Квантование момента

С учетом X = - это условие эквивалентно квантованию момента ко- [c.61]

В теории Бора было введено квантование момента количества движения, который по Бору может быть равен Ih, где I — целое число от 1 до п. Так как движущийся по орбите электрон обла- [c.62]

Соотношение (3.1.11) известно как правило частот Бора. Оно представляет собой сердцевину теории Бора. Во-первых, из него следует, что частота испускаемого атомом излучения не зависит от частоты вращения электрона по той или иной орбите, а определяется разностью энергий соответствующих уровней надо поделить эту разность энергий на постоянную Планка. Сточки зрения классической теории это обстоятельство является не менее революционным, чем постулирование стационарных орбит или квантование момента импульса и энергии. Любопытно, что, когда Эйнштейн ознакомился с работой Бора, он воскликнул Но в таком [c.65]

С учетом квантования момента импульса в соответствии с (63.5) из (63.9) получаем квантованный спектр энергии вращения эластичной двухатомной молекулы [c.317]

По общим правилам квантования момента импульса (см. 28) заключаем, что проекции момента импульса на направлении оси i = 1 [c.319]

Здесь т — масса электрона, г — радиус -й орбиты, — скорость электрона на этой орбите, А=Л/2я (о квантовании момента импульса см. также VI.2.7.Г). [c.443]

КВАНТОВАНИЕ МОМЕНТА ИМПУЛЬСА ЭЛЕКТРОНА 447 [c.447]

Квантование момента импульса [c.447]

Квантовая механика внесла существенные уточнения во второй постулат Бора о квантовании момента импульса (момента количества движения) 1 (1.3.2.2°) электрона в атоме (VI.2.4.4°). [c.447]

Магнитный момент ядра li взаимодействует с магнитным полем электрона при этом энергия взаимодействия равняется (—И(,д-Нз ,). В результате этого взаимодействия электрон получает дополнительную энергию. Но ввиду того что принимает только дозволенные дискретные значения (квантование) по [c.119]

Атомное ядро создает кулоновское поле, которое можно считать сферически симметричным или центральным, потенциал которого является функцией только расстояния г от центра. Таким образом, электроны атома движутся в центрально симметричном поле, при этом момент количества движения является первым интегралом движения, т. е. остается постоянным во времени. Здесь дополнительно накладывается еще условие квантования. Орбитальный мо- [c.184]

Соотношения (1) совпадают по форме с перестановочными соотношениями для оператора плотности магнитного момента во вто-рично-квантованной теории. Сферические углы 0, ф вектора S [c.266]

Ядерный магнитный резонанс. Он представляет собой избирательное поглощение энергии электромагнитного поля, связанное с квантовыми переходами в ядерной подсистеме вещества, находящейся в постоянном магнитном поле. Атомное ядро с отличным от нуля моментом I, помещенное в магнитное поле На, также испытывает пространственное квантование. Каждый энергетический уровень расщепляется на 2/+1 подуровня с энергиями [c.352]

С тепловыми колебаниями кристаллической решетки связаны нормальные волны. Фактически к ним относятся и звуковые волны. Квантование этих волн приводит к квазичастицам, называемым фононами (см. 6.1). В упорядоченной магнитной структуре, например в ферромагнетике, возникают коллективные движения в виде так называемых спиновых волн они связаны с распространяющимися по кристаллу изменениями ориентации спиновых моментов [c.146]

Из (2.18) и (2.19) с учетом правил квантования (2.3) и (2.4) можно получить величины проекций обоих моментов на выбранное направление, которые всегда принимают значения, кратные магнетону Бора 1X5 =ей/2т —9,27-Дж-Тл . [c.57]

Магнитные моменты ядер связаны с наличием у них механических моментов количества движения (спинов). Спин ядра I квантуется по общим правилам квантования механических моментов (см. стр. 51). Если массовое число ядра А является четным, [c.66]

Формула (14.128) является классической, она не учитывает квантование проекций магнитного момента. [c.264]

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]

Векторная модель атома. Полный механический и магнитный моменты атома слагаются из механических и магнитных моментов и спинов и спиновых магнитных моментов электронов, образующих электронную оболочку атома. Однако поведение вектора полного механического (и магнитного) момента атома зависит от способа и последовательности сложения отдельных слагаемых. Прежде всего рассмотрим общий метод сложения моментов импульса с учетом пространственного квантования. [c.216]

Орбитальный момент и спин при образовании полного момента суммируются как векторные величины, но с учетом пространственного квантования. [c.216]

ПРОСТРАНСТВЕННОЕ КВАНТОВАНИЕ МАГНИТНЫЙ МОМЕНТ АТОМА [c.35]

Пространственное квантование магнитный момент атома [c.35]

Так как магнитный момент орбиты направлен вдоль той же прямой, что и ее механический момент, то правила пространственного квантования распространяются и на него во внешнем магнитном поле магнитный момент может располагаться лишь под прерывным рядом углов к направлению внешнего поля, определяемых условием (5). [c.37]

МОМЕНТ КОЛИЧЕСТВА ДВИЖЕНИЯ (кинетический момент, угловой м о м е и т) — одна из динамич. характеристик движения материальной T041IU или механич. системы играет особенно важную роль ири изучении вращательного движения. Очень больн.гое значение имеет М. к. д. в квантовой механике (с.м. Квантование момента количества движения). 1 ак и для момента силы, различают М. к. д. относительпо центра (точки) и относительно оси. [c.310]

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]

В режиме коллективного доступа каждый пользователь ставит свою задачу на выполнение в любой произвольный момент времени, т. е. для каждого пользователя в такой ВС как бы реализуется режим индивидуального пользования. Это осуществляется обычно с помощью квантования машинного времени, когда каждой задаче, находящейся в оперативной памяти ЭВМ, выделяется квант времени. По окончании кванта времени процессор переключается на другую задачу или продолжает выполнение прерванной в зависимости от ситуации в ВС. Вычислительные системы, обеспечивающие коллективный доступ с квантованием машинного в(ремени, называют ВС с разделением времени. [c.15]

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]

Электронный парамагнитный резонанс. Его наблюдают во всех веществах, в которых имеются неспаренные (нескомпенсирован-ные) электроны. Для выяснения физической природы ЭПР рассмотрим изолированный атом (или ион), обладающий результирующим магнитным моментом. При наложении на атом с полным моментом импульса j внещнего магнитного поля Яо происходит квантование магнитного момента атома. Каждый уровень с определенным квантовым числом / расщепляется на 2/+1 подуровня с разными значениями магнитного квантового числа зеемановское раси епление) [c.351]

Так как в теории атома Бора L = nh, то орбитальный магнитный момент электрона такзке оказывается квантованным [c.169]

До настоящего момента нреднолагалось, что поля не настолько сильны, чтобы учи ]ывать квантование электронных состояний. Другими словами, магнитное поле предполагалось столь слабым, что эффект де-Хааза — ван-Альфена отсутствует, 15 магнитных полях, в которых этот эффект [c.279]

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]

Аналогично рассматривается случай 1 > 1 , для которого число различных способов взаимной ориентации равно 2/, -ь 1. Поэтому можно сказать, что число способов, которыми механические моменты с орбитальными квантовыми числами /j и могут складываться с учетом про-странсгвепного квантования, дается формулой [c.216]

Дадим теперь определение изотопического спина. Допустим, что существует некое трехмерное евклидово пространство, называемое изотопическим и не имеющее никакого отношения к обычному пространству. Будем считать, что каждая частица одновременно находится как в том, так и в другом пространстве. При этом в изотопическом пространстве все tia THubi все время находятся в начале координат. Частицы в этом пространстве могут вращаться, но не могут двигаться поступательно. Тем самым в изотопическом пространстве частицы не имеют импульса и орбитального момента, но могут иметь момент количества движения, аналогичный спиновому. Этот момент, разумеется, никак не связан с обычными моментами и называется изотопическим спином. Квантование изотопического спина не отличается от квантования обычного спина. Именно, изотопический спин Т по абсолютной величине может быть равен любому положительному целому или полуцелому числу, а проекция Тг изотопического спина Т на изотопическую ( ) ось z пробегает значения от Т до —Г (см. (1.31)) [c.191]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...