Спиновый фактор

Выражение (VI. 139) не полно, обычно в него включают еще множители, соответствующие вырожденности, обязанной своим происхождением так называемым ядерным спинам (спиновый фактор). [c.228]

Сопоставление экспериментальных величин относительной интенсивности полос с расчетными (с учетом и без учета спинового фактора) показывает, что они лучше согласуются с не-копланарной моделью молекулы. Кроме того, в спектре проявляется линия З22 Ззо, не разрешенная для копланарной модели, и два очень слабых перехода (не отраженных в таблице), разрешенных правилом перехода оси с, в то время как все остальные линии разрешены й-осевым правилом перехода. Это указывает на то, что дипольный момент молекулы этиленимина слагается из двух компонент, направленных вдоль осей Ь и с. Таким образом, из приведенного спектра можно заключить, что иминный водород (М — Н-связь) этиленимина не лежит в плоскости ССЫ-кольца. [c.47]

Здесь мы ограничимся обсуждением орбитальных -факторов валентных нуклонов и их перенормировки за счет пионного обменного тока [11]. В разделе 10.8.2 мы вернемся к вопросу о спиновых -факторах. [c.329]

Здесь gэл и -яд- спиновые факторы, соответственно, электронной оболочки и ядер 5 число симметрии А, В и С- -моменты инерции относительно трех главных осей молекулы. [c.169]

Перед обсуждением наблюдаемых распространённостей лёгких элементов, приведём некоторые необходимые определения. Плотность изотопов с атомным номером Z, атомной массой А и статистическим (спиновым) фактором при температуре Т может быть записана в виде О [c.48]

Если не все спин-орбитали имеют один и тот же спиновый фактор (что возможно, лишь если имеется N различных факторов), имеется меньше обменных интегралов, чем кулоновских. [c.75]

Так, для электронной конфигурации сР основным термом является где индекс 3 указывает на мультиплетность, равную 25 + -Ь 1, следовательно, 5 = 1, L = 3, 7 = 2. Зная J, можно найти и рассчитать для данного атома хэфф- Если = О и У = 5, то = 2 и является чисто спиновым фактором спин-орбитальное взаимодействие отсутствует и при образовании элементарных магнитных диполей существенны только спиновые моменты электронов. Тогда [c.130]

Для одиночного нуклона, помещенного в ядерное окружение, можно ожидать следующие два основные механизма спин-изоспиновой поляризации. Во-первых, большая тензорная сила, образующаяся в основном за счет однопионного обмена между валентным нуклоном и нуклонами кора, имеет структуру, очень схожую со структурой магнитного диполь-дипольного взаимодействия. Поэтому естественно, что одиночный нуклон вызывает явления поляризации спинов, что приводит к изменению спинового -фактора и аксиальной константы связи ик одиночного нуклона. Во-вторых, нуклоны могут претерпевать сильный внутренний спин-изоспиновый переход в изобару А(1232). Следовательно, отдельный валентный нуклон может посредством такого механизма поляризовать нуклоны кора, в результате чего возникает дополнительное изменение магнитного и аксиального дипольного моментов. [c.421]

Рис. 10.16. Эффективный спиновый фактор, определяемый из М1-перехо-дов, измеряемых в реакциях (е, е ) (из работы Ri hter, 1985)

Во-первых, результаты гл. VI, в частности разделов 6 и 7, существенно зависят от того факта, что одноэлектронные собственные функции и (а ) ортогональны. Если функции не ортогональны, то можно также получить аналогичные результаты, но они будут гораздо более сложными. Самосогласованные функции ортогональны по отношению к I, /и, и nii, потому что шаровые функции и спиновые факторы остаются теми же, но они не ортогональны по отношению к й, так как для R nl) и R(n l) используются различные центральные поля. Легче всего исправить это, если употреблять в качестве R(ni) и R(n l) не непосредственно функции, даваемые методом Хартри, а такие их линейные комбинации, которые ортогональны. Это не повлияет на значение , потому что в нем содержатся одинаковые линейные преобразования всех функций, содержащихся в одинаковых строках или столбцах определителя (см. раздел 7 настоящей главы). Следует отметить, что тот факт, что это может быть проделано при помощи равнообразных способов, без изменения результата, показывает, что точное распределение плотности заряда по различным значениям п при одинаковом I не имеет значения. Так, для электронов Is и 2s любые две ортогональные функции, для которых i 2(L )- -/ (2s) также зависят от г, как это следует из поля Хартри, одинаково хорощи. Практически в численных расчетах [c.350]

Здесь излагаются результаты бесспиновой теории рекомбинации радикалов. При обсуждении экспериментальных даппых необходимо принимать во внпманне спиновые факторы. [c.18]

За исключением случая молекул водорода и дейтерия, который подробнее будет рассмотрен позже, величина для большинства, если не для всех двухатомных молекул с одинаковыми ядрами, очень мала при всех температурах, кроме самых низких. Б этих условиях, т. е. при р < 1, оказБХвается, что (если не учитывать ядерный спиновый фактор) результат суммирования, предусматриваемого выражением для суммы состояний и проведенного по всем четным значениям вращательного квантового числа, равен результату суммирования по нечетным его значениям. Таким образом, [c.466]

Врашательные суммы состояний. Точное определение вращательной суммы состояний даже для простой молекулы связано с рядом осложняющих обстоятельств. Ниже будет показано, что для многих целей упрощенный способ вычисления дает достаточную точность. Статистический вес каждого вращательного уровня определяется как вращательными квантовыми числами, так и спинами ядер, составляющих молекулу. Каждому уровню с квантовым числом У соответствует 2У- -1 возможных ориентаций, соответствующих одной и той же энергии двухатомной молекулы, так что число (27- -1) представляет собой степень вырождения только вращательного движения. Однако это число должно быть умножено на спиновый фактор, зависящий от природы молекулы. Если спин каждого ядра в молекуле с двумя одинаковыми ядрами равен /, то имеется 21- - способов, которыми эти спины могут быть скомбинированы друг с другом, причем результирующий спин может принимать следующий ряд значений 2/, 2/ — 1, 2/ — 2,..., 2, 1, р. Из этих значений первое, третье, пятое и т. д. соответствуют симметричным спиновым собственным функциям, а второе, четвертое, шестое и т. д. — антисимметричным собственным функциям. Вообще результирующий спин молекулы ( ) может быть выражен, как 2/ — я, где я равно нулю или целому числу, не превышающему 2/. Для симметричных, т. е. орто-состояний, я должно быть четным числом или нулем, для антисимметричных, т. е. пара-состояний, я должно быть нечетным числом. Так как каждому значению спина соответствует 2 1 возможных ориентаций молекулы, то каждому значению результирующего молекулярного спина соответствует (2 - -1)-кратное вырождение. Поскольку =2г — я, то степень вырождения, соответствующая каждой комбинации двух ядерных спинов, [c.177]

Справочник химика 21

Химия и химическая технология