Квантовое число спина

Мы уже упоминали (см. разд. 2), что электрон характеризуется спиновым квантовым числом Спину соответствует магнитный дипольный момент. Дирак на основе релятивистской квантовой механики показал, что этот магнитный дипольный момент М равен [c.98]

Квантовое число спина 5 [c.115]

Магнитное квантовое число спина [c.116]

Два электрона с одинаковыми первыми (главными) квантовыми числами п, с тождественными вторыми квантовыми числами / и о идентичными третьими (магнитными) квантовыми числами /и,, орбиты которых находятся в одной плоскости, а механические моменты (спины) действуют в противоположных направлениях (в результате чего магнитный момент равен нулю), имеют наиболее прочную связь. [c.5]

Четвертое квантовое число характеризует собственное вращение электрона, в результате чего возникают механический момент (спин) и магнитный момент. Оно принимает только два значения Э- /гИ— /3. [c.7]

Спиновое квантовое число для электрона s = V2 часто называют просто спином электрона. Численное же значение спинового момента количества движения для электрона равно [c.108]

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]

Принимая во внимание, что спин нуклонов равен легко видеть, ЧТО спиновое квантовое число 5 системы протон—нейтрон равно либо О, либо 1. Известно, что величина 25+ I называется мультиплетностью данного спинового состояния. Состояния с [c.113]

Квантовое число Т часто называют просто изотопическим спином. Таким образом, нуклон следует рассматривать как частицу, [c.138]

В ядрах, имеющих несферическую форму (практически во всех ядрах с Z > 86), действует запрет, связанный с квантовым числом К, характеризующим проекцию спина ядра на ось симметрии. Переходы без изменения спина АУ = О и четности являются более вероятными переходами и носят название облегченных переходов. К числу облегченных переходов относятся все переходы между основными состояниями четно-четных ядер. Вероятность облегченных переходов примерно на два порядка больше, чем вероятности для необлегченных переходов. [c.234]

Из таблицы видно, что некоторые адроны (например, р и А+) имеют одинаковый кварковый состав . В этом случае соответствующие комбинации отличаются характером композиции, который определяется квантовыми числами адронов (р и, А+ отличаются значениями спина и изотопического спина). Аналогичным способом строят из кварков и мезонные адроны. Так, например, очевидно, что я+-мезон может быть составлен из Qi [c.693]

Если учесть зависящие от спинов электронов релятивистские взаимодействия, то, строго говоря, уровни энергии атома должны характеризоваться лишь значениями сохраняющегося полного электронного момента J = L-fS, поскольку каждый из моментов L и S в отдельности не сохраняется. При относительной малости релятивистских эффектов по сравнению с электростатическим взаимодействием электронов их можно рассматривать по теории возмущений и тогда уровень энергии с заданными значениями LS расщепляется на ряд компонент, отличающихся значениями квантового числа J L—S тонкая структура уровней — каждый уровень характеризуется набором квантовых чисел LSJ. [c.839]

Нестрогие законы сохранения квантовых чисел элементарных частиц имеют место в одних типах взаимодействий и нарушаются в других. К таким квантовым числам относят изотопический спин, гиперзаряд, пространственную и зарядовую четности, С-четность и ряд других. [c.971]

ЛОЖНО построить наблюдаемые адронные состояния с любыми значениями спина и четности. Поскольку кварки с разными квантовыми числами равноправны, каждому нз них приписывается дробный барионный заряд В--=1/3 (у антикварков б= —1/3). Тогда по формуле (р = /з+К/2, где Y=B- -S+ - -b + t, вычисляется заряд кварка Q, который также оказывается дробным (по отношению к абсолютному значению заряда электрона). Квантовые числа антикварков противоположны по знаку квантовым числам кварков, указанным в табл. 36.1 (кроме /). [c.972]

При анализе спектров щелочных металлов с помощью спектроскопических приборов высокой разрешающей способности обнаруживается дублетный характер линий излучения. Это показывает, что энергия уровней атома зависит не только от главного квантового числа п и орбитального числа /, но и от некоторой дополнительной величины. Этой величиной является спин и связанный с ним собственный магнитный момент электрона. [c.204]

Энергия спин-орбитального взаимодействия очень мала. Это обстоятельство наводит на предположение, что при оптических переходах ориентировка спина не меняется. Более строгое теоретическое рассмотрение этого вопроса показывает, что это действительно так, т. е. правило отбора для квантового числа при [c.204]

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

Квантовое число полного спина S может принимать следующие значения [c.217]

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]

Выразить проекцию спина на плоскость XV через квантовые числа, v и т . [c.230]

Расщепление линий излучения. Пользуясь правилами отбора (45.1а), (45.1г), можно найти разрешенные переходы. При этом особенно необходимо принять во внимание правило (45.1 г), т. е. постоянство спинового квантового числа. На рис. 85 стрелками обозначены возможные переходы для главной серии атома натрия. Всего излучается шесть линий. Поскольку расщепление, обусловленное ориентировкой спина во внешнем магнитном поле, в Р-состоянии и в S-состоянии одно и то же, эти шесть линий попарно сливаются в три и в спектре излучения наблюдается триплет. Расщепление нетрудно рассчитать по формуле (46.1), которую удобно представить в виде [c.254]

И. и. проявляется в существовании изотопич. муль-типлетов, или аналоговых состояний, у лёгких ядер с одинаковым числом нуклонов А (изобары). Эти состояния относятся к разным ядрам, но имеют одинаковую структуру и одинаковые квантовые числа (спин /, чётность л, пзоснин Т), а их энергии отличаются лишь за счёт энергии кулоновского взаимодействия и разности масс протона и нейтрона. Пример изотопич. мультиплета — триплет состояний с T = i осн. состояния С и 1 0 и первое возбуждённое состояние i N. [c.120]

ЭПР основан на резонансном поглощении радиочастотного поля веществом, содерлсащим парамагнитные частицы (молекулы, атомы, ионы, слабо связанные с атомом электроны, обладающие постоянным магнитным моментом), при наложении статического поля Н . Квантовое, число спина электронов принимает значения т — 1/2. Переходы между этими уровнями возбуждаются переменным полем с частотой v согласно резонансному условию hv — ХвЯ , где g определяет вклады орбитального момента и спина Б магнитный момент. Для свободного электрона, не имеющего орбитального момента, g = 2,002322, а для свободного парамагнитного атома его величина определяется фактором Ланде. В общем случае g зависит от ориентации иона (или молекулы), содержащего неспаренный электрон, относительно Яц. Однако в случае идеал >ной кубической структуры (например, о. ц. к.) g не зависит от ориентации кристалла. [c.187]

Здесь 7П > обозначает полный набор квантовых чисел, характеризующих состояние (или уровень ) одной молекулы . Обычно / > содержит кошюненты импульса центра масс, колебательные и вращательные квантовые числа, спин и т. д. В выражении (5.2.2) имеется N независимых суммирований по всем состояниям каждой частицы. Это выражение, однако, неправильно, так как в нем завышено число состояний. Действительно, заданное распределение частиц по различным одночастичным состояниям тп , характеризуемое числами заполнения га , может быть получено JV /raft rai . . . способами путём перестановок частиц между собой. В силу квантовомеханического принципа неразличимости частиц (см. разд. 1.4) все эти конфигурации эквивалентны и должны рассматриваться как одна-единственная конфигурация. Следовательно, правильное выражение для статистической суммы имеет вид [c.171]

Предполагается, конечно, что электронная волновая функция—детерминант, составленный из блоховских функций. Следовательно, общее состояние системы может быть полностью определено волновыми векторами й, квантовыми числами спина электронов и квантовыми числами колебаний решётки. Вследствие того, что возмущающий потенциал Бардина, рассмотренный в пункте а), есть сумма идентичных одноэлектрониых членов, независимых от спина, исчезают те матричные компоненты, которые связывают состояния с различными квантовыми числами спина или состояния, которые различаются более чем одним волновым вектором. Отличные от нуля компоненты связывают состояния, для которых изменяющийся волновой вектор удовлетворяет условию ) [c.549]

Существуют два типа водородных молекул ортоводород, у которого спины двух протонов параллельны, и параводород, имеющий противоположно направленные, или антипараллель-ные спины. В случае ортоводорода момент ядерного спина имеет значение 1 и может поэтому относительно вектора углового момента всей молекулы принимать любое из трех значений 1, О или —I. В случае параводорода момент ядерного спина равен нулю, и потому только это единственное значение возможно для спина всей молекулы. Параводород соответствует состоянию с самой низкой энергией, его вращательное квантовое число нуль, т. е. наименьщее из всех четных квантовых чисел. Ортоводород характеризуется нечетными квантовыми числами. Поэтому при низких температурах существование параводорода предпочтительнее и, действительно, при понижении температуры доля параводорода растет. При высоких температурах доли орто- и параводорода стремятся к значениям, связанным с относительными вероятностями спиновых состояний, 3 1 соответственно. Примерные соотнощения орто- и параводорода при разных температурах показаны в табл. 4.2177]. [c.152]

Совокупность тождественных частиц может находиться в состояниях только с определенным видом симметрии, т. е. система находится либо в симметричном состоянии (волновая функция симметрична), либо в состоянии антисимметричном (волновая функция антисимметрична). Свойства симметрии обусловлены природой самих частиц, образующих систему, и они сохраняются во времени (так как НР12 — 12 = О)- Это означает, что если в начальный момент времени система находилась в симметричном или антисимметричном состоянии, то никакие последующие воздействия lie изменяют характера симметрии системы. Состояния разного типа симметрии не смешиваются между собой. Различие в симметрии волновых функций или ij) ) проявляется Б различии статистических свойств совокупности частиц, и это оказывается связанным со спином частиц. В. Паули удалось показать, что частицы, обладающие целым спином О, ], 2,... (л-мезоны s = О, К-ме-зоны S = О, фотоны S = 1), описываются симметричными волновыми функциями и подчиняются статистике Бозе—Эйнштейна. Эти частицы часто называют бозонами. Согласно статистике Бозе— Эйнштейна, в каждом состоянии может находиться любое число частиц (бозонов) без ограничения. Частицы же с полуцелым спином Va, /2,. . . (электроны — S = V2, протоны — s = Vj, нейтроны — S = мюоны — S = Vj) — описываются антисимметричными волновыми функциями и подчиняются статистике Ферми— Дирака. Часто их называют фермионами. Согласно статистике Ферми—Дирака в каждом состоянии, характеризуемом четырьмя квантовыми числами (п, /, т, s) (полным набором), может находиться лишь одна частица (принцип Паули). [c.117]

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]

Конкретный выбор бариона и антибариона определяется необходимостью получить остальные квантовые числа (заряд, изотопический спин и странность). [c.677]

Фермионами называются частицы, обладающие полуцелым спином (электроны, протоны и т. п.). Свое название они получили от статистики Ферми—Дирака, которая описывает свойства кол1ек1 ввов таких частгщ. Частицы, обладающие целым спином (или спином, равным нулю), подчиняются статистике Бозе— Эйнштейна я называются бозонами. Принцип Паули запрещает находиться в одном энергетическом состоянии двум фермвонам с одинаковыми квантовыми числами. Свойства бозонов таковы, что вероятность нахождения их а состоянии с данной энергией тем больше, чем больше частиц же находится в этом состоянии. [c.192]

Квантовое число s пришшает значения, равные 1 (для фотона) и Vi для электрона, протона, нейтрона. (Отсюда название частица с полуцелым спином .) [c.236]

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

Сильновзаимодействуюшие частицы называют адронами. Известно несколько сот их разновидностей. Адроны участвуют во всех видах взаимодействий. Среди них различают мезоны, частицы с целочисленным значением спинового квантового числа, и барионы, частицы с полуцелым спином. Все адроны, за исключением, может быть, протона, нестабильны относительно сильного, электромагнитного или слабого взаимодействия. Адроны, нестабильные относительно сильного взаимодействия, принято называть резонансами. [c.970]

Изотопический спин 1 представляет собой внутреннюю характеристику адрона, отражающую инвариантность сильных взаимодействий относительно вращений в воображаемом трехмерном изоспиновом пространстве. Квантовое число / определяет значение квадрата вектора изотопического спина, / (/ =/ (/+I), приписываемого мультиплету адронов с одинаковыми свойствами по отношению к сильным взаимодействиям и с примерно одинаковыми массами и другими характеристиками, кроме электрических зарядов. Число адронов в изотопическом мультиплете составляет 2/ + 1. В процессах сильного взаимодействия сохраняется квантовое число / полного изотопического спина частиц, участвующих в реакции, и квантовое число третьей проекции полного изотопического спина /з, которое определяется как алгебраическая сумма проекций изотопического спина взаимодействующих адронов. В электромагнитных взаимодействиях адронов полный изотопический спин не сохраняется, но сохраняется его проекция. В слабых взаимодействиях нарушаются законы сохранения как 1, так и /з. [c.971]

Все обнаруженные виды адронов могут быть сконструированы из небольшого числа гипотетических фундаментальных частиц, получивших название кварки [2, 3]. Минн]мальн0е число сортов (ароматов) кварков, которое необходимо для этого, равно пяти. Кваркам приписываются такие квантовые числа, как спин, изотопический спин, странность, очарование, прелесть, электрический и барионный заряды. Выбор спинового квантового числа кварка, равного 5=1/2, обеспечивает возможность конструирования адронных состояний с любым целочисленным или полуцелым значением спина. Два кварка из пяти, и н d, образуют изотопический дублет, т. е. им приписывается изотопический спин /=1/2 и его проекция /з= 1/2, что позволяет сконструировать любой изотопический мультиплет адронов. Кварки s-, с- я 6-типов являются изосинглетами (/ = 0) и характеризуются соответственно квантовыми числами странностью 6, очарованием с и прелестью Ь. [c.971]

В табл. 36.2, 36.3 приводится кварковый состав наиболее распространенных мезонов и барионов, содержащих кварки трех сортов и, d, s. Символом J " обозначены спин и четность адрона (полный момент и четность системы кварков, образующих адрон) /, /з — изотопи- еские квантовые числа адронов У — их гиперзаряд. Адроны, указанные в табл. 36.2, 36.3, образуют мультн-плеты, состоящие из восьми или десяти частиц, массы которых отличаются от средней массы частиц мульти-плета на 10—15%. Исключение составляют аномально легкие пионы (я , л ). Наблюдаемое объединение близких по массам адронов в более сложные по сравнению с изотопическими мультиплеты свидетельствует о том, что в мире адронов осуществляется, хотя и приближенно, более высокая симметрия, чем изотопическая. Она получила название унитарной симметрии. [c.972]

В основу калибровочной теории сильных взаимодействий [4] положена калибровочная симметрия SU (3)с. Использование этой группы симметрии связано прежде всего с необходимостью обеспечить выполнение требований статистики Ферми — Дирака для грехкварковых систем, образующих, например, Л+ + - или 0 -барионы в состояниях с проекцией спина 1з 3/2, при нулевых значениях кварковых относительных орбитальных моментов, характерных для основных состояний связанных систем. Простейший способ обеспечить антисимметрию указанных состояний барионов относительно перестановки любой пары кварков — приписать каждому кварку с заданным ароматом (ароматом часто называют сорт кварка — и, d, s, с п т. д.) еще одно квантовое число, которое может принимать три различных значения. Это квантовое число получило название цвет. Антисимметризация волновых функций кварков по цветовым степеням свободы обеспечивает требования статистики Ферми — Дирака для барионных состояний со спином и четностью 3/2+. [c.973]

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]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...