Электронные состояния мультиплетные

Кроме орбитального квантового числа Л каждое электронное состояние характеризуется спиновым квантовым числом А, которое определяет мультиплетность этого состояния ( =25 + 1), т. е. число энергетических подуровней, на которое оно может расщепляться во внешнем поле при отсутствии орбитального вырождения. Мультиплетность уровня записывается в виде индекса у обозначения состояния, например означает уровень с Л=1, А=1. Состояния, для которых 5 = 0, называются синглетными (одиночными) состояниями, для которых 5=1,— триплетными (тройными). [c.242]

Вращательная структура электронно-колебат. полос существенным образом зависит от свойств комбинирующих электронных состояний. При этом необходимо учитывать взаимодействие электронного движения с колебательным. Различные случаи этого взаимодействия для двухатомных молекул — случаи Хунда — отличаются типом связи электронного и вращательного моментов, различными последовательностями их сложения. Основными являются случаи Хунда а я б, к-рые получаются в зависимости от того, велико или мало мультиплетное расщепление, обусловленное спин-орбитальным взаимодействием, по сравнению о расстояниями между вращательными уровнями. [c.296]

Некоторые авторы отмечают вырождение значком 2 или 3 перед ч, 8, т , применяя для обозначения колебаний символы Ъ, ч, 8, 8. Так как подобные символы обычно обозначают мультиплетность электронных состояний как атомов, так и молекул, то в данной книге они не употребляются. Многие авторы используют обозначения тт и сг 8з> чтобы указать симметрию данного колебания по отношению к оси. При- [c.294]

Однако практически д 1я всех многоатомных молекул можно полностью пренебречь больцмановским множителем, соответствующим возбужденным электронным состояниям, по сравнению с больцмановским множите.чем, отвечающим основному состоянию. Добавку от электронной энергии нужно учитывать только для очень небольшого числа многоатомных молекул с мультиплетным основным состоянием (N0.,, СЮ и различные свободные радикалы). Отвлекаясь от этих случаев, внутреннюю энергию мы можем написать в виде [c.532]

Мультиплетность, До сих пор при классификации электронных состояний не учитывалось влияние электронного спина. Электронная собственная функция рассматривалась как функция только пространственных координат электронов, а тины симметрии учитывали только свойства симметрии этих орбитальных волновых функций. Полные электронные собственные функции должны учитывать тот факт, что каждый электрон имеет спин. V = /г, который может ориентироваться параллельно или антипараллельно некоторому избранному направлению. Пока мала связь индивидуальных спинов с орбитальным движением, спины отдельных электронов образуют результирующую 8, полуцелую при нечетном и целую при четном числе электронов точно так же, как в атомах и двухатомных молекулах. Результирующий спин S характеризует каждое электронное состояние ). Любой из однозначных типов симметрии, рассмотренных выше, может встретиться с любым из значений S, совместимых с числом имеющихся электронов. [c.21]

Взаимное возмущение электронных состояний. Когда в определенном приближении электронные состояния располагаются достаточно близко друг к другу, они могут взаимно возмущаться, т. е. взаимно отталкиваться и принимать свойства друг друга в соответствии со смешением волновых функций ). При очень малом снин-орбитальном взаимодействии взаимно возмущаться могут только состояния одинаковых (орбитальных) типов и одинаковых мультиплетностей. Конечно, установить наличие таких возмущений, как правило, непросто. Это легче сделать, когда состояние, принадлежащее к серии Ридберга, расположено близко к состоянию того же типа, но имеет другую электронную конфигурацию. При этом будет наблюдаться отклонение от нормальной формулы Ридберга, а при достаточном смешении — и дополнительные члены серии Ридберга. [c.27]

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]

Вращательные уровни в мультиплетных электронных состояниях. [c.89]

В вырожденных электронных состояниях, поскольку, вообще говоря, Се не равно нулю, существует орбитальный магнитный момент в направлении оси симметрии поэтому можно предположить довольно большое спиновое расщепление, подобное расщеплению электронных состояний П, А,. . . в линейных молекулах. Детальное теоретическое рассмотрение этого случая до сих пор не проводилось. Возможно, что при большом мультиплетном расщеплении вращательные энергетические уровни различных компонент мультиплета можно описать с помощью эффективных вращательных постоянных, слегка отличающихся друг от друга. [c.91]

Практическое приложение правила отбора к наиболее важным точечным группам. Если молекула не обладает симметрией (точечная группа СО, комбинировать между собой могут все электронные состояния, за исключением состояний с различной мультиплетностью. Если молекула обладает одним элементом симметрии (как это имеет место в точечных группах С , т. е. если имеются два типа электронных состояний, то можно себе представить три типа переходов, однако разрешенными могут быть не все из них. Например, для точечной группы С с типами симметрии Ад и А все три компоненты М относятся к типу симметрии 4ц> и поэтому в соответствии с общим правилом отбора могут происходить только переходы А, — А , но не Ад — Ад или В то же время для точечной группы с ти- [c.132]

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]

Как для атомов и двухатомных молекул далее мы будем использовать более краткую терминологию будем называть электрон, находящийся на орбитали X, а -электроном, причем будем использовать строчные буквы для обозначения типов симметрии орбитали, а прописные буквы для обозначения типа результирующего электронного состояния. Если, например, взять а -электрон и Яг-электрон в молекуле с симметрией точечной группы С гу, то, так как А1 X А2 = А2, при рассмотрении только орбитального движения можно получить лишь одно состояние типа А 2- Поскольку, однако, спины двух электронов могут быть либо параллельными, либо антипараллельными, т. е. 5 = 1 или 5 = О, то будут получаться два состояния различной мультиплетности 2 и 2. Если, например, взять два неэквивалентных е-элект-рона в случае молекулы с симметрией точечной группы (7з , то, так как ЕхЕ = А1+А2 + Е (табл. 57), получатся следующие состояния [c.338]

Если на л-орбитали находятся два электрона, то получается несколько электронных состояний, из которых, согласно правилу Гунда, состояние высшей мультиплетности будет самым низким. Например, для СНз низшим состоянием будет состояние получающееся из низшей конфигурации. В табл. 36 даны более высокие электронные состояния СНг, полученные на [c.353]

Для того чтобы различить электронные состояния одних и тех же типов, а также состояния, типы которых не установлены (или не существенны), необходимо ввести некоторые дополнительные обозначения по сравнению с принятыми в теории групп. В случае двухатомных молекул обычно используются буквы X, А, В,. . а, Ь, с,. . ., причем прописные буквы относятся к состояниям, мультиплетность которых одинакова с мультиплетностью основного состояния (X), а строчные — к состояниям с мультиплетностью, отличной от мультиплетности основного состояния. Эта система обозначений не может быть принята целиком для нелинейных многоатомных молекул, так как возможна путаница с обозначениями типов состояний. Поэтому мы будем следовать здесь предложению Дугласа [294] о добавлении к буквам X, А, В,. . , обозначающим порядок в расположении состояний, волнистой черты (тильды), т. е. будем писать X, А, В,. . а, Ь, с,. . ., сохраняя при этом правила, принятые для двухатомных молекул. [c.500]

Так как четные мультиплетности встречаются у атомов и ионов с нечетным числом электронов, входящих в состав электронной оболочки, и, наоборот, нечетные мультиплеты — у атомов и ионов с четным числом электронов, то из указанных закономерностей непосредственно вытекает, что каждый последующий элемент в таблице Менделеева имеет в нейтральном состоянии на один электрон больше, чем предыдущий. Периодичность в физико-химических свойствах элементов, выявляемая таблицей Менделеева, обусловлена распределением электронов в электронной оболочке атомов в виде слоев, характеризуемых определенными значениями квантовых чисел ли/. Такое распределение обусловливается двумя требованиями 1) число электронов с одинаковыми [c.224]

Наоборот, зеемановское расщепление при электронных переходах — Ч] (или — 41) должно быть при малых значениях / значительно больше, так как в соответствии с уравнением (1,178) расщепление уровней состояния П имеет порядок магнетона Бора, а не ядерного магнетона. Расщепление уровней уменьшается с ростом / пропорционально (/ + 1), тогда как число компонент по-прежнему увеличивается. Даже такое значительно большее зеемановское расщепление еще ни в одном случае не наблюдалось. В соответствии с выражением (1,176) спин вызывает большое магнитное расщепление уровней. В соответствии с правилами отбора (11,123) зеемановские компоненты мультиплетных переходов 2 — 2, П — 2,. .. такие же, как при синглетных переходах, если оба состояния относятся к случаю связи Ъ по Гунду. Расщепление уровней, обусловленное спином, только тогда непосредственно наблюдается в спектре, когда нри переходе изменяется тип связи (т. е. происходит изменение типа связи при классификации по Гунду) или мультиплетность. При линейно-линейных переходах многоатомных молекул такого расщепления до сих пор не наблюдалось. [c.272]

Ясно, что три функции (6.90) являются тремя компонентами триплетного состояния (5=1), а функция (6.91)—функцией синглетного состояния (S = 0). Из-за ограничений, накладываемых условиями симметрии (6.85), электронные орбитальные функции типа симметрии ri могут комбинировать только с син-глетной электронной спиновой функцией, а электронные орбитальные функции типа г — только с триплетными электронными спиновыми функциями. Наинизшее электронное орбитальное состояние молекулы водорода относится к типу симметрии rf и, следовательно, приводит к синглетному электронному состоянию, тогда как первое возбужденное орбитальное состояние (которое является связывающим состоянием) относится к типу симметрии и приводит к триплетному электронному состоянию. Операторы взаимодействий (в основном оператор спин-орбитального взаимодействия) смешивают состояния Ф , имеющие различные электронные спиновые мультиплетности, но такие взаимодействия обычно малы, и поэтому мультиплетность по электронному спину (квантовое число S) сохраняет свой смысл. [c.124]

Так же как в атомах и двухатомных молекулах, связь спина S с орбитальным движением может приводить к расщеплению молекулярного электронного состояния на 26 + 1 компонент. Эта мультиплетность обозначается верхним индексом перед символом, представляющим тип симметрии. Например, при 6=0 имеем состояния Mj, Е, . .. при S == /g — состояния Ы1, Вп, Е, . . . при 6 = 1 — состояния Во, Е, . .. и т. д. В действительности расщепление наблюдается не всегда, потому что электрическое поле влияет на спин не неносредственно, а только через магнитное поле. Согласно элементарным концепциям классической и квантовой механики, магнитный момент появляется всегда, если момент количества движения электронов не равен нулю. Как было указано выше, все вырожденные состояния аксиальных молекул, как правило, характеризуются моментом количества движения электронов, не равным нулю, и поэтому возникает довольно сильное магнитное поле, которое может ориентировать спин 8. Для всех молекул, за исключением самых легких, следует ожидать довольно сильное мультиплетное расщепление. [c.21]

Взаимодействие электронных состояний одинаковых типов. Все расчетные электронные состояния одного и того же типа взаимодействуют друг с другом, так как в волновом уравнении электронного движения всегда существуют какие-нибудь члены, которыми пренебрегают в первом или более высоком приближении и которые, будучи учтенными, привели бы к слабому перемешиванию состояний одного и того же типа. Не всегда легко установить получающиеся в результате этого сдвиги электронных энергетических уровней или изменения потенциальных функций. Это возможно только когда невозмущенные энергетические уровни получены в очень грубом приближении, или когда известны ридберговские серии электронных состояний, из которых легко определить отклонение от формулы Ридберга, обусловленное наличием другого состояния такого Hie типа, не принадлежащего к серии (точно так же, как в атомных спектрах см. [21] Взаимодействие мен ду неридберговскими состояниями одного и того же типа имеет большое значение для понимания валентности и стабильности электронных O TOHHHII (гл. П1). Однако оно мало сказывается на электронных переходах, влияя лишь на их полную интенсивность. Подобный вывод относится также к мультиплетным состояниям данного орбитального типа при малом спин-орбитальном взаимодействии или к индивидуальным компонентам мультиплета со спин-орбитальными функциями одного и того же типа при большом спин-орбитальном взаимодействии. [c.69]

Мультиплетное расщепление. Если результирующий спин электронов в одном или в обоих электронных состояниях отличен от нуля и если спин-орбитальное взаимодействие не является пренебрежимо малым, то для всех вращательных линий рассмотренных выше полос будет наблюдаться мульти-плетная структура. Как было показано в гл. I, разд. 3, при нелинейной конфигурации многоатомной молекулы мультиплетное расщепление в общем случае невелико и относится к тому же типу, как и в случае связи Ъ но Гунду для двухатомных молекул. Для линейной конфигурации мультиплетное расщепление может быть большим или малым в зависимости от того, какой случай связи, а или Ь по Гунду соответственно, имеет место (при нашем рассмотрении мы не касаемся случая связи с по Гунду). Таким образом, при нзогнуто-линейных и линейно-изогнутых переходах возможны комбинации случай Ь — случай а и случай а — случай Ь или случай Ъ — случай Ъ. Если для линейной конфигурации имеет место случай связи а, то следует рассматривать отдельно переходы с каждой мультиплетной компоненты этого состояния в нелинейное состояние в соответствии с правилами отбора (11,55)— [c.218]

Основное состояние молекулы (или иона) получается при заполнении имеющимися электронами низших возможных орбиталей (фиг. 156). В рассматриваемых случаях гораздо чаще, чем д. ш молекул без d-электронов, получается так, что низшая электронная конфигурация приводит к нескольким электронным состояниям, распределенным но определенному энергетическому интервалу. Как и для атомов, низшее из них определяется правилом Гунда, т. е. низшим состоянием будет состояние высшей мультиплетности. Если А мало, то может даже оказаться, что основным состоянием будет состояние, получающееся из возбугкденной электронной конфигурации, поскольку это состояние характеризуется более высокой мультиплетностью (см. ниже). [c.421]

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]

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 первую очередь сверхтонкая структура спектральных линий обусловливается наличием у ядер магнитного момента связанного с механическим моментом Магнитный характер взаимодействия между ядром и электронной оболочкой атома позволяет перенести на сверхтонкую структуру все рассуждения, которые применялись для объяснения обычной мультиплетной структуры. Вместе с тем, тот факт, что сверхтонкая структура, грубо говоря, в тысячу раз уже обычной мультиплетной структуры, заставляет предположить. что и магнитный момент ядер составляет приблизительно Viooo от магнетона Бора [Хд. Сходство сверхтонкой структуры с мультиплетной позволяет, прежде всего, построить векторную схему, которая дает возможность определять число компонент.- Если до сих пор мы характеризовали состояние атома результирующим моментом то при наличии ядерного [c.521]

Учёт С. э.чектрона позволил В. Паули (W. Pauli) сформулировать принцип запрета, утверждавший, что в произвольной физ. системе не может быть двух электронов, находящихся в одном и том же квантовом состоянии (см. Паули принцип). Наличие у электрона С., равного i/j, объяснило мультиплетную структуру атомных спектров (тонкую структуру), особенности [c.631]

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]

Если в исследуемом образце имеются спинки двух сортов А и В, то состояние насыщения спинов ядер А вызовет исчезновение мультиплетной структуры ЯМ.Р-спектра на ядрах /i-типа. При сильном отличии резонансных частот насыщение переходов с более высокой резонансной частотой вызывает рост интенсивности наблюдаемого сигнала (эффект Оверхаузера). Этот принцип положен в основу, в частности, двойного электронно-ядерного резонанса (ДЭЯР), который как меп од физических исследований технически гораздо сложнее, но более информативен, чем методы ЭПР и ЯМР. Если электрон парамагнитного центра взаимодействует более чем с одним ядром, то расшифровка сверхтонкой структуры спектра ЭПР затруднена. Если к тому же величина сверхтонкого расщепления не превышает ширину отдельной сверхтонкой компоненты, то определение констант сверхтонкого взаимодействия (СТВ) в таких системах невозможно без применения двойных резонансных возбуждений. Метод ДЭЯР снимает трудности определения констант СТВ, позволяет определять лармо- [c.188]

Таким образом, мы можем классифицировать 16 электронных, спиновых состояний четырехэлектронной молекулы по - типам симметрии групп К (П) и Sjf. Изложенный выше метод применим и к молекуле, содержащей произвольное число электронов, однако если состояния различной мультиплетности относятся к одному и тому же типу симметрии группы Sif , то необходимо использовать коэффициенты векторного сложения для определения комбинаций произведений функций, преобразующихся по неприводимым представлениям групп и К (П). Электронные спиновые функции не зависят от ядериых координат и поэтому преобразуются по полносимметричному неприводимому представлению группы G". Спиновые функции также инвариантны относительно Е (S — аксиальный вектор) и имеют положительную четность. [c.117]

Для большинства многоатомных молекул связь электронного спина с молекулярным остовом слаба и схема энергетических уровней достаточно хорошо описывается с использованием базиса функций для случая Гунда (б). В этом случае система энергетических уровней подобна системе синглетного состояния, за исключением того, что каждый уровень имеет мультиплетность 2S1 (или, если N[c.292]

Слабой связи приближение см. Модель почти свободных электронов Сноека эффект 311 Состояние вещества металлическое 56 сверхпроводящее 132 ферромагнитное 123 Состояние квантовомеханическое антисимметричное 57 виртуальное 122 локальное 56, 128 мультиплетность 58 плотность 224, 225 связанное 56, 122 симметричное 57 Спин-орбитальпое взаимодействие 88 Спины 87, 88, 238, 278—280, 302 редкоземельных металлов 238, 253,, 254 электронов 278 [c.327]

В противоположность этому в невырожденных состояниях момент количества движения электронов равен нулю, а, следовательно, магнитное поле не возникает. Поэтому при 6 = 0 заметное мультиплетное расщепление не появляется, пока можно пренебрегать вращением. Здесь все обстоит точно так же и обусловлено теми же причинами, что и в 6-состояниях атомов и в в S-состояниях двухатомных (и линейных многоатомных) молекул. Так же как для атомов и двухатомных мо.иекул, состояния классифицируются по значению мультиплетности 26 1 (или спиновому вырождению). Даже если расщепление отсутствует, спиновое вырождение можно наблюдать при наложении внешнего магнитного поля. [c.21]

Ag, Вза — Blg и 52ц — Blg — только подполосы с = +1. в этом легко убедиться, рассматривая электронно-колебательно-вращательные свойства симметрии вращательных уровней, участвующих в переходах. В приведенных переходах можно поменять местами индексы g ж и и мультиплетности состояний, а также 11зменить в записи порядок следования состояния, однако на сделанных выше выводах ото не сказывается. [c.269]

К этой области примыкает континуум, достигающий максимума интенсивности при X выше 1000 А. Он воспроизведен на фиг. 191, б. Хорошо заметны симметричная форма кривой поглош ения и дополнительный узкий пик интенсивности вблизи максимума. Остается неясным, является ли рассматриваемый континуум или дополнительный пик первым членом серии Ридберга. В области ниже 1200 А берут начало две ридберговские серии полос поглощения, сходящиеся к пределам при 104 000 и 104 300, соответствующим двум компонентам основного состояния иона КгО+ (Танака, Джурса и Ле Блан [1190]). Мультиплетное расщепление П-состояния, найденное Калломоном [173] в результате исследования спектра КгО+, составляет 133,1 см- . Значительное расхождение связано, очевидно, с тем, что вторая ридберговская серия не могла быть прослежена до высоких членов. Формулы для двух наблюдаемых серий Ридберга и соответствующие им потенциалы приведены в табл. 64. На первые члены ридберговских серий накладываются полосы, отнесение которых к рассматриваемым сериям или к другим электронным переходам, остается неопределенным (Зеликов, Ватанабе и Инн [1330]). [c.517]

Разрешенные по симметрии квантовые переходы между состояниями различной мультиплетности (5<->7 ), обусловленные возмущениями, не зависящими от спиновых переменных электронов, называют интеркомбинационными. Они имеют вероятность примерно в 10 раз меньшую, чем разрешенные по спину и симметрии переходы, так как обусловлены малыми примесями состояний другой мультиплетности в (58.3). [c.504]

В случае свободных радикалов -фактор обычно не сильно отличается от соответствуюшей величины для свободного электрона ge = 2,0023. Отклонение от этого значения, имеющего чисто спиновое происхождение, указывает на вклад спин-орбитальных взаимодействий. В случае примесных ионов переходных элементов -фактор становится анизотропным и определяется симметрией кристаллического поля, внутри которого находится ион. Последнее является результатом дополнительного штарковского расщепления энергетических уровней неспаренных электронов во внутрикристаллических электрических полях — в спектре ЭПР появляется тонкая структура. Благодаря этому -фактор является тензором, характеризующим симметрию этих полей. Неоднородные электрические поля в первой координационной сфере, окружающей примесный парамагнитный атом, могут достигать 10 В см . В сильных кристаллических полях взаимодействие неспаренных электронов атомов (ионов) с полем больше спин-орбитального и обменного взаимодействий. Штарков-ское расщепление Д в этом случае в результате снятия орбитального вырождения может достигать 5 эВ. При этом нарушается правило Хундта и образуются низкоспиновые состояния атома (например, многие ионы с незаполненными 4с1 и оболочками). В средних полях (Д = 1 эВ) энергия взаимодействия атома с полем по-прежнему выше энергии спин-орбитальных взаимодействий, но ниже энергии обменных взаимодействий внутри атома. Этот случай типичен для атомов с недостроенной Ъё оболочкой. И, наконец, слабые поля типичны для редкоземельных элементов с недостроенной / оболочкой Д = 10 2 эВ. В таких полях сохраняется мультиплетная структура изолированного атома. Величина Д определяется не только напряженностью поля, но и его симметрией, зависящей в свою очередь от структуры и химической природы атомов первой координационной сферы. [c.143]

Основное состояние описывается детерминантом Слэтера с блоховскими функциями Гу, 5). Для описания возбужденного состояния мы заменим блоховские функции (к, з)-го столбца детерминанта функциями зоны проводимости Гу, 5 ). Энергию такого возбуждения можно легко получить. Для основного состояния она задается уравнением (43.1). Удаление одного валентного электрона из состояния т, к, з вносит изменение —(А), где W к) задается выражением (43.3), и в нем суммирование надо проводить по всем валентным состояниям т, к. Введение одного электрона в зону проводимости п, к, з вносит три изменения в энергию, которые мы рассмотрим раздельно. Во-первых, одноэлектронная энергия W (k ) получается из (43.3), когда т, к заменяются на п, к и опять суммируются по всем х валентной зоны. Эта добавка содержит взаимодействие с заполненной валентной зоной. Поэтому сначала вычитаем взаимодействие электрона зоны проводимости с электронной парой пг, к, 5. Это вносит добавку— 2<пЛ, тк е 1 г — г ) пк, ткУ- -+ < , тк (е 1 г— г ) тк, пк У. Остается еще взаимодействие электронов п, к, з и т, к, —з. Здесь надо различать возможные положения спинов. Из аналогичной проблемы гелия мы знаем, что в первом возбужденном состоянии (15(1)25(2)) при параллельных спинах получается триплетное состояние, при антипа-раллельных спинах —синглетное. Из-за требования антисимметричности волновой функции при перестановке обоих электронов надо выбирать спиновую часть волновой функции соответственно симметричной или антисимметричной а(1)а(2), Р(1)Р(2), (1/К2)(ос (1)Р(2) Р(1)а(2)). Соответственно и здесь, чтобы получить состояния определенной мультиплетности, мы должны выбрать подходящие линейные комбинации детерминанта Слэтера. Если мы это сделаем, то в качестве энергии взаимодействия мы можем установить кулоновское взаимодействие пары плюс (в син-глетном состоянии) или минус (в триплетном состоянии) обменная энергия. Эта добавка частично компенсируется второй добавкой, [c.183]

Процессу поглощения света соответствуют переходы атома из нормального в более высокие энергетич. состояния. Этим объясняется тот, факт, что в поглощении обнаруживаются лишь линии главной серии. За пределом главной серии лежит область сплошного поглощения. При этом поглощении электрон выбрасывается с нормального уровня за пределы атома—происходит процесс фотоионизации. Современная теория атомных С., базирующаяся на пред-став.лении Бора об энергетич. уровнях, позволяет разобраться во всех С., включая самые сложные, и связать их строение с периодич. системой элементов. Элементы, стоящие в одинаковых столбцах, имеют сходные С., причем элементы с нечетной валентностью обладают четным порядком мультиплетности (дублеты, квартеты и т. д.), и наоборот. Сложность С. возрастает по мере передвижения по каждой строке табл. Менделеева слева направо. Примером слоясного С. может служить Ре, у к-рогс имеется набор триплетных, квпнтетных и сеп-тетных серий. Новая квантовал механика позволяет подойти к проблеме С. не только с качественной, но II с количественной стороны. [c.316]

Мы получаем следующий важный результат благодаря принципу Паули, состояниям двух электронов, симметричным относительно перестановки одних пространственных координат, соответствуют сингулетные термы состояниям же, антисимметричным относительно пространственных координат, соответствуют триплетные термы. Даже если пренебречь силами взаимодействия между спином и пространственными координатами, эти термы энергетически различаются обменными интегралами. При не встречающихся в природе целиком симметричных состояниях соотношения, мультиплетности для различных классов симметрии относительно одних только пространственных координат были бы кэк раз обратны. [c.198]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...