Электроны энергетические уровни

Для того чтобы вычислить сумму состояний, нужно иметь сведения, относящиеся к энергетическим уровням молекул в системе. Данные по термическим энергетическим уровням вращения и колебания могут быть получены из рамановских, инфракрасных и ультрафиолетовых спектров. Ультрафиолетовый спектр и спектр рентгеновских лучей дают сведения об электронных энергетических уровнях. Так как спектроскопическое определение энергетических уровней исключительно точно, то предпочитают эти данные. Для некоторых классов соединений, в частности углеводородов, такие данные используют для вычисления термодинамических функций в известных температурных пределах. [c.114]

В нейтральном атоме Z протонам ядра соответствует Z орбитальных электронов. Согласно теории Бора электроны атома движутся на значительном расстоянии от ядра при этом большую часть времени они находятся в пределах определенных слоев (энергетических уровней), соответствующих главным квантовым числам п = 1, 2, 3,. . ., 7 и обозначаемых К, L, М,. . ., Q. Максимальное число электронов, которое может находиться в состоянии, характеризующемся главным квантовым числом, соответственно равно 2, 8, 18, 32,. . ., 2п чем больше п, тем больше энергия электронов. Энергетические уровни, в свою очередь, подразделяются на подгруппы s, р, d, f, которые имеют соответственно 1,3,5 или 7 электронных орбит. [c.5]

Энергетические состояния различных частиц определяются их строением и движением. Так, в молекулах энергетические состояния определяются колебательными и вращательными уровнями, в атомах и ионах — тонкой структурой электронных энергетических уровней [9]. [c.504]

Температура воз буж дени я— параметр, характеризующий распределение атомов по состоянию возбуждения Т = =f U) (населенность электронных энергетических уровней). Предполагается, что это [c.248]

Глава 2 ЭЛЕКТРОННЫЕ СВОЙСТВА МАЛЫХ ЧАСТИЦ 2.1. Дискретность электронных энергетических уровней [c.274]

Рис. 9.6.1. Заполнение электронами энергетических уровней.

В [96,101-104] рассматривался размерный эффект колебательной (решеточной) части теплоемкости. Для массивных металлов электронная подсистема в низко- и высокотемпературных областях вносит в теплоемкость суш ественный электронный вклад el — 1еТ. Оценка электронной теплоемкости наночастиц затруднена дискретностью электронных энергетических уровней, возникаюш ей из-за ограниченного числа атомов. [c.99]

Различие в последовательности заполнения электронных энергетических уровней объясняет причину появления больших и малых периодов [c.56]

Столкновение электрона с атомами (и ионами со связанными электронами), или электронный удар, может вызвать переходы в атоме (вверх или вниз) на соседние электронные энергетические уровни. Закон сохранения энергии приводит к соответствующему изменению кинетической энергии электрона и подразумевает существование порога энергии для переходов вверх ). Переходы на близлежащие уровни преобладают, что соответствует большому эффективному сечению для малой энергии обмена в рассеянии [c.159]

Электронографический метод 121 Электроны энергетические уровни 189 Электрополирование 658 Электросопротивление сплавов (удельное) 156—158 Элементарные частицы 260 Элинвар 957 [c.1204]

На рис. 1.2 для примера показано заполнение электронами энергетических уровней уединенного атома меди [38]. Ввиду малого отличия между значениями энергетических уровней отдельных электронов, находящихся в каждом состоянии, на рисунке электроны показаны на одной прямой для каждого состояния. [c.10]

В случае слабого периодического потенциала удается составить достаточно полное представление о структуре электронных энергетических уровней. Раньше такой подход можно было рассматривать как упражнение, хотя и поучительное, но представляющее лишь чисто академический интерес. Сегодня, однако, мы знаем, что во многих случаях это явно нереалистическое допущение дает тем не менее поразительно точные результаты. Современные теоретические и экспериментальные исследования металлов, относящихся к I—IV группам периодической таблицы (это металлы, у которых в атомной конфигурации имеются 8- и /5-электроны, расположенные над конфигурацией заполненных оболочек инертных газов), показывают, что в них для описания движения электронов проводимости можно использовать почти постоянный потенциал. Такие элементы часто называют металлами с почти свободными электронами. Отправной точкой при их описании служит газ свободных электронов Зоммерфельда, свойства которого изменены из-за присутствия слабого периодического потенциала. В настоящей главе в рамках модели почти свободных электронов будут исследованы общие черты зонной структуры. Примеры применения к конкретным металлам рассмотрены в гл. 15. [c.157]

Впечатляющее доказательство правильности описанной картины дает тот факт, что спектр поглощения почти не меняется, если, например, нагреть кристалл хлорида калия в присутствии паров натрия, а не калия. Следовательно, основная роль паров металла заключается в том, что они создают вакансии на месте отрицательных ионов и обеспечивают появление компенсирующих электронов, энергетическими уровнями которых и определяется спектр поглощения. [c.240]

Предположим, что мы нашли основное состояние электронов в диэлектрике в приближении независимых электронов. Низшее возбужденное состояние диэлектрика будет, очевидно, отвечать переносу электрона с самого высокого уровня в наиболее высоко расположенной заполненной зоне (т. е. в валентной зоне) на самый нижний уровень наинизшей незаполненной зоны (зоны проводимости) ). Такое изменение распределения электронов не влияет на самосогласованный потенциал, в котором они движутся см. (17.7) или (17.15)]. Это объясняется тем, что блоховские электроны не локализованы ( (г) Р -периодическая функция), поэтому локальное изменение плотности заряда, обусловленное переходом одного электрона на другой уровень, имеет порядок МЫ (поскольку только им часть заряда электрона окажется в некоторой выбранной элементарной ячейке), т. е. пренебрежимо мало. Поэтому для возбужденной конфигурации не надо проводить нового расчета электронных энергетических уровней энергия первого возбужденного состояния будет превышать энергию основного состояния на величину — < г>1 где — минимальная энергия в зоне проводимости, а. — максимальная энергия в валентной зоне. [c.244]

Спектр энергетических уровней молекулярных газов значительно более сложен, чем одноатомных. В дополнение к обычным электронным уровням энергии молекула может также иметь энергетические уровни, возникающие из-за колебательного движения и из-за вращательного движения (см. рис. 1). Поэтому для данной электронной конфигурации, скажем, двухатомной молекулы существует несколько почти равномерно расположенных колебательных энергетических уровней, и каждому из них соответствует ряд вращательных подуровней. Расположение электронных энергетических уровней в молекулах похоже на их расположение в атомах, но расстояния между колебательными и вращательными подуровнями обычно в 20 500 раз меньше. В результате схема энергетических уровней молекулы газа становится чрезвычайно сложной. [c.58]

Численные значения поступательных, вращательных, колебательных и электронных энергетических уровней, определенных по спектроскопическим данным или вычисленных с помощью квантовой механики, обычно выражают относительно самого низкого или основного уровня молекулы. Если такие значения используют для вычисления внутренней энергии, полученная внутренняя энергия представляет собой избыточную энергию относительно основного состояния системы, когда все частицы находятся на самом низком энергетическом уровне при температуое абсолютного нуля. Для процессов, в которых общее число частиц данных молекулярных объектов остается постоянным, изменения внутренней энергии могут быть вычислены без сведений об основном состоянии. Однако если число частиц данных молекулярных объектов изменяется, как в химической реакции, то для вычисления изменения внутренней энергии процесса должна быть известна разность между основными состояниями различных соединений. [c.115]

Чистый совершенный полупроводник (например, 51, дл которого АЕ 1,1 эВ) вблиаи абсолютного нуля ведет себя как изолятор. С повышением температуры наступает такой момент, когда энергии теплового возбуждения достаточна для массового переброса электронов из валентной зоны в зону проводимости. В результате такого перехода в зоне проводимости появятся электроны, а в валентной зоне — свободные от электронов энергетические уровни, которые, можно в разумных границах ассоциировать с положительными зарядами (дырками). В отсутствие внешнего электрического поля электроны и дырки совершают хаотическое движение. При включении внешнего электрического поля осуществляется направленное движение носителей заряда (дрейф) причем электроны двигаются преимущественно против поля,, а дырки —по направлению поля. [c.84]

Достаточно точное выражение для теплоемкости электронного газа в металле можно получить, опираясь на следующие два предположения 1) возбуждаться (черпать энергию) могут лишь те электроны, энергетические уровни которых лежат внутри слоя шириной коТ вблизи уровня Ферми все прочие электроны не принимают участия в поглощении тепловой энергии 2) способные к возбуждению электроны ведут себя так же, как простой газ частиц с тепловой энергией 3/2 коТ каждая. Поэтому при температуре Т полная энергия п свободных электронов в едИ Ннце объема металла описывается выражением [c.125]

Плутонги существует в четырех валентных состояниях (111), (IV), (V), (V I). Имеется несколько соединений, например PuS, в которых валентное состояние плутония равно (11), однако считается, что связь в этих соединениях главным образом металлическая. Различные валентности илу-тоння возникают вследствие близости электронных энергетических уровнем. Электроны с внутренней оболочки 5/ легко переходят на оболочку валентных электронов. Положение плутония в периодической таблице спорно из-за сложности его электронной структуры, а также структур соседних элементов. Однако общепринято, что плутоний является членом ряда элементов с Г>/-оболочкой, в известной мере аналогичного ряду редкоземельных элементов с 4/-оболочкон, но элемент, с которого начинается ряд с 5/-оболочкой, пока неизвестен. [c.542]

Transition metal — Переходный металл. Металл, в котором доступные электронные энергетические уровни заняты таким способом, что d-полоса содержит менее максимально возможного количества электронов (десять на атом), например железо, кобальт, никель и вольфрам. Отличительные свойства переходных металлов следуют из особенностей электронной конфигурации. [c.1065]

Рис. 6.30, Иллюстрация модели свободных электронов, объясняющей структуру электронных энергетических уровней молекулы красителя. (Согласно Фёрстерлипгу п Куну [43],)

Как известно, оптически изотропная среда под действием магнитного поля приобретает свойство двойного лучепреломления по кругу для света, распространяющегося вдоль поля. Это значит, что если без магнитного поля среда поглощает свет на частоте Mq, то при наложении поля II у нее появляются две резонансные частоты поглощения о>о — еН12тс) для света с левой круговой поляризацией и (О9 -Ь (еН1 12тс) — для света с правой круговой поляризацией е, т — заряд и масса электрона, с — скорость света), причем показатель преломления в одном случае возрастает, а в другом — уменьшается по сравнению с показателем преломления среды, когда магнитное поле отсутствует. Измеряя разность резонансного поглощения света, поляризованного по правому и левому кругам, можно получить дополнительную информацию об электронных энергетических уровнях исследуемого вещества, помогающую в расшифровке спектров оптического поглощения. [c.32]

Вычисления проводились самосогласованным образом при условии перехода электронов из одного спиновополяризованного ансамбля в другой с таким расчетом, чтобы при достижении сходящихся результатов выполнялась статистика Ферми. В конечном счете каждый кластер содержал следующие количества валентных электронов [п , W i ), различающихся направлением спина га f = 38, га = 37 для Vis га 1 = 51, га I = 39 для Сгь, и га = 80, га = 40 для Ре . Почти равные значения га f и га j делают Vis практически немагнитным. К такому же заключению приводит и рассчитанная диаграмма электронных энергетических уровней, показывающая относительно низкую плотность состояний вблизи уровня Ферми по сравнению с более высокой плотностью состояний в области энергий на 0,5 эВ выше и ниже энергии Ферми. Между тем для проявления магнетизма, как известно, требуется высокая плотность состояний именно на уровне Ферми 1355]. [c.246]

Во всех случаях сдвиг Найта хорошо объясняется размерным квантовым эффектом с учетом различия спин-орбитальной связи. С другой стороны, вследствие дискретности электронных энергетических уровней взаимное опрокидывание ядерных и электронных снинов малой частицы затруднено, ибо не всякое изменение энергии допустимо. В свою очередь, это должно повлечь за собой удлинение времени ядерной снип-решеточной релаксации. Однако измерения Tj не подтвердили ожидаемую аномалию, хотя результаты для сдвига Найта отчетливо указывают на существоваяие квантовых размерных эффектов (см. [8]). Причина этого разногласия нока неизвестна. [c.276]

Как предполагал Андерсон [828], сверхпроводимость становится невозможной, когда расстояние 6 между электронными энергетическими уровнями оказывается сравнимым со сверхпроводящей энергетической щелью Д, т. е. при -числе электронов в частице iV< 10 . Более точная оценка дает для частиц РЬ критический диаметр Z) p 22 А (около 750 электронов) [8261, а для частиц Sn — Z) p 50 А [829]. Вместе с тем Кавабата [830, 831] указал, что в сверхпроводимости принимают участие не только электроны вблизи уровня Ферми, но также и электроны более глубоких энергетических уровней. В своих вычислениях основного состояния и орбитальной магнитной восприимчивости малых металлических частиц он не обнаружил больших изменений в области Д б. [c.280]

Вуд и Ашкрофт [895] пытались связать увеличение поглощения ИК-света малыми металлическими частицами с уменьшением о а вследствие квантования электронных энергетических уровней. Они произвели расчет диэлектрической проницаемости частицы в приближении случайных фаз, предполагая электроны проводимости заключенными в прямоугольный ящик с абсолютно непроницаемыми стенками. Как и в более ранних аналогичных вычислениях Кавабаты и Кубо [912], авторы работы [895] нашли, что уже само наложение граничных условий на волновые функции электрона приводит к затуханию, которое для кубической частицы выражается формулой [c.294]

Цини указал на то, что феноменологическая гидродинамическая теория, непосредственно не связанная с дискретностью электронных энергетических уровней, предсказывает, однако, как голубой, так и красный резмерный эффект в зависимости от степени размытия электронного облака на поверхности частицы, причем для перехода от одного к другому характеру эффекта требуется совсем небольшое изменение размера области диффузности электронов [922]. На этом основании Цини считает неудовлетворительной модель, в которой свободные электроны находятся внутри коробки, ограниченной беско -нечно высокими барьерами потенциальной энергии. В действительности имеется определенная вероятность распада поверхностного плазмона частиц с испусканием электрона в окружающую среду. [c.296]

В несверхпроводящем металле электронные энергетические уровни выше основного состояния образуют континуум. Согласно простейшей теории, которая постулирует состояния единичного электрона в соответствии со статистикой Ферми, искомый вклад в теплоемкость будет равен [c.164]

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]

Обзор. Электронные энергетические уровни молекулярных кристаллов пока подробно не рассмотрены. Повидимому, можно предпаюжить, что нижние возбуждённые состояния с достаточной степенью точности можно рассматривать методом волн возбуждения. Ширина полос возбуждения должна быть мала, поскольку межмолекулярные силы малы. Следствием этого является то, что расстояние между нижними электронными полосами примерно то же самое, что и расстояние между электронными уровнями свободных молекул. Кроме того, должны быть допо-адительные полосы ниже ионизационного континуума, которые соответствуют переходу электрона от данной молекулы к одной из соседних. Принципы, определяющие положение уровней, должны быть подобны принципам, которые были успешно применены к изучению ионных кристаллов, и не требуют здесь дальнейших пояснений. Вероятно, этот вопрос можно было бы рассмотреть более подробно, если бы были проведены экспериментальные исследования абсорбционных спектров в молекулярных кристаллах в ближней ультрафиолетовой и в шумановской областях. [c.496]

Правила Хунда. Правила Хунда в приме 1ении к электронам данной электронной оболочки определяют характер заполнения электронами энергетических уровней и утверждают, что для основного состояния должны выполняться следующие требования [c.524]

Спектральная компонента поляризации на частоте (Ор образуется за счет комбинации двух полей при учете младшего нелинейного члена в разложении Р = Р(Е) или трех и более полей при учете членов более высокого порядка (в зависимости от соотношения между частотами (2в) содержат либо сами поля Е, либо комплексно сопряженные величины). Нелинейные восприимчивости различных порядков хш. %цы и т. п., как и линейная восприимчивость к, определяются физическими свойствами материальной среды и oдepжaт, вообще говоря, более полную информацию об электронных энергетических уровнях, нежели к. [c.6]

Эксперименты по динамической поляризации были выполнены также в слабых полях в интервале от 20 до 80 эрстед [22, 23]. Схема электронных энергетических уровней, изображенная на фиг, 52, описываемая хорошо известной формулой Брейта — Раби, становится более сложной. В этом случае для получения динамической ядерной поляризации может оказаться необходимым возбудить значительно большее число электронных переходов. Соответствуюш ие частоты имеют порядок 150 Мгц поэтому полного насьщения электронного перехода можно достигнуть значительно легче, чем в микроволновой области. Таким образом, для протонов растворителя можно получить увеличение ядерной поляризации примерно в 100 раз [22]. [c.319]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...