Электроны атомного (ионного) остова

См. также Приближение независимых электронов Теория ферми-жидкости Уравнения Хартри — Фока, Экранирование Электроны атомного (ионного) остова 118, 115 волновые функции 1197, 198 сравнение с валентными электронами 1197, 198 Электроны валентные см. Валентные электроны Электроны проводимости 118. [c.454]

Электроны атомного (ионного) остова I 18, [c.416]

Однако функция V д), которая должна войти в формулу (10.17), в действительности никак не может быть похожа на потенциальную энергию самосогласованного взаимодействия одного электрона с экранированным ионом. По определению последней должно отвечать столько же связанных состояний, сколько имеется электронов в ионном остове. Хотя такие остовные состояния уже заполнены и потому электроны проводимости не могут попадать в них, они определенно должны фигурировать среди решений одноэлектронного уравнения Шредингера в пределах каждой атомной сферы. Однако в формуле (10.10) при описании рассеяния электронов с энергий Ферми на ансамбле подобных объектов мы используем борновское приближение. Для глубоких остовных состояний оно недопустимо даже при рассмотрении рассеяния на одиночном атоме или ионе. [c.460]

Пользуясь термином электронная теория металлов , мы обычно имеем в виду теорию электронов проводимости. Металл фактически образуется из положительно заряженных ионов, каждый из которых в свою очередь состоит из положительно заряженного ядра с зарядом - -Ze (Z — атомный номер), и расположенных вокруг него Z — V электронов ионного остова (F — валентность атома). Таким образом, полный заряд ионного остова равен -j-Ve. Вопрос о том, каким образом электроны остова расположены вокруг ядра, относится к атомной физике, и за недостатком места мы здесь не станем на нем останавливаться ). Хотя для [c.55]

Отклонения от процесса образования многозарядных ионов в результате каскадной туннельной ионизации обусловлены рассеянием туннельного электрона, ускоренного полем излучения, на атомном остове. Рассеяние колеблющегося электрона атомным остовом трансформирует энергию колебаний в дрейфовую (поступательную) энергию электрона. Очевидно, этот процесс может происходить лишь при линейной (и близкой к линейной) поляризации излучения, когда при колебаниях во внешнем поле электрон [c.232]

В тех случаях, когда электроны атомного остова, как и в модели Друде, играют пассивную роль, а ионы выступают в качестве неделимых инертных объектов, электроны проводимости часто называют просто электронами , сохраняя полное их наименование для случаев, когда необходимо подчеркнуть различие между электронами проводимости и электронами атомного остова. [c.18]

Чтобы глубже понять причины неприменимости подобного приближения, рассмотрим подробнее свойства волновых функций ионного остова и валентной зоны. Волновые функции остова имеют значительную величину лишь в непосредственной окрестности иона, где они обладают характерным осциллирующим видом атомных волновых функций (фиг. 11.2, а). В осцилляциях проявляется высокая кинетическая энергия электрона внутри иона ), которая в сумме с большой отрицательной потенциальной энергией равна полной энергии уровней ионного остова. Поскольку валентные электроны имеют более высокие полные энергии, чем электроны ионного остова, их кинетические энергии тоже более высоки, так как потенциальная энергия и валентных и ионных кристаллов одинакова. Поэтому внутри иона осцилляции волновых функций электронов валентной зоны должны быть выражены даже сильнее, чем у волновых функций электронов остова. [c.197]

Сравнение калия ([Аг] 4s ) и меди ([Аг] Зd 4s ) позволяет выявить важные характерные различия между щелочными и благородными металлами. В металлическом состоянии у этих элементов атомные уровни с заполненными оболочками конфигурации аргона (15 25 2/ Зх З/ ) дают зоны с очень сильной связью, лежащие гораздо ниже энергий любого из остальных электронных уровней в металле. Электроны на низколежащих уровнях в большинстве задач можно считать составной частью инертных ионных остовов, а при построении остальных зон рассматривать либо о. ц. к. решетку Бравэ, образованную ионными остовами К+ с добавлением одного электрона на каждую элементарную ячейку, или же г. ц. к. решетку Бравэ ионов Си " , к которой добавлено по одиннадцать электронов (Зй 4х ) на каждую элементарную ячейку. [c.287]

Ионные остовы II5 (с). См. также Отталкивание между сердцевинами атомов или ионов Электроны атомного остова Ионные радиусы П 15 [c.412]

Как и всюду в книге, мы считаем, что твердое тело состоит из ионных остовов (т. е. ядер и тех электронов, которые столь сильно связаны с ними, что другие ионы и валентные электроны твердого тела не могут существенно изменить их конфигурацию по сравнению с атомной) и валентных электронов (т. е. электронов, распределение которых в твердом теле может существенно отличаться от конфигурации, существующей в изолированном атоме). Как подчеркивалось ранее, деление на электроны остова и валентные электроны носит условный характер. В металлах (и особенно в простых металлах) в качестве валентных обычно достаточно рассматривать лишь электроны проводимости, относя все остальные электроны к жесткому ионному остову. В переходных металлах, однако, иногда весьма существенно рассматривать электроны верхних й-оболочек как валентные электроны, а не как электроны ионного остова. Утверждая, что в основе схемы классификации лежит распределение валентных электронов, мы хотим лишь сказать, что в ней используются те особенности атомной конфигурации электронов, которые претерпевают существенное изменение, когда отдельные атомы соединяются, образуя твердое тело. [c.5]

См. также Ионные радиусы Центры окраски Щелочно-галоидные соединения Ионные остовы II 5 (с). См. также Отталкивание между сердцевинами атомов или ионов Электроны атомного остова Ионные радиусы II 15 [c.397]

В отсутствие магнитного поля. Будем считать систему в целом нейтральной благодаря наличию (не обязательно равномерно размазанного) классического компенсирующего заряда. Именно такая ситуация типична как для металла (свободные электроны и ионы решетки), так и для полупроводника (свободные электроны или дырки и заряженные примесные центры). Рассматривая электростатическое взаимодействие частиц как взаимодействие через поле, можно непосредственно воспользоваться уравнениями (10.1). (10.2) и (9.5а), (9.13) следует лишь специализировать фигурирующие в них величины оР и оТ в соответствии с конкретной природой данной физической системы. Ограничимся неферромагнитными веществами. Будем считать также, что валентные электроны достаточно отделены (энергетически) от всех остальных, чтобы можно было рассматривать атомные остовы просто как источники поля ). В качестве невозмущенной задачи, решение которой считается известным, естественно выбрать одноэлектронную задачу в данной идеальной кристаллической решетке. Под словом одноэлектронная понимается задача об одном электроне в периодическом поле атомных остовов, нейтрализованных равномерно распределенным зарядом всех остальных электронов. Предположим, что соответствующие собственные значения энергии не зависят от спина 2), и обозначим их через (X), а принадлежащие им собственные функции — через ср (л ) (X — совокупность всех квантовых чисел кроме спинового). Тогда в соответствии с (5.14) невозмущенная фермиевская функция Грина принимает вид [c.161]

Теоретический анализ показал, что таким взаимодействием является притяжение между электронами, которое осуществляется через колебания решетки. Как представить себе такое взаимодействие В узлах кристаллической решетки металла находятся положительно заряженные атомные остовы. Электрон в такой решётке стремится притянуть к себе положительные ионы. Таким образом, в окружающей электрон области происходит скопление положительных зарядов. Принято говорить, что под действием отрицательного заряда электрона решетка поляризуется. Второй электрон, находящийся неподалеку, притягивается к поляризованной области, а следовательно, к первому электрону. Конечно, между электронами существует и кулоновское отталкивание, однако если притяжение окажется сильнее отталкивания, то результирующим взаимодействием станет притяжение. [c.267]

Диамагнетизм металлов. Металлы составляют значительную группу диамагнетиков (около 20). С известным приближением можно принять, что в диамагнетизме твердых и жидких металлов наряду с атомными остовами (ионами) принимают участие и валентные электроны, которые образуют газ электронов проводимости. [c.146]

Поглощение световых квантов твердым телом осуществляется с помощью двух механизмов. Первый приводит к взаимодействию оптических квантов с электронами. Второй механизм передачи энергии осуществляет возбуждение колебания решетки. Процессы последнего механизма содержат информацию о характере связи, реализующейся в данном кристалле, об эффективных зарядах ионов (точнее, об атомных остовах) и о характерных частотах колебаний решетки. Первый механизм передачи энергии определяется структурой [c.157]

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]

Дублетное расщепление термов, как сказано в 12, вызвано взаимодействием спинового момента электрона с полем атомного остова ( спин-орбитальным" взаимодействием). Ширина возникающих дублетов может быть приближенно оценена, если воспользоваться тем выражением для энергии спин-орбитального взаимодействия, которое было нами получено для атома водорода и сходных с ним ионов при выводе формулы Дирака. По формуле (7а) 26 эта энергия равна [c.139]

Третий вид связи —металлическая связь, которая приводит также к образованию твердых кристаллических тел. Металлы можно рассматривать как системы, построенные из расположенных в узлах решетки положительно заряженных ионов, находящихся в среде свободных электронов (рис. В-3). Притяжение между положительными атомными остовами и электронами является причиной монолитности металла. Наличием свободных электронов объясняется высокая электропроводность и теплопроводность металла, что также является причиной блеска металлов. Ковкость металла объясняется перемещением и скольжением отдельных слоев атомных остовов. [c.10]

Во всех трех больших периодах при переходе от металлов I группы (калия, рубидия и цезия) к металлам VI группы (хрому, молибдену и вольфраму) наблюдается сильное уменьшение межатомных расстояний и диаметров атомов, соответствуюш.ее коллективизации всех валентных электронов и обнажению ) -оболочек остовов. При этом с ростом заряда ионов уменьшается их диаметр и возрастает энергия металлических связей. Атомные диаметры у-марганца плотная кубическая модификация) и S-марганца (объемно-центри- [c.44]

Z — заряд иона. Такая волновая функция плохо описывает область ма лых расстояний электрона от атомного остова, но вклад этой области в многофотонный матричный элемент обычно невелик. Для определения волновой функции состояний непрерывного спектра на больших рассто яниях используется связь фазы рассеяния = 7г<5 электрона на атомном остове с квантовым дефектом. [c.35]

Имеется группа полуэлширических теорий, в которых вместо вычисления некоторых интегралов употребляются их численные значения, выбираемые в согласии с экспериментальными данными. Эта группа включает МО-метод Хюккеля — МОХ (МОН), его итерационные варианты, расширенный. метод Хюккеля — РМХ (ЕН). простейший МО-метод, разработанный Дель Ре, и др. Методы МОХ я РМХ пренебрегают перекрывание.м атомных орбиталей, не учитывают электрон-электронное взаимодействие и прини.мают во внимание только взаимодействие электронов с ионным остовом. При этом предполагается, что гамильтониан системы Н можно записать в виде суммы эффективных гамильтонианов Н , каждый из которых является функцией координат единственного электрона. Нет нужды расшифровывать операторы ибо все матричные элементы [c.139]

Первое, на что надо обратить внимание, это на тесную взаимосвязь та ких феноменологически различных процессов, как образование фотоэлек тронов при надпороговой ионизации, отклонения от каскадной ионизации атомарных ионов в туннельном режиме (разд. 9.3) и генерация высоких оптических гармоник (гл. XI). Эта взаимосвязь обусловлена тем, что в основе всех этих процессов лежит эффект перерассеяния электрона, вырванного из атома, на атомном (ионном) остове. Результатом процесса перерассеяния может быть упругое или неупругое рассеяние электрона (при надпороговой ионизации) или рекомбинация электрона в исходное атомное состояние с испусканием спонтанного фотона большой частоты (генерация высоких гармоник). [c.195]

Перерассеяние электрона на атомном остове. Обратимся к описанию процесса перерассеяния электрона на атомном (ионном) остове. Первым делом отметим, что надо сразу исключить из рассмотрения [c.233]

Простая оценка условий ионизации атомарных ионов получена в работе 10.1] в рамках модели Томаса-Ферми [10.2] Напомним, что эта модель яв-ляется упрощением модели Хартри-Фока за счет пренебрежения деталями атомной структуры. В такой постановке задачи потенциал, действующий на электрон атомарного иона, складывается из потенциала Томаса-Ферми для этого иона и дипольного взаимодействия электрона с внешним полем. Поле полагалось постоянным, действие которого аналогично действию переменно-го поля излучения оптического диапазона частот вввду малости частоты поля излучения по сравнению с атомной частотой. Полагалось, что от атомарного иона отрываются все электроны, имеющие энергию выше энергии Ферми, равной максимальной величине эффективного самосогласованного потенци ала, изменяющегося по мере отрыва электронов от атомного (ионного) остова. [c.252]

С процессом нелинейной ионизации атомов тесно связан процесс бозбуждения высоких гармоник ионизующего излучения. В обоих случаях атом-ный электрон приобретает энергию, поглощая фотоны внешнего поля и, в конечном счете, либо остается в возбужденном связанном, или свободном состоянии, либо релаксирует в исходное состояние, испуская рекомбинаци-онное излучение с частотой О = Кш, где Сс — частота внешнего поля. При этом процесс поглощения электроном энергии от внешнего поля и процесс релаксации могут быть как единым квантово-механическим процессом, так и независимыми процессами. Второй случай реализуется в сильном внеш-нем поле, когда амплитуда колебаний свободного электрона в поле волны превышает размер атома. При этом электрон, вырванный из атома, является свободным (см. разд. 7.5), и при благоприятных условиях он может вернуться к атомному (ионному) остову и столкнуться с ним (разд. 3.5, 7.5, 9.3). Может произойти и рекомбинация электрона с ионом, сопровождаемая рекомбинационным излучением. Частота рекомбинационного излучения, т.е. частота высшей гармоники основного излучения может быть при этом весьма велика. Как показывают эксперименты, речь идет об увеличении частоты в несколько сотен раз. [c.293]

Волновые функции электронов проводимости в металле являются простыми и достаточно гладкими в области между ионными остовами, однако, как уже отмечалось выше при рассмотрении основного состояния электрона в натрии в связи с рис. 10.17, структура этой функции в узлах решетки, где находятся ионные остовы, становится сложной. Большую часть объема большинства металлических кристаллов занимают именно межионные области (см. рис. 10.22). В этой внешней по отношению к ионам области объема потенциальная энергия электрона проводимости относительно мала это кулоповскнй потенциал положительных зарядов ионов, уменьшенный электростатическим экранированием, обусловленным другими электронами проводимости. Во внешней области волновые функции несколько похожи на плоские волны здесь отсутствует влияние как сильных и резких изменений потенциала вблизи атомных ядер, так и влияние требования ортогональности ) волновых функций электронов самих ионных остовов. Существование узлов (нулей) волновой функции в области ионного остова связано с требованием ортогональности например, волновые функции 35-зоны натрия имеют два узла и в силу этого не могут быть [c.358]

Э. с. электрона в атомах и ионах определяется его взаимодействием с ядром и электронами атомного остатка (атомного остова). Э. с. электронов внеш. атомных оболочек систем, находящихся в основном состоянии, совпадает с энергией ионизации, а для избыточного электрона от-рицат. ионов характеризует сродство к электрону. Э. с, электронов внутр. оболочек растёт по мере приближеши оболочки к ядру, что связано с влиянием не скомпенсированного др. электронами атомной системы кулонов-ского поля ядра. Напр., Э. с. электронов разных оболочек нейтрального атома Mg, имеющего электронную конфигурацию l.T 2j 2p 3i , составляют (в эВ) 7,65 (35 — оболочка), 54(2 j), 92(2. ) и 1308(b). [c.614]

При значительном сближении ионов, атомов и молекул между ними начинают действовать силы отталкивания, значительно превышающие силы притяжения. Баланс этих сил приводит к установлению равновесных расстояний между частицами. Силы отталкивания обусловлены кулоновским отталкиванием ядер с их концентрированными положительными зарядами. Отталкивание возрастает при проникновении ядер внутрь -электронных оболочек из-за уменьшения экранировки ядер периферийными оболочками. Кроме того, при наложении волновых функций электронов атомных остовов вступает в действие принцип Паули, требующий перемещения излишних электрон-нрлх пар на верхние разрыхляющие уровни. Это-было бы связано с таким увеличением потенциальной и кинетической энергии электронов, которое сделало бы атомную систему неустойчивой. [c.36]

Очень большие значения сжимаемости и атомных радиусов у металлов, входящих в подгруппу IA, и несколько меньшие значения этих величин у металлов подгруппы ПА обусловлены тем, что радиусы свободных атомов этих элементов оказываются намного больше радиусов соответствующих ионных остовов. Как уже отмечалось выше, металлы подгруппы IA в наибольшей степени отвечают модели свободных электронов, согласно которой металлический кристалл можно представить в виде ансамбля маленьких сравнительно далеко отстоящих друг от друга ионов, окруженных слабо связанными с ними электронами, образующими электронный газ. Поэтому эти металлы можно назвать металлами с рыхлой электронной структурой ( ореп metals). У металлов подгрупп IA и ПА наблюдается общая тенденция к увеличению сжимаемости и атомных радиусов по мере увеличения атомного [c.48]

Низкие значения сжимаемости и атомных радиусов, наблюдаемые у переходных металлов и металлов подгрупп В, обусловлены тем, что у этих веществ размеры ионных остовов очень мало отличаются от размеров неионизиройанных атомов. В связи с этим ионы указанных элементов можно представить в виде жестких шаров, соприкасающихся вдоль направлений плотнейшей упаковки в кристаллической структуре, и в противоположность щелочным металлам подгруппы IA элементы, располагающиеся в подгруппах VA — IB, относят к плотным металлам ( losed metals), или металлам с плотной электронной структурой. [c.50]

Величина п = j2Ei представляет собой эффективное главное квантовое число начального состояния электрона в атоме, Z — заряд атомного (или ионного) остова. [c.229]

В простейших газах имеются лишь частицы одного сорта, в металлах же их должно быть по меньшей мере два электроны заряжены отрицательно, а металл в целом электрически нейтрален. Друде предположил, что компенсирующий положительный заряд принадлежит гораздо более тяжелым частицам, которые он считал неподвижными. В то время, однако, еще не понимали точно, почему в металле имеются подобные легкие подвижные электроны и более тяжелые неподвижные положительно заряженные ионы. Решение этой проблемы стало одним из фундаментальных достин ений современной квантовой теории твердого тела. При обсуждении модели Друде, однако, нам будет достаточно просто предположить (для многих металлов это предположение оправдано), что когда атомы металлического элемента объединяются, образуя металл, валентные электроны освобождаются и получают возможность свободно передвигаться по металлу, тогда как металлические ионы остаются неизменными и играют роль неподвижных положительных частиц теории Друде. Эта модель схематически изображена на фиг. 1.1. Каждый отдельный атом металлического элемента имеет ядро с зарядом где — атомный номер и е — величина заряда электрона ) е = 4,80-10" ед. СГСЭ = 1,60Кл. Вокруг ядра расположено Ха электронов с полным зарядом — еХа- Некоторое число X из них — это слабо связанные валентные электроны. Остающиеся — X электронов довольно сильно связаны с ядром они играют меньшую роль в химических реакциях и носят название электронов атомного остова. Когда изолированные атомы объединяются, образуя металл, электроны атомного остова остаются связанными с ядрами, т. е. возникают металлические ионы. Валентные же электроны, наоборот, приобретают возможность далеко уходить от родительских атомов. В лгеталлах эти электроны называют электронами проводимости ). [c.18]

Как бы мы ни описывали 4/-электроны, при рассмотрении зонной структуры редкоземельных металлов их можно, по-видимому, считать частью ионных остовов, несмотря на то что атомные 4/-оэолочки заполнены лишь частично. [c.310]

Металлические атомные радиусы переходных металлов, как правило, меньше, чем металлические атомные радиусы непереходных металлов, что отражает большую прочность связи в металлах переходных элементов. Эта особенность обусловлена тем, что металлы переходных групп и ближайшие к ним в периодической системе металлы имеют электронные -оболочки, а электроны в -состояниях могут принимать участие в образовании химической связи. Упрочнение связи может быть связано отчасти с появлением ковалентной составляющей связи и отчасти с ван-дер-ваальсовым взаимодействием ионных остовов. В кристаллах железа и вольфрама, например, электроны в -состояниях вносят существенный вклад в энергию связи. [c.56]

В противоположном случае, когда акол и ( шл) не малы, при столкнове НИИ колеблющегося электрона с атомами и ионами могут возникать различ ные вторичные эффекты (упругое и неупругое рассеяние электронов, его рекомбинация). Эти столкновения, в частности, могут приводить к транс формации колебательной энергии электрона в кинетическую дрейфовую энергию. В разд. 3.2. уже указывалось, что все эксперименты проводятся в условиях, когда вторичные эффекты исключены из-за малой плотности атомной мишени. Однако имеется один случай, когда вероятность столк новения колеблющегося электрона не зависит от плотности мишени — это процесс столкновения колеблющегося электрона, образованного при ионизации атома, с собственным атомным остовом (ионом) при линей ной поляризации излучения. Действительно, при линейной поляризации излучения электрон совершает колебательное движение вдоль вектора поляризации и после точки поворота возвращается к точке, в которой он был вырван из атома. [c.72]

При субатомной напряженности поля излучения оптического диапазона частот параметр адиабатичпости может быть не только порядка, но и менее единицы. Тогда процесс носит туннельный характер (гл. IX). Перерассеяние туннельного электрона на атомном остове суш ественно определяет характер процесса туннельной ионизации атомов и атомарных ионов (см. разд. 9.3). [c.194]

Теперь обратимся к разделу 3.5, в котором рассмотрен эффект воздействия переменного поля на свободный электрон. Из материала, приведенного в этом разделе, следует, что после примерно половины периода колебаний поля электрон, вернувшийся в точку образования, имеет максимальную энергию шах = ЗД7 кол, где кол = F /Аш — средняя (за период) энергия свободного электрона в поле электромагнитной волны. Эффектом второго возвращения электрона после упругого рассеяния мы пренебрегаем ввиду весьма малой вероятности этого процесса. Исходя из приведенной величины шах и OДFa получим энергию рассеивающего электрона щах > Еа, где Еа — атомная единица энергии. Имея в виду резкую (квадратичную) зависимость от напряженности поля F, ясно, что всегда могут реализоваться самые различные процессы неупругого рассеяния ускоренного полем электрона на атомном остове, так как величина Fjnax может быть больше или много больше энергии связи электрона в атомах и их ионах (во всяком случае, при не слишком большом заряде иона). [c.234]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...