Квантовое число орбитальное

Поскольку квантовое число / орбитального момента отдельного электрона равно целому числу или нулю, квантовое число L полного орбитального момента атома может быть равно также либо целому числу, либо нулю. Это следует из (37.15). [c.218]

Квантовое число п соответствует, т. о., главному квантовому числу нерелятивистской теории. Уровни энергии в релятивистском случае классифицируются, как и в нерелятивистской теории, путём задания п, п квантового числа орбитального момента I. В табл. приведены первые четыре уровня [c.635]

Ур-ние Дирака для электрона в кулоновском поле точечного ядра предсказывает вырождение уровней энергии связанных состояний, обладающих одними и теми же главным квантовым числом i и квантовым числом полного момента j, но разными значениями квантового числа орбитального момента 1=] Уг. Так, например, состояния 25, ( =2, /= 2, i=0) и 2Pi, (п=2, =1) должны иметь одну и ту же [c.621]

Второе квантовое число (орбитальное) /, равное п—1, характеризует орбитальный момент количества движения электрона М, = 0. где к — [c.10]

В случае, когда а соответствует каналу (тсЛ/ ), индекс к учитывает следующие квантовые числа орбитальный момент I и изотопический спин системы. При заданной четности тс [c.189]

Квантовое число I называется азимутальным квантовым числом или квантовым числом орбитального момента импульса , квантовое число т из-за его важности при описании спектров атомов в магнитном поле называется магнитным квантовым числом. Таким образом, естественной единицей момента импульса будет %, и, следовательно, I несколько произвольно называют моментом импульса, а m — осевой компонентой момента импульса. [c.90]

I — квантовое число орбитального момента количества движения [c.760]

L — квантовое число орбитального механического момента. [c.13]

Для практической термометрии интерес представляют переходные металлы, имеющие частично заполненные -уровни, а также з-уровни (символы з и соответствуют значениям орбитального квантового числа О и 2 см. [6]). Поскольку -электроны более локализованы, чем з-электроны, проводимость обусловлена главным образом последними. Однако вероятность рассеяния 3-электронов в -зону велика, поскольку плотность -состояний вблизи уровня Ферми высока (рис. 5.5), поэтому удельное сопротивление переходных металлов выще, чем у непереходных. Наличие -зоны влияет также на характер температурной зависимости. При высоких температурах величина кТ может быть уже не пренебрежимо мала по сравнению с расстоянием от уровня Ферми до верхней или нижней границы -зоны. Предположение, что поверхность Ферми четко разделяет занятые и незанятые состояния, перестает быть верным, и для параболической -зоны в формулу удельного сопротивления вводится поправочный коэффициент (1—5Р), где В — постоянная. Однако плотность состояний в -зоне вовсе не является гладкой функцией энергии (рис. 5.5), поэтому эффект будет осложнен изменением плотности состояний в пределах кТ от уровня Ферми. Отклонение температурной зависимости от линейной может быть как положительным, так и отрицательным. [c.194]

Пусть орбитальное движение отдельной частицы задается орбитальным квантовым числом I. Зависимость волновой функции с определенным значением I от сферических углов 0 и ф дается поверхностной сферической функцией [c.104]

Если имеется система из п невзаимодействующих частиц, движению каждой из которых соответствует орбитальное квантовое число 4, то четность системы определяется произведением четностей отдельных частиц [c.105]

Орбитальное квантовое число I определяет величину момента [c.106]

Рассмотрим систему, состоящую из двух нуклонов, из протона и нейтрона (дейтрон), и выясним, какие квантовые числа характеризуют ее состояния. В случае взаимодействия двух нуклонов в выражении ядерного потенциала, даваемого мезонной теорией для статического взаимодействия ( 21), будут существенными лишь первые два слагаемых, соответствующие центральным силам , а третье слагаемое, выражающее тензорные силы, в том числе и спин-орбитальное взаимодействие, мало. Ограничиваясь случаем центральных сил (пренебрегая тензорными силами), рассмотрим возможные состояния системы из двух нуклонов. При этом величина спина системы является интегралом движения, и состояние такой системы можно характеризовать спиновым квантовым числом S системы. [c.113]

Состояние системы из двух нуклонов оказалось полезным классифицировать и по значениям орбитального квантового числа L системы, используя спектроскопическую символику [c.115]

Во всех рассмотренных случаях считается, что координатная часть энергии взаимодействия V (г) зависит только от расстояния между взаимодействующими нуклонами, т. е. обменные силы являются центральными и не зависят от относительной скорости нуклонов. Такие обменные центральные силы не приводят к состояниям, являющимся суперпозицией состояний с разными значениями орбитального квантового числа I, и не могут привести к асимметрии поля ядерных сил и объяснить возникновение квадру-польного электрического момента дейтрона. Для объяснения возникновения квадрупольного электрического момента вводятся дополнительно тензорные силы. [c.160]

Таким образом, уровню с определенным значением главного п п орбитального квантового числа I соответствует 21 + 1 различных состояний, отличающихся лишь ориентацией момента количества [c.184]

Для того чтобы могли образоваться замкнутые оболочки нуклонов в атомных ядрах, необходимы два условия 1) нуклоны подчиняются статистике Ферми—Дирака (принципу Паули), 2) движение каждого нуклона характеризуется орбитальным квантовым числом I. [c.185]

Положим Ri =, где индекс I указывает, что функция описывает состояние, которому соответствует орбитальное квантовое число /. Кроме того, обозначим [c.230]

Сравнение с теорией Бора — Зоммерфельда показывает, что п эквивалентно главному квантовому числу Бора I (которое называется орбитальным квантовым числом) выполняет функции азимутального числа (I = k—1) и, следовательно, определяет величину вектора момента количества движения электрона на орбите, а т совпадает с магнитным квантовым числом, определяющим величину проекции этого вектора. [c.61]

Здесь состояния (уровни) расположены в порядке возрастания энергии, они характеризуются квантовым числом п (характеризующим число узлов волновой функции) и орбитальным квантовым числом I. На каждом уровне в соответствии с принципом Паули размещается N = 2(2/ +. 1) нуклонов каждого типа (протонов и нейтронов). [c.192]

Из атомной физики известно, что энергия атома водорода при заданном главном квантовом числе определяется орбитальным квантовым числом I, характеризуюш,им момент количества движения. С ростом I энергия системы, а значит, и ее масса растут. [c.697]

Как отмечалось выще (см. 33.1), отдельные электроны в атоме характеризуются главным ( ), орбитальным (/), магнитным (т) и спиновым (х) квантовыми числами, а состояние электронной оболочки атома в целом— суммарными орбитальным и спиновым квантовыми числами. Электронная оболочка двухатомной молекулы имеет, в отличие от атома, не сферическую, а аксиальную симметрию, поэто.му физический смысл имеет не просто значение суммарного орбитального момента молекулы, а его проекция на ось молекулы, которая задается величиной орбитального квантового числа Л. Электронные состояния молекулы, которым отвечают значения Л = 0, 1, 2,..., обозначаются соответственно греческими буквами Е, П, А,.. . . [c.242]

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]

Здесь I, т, s — соответственно орбитальное, магнитное и спиновое квантовые числа. [c.92]

Запомним, что состояние электрона в атоме задается четырьмя квантовыми числами главным квантовым числом п, орбитальным числом I, магнитным числом т и спиновым числом S. Обозначим Л =п —п, Д/==/ —/, Ат=т —т, As=s —s. Условимся квантовое число без штриха связывать с начальным, а число со штрихом — с конечным состоянием электрона. Правила отбора для дипольных переходов имеют следующий вид [c.268]

Они означают, что дипольные переходы разрешены лишь между такими состояниями электрона в атоме, которые отличаются друг от друга на единицу по орбитальному числу, отличаются на единицу или вообще не отличаются по магнитному числу, не отличаются по спиновому числу., Что касается главного квантового числа, то по нему состояния могут не отличаться или отличаться как угодно. [c.268]

Чтобы получить правила отбора по орбитальному и магнитному квантовым числам, надо рассмотреть зависимость волновой функции электрона в атоме 0, ф) только от угловых координат 0 и ф. Эта зависимость имеет для всех атомов универсальный характер [c.268]

Итак, правила отбора по орбитальному и магнитному квантовым числам имеют для квадрупольных переходов [c.272]

Орбитальное квантовое число I характеризует абсолютную величину орбитального момента количества движения электрона 1 [c.51]

Движения отдельных электронов в многоатомной молекуле, так же как в атомах и двухатомных молекулах, можно рассматривать в первом, очень грубом приближении как независимые. Другими словами, можно рассматривать движение каждого электрона отдельно в поле ядер и усредненном поле остальных электронов. В квантовой механике движение электрона с индексом i характеризуется волновой функцией о)) , которая существенно отлична от нуля только вблизи ядер и которая обращается в нуль на бесконечности. Следуя Малликену [888], такие одноэлектронные функции называют орбиталями ). Для атомов с одним электроном эти орбитали аналогичны волновым функциям атома водорода и водородонодобных ионов. Для атомов с несколькими электронами они являются несколько более сложными функциями, атомными орбиталями, причем их свойства симметрии те же, что и у волновых функций одноэлектронных атомов. В зависимости от значения квантового числа орбитального момента количества движения I = = О, 1, 2,. .. они обозначаются как s-, p-, d-,. .. орбитали. Для двухатомных молекул получаются молекулярные орбитали, которые в зависимости от значения Я, = О, 1, 2,. . . — компоненты орбитального момента вдоль межъядерной оси (см. [22], гл. VI, разд. 3) — обозначаются соответственно как 0-, Л-, 6-,. .. орбитали. Орбитали для линейной многоатомной молекулы будут совершенно такими же. Если есть центр симметрии (точечная группа l)ooh)i то орбитали могут быть только либо симметричными, либо антисимметричными относительно этого центра, т. е. будут орбитали oTg, о а, Vig, Лц,. ... Качественно форма этих орбиталей может быть иллюстрирована графически (см. [22], стр. 326, фиг. 155 русский перевод, стр. 237, фиг. 137). [c.300]

Главное квантовое число Радиальное квантовое число Орбитальное квантовое число п Пг 1 П = Пг + 1 1, 2, 3, 4,. . . 1,2,3,. . . , п (фермнон) [c.114]

Здесь Е — полная энергия рассматриваемой физической системы, I — квантовое число орбитального момента, а /п — приведенная масса, которая определяется формулой т = та.тЛгПа + т . [c.231]

Третье (магнитное) квантовое число т определяет пространственное расположение орбиты и связано с орбитальным магнитным моментом электрона, возникающим вследствие его движения вокруг ядра /П принимает все значения целых чисел в интервале от —I до +/ или до величины 2/-Ы. Важным является взаимоортогональное расположение плоскостей орбит электронов р-подоболочки. [c.7]

Выполнимость второго условия и в наши дни не имеет стро1 ого теоретического обоснования. Для того чтобы можно было говорить об орбитальном движении нуклона в ядре и об орбитальном квантовом числе, характеризующем это движение, длина свободного [c.185]

М. Гепперт-Майер указала другой выход из затруднения. По ее мнению, все уровни, которым соответствуют квантовые числа I -ф О, испытывают расщепление на два подуровня из-за наличия спин-орбитальной связи, т. е. из-за наличия зависимости ядерного взаимодействия от взаимной ориентации спина и орбитального момента движения нуклонов. [c.186]

Вследствие квантования механических моментов Ps и Рь квантованными оказываются и магнитные моменты. Квант магнитного момента равен магнетону Бора-, лв = ей/(2т)=9,27-10 А-м . Полному механическому моменту атома, определяемому как векторная сумма Pj=Pi,4-Ps, соответствует полный магнитный момент атома Mj, проекции которого на направление поля Н определяются выражением MjH = —wijg UB. Здесь т,- — магнитное квантовое число g — фактор расщепления Ланде, называемый также g-фактором. Для чисто спинового магнетизма g = 2, для чисто орбитального =1- У всех атомов и ионов, имеющих полностью заполненные электронные оболочки, результирующие спиновые и орбитальные магнитные моменты равны нулю. Вследствие этого равен нулю и полный магнитный момент. Атомы или ионы, обладающие недостроенньгаи внутренними оболочками (переходные и редкоземельные элементы), а также содержащие нечетное число электронов в валентной оболочке, имеют отличный от нуля резуль-21—221 321 [c.321]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...