Эффективное поле ядра

В разд. 5.3 мы уже упоминали, что для атома водорода существует случайное вырождение. В случае многоэлектронных атомов оно снимается за счет того, что электроны движутся не в точно кулоновском поле. Поэтому одноэлектронная схема уровней для атомов с большим числом электронов выглядит несколько иначе например, 2х-и 2/7-уровни не совпадают. Однако это смещение между 25- и 2р-уровнями, обусловленное эффективным полем ядра , не так велико, как расстояние между двумя уровнями с различными значениями п. [c.63]

Некоторые атомы, молекулы и радикалы способны в свободном состоянии присоединять добавочный электрон и превращаться в отрицательный ион. Подобно электронам в нейтральных частицах добавочный электрон в отрицательном ионе движется в эффективном поле ядра (ядер) и остальных электронов. Из-за неполного экранирования электронами положительного заряда ядра добавочный электрон находится в притягивающем поле и может оказаться в связанном состоянии с отрицательной полной энергией. Энергия связи электрона с нейтральной частицей называется сродством к электрону соответствующей нейтральной частицы. Величины сродства к электрону атомов и молекулярных систем небольшие — наибольшими известными величинами сродства к электрону обладают молекулы Н 04 (4,1 эв) и радикалы СК (3,88 эв) [36]. [c.5]

Однако это объяснение нельзя признать удачным. Во-первых, разница в узловой структуре орбиталей одинаковой симметрии сама по себе еще не гарантирует определенного соотношения их энергий. Во-вторых (и это самое важное ), появление локальных максимумов, обусловленных ортогональностью 45-АО к 5-орбиталям остова, следует рассматривать скорее как проявление эффекта выталкивания этих орбиталей из остова. Как уже отмечалось выше, не будь условий ортогональности, 45-орбиталь провалилась бы в остов, превратившись в безузловую 15-АО, имеющую только один большой максимум на ядре. Следует также заметить, что учет условий ортогональности возможен и при использовании безузловых 45-орбиталей, но с соответствующей заменой потенциала эффективного поля, действующего на описываемые этой орбиталью электроны, псевдопотенциалом, который отличается от исходного некоторой положительной добавкой. Иными словами, условия ортогональ-> [c.102]

При расчете эффективного поля, созданного электронами и ядрами системы, приходится решать многоцентровую проблему, представляющую большие математические трудности. Поэтому для практического решения задачи необходимо ввести упрощения. Предполагается, что большинство электронов не участвует в образовании молекулярной орбитали, а локализованы вблизи отдельных ядер. В образовании молекулярных орбиталей участвуют лишь внешние валентные или часть валентных электронов. Волновая функция молекулярной орбитали представляется в виде линейной комбинации атомных орбиталей (приближение МО ЛКАО). [c.49]

С другой стороны, при малых/ эффективное поле определяется в основном полем ядра [c.118]

Пространственная разделенность электронных состояний, которая существует в случае потенциала Хартри - Фока, показьшает, что остовные и валентные электроны можно рассматривать как две подсистемы, взаимное влияние которых определяется главным образом не детальными, а некоторыми интегральными характеристиками подсистем. Это, вместе с приближением замороженного остова, позволяет сформулировать задачу расчета валентных состояний при заданных остовных как задачу о движении только валентных электронов, но в эффективном поле, отличающемся от поля Хартри — Фока. Такое эффективное поле должно быть в целом слабым по сравнению с полем Хартри - Фока, так как энергия основного состояния в эффективном поле определяет энергию валентных электронов, что на несколько порядков меньше энергии основного состояния (1х-состояния) в поле Хартри - Фока. Более того, так как орбитали валентных электронов сосредоточены в той области пространства, где потенциал Хартри — Фока мал (кулоновское поле ядра экранировано остовными электронами), то рассматриваемое эффективное поле может быть слабым не только в целом, но и в каждой точке пространства (заметим, что последнее условие не является необходимым). [c.278]

Таким образом, реально на ядро действует некоторое эффективное поле [c.17]

На ядро атома в молекуле действует эффективное поле [c.275]

Главное квантовое число. В многоэлектронных атомах конкретный электрон находится в поле ядра, экранированном полем остальных электронов. С физической точки зрения это можно представить так, что данный электрон видит не все ядро атома, а лишь некоторую его часть. Данный заряд ядра, действующий на электрон конкретной орбитали с учетом экранирования ядра другими электронами, называется эффективным зарядом ядра данной орбитали (г ). В этом случае [c.50]

Магнитное (зеемановское) сверхтонкое расщепление мессбауэровской линии, типичный вид которого представлен на рис. Х.2, в, позволяет экспериментально измерять величину внутреннего эффективного магнитного поля //эФФ на резонансных ядрах (см. гл. XI, п. 2). В результате магнитных взаимодействий возникает сверхтонкая магнитная структура мессбауэровского спектра, состоящая из нескольких спектральных линий поглощения. Величина внутреннего эффективного поля определяется из разницы в положении центров тяжести крайних пиков расщепления (число максимумов поглощения, на которые расщеплена мессбауэровская линия, зависит от величины спина основного и возбужденного состояний ядра). [c.193]

Расчет экспериментально полученного спектра с магнитной сверхтонкой структурой линии поглощения позволяет получить значение величины внутреннего эффективного поля на ядре изотопа. В качестве примера рассмотрим расчет мессбауэровского спектра для изотопа Ре. Согласно энергетической схеме, представленной на рис. XI.12, спектр поглощения состоит из шести линий, для которых энергии перехода ядра из возбужденного состояния в основное обозначены соответственно Е , Е ,. . ., е. Тогда поскольку расщепленные уровни в возбужденном состоянии расположены эквидистантно и энергетическая разница между двумя соответствующими близлежащими подуровнями равна [c.212]

Необходимая нам величина внутреннего эффективного поля на резонансном ядре Яэфф может быть найдена из разницы между двумя любыми переходами мессбауэровского спектра, если приравнять разницу в энергиях между подуровнями и соответствующую разницу в энергиях менаду максимумами поглощения в экспериментальном спектре [c.213]

Исследования внутренних эффективных полей на ядрах мессбауэровских изотопов и изучение механизма их происхождения чрезвычайно важны для понимания природы возникновения ферромагнитных, антиферромагнитных и ферримагнитных состояний. Исследование температурой зависимости величины внутреннего эффективного поля на ядре в магнитных веществах дает возможность исследовать магнитные фазовые превращения, определять значе-ния критической температуры магнитного перехода. [c.214]

В том случае, когда ядерные уровни мессбауэровских атомов, рассеивающих у-кванты кристалла, имеют сверхтонкую структуру, обусловленную магнитными или электрическими взаимодействиями ядра с окружающими его электронами, разрешенные мессбауэровские переходы имеют особенность, состоящую в существовании угловых зависимостей интенсивности компонент мессбауэровского спектра относительно направления сверхтонких полей на ядре. В результате, если в рассеивающем объекте имеются ядра с разными направлениями градиента электрического поля или внутреннего эффективного поля, то ядерная амплитуда рассеяния для таких ядер будет различна, что может привести к появлению [c.230]

В его основе лежит представление о существовании индивидуальных состояний каждого электрона в некотором эффективном поле, создаваемом ядром и всеми остальными электронами. Эти состояния описываются соответствующими одноэлектронными волновыми функциями, из которых может быть сконструирована полная волновая функция многоэлектронной системы. [c.39]

Необходимость учета отталкивания между электронами чрезвычайно усложняет расчет волновых функций и энергетических уровней электронов Б многоэлектронных атомах. Поэтому в случае многоэлектронных систем используют различные приближения, среди которых наиболее широко применяется одноэлектронное приближение. В его основе лежит представление о существовании индивидуальных состояний каждого электрона в некотором эффективном поле, создаваемом ядром и всеми остальными электронами. Эти состояния описываются соответствующими одноэлектронными волновыми функциями, из которых может быть сконструирована полная волновая функция многоэлектронной системы. [c.44]

Различие в свойствах элементов главных и побочных подгрупп объясняется различными способностями к экранированию поля ядра электронами второго снаружи слоя. Например, у атома калия внешний 4 -электрон экранирован подоболочкой Зр , а у его соседа по группе, атома меди, внешний 45-электрон экранирован подоболочкой 3 . Электроны /7-подоболочки, более проникающие , чем -электроны, образуют более прочный экран для внешнего электрона, поэтому эффективный заряд по Слейтеру для внешнего электрона атома натри (Ка) = 2,2, а на внешний электрон атома меди действует эффективный заряд (Си) = = 3,7. В результате внешний, электрон атома натрия значительно подвижнее, чем у атома меди, это и объясняет различие в физических, оптических и химических свойствах этих двух элементов, принадлежащих к разным подгруппам первой группы. Аналогично обстоит дело и в других группах. [c.61]

Изложенное выше относится к сопоставлениям свойств атомов или ионов при данных эффективных радиусах. Сами эти радиусы зависят от структуры не только внешних, но и всех внутренних электронных оболочек. Действительно, переход той или иной из них по ряду структур 8 18->32 должен сопровождаться последовательным усилением действия положительного поля ядра на внешние части атома или иона, что (при неизменном общем числе электронных слоев) ведет к уменьшению его радиуса. Например, в результате происходящей у элементов семейства лантанидов достройки внутреннего слоя от 18 до 32 электронов радиусы их ионов последовательно уменьшаются от 122 пм у ЬаЗ+ (2, 8, 18, 18, 8) до 99 пм у ЬцЗ+ (2, 8, 18, 32, 8). [c.474]

НОГО облака. Аналогичную задачу для легких атомов можно решить и методом самосогласованного поля (метод ССП), предложенным Хартри и развитым Фоком. В этом методе рассматриваются одноэлектронные волновые функции электронов, движущихся в квазицентральном поле, создаваемом ядром и усредненным полем всех остальных электронов (одноэлектронное приближение). Эти одноэлектронные волновые функции и представляют собой атомные орбитали (АО). Наконец, в методе Слейтера предполагается движение электрона многоэлектронного атома в центрально-симметричном поле, создаваемом эффективным зарядом ядра 2—3, где 8 — постоянная экранирования ядра всеми остальными электронами. Постоянная экранирования — количественная характеристика того, насколько внутренние электроны экранируют внешние электроны от действия заряда атомного ядра. Принципиальные результаты, к которым приводят расчеты многоэлектронных атомов указанными приближенными методами, следующие [c.37]

Все сказанное до сих пор вряд ли характеризует спектроскопию ЯМР как особенно ценный метод исследования. Действительно, если бы все ядра Щ в поле 1,41 Ю Гс поглощали излучение на частоте 60 МГц, а в поле 2,35 10 Гс — на частоте 100 МГц, то из таких данных трудно было бы извлечь пользу. К счастью, магнитное поле, в котором находится данный протон, входящий в состав молекулы, редко точно равно Яц. Вместо него на протон действует эффективное поле Яэфф, несколько отличающееся от Яо, потому что под влиянием Яц в самой молекуле возникают небольшие собственные магнитные поля. Эти небольшие поля в свою очередь могут складываться с Яо и вычитаться из него. [c.541]

В молекулах эффективное поле в месте расположения ядра немного меньше, чем приложенное внешнее поле Во, т. е. ядра магнитно экранированы, в результате чего происходит небольшое уменьшение наблюдаемой резонансной [c.224]

В разд. 5.3 говорилось о случайном вырождении в атоме водорода. Оно снимается в многоэлектронных атомах вследствие того, что поле, в котором движутся электроны, не является, строго говоря, чисто кулоновским. Поэтому схема энергетических уровней электронов для таких систем выглядит несколько иначе, чем в атоме водорода например, уровни 2з и 2р не совпадают, хотя, впрочем, разность энергий между 25- и 2р-уров-нйми, обусловленная эффективным полем ядра , значительно меньше, чем для уровней с разными п. [c.52]

Подстановка величин и Ш в это уравнение позволяет воспроизвести энергии, приведенные на рис. 9.2,Г. Для ядра с произвольным ядерным спином проекция ядерного магнитного момента на направление эффективного поля на ядре может принимать любое значение 2/ + 1, соответствующее квантовым числам 1, -Л- 1,. .., /- I, I. Эти ориентации приводят к 2/ -I- 1 различным ядерным энергетическим состояниям (одному для каждого значения Ш/), и если каждое из них взаимодействует с электронным моментом, в спектре ЭПР появляются 21 + 1 линий. Поскольку различия в энергиях малы, будем считать, что все уровни с одной и той же величиной т, заселены пдиняково. а линии поглощения ЭПР имеют равную интенсивность и удалены друг от друга на одинаковое расстояние. Например, для неспаренного электрона где 1 = 1, ожидаются три полосы. [c.17]

Следует сказать несколько слов об эффективном операторе Гамильтона с %фф. Предполагается, что каждый электрон обладает кинетической энергией и находится в некотором эффективном поле, которое создается всеми остальнымм электронами и ядрами молекулы. Точный вид в простых вариантах метода МО ЛКАО не опре- [c.52]

Здесь Ч> ) описьшает поле, создаваемое ядрами системы, а и(дг) -среднее эффективное поле. Оператор Но является одноэлектронным приближением к оператору Н, а оператор [c.73]

Ниже точки Кюри, когда исследуемое вещество находится в магнитном состоянии, спектры ноглощения представляют собой разрешенную шестерку линий, соответствующих зеемановскому сверхтонкому взаимодействию. Значение внутреннего эффективного поля на резонансных ядрах с повышением температуры уменьшается и выше точки Кюри спектр поглощения представляет собой синглетную линию, соответствующую парамагнитному состоянию вещества. Уменьшение величины внутреннего эффективного поля на резонансных ядрах с повышением температуры происходит почти пропорционально намагниченности М и онисьь вается функцией Бриллюэна. [c.214]

Большие перспективы открывает применение эффекта Мёссбауэра для исследования свойств специальных сталей, в состав которых всегда входит в той или иной концентрации железо. Такие исследования несут информацию о фазовых (структурных) превращениях в сталях, дают сведения, позволяющие исследовать прочность, износостойкость и так далее. Например, наблюденное в работе [21] аномальное поведение температурной зависимости величины внутреннего эффективного поля на ядрах Fe в интервале температур, совпадающем с температурой хладноломкости для сталей У9А и ст. 10, указывает на изменение характера химической связи при электронном фазовом переходе, который может быть первопричиной перехода стали из пластичного состояния в хрупкое. Исследование сверхтонкой структуры мессбауэровских спектров на ядрах Fe в сплаве Fe + 48,2 ат. % Ni и в чистом железе [22] позволило обнаружить отклонения величины относительных интенсивностей компонентов спектра для образцов, подвергнутых деформации от относительных интенсивностей компонентов спектра, полученного с недеформированного образца, что объясняется влиянием магнитной текстуры прокатки, вызванной кристаллографической текстурой прокатки и рекристаллизации. [c.217]

Применение эффекта Мёссбауэра для исследования фазового состава образцов фактически основано на том же принципе, что и рентгенографический фазовый анализ, с той лишь разницей, что в ядерном гамма-резонансе характеристическими величинами для идентификации линий спектра поглощения являются изомерный сдвиг линии поглощения б, квадрупольное расщепление линии АЕ и значение величины внутреннего эффективного поля на ядрах резонансного изотопа. В случае рентгеновских исследований каждому из веществ соответствует определенный набор дифракционных углов отражения (межплоскостные расстояния) и ин- [c.217]

Положение максимума поглощения для каждой линии, соответствующей тому или иному координационному окружению, определяется на шкале скоростей эмпирически, исходя из физических предпосылок о влиянии рассматриваемой координационной конфигурации атомов на значение внутреннего эффективного поля на резонансном ядре. Пусть в нашем случае максимум поглощения для координационного окружения (О, 0) приходится на пятидесятый канал, который будет соответствовать х = О для линии Лоренца окружения (О, 0). Максимум поглощения для координационного окружения (1, 0) сдвинут на три канала влево (т. е. нахождение одного атома примеси в первой координационной сфере резонансного ядра увеличивает внутреннее поле на ядре), а максимум поглощения координационного окружения (О, 1) сдвинут на два канала вправо от положения максимума (О, 0), и так далее. Тогда, вьгаисляя соответствующие значения функции /г и суммируя их по всем координационным окружениям, принятым к рассмотрению, получают значения интенсивностей в каждом значении скорости для построения теоретического спектра поглощения (табл. XI.4). [c.223]

Исследования, проведенные в работе [251 по изучению эффекта Мёссбауэра в разбавленных твердых растворах переходных элементов в железе, позволили получить значения эффективных полей на ядрах Ре п значения величины изомерного сдвига линии с учетом вклада от первой и второй координационных сфер атомов железа. Эти измерения позволили установить, что влияние примесей Со, N1, НЬ, Рс1, 1г, на вид мессбауэровских спектров незначительно, в то в емя как присутствие Т1, V, Сг, Мп, Мо, Ве, У, Оз в ближайшем координационном окружении резонансного ядра сильно сказывается на величине внутреннего эффективного маг-нитргаго поля на ядрах Ре. [c.225]

ВИДИМ, что СТС обусловлено магнитным полем >1т,7( л рл )> которое ядро создает вблизи электрона. Величину Яй+-4 п,/( лрл0 можно рассматривать как эффективное поле (Нзфф). Так как разрешены переходы между состояниями с разной проекцией электронного спина (Дт = 1) и одинаковой — ядерного (Ат, = 0), то при взаимодействии спина 5= /2 одним ядром должны появиться две линии равной интенсивности, если спин ядра равен /г- [c.289]

Граничные, поверхности АО, образующих МО, должны перекрываться. При этом ядра располагаются так, чтобы перекрывание было максимальным. (Принцип максимального перекрывания.) Необходимость перекрывания АО очевидца. Если адра А и В расположены так, что АО двух атомов не перекрываются, то электрон на АО атома-А ни в какой достигаемой им области внутри граничной поверхности не будет испытывать ощутимопэ действия ядра В и, значит, не сможет двигаться иначе, чем в поле ядра А. Чем полнее перекрываются АО при образовании МО, тем сильнее понижение энергии при переходе электрона с атомной на молекулярную орбиталь, тем прочнее связь, образующаяся в молекуле. Мерой эффективности перекрывания является йн-теграл перекрывания 5= Х дх (см. 26). [c.91]

ПОЛЯ на ориентацию ядра в молекуле. Величина этого эффекта экрани-рования пропорциональна напряженности возбуждающего поля Однако она зависит также от распределения электронов в молекуле и от ее геометрии. Вот почему аафиксированные в спектре эффекты дают непосредственную информацию о характере связей соответствующих ядер в молекуле и позволяют, например, делать выводы о структуре соединения. В таком случае эффективное поле, воздействующее на ориентацию ядра, составляет НеЦ = Н аН = НА1-а). (5.4.11) [c.255]

Метод молекулярных орбиталей. В ММО учитывается детальная электронная структура не только комплексообразователя, но и лигандов. Таким образом, снимается одно из главных ограничений ТКП, согласно которой лиганды представляют собой бесструктурные источники электростатического поля. В отличие от ТКП, в которой все составляющие комплекса сохраняют свою индивидуальность и лишь комплексообразователь испытывает изменения в результате взаимодействия с лигандами, в ММО комплекс рассматривается как единая квантовомеханическая система, в которой отдельные атомы и молекулы теряют свои индивидуальные черты. Валентные электроны системы располагаются на многоцент-ровых МО, охватывающих ядра комплексообразователя и всех лигандов, входящих в состав комплекса. Движение каждого электрона определяется положением ядер и характером движения остальных электронов. Решение такой задачи из-за возникающих математических трудностей проводится приближенными методами. Главные результаты получены в одноэлектронном приближении, которое предполагает независимое движение каждого электрона в некотором среднем эффективном поле, создаваемом всеми ядрами и другими электронами. [c.169]

От датчика сигнал поступает на регистрирующее устройство. Спектр исследуют как зависимость интенсивности поглощения от напряженности магнитного поля. Для изолированных ядер спектральная кривая представляет собой очень резкий пик полосы по-глош.ения. В твердом теле рассматриваемое ядро жестко закреплено в кристаллической решетке. Оно имеет собственный магнитный момент, что приводит к возникновению слабого локализованного магнитного поля Нь. Поэтому второе, соседнее ядро испытывает влияние поля Н Нь (знак зависит от ориентации первого ядра в магнитном поле). Вследствие этого твердое вещество, содержащее пары ядер, дает резонансный спектр в форме дублета. Его компоненты соответствуют двум эффективным полям Я+Ях,, действующим на каждое ядро при его взаимодействии с соседями. Треугольное расположение ядер дает спектр с тремя пиками, а тетраэдрическое — спектр с плоским пиком, так как ожидаемые четыре максимума обычно сливаются воедино. [c.187]

Н шкала ХС формируется из частот для свободных ядер протонов Н+ и ядер атома водорода, входящих в какую-либо молекулу. Первая частота — это обычная частота Лармора прецессии ядер Н+ в магнитном поле Яо VG= (11н//й)Яо, где 11н — магнитный момент ядра атома водорода / — спин ядра Й — постоянная Планка. В поле Но= Т значение го = 42,578 мГц. Это и есть первая фундаментальная частота в шкале химических сдвигов — частота свободных ядер. Важным моментом является то, что она зависит от напряженности магнитного поля и не зависит от материала, в котором находятся ядра. Однако исследования сигналов ЯМР показали, что частоты, на которых происходит поглощение, для одного и того же ядра зависят от того, в какой молекуле оно находится и от его месторасположения в ней. Разница частот обычно незначительна по сравнению с величиной резонансной частоты, но тем не менее при современной разрешающей способности спектрометров ее можно обнаружить. Наблюдение резонанса ядер протонов, входящих в молекулу, при частоте, отличной от резонансной частоты ядер Н+, обусловлено экранированием ядра от внешнего поля. Физический смысл экрапировапия обычно связывают с правилом Ленца, по которому внешнее магнитное поле возбуждает ток, магнитное поле которого компенсирует приложенное поле. Таким образом, эффективное поле, действующее на ядро, равно [c.68]

Спектры ЯМР жидкостей и растворов содержат ряд сравнительно узких линий, отвечающих структурно неэквивалентным протонам. Так, в спектре 1,1,2-трихлорэтана lHj —СНСЦ при невысоком разрешении наблюдаются две линии, отвечающие протонам групп Hj и СН с отношениями интенсивностей 2 1. Это происходит благодаря экранирующему воздействию электронного окружения ядра на его спин. Электроны прецессируют в направлении, противоположном прецессии ядер, и создают вторичное поле // = —аЯо. На ядро действует эффективное поле [c.169]

Справочник химика 21

Химия и химическая технология