Фактор расщепления фактор Ланде

Именно орбитальный вклад в магнитный момент частицы меняет условия резонанса, что проявляется в значении -фактора (Ланде), и это первая характеристика спектра ЭПР. Второй важнейшей чертой, содержащей большую информацию, является сверхтонкая структура спектра, обусловленная электрон-ядерным спин-спиновым взаимодействием. В спектрах ЭПР анизотропных образцов, содержащих парамагнитные центры с 5 1, может наблюдаться также тонкая структура, связанная с расщеплением спиновых уровней энергии в нулевом поле, т. е. без наложения внешнего магнитного поля. Определенную информацию несет ширина сигналов ЭПР. Сам факт наблюдения спектра говорит прежде всего о том, что хотя бы какая-то часть образца содержит парамагнитные частицы или центры, т. е. имеет неспаренные электроны. [c.55]

В качестве параметра, определяющего положение линии резонансного поглощения в спектре ЭПР, можно рассматривать так называемый спектроскопический фактор расщепления Ланде или ё -фактор, равный отношению электронного магнитного момента к полному угловому моменту. В теоретической спектроскопии для свободных атомов (в газовой фазе) получено следующее выражение этого фактора [c.57]

Таким образом, расщепление компонент сверхтонкой структуры в магнитном поле во всем подобно расщеплению У-уровней. Относительные интенсивности я- и а-компонент также определяются формулами таблицы 74, в которых надо заменить У на Е, Масштаб расщепления определяется -фактором gp, который связан с фактором Ланде gJ соотношением [c.340]

Следующий вопрос касается взаимосвязи между и электронной конфигурацией. Поскольку вклады в [х дают и спины электронов и орбитальное движение, эта взаимосвязь довольно сложная. Действительно, она осложняется тем фактом, что спиновый момент входит с удвоенным весом по сравнению с орбитальным моментом. Такие неодинаковые веса описываются так называемым -факто-ром, или фактором расщепления Ланде, который для изолированных атомов имеет вид [c.31]

Системы, содержащие неспаренные электроны, будучи помещены в магнитное поле напряженностью Я, могут поглощать энергию электромагнитных волн. В случае свободного электрона наложение магнитного поля создает два различных энергетических уровня, которые может занимать электрон. Образование двух энергетических уровней в магнитном поле, т. е. эффект Зеемана, является результатом наличия магнитного момента у электрона, который вследствие условий квантования может быть либо параллелен, либо антипараллелен полю. Разность энергий hv между уровнями дается соотношением (1), приведённым ранее при описании теоретических основ ЯМР. Величина hv равна g H, где р — магнетон Бора, g — постоянная Ланде, или фактор спектроскопического расщепления, который для свободных электронов близок к 2,000. Для углеродных радикалов в конденсированной фазе. -фактор отклоняется от значения, точно равного 2,000, лишь в третьем десятичном знаке [92]. В случае серусодержащих или кислородных радикалов наблюдаются большие отклонения, и -факторы имеют значения около 2,025. В газах свободные радикалы могут иметь любое значение g- от О до 2. [c.432]

Собственный спиновый момент свободного электрона связан с gr-фактором 2,00232. В атоме или молекуле электрон может обладать также орбитальным моментом. Соответствующий орбитальный магнитный момент векторно складывается со спиновым магнитным моментом. Для определения зеемановского расщепления, соответствующего каждому из уровней энергии свободного атома в магнитном поле, используется g -фактор, находимый по формуле Ланде (11-2). Поскольку у большинства мо- [c.296]

Второй метод более сложен и основан иа эффекте Зеемана [8.2-26], названном в честь голландского физика. Этот эффект возникает при наложении сильного магнитного поля на атомно-абсорбционпый сигнал. Спектральная линия может расщепляться на три или более компонент. Такое расщепление связано с магнитным квантовым числом М,-, которое может принимать д = 2J +1 значений, где р —фактор Ланде, а 7 —квантовое число полного электронного углового момента (см. разд. 8.1.2). Состояние с энергией Ео может расщепляться на несколько состояний с энергией Е, так что [c.52]

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]

Частный результат предыдущего раздела получится, если а= [6 1.) Иными словами, все уровни расщепляются на 27- -1 равноотстоящих уровней, расположенных симметрично вокруг невозмущенного уровня. Величина расщепления определяется фактором Ланде как и в случае рессел-саундерсовских уровней, но теперь этот фактор дается общей формулой (16.5). Таким образом, теория эффекта слабого поля для любого терма сводится к вычислению (а/ aJ), Если мы выразим (aJM) в схеме /,5-связи, то [c.370]

Для чисто орбитального магнитного момента величина g равна единице, тогда как для чисто электронного спинового момента она равна двум. Для свободного иона, обладающего как орбитальным, так и спиновым моментом, значение g становится равным фактору расщепления Ланде. Однако для иона, находящегося в поле кристалла, g становится тензором, известным как спектро-екопический фактор расщепления, так как вклад орбитального момента в энергетические уровни теперь будет определяться и полем кристалла, и магнитным полем. Влияние орбитального момента зависит от относительного угла между направлениями этих полей. В общем случае для определения тензора необходимы три величины g , g и g , где ж, г/ и z—основные оси тензора. В том случае, когда поле имеет осевую симметрию, тензор определяется двумя величинами gn =g и g =gx Sy> Д z является осью симметрии. Если орбитальный угловой момент почти полностью компенсирован, тогда g становится почти изотропным и приблизительно равным 2, значению для чисто спинового момента. [c.503]