Главное меню
Главная О сайте Добавить материалы на сайт Поиск по сайту Карта книг Карта сайта
Книги
Аналитическая химия Ароматерапия Биотехнология Биохимия Высокомолекулярная химия Геохимия Гидрохимия Древесина и продукты ее переработки Другое Журналы История химии Каталитическая химия Квантовая химия Лабораторная техника Лекарственные средства Металлургия Молекулярная химия Неорганическая химия Органическая химия Органические синтезы Парфюмерия Пищевые производства Промышленные производства Резиновое и каучуковое производство Синтез органики Справочники Токсикология Фармацевтика Физическая химия Химия материалов Хроматография Экологическая химия Эксперементальная химия Электрохимия Энергетическая химия
Новые книги
Петрянов-соколов И.В. "Научно популярный журнал химия и жизнь выпуск 2" (Журналы)

Петрянов-соколов И.В. "Научно популярный журнал химия и жизнь выпуск 1" (Журналы)

Петрянов-соколов И.В. "Научно популярный журнал химия и жизнь выпуск 12" (Журналы)

Петрянов-соколов И.В. "Научно популярный журнал химия и жизнь выпуск 11" (Журналы)

Петрянов-соколов И.В. "Научно популярный журнал химия и жизнь выпуск 10" (Журналы)
Книги по химии
booksonchemistry.com -> Добавить материалы на сайт -> Электрохимия -> Абрагам А. -> "Электронный парамагнитный резонанс переходных ионов Том 2" -> 2

Электронный парамагнитный резонанс переходных ионов Том 2 - Абрагам А.

Абрагам А., Блини Б. Электронный парамагнитный резонанс переходных ионов Том 2 — М.: Мир, 1973. — 350 c.
Скачать (прямая ссылка): elektronnieparametri1973.djvu
Предыдущая << 1 < 2 > 3 4 5 6 7 8 .. 123 >> Следующая


Другая причина, по которой мы часто можем не учитывать диамагнитный член, состоит в том, что он имеет одну и ту же ожидаемую величину для обоих состояний I а) и 16), при переходах между которыми наблюдается резонанс, и, следовательно, не оказывает влияния на резонансную частоту.

Поскольку наше рассмотрение является нерелятивистским, спиновый магнетизм можно ввести только феноменологически, приписав электрону собственный магнитный момент jns = —gs?s и поместив его в ту же точку пространства, где находится заряд электрона. Известно (и это будет доказано в § 3 гл. 17), что переход от уравнения Дирака к нерелятивистскому уравнению Паули приводит к значению 2 для g"s. Однако как точные эксперименты, так и более совершенная теория, учитывающая взаимодействие электрона с флуктуациями поля излучения, показывают, что gs имеет несколько отличную величину, а именно 2,0023. Теперь мы уже можем описать магнитное взаимодействие атома (или иона) с приложенным полем при помощи гамильтониана

Z = ?H0-(L + ^S), (11.6)

где S — полный спин атома. Для объяснения некоторых экспериментов очень высокой точности в уравнение (11.6) необходимо ввести несколько небольших поправок, основная часть которых имеет релятивистскую природу, но мы не будем их рассматривать, за исключением' одного или двух случаев. Часто мы будем даже пренебрегать разностью gs — 2.

§ 2. Эффект Зеемана для свободного атома (или иона)

Независимо от природы взаимодействия между электронами в свободном атоме или ионе квантовое число J его полного углового момента J в отсутствие внешних полей является хорошим квантовым числом и каждый уровень энергии, соответствующий данному значению /, будет (2/+ 1)-кратно вырожден, 10

часть iii. теоретический обзор

Характер изменения энергии состояний атома в постоянном магнитном поле будет зависеть от того, велика или мала зеема-новская энергия (11.6) по сравнению с разностью энергий состояний, для которых она имеет отличные от нуля матричные элементы. Для магнитных полей, обычно используемых в лабораториях, величина Z, как правило, намного меньше расстояний между уровнями. Если пренебречь взаимодействием состояний с различными /, то с помощью теории возмущений первого порядка можно рассчитать расщепление любого уровня с определенным значением /, используя только матричные элементы оператора Z, вычисленные внутри мультиплета с вырождением (2/+1).

Согласно фундаментальной теореме теории групп, теореме Вигнера — Эккарта, на которой мы более подробно остановимся в § 5 гл. 13, все векторные операторы внутри мультиплета с данным J имеют одинаковые матричные элементы, отличающиеся постоянным множителем. Следовательно, в первом порядке теории возмущений можно записать

L + ?sS = ?yJ, (11.7)

Z = gj$ H0-J, (11.8)

где gj — постоянная, называемая множителем Ланде. Мультип-лет с данным J расщепляется магнитным полем на 2/ + 1 эквидистантных уровней, соответствующих различным зйачениям Jzy где z — направление приложенного поля. Так как магнитные резонансные переходы разрешены только между соседними уровнями, для которых величина Jz отличается на единицу, должна наблюдаться одна резонансная частота

V-A (11.9)

Если справедливость соотношения (11.7) доказывается в общем виде, то фактическое вычисление величины gj требует более детальных сведений о системе.

§ 3. LS-тип связи и формула Ланде

В нерелятивистской теории взаимодействия внутри атома можно разделить на две группы: взаимодействия, зависящие от спина, и взаимодействия, не зависящие от спина.

В общем случае (возможное исключение составляют самые тяжелые атомы) взаимодействия, зависящие от спина, намного слабее орбитальных взаимодействий, и ими в первом приближении можно пренебречь. Такое приближение при описании состояний атомов называют методом Расселя — Саундерса; при гл. 11. энергия электронов в магнитном поле

11

этом говорят также об LS-типе связи. Известно, что при таком описании квантовое число L полного орбитального момента атома является хорошим квантовым числом (этот результат вытекает из инвариантности гамильтониана свободного атома относительно вращений, и мы обсудим его в гл. 13 с точки зрения теории групп).

Вторым хорошим квантовым числом является полный спин S. Важно подчеркнуть, что в противоположность L величина S является хорошим квантовым числом просто потому, что при LS-типе связи малы все взаимодействия, зависящие от спина, и этот факт никак не связан с инвариантностью гамильтониана относительно вращений. Как показал Дирак в своей книге [1], в главе, посвященной тождественным частицам, квантовое число S характеризует тип симметрии электронной волновой функции по отношению к перестановке пространственных координат различных атомных электронов. Действительно, можно (и это делалось на заре квантовой механики) классифицировать атомные уровни энергии, вовсе не упоминая о спине, а пользуясь языком теории группы перестановок. Однако тот факт, что электронная волновая функция антисимметрична по отношению к одновременным перестановкам как пространственных, так и спиновых координат двух электронов, позволяет по крайней мере частично упростить это сложное описание путем введения полного спина S как хорошего квантового числа.
Предыдущая << 1 < 2 > 3 4 5 6 7 8 .. 123 >> Следующая

Авторские права © 2011 BooksOnChemistry. Все права защищены.
Реклама