Число квантовое спиновое полное

Справа внизу ставится полный момент / количества движения состояния, складывающийся из орбитального и спинового моментов электронов. Например, fg/a означает, что состояние характеризуется квантовыми числами L = 3 и [c.50]

Посмотрим теперь, являются ли ядерные силы центральными. Центральными называются силы, действующие вдоль линии, соединяющей частицы. Центральные силы могут зависеть от относительной ориентации спинов частиц, но не могут зависеть от ориентации этих спинов относительно радиуса-вектора между частицами. Для центральных сил орбитальный и спиновый моменты количества движения сохраняются в отдельности. Поэтому в низшем энергетическом состоянии орбитальный момент / стремится принять наименьшее возможное значение / = О, при котором равна нулю центробежная энергия. Тем самым при центральных силах основным состоянием дейтрона было бы чистое S-состояние, в котором I = 0. Поскольку спин дейтрона равен единице, то спины протона и нейтрона параллельны. Следовательно, магнитный момент дейтрона при центральных силах должен равняться алгебраической сумме магнитных моментов протона и нейтрона. Отмеченное в 1 отклонение р,р -1- jXn от jid свидетельствует о том, что ядерные силы в какой-то мере нецентральны. Действительно, если предположить, что силы нецентральны, то орбитальный момент не будет точным интегралом движения. Им будет только полный момент. Согласно квантовому принципу суперпозиции состояний состояние дейтрона будет суммой состояний с различными значениями орбитального момента. Число возможных смешиваемых состояний сильно ограничивается законами сохранения полного момента и четности. Из закона сохранения полного момента следует, что если спин дейтрона равен еди [c.175]

Ограничимся частным случаем, когда один из электронов все время остается в состоянии Is (в общем случае n s), в то время как другой находится в любом возможном состоянии с любым значением главного квантового числа 2- Тогда для первого электрона /j = О, для второго принимает любые допустимые значения. Так как = О, то атом в целом характеризуется квантовым числом L, совпадающим с /3, и полный орбитальный момент совпадает с Результирующий же спиновый момент = p -f- [c.69]

Проекции полных орбитального и спинового моментов атома и на преимущественное направление определяются соответствующими квантовыми числами и Ж . [c.172]

Как было указано в 31, с точки зрения квантовой механики для атома со многими валентными электронами физический смысл сохраняет лишь полный момент Суммарные орбитальный и спиновый моменты и а следовательно, и квантовые числа L и S, строго говоря, теряют смысл. Однако в случаях [L, 5]-связи приближенно можно сохранить представление о суммарных орбитальном и спиновом моментах и и характеризовать термы квантовыми числами i и 5. Критерии применимости [L, 5]-связи [c.181]

В многоэлектронных атомах и ионах в приближении центрально-симметричного ноля сохраняются те же квантовые числа для состояний отд. электронов (векторная модель) эти состояния определяются электронной конфигурацией, т. е. числом электронов с заданными п и I. По Паули принципу, в каждом состоянии может находиться не более 2(2 + ) электронов когда это число достигнуто, слой оказывается замкнутым. Замкнутые слои обозначаются Is , 2s, 2р , 3d ,. . . Состояние оболочки в целом определяют полные моменты — орбитальный спиновый Их квантованные значения выражаются через суммарные квантовые числа L и S, образуемые комбинациями чисел 1]( и Для полного момента J —L S, его квантовые числа равны J L+S, L+S — i,. . ., L— [c.637]

Здесь si — операторы векторов спинов отд. электронов со спиновым квантовым числом Возможны и др. гамильтонианы обмена для более сложных типов связи. Обычно ф-лу (4) применяют к случаям, когда под векторами подразумевают полные спины незаполненных или /-слоёв электронной оболочки атомов = 2 1- [c.373]

Важное значение при рассмотрении электронных уровней имеет мультиплетность. Она определяется квантовым числом 5, характеризующим значение полного спинового момента количества движения. Большинство устойчивых молекул имеют четное число валентных электронов. Для [c.14]

S—полное спиновое квантовое число. [c.13]

В случае многоатомных молекул, у которых спиновое квантовое число равно нулю, согласно Приложению М для полной молярной восприимчивости имеем [c.517]

Эту картину. молено объяснить, исходя из классической интерпретации гейзенберговского выражения для энергии обмена. В нашем случае угол между спинами мал и поэто.му мол<но os ф заменить на 1 — /гф - Тогда обменную энергию пары спинов Wex, расположенных под малым углом ф друг к Другу, можно записать в виде Wex = JS p (здесь J — обменный интеграл, S — спиновое квантовое число). Подразумевается, что энергия Wex относится к одинаково направленным спинам. Если направление спинов изменяется на противоположное, т. е. полное изменение равно л радиан, и состоит из N последовательных малых поворотов на одинаковые углы, то угол между соседними спинами равен л/N, а обменная энергия, отнесенная к паре соседних спинов, будет равна Wex = /5 (я/ V) . Полная обменная энергия цепочки из -j- 1 ато.мов будет в N раз больше, т. е. [c.584]

Здесь к/ — квантовые числа некоторой полной системы одноэлектронных волновых функций, которые могут быть, а могут и не быть плоскими волнами, причем к< включают в себя и спиновое квантовое число. [c.516]

Связь Рассела — Саундерса. С хорошей точностью ) можно считать, что гамильтониан атома или иона коммутирует с операторами суммарного спинового и орбитального моментов, 3 и Ь, а также с оператором полного момента, и = и -Ь 3. Поэтому состояния иона могут быть описаны квантовыми числами Ь, 8, 5 г, J, У г, отвечающими собственным состояниям операторов Ьг, 3, Зг, и , иг С собственными значениями, соответственно равными Ь Ь 1), 5 (5 4- 1), 81, / (/ + 1), Поскольку для заполненных оболочек значения спинового, орбитального и полного момента равны нулю, указанные квантовые числа описывают электронную конфигурацию не только частично заполненной оболочки, но и всего иона в целом. [c.265]

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]

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]

Классификация и основные особенности. Классификация Г. р. как состояний колебат, типа прои.чводит-ся по квантовым числам вибрац. возбуждений — по полному угл. моменту 7 и чётности я (обозначается 1 ). Полный момент I складывается из орбитального L и спинового S угл. моментов возбужденного ядра, причём я= (—1) , 5—0, 1 (см. ниже). Для нейтральной ветви возбуждений Г. р. можно классифицировать характеристиками у-кванта, испускаемого при снятии возбуждения данного типа. Поэтому Г. р. с 5=0,1 п= (—1) наз. электрическими [c.455]

Часто М. к. ч. называют проекцию любого нз моментов — орбитального t, спинового А, полного J и т. д.— на ось Z. Тогда соответствующие квантовые числа М,, Ms, Л/у и т.д. принимают 2/.+ 1, 2 9 — 1, 2/+1 и т. д. целых и полуцелых значенн , где I., S, J — соответствующие квантовые числа. Электрпч. и маги, мультипольные переходы происходят при онре-дел. изменении М. к. ч, (см. Отбора правила), [c.664]

МУЛЬТИПЛЁТНОСТЬ —число 2S4-1 возможных ориентаций в пространстве полного спина атомной системы (где спиновое квантовое число системы). В случае LS-свя-зи (нормальной связи, см. Связь векторная) при S L — орбитальное квантовое число) М. равна числу возможных ориентаций в пространстве полного момента J атомной системы (т. е. кратности вырождения уровня энергии). При L < S число возможных ориентаций J равно 2 , - - 1, однако и в этом случае М. наз. число 25 -Н 1. [c.217]

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]

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]

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]

При использовании электронных спиновых функций для случая Гунда (а) квантовые числа J, р и nij, получающиеся при решении вращателыюго волнового уравнения, описывают соответственно полный угловой момент молекулы, включающий электронный спин, его проекцию на молекулярно-фиксированную ось [c.275]

Рассмотрена классификация ровиброниых волновых функций молекулы по типам симметрии группы МС с использованием приближений жесткого волчка, гармонического осциллятора, ЛКАОМО для вращательно-колебательных и электронных орбитальных состояний. Определены также типы симметрии электронных спиновых функций для случаев Гунда (а) и (б) и введено понятие спиновых двойных групп для групп МС. Дано объяснение, почему классификация вращательных волновых функций с полуцелыми вращательными квантовыми числами требует использования спиновой двойной группы. С использованием группы МС определены типы симметрии ядерных спиновых функций, полной внутренней волновой функции Ф, а также ядерные спиновые статистические веса энергетических уровней. [c.293]

В нерелятивистской квантовой механике волновая функция распадается на произведение двух множи-те.ией, один из которых зависит только от координат, а другой — от спиновых переменных. Ири этом свойства симметрии полной волновой функции налагают онределенные ограпичения на допустимые свойства симметрии координатной и спиновой частей. Нанример, в случае двух электронов симметричной координатной функции должна соответствовать антисимметричная спиновая функция (полный спин равен нулю), и наоборот. В случае большого числа частиц допустимые перестановочные симметрии координатной части волновой функции определяются неприводимыми представлениями группы перестановок. Связь спипа со статистикой моя ет быть иолпостью выяснена только в рамках релятивистской квантовой механики. В этом случае дипамнч. свойства частиц (т. е. структура волнового ур-пия) оказываются существенно зависящими от ее снина (см., напр., Дирака уравнения). [c.299]

В многоэлектроршых атомах орбитальный и спиновый магнитные моменты определяются квантовыми числами суммарного орбитального и спинового моментов L и 1 . Сложение этих моментов производится ио законам пространственного квантования (см. Моментов атома сложение), результирующий момент определяется полным угловым квантовым числом / (7 = L +б-, L-f — 1,. .. L — S, если Л > Л и jr = L -f i, L -f S — 1,. .., 5 — L, если L < S) и равен ij — gj y J J + — фактор сиект- [c.38]

Квантование спиновых волн. Значения полного спинового квантового числа системы N спинов величиной 8 равны N8, N8—1, N8 — 2,. .. Это следует нз квантовомеханической теории момента количества движения. В основном состоянии ферромагнетика полное спиновое число имеет величину N8 в основном состоянии все спины параллельны. Возбуждение спиновой волны уменьшает величину полного спина, поскольку спины становятся ненараллельными. Будем искать соотношение между амплитудой спиновой волны и величиной уменьшения г-компоненты полного спинового квантового числа. [c.557]

Смотреть страницы где упоминается термин Число квантовое спиновое полное : [c.173] [c.311] [c.61] [c.229] [c.149] [c.575] [c.638] [c.296] [c.15] [c.121] [c.167] [c.44] [c.307] [c.43] [c.103] [c.383] [c.463] [c.493] [c.125] [c.6] [c.387] [c.259] [c.80] [c.25] [c.150]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...