Одноэлектронный атом

Cтраница 3

Величина xnh пропорциональна вероятности самопроизвольного квантового перехода атома из состояния k в состояние щ которое будем считать нормальным. Для одноэлектронного атома состояния k могут быть квантованными, так как верхние уровни свободны. [31]

Существенно, что 5) не может равняться нулю. Следовательно, одноэлектронные атомы всегда парамагнитны. [32]

Мы уже отмечали, что основные наблюдаемые характеристики одноэлектронного атома могут быть успешно рассчитаны с помощью уравнения Шредингера, однако для химиков необходима теория, описывающая атомы с любым количеством электронов. При переходе от одноэлектронного атома к многоэлектронному в дополнение к взаимодействию электрон - ядро появляется новый тип взаимодействий - электронов друг с другом. Взаимодействие любого электрона с остальными зависит от состояния каждого электрона и не может быть точно учтено, если неизвестны волновые функции всех остальных электронов, которые, в свою очередь, не могут быть рассчитаны, если неизвестно взаимодействие данного электрона с остальными. Получается замкнутый круг, который принципиально не дает возможности точно решить уравнение Шредингера для многоэлектронного атома. [33]

Электронное строение атомов первого н второго периодов системы. [34]

Действительно, положительный заряд ядра Ze сконцентрирован в объеме диаметром - 10 - 13 см, а отрицательный заряд электронов - Ze размазан с малой плотностью в области диаметром - 10 - 8 см. Поэтому потенциальная энергия электронов в основном ( - 70 %) определяется их взаимодействием с ядром. Как и в одноэлектронном атоме, состояние электрона определяется тремя квантовыми числами п, I, т, имеющими тот же физический смысл, что и ранее. [35]

Такая же формула получается и с помощью квантовой механики. В квантовой механике даже одноэлектронный атом, например водород, имеет несколько резонансны частот. [36]

I), стационарные состояния одноэлектронного атома определяются четырьмя квантовыми числами: п - главным, / - орбитальным, mz - магнитным орбитальным и ms - магнитным спиновым. [37]

Схема энергетических уровней атомов водорода, гелия и лития. ( Читателю следует обратить внимание на разрывы в вертикальной шкале энергии. [38]

Было бы полезно исследовать, хотя бы приближенно, какой смысл имеют эти энергии ионизации. Предположим, что мы хотим построить одноэлектронный атом с энергией ионизации 25-электро-на, равной 124 ккал / моль. [39]

Экранирующее влияние электронов здесь снова становится разным для разных орбиталей. Энергия 4с ( - орбиталей, которые в одноэлектронном атоме были бы наиболее устойчивыми, выше энергии 5s - и 5р - орбиталей, так что следующие два электрона поступают на Ss-орбитали, давая щелочной металл Rb и щелочноземельный Sr. Следующий электрон поступает ка 4с / - орбиталь, и образуется элемент иттрий Y - первый член второго ряда переходных элементов. [40]

В работе Кудрина и Тарасова [86] определены сдвиги уровней одноэлектронных атомов и термодинамический потенциал плазмы со слабо взаимодействующими частицами. Показано, что сдвиг основного состояния частиц с зарядом Zl приводит в термодинамических функциях к поправке, превышающей полученные ранее поправки к дебаевскому члену, если плотность таких частиц сравнима с плотностью электронов в плазме. Трубниковым и Елесиным [87] была определена двухчастичная корреляционная функция, учитывающая в борновском приближении квантовые эффекты на малых расстояниях. Следует упомянуть еще об одном подходе к изучению проблемы многих тел. В основе его лежит связь между макроскопическими величинами, встречающимися в термодинамике или теории процессов переноса, и средними по возможным траекториям при переходе системы из одного состояния в другое. Каждая траектория описывается определенной функцией, а процесс усреднения по траекториям сводится к интегрированию в функциональном пространстве. В дальнейшем теория интегралов в функциональном пространстве ( в литературе они обычно называются интегралами Винера или континуальными интегралами) развивалась в работах Монтролла [89], Гельфанда, Яглома [90] и других авторов. [41]

Энергии корреляции нейтральных и катионных атомов начала. [42]

Первое, что обращает на себя внимание, - это быстрый рост энергии корреляции при увеличении общего числа электронов в оболочке атома. Так как энергия корреляции так или иначе связана с иррегулярными межэлектронными взаимодействиями, для одноэлектронного атома водорода она равна нулю, для грамм-атома аргона достигает уже значения около 0 73 ат. [43]

Второй метод, разработанный Слетером, предполагает движение электрона в центрально симметричном поле, создаваемом эффективным зарядом ядра атома величиной Z-S, где Z - порядковый номер, a S - постоянная экранирования ядра всеми остальными электронами. Орбитали, рассчитанные по методу Слетера, в общем имеют такой же вид, как и приведенные выше для атома водорода ( одноэлектронного атома), так как введение эффективного заряда меняет только радиальную часть волновой функции. Таким образом, можно хотя и весьма приближенно, оценивать состояние электрона в многоэлектронном атоме, и кроме того, становится очевидной возможность характеристики каждого электрона в таком атоме четырьмя квантовыми числами с сохранением их физического смысла. Это обстоятельство приводит к тому, что состояние многоэлектронного атома можно охарактеризовать, указав состояние каждого электрона в атоме набором значений квантовых чисел п, /, m, ms, TO есть, указав столько таких наборов, сколько электронов в атоме, следовательно, каков порядковый номер элемента. [44]

Магнитное поле в центре атома создается как орбитальным, так и спиновым магнитным моментом электронов. Так как природа этих моментов не одинакова, соотношение между направлением поля и направлением магнитных моментов различно. Для одноэлектронного атома это грубо проиллюстрировано на рис. 16.3. Магнитное поле орбитального момента можно рассматривать как магнитное поле кругового тока; оно параллельно орбитальному магнитному моменту. Магнитное поле, созданное спиновым моментом, следует рассматривать как поле точечного диполя, расположенного на орбите. [45]

Страницы: 1 2 3 4