Ось - квантование
Cтраница 2
Для произвольной ориентации Н эти уравнения неприменимы, так как молекулярные оси не совпадают с осями квантования. [16]
Величина Dfm представляет собой обобщенную сферическую функцию от угла v между направлением оси столкновения и фиксированной осью квантования. [17]
Необходимо подчеркнуть, что если изотропия ничем не нарушена, выбор направления оси ( ее называют осью квантования) совершенно произволен. А вот если частицу поместить в магнитное поле, то за ось квантования естественно принять именно направление вдоль магнитного поля. [18]
О или 1, причем состояние с S 1 трехкратно вырождено ( возможны три проекции спина на ось квантования, S, 1, О, - 1), а состояние с S О невырождено. В подавляющем большинстве случаев основное состояние продукта рекомбинации двух радикалов является синглетным, и поэтому в соответствии с правилом Вигнера следует ожидать, что только четверть встреч радикалов может дать продукт рекомбинации. [19]
Собственные функции ядерных спинов для Ms / 2 и - / 2 не одинаковы, так как оси квантования для этих двух случаев разные. [20]
Обычно произведение а н Рдг) состояний ядерного спина равно нулю, если спиновые функции относятся к обычным осям квантования. Однако если оси h и h не параллельны, а расположены под углом 6 друг к другу, то множитель ( адг РДГ) I2 принимает значение sin2 ( 0 / 2) и переход становится разрешенным. [21]
Нейтрон обладает спином / г ( в единицах постоянной Планка И), поэтому возможны только 2 проекции спина на ось квантования вдоль и против нее. [22]
Для иллюстрации рассмотрим случай аксиальной симметрии при / / 2 - Поскольку зеемановская энергия электрона предполагается доминирующим энергетическим членом, выберем ось квантования таким образом, чтобы оператор S был диагональным. Поскольку S квантуется по z, членами Sx и 8у ъ уравнении ( 7 - 24а) можно пренебречь. Сверхтонкое поле от изотропного СТВ также будет ориентировано вдоль г, так как это взаимодействие скалярное. [23]
Матрица рассеяния S не обладает указанными свойствами симметрии, но удобна для описания процессов, для которых направление начальной скорости служит осью квантования электронного углового момента. [24]
Для двух протонов имеется четыре стационарных спиновых состояния y / j, у / 2, i / s3, % с проекциями спинов на ось квантования 1 / 2, 1 / 2, 1 / 2, - 1 / 2, - 1 / 2, 1 / 2, - 1 / 2, - 1 / 2, соответственно. [26]
Чем больше квантовый момент импульса, тем он ближе к классическому: с ростом s и / ( или L) растет число возможных проекций на ось квантования, а длина момента приближается к величине максимальной проекции. Это проявление общего принципа соответствия, согласно которому формулы и выводы квантовой механики переходят в формулы и выводы классической ньютоновской механики, если характеристики движения соответствуют условиям применимости последней. В формулировку таких условий обязательно должна входить постоянная Планка. [27]
Спин отдельного электрона s / 2, и он может иметь любую из двух проекций ( ms / 2 или ms - / 2) на ось квантования, представляющую собой любое определенное направление в пространстве, задаваемое внешним полем ( см. разд. [28]
Известно, что ионы парамагнитных солей обладают ядерным спином в отсутствие внешнего магнитного поля, при этом разным проекциям ядерного спина на ось симметрии, которая является осью квантования для спинов оболочки ядра, будут соответствовать разные энергии. [29]
Спин отдельного электрона s / 2, и он может иметь любую из двух проекций ( ms L / 2 или ms - l / z) на ось квантования, представляющую собой любое определенное направление в пространстве, задаваемое внешним полем ( см. разд. [30]
Страницы: 1 2 3 4