Теория ХПЯ в слабых магнитных полях

Таким образом, теперь ясно видна необходимость использования трех квантовых чисел для описания энергии электрона. Каждое новое квантовое число вводилось для удовлетворения требований эксперимента. Однако даже с этими тремя квантовыми числами невозможно было полностью объяснить линейчатые спектры. Например, действие слабого магнитного поля приводит к так называемому аномальному эффекту Зеемана, который нельзя было понять на основе модели Бора — Зоммерфельда. Кроме того, у атома Бора и его вариантов было множество других недостатков. Одним из них, и, по-видимому, наиболее существенным, была невозможность применения теории Бора к более сложным атомам. Приложение ее к спектру даже такого простого атома, как атом гелия, приводило к полной неудаче, и все попытки понять основы периодической системы в рамках модели Бора были безуспешны. Это показывает, что все вышеизложенное верно только для одноэлектронной системы. Такое ограничение не имеет смысла, и поэтому очевидна необходимость найти что-то лучшее. [c.37]

Анализ эффектов ХПЯ в слабых магнитных полях, проведенный по теории возмущений по спиновым взаимодействиям в РП и применимый только к достаточно короткоживущим РП, позволяет сформулировать правила для знака поляризации спинов аналогично правилам Каптейна. Например, знак интегрального эффекта ХПЯ определяется знаком параметра [4] [c.85]

Как видно из рассмотренного примера, операторный метод позволяет форсированным образом получать результаты по химической поляризации спинов для короткоживущих РП. Весьма плодотворным оказалось применение этого метода также в теории ХПЯ в слабых магнитных полях и в теории ХПЭ. [c.100]

ТЕОРИЯ ХПЯ в СЛАБЫХ МАГНИТНЫХ ПОЛЯХ [c.115]

Увеличение числа каналов S—Г-переходов, необходимость детального анализа роли обменного взаимодействия в динамике спинов РП значительно усложняют теорию эффектов ХПЯ в слабых магнитных полях. Поэтому, несмотря на то, что изложенный в главе 2 математический аппарат позволяет анализировать химическую поляризацию спинов в произвольных магнитных полях, до настоящего времени теория эффектов ХПЯ в слабых полях разработана гораздо меньше, чем для случая сильных магнитных полей. [c.117]

На раннем этапе разработки теории эффектов ХПЯ в слабых магнитных полях предпринимались попытки дать качественное объяснение ХПЯ в слабых полях на основе наглядных представ- [c.117]

В теории магнитных эффектов в рекомбинации радикалов у ке обращалось внимание на неаддитивность различных каналов интеркомбинационных переходов. Было показано, что отклонения от аддитивности обнаруживаются для долгоживущих РП. По-видимому, можно высказать следующее общее утверждение аддитивная схема интеркомбинационных переходов по различным каналам качественно правильно описывает магнитные и спиновые эффекты в рекомбинации РП только тогда, когда второй порядок теории возмущений по взаимодействию спинов дает ненулевой результат и разумную оценку масштаба эффектов. Как только это приближение становится недостаточным, интерференция различных каналов S—Г-переходов приобретает важную или даже решающую роль. Именно так обстояло дело в теории магнитных эффектов для рекомбинации долгоживущих РП. Точно так же интегральный эффект ХПЯ в слабых магнитных полях появляется только в четвертом порядке теории возмущений [79], и поэтому для его описания аддитивная схема интеркомбинационных переходов оказывается непригодной. [c.121]

Расчеты эффекта ХПЯ в слабых магнитных полях. Приближенные расчеты поляризации ядра в продукте рекомбинации РП с одним магнитным ядром со спином 1/2 были проведены в [56, 59]. Метод приближенных оценок спиновых эффектов в рекомбинации радикалов описан в главе 3, 3. Он состоит в том, что из решения уравнения движения для матрицы плотности РП со спин-гамильтонианом (1.173) определяется населенность синглетных РП с ориентацией ядерного спина по направлению внешнего поля и против него. Затем эти населенности усредняются согласно (1.122) нли (1.125). Способ усреднения не меняет качественно результатов теории. Поэтому мы остановимся только на результатах работы Каптейна [56], в которой проведен расчет поляризации в рамках диффузионной модели с учетом одного повторного контакта РП на радиусе реакции. [c.122]

Отмеченные ранее теоретические трудности, а также серьезные методические проблемы (см. часть I) стали причиной того, что исследования ХПЯ в слабых полях еще не получили широкого распространения. Тем не менее современное состояние теории и накопленный экспериментальный материал показывают, что метод ХПЯ в слабых магнитных полях позволяет получать уникальную информацию о свойствах радикальных пар в растворах и в существенной степени расширяет и дополняет возможности традиционного метода ХПЯ в сильных полях. [c.210]

Электронные обменные взаимодействия. Одним из важнейших следствий теории ХПЯ в слабых магнитных полях является высокая чувствительность этих эффектов к электронным обменным взаимодействиям в промежуточных радикальных парах. Остановимся подробнее на экспериментальных проявлениях этих взаимодействий. [c.213]

Теория электромагнитной обработки водных систем находится на стадии выдвижения и обоснования гипотез, которая, наверное, является самой трудной и ответственной. Это обусловлено тем, что проблема магнитной обработки воды стала привлекать позитивное внимание представителей фундаментальных наук совсем недавно. Очень много времени было потеряно на убеждение представителей фундаментальных наук в том, что здесь что-то есть . Тривиальные расчеты, показывающие ничтожное энергетическое влияние слабых магнитных полей на воду, поставили под сомнение все рассматриваемое научно-техническое направление. От практических эффектов, даже подтвержденных многолетним промышленным опытом, просто отмахивались. Между тем, имеется много примеров, когда абсурдные результаты после серьезного позитивного изучения неожиданно получали строгое научное обоснование, [c.111]

В магнитных полях, сравнимых с локальными магнитными полями СТВ, в том числе в магнитном поле Земли, поляризация ядер в рекомбинации РП происходит более сложным образом. В таких полях возможны взаимные перевороты электронных и ядерных спинов, проекция ядерного спина на направление внешнего поля перестает быть сохраняющейся величиной. Формальное отличие формирования ХПЯ в слабых полях по сравнению с сильными полями сводится к тому, что в слабых полях ХПЯ появляется только как эффект четвертого порядка теории возмущений, в то время как в сильных полях эффект ХПЯ появляется уже во втором порядке теории возмущений. [c.85]

На рпс. 15 приведено не полное схематическое изображение спектра атома натрия. Хорошо известно, что каждая из линий спектра в действительности является дублетом. Знаменитый натриевый дублет 5896 и 5890 А вызван двумя очень близкими переходами, энергии которых равны соответственно 48 630 и 48 700 кал/г-атом. Таким образом, энергия двух возбужденных состояний отличается всего лишь на 70 кал/г-атом. На основании изложенного выше, казалось бы, можно было объяснить эту разницу с помощью теории относительности так, как предлагал Зоммерфельд. Однако объяснение оказалось совершенно другим. Под действием не слишком сильного магнитного поля натриевый дублет расщепляется довольно странным и сложным образом. Исходные линии исчезают, причем одна из них заменяется четырьмя линиями, расположенными симметрично относительно того места, где находилась первоначальная линия. Совершенно аналогично другая линия расщепляется на шесть компонент. Разделение в каждом случае оказывается меньше классического еН/ лтс, найденного для нормального эффекта Зеемана в слабых полях. Ланде [28] удалось подобрать [c.124]

Замечательный новый спектроскопический метод изучения молекул дало открытие ядерного магнитного резонанса (ЯМР). Смысл этого явления заключается в следующем. Если какое-либо вещество содержит атомы, ядра которых имеют магнитный момент (такими атомами являются водород, азот, фтор, фосфор углерод и кислород имеют немагнитные ядра), то в магнитном поле ядра этих атомов стремятся ориентироваться по полю. В результате существования нескольких ориентаций ядерных моментов в магнитном поле уровни энергии атомов расщепляются на так называемые подуровни сверхтонкой структуры. Как известно из атомной теории, если спин частицы (ядра) равен /, то происходит расщепление уровня энергии на 2у4-1 подуровня, соответствующих разным ориентациям магнитиков в пространстве. Если наложить на образец, помещенный в постоянное магнитное поле, некоторое слабое переменное поле, то при определенных условиях резонанса, когда энергия квантов электромагнитного поля точно равна разности энергетических уровней магнитиков, будет наблюдаться поглощение электромагнитной энергии в образце, которое может быть легко измерено. Условие резонансного поглощения hv—Hg l, где к — постоянная Планка, V — частота электромагнитных колебаний, р — магнитный момент ядра, g — постоянная сверхтонкой структуры, Н — магнитное поле. [c.177]

Известно множество процессов, теоретическое обоснование которых было сделано только через несколько десятилетий после того, как они нашли широкое и успешное практическое применение. Накопленных простых эмпирических зависимостей оказывается достаточно для устойчивого получения желаемых результатов. Во многих же случаях отсутствие теории сдерживает практическое применение полученных результатов. К такого рода проблемам относится и проблема изменения свойств водных систем после кратковременного воздействия на них относительно слабых электромагнитных полей. Мы многократно отмечали, что часто в лабораторных условиях достигаемые эффекты отличаются неустойчивостью, остаются неизвестными приемы стабилизации и оптимизации процесса, методы расчета аппаратов для магнитной обработки водных систем. [c.89]

По какому признаку различают слабое и сильное магнитные поля в теории эффекта Зеемана [c.206]

Радиоактивное излучение не однородно, а состоит из трех составных частей разной природы. Яснее всего это сказывается при действии магнитного поля, силовые линии которого перпендикулярны к направлению излучения. В таком поле одна часть излучения вовсе не отклоняется, другие две части отклоняются одна сильно вправо, а другая слабее влево (северный полюс магнита направлен к наблюдателю). Неотклоняемая часть представляет собой электромагнитные лучи, аналогичные рентгеновским, но с меньшей длиной волны. На языке квантовой теории это— поток очень больших фотонов ( 25). Эта часть излучения называется 7-лучами. Отклоняющаяся вправо часть, р-лучи, представляет собой поток очень быстрых электронов, а отклоняющаяся -влево часть — а-лучи — поток гелиевых ядер (двукратно ионизированных атомов гелия Не" , называемых а-частицами. Эти заключения можно было вывести из величин отклонения в электрическом и магнитном полях, которое зависит от скорости, заряда и массы летящих частиц. [c.26]

Способ образования продуктов реакции. В отличие от случая сильных магнитных полей, где Ж1Я создается в результате селекции по ядерным спиновым состояниям, в слабых полях различие знаков поляризации для клеточных и внеклеточных продуктов не является обязательным и зависит от энергии электронного обменного взаимодействия. Как показано в ч. I, это различие должно наблюдаться только при малых /. При / > Л /4 теория предсказывает одинаковые знаки ХПЯ различных продуктов реакции. Проиллюстрируем это двумя экспериментальными примерами. [c.212]

Интерпретация спектрохимических рядов (см. стр. 65) в рамках метода МО дается весьма удовлетворительно. Лиганды, которые имеют возможность образования я-связей за счет переноса электронов с лиганда на центральный атом, т. е. такие лиганды, как N , СО и 1,10-фенантролин, создают большие расщепления (сильные кристаллические поля). Лиганды, которые являются только я-донорами, создают малые расщепления (слабые кристаллические поля). Так, нанример, объясняется положение ОН и I в спектрохимическом ряду. Если сера находится в положительном состоянии окисления, то она может выступать в качестве я-акцептора электронов и при этом находится в правой части ряда, т. е. создает большие расщепления. Если сера имеет отрицательный заряд, как, нанример, RS , то она является прежде всего я-донором и попадает в левую часть спектрохимического ряда. Поскольку в теории МО учитывается большее число переменных, то она является лучшим методом для объяснения не только спектральных, но и магнитных и химических данных. [c.94]

Почему мы начали именно с электрического поля, а не магнитного Сила Лоренца, действующая на заряженную частицу в магнитном поле, перпендикулярна скорости частицы. Функция распределения частиц по скоростям, будучи скаляром, в первом порядке теории возмущений по магнитному полю определяется скалярным произведением скорости иа силу Лоренца, но последнее равно нулю из-за взаимной перпендикулярности этих векторов. Поэтому, имея в виду слабые поля, мы ограничимся эффектами, линейными по полю, и, следовательно, нужно обратиться к случаю электрического поля. [c.46]

Изображения на осциллографе двух таких импульсов, соответствующих ионам, совершившим, например, 2 и 11 оборотов, смещенные один относительно другого, могут быть совмещены и, таким образом, определена разность времени. Хотя продолжительность каждого импульса обычно достигает 5- Ю" сек, она может быть доведена до 10 сек, особенно при условии, что импульсы по желанию разделены или совмещены при этом их относительное усиление также может изменяться. В соответствии с теорией прибора время пролета иона должно быть пропорционально его массе, но вследствие слабого магнитного поля, используемого для увеличения продолжительности времени, энергия иона при массе 100 составляет всего 25 эв, так что даже небольшие рассеянные электрические поля могут вызвать небольшое отклонение от линейности. Отклонения измеряются путем калибровки прибора по двум пикам, расстояние между которыми известно. Эти сведения используют для уточнения цифр, полученных для разностей импульсов известной и неизвестной масс, которые вместе образуют слишком близкий дублет. Аналогичная калибровка дисперсии по массам, проведенная Ниром и сотрудниками, описана ниже. Для достижения возможно большей точности могут быть использованы три стандартные массы [1693], обеспечивающие получение поправочной величины высшего порядка. [c.50]

Вольшинство теорий ширины резонансной линии и ее формы, в том числе и те, которые рассмотрены в этой главе, справедливо только тогда, когда ширина линии в гауссах мала по сравнению с величиной приложенного магнитного поля. Модификация первоначальной теории Блоха [156] для случая, при котором это условие не выполняется, сделана в [157], а экспериментальные результаты для ДФПГ в слабых магнитных полях и при низкой частоте (/о < 15 Мгц), подтверждающие справедливость модифицированной теории, получены в [158, 159]. В твердом ДФПГ сужение линии в слабом поле было объяснено эффектом /з [160] (см. выше) остаточная ширина в 2,1 гс в нулевом поле была приписана действию анизотропного диамагнетизма бензольных колец [161] (см. также [162]). В [163] сообщается о наблюдении эффекта /з в двух солях меди. [c.472]

Теория ФЭМ-эффекта довольно проста для слабых магнитных полей, когда ФЭМ-напряжение изменяется линейно с магнитным полем. Одновременные измерения ФЭМ-эффекта и фотопроводимости для строго определенного потока фотонов дают значения времени жизни Тфэм и Тфп, которые, согласно теории Циттера, можно записать в виде следующих выражений [c.313]

Сравнив результаты, полученные для интегральной и мультиплетной поляризации, видим, что для короткоживущих РП масштаб интегрального эффекта ХПЯ в слабых полях может быть значительно меньше масштаба мультиплетного эффекта они появляются в разных порядках теории возмущений. Интегральная поляризация более чувствительна к обменному взаимодействию, чем мультиплетная. Поэтому с точки зрения получения информации об обменном взаимодействии радикалов особенно большое значение имеет исследование интегрального эффекта ХПЯ в слабых магнитных полях. [c.131]

Хотя мы уже рассматривали общую теорию СТВ-механизма влияния магнитного поля на рекомбинацию РП в первой главе, для удобства дальнейшего обсуждения приведем в табл. 11.2 результаты оценок магнитных эффектов на процесс синглет-трип-летной эволюции в модельной РП с двумя магнитными ядрами со спином /=1/2 [58]. Табл. 11.2 показывает, что для случая синглетного состояния исходной пары вероятность ее рекомбинации в слабых магнитных полях уменьшается (по сравнению с высоким полем) прп любой выбранной модели усреднения величины Рв- При этом, как и следовало ожидать, при малых временах Рз = 3 Рз (в полном соответствии с общим числом работающих каналов 5—Т -конверсии все три канала в слабом поле, один канал 5—То в сильном). Уменьшение величины Рв в слабых полях означает уменьшение вероятности образования продуктов внутриклеточной рекомбинации радикалов. С другой стороны, в слабых магнитных полях возрастает вероятность синглет-триплетных переходов, что приводит к увеличению вероятности образования продуктов рекомбинацин радикалов в растворе. Таким образом, рассмотренная модель предсказывает увеличение отношения продуктов рекомбинации радикалов в клетке и в объеме, что согласуется с экспериментом. [c.157]

Прежде всего следует отметить, что бывают случаи, когда ХПЯ в сильных полях, в принципе, не может наблюдаться и возможна ее регистрация только в слабых магнитных полях. Нетрудно видеть, что последнее может реализоваться в следующих ситуациях 1) промежуточные РП содержат одинаковые радикалы с Ag=0, и линии в спектре ЯМР продуктов реакции не содержат тонкой структуры 2) обменный интеграл в РП заметно превышает константы СТВ 3) в реакции образуется только один продукт (клеточный или внеклеточный). Во всех этих ситуациях 5—Го-пе-реходы в РП ие могут привести к ядерной поляризации в первом случае МЭ не наблюдается, а интегральный эффект равен нулю во втором случае S—Го-конверсии просто не происходит и, наконец, в последнем случае отсутствуют условия селекции по ядерным спиновым состояниям, необходимые для создания поляризации в 5—Го-приближении. С другой стороны, как следует из рассмотренной ранее теории ХПЯ, во всех перечисленных ситуациях для наблюдения ХПЯ в слабых магнитных полях пет принципиальных запретов (из-за существешюй роли процессов 5 —--конверсии). Таким образом, используя метод ХПЯ, необходимо помнить, что при отсутствии эффектов ХПЯ в сильных полях следует искать поляризацию в широком интервале магнитных полей (включая слабые поля). [c.258]

Исследование эффектов ХПЯ в слабых магнитных полях широко использовалось Гаретом с сотр. [297—301] для изучения механизма реакции с участием HOfi-радикалов. Именно эти работы в значительной степеин стимулировали развитие теории ХПЯ в слабых магнитных полях. В реакции ароматических ион-радикалов с водой и спиртами [297] эффекты ХПЯ (эмиссия) продуктов реакции дигидроароматических углеводородов удается наблюдать только при ее проведении в магнитных полях напряженностью --60Э (ни в сильных 110ЛЯХ, ни в земных магнитных полях поляризация не обнаружена). В литературе обсуждалось два альтернативных механизма этих реакций [207] [c.258]

Пожалуй, более смущающим обстоятельством является то, что квантование зависит от полярной оси, которая выбирается, конечно, произвольно. Таким образом, в процессе квантования имеется некоторый элемент произвольности. Однако эта произвольность является выражениеда того, что невозможно провести различие между направлениями в пространстве, если их не поставить в связь с некоторыми физическими условиями. В некоторых случаях для выбора определенной полярной оси имеются физические основания. Предположим, например, что вращающееся тело электрически заряжено. Тогда оно должно взаимодействовать с магнитным полем. Магнитное поле по классической теории должно заставлять вектор момента количества движения прецессировать около оси в направлении поля, т. е. вращаться вокруг этой оси с постоянным наклоном, образуя конус и оставляя компоненту люмента количества движения в направлении поля постоянной. Очевидно, что в таком случае полярная ось должна быть выбрана так, чтобы она совпадала с направлением поля, поскольку Рф должна быть компонентой, остающейся постоянной. Даже очень слабое магнитное поле, действие котЪрого на энергию системы практически исчезающе мало, должно согласно классической теории вызывать прецессию, которая неизбежно заставляет вектор занимать все положения в конусе. Тогда ру и Рф будут единственными двумя независимыми динамическими величинами, остающимися постоянными, и поэтому только они могут квантоваться (другие величины по меньшей мере не могут квантоваться независимо). Если магнитное поле равно нулю, то можно полярную ось выбирать произвольно. Но волновые функции для одной последовательности осей могут быть выражены в форме волновых функций и для другой последовательности. Если существует определенное квантовое состояние, для которого проекция момента количества движения на полярную ось имеет данное значение при одном выборе осей, то это предполагает, что существует определенная вероятность для нее иметь любое другое значение, будучи взятой вдоль какой-либо другой полярной оси. [c.59]

В разд. 8.6 мы уже говорили, что вещества, содержащие неспаренные электроны, обнаруживают парамагнетизм, т.е. способность втягиваться в магнитное поле. Величина парамагнетизма обусловлена числом неспаренных электронов. Вещества, не содержащие неспаренных электронов, диамагнитны они слабо выталкиваются магнитным полем. Таким образом, один из способов установления числа неспаренных электронов в веществе заключается в измерении воздействия магнитного поля на образец данного вещества при помощи способа, схематически показанного на рис. 23.15. Массу исследуемого вещества измеряют сначала в отсутствие магнитного поля, а затем в магнитном поле. Если образец имеет большую кажущуюся массу в присутствии магнитного поля, это означает, что данное вещество втягивается магнитным полем и, следовательно, является парамагнитным. Если же образец имеет меньшую кажущуюся массу в присутствии магнитного поля, это означает, что вещество выталкивается магнитным полем и, следовательно, является диамагнитным. При изучении комплексов переходных металлов представляет интерес выяснение зависимости между числом неспаренных электронов, связанных с конкретным ионом металла, и природой окружающих лигандов. Например, важно понять, почему комплекс Со(Т Нз) не содержит неспаренных апектронов, а комплекс СоРв содержит четыре неспаренных электрона, хотя оба комплекса включают кобальт(1П). Всякая теория, претендующая на правильное описание химической связи, должна давать удовлетворительное объяснение этому наблюдению. [c.387]

Теория кристаллического поля позволила объяснить магнитные свойства соединений /-элементов, т. е. наличие или отсутствие неспаренных электронов у центральных атомов. Действительно, из распределения электронов по d. - и -подуровням атомов 3 /-элементов в слабом октаэдрическом поле лигандов (см. рис. 11.2) можно сделать следуюищй вывод (е, — пара электронов, —неспаренный электрон) [c.193]

Смирнов А. Г., Теория некоторых. магнитогидрадинамиче-ских явлений овобадной тепловой ламинарной конвенции электропроводящей жидкости в вертикальной трубе в слабо М магнитном поле, Журнал техн. физики, т. 29, вып. 10, 1959. [c.665]

Получеиное выражение для интеграла столкновений непросто использовать, ибо неизвестен явный вид координат и импульсов частиц как функций времени, поскольку затруднительно в общем случае решение уравнений (61.2). Однако можно заметить, что для заряженных частиц ионизованного газа в большой области расстояний взаимодействие пары чаотиц япляется относительно слабым. Поэтому такое изаимодсйствие можно рассматривать с помощью теории возмущений. Заметим, что влияние на столкно-пенпя частиц с малыми прицельными параметрами (например, близкими к Гп1 п — е /хТ или Й/тогт) может оказать лишь чрезвычайно сильное поле. Действительно, гироскопический радиус электрона сравнивается с е /хТ , если напряженность магнитного поля оказывается порядка В—т,с [%Т е ] —ЮТ " , где температур выражена в градусах. Не полагая поле столь сильным, будем считать, что на столкновения с малыми прицельными параметрами магнитное поле не влияет. Поэтому очевидно, что в таких условиях можно говорить о применимости интеграла столкновений Ландау для области прицельных параметров от и до значений (по порядку величины), соответствующих гироскопическому радиусу вращения частиц. [c.279]

Аналогия тонкой линзы в световой оптике и короткой линзы в электронной магнитной оптике этим не ограничивается короткая линза, так же как и тонкая, существует лишь в теории. Реально в магнитной электронной оптике существует так называемая средняя линза. Она характеризуется тем, что либр объект, либо его изображение находятся в поле линзы. На рис. 20.6 схематически показаны две Конструкции электрономагнитных линз слабая, или длиннофокусная линза, и сильная, или короткофокусная линза. Электромагнитная линза представляет собой соленоид, заключенный в железный панцырь, имеющий так называемый воздушный зазор внутри соленоида, где и создается сильное магнитное поле определенной конфигурации (рис. 20.6, а). Такую конструкцию имеет также промежуточная линза 5, входящая в проекционную систему микроскопа (см. рис. [c.440]

Как уже отмечалось, отклонения от изложенной выше теории эффекта Зеемана в слабых полях, появляющиеся, когда магнитное поле достаточно велико, чтобы вызвать расщепление, сравнимое с расстояниями между уровнями данного терма, называются эффектом Пашена—Бака. Его теория для одноэлектронных спектров была уже изложена в разделе 10 гл. V. Сейчас мы можем рассмотреть этот эффект в общем случае. [c.373]

Третий механизм, который кюжно было бы привлечь для объяснения всех известных экспериментальных данных, предполагает, что релаксация определяется спин-вращательным взаимодействием. Когда радикал вращается, электроны не следуют в точности за движением тяжелых частиц радикала, а стремятся проскочить быстрее. Такая нескомпенсированность вращающихся зарядов приводит к возникновению магнитного поля, которое действует на неспаренньтй электрон. В газовой фазе при столкновениях дюлекулы изменяется как направление, так и величина момента количества движения частицы в целом и электрон чувствует результирующий магнитный момент. Это и является причиной процесса релаксации. В слабо взаимодействующих растворителях возможно зарождающееся вращательное движение. При этом, как показали Эткинс и Кивельсон (43], можно ожидать, что ширина линий зависит от вязкости раствора. Данная теория была привлечена для объяснения спектра растворов ацетоацетата ванадила в органических растворителях (44, 45], в которых была обнаружена такая же зависимость ширины линий от вязкости растворителя. При этом сразу объясняется отличие между радикалами ЗО и СЮг отрицательный заряд на ЗО настолько сильно подавляет вращение, что оно не может влиять на релаксацию (42]. [c.164]

И Y. которые в свою очередь определяются строением молекулы. В гл. 14 описана также классическая механическая модель, для которой могут быть вычислены значения параметров р и у. Оптическое вращение этой классической модели обладает некоторыми существенными характеристиками, действительно наблюдающимися в случае оптически активных молекул. Так, например, эта модель объясняет зависимость оптической активности от длины волны света, используемого для измерений. Она объясняет также то, что электронные движения, ассоциированные со слабыми полосами поглощения, могут вносить существенные вклады в оптическое вращение. С другой стороны, поскольку, как известно, классическая механика непригодна для описания молекул, едва ли можно всерьез принимать эту модель как основу для детальной теории зависимости между строением молекулы и оптической вращательной способностью. Такая теория должна быть, конечно, основана на квантово-механических выражениях для параметров р и у-Используя методику, аналогичную приведенной выще в этой главе при выводе выражения для поляризуемости а, можно вывести выражения, аналогичные (Е-1). Сперва определяется возмущение волновой функции магнитным полем. Затем возмущенная волновая функция используется для нахождения электрического момента молекулы. Результирующее выражение содержит член, пропорциональный скорости изменения магнитного поля и коэффициент при этом члене может быть приравнен отношению —р/с) в уравнении (Е-1а). Ана/ Огичные вычисления магнитного момента, обусловленного волновой функцией, возмущенной электрическим полем, дают член, зависящий от скорости изменения электрического поля коэффициент при этом члене может быть приравнен у/с в уравнении (Е-16). [c.534]

Одноэлектронное приближение (напомним, что мы пока не учитываем взаимодействие между электронами) идейно очень просто и позволяет в принципе выяснить структуру электронного энергетического спектра и характер квантовых состояний электронов. Основным результатом этого рассмотрения, несомненно, является введение квазиимпульса. Однако непосредственный расчет закона дисперсии и волновых функций связан с большими вычислительными трудностями, которые удается преодолеть лишь при весьма специальных предположениях (сильная связь, почти свободные электроны и т. п.). Выяснение квантовых состояний электронов в решетке и их энергетического спектра, по сути дела, является не завершением электронной теории металлов, а только ее началом — обоснованием. При решении конкретных задач теории металлов оказывается необходимым проанализировать движение электрона во внешних по отношению к кристаллу полях, в частности во внешнем магнитном поле. Точное решение уравнения Шредингера в этом случае уже не только невозмолаю практически, но в большинстве случаев не удается даже описать квантовое состояние электрона, на который кроме периодической силы со стороны ионов решетки действует и внешняя апериодическая сила. Возможность продвижения в исследовании свойств электронов проводимости Основана на том уже упоминавшемся нами обстоятельстве, что внешние поля по своей сути всегда слабы и плавны и допускают квазиклассический подход. [c.14]

Если плотность частиц внутри каспа конечна, то анализ движения отдельной частицы не дает полного представления о поведении ллазмы. Более того, для малых плотностей коллективные эффекты делают плазму неустойчивой внутрь, так что частицы, которые являются адиабатически захваченными по одночастичрой теории, движутся внутрь области слабого поля — области неадиабатических потерь частиц. Для больших плотностей плазма вытесняет магнитное поле из центральной области и фактические потери частиц определяются эффектами экранировки. Анализ коллективных эффектов не является целью этой книги. Описание этого явления дано в книге [2]. [c.247]

Справочник химика 21

Химия и химическая технология