию можно получить различными способами, например, при столкновениях с электронами в электрическом разряде (SFe -f- в —> SFs-j-F-j-e). [c.399]

И ЯВЛЯЮТСЯ металлами в них на каждом из уровней в зоне может располагаться по 2 электрона (согласно принципу Паули), т. е. всего имеется 2N мест, половина из которых занята электронами. Электроны занимают уровни с наименьшей энергией. В основном состоянии (7 = О К) граница этого заполнения, отделяющая в пространстве импульсов заполненную область от свободной части зовы, называется поверхностью Ферми F. При 7 >0 К граница этой поверхности размывается, так как за счет тепловых возбуждений часть электронов уходит выше F, а ниже F часть уровней освобождается. Поскольку расстояние между уровнями в зоне чрезвычайно мало эВ), то уже сколь угодно малое внешнее электрическое поле повышает энергию электронов и приводит к электропроводности металлов, ограниченной только рассеянием электронов иа колебаниях решетки. При понижении температуры проводимость металлов растет при Г-Ц), а- -оо, ii [c.14]

Если состояния в j(y4aiiH0M потенциале, обусловленном примесями, заполнены электронами так, что уровень Ферми лежит в области локализов, состояний, то статич. электропроводимость вещества при Г = ОК равна О (а н д о р с о н о в с к и ii д и э л с к т р и к). Отличие этого состояния от состояния обычных крп-сталлич. диэлектриков состоит в том, что плотность состояния f>( ) на уровне Ферми S = Sp отлична от 0. Поэтому ироводи.мость о при низкой частоте со приложенного электрич. поля не пропорциональна (см. Диэлектрические потери), а удовлетворяют ф-ле Мотта-Березинского [c.83]

Поляризация решётки выражается через ф г) Р(г) = = 0 г)/4ле, где D(r) — злектростатич. индукция, создаваемая алектрич. зарядом с плотностью —е ф(г) . Энергия электрона в поле решётки /(, < О, а полная энергия П., включающая анергию поляризации решётки, равна f = о/З- Ур-ние (3) описывает автолокали-эов. состояние электрона с радиусом локализации Гд К г/те (см. Автолокализация). [c.81]

Ограничение движения электронов определенными орбиталями предсказывается квантовой теорией, согласно которой для определения состояния электрона в атоме необходимо знать четыре квантовых числа. Главное квантовое число п связано с энергией электрона в данном состоянии, причем отрицательная величина энергии электрона, находящегося в той иди иной основной оболочке, обратно пропорциональна /г . Второе квантовое число является мерой момента количества движения электрона и может иметь значения от нуля до (п — 1). Значения г = О, 1, 2 и 3 связаны с подоболочками, обозначаемыми буквами , р, d и f соответственно. В связи с этим Я -оболочка может содержать только орбитали s-типа, L-оболочка орбитали s- и /)-тина, М-оболоч-ка — орбитали s-, р- и (i-типа и т, д., т. е. при каждом увеличении главного квантового числа добавляется дополнительная под-оболочка (табл. 2). Третье квантовое число mi является мерой проекции момента количества движения на определенное направление (обычно это направление очень слабого внешнего магнитного поля). Это квантовое число может принимать любые значения от до —Z, включая нуль, ограничивая, таким образом, число орбиталей в р-, d и /-подоболочках, как уже отмечалось выше. Четвертое квантовое число т связано с направлением спина электрона, определение которого также требует наличия магнитного поля. Спиновое квантовое число может принимать значения и, следовательно, каждая орбиталь, определяемая квантовыми числами п, I, mi, может содержать два электрона с противоположными спинами, соответствующими квантовым числам ms — +Va И тпа = —Vg. [c.16]

Возможные энергетические состояния электронов в атоме выражаются четырьмя квантовыми числами п, I, и т . При этом п —главное квантовое число, которое может принимать значения п = 1, 2, 3 и т. д. и соответствует энергии электрона в каждом частном рассматриваемом состоянии, причем энергия состояния для числа п пропорциональна l/n . Второе квантовое число — I является мерой углового момента г т v электрона и может принимать целые значения от О до (п—1). Случай, соответствующий 1 = 0, не является случаем покоя электрона, а скорее случаем равновероятного движения электрона по орбите в обоих направлениях. Для обозначения случаев с 1 = 0, 1, 2, 3, 4 и 5 введены буквы 5, р, d, f, g и h. Этим буквам предшествует значение п, а наибольший по величине верхний индекс после круглых скобок указывает число электронов, занимающих это состояние. Таким образом, (ls)2 означает два электрона, для которых п = , 1 = 0, я определяет атом гелия. Однако для полного описания состояния орбит требуются, как указано выше, четыре квантовых числа. Предположение, что одно и то же энергетическое состояние возможно для более чем одного электрона в атоме, противоречило бы принципу Паули, и необходимую дифференциацию обеспечивают квантовые числа и т . Квантовое число является мерой составляющей углового момента в данном направлении, который может быть вызван внешним магнитным полем, и может пришьмать значения от-j-/ ДО —I, включая нуль. Называется оно магнитным квантовым числом. [c.143]

В трехатомной линейной молекуле может быть только один вид деформационных колебаний. Если молекула несимметрична (XYZ), то изогнутая конфигурация имеет симметрию С , а если симметрична (XY2) —то симметрию Сав- первом случае все вырожденные электронные состояния П, Д,. .. при г Ф О расщепляются каждое на одно состояние А и одно А". Во втором случае типы изогнутых конфигураций различны для разных типов вырожденных состояний. Электронное состояние Ilg расщепляется на А и В2, Пи — на Ах -j- Вх Ag — на Ах г Д на А -]- В . (Более подробно это будет показано в гл. 111, разд. 1.) В каждом случае электронная волновая функция одной компоненты симметрична по отношению к плоскости молекулы, а другой антисимметрична. Принятые обозначения типов А, А" или Ах, В X ИТ. д. можно было бы приписать двум потенциальным функциям F+ и F . Однако, вообще говоря, невозможно сказать, коррелирует F+ с А и F с А" или наоборот. Иногда две компоненты, соответствующие функциям F+ и F , обозначаются П + П " или Д + , Д " и т. д. Эти обозначения не следует путать с П+, П", Д+, А ,. . . , которые используются, чтобы различать две I- или А-компонепть состояния П, А,. ... [c.35]

НИИ ГЛ и ОЛ имеют форму лоренцианов с максимумами в 2 = (01 — oL + и с полуширинами Г(L-f Интенсивность линий РРКР и ГЛ определяется временем жизни виброн-ных колебательных уровней (Г/. + у) > а интенсивность ОЛ — временем жизни нулевого колебательного уровня у- возбужденного электронного состояния. Ширины всех линий полностью согласуются с формулой Вайскопфа — Вигнера [32]. [c.348]

Мотт 2) объясняет это понижение уменьшением квантового выхода Г/. Если F-центр соответствует наинизшему состоянию электрона и дырки в решётке галоидных ионов, электростатическое поле, в котором движется электрон, должно изменяться, как — e jn r на больших расстояниях от дырок. Следовательно, электрон должен иметь более чем один дискретный уровень ниже ионизационного континуума. По аналогии с атомом водорода или атомом щелочного металла наиболее низкое состояние системы должно быть s-подобным, и наиболее сильная абсорбционная полоса должна соответствовать переходу от этого состояния к наинизшему дискретному / -подобному состоянию, что и даёт, как постулирует Мотт, / -абсорбционную полосу. Вследствие того, что электроны связаны в / -состоянии, кристалл не может быть фотопровод-HIIKOM до тех пор, пока электроны не будут термически возбуждены до уровня ионизационного континуума. Следовательно, фотопроиоди- [c.594]

Пример 4. Представим, что воздух перевели в состояние плазмы при избыточной ионизации электронов х= %. Тогда п = 5- 10 м . Допустим, что на длине г = I см Дп = 1 %. Тогда при Л г = 5 I0 м возникает поле Я —2- 10" Х ХАпг = 10 В/см = 10 В/м и объемная сила f = Eg = 10 -5-10 1,6Х ХЮ " = 72- 10" Н/м [c.51]

Выражение для этого множителя выводится из следующих соображений. В пространстве импульсов (импульс электрона обозначим через / ,,) значение энергии соответствует, согласно равенству Е = рУ т, сферической поверхности радиусом р,, а интервалу энергий от Е Д.0 Е + dE — шаровому слою объема Anpldp , причем dpe = - dE. Каждое квантовое состояние, вследствие соотношения неопределенностей Ар,, Ах = /г, в пространстве импульсов характеризуется ячейкой объема /г Дх , причем величина Ах соответствует степени локализации электрона в кристалле, т. е. представляет собой неопределенность положения электрона в пространстве, равную, как это очевидно, линейному размеру кристалла. Если последний имеет форму куба с ребром L, то Ах = L есть объем кристалла V. Таким образом, общее число квантовых состояний с энергией от до -f d равно (4я//г ) plV dp,,, а учитывая вырождение энергетического уровня Е ъ g раз больше. Выражая р,, через у2т Е, [c.453]

Например, нормальной конфигурацией нейтрального атома железа является конфигурация 3d 4s ( 55). Для определения соответствующих ей термов следует исходить из группы эквивалентных электронов 3d . Электроны 4s образуют замкнутую подгруппу и не меняют значений результирующих квантовых чисел, соответствующих группе 3d . Таким образом, наиболее глубокий терм, соответствующий конфигурации Зd 4s , будет тот же, что и наиболее глубокий терм шести эквивалентных d-электронов, т. е., по данным табл. 48, терм D. В качестве второго примера рассмотрим возбужденное состояние атома железа 3d 4p. В этом случае мы должны исходить из наиболее глубокого терма, соответствующего конфигурации эквивалентных электронов 3d . По данным табл. 48 наиболее глубоким термом этой конфигурации является терм F, которому соответствуют значения квантовых чисел 5 = /2 и —3. К этому состоянию мы должны прибавить один р-электрон (5 = /г- =0-Отсюда получаем, что конфигурация 3d 4p характеризуется значениями квантовых чисел 5 = 3/2 +72=2 1 и A = 3 j-1=4 L=3-j-0=3 и L = 3—1 = 2. Окончательно получаем набор термов 0°, D°, и G°, [c.188]

Сотрудниками Ок-Риджской национальной лаборатории [212] было облучено 42 г фреона-11 электронным пучком при температуре —70° С в присутствии образцов из меди и нержавеющей стали. При дозе поглощенной энергии 3-10 эрг/г образовалось 28,3 мг хлора (в виде С1") и 4,1 мг фтора (в виде F"), что соответствует выходам G( 1) = 0,31 и G(F) = 0,082. Хотя количество распавшегося фреона-И и невелико, использовать его в качестве хладагента в условиях облучения невозможно в связи с коррозионным воздействием продуктов радиолиза на конструкционные материалы [212]. Более того, некоторое увеличение температуры существенно увеличивает выход продуктов разложения [175]. Так, облучение образцов при температуре —40° С должно привести к увеличению выхода разложения на порядок. Образец фреона-12 был облучен в жидком состоянии Дейтонами с энергией 15 Мэе при достижении дозы примерно 1,8-10 эрг/г. Наблюдалось небольшое разложение образца продукты радиолиза не идентифицированы [269]. [c.37]

Иначе обстоит дело с делением фазового пространства па элементы объема в том случае, когда частицей является электрон или другой микрообъект, обладающий волновыми свойствами. Наличие у них таких свойств исключает, согласно принципу неопределенностей, возможность ра личать два состояния х, у, z, рх, р , рг) и х + dx, у + dy, 2 + dz, рх -f dpx, p,j + dpy, Рг + dp г), если про-, изведение dx dy dz dpx dpy dp оказкется меньше /г . Так как это произведение выражает элемент объема шестимерного фазового пространства, то отсюда следует, что различным элементам объема шестимерного фазового пространства будут отвечать различные квантовые состояния микрочастицы лишь в том случае, если размер этих элементов не меньше h . Поэтому в квантовых статистиках за элементарную ячейку шестимерного фазового пространства принимается объем [c.117]

ТЕРМЫ СПЕКТРАЛЬНЫЕ — уровни энергии атома, иона или молекулы, характеризующиеся определ. значениями полного орбитального момента L и полного спина S электронов. Термы обозначаются символом L, где 25-1-1 — мультиплетность терма, а состояния с /. = 0, 1, 2, 3, 4, 5,. .. обозначаются S, Р, D, F, G, Н,. .. соответственно. Различают Т. с. синглетные ( 5, Р, ),спин равен 0), дублетные ( S, Р, D,. .. спин равен /г), триплетныс S, Р,. .. спин равен 1) и т.д. [c.107]

ЭЛЕКТРОХИМИЧЕСКИЙ ПОТЕНЦИАЛ—аналог химического потенциала для систем, содержащих заряж. частицы (ионы, электроны, дырки) характеризует состояние к.-л. заряж. компонента i в фазе а при определ. внеш. условиях (темп-ре, давлении, хим. составе фазы и электрич. поле). По определению, Э. п. = (й<3/йп )7-,р, , где G—значение Гиббса энергии, учитывающее наличи гтек-трич. поля в фазе а я,—число молей компонента i в этой фазе. Э, п. можно определить также как умноженную на Аеогадро постоянную работу переноса заряж. частицы i из бесконечно удалённой точки с нулевым потенциалом внутрь фазы а. Во мн. случаях Э. п. формально разбивают на два слагаемых, характеризующих хим. и электрич. составляющие такой работы (1 = ц -1-7, ф, где ц — хим. потенциал частицы в фазе а г,- — заряд частицы с учётом знака, F—Фарадея постоянная, ф —электрич. потенциал. ЭЛЕКТРОЙДЕРНЫЕ РЕАКЦИИ—ядерные превращения, идущие при рассеянии электронов атомными ядрами. Согласно представлениям квантовой электродинамики, рассеяние электронов на нуклоне происходит путём обмена виртуальными у-квантами. В большинстве случаев достаточно ограничиться обменом одним у-квантом. Отличие виртуальных у-квантов от реальных состоит в том, что для последних имеет место однозначная связь между переданной нуклону энергией Лео и импульсом р. Для виртуальных у-квантов такое равенство не имеет места, что позволяет при рассеянии электронов варьировать независимо каждую кинематич. переменную. [c.595]

Однако известно [358, 637, 638], что если кислород и является неподвижным при комнатной температуре, то он может образовывать различные виды комплексов, захватывая подвижные дефекты, например, вакансии, которые могут иметь различное зарядовое состояние V , V , V , так же как и дивакансии V2, V2, Например,в [637] концентрация кислорода в кристалле резко падала при нейтронном облучении Si при 40—60° С, вследствие образования Л-центров (комплекс вакансия—кислород). Из опытов по электронному облучению Si и Ge [358] также следует, что вакансии мигрируют и захватываются атомами кислорода при температурах существенно ниже комнатной, так как энергия миграции их очень мала. При этом время захвата равно t = (4ттгОМ(,у [638], где Nq - концентрация центров кислорода г — радиус захвата ( 3 -10 См). Приняв для Ge при 20°С D = 4,3-10" см /с и 7Vo=4-10 см , получим f = 1,55 Ю- с. Таким образом, не только изменением концентрации одних вакансий можно объяснить акцепторное действие микродеформации, но и образованием вакансионно-кислородных комплексов указанного типа. [c.221]

Чтобы избежать трудностей, возникающих в случае применения теоремы Купменса к системе с незаполненной оболочкой, в работе [386] вертикальный ионизационный потенциал вычисляли методом МО L AO как разность энергий ионизированного и нейтрального кластеров Li (и = 1 -f- 9). Полученные для каждой группы конфигураций кластера значения IP имеют разброс в пределах 1—5 эВ, но если в каждой такой группе выделить только наиболее стабильные формы, то наблюдается довольно регулярная тенденция понижения IP с ростом п. Для Lis и Lig вычисленный ионизационный потенциал оказался равным 2,4 эВ, что близко к работе выхода массивного металла, но несколько ниже указанных выше значений, найденных Маршаллом и др. [385]. Ширина валентной зоны, определяемая разностью энергий наивысшей и наинизшей занятых молекулярных орбиталей, возрастает при увеличении /г, достигая значений 3,0 эВ для кубического Lioo и 3,7 эВ для Lis в форме октаэдра с двумя атомами над его гранями. Вместе с тем отмечается, что число валентных электронов в изучаемых кластерах Li слишком мало, чтобы получить усредненную плотность состояний и истинную валентную зону путем расширения (скажем, с помощью подходящей гауссовой кривой) далеко разнесенных энергетических уровней. [c.230]

Итак, мы показали, что энергетические уровни молекул можно классифицировать по типам точной симметрии, базисной симметрии и приближенной симметрии, а также по точным и приближенным квантовым числам. Наиболее полезными символами для классификации уровней являются Г (или четность), F, Frve, /, /, S, N, колебательные квантовые числа Vt и вращательные квантовые числа К, ( /) для симметричного волчка, Ка, Кс ДЛЯ асимметричного волчка и R для сферического волчка. Для определенных целей можно использовать также базисные типы симметрии Гг, Fv, Ге, Frv и Fve группы МС. Эти типы симметрии могут быть использованы для выявления смешивания уровней различными возмущениями и при определении правил отбора для электрических дипольных переходов. Среди наиболее важных правил отбора для возмущений особое место занимают правила, согласно которым ангармонические возмущения связывают уровни одинакового типа Fv, центробежное искажение и кориолисово взаимодействие связывают уровни одинакового типа Frv, а вибронное взаимодействие связывает состояния одинакового типа симметрии Fve. Получены также правила отбора по колебательным и вращательным квантовым числам. Выведены правила отбора для электрических дипольных переходов по колебательным, вращательным и электронным квантовым числам и по типам симметрии переходы, не подчиняющиеся этим правилам отбора, называются запрещен [c.362]

ЭТОГ0 Доказывается вариационная теореМа, утверждающая, что при заданном внешнем потенциале v r) истинная электронная плотность соответствует минимальной энергии основного состояния. При заданном у (г) плотность в принципе определяется вариационным уравнением. Трудность состоит в том, что функциональная зависимость F [/г], включающая в себя кинетическую, кулоновскую обменную и корреляционную энергию, фактически неизвестна. Если для описания F n применить приближение локальной плотности, мы придем к уравнению Томаса — Ферми с поправкой на обмен и корреляцию. [c.185]

Из материала, приведенного в предыдущем разделе, видны две причины возникновения квазиконтинуума возбужденных атомных состояний в сильном внешнем поле — ионизационное уширение электронных состояний и их штарковское расщепление. Оба процесса определяют условие возникновение квазиконтинуума — Г( ) АЕ Р), где, как и выше Г( ) — ширина электронного состояния, а АЕ Р) — энергетическое расстояние между соседними уровнями. Очевидно, что переход от высоковозбужденных (ридберговских) состояний, для которых 71 1, к низковозбужденным состояниям, для которых 71 1, сильно увеличивает АЕ Р), а потому и величину критической напряженности поля, при которой достигается условие Г(F) АЕ Р). Можно избавиться и от проявления эффекта штарковского расщепления исходного состояния, выбрав в качестве такого так называемое циркулярное состояние, для которого выполняется следующее соотношением между главным (71), орбитальным (I) и магнитным т) квантовыми числами т = I = п — 1. Среди всех состояний с данным п циркулярное состояние имеет максимальное значение т, В линейно поляризованном электромагнитном поле правила отбора по т имеют вид Ат = 0. Это означает, что циркулярное состояние с фиксированным значением п связано лишь с состояниями с другими 71, т.е. с состояниями, для которых АЕ Р) велико (при 71 >1). [c.276]

Две функции нри К = О относятся соответственно к тинам S+ и 2 и сохраняют эти типы независимо от меры электронно-колебательного взаимодействия. Моягао показать, что даже в более высоком приближении функции зависят только от потенциальной функции F+ (или только от V ) и совершенно не зависят от F" (или от F+) и соответственно что гро зависит только от V (или только от F+). По аналогии хочется предположить, что при К = i первая пара функций г]) " и t i i принадлежит к F+, а вторая пара и xIjIj — к F" (или наоборот). Но, так как каждая пара вместе представляет целиком электронно-колебательное состояние П (К — 1), она не может быть симметричной или антисимметричной по отношению к операции отражения в нлоскости, проходящей через межъядерную ось, т. е. к одновременному изменению знаков нри v и ф, II потому не принадлежит полностью ни той, ни другой потенциальной функции. Существуют ненулевые матричные элементы возмущения (1,35) между (нри данном v ) н i Ji (при другом V2), т. е. каждый электронно-колебательный уровень П зависит н от F и от F . Такие же выводы получаются в отношении электронно-колебательных уровней Д, Ф,. ... Тем не менее в очень грубом первом приближении часто можно отнести функции к одной потенциальной кривой (скажем, F+), ai j - к другой (скажем, к F ). [c.36]

Для электронно-колебательных уровней ниишей потенциальной функции F" электронных состояний П или А нет специальной формулы но можно предположить, что в том приближении, в котором справедлива формула (1,42), они описываются обычным уравнением для колебательных уровней изогнутой молекулы. Некоторое представление о действительных уровнях энергии можно получить из диаграммы, представленной на фиг. 7, где схематически показана корреляция уровней электронного состояния II при малом взаимодействии и при очень большом взаимодействии. На этой диаграмме электронно-колебательные состояния с одним и тем же К ф О пересекаются в нескольких точках, обведенных маленькими кружочками. Каждый из этих случаев подобен случаям, показанным на фиг. Г), б и Г), в, а это значит, что в действительности пересечение не происходит. [c.39]

Ф и г. 10. Электронно-колебательные типы колебательных уровней, относящихся к невырожденным и вырожденным колебаниям в электронных состояниях различных тинов ( ) молекул Х)з/, и (6) молекул D f,. Символы типов во вш/тренпей части рисунка относятся к электронно-колебательным типам. Индекс ev опущен в соответствии с общо-припятой практикой. Такие же диаграммы можно использовать при рассмотропии молекул Сзо и gy, по при этом надо отбросить соответственно один и два штриха и и м. [c.46]

Смотреть страницы где упоминается термин Г-состояния, F-состояния электронные : [c.26] [c.307] [c.491] [c.734] [c.278] [c.238] [c.300] [c.475] [c.633] [c.297] [c.225] [c.342] [c.168] [c.285] [c.297] [c.121] [c.342] [c.269] [c.508] [c.602] [c.45]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...