Электронные состояния дублетные

Вращательные уровни в других мультиплетных состояниях. До сих пор в литературе подробно не рассматривались дублетные электронные состояния, отличные от П. Однако можно предположить, что для электронных состояний А, Ф,. . . применимы формулы, похожие на приведенные выше для состояния П, а соотношение (1,96) для Av надо заменить на [c.84]

Мультиплетные переходы. Если оба электронных состояния, участвующие в переходе, являются дублетными, триплетными или еще более высокой мультиплетности, а не синглетными, как это предполагалось до сих пор, то линии должны расщепляться точно так же, как и в случае линейных или двухатомных молекул. Как было показано в гл. I, разд. 3, б, обусловленное спин-орбитальным взаимодействием расщепление уровней невелико для всех невырожденных состояний. Можно предположить, что для вырожденных [c.240]

S = /2 J V2 каждого из электронов. Если один из электронов вырван, то у оставшейся оболочки (одного электрона) L= О, S = /2- J = /2 т.е. состояние 5,,2, которое принадлежит дублетному семейству состояний, хотя, будучи 5-состоянием, не приводит к энергетическому расщеплению уровней (рис. 90). Поэтому в К-полосе поглощения есть лишь один максимум. [c.295]

Как было показано в 9, в атомах щелочных металлов и в сходных с ними ионах один валентный электрон движется вокруг атомного остова, обладающего сферической симметрией. Для нейтрального атома заряд остова равен - -е, а для ионов равен - Z e, где Z = 2, 3, 4,. .. соответственно для однократной, двукратной и т. д. ионизации. Для случая, когда орбита валентного электрона всеми своими частями лежит вне атомного остова, последний лишь поляризуется под влиянием валентного электрона. Это приводит к искажению поля атомного остова, что в свою очередь ведет к тому, что уровни с одинаковыми п, но разными I, которые совпадают у водорода, у щелочных металлов оказываются раздвинутыми (дублетную структуру уровней пока не рассматриваем). Энергия стационарных состояний атомов щелочных металлов и сходных с ними ионов, в соответствии с эмпирической формулой Ридберга, может быть записана в виде [c.131]

Однако ион меди, как сказано, может также находиться в состоянии 3d 4s, которому отвечают триплетный и одиночный термы и D. При прибавлении к иону меди, находящемуся в этом состоянии, еще одного электрона возникают квартетные и новые дублетные термы, которые могут комбинировать с обычными дублетными термами меди [4б-50] Таким образом, простая аналогия спектра меди со спектрами щелочных металлов нарушается. Из этих новых термов меди наиболее глубоко расположен дублетный терм [c.279]

М. атомных систем определяется числом электронов в незаполненных оболочках, т. к. для замкнутых оболочек 5 — 0. Так, для атома Н и атомов щелочных э.ле-ментов (один электрон во внеш. оболочке) возможны только дублетные состояния, т. к. для таких атомов 5 == == 4/2, для атомов щёлочноземельных элементов (два электрона во внеш. оболочке) — синглетные (5 О, спины электронов антипараллельны) и триплетные (5=1, спины электронов параллельны) состояния. Их обозначают [c.217]

Допустим, что имеются два электрона, которые, как известно, совершенно идентичны. Оба они обладают собственным моментом количества движения — спином. Однако направление их вращения обнаружить невозможно. Поместим теперь их во внешнее магнитное поле. Согласно основным постулатам квантовой механики ось вращения каждой частицы может занимать только строго определенные положения относительно этого внешнего поля. Спиновая ось у частиц со спином равным 7г й может быть ориентирована либо вдоль, либо навстречу направлению поля (рис. 19). Частица с моментом 5 может иметь (2 5-1-1) состояний у электрона, у которого 5 = 72, имеется 2 состояния. Значение проекций спина может быть Sz= + l l —7г- Это приводит к тому, что частицы в магнитном поле могут иметь теперь разные энергии и появляется возможность отличать их одну от другой. Отсюда видно, что состояние электрона благодаря его магнитным свойствам является дублетным. [c.72]

Электронно-колебательное взаимодействие в дублетных состояниях. [c.41]

При переходе от левой части фиг. 8 к ее центральной части дублетное расщепление состояний с О << 1, т. е. двух электронно-колеба- [c.43]

Дублетные состояния должны встречаться дважды, так как имеются два различных пути для получения В = 2- Рассмотренные примеры и ряд других приведены в табл. 30. Следует отметить, это эта таблица ни в коей мере не претендует на полноту, так как определение результирующих состояний для случая нескольких неэквивалентных электронов оказывается очень простым, если использовать табл. 57. В частности, в табл. 30 не включены [c.338]

Аналогичная структура пиков поглощения, как отмечено Моттом, наблюдается в спектре поглощения твердого криптона. В криптоне дублетная структура пиков обусловлена дублетной структурой основных экситонных состояний атома криптона, который имеет то л<е число электронов, что и ион Вг". Сходство [c.637]

Исходя из состояния иона меди 3d o So> получаем, путем прибавления одного электрона, состояния нейтрального атома меди. Так как 3d есть замкнутая электронная конфигурация, то прибавление еще одного электрона ведет к возникновению обычных дублетных термов, аналогичных термам щелочных металлов нормальным является 3d ° 4s 2Si -TepM, которому соответствует ионизационный потенциал в 7,69 в. [c.279]

Дублетные полосы. Как и для двухатомных молекул, структура полос дублетных переходов зависит от того, к какому случаю связи (случаи а, Ъ, с по Гунду) относятся электронные состояния. Однако при возбуждении деформационных колебаний возникают дополнительные осложнения, обусловленные электронно-коле-бательными взаимодействиями, которых не может быть в двухатомных молекулах. [c.186]

Если дублетное расщепление в обоих электронных состояниях мало, т. е. если оба они относятся к случаю Ъ по Гунду, то структура полос, разумеется, совершенно такая же, как для соответствующего син-глетпого перехода, за исключением того, что во всех ветвях будет наблюдаться небольшое удвоение, возрастающее с увеличением N — квантового числа полного момента количества движения без учета спина. Это относится ко всем электронным переходам типа 2 — 2, в том числе и к электронно-колебательным переходам [c.186]

П, — А, поскольку для них невозможен эффект Реннера — Теллера и дублетное расщепление электронно-колебательных подсостояний Ш, А электронного состояния 2 обязательно должно быть небольшим. [c.186]

В основном состоянии X Bi молекула NHg сильно изогнута, так же как и молекула Н2О в своем основном электронном состоянии, в то время как в возбужденном состоянии A i молекула NH2 почти линейна (см. стр. 217). Снова, как и для других дигидридов, из-за сильного электронно-колебательного взаимодействия (эффект Реннера — Теллера) из одного П. -состояния линейной конфигурации возникают два состояния. Благодаря значительному изменению угла при электронном переходе в сиектре наблюдается длинная прогрессия полос с чередующейся интенсивностью для четных и нечетных значений К (так же как и в случае красных полос ВНг и СН2). Разности Д гС для уровней с i = О в верхнем состоянии сначала увеличиваются и только к концу прогрессии начинают уменьшаться. Дублетная структура электронного перехода обнаруживается в незначительном расщеплении почти всех линий (фиг. 95). Так же как и для красных полос ВН2 и СНг, момент перехода для рассматриваемой системы NH2 перпендикулярен плоскости молекулы (полосы типа С). Джонс и Рамсей [638а] проанализировали ряд горячих полос в спектре NH2 с целью определения значения частоты деформациоипого колебания V2 в основном состоянии. Вращательные и колебательные постоянные NH2 приведены в табл. 62. [c.504]

Дублетный характер рентгеновских спектров. Каждый рентгеновский терм соответствуе состоянию o6ojm4KH, из которой удален один из электронов. Число энергетических состояний, соответствующих одному удаленному электрону, можно найги с помощью следующего рассуждения. У замкнутой оболочки полный орбитальный момент L,, полный спиновый момент Lj и полный механический момент Lj равны нулю. Если из этой оболочки удален электрон с некоторым орбитальным моментом L,, спиновым моментом и полным моментом Lj, то оставшаяся конфигурация будет обладать полным орбитальным, спиновым и механическим моментами, численно равными соответствующим моментам удаленного электрона. Поэтому энергетические состояния замкнутой оболочки без одного электрона имеют такую же мультиплетность, как и [c.295]

В качестве характерного элемента с дублетной структурой термов может быть рассмотрен цезий (рис. 75). Как было сказано в 10, наиболее глубокие состояния валентного электрона цезия имеют следующие квантовые числа л = 6 для состояний s и р, л = 5 для состояний d и л = 4 для состояний f. Для однозначности мы будем выписывать перед символами термов символы состояний валентного электрона, например писать 6s2Si/ . 6p2pi/ и т. д. [c.137]

Пятый электрон в нейтральном атоме бора уже не может быть электроном 2s (по принципу Паули не существует более двух электронов с = 2, = Он должен иметь / =1, т. е. нормально располагаться в состоянии 2р. Так как нормальное состояние иона бора есть состояние (так же как Bel), а следовательно, характеризуется тем, что для него квантовые числа S, L, J равны нулю, то результирующее состояние нейтрального атома dopa определяется движением его самого последнего — пятого — электрона. Отсюда следует, что BI должен обладать простым дублетным спектром, что и наблюдается на опыте. Однако этот дублетный спектр отличается от дублетных спектров щелочных металлов тем, что его нормальным термом является терм Обнаруженные в крайней ультрафиолетовой части спектры СП, NIII, О IV,. .. показывают, что эти ионы построены аналогично нейтральному атому бора, [c.230]

С 11-го элемента периодической системы — натрия — начинается заполнение трехквантовой оболочки. Таким образом, этот элемент имеет вне замкнутых оболочек один электрон, что и обусловливает дублетный характер его спектра, аналогичный спектру лития, а также сходство с литием в остальных физико-химических свойствах. Следующий элемент—магний — имеет вне замкнутых оболочек два электрона 3s, что делает его сходным с бериллием. В последующих элементах идет дальнейшее заполнение трехквантовой оболочки. Так как по принципу Паули в состояниях Зр не может располагаться больше 6 электронов, то заполнение этих состояний заканчивается на 18-м элементе периодической системы — аргоне. Таким образом, аргон имеет вне замкнутых одноквантовой и двухквантовой оболочек еще 8 электронов два Зз-электрона и шесть Зр-электронов. В согласии со сказанным выше, эти 8 электронов приводят к единственному результирующему состоянию и, следовательно, обусловливают полное сходство спектра и прочих физико-химических свойств аргона со свойствами неона. Однако между неоном и аргоном, с точки зрения принципа Паули, имеется существенная разница неоном заканчивалось построение двухквантовой оболочки, в то время как аргоном заканчивается лишь заполнение групп эквивалентных 3s- и Зр- электронов. Согласно табл. 57 с главным квантовым числом л = 3 могут существовать еще 10 электронов с / =2, т. е. в состояниях 3d. Таким образом, аргоном не заканчивается построение трехквантовой оболочки. [c.231]

Таким образом, возникают дублетные и квартетные термы Sel. Часть из них стремится к пределу 3d 4s D, а часть — к пределу 3d 4s D. Если ион Sell будет находиться в состоянии Зd , то при прибавлении ях-элек-трона возникнет еще более многочисленная группа дублетных и квартетных термов, стремящихся к пределам Sd S, 3d D, Sd G, Sd P и Sd p. Наконец, могут возникнуть электронные конфигурации Sd и 4p rtx. Возможные термы нейтрального атома S I приведены в схемах 22 и 23. [c.266]

Материал настояш,его параграфа заставляет еш,е раз обратить внимание на суш.ественную разницу между структурой простых спектров и спектров атомов со многими валентными электронами. В случае простейших спектров ш,елоч-ных металлов каждой электронной конфигурации соответствует один (дублетный) терм. При переходах между основными состояниями атома испускается только несколько линий. В том же случае, если удастся возбу-дить много линий, то они образуют длинную серию, сбегающуюся к своему пределу, положение которого может быть хорошо определено, а вместе с тем хорошо определено и абсолютное значение термов. Это, в свою очередь, позволяет точно вычислить ионизационный потенциал. В сложных же атомах со многими валентными электронами каждой данной конфигурации соответствует большое число термов, которые могут стремиться к различным пределам. Переходы между данной парой электронных конфигураций, ведут к испусканию большого числа линий, так что все наблюдаемые линии обычно возникают в результате переходов между небольшим числом основных состояний. Длинных" серий при этом обычно не удается наблюдать, что делает затруднительным определение абсолютного значения термов, а следовательно, и ионизационных потенциалов. [c.288]

Лантан (Z = 57). Спектры нейтрального атома лантана (Lai) и его ионов (La II и La III) подробно изучены Ресселем и Меггерсом Ион La III имеет вне замкнутых электронных оболочек один электрон с наиболее глубоким состоянием 5d D таким образом, спектр La III сходен с простым дублетным спектром щелочных металлов, но вместо терма его нормальным термом является D. [c.291]

Актиний (Z— 89). Подобно лантану, актиний в состоянии двукратной ионизации (Ас III) имеет вне замкнутых оболочек один электрон, нормально находящийся на уровне 6d. Это ведет к простому набору у Ас III дублетных термов с нормальным термом 6d D, Что же касается Ас П. то у него имеет место несколько иное расположение уровней, чем у La II нормальной конфигурацией Ас II является 6d7s D, в то время как у La II глубже всего расположен терм Sd F. Нейтральный атом Ас I имеет нормальное состояние 6d 7s 2D [c.303]

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]

Ф и г. 34. Вращательные энергетические уровни в электронно-колебательных состояниях (а) и (б) ЗА1 молекулы симметрии Сд . Величина дублетного и триплетного рас-хцепленид сильно увеличена, но расщепления различных уровней относятся друг к другу приблизительно в соответствии с формулами (1,123) и (1,124). [c.90]

Для молекулы с нечетным числом электронов, как правило, следует ожидать, что основным состояниелг будет дублетное состояние, причем тип симметрии состояния будет определяться типом симметрии последней частично занятой орбитали. Квартетное состояние может быть основным только для молекулы с симметрией кубической точечной группы, именно в том jiy-чае, когда орбиталь трижды вырожденного уровня заполнена лишь наполовину (табл. 31). Для молекул более низкой симметрии это может быть только тогда, когда две орбитали, из которых по крайней мере одна относится к вырожденному уровню, имеют практически одну и ту же энергию, причем на этих орбиталях находятся три электрона. [c.349]

Рис. 18.8. Спектры оптического поглощения тонких пленок щелочно-галоидных кристаллов Na l, NaBr, K l и KBr при 80 °К. (Из работы Эби и др. [26].) По вертикальным осям отложены значения поглощения в относительных единицах. Стрелки на графиках для NaBr и КВг указывают дублеты в спектре поглощения, характерные для бромидов в области низких энергий. Такой характер пиков обусловливается дублетной структурой самого низшего экситонного состояния ионов галогена основным состоянием иона Вг является состояние So при электронной конфигурации 4/5 самые низшие экситонные состояния связаны с электронной конфигурацией Ap bs. Остов может

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...