Бора магнетон теория

В совокупности таких свободных радикалов в отсутствие внешнего поля магнитные моменты вращающихся электронов ориентированы хаотично и все электроны находятся в состоянии с равной энергией. Когда накладывается магнитное поле, магнитные моменты стремятся ориентироваться относительно поля. Б соответствии с квантовой теорией они принимают одну из двух ориентаций, причем промежуточные направления невозможны, так как разрешенный спиновый момент количества движения вдоль магнитного поля ограничен по квантовым законам двумя дискретными величинами 12 Ь,12п) и —1/2(/г/2л). Соответственно составляющая магнитного момента в направлении поля должна быть ограничена двумя значениями, которые можно обозначить -Ьм- и Оказывается (см. далее), что л приблизительно равно магнетону Бора. Энергия ориентации в ноле напряженностью Н для двух разрешенных ориентаций будет по классической электромагнитной теории равна —(х/7 и Следовательно, электроны делятся на две группы, энергии которых различаются на 2[хЯ (рис. 42). В нижнем энергетическом состоянии находится несколько больше электронов, чем в верхнем, поскольку электроны различными путями обмениваются энергией с окружающей средой и таким образом поддерживают равновесное энергетическое распределение. По закону Максвелла — Больцмана отношение числа [c.200]

Теперь следует рассмотреть величину разрешенного магнитного момента [г электрона, который (как было отмечено выше) приблизительно равен магнетону Бора р. Согласно электромагнитной теории, основное соотношение между д. и разрешенным моментом количества движения р имеет вид [c.202]

Поскольку для первой половины переходного периода X положительно, у ионов с конфигурациями до моменты понижены по сравнению с чисто спиновыми значениями. Поскольку типичное значение Д равно 20 ООО см , моменты, нанример, спин-свободных комплексов Сг(П1) и Сг (II) должны составлять соответственно около 3,81 и 4,68 магнетона Бора. Для ионов с конфигурациями от до X отрицательно, и теория предсказывает значения моментов, повышенных по сравнению с чисто спиновыми величинами. Например, К1 (с ) и Си (с ) должны иметь моменты, равные соответственно 3,06 и 1,88 магнетона Бора. Поскольку в этих случаях эффект гораздо больше, его легче обнаружить, чем в первой половине периода, где часто все отклонение едва превышает возможные ошибки опыта. Именно вследствие этого эффекта нри рассмотрении парамагнетизма иона были приняты значения [г=1,1 магнетона Бора и g=2,2. Эти величины удовлетворяют уравнению (3). [c.395]

B трудах no теории электромагнетизма используется в основном система МКС, тогда как в литературе по технике ЭПР главным образом система СГС. В главе 1, а также в большой части глав 4 и 13 мы использовали систему МКС, поскольку там речь идет о теории электромагнетизма. Можно было бы всю книгу написать в системе МКС, однако при этом пришлось бы заметно изменить вид многих привычных формул. Поэтому наряду с МКС используется и система СГС. По нашему мнению, из такого совмещения не должно возникнуть серьезной путаницы. Некоторые основные единицы переводятся из одной системы в другую простым умножением на некоторую степень десяти (например, вб/м гс дж -<-> эрг м см кг -<-> г дж -м 1в (единица измерения боров-ского магнетона) -м- эрг/гс). [c.11]

Для объяснения аномалии в величине самой сверхтонкой структуры приходится предположить, что магнитный момент электрона не равен магнетону Бора как это требует теория Дирака, и несколько больше этой величины 2). [c.409]

Наличие у электрона спинового момента было доказано опытом Штерна и Герлаха, в котором пучок атомов с неспаренными 5-электронами (Н, Ма, Ag) пропускали сквозь сильное неоднородное магнитное поле М (рис. 3.1). При этом атомы отклонялись магнитным полем по-разному в зависимости от того, был ли спин параллелен или антипараллелен магнитному полю, а величина самих магнитных моментов составляла в соответствии с теорией /5(5 -г 1) = 1 3/2 магнетона Бора ( в). [c.44]

Большинство магнитных свойств твердых тел определяется электронами, каждый из которых является микроскопическим магнитиком. Величина его магнитного момента носит название магнетона Бора и как правило обозначается буквой д. Магнетон Бора измерен и равен приблизительно 0,93 10 ° эрг/Гс. В физике магнитных явлений твердых тел магнитный момент электрона, как и его заряд е в теории электропроводности, есть феноменологическое понятие. [c.227]

Таким образом, в рамках теории кристаллического поля можно во многих случаях объяснить магнитные свойства комплексных соединений, что и было одним из наиболее ранних применений этой теории. Магнитный момент атома непосредственно связан с числом его неспа-ренных электронов. Существует приближенная формула (л = = У л(л + 2), где х — магнитный момент в магнетонах Бора, п — число неспаренных электронов. Это соотношение хорошо выполняется для большинства металлов первого периода, но хуже для более тяжелых металлов второго и третьего периодов. [c.116]

Теория валентных связей позволяет объяснить магнитные свойства веществ. Каждый электрон, как и любой движущийся электрический заряд, обладает определенным магнитным моментом. Если электроны спарены, их магнитные моменты взаимно компенсируются и вещество является диамагнитным, т. е. не обладает магнитными свойствами. Если, наоборот, в состав молекул входят неспаренные электроны, то вещество имеет магнитные свойства, т. е. оно является парамагнитным. Магнитный момент вещества, выраженный в магнетонах Бора , можно рассчитать теоретически по формуле [c.97]

Не меньшие затруднения возникают при попытках объяснить экспериментальные данные о магнитных моментах атомов. Для многих атомов они не являются целыми кратными от магнетона Бора (см. 6). Однако простое обобщение теории Бора на атомы с несколькими электронами требует, чтобы их магнитные моменты были также целыми кратными от магнетона Бора. [c.58]

Согласно старой квантовой теории, между магнитным орбитальным моментом, магнитным спиновым моментом электрона и единицей магнитного момента — магнетоном всегда имеется простое кратное отношение, заданное соответствующим квантовым числом. В новейшей квантовой теории, где отпали представления об электронных орбитах в том смысле, как они имелись в модели Бора, квантовые числа имеют другое значение, не столь наглядное, как в боровской атомной модели. В результате этого квантовые числа не участвуют непосредственно как факторы пропорциональности в уравнениях для механического и магнитного момента эту роль выполняют определенные функции квантовых чисел. Вместо побочного квантового числа / старой теорий [c.410]

Парамагнетизм, температурная зависимость которого подчиняется закону Кюри, равен 2,83 магнетона Бора в согласии с теорией (стр. 411). Молекула кислорода, следовательно, может при возмущении основного состояния легко реагировать как бирадикал. [c.416]

Если бы все неспаренные внутри ионов электроны имели параллельно направленные спины, то магнитный момент Fe INi Fe должен был бы определяться двенадцатью электронами (5 + 2 -Ь 5) и быть не меньше 12 магнетонов Бора. Однако на самом деле магнитный момент этого соединения равен всего 2,2 гв По теории Вейса это значит, что ионыРе в подрешетках А и В имеют антипараллель-ные спины, компенсирующие друг друга, а магнитный момент феррита определяется в основном нескомпенсированным моментом двух d-электронов в ионах Ni , находящихся в подрешетке В. Подобные соображения подтверждаются измерениями магнитных моментов других ферритов. Например, магнитный момент феррита Fe lFe Fe IO4 4,03 — 4,2iJ.B (определяется четырьмя неспаренными -электронами ионов Fe ). Магнитный момент марганцевого феррита Fe [Mn Fe jOi близок к 5[1в (определяется пятью неспаренными /-электронами иона Мп ) и т. д. При добавлении цинкового феррита до 50% к никелевому намагниченность насыщения возрастает и становится больше, чем у индивидуального никелевого феррита, а затем начинает уменьшаться. Это находит себе объяснение в современных теориях ферромагнетизма, которые здесь не рассматриваются. [c.351]

Комплексы элементов второго и третьего переходных периодов в тех случаях, когда имеются четыре, пять или шесть -электронов, по-видимому, всегда относятся к типу спин-спаренных. Большие константы спин-орбитального взаимодействия, наблюдаемые для этих ионов, вызывают два эффекта в магнитном поведении, заслуживающие рассмотрения. Во-первых, по крайней мере для комплексов с шестью эквивалентными лигандами роль полей пониженной симметрии должна быть меньше, чем в случае элементов первого переходного периода, и, следовательно, кривые, приведенные на рис. 81, являются лучшим приближением. Во-вторых, спин-орбитальное взаимодействие, очевидно, должно быть при комнатной температуре заметно больше кТ, и, следовательно, интерес представляют малые значения Х1кТ. Именно но этой причине мы приводим также графики 81,6, 81, г и 81, е. Низкие значения Г обусловливают наблюдаемые моменты этих ионов, которые часто оказываются сильно отличающимися от чисто спиновых значений. Так, нанример, моменты конфигурации в случае Ки (IV) и Ой (IV) составляют соответственно 1,4 и 2,8 магнетона Бора (в соединениях типа (NN4)2 [МС1]), а отклонения от закона Кюри для зависимости моментов от температуры также согласуются с теорией, если принять для К значения около 800 и 3200 см [40]. На этих примерах можно проиллюстрировать значение вклада, вносимого температурно независимым парамагнетизмом. Соединение осмия имеет молярную восприимчивость около 800-10 эл.-стат. ед. и относится к типу, полностью обусловленному температурно независимым парамагнетизмом, в случае же соединения рутения наблюдается значение 3300-10" эл.-стат. ед., в значительной мере связанное с тем-пературно независимым парамагнетизмом. [c.399]

Спиновый момент количества движения электрона равен УЗЛ/2. Спиновый магнитный момент равен УЗцв. а не УЗ/2 магнетона Бора, как следует из уравнения (3.18). Этот факт учитывается, когда говорят, что необходимо ввести фактор 2 (называемый -фактором для спина). Такой -фактор 2 для спина электрона необходимо ввести в соответствии с теорией относительности. [c.79]

Ион хрома Сг"" имеет четыре непарных 3 f-электрона, кот рым, согласно теории, соответствует эффективный мом в 4,90 магнетона Бора как для иона, так и для ионосвязанн] комплексов. В хлористом хроме момент, полученный из опыта данных, действительно равен пяти. Образование октаэдрическ [c.158]

Как в релятивистской квантовой механике, так и в квантовой электродинамике невозможно обойтись без целого набора феноменологических понятий и величин. Все величины, позволившие вычислить магнетон Бора, являются таковыми. И, как мне представляется, пока нет оснований ожидать, что скоро будет создана глубокая и всеобъемлюш,ая теория, которая позволит понять природу мировых постоянных — е, т, с, Й. и еще некоторых величин (например, гравитационной постоянной (7, входящей в закон всемирного тяготения и равной приблизительно 6,67 10 см /г с ). В настоящее время ни одна физическая теория не обходится без феноменологических понятий и величин. [c.228]

Паули (1925) и Гаудсмит и Уленбек (1925) предположили, что электрон, движущийся по своей орбите, одновременно вращаетоя вокруг своей оси. Далее они постулировали, что вклад спина в полный момент системы квантован с разрешенными значениями (й/2я), где 5 —спиновое квантовое число — может быть равно 1/2. Иначе говоря, спин электрона может быть ориентирован только в двух направлениях и с ним связан магнитный момент, [18 = 2в ек14лтп1с) = 2s J,в. Более поздняя теория дала выражение [5 (5 4- 1)] /2 к/2л, а для соответствующего магнитного момента спина-выражение 2 [5 ( + = У"3 магнетонов Бора. [c.35]

Как это ясно представляли Кауц-ман и Эйринг [10] уже двадцать лет назад, в подобного рода случаях лучше всего пользоваться одноэлектронной теорией. В первом приближении переход запрещен для электрического дипольного излучения, так что ц1 для перехода в этом приближении равен нулю, хотя Пт имеет порядок магнетона Бора. Здесь принято для верхнего индекса 1( 1, так как рассматриваемый переход является первым со стороны длинноволновой области спектра. Весьма важно рассмотреть теперь, каким образом компонента il может быть индуцирована в направлении ц1п- Ее можно ввести в квантовомеханические формулы, если придать орбитали возбужденного состояния, которая в выбранной системе координат образуется линейной комбинацией атомных 2/)д -орбитэлеп атомов углерода и кислорода, некоторые черты еще более высоких орбиталей (например, 3 2-орбиталей) под действием диссимметрично расположенных соседних атомов. Следовательно, образовавшаяся таким путем молекулярная орбиталь возбужденного состояния не будет ни симметричной, ни антисимметричной по отношению к плоскостям симметрии карбонильной группы, и, значит, произведение ИеР-, не будет более равно нулю. [c.51]

Так как в результате вращения заряженной частицы возникает магнитный момент, то ядра с отличным от нуля вращательным моментом (/ 0) обладают также и магнитным моментом. Согласно теории Дирака, магнитный момент электрона (заряд е, масса Ме) равен ек АлМеС = = 0,927-10 эрг1гаусс = 1 магнетону Бора, что хорошо согласуется с экспериментальными результатами. Поэтому можно было бы ожидать, согласно аналогичному расчету, что магнитный момент протона (заряд е, масса Мр= 1836 Ме) должен равняться 1/1836 магнетона Бора. Однако в действительности магнитный момент протона оказывается в 2,79 раза больше. Несмотря на это, величина 1/1836 магнетона Бора ( 5,05-10 эрг гаусс) принята за единицу ядерных магнитных моментов и называется ядерным магнетоном. [c.43]

Нужно заметить, что, хотя ферримагнетизм магнетита хорошо описывается теорией Нееля, экспериментально полученное при Т= 4,2 К. значение выраженное в магнетонах Бора, приходящихся на формульную единицу вещества (FejO ), и равное 4,1цц, отличается от предсказываемой теорией величины 4,0 Этот факт, вероятно, объяс- [c.37]

Справочник химика 21

Химия и химическая технология