Момент атома точки

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]

Выражения (10.19) и (10.20) получены в предположении р<1, что соответствует слабым полям и не очень низким температурам. Это условие почти всегда выполняется. Только при очень сильных полях и низких температурах 3 1 и соотношения (10.19) и (10.20) не выполняются. Если р->оо, то th 3-vl, L ((3) 1 и намагниченность выходит постепенно на насыщение При этом все магнитные моменты атомов ориентируются строго в направлении поля. Этот результат также согласуется с опытом. [c.326]

Если магнитный момент атома обусловлен только спином электрона (орбитального момента нет), то число возможных ориентаций момента в магнитном поле уменьшается до двух (L=0 / = = S = V2). При этом (10.25) принимает более простой вид [c.327]

Если поле Вейсса действительно имеет магнитную природу, то оно должно быть очень большим. Энергия взаимодействия этого поля с магнитным моментом атома примерно равна средней тепловой энергии, приходящейся на один атом в точке Кюри (поскольку при 7=0 магнитный порядок разрушается). Для многих ферромагнетиков температура Кюри составляет несколько сотен или даже превышает тысячу кельвин. Таким образом, [c.335]

Правила квантования. Энергии стационарных состояний определяются правилом квантования. Если рассмотреть круговые орбиты электронов в атоме, то, согласно Бору, стационарными являются лишь те орбиты, при движении по которым момент импульса L электрона равен целому числу [c.85]

Если полный спин атома равен нулю и полный момент атома определяется исключительно орбитальным моментом, то = О, J = L и из (37.39) следует, что ij = 1, как это и должно быть для гиромагнитного отношения орбитального момента. Если полный орбитальный момент атома равен нулю и полный момент атома определяется только спиновым моментом, то L = О, / = S и из (37.39) следует, что д, = == 2, как это и должно быть для гиромагнитного отношения спина. В общем случае множитель Ланде является рациональной дробью. [c.220]

Если сравнить (39.13) с уравнением движения точек твердого тела, вращающегося вокруг неподвижной оси, то видно, что Lj прецессирует вокруг В с угловой частотой 0)j. Если магнитный момент атома возникает [c.224]

Если в процессе прохождения однородного магнитного поля Дд угол между магнитным моментом атомов и направлением магнитного поля изменяется, то траектория атомов в неоднородном поле магнита также изменяется. Следовательно, соответствующие атомы уже не попадут в приемник Я атомов. Таким образом, если снять кривую зависимости тока атомов от частоты вращения дополнительного магнитного поля, то она будет иметь вид, показанный на рис. 77. Кривая имеет резонансный характер и обладает резко выраженным минимумом. Измерив частоту мин вращающегося поля, соответствующего минимуму тока атомов, мы получаем частоту прецессии Wj = (0 атомов в однородном магнитном поле. Затем по формуле (40.2) определяем гиромагнитное отношение yj = [c.227]

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]

Молекулярная связь. Если электроны сильно связаны с атомом, то осуществление какой-либо из перечисленных выше связей оказывается затруднительным. Такая ситуация возможна, например, для инертных газов. Тем не менее при подходящих условиях они могут быть переведены в жидкое и твердое состояние. Ответственные за это силы называют силами Ван-дер-Ваальса. Это очень слабые силы притяжения между флуктуирующими дипольными моментами атомов и молекул, возникающими в результате движения электронов в атомах и молекулах. [c.334]

Магнитный момент атома, по сказанному в том же 6, может быть представлен через магнетон Бора [Aq, а именно = Так как заряд электрона отрицателен, то отрицателен и возникающий в результате его движения магнитный момент атома. Если же, как это обычно делают, подразумевать под Хо численное значение магнитного момента, то формула (4а) примет вид [c.40]

Перейдем теперь к определению магнитного момента атома водорода. Как было сказано в 18 и 21, квадрат модуля собственной функции уравнения Шредингера = дает объемную плотность вероятности, а величина —заряд электрона,—среднее значение плотности электрического заряда. Так как общее решение уравнения Шредингера представляет собой функцию координат и времени, то можно вычислить заряд, переносимый в единицу времени через единицу площади, т. е. плотность электрического тока j. По плотности тока может быть найден и магнитный момент, соответствующий данному состоянию атома. [c.116]

Разобранные нами в предыдущем параграфе закономерности относятся к случаю слабого поля, т. е, такого поля, которое вызывает расщепление линий, малое по сравнению с шириной мультиплетной структуры. С точки зрения модели это означает, что внешнее магнитное поле заметным образом не нарушает связи между моментами, а частота ларморовской прецессии мала по сравнению с частотой прецессии отдельных моментов атома относительно результирующего момента. [c.353]

Так как мы рассматриваем теперь пространственную задачу, то надо написать выражения для всех трех составляющих электрического момента атома ех, еу, и ez. Однако для удобства будем рассматривать не сами координаты X, 3), Z, а их комбинации [c.420]

Формула (10) позволяет по экспериментальному значению величины найти g (/). Если, кроме того, известен момент ядра /, то по формуле (46) находится отношение магнитного момента ядра к ядерному магнетону В табл. 113 приведены экспериментальные значения расщеплений 8v термов для ряда атомов и ионов. Там же даны поправки, входящие в формулу (10), и значения вычисленные по наблюдаемому оптически сверхтонкому расщеплению термов и измеренные достаточно надежным радиочастотным методом ( 96). [c.545]

В самом деле, если суметь экспериментально измерить ту частоту V, при которой происходит переориентация атомов, то из равенства (2) находится значение g I). Отсюда, если известен момент ядра /, определяется магнитный момент ядра 1 /=/ (/) н-яд- [c.569]

Классификация магнитных материалов. При суммировании орбитальных и спиновых магнитных моментов может произойти полная их компенсация и тогда результирующий магнитный момент атома будет равен нулю. Такая картина имеет место, в частности, у атомов и ионов с заполненными электронными оболочками. Если же такой компенсации не происходит, то атом будет обладать постоянным магнитным моментом В соответствии с этим магнитные свойства тел будут различными. [c.290]

При повышении температуры ориентация магнитных моментов атомов внутри домена постепенно расстраивается, что приводит к соответствующему уменьшению намагниченности насыщения Условие Л/д = О определяет температуру точки Кюри для ферромагнетиков или температуру [c.11]

Так, вероятность магнитных переходов (когда при излучении меняется магпитный момент атома) меньше, чем вероятность электрич. переходов (происходящих при изменении электрич. момента атома) той же мультипольности во столько раз, во сколько квадрат скорости электрона в атоме меньше квадрата скорости света. Каждый следующий порядок электрич. или магнитной мультипольности понижает вероятность перехода в отношении квадрата размеров атома к квадрату длины волны испускаемого света, т. е. примерно в 108 раз. Наиболее вероятным является, таким образом, электрич. дипольный переход, который не зависит от обоих названных выше малых сомножителей. Это — разрешенный переход электрич. квадрупольный переход — единожды запрещенный и т. д. Электрич. дипольный квант имеет момент, равный 1, и является нечетным. Одноэлектронные состояния атома (один электрон сверх заполненной оболочки) — четны при четном азимутальном квантовом числе I и нечетны при нечетном I. Отсюда следует для I О. п. AI = 1. Если азимутальное квантовое число меняется на 1, то магнитное квантовое число может меняться на О или на 1. Первый случай относится к квантам, поляризованным по оси квантования момента, второй и третий соответственно — к правой и левой поляризации, перпендикулярной оси квантования. Когда момент количества движения атома определяется не одним электроном, а векторной суммой моментов нескольких электронов L, то О. п. гласит Ai = О, 1 при обязательном условии изменения четности состояния атома. [c.548]

Если В антиферромагнетике магнитные моменты атомов, направленные на встречу друг другу, неполностью взаимно компенсируются, то о данном явлении говорят как о веско мпенсированном антиферромагнетизме (ферри-магнетизме). Степень нескомпенсированности у различных ферримагнитных веществ неодинакова. Так, например, ферримагнетики типа Ее20з-Ы10 и ЕегОз-МпО, относящиеся к классу ферритов, обладают Сильным ферромагнетизмом. [c.152]

Парамагнетизм (Xi >0) характерен для веществ, частицы которых (атомы, молекулы, ионы, атомные ядра) обладают собственными магнитными моментами, но и отсутствие внешнего магнитного поля эти моменты ориентированы хаотически, так что в целом / = 0. Во внешнем поле магнитные моменты атомов парамагнитных веществ ориентируются преимущественно по полю. Если поле очень велико (цяЯжТ ), то все магнитные моменты парамагнитных частиц ориентированы строго по полю (магнитное насыщение). [c.593]

Штерн и Герлах проводили опьп ы с атомами серебра. Пучок атомов серебра образовывали в результате нагрева до высокой температуры металлических паров в замкнутом сосуде С. Выходящий из маленького отверстия сосуда С пучок атомов серебра коллимировали системой диафрагм и направляли между полюсами магнита. В области движения атомов был создан высокий вакуум. При попадании на холодную пластину П атомы серебра осаждались на ней. Плотность отложений атомов пропорциональна интенсивности пучка атомов и времени падения пучка на пластину. Результат опыта оказался весьма загадочным. Все атомы в плоскости у = 0 сконцентрировались около точек А VL В (см. рис. 52), а в области между А и В никаких атомов не оказалось. Атомы пучка вблизи плоскости = О также сконцентрировались вблизи своих максимально возможных отклонений. Область отложения атомов серебра на пластине П закрашена на рис. 54. Получается, что магнитные моменты атомов нанрав- [c.94]

Рассмотрим в качестве примера, иллюстрирующего важность соотношения неопределенностей для анализа явлений микромира, движение электрона в основном состоянии атома водорода. В теории Бора точечный электрон движется по орбитам, которые квантованы. Однако его движение по квантованной орбите ничем не отличается от механического перемещения частицы вдоль траектории в классической механике. В рамках квантовой механики нельзя говорить о движении электрона по траектории, но можно говорить о вероятности местонахождения электрона в той или иной области пространства. Это обстоятельство также связано с принципом неопределенности если электрон зафиксирован в какой-то точке пространства в какой-то момент времени, то его импульс, а следовательно, и скорость становятся полностью неопределенными и понятие траектории теряет смысл. Распределение вероятностей координат 3j/eKTpoHa в атоме водорода рассмотрено в 30. Здесь достаточно заметить, что имеются вероятности пребывания электрона достаточно далеко от ядра и достаточно близко. Наиболее вероятным расстоянием в основном состоянии является расстояние до первой боровской орбиты в теории Бора. Это заключение в принципе может быть подтверждено экспериментально. В настоящее время проведено достаточно много измерений распределения плотности электронного облака в атомах и эти измерения находятся в хорошем согласии с предсказаниями квантовой механики. [c.120]

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]

Так как гиромагнитное отношение для спина в два раза больше, чем гиромагнитное отношение для магнитного момента, то полный магнитный момент атома не лежит на одной линии с полным механическим моментом. В изолированном атоме как изолированной механической системе полный механический момент постоянен. Следовательно, вектор сохраняет свое направление в пространстве, а векторы полного орбитального момента L, и полного спина пре-цессируют вокруг направления полного момента. Благодаря этому векторы полного орбитального и магнитного моментов также прецессиру-ют вокруг направления полного механического момента и вместе с ними прецессионное движение совершает и полный магнитный момент атома Цполн- Полный магнитный момент атома [c.219]

Между мех21ничесиим и магнитным моментами атома существует определенное соотношенио. Если ориентировка одного из моментов а пространстве изменяется, то соответствующим образом изменяется и ориентировка другого момента. Возникающие благодаря зтой связи явления называются магнитомеханическими эффектами. [c.224]

Когда атом помещен в магнитное поле, его полная энергия слагается из двух частей из внутренней энергии атома и из энергии взаимодействия магнитного момента атома с магнитным полем. Энергия взаимодействия определяется индукцией магнитного поля и ориентировкой и модулем магнитного момента. Если магнитное поле не очень велико, то спин-орби-тальное взаимодействие в атоме сильнее, чем взаимодействие орбитального магнитного момента и спинового магнитного момента в отдельности с внешним магнитным полем. При этом условии связь между спиновым и орбитальным моментами не разрывается, т. е. и в маг- [c.249]

Слабым магнитным полем считается такое поле, энергия взаимодействий с которым орбитального магнитного момента и спинового магнитного момента меньше, чем энергия спин-орбитального вэаимодействия. Благодаря этому с магнитным полем взаимодействует полный магнитный момент атома как целое, а спин-орбитальная связь не разрывается. В этом случае наблюдается сложный (или аномальный ) эффект Зеемана. Если полный спин атома равен нулю, то в слабом поле наблюдается простой (или нормальный ) эффект Зеемана. [c.251]

Сильное поле. Сложный эффект Зеемана наблюдается в слабом магнитном поле, когда энергия взаимодействия магнитного момента атома с магнитным полем меньше энергии спин-орбитального взаимодействия. Если индукция магнитного поля достаточно велика, то энергия взаимодействия магнитного момента с магнитным полем становится больше энергии спин-орбитального взаимодействия, благодаря чему связь между орби-гальным и спиновым моментами разрывается. Спиновый магнитный момент и орбитальный магнитный момент атома начинают самостоятельно взаимодействовать с магнитным полем, т. е. каждый из них самостоятельно прецессирует вокруг направления индукции магнитного поля (рис. 84). Явление разрыва спин-орби-тальной связи в сильном магнитном поле называется эффектом Пашена-Бака. [c.252]

Магнитные свойства и строение вещества. Как известно электрон обладает спиновым и орбитальным магнитными моментами. Геометрически складываясь моменты электронов создают результирующий магнитный момент атома М. Суммарный магнитный момент в единице объема, именуемый намагниченностью J, когда вещество не было намагничено и внешнее поле отсутствует, равняется нулю. Под воздействием магнитного иоля со средней напряженностью внутри тела, равной Н, намагниченность J = %Н, где х— магнитная восприимчивость. Намагниченность определяет величину магнитной индукции В = В + + %Н. Магнитные свойства вещества характеризует также относительная магнитная проницаемость х = 1 -10 гн м — магнитная постоянная вакуума. В зависимости от величины и знака магнитной восприимчивости вещества могут быть диамагнитные (Х<0), парамагнитные и ферромагнитные (х>>0). Рассмотрим две последние группы веществ. В парамагнитных веществах у атомов имеются магнитные моменты, однако иод влиянием теплового движения эти моменты располагаются статистически беспорядочно вдоль магнитного поля удается ориентировать лишь примерно одну десятитысячную процента всех спинов. В результате магнитная восприимчивость X мало отличается от нуля, а магнитная проницаемость парамагнитных материалов немногим больше единицы. К парамагнитным принадлежат некоторые переходные металлы, а также щелочные и щелочно-земельные металлы. Ферромагнитные материалы обладают весьма большой магнитной восприимчивостью, может достигать значений порядка 10 , после снятия поля сохраняется остаточная намагниченность. Ферромагнитные свойства при нагревании наблюдаются лишь до некоторой температуры 0, отвечающей точке Кюри — переходу нз ферромагнитного в парамагнитное состояние. Значение 0 для железа 769° С, для кобальта 1120° С, для никеля 358 С. При температурах Т G в отсутствие внешнего поля ферромагнетик состоит из микроскопических областей — доменов, самопроиз- [c.226]

Ферриты принадлежат к аитиферромагнетикам — веществам, у которых обменная энергия между соседними атомами, отрицательна (см. рис. 17. 2) нескомпенсированные спины электронов соседних атомов например, в марганце ориентируются антипараллельно. Если магнитные моменты одного направления компенсирую т антипарал-лельные им моменты, то магнитными свойствами такие вещества не обладают. Однако во многих соединениях этого вида магнитные моменты атомов с ориентацией в одном направлении, преобладают над магнитными антипа-раллельными им моментами других атомов. Такие антиферромагнетики, обнаруживающие магнитные свойства, называют фер- [c.241]

Метод Хартри не учитывает, как и метод Слетера, ни обменной, энергии, ни спиновых взаимодействий. Учет обменной энергии и спиновых взаимодействий был дан В. А. Фоком [3 .40] g методе В. А. Фока также предполагается, что каждый электрон в атоме характеризуется своей волновой функцией зависящей от трех квантовых чисел п , Ij , т . Но полная функция атома ф строится таким образом, чтобы, во-первых, она была антисимметрична относительно перестановок координат, т. е. удовлетворяла бы принципу Паули, и, во-вторых, учитывала бы наличие у электронной оболочки атома в целом результирующего спинового момента собственные значения квадрата которого равны 5(5-]- Если N есть полное число электронов, входящих в состав атома, то при N четном число S — целое или нуль, а при N нечетном — полуцелое. Это соответствует тому обстоятельству, что спиновые моменты электронов могут располагаться либо параллельно, либо антипараллельно друг к другу. Число k = — S, очевидно, равно числу пар электронов [c.202]

Тела, атомы которых не обладают постоянным магнитным моментом, являются диамагнитными,Тела, атомы которых обладают постоянным магнитным моментом, могут быть парамагнитными, ферромагнитными, антиферромагнит-ными и ферримагнитными. Именно, если взаимодействие между магнитнымн моментами атомов равно нулю или очень мало, то тело будет парамагнит- [c.290]

ВЕРОЯТНОСТЬ термодинамическая характеризуется чис-ло 1 способов, которыми может быть реализовано данное состояние системы ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ [—воздействие тел или частиц друг на друга, приводящее к изменению их движения ближнего порядка — взаимодействие между соседними частицами, составляющими вещество гравитационное — взаимодействие между любыми телами, выражающееся в их взаимном притяжении с силой, зависящей от масс тел и расстояния между ними дальнего порядка — взаимодействие между далекими частицами, составляющими вещество звеньями полимерной молекулы при случайном сближении их в процессе теплового движения) обменное — специфическое взаимное влияние одинаковых частиц, входящих в состав квантовой системы, связанное со свойствами симметрии волновой функции системы относительно перестановки координат частиц, а также приводящих к согласованному движению частиц и изменению энергии системы пондемоторное токов — механическое взаимодействие электрических токов посредством создаваемых ими магнитных полей снин-орбитальное — взаимодействие частиц, входящих в состав квантовой системы, зависящее от велггчины и взаимной ориентации их орбитального и спинового моментов импульса, а также приводящих к тонкой структуре уровней энергии системы сннн-решеточ-ное — взаимодействие орбитального магнитного момента атома с кристаллическим полем спин-спиновое — взаимодействие частиц, входящих в состав квантовой системы, обусловленное наличием у частиц собственных магнитных моментов, а также приводящих к сверхтонкой структуре уровней энергии системы электромагнитное — взаимодействие частиц, обладающих электрическим зарядом или магнитным моментом, осуществляемое посредством электромагнитного поля] [c.226]

Ф-цня 7 ( 0) монотонно падает с ростом угла . Поскольку магн. моменты атомов определяются магн. моментом внеш. оболочек атомов, то зависимость р от йболее резкая, чем у /р. Абс. величина с.м. [c.158]

Магн. упорядочение состоит в том, что магн. моменты атомов, ориентированные при высокой темп-ре в разных точках независимо парамагнетик), при понижении темп ры ниже точек Кюри или Нееля упорядочиваются и либо имеют одинаковое направление и ориентацию ферромагнетик), либо одинаковое направление, по разные ориентации. В последнем случае они образуют магн. подрешёткн, причём ориентации магн. моментов для атомов каждой цодрешётки одинаковы, а для атомов разных подрешёток — противоположны (антиферромагнетик). Параметром порядка в ферромагнетиках является намагниченность. [c.557]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...