Магнитный орбитальный момент атома

Орбитальный момент. Атом водорода в магнитном поле [c.49]

Если на атом действует внешняя, например магнитная, сила, ось вращательного орбитального движения вместе с направленным вдоль нее вектором вращательного момента электрона начинает прецессировать с определенной скоростью вокруг направления силы, описывая в пространстве конус (рис. 42). Очевидно, что и сама воображаемая орбита электрона вместе с вмещающей ее плоскостью вращается в пространстве, оставаясь все время перпендикулярной вектору вращательного момента. Это прецессионное движение связано с некоторой энергией, а потому энергия электрона в магнитном поле слегка изменяется, и это сказывается на спектре света, излучаемого или поглощаемого атомом. Изучение этих изменений позволяет судить о том, что векторы орбитальных электронных моментов устанавливаются под строго определенными углами по отношению к силовой оси так, что проекция орбитального момента на силовую ось всегда изображается целым числом. Так, например, для f-электрона, т. е. при втором квантовом числе, равном трем, возможны следующие положения векторного орбитального момента в пространстве (рис. 43). Из рис. 43 видно, что вектор [c.152]

Рассмотрим какой-либо атом в магнитном поле, достаточно сильном для того, чтобы все электроны этого атома ориентировались независимо в соответствии с этим нолем. Тогда состояние каждого электрона будет описываться определенным набором квантовых чисел для каждого электрона можно указать значения главного квантового числа п определенной орбитали, квантового числа орбитального момента Количества движения I, орбитального магнитного квантового числа т.1 (указывающего составляющую орбитального момента количества движения в направлении поля), спинового квантового числа (которое для каждого электрона имеет значение /г) и спинового магнитного квантового числа (которое может быть равно + /2, что соответствует приближенной ориентации спина в направлении поля, или — 2, что соответствует приближенной ориентации спина в противоположном направлении). Открытый Паули принцип исключения можно сформулировать следующим образом атом не может существовать в таком квантовом состоянии, при котором два электрона данного атома имели бы одинаковый набор квантовых чисел. [c.116]

Если внести испытуемый образец вещества, атомы, ионы или молекулы которого обладают постоянным магнитным моментом (см. разд. 5.4), в однородное магнитное поле, то образец ориентируется параллельно магнитному полю. Такие вещества называют парамагнитными. Мы уже показали ранее (разд. 5.4), что атом с орбитальным вращательным импульсом M и спиновым вращательным импульсом обладает орбитальным моментом. [c.153]

Метод МО в форме составного атома . Этот метод был развит Малликеном. Сущность его заключается в следующем. Предполагается, что ядра атомов А и В в молекуле АВ как бы сливаются вместе и образуют один гипотетический атом, электроны которого располагаются по энергетическим уровням в соответствии с квантовыми числами. Уровень энергии электронов в таком атоме определяется главным квантовым числом п, орбитальный момент количества движения — квантовым числом /, а в место проекции этого момента на направление магнитного поля берется проекция на ось молекулы, и поэтому вместо магнитного квантового числа т вводится квантовое число %. Соотношения между квантовыми числами следующие [c.98]

Рассмотрим в качестве примера атом, обладающий одним неспаренным электроном. Предположим, что ядро этого атома не обладает магнитным моментом. Магнитные свойства такого атома связаны с наличием неспаренного электрона и имеют двоякую природу. Они связаны как с орбитальным движением электрона, так и с наличием у него нескомпенсированного спинового магнитного момента. Движущийся по орбите электрон можно рассматривать как круговой ток, обладающий магнитным моментом [c.224]

T. e. уровень является n-кратно вырожденным относительно орбитального (азимутального) квантового числа I. Как следует из (6.9), при данных nul для электрона возможно 21 4- I состояний, одинаковых по энергии, но с различными значениями квантового числа W.I (21 + 1 -кратное вырождение относительно т ). При воздействии на атом внешнего магнитного поля возникает так называемое пространственное квантование, проекция углового момента I на ось поля г принимает, согласно (6.6), всего 21 + 1 значений (рис. 2). Каждому положению / отвечает своя энергия, поскольку к энергии Е [c.27]

Если векторная сумма орбитальных магнитных моментов всех электронов атома (молекулы) не равна нулю, то атом (молекула) в целом обладает некоторым магнитным моментом Лу,. Такие атомы (молекулы) называются парамагнитными, а состоящие из них вещества парамагнетиками. [c.298]

Магнитные свойства появляются вследствие вращательного движения электронов, так как движущийся электрический заряд создает магнитное поле. При этом любая частица с неспаренным электроном (атом, ион, свободный радикал) уподобляется маленькому магниту. Движение электрона в атоме по орбите вызывает появление орбитального магнитного момента, а спин электрона создает спиновый магнитный момент. В этой сложной системе магнитных моментов суммарный магнитный момент равен нулю, магнитные свойства вещества не проявляются. Но они начинают проявляться в постоянном магнитном поле. [c.330]

Состояние электрона в атоме характеризуется четырьмя квантовыми числами n — главное, / — побочное, от — магнитное, — спиновое, определяющими соответственно энергетический уровень орбиты электрона, момент количества движения, орбитальный магнитный момент и магнитный момент электрона, обусловленный его вращением. Совокупность электронов с одинаковым главным спиновым -ЧИСЛОМ называют слоем, в котором электроны разделены на подгруппы — S, р, d, f. Число электронов в подгруппе указывают показатели степени при буквенном обозначении подгруппы. Например, атом фтора можно обозначить так Is 2s 2/0 . [c.18]

Диамагнетизм обусловлен влиянием внешнего магнитного поля на орбитальное движение электронов. Каждый электрон можно рассматривать как заряд, двигающийся по круговой орбите. Компонент внешнего поля в плоскости этой орбиты не влияет на этот заряд. Однако перпендикулярный компонент индуцирует дополнительное движение электрона с дополнительным магнитным моментом. По закону Ленца этот дополнительный момент всегда направлен точно против приложенного поля более того, он строго пропорционален полю. Следовательно, диамагнитная восприимчивость отрицательна и не зависит ни от Я, ни от температуры. Диамагнитная восприимчивость иа грамм-атом выражается как [c.52]

С другой стороны, р-электроны атомов и соответствующие тг-электроны молекул, имеющие квантовое число 1=1, обладают и орбитальными и спиновыми моментами. Но результирующий магнитный момент равен нулю не только у систем с двумя 5 - и шестью /1-электронами, образующими нормальный стабильный октет, как в структурах инертных газов, но также у систем с двумя 5- и двумя р-электронами, которые в спектроскопии обозначаются как зРо. Такие системы имеются у атомов углерода, олова и свинца. С другой стороны, системы, содержащие четыре р-электрона, как в атомах кислорода и серы, могут обладать результирующим моментом. Одно из нормальных спектроскопических состояний атома кислорода, а именно, состояние Рг соответствует атому, имеющему магнитный момент. С химической точки зрения существенно, что те атомы и молекулы, которые содержат нечетное число электронов, имеют некомпенсированный электронный спин и поэтому должны обладать результирующим магнитным моментом. Возможные значения магнитного момента любой такой системы строго ограничены они определяются квантовыми законами. Резонансные взаимодействия между электронными группами и обменная энергия образования связей не влияют на эти значения. Как будет показано на стр. 34-41, только те вещества, которые обладают постоянными магнитными моментами, обнаруживают парамагнитные свойства. Поэтому для всех органических соединений и других производ- ных легких элементов парамагнетизм можно рассматривать как физическое свойство, являющееся индикатором на свободные [c.30]

Когда атом с одновалентным электроном помещен в магнитное поле, его уровни энергии расщепляются на несколько компонент, давая характерную картину Зеемана. Энергия взаимодействия, которая вызывает эти смещения, состоит из двух частей — одна, возникающая благодаря спину электрона, и другая, возникающая в результате орбитального движения. Согласно гипотезе спина (раздел 5 гл. III), электрон имеет компоненту магнитного момента, равную rjz в направлении, в котором компонента спинового момента количества движения равна у "h. Так как энергия частицы с магнитным моментом М в поле [c.148]

Таким образом, всякий атом, ион или молекула, содержащие один неспаренный электрон (например, Н, Си +, СЮз), за счет спина электрона будут иметь магнитный момент, равный 1,73 [Хв. Как будет видно в дальнейшем, эта величина может увеличиться или уменьшиться за счет орбитальной составляющей. [c.20]

Казалось бы, что электрон в. -состоянии (/ = 0, т, =0) не должен обладать ни моментом импульса, ни магнитным моментом. Между тем опыт Штерна и Герлаха неопровержимо доказал, что даже в л-со-стоянии атом водорода обладает магнитным моментом, для которого возможны две ориентации в магаитном поле (рис. 18). Объяснение этому факту дала гипотеза голландских физиков Уленбека и Гаудсмита (1925), которые постулировали, что наряду с орбитальным моментом импульса (угловым моментом) электрон обладает еще собственным [c.37]

Магнитная восприимчивость — характеристика намагничивания тел. Различают диамагнитную и парамагнитную восприимчивость. Первая присуща всем атомам и связана с наводимым в них магнитным моментом. Вторая свойственна лишь тем, у которых есть постоянный магнитный момент. В атоме постоянный магнитнш момевт связан с.полным спином атома и полным орбитальным моментом. Если спины всех злектрсиов атома скомпенсированы та же, как и все орбитальные моменты (например, если терм атома 5(,), то атом не обладает парамагнитными свойствами. Если полный орбитальный моменг 7фО то атом обладает собственным магнитным моментом, величина которого в магнетонах Бора [c.56]

Теперь на.м понятно происхождение аномального эффекта Зеемана. Когда атом и.меет спин, мы рассматриваем его в тер.мннах квантовых чисел S, I я j (для одного электрона) полный угловой момент получается путе.м комбинанни спинового и орбитального моментов (рис. 14.17). Если магнитные моменты имеют ту же самую связь с угловым моментом независимо от того, являются опи орбитальными пли спиновыми, то результирующий магнитный момент должен совпадать по направлению с результирующим полным угловым моментом. Поскольку, однако.спиновый магнитный момент аномален, результирующий магнитный. момент не сов- [c.502]

Полный магнитный момент электронной системы складывается из орбитального магнитного момента, обусловленного орбитальным движением электронов, приводящим к возникновению слабых электрических токов, и собственно магнитного момента электронов, связанного с их спинами. Отнощение полного механического к полному магнитному моменту равно величине, называемой фактором расщепления Ланде g. Эта величина может быть определена спектроскопическими методами. Если -элек-трон проводит лищь часть своего времени на центральном атоме, то его вклад в орбитальный момент будет соответственно меньщим. При этом изменится величина g. Путем измерения g можно получить сведения о распределении магнитных электронов. Так, в случае комплексного иона [Ir le] , центральный атом которого обладает низкоспиновой конфигурацией я-электроны лигандов — ионов хлора — будут частично переходить па iie-заполненное место в слое. По-видимому, эта дырка при-близительно на 68% находится на атоме 1г и на 32% — на атоме С1 [365]. [c.314]

Наличие у электрона орбитального момента количества движе ния одновременно означает наличие определенного магнитногс момента — электрон в атоме ведет себя как магнит при всех значе ниях Z, отличных от нуля. Если атом с орбитальным квантовые числом Z = 1 поместить между полюсами магнита, то восьмерка-может ориентироваться по отношению к магнитным силовым линиял гмтт1т. вполне определенными способами. [c.162]

Вращение электрона вокруг собственной оси в отличие от вращения вокруг атомного ядра обозначают как (нем.) или spin (англ.). Оно определяется квантовым числом, уже упомянутым на стр. 145 и называемым спиновым квантовым числом s. Вращение электрона вокруг собственной оси вносит свою долю в магнитный момент атома, так как вращение электрически заряженного шарика вокруг собственной оси оказывает такое же действие, как электрический круговой ток. Правда, влияние спинового квантового числа s на магнитный момент атома, так же как влияние магнитного квантового числа т, обусловленного орбитальным моментом, проявляется только тогда, когда на атом действует внешнее магнитное поле. Однако, с другой стороны, вращение электрона вокруг собственной оси оказывает также влияние на вращательный импульс атома. Вследствие этого общий вращательный импульс атома и таким образом его энергетическое состояние зависят не только от орбитального квантового числа I, но также и от спинового квантового числа s. Из обоих чисел образуется так называемое внутреннее квантовое число j. Последнее всегда имеет положительное значение, а именно для I = О оно имеет только одно значение (] = 1/2), а для каждого / > О два значения, например j = 1з ж ) = 1/2 ддя I = 1. С позиций волновой механики также можно обосновать спиновое квантовое число s и его комбинацию с I, дающую квантовое число /, хотя объяснение спинового квантового числа S здесь несколько иное. Так как у щелочных металлов все -уровни, за исключением тех, для которых I = 0, делятся на два энергетических уровня, все линии в спектрах щелочных металлов, которые образуются за счет перехода на основной уровень 1 = 0, должны давать дублеты. Это и наблюдается в действительности. Расстояние между линиями дублета сильно возрастает с увеличением атомного веса. У желтой натриевой линии оно так мало (разница в длине волн 5,97 A), что для разделения этих составляющих требуется хороший спектроскоп. У цезия расстояние, однако, так велико, что обе синие линии цезия различаются даже при довольно слабой дисперсии (разница в длине волн составляет здесь 37,94 A для лежащего в инфракрасной области дублета первого члена главной серии цезия она составляет даже 422,4А). При переходах на более высокие уровни, чем основной, в эмиссионном спектре могут появиться более чем две линии, так как в этом случае не только исходный, но и конечный уровень разделяется на два уровня. В таких случаях говорят о сложных дублетах . [c.197]

Диамагнетизм присущ всем видам вещества. В любом веществе либо все электроны, либо по крайней мере некоторая их часть находится на замкнутых оболочках. Спиновый и орбитальный моменты электронов на замкнутых оболочках всегда скомпенсированы таким образом, что их суммарный магнитный момент равен нулю. Однако если такой атом или молекулу поместить во внешнее магнитное поле, то появляется небольшой магнитный ьюмент, величина которого пропорциональна напряженности поля. Электронные спины никакого отношения не и.меют к этому индуцированному моменту электроны с антипараллельными спинами на замкнутых оболочках остаются тесно связанными в пары. Однако под действием магнитного поля электрическое облако слегка деформируется, так что возникает некоторый результирующий орбитальный момент, направленный противоположно наложенному полю. За счет этого противоположного направления диамагнитные вещества выталкиваются из магнитного поля. [c.23]

Большая ось эллипсоидальных орбит равна диаметру круговой того же запаса энергии. Соотношение осей эллипса меняется от 1 до [п—1). Было введено квантовое число I, соответствующее различным ориентациям эллипса в пространстве. При наложении магнитного поля на атом для характеристики проекции вектора орбитального момента на направление поля (силовую ось) было введено магнитное квантовое число /п . Его значение меняется от —I через О до 1. Таким образом, теория планетарной модели атома требовала для характеристики и расчета спектров атомов уже не одно, а три целочисленных характеристики п — главное квантовое число, I — побочное квантовое число, mi — магнитное квантовое число. Теперь теория правильно стала объяснять спектры многоэлектронных атомов. Однако опыт—самый строгий кри тик всех теорий — показывал, что объяснение является лишь ка-> иественным. Стала понятна лишь систематика линий в спектрах можно было каждую спектральную линию связать с оаределенныл переходом электрона. Однако ни энергию электронов, ни интен сивность линий в спектрах теоретически рассчитать не удавалось, [c.47]

Верхний числовой индекс слева от буквы называется мулътиплет-ностъю данного состояния. Его значения 28 I, где <5 — результирующее электронно-спиновое квантовое число. Мультиплетность показывает число способов ориентации результирующего электронного спина по отношению к магнитному полю или к вектору орбитального момента количества движения. Для 8 = 1/2 имеются две ориентации, отвечающие составляющей 4-1/2 или —1/2 относительно Ь. Для Ь = 1, например в случае нормального состояния атома бора, эти две ориентации спина электрона приводят к двум значениям / 1 -Ь 2 = /г и 1 — Vг = 2-Эти значения J указываются в виде нижнего индекса при данном символе такими двумя состояниями являются и Эти два состояния по энергии почти одинаковы, причем различие (проявляющееся в расщеплении тонкой структуры) увеличивается с возрастанием X (0,002 эВ для В, 0,014 эВ для А1, 0,102 эВ для Оа, 0,274 эВ для 1п) атом каждого из этих элементов в нормальном состоянии обозначается символом Рг/ и в первом возбужденном состоянии Рз/а- Принято считать, что эти два состояния образуют две составляющие дублета. [c.121]

Как и при измерении магнитной восприимчивости, здесь наблюдаются два основных случая. В первом—энергия, связанная с кристаллическим полем, намного больше спин-орбитального взаимодействия электронов. Это наблюдается у переходных элементов, обладающих -электронами, и когда -электроны находятся в поле кристалла. Основным результатом является такая компенсация орбитального момента количества движения электронов, что магнитные свойства определяются в первую очередь спином неспаренных электронов. Во втором случае расш,енление Штарка, вызванное полем кристалла, является незначительным возмущением, по сравнению со спин-орбитальным взаимодействием. Это наблюдается у лантанидных элементов, у которых 4/-элек-троны экранированы от электрических полей валентными электронами. В этом случае полный момент количества движения / сохраняется, и ион в кристалле ведет себя как свободный атом. [c.503]

Рассмотрим вкратце результаты, полученные при исследовании солей Ре + и Ре +. Соли трехвалентного железа являются простейшей моделью, поскольку электронная конфигурация Зй наружной оболочки иона железа Ре отвечает отсутствию орбитального момента (терм ь/з) (в слабом кристаллическом поле лигандов). Соли Ре — к тому же диэлектрики, т. е. в них нет электронов проводимости, а следовательно, они не дают вклада в контактное ферми-взаимодействие. Ниже температуры Нееля атомные магнитные моменты выстраиваются вследствие обменного взаимодействия, так что каждый атом имеет среднее во времени значение компоненты намагниченности вдоль оси внешнего магнитного поля Но. Как указывалось выше, вклад дипольного взаимодействия в магнитные поля по крайней мере на порядок меньше наблюдаемых величин. Следовательно, в данном случае поле на ядрах определяется почти целиком поляризацией внутренних -электронов, которая приводит к отличной от нуля величине контактного ферми-взаимодействия. Как показали исследования большого количества соединений трехвалентного железа, величина магнитного поля, приходящаяся на спин, равный единице, колеблется в пределах от 210 до 250 кэ (а сами абсолютные значения полей составляют Я ж 450 550 кэ). Меньшие величины характерны для окислов, большие — для фторидов. Для солей двухвалентного железа интервал величин полей гораздо шире — они изменяются от 220 кэ для Ре " в СоО до 330 кэ для РеРг и до 485 кэ для Ре + в Рез04. Причина такого разброса в величинах полей, по-видимому, лежит в различных вкладах орбитального момента Зй-электро-нов [17]. [c.71]

Если поместить возбужденный атом, источник излучения, в сильное магнитное поле, взаимодействие этого поля с магнитным моментом электрона приведет к прецессии орбитального момента относительно оси — направления внешнего поля. Однако в соответствии с принципом квантования будут разрешены только те состояния, у которых проекция вектора К/ (Z -j- 1) h/2n в направлении приложенного поля будет равна mihl2n, где mi — магнитное квантовое число. Разрешенный магнитный момент в направлении поля равен [c.32]

Если при решении уравнения Шредингера для поля центральной симметрии учесть релятивистский эффект, вырождение по I снимается и уровни расщепляются, как показано в столбце В (рис. 3-22). Если теперь представить составной атом с разведенными на очень малую и постоянную величину г На и Нв, фактически возникнет сильное электрическое поле штарковского типа (раздел 2-7В-4) с цилиндрической симметрией относительно межъядер-ной оси. При этих более реальных условиях (являющихся в действительности хорошим приближением для Н , Нг и Heg, в которых г мало) п и I утрачивают свое строгое значение, но все же сохраняют тот же смысл, что и в сферическом поле. Более значительно снимается вырождение по mi (которое в свободном атоме характеризует проекцию орбитального момента импульса электрона на направление внешнего поля, магнитного зеемановского, электрического штарковского), и наблюдается сильное расщепление уровней, как показано для МО в столбце С (рис. 3-22) (заметим, однако, что порядок возрастания энергий МО для Н не соответствует порядку, показанному в столбце С, который относится к двухатомным молекулам первого периода периодической таблицы). Атомное квантовое число mi заменяется молекулярным квантовым числом А, которое сохраняет свой смысл для всех значений межъядерного расстояния г. Абсолютная величина % определяется проекцией вектора орбитального момента импульса на межъядерную ось. Согласно другой эквивалентной, но химически более наглядной точке зрения, Я, определяет форму МО в пространстве, как будет видно из последующего обсуждения. [c.119]

Если поместить образец вещества, атомы, ионы или молекулы которого обладают магнитным моментом (разд. 5.4), в маглитное поле, и образец намагнитится по полю, то такое вещество называют парамагнитным. Ранее уже указывалось на то, что атом имеет механический орбитальный вращательные момент Мг, спиновый вращательный момент Ms, а следовательно, и орбитальный магнитный момент [c.125]

Атом водорода, в котором поле центральносимметрично при /=0, характеризуется распределением вероятности со сферической симмерией. Это значит, что вероятность найти электрон на данном расстоянии от ядра при 1 = 0 одинакова независимо от угла 0 или ф. Поэтому и орбитальный магнитный момент атома в таком состоянии равен нулю. [c.69]

Рассмотрим в качестве примера атом, обладающий одним неспаренным электроном. Предположим, что ядро этого атома не обладает магнитным моментом. Магнитные свойства такого атома связаны с наличием неспареиного электрона и имеют двоякую природу. Они сеязаны как с орбитальным движением электрона, так [c.7]

Спиновое взаимодействие между протонами обусловливает магнитную поляризацию промежуточного электронного облака, как это указывалось на стр. 289. Взаимодействие между протонами и электронами может происходить по различным механизмам (Рамзей [52]) с участием магнитных моментов, связанных как с орбитальным движением электронов, так и с электронным спином, но, по-видимому, только один из этих факторов является достаточно существенным для объяснения наблюдаемой величины взаимодействия. Речь идет о влиянии электронного спина, известного под названием фермиевского или контактного взаимодействия, поскольку оно зависит от плотностей электронных спинов у про.тонов. Величина константы связи может быть вычислена методом возмущений второго порядка [52], согласно которому возбужденные триплетные состояния вводятся в волновую функцию молекулярных электронов, или путем дальнейщего приближения, для чего средняя величина энергии возбуждения берется непосредственно из волновой функции основного состояния. Именно так сделал Рамзей в случае молекулярного водорода, использовав функцию Джемса — Кулиджа. Было использовано произведение атомных орбит по Гейтлер-Лондону [33] Карплус и сотр. [61, 62, 119] рассчитали приближенным методом величины ряда валентных связей. Эти данные позволили получить теоретическое значение константы связи в метане, равное 10,4 1,0 гц константа связи, определенная по расщеплению спектра H3D, составляет 12,4 1,6 гц. Кроме того, предсказано, что константа связи J между протонами внутри метиленовой группировки [61]является чувствительной функцией угла связи Н—С—Н зависимость такова, что J уменьшается от величины примерно 20 гц при валентном угле 105° до нуля с расщирением угла примерно до 125° при более щироких углах можно ожидать появления небольших отрицательных значений J. Число молекул, для которых точно известен валентный угол Н—С—Н, весьма ограниченно в тех случаях, когда эти углы известны, экспериментальные данные согласуются с вычисленной кривой. В частности, в отнощении двух геминальных водородов в винилиденовой груп--пе>С = СН2 можно предсказать, что они взаимодействуют очень слабо (7 S1 гц), так как центральный атом углерода является- хр -гибридизованным, а угол Н—С—Н велик константы связи поэтому малы, что согласуется с экспериментальными данными. [c.307]

Если не учитывать спин-орбитальное взаимодействие, то Е1-нереходы с испусканием или поглощением света между триплетными и синглетньши состояниями запрещены (из-за ортогональности спиновых функций). В связи с этим синглетные и тринлетные состояния атома гелия являются в этом приближении независимыми. Попав в нижайшее возбужденное триплетное состояние г )а[(15) (25) ], атом гелия длительное время будет находиться в этом состоянии (месяцы), так как изменение ориентации спина одного из электронов трудно осуществимо. Из-за большого времени жизни этого состояния его называют метаста-бильным состоянием. Таким образом, атомы гелия, находящиеся в синглетных и триплетных состояниях, можно рассматривать как два разных типа атомов. Атом гелия, находящийся в син-глетном состоянии, называют парагелием. Атом гелия, находящийся в триплетном состоянии, называют ортогелием. Атомы парагелия не имеют магнитного момента и образуют диамагнитный газ. Атомы ортогелия обладают магнитным моментом и образуют парамагнитный газ. Спектральные линии атомов парагелия одиночны. Спектральные линии ортогелия состоят из трех близких линий (триплетов), соответствующих трем спиновым состояниям, энергии которых при учете релятивистских поправок отличаются на малую величину. [c.346]

Теоретический магнитный момент химической частицы, содержащей атом а -элемента, определяется суммой чисто спинового (Цсп) и орбитального (цорв) вкладов магнитных моментов электронов атома -элемента. В определенном поле концевых атомов или групп атомов (лигандов) происходит большее или меньшее погаштение вклада Морб, поэтому экспериментальные значения магнитных моментов отличаются от суммы рсп+И-орб- [c.146]