Релятивистская поправка

Этот важный тезис требует дополнительного разъяснения, для которого мы воспользуемся примером из совсем другой области. Как известно, в механике малых скоростей можно пренебрегать релятивистскими поправками. Ими уже нельзя пренебрегать при скоростях, сопоставимых со скоростью света. [c.14]

Чисто спиновое значение -фактора для свободного электрона (5 = 72. L 0, /= /2) по формуле (111.8) получается равным о=2, а приведенное выше более точное значение 2,00232 содержит релятивистскую поправку. Для неспаренного электрона во многих свободных радикалах -фактор также близок к этому значению и может отличаться от него только во втором или даже третьем знаке после запятой, но вообще, например, у соединений переходных металлов и других парамагнитных систем значения -фактора меняются довольно в широких пределах (до нескольких единиц). [c.57]

Для ускорения электронов используют электрические поля. В зависимости от разности потенциалов длина волны (нм) без учета релятивистской поправки определяется по уравнению [c.102]

Используя классическое выражение для Т, из (6.16) можно рассчитать и среднюю скорость электрона в состоянии li. Она имеет порядок Ю м/с, что составляет 1% скорости света. Для атома с зарядом Z она будет в Z раз больше. Поэтому для тяжелых атомов скорость электрона становится сравнимой со скоростью света, и учет этого явления (релятивистская поправка) становится необходимым. [c.28]

Из формулы (14.1) видно что полная релятивистская поправка [c.55]

Релятивистские поправки к движению электрона в электромагнитном поле [c.291]

Wi, W2, 1 3 — релятивистские поправки к оператору Гамильтона [c.309]

В случае чисто орбитального магнетизма (5 = 0) = 1, для чисто спинового магнетизма Ь = 0) == 2 или, с релятивистской поправкой, = 2,0023. Эта величина и есть -фактор свободного электрона. [c.20]

В таких уравнениях обычно пренебрегают спин-орбитальным, спин-спиновым взаимодействием частиц и релятивистскими поправками. [c.65]

Для свободного электрона = 2 (или более точно, с учетом релятивистской поправки, ё = 2,0023). В радикалах благодаря анизотропии электронной оболочки кроме собственного снипа электрона имеется примесь углового орбитального момента электрона. Поэтому наряду с чисто спиновым магнетизмом появляется примесь орбитального магнетизма и -фактор радикалов отличается от двух и обычно лежит в интервале 1,9—2,2 у парамагнитных ионов металлов эти отклонения еще больше. [c.11]

Закон сохранения количества движения, если пренебречь релятивистскими поправками (рис. 6.3), имеет вид [c.168]

Если электроны ускорены напряжением, не превышающим 60 кВ, то релятивистской поправкой можно пренебречь, и К= = 12,26/ /i/. [c.294]

Рассчитать длину волны электронов (без учета и с учетом релятивистской поправки) при ускоряющем напряжении 50 кВ (75 и 100 кВ). [c.313]

Длина волны электронов и релятивистские поправки при разном ускоряющем напряжении [c.625]

Неточность этой формулы (для тех 2, когда по данным работы [10] релятивистские поправки меньше < 0,01) проиллюстрирована в табл. 2. [c.20]

Нз эти поправки малы, но для молекул из более тяжелых атомов релятивистские поправки могут достигать довольно больших значений [45, 46]. [c.47]

Основную релятивистскую поправку к энергии Лондона дает член в котором коэффициент определяется слагаемым Ньь и, так н е как и Св (см. формулу (2.37)), выражается через силы осцилляторов и частоты переходов [c.48]

В обоих случаях сечение ионизации атома принималось равным сумме вероятностей отрыва его валентных электронов. Средние радиусы орбиты Манн определял расчетным путем с использованием волновых функций типа Хартри — Фока в работе [59, с. 814] была введена релятивистская поправка, которая существенно изменила значения < > по сравнению с расчетами, проведенными без ее точного учета [74]. Значения I использованы экспериментальные или полученные в расчете, константу А определяли из условия а А = = 2,83 см . Лин и Стаффорд [75] использовали те же значения I, что и Манн. Полученные сечения не нормированы. [c.31]

Меняя напряжение, оказывается возможным менять длину волны и, соответственно, разрешающую способность микроскопов. Если применяются достаточно большие напряжения, необходимо учитывать релятивистские поправки. Таким образом, длины волн лежат в пределах 0,001<А,-<0,10 нм [148]. Различные модификации электронных микроскопов позволяют разрешать детали объектов до 0,1 нм. Прн изучении размеров частиц в дисперсионных средах такое высокое разрешение не требуется, поэтому используются обычно небольшие напряжения. Исследование малых частиц позволяет получить информацию об их внешней форме и структуре. Изображение фотографируется и по нему определяется угол рассеяния электронов 0, связанный с размером чистицы г простым соотношением д = к г. [c.102]

Колос и Вольниевич провели очень точные расчеты молекулы На как с использованием адиабатического приближения, так и без него. Они применили волновую функцию такого типа, как описано в разд. 10.5. В рамках адиабатического приближения разложение волновой функции включало 80 членов. Без его использования разложение содержало 147 членов. В расчете учитывались релятивистские поправки. Вычислительная точность их результатов оказалась выше, чем точность экспериментальных результатов. [c.411]

Первые два слагаемых в (64,9а) соответствуют нереляти-ви схскому оператору Гамильтона. Три последних слагаемых учитывают релятивистские поправки порядка В этом легко убедиться, если учесть, что [c.296]

Итак, релятивистскую поправку к оператору Гамильтоца нерелятивистского движения частицы со спином /2 можно записать в виде [c.296]

Взаимодействие пиона с ядром в атоме может рассматриваться как экстраполящ1я упругого рассеяния под порог. Предположим, что атомный радиус велик по сравнению с радиусом ядра. Вблизи ядра волновая функция пиона практически совпадает с волновой функцией свободного рассеяния в отсутствие кулоновских взаимодействий. Эта ситуация реализуется, пока для заданного I сильные взаимодействия дают малый сдвиг энергии. Поэтому существует приближенная, не зависящая от модели связь для малых Za между сдвигом атомного состояния за счет сильного взаимодействия дЕп и низкоэнергетической амплитудой пион-ядерного рассеяния в соответствующей парциальной волне. Это соответствует обычной теории эффективного радиуса, обобщенной на случай включения эффектов кулоновского поля. Мы сейчас выведем эту связь в пренебрежении релятивистскими поправками и поправками иа конечный размер ядра [5]. [c.211]

Здесь ей те — заряд и масса электрона, с — скорость света, к — постоянная Планка и р — магнетон Бора кеЦлгПес). Константа зависит от относительных вкладов спинового и орбитального движения электрона в его полный момент количества движения оба движения создают магнитные моменты и резуль-тируюш ий момент определяется их векторной суммой. Для свободного спина -фактор равен 2,0023 (отклонение от 2,0000 обусловлено релятивистской поправкой). [c.202]

Если в методе Хартри — Фока использовать уравнение (42), т. е. ЛКАО-нриближение, то получится ЛКАО-ССП-метод Рутана. Он весьма успешно применяется в приложении к атомам и двухатомным молекулам. Обычно используют орбитали Слэтера, построенные для каждого атома в молекуле. Таким путем удается получать значения энергий Хартри — Фока с точностью до нескольких шал моль, но дальнейшее уточнение ограничено возможностями современных вычислительных машин. В подобных вычислениях были даже учтены релятивистские поправки. [c.22]

Предсказываемые значения хартри-фоковских энергий в табл. 7а определялись на основе результатов, д1етода II по формуле Е-у Ф (мол) ЕхФ (ат) + De — А-Екорр (метод II) при этом предполагалось, что релятивистской поправкой 1 1 релят можно пренебречь. Как видно из табл. 7а, получалось очень хорошее согласие с рассчитанными хартри-фоковскими молекулярными энергиями, причем предсказываемое нами значение лежит всегда ниже вычисленного, как это и должно быть. [c.101]