Квантовое число полного момента

Квантовые числа полного момента (F, F ) [c.844]

Квантовые числа полного момента (F. F ) Сверхтонкое расщепление уровней [c.845]

Классификация состояний атома производится по квантовому числу полного спина атома S, по квантовому числу полного орбитального момента атома L и по квантовому числу полного момента атома J. Орбитальный момент атома обозначается буквами S, Р, D, F,. .. ъ полной аналогии с одноэлектронными состояниями по следующей схеме [c.220]

Из формулы (44.2) следует, что квантовое число полного момента также может изменяться лишь на 1, т. е. правило отбора для числа L имеет вид [c.246]

Расщепление энергетических уровней при помещении атома в магнитное поле. Если квантовое число полного момента атома J, то число возможных ориентаций магнитного момента относительно магнитного поля 2J + 1. Каждой ориентации соответствует своя энергия взаимодействия. Следовательно, энергетический уро- [c.250]

Можно показать, что в случае решений (72.39а) и (72.41) квантовое число полного момента j электрона связано с / соответственно формулами у = /+ 1/2 (/ = 0,1,2,...), (72.42а) = /-1/2 /= 1,2,3,...). (72.426) [c.398]

Экспериментальные наблюдения находятся в полном согласии с формулой (72.43), из которой видно, что энергия электрона в атоме водорода зависит только от главного квантового числа п и квантового числа полного момента j. Отсюда следует, что уровни 2 Si,2 и должны точно [c.398]

Квантовое число n принимает целые значения 1, 2, 3,. . а квантовое число полного момента / — полуцелые, такие что Z+i/js n (a V/i37 — постоянная тонкой структуры). Если Za< l, то с точностью до членов (Za) из (23) следует [c.634]

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]

В соответствии с квантовой теорией проекция на направление магн. поля квантована, т. е. принимает лишь определённые (дискретные) значения, причём число возможных значений равно Z/H-1, где внутреннее квантовое число полного момента атома. Соответственно в неоднородном магн. поле пучок атомов должен расщепляться на 2J+1 компоненту. [c.475]

J, квантовое число полного момента количества движения (и правила отбора дли него) асимметричных волчков 57, 69, 73, 497, 520 линейных молекул 26, 31, 32, 399, 409, 426 молекул со свободным внутренним вращением 529 симметричных волчков 51, 54, 481, 487 J, полный момент количества движения асимметричных волчков 57 линейных молекул 27 симметричных волчков 35, 38 сферических волчков 51 J, J" у), вращательные квантовые числа верхнего и нижнего состояний 31, 43 [c.635]

Если результирующий спин отличен от нуля, но слабо связан с вращательным угловым моментом, правила отбора (П,121) и (П,122) применимы такн е и для магнитного квантового числа полного момента количества движения без учета спина ( У). Кроме того, для магнитного квантового числа >/ снина существует правило [c.271]

N — квантовое число полного момента количества движения без учета спина [c.760]

В рассмотренном случае квантовое число полного момента j может принимать два значения j = l+J, j = l-. Подставив эти значения в (20.23), получим [c.221]

Как классифицируются состояния атома по квантовым числам полного спина, орбитального момента и полного момента атома [c.216]

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]

Если J-квантовое число полного механического момента атома, то число проекций магнитного момента атома на некоторое направление равно 2J + 1, а значения этих проекций [c.225]

Если N больше (/ + S), что обычно имеет место, то кратность неприводимых представлений в этом произведении равна 21 + + 1)(2S+1). Представления пространственной группы К (П), порождаемые функциями Ф°, связаны с различными возможными значениями квантового числа полного углового момента F, т. е. для Ф° имеем [c.122]

Пусть момент количества движения парамагнитных ионов в основном состоянии равен % /J [J- - ), где /—внутреннее квантовое число (полный момент) п — постоянная Планка, деленная на 2 . 1 отсутствие магнитного поля основной уровень является (2./4-1)-кратно вырожденным, и, слс довательно, если более высокие уровни рассматривать как neaaHH iFje, то функция распределения имеет вид [c.425]

Атомный номер 2 Изотоп, терм основного состояния, спин ядра I Терм 1 Квантовые числа полного момента (F, F ) Саеохтонкое расщепление уровней [c.839]

Из (37.22) видно, что квантовое число S полного спина может быть либо целым числом, либо полуцелым. Отсюда на основании формулы (31.21) заключаем, что квантовое число J 1ЮЛНОГО момента атома может быть либо целым, либо полуцелым в зависимости от квантового числа полного спина. Если полный спин атома полу-целый, то и квантовое число полного момента атома полуцелое. При целом спине полный момент атома также целый. [c.218]

О, 1, 2,. . ., (I—1), I, т. е. всего существует 2l i проекций ( на ось квантования (горб= орбТо г = /И Б. Полный механпч. момент оболочки (из одного электрона) равен Если 1—0, то квантовое число полного момента j — если />0, то [c.637]

Рассмотрим условие резонанса для метода ЭПР. Атом, в свободном состоянии имеющий отличный от нуля результирующий магнитный момент, помещен в постоянное магнитное поле Н. Каждый энергетический уровень атома характеризуется квантовым числом полного момента. При этом полньтй магнитный момент количества движенга I равен векторной сумме о рбитального L и спинового 5 моментов /= +5. Соответствующее [c.179]

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]

Ш. э. получил объяснение на основе квант, механики. Атом (или др. квант, система), находясь в состоянии с определ. энергией S, приобретает во внеш. поле Е дополнит, энергию Аё вследствие поляризуемости его электронной оболочки и возникновения индуцированного дипольного момента. Уровень энергии, к-рому соответствует одно возможное состояние атома (невырожденный уровень), в поле Е характеризуется энергией ё- -Аё, т. е. смещается. Разл. состояния вырожденного уровня энергии могут приобретать разные дополнит, энергии Аёа (а==1, 2,.. ., g, где g — степень вырождения уровня см. Атом). В результате вырожденный уровень расщепляется на штарковские подуровни, число к-рых равно числу разл. значений Аёа- Так, уровень энергии атома с заданным значением момента кол-ва движения М= = КУ(/+1) (где/ = 0,1, 2,... -квантовое число полного момента кол-ва движения) расщепляется на подуровни, характеризуемые разными значениями магн. квант, числа mjy к-рое определяет величину проекции Л/на направление Е. Значениям —mj и ту соответствует одинаковая дополнит, энергия ДЙ , поэтому штарковские подуровни (кроме подуровня с /п=0) дважды вырождены (в отличие от Зеемана эффекта, для к-рого все подуровни не вырождены). [c.857]

Различают строгие и приближённые О. п. Квантовый переход наз. запрещённым, если нарушается хотя бы одно О. п. Строгие О. п, обусловлены симметрией системы и строгими законами сохранения и налагают абс. запреты на квантовые переходы. Приближённые О. п. характеризуют переходы между уровнями энергии, к-рые описываются приближёнными законами сохранения. Квантовое число полного угл. момента атома (/) или молекулы (F) является точным, т, к. полный угл. момент является инвариантом группы вращения, поэтому О. п. для J (или F) — строгие, В случае электрич. дипольных переходов возможны изменения квантовых чисел Д/ = J — / = 0, 1 и ЛМ = М — М = [c.486]

ХУНДА ПРАВИЛО — правило дня нахождения самых глубоких уровнен энергии, соответствующих определённой электронной конфигурации атома при нормальной связи спиновых и орбитальных моментов образующих эти конфигурации электронов, когда уровни энергии характеризуются квантовыми числами 5, L (см. Атом, Атомные спектры). В случае нормальной связи моментов (см. Связь векторная) при заданном квантовом числе 5 полного спинового момента атома и при заданном квантовом числе полного орбитального момента атома L получается спектральный терм L с мультиплет-ностью K = 2.S-hl—совокупность уровней энергии с квантовыми числами J полного момента атома . / = L-bS, Z.-I-5— L —5 . Расположение мультиплетных термов L определяется электростатич. взаимодействиями электронов (много большими при нормальной связи, чем магн. взаимодействия) и, как следует из эксперим. данных и подтверждается мн. квантово.механич. расчётами, термы, соответствующие определённой конфигурации, лежат, как правило, тем глубже, чем больше 5, а при данном S имеют тенденцию лежать тем глубже, чем больше L. [c.417]

Тип симметрии группы К (П) для спиновых функций молекулы AaBft Dd... определяется построением прямого произведения с самим собой а раз для ядер А, Ь раз для ядер В и т. д. Тип симметрии полной ядерпой спиновой функции молекулы получается путем перемножения всех этих произведений. Данная ядерная спиновая функция Фпз преобразуется по неприводимому представлению где I — квантовое число полного ядерного спинового углового момента данного состояния. [c.118]

Смотреть страницы где упоминается термин Квантовое число полного момента : [c.108] [c.215] [c.309] [c.149] [c.160] [c.486] [c.173] [c.461] [c.179] [c.254] [c.167] [c.72] [c.76] [c.125] [c.244] [c.24] [c.61] [c.454] [c.189] [c.225] [c.459] [c.46] [c.121]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...