SISTEMA GRACELI DE INTERAÇÕES DE CAMPOS COM SPIN-ÓRBITA, TEMPERATURA E RADIAÇÃO.

MECÃNICA GRACELI GERAL - QUÃNTICA TENSORIAL DIMENSIONAL RELATIVISTA DE CAMPOS.

$equação Graceli dimensional relativista tensorial quântica de campos$

$\psi ^{*}$

$[$ $\psi ^{*}$ $\psi ^{*}$ $G_{\mu \nu }\$ $T_{\mu \nu }$ G $T^{\nu }{}_{\alpha }$ $-i\hbar {\frac {\partial }{\partial x_{n}}}$ $.$ = $\left|\psi ({\vec {r}},t)\right\rangle$ /

$G_{\mu \nu }\$ $T_{\mu \nu }$ G $T^{\nu }{}_{\alpha }$

$\psi ^{*}$

//////

[

$\psi ^{*}$

$TeoriaInteraçãomediadorMagnitude relativaComportamentoFaixaCromodinâmicaForça nuclear forteGlúon10411/r71,4 × 10-15 mEletrodinâmicaForça eletromagnéticaFóton10391/r2infinitoFlavordinâmicaForça nuclear fracaBósons W e Z10291/r5 até 1/r710-18 mGeometrodinâmicaForça gravitacionalgráviton101/r2infinito$

Teoria	Interação	mediador	Magnitude relativa	Comportamento	Faixa
Cromodinâmica	Força nuclear forte	Glúon	1041	1/r7	1,4 × 10-15 m
Eletrodinâmica	Força eletromagnética	Fóton	1039	1/r2	infinito
Flavordinâmica	Força nuclear fraca	Bósons W e Z	1029	1/r5 até 1/r7	10-18 m
Geometrodinâmica	Força gravitacional	gráviton	10	1/r2	infinito

$G* = OPERADOR DE DIMENSÕES DE GRACELI.$

DIMENSÕES DE GRACELI SÃO TODA FORMA DE TENSORES, ESTRUTURAS, ENERGIAS, ACOPLAMENTOS, , INTERAÇÕES E CAMPOS, DISTRIBUIÇÕES ELETRÔNICAS, ESTADOS FÍSICOS, ESTADOS QUÂNTICOS, ESTADOS FÍSICOS DE ENERGIAS DE GRACELI, E OUTROS.

/ $\psi ^{*}$ [ $\psi ^{*}$ ${\boldsymbol {\mu }}$ ] $\lambda$ ω ${\mathcal {T}}$ , $\sigma$ , $\psi$ $F^{\mu \nu }$ $T^{\mu \nu }$ $P^{\mu }\!$ $-i\hbar {\frac {\partial }{\partial x_{n}}}$ $.$ = $G*$ $\left|\psi ({\vec {r}},t)\right\rangle$

SISTEMA GRACELI DE INTERAÇÕES DE CAMPOS COM SPIN-ÓRBITA, TEMPERATURA E RADIAÇÃO..

$\psi ^{*}$ [ $\psi ^{*}$ $F^{\mu \nu }$ $T^{\mu \nu }$ R $-i\hbar {\frac {\partial }{\partial x_{n}}}$ $.$ = $G*$ $\left|\psi ({\vec {r}},t)\right\rangle$

R = RADIAÇÃO.

Na física quântica, a interação spin-órbita (também chamado efeito spin-órbita ou acoplamento spin-órbita) é qualquer interação de partículas de spin com seu movimento. O primeiro e mais conhecido exemplo disto é que a interação spin-órbita provoca mudanças nos níveis de energia atômica de elétrons devido a uma interação entre o momento de dipolo magnético do spin e o campo magnético interno do átomo gerado pela órbita do elétron em torno do núcleo. Isto é detectável como uma divisão de linhas espectrais. Um efeito similar, devido à relação entre o momento angular e da força nuclear forte, ocorre por prótons e nêutrons em movimento dentro do núcleo, levando a uma mudança nos seus níveis de energia no modelo de concha do núcleo. No campo da spintrônica, os efeitos spin-órbita de elétrons em semicondutores e outros materiais são explorados para aplicações tecnológicas.^[1] A interação spin-órbita é uma das causas da anisotropia magnetocristalina.

Momentos angulares e momentos magnéticos (imagem semi-clássica)[editar | editar código-fonte]

Uma corrente numa espira tem associado a ela um momento magnético dado por:

${\vec {\mu }}=I.{\vec {A}}$ .

$\psi ^{*}$ [ $\psi ^{*}$

F^{\mu \nu }

T^{\mu \nu }

-i\hbar {\frac {\partial }{\partial x_{n}}}

.

= $G*$

\left|\psi ({\vec {r}},t)\right\rangle

Nessa expressão $\scriptstyle I$ é a intensidade da corrente e $\scriptstyle {\vec {A}}$ é o vetor área cuja direção é perpendicular ao plano da espira e o sentido é consistente com a regra do parafuso de rosca direita:

$A=\pi .r^{2}$

$\psi ^{*}$ [ $\psi ^{*}$

F^{\mu \nu }

T^{\mu \nu }

-i\hbar {\frac {\partial }{\partial x_{n}}}

.

= $G*$

\left|\psi ({\vec {r}},t)\right\rangle

e i = carga do electrão X número de vezes por segundo que o electrão passa num dado ponto = e.f onde f é a frequência de rotação do electrão.

Módulo do momento de dípolo magnético

$|{\vec {\mu }}|=I.A=(e.f).(\pi .r^{2})$

$\psi ^{*}$ [ $\psi ^{*}$

F^{\mu \nu }

T^{\mu \nu }

-i\hbar {\frac {\partial }{\partial x_{n}}}

.

= $G*$

\left|\psi ({\vec {r}},t)\right\rangle

Cuja direção é oposta a do momento angular orbital $\scriptstyle {\vec {L}}$ porque o electrão possui carga negativa.

Agora

$|{\vec {L}}|=m.v.r=.(2\pi .f.r)r=2mf\pi .r^{2}={\frac {2m}{e}}.|{\vec {\mu }}|$

$\psi ^{*}$ [ $\psi ^{*}$

F^{\mu \nu }

T^{\mu \nu }

-i\hbar {\frac {\partial }{\partial x_{n}}}

.

= $G*$

\left|\psi ({\vec {r}},t)\right\rangle

Portanto

${\vec {\mu }}={\frac {e}{2m}}.{\vec {L}}$ (Z)

$\psi ^{*}$ [ $\psi ^{*}$

F^{\mu \nu }

T^{\mu \nu }

-i\hbar {\frac {\partial }{\partial x_{n}}}

.

= $G*$

\left|\psi ({\vec {r}},t)\right\rangle

Dado que o momento angular é quantizado, temos:

${\vec {I}}=m\hbar {\hat {I}}$

$\psi ^{*}$ [ $\psi ^{*}$

F^{\mu \nu }

T^{\mu \nu }

-i\hbar {\frac {\partial }{\partial x_{n}}}

.

= $G*$

\left|\psi ({\vec {r}},t)\right\rangle

Na primeira órbita de Bohr, m = 1 e a equação (Z) torna-se

${\vec {\mu }}_{i}={\frac {-e\hbar {\hat {I}}}{2m}}=-{\vec {\mu }}_{B}{\hat {I}}$ (Y)

$\psi ^{*}$ [ $\psi ^{*}$

F^{\mu \nu }

T^{\mu \nu }

-i\hbar {\frac {\partial }{\partial x_{n}}}

.

= $G*$

\left|\psi ({\vec {r}},t)\right\rangle

onde $\mu _{B}$ é chamado magnetão de Bohr e o seu valor é dado por

$\mu _{B}={\frac {e\hbar }{2m}}$

$\psi ^{*}$ [ $\psi ^{*}$

F^{\mu \nu }

T^{\mu \nu }

-i\hbar {\frac {\partial }{\partial x_{n}}}

.

= $G*$

\left|\psi ({\vec {r}},t)\right\rangle

Pode-se ver da Equação (Y) que $\scriptstyle {\vec {\mu }}_{i}$ é anti-paralelo ao momento angular orbital.

O rácio entre o momento magnético e o momento angular orbital é chamado o rácio giromagnético clássico,

$\gamma _{i}={\Bigg |}{\frac {{\vec {\mu }}_{i}}{\vec {I}}}{\Bigg |}={\frac {e}{2m}}={\frac {\mu _{B}}{\hbar }}$ (X)

$\psi ^{*}$ [ $\psi ^{*}$

F^{\mu \nu }

T^{\mu \nu }

-i\hbar {\frac {\partial }{\partial x_{n}}}

.

= $G*$

\left|\psi ({\vec {r}},t)\right\rangle

O momento angular de spin também possui um momento magnético a ele associado.

O seu rácio giromagnético é aproximadamente duas vezes o valor clássico para o momento orbital, isto é,

$\gamma _{s}={\Bigg |}{\frac {{\vec {\mu }}_{s}}{\vec {S}}}{\Bigg |}={\frac {e}{m}}$ (K)

$\psi ^{*}$ [ $\psi ^{*}$

F^{\mu \nu }

T^{\mu \nu }

-i\hbar {\frac {\partial }{\partial x_{n}}}

.

= $G*$

\left|\psi ({\vec {r}},t)\right\rangle

Isso significa que o spin é duas vezes mais eficaz em produzir um momento magnético do que o momento angular.

Equações (X) e (K) são muitas vezes combinados, escrevendo

$\gamma ={\frac {ge}{2m}}$

$\psi ^{*}$ [ $\psi ^{*}$

F^{\mu \nu }

T^{\mu \nu }

-i\hbar {\frac {\partial }{\partial x_{n}}}

.

= $G*$

\left|\psi ({\vec {r}},t)\right\rangle

onde a grandeza g é chamada o fator de divisão espectroscópico. Para momentos angulares orbitais g = 1, para spin apenas g ≈ 2 (embora experimentalmente g = 2 004).

Para os Estados que são misturas de momento angular orbital e momento angular de spin, g não é inteiro .

Dado que

$s={\frac {1}{2}}\hbar$

$\psi ^{*}$ [ $\psi ^{*}$

F^{\mu \nu }

T^{\mu \nu }

-i\hbar {\frac {\partial }{\partial x_{n}}}

.

= $G*$

\left|\psi ({\vec {r}},t)\right\rangle

O momento magnético devido ao spin do electrão é:

$\mu _{s}=\gamma _{s}|{\vec {s}}|={\frac {e}{m}}.{\frac {\hbar }{2}}=\mu _{B}$

$\psi ^{*}$ [ $\psi ^{*}$

F^{\mu \nu }

T^{\mu \nu }

-i\hbar {\frac {\partial }{\partial x_{n}}}

.

= $G*$

\left|\psi ({\vec {r}},t)\right\rangle

Assim, a menor unidade de momento magnético para o electrão é o magnetão de Bohr, quer se combine momento angular orbital ou spin.

A interação spin-órbita (mecânica quântica)[editar | editar código-fonte]

Na inclusão introdutória do spin na função de onda de Schrodinger, supõe-se que as coordenadas do spin são independentes das coordenadas do espaço de configuração.^[2]

Assim, a função de onda total é escrita como uma função de produto.

$\Psi _{\text{total}}=\psi _{nlm}(r,\theta ,\phi ).\chi (spin).e^{-iE_{n}t/\hbar }$

$\psi ^{*}$ [ $\psi ^{*}$

F^{\mu \nu }

T^{\mu \nu }

-i\hbar {\frac {\partial }{\partial x_{n}}}

.

= $G*$

\left|\psi ({\vec {r}},t)\right\rangle

$\Psi _{\text{total}}={\Bigg |}R_{nl}.e^{-i.E_{n}{\frac {t}{\hbar }}}{\Bigg \rangle }.|l,m\rangle .|s,m_{s}\rangle$ (P)

$\psi ^{*}$ [ $\psi ^{*}$

F^{\mu \nu }

T^{\mu \nu }

-i\hbar {\frac {\partial }{\partial x_{n}}}

.

= $G*$

\left|\psi ({\vec {r}},t)\right\rangle

A suposição feita acima implica que não existe interação entre L e S, i.e

$\lfloor {\hat {L}},{\hat {S}}\rfloor =0$

$\psi ^{*}$ [ $\psi ^{*}$

F^{\mu \nu }

T^{\mu \nu }

-i\hbar {\frac {\partial }{\partial x_{n}}}

.

= $G*$

\left|\psi ({\vec {r}},t)\right\rangle

Neste caso, $\scriptstyle \Psi _{\text{total}}$ é uma auto-função de ambos $\scriptstyle L_{z}$ e $\scriptstyle S_{z}$ e portanto $\scriptstyle m_{l}$ e $\scriptstyle m_{s}$ são bons números quânticos; em outras palavras, as projeções de $\scriptstyle {\vec {L}}$ e $\scriptstyle {\vec {S}}$ são constantes do movimento.

Mas na verdade existe uma interação entre $\scriptstyle {\vec {L}}$ e $\scriptstyle {\vec {S}}$ chamada interação Spin-Órbita expressa em termos da grandeza $\scriptstyle {\vec {L}}.{\vec {S}}$ .

Dado que $\scriptstyle {\vec {L}}.{\vec {S}}$ não comuta quer com $\scriptstyle {\vec {L}}$ ou com $\scriptstyle {\vec {S}}$ , a equação (P) torna-se incorreta e $\scriptstyle m_{l}$ e $\scriptstyle m_{s}$ deixam de ser bons números quânticos.

Nós imaginamos a interação spin-órbita como o momento magnético spin estacionária interagindo com o campo magnético produzido pelo núcleo orbitante.

No sistema de referência de repouso do electrão, há um campo eléctrico

${\vec {\varepsilon }}={\frac {Ze}{r^{2}}}{\hat {r}}$

$\psi ^{*}$ [ $\psi ^{*}$

F^{\mu \nu }

T^{\mu \nu }

-i\hbar {\frac {\partial }{\partial x_{n}}}

.

= $G*$

\left|\psi ({\vec {r}},t)\right\rangle

Onde $\scriptstyle {\hat {r}}$ dirige‐se do núcleo em direção ao electrão.

Assumindo que $\scriptstyle {\vec {v}}$ é a velocidade do electrão no sistema de referência de repouso do núcleo, a corrente produzida pelo movimento nuclear é:

${\vec {j}}=-{\frac {Ze}{c}}{\vec {v}}$

$\psi ^{*}$ [ $\psi ^{*}$

F^{\mu \nu }

T^{\mu \nu }

-i\hbar {\frac {\partial }{\partial x_{n}}}

.

= $G*$

\left|\psi ({\vec {r}},t)\right\rangle

No sistema de referência de repouso do electrão.

Portanto

${\vec {H}}_{e}=-{\frac {Ze}{c}}{\frac {{\vec {v}}\wedge {\hat {r}}}{r^{2}}}=-{\frac {1}{c}}{\vec {v}}\wedge {\vec {\varepsilon }}$

$\psi ^{*}$ [ $\psi ^{*}$

F^{\mu \nu }

T^{\mu \nu }

-i\hbar {\frac {\partial }{\partial x_{n}}}

.

= $G*$

\left|\psi ({\vec {r}},t)\right\rangle

O momento de spin do electrão realiza um movimento precessional neste campo com frequência de Larmor:

${\vec {\omega }}_{e}=\gamma {\vec {H}}_{e}=-{\frac {e}{m_{0}c^{2}}}{\vec {v}}\wedge \varepsilon$

$\psi ^{*}$ [ $\psi ^{*}$

F^{\mu \nu }

T^{\mu \nu }

-i\hbar {\frac {\partial }{\partial x_{n}}}

.

= $G*$

\left|\psi ({\vec {r}},t)\right\rangle

Com energia potencial

$E_{e}=-{\vec {\mu }}_{s}.{\vec {H}}_{e}=-{\vec {\omega }}_{e}.{\vec {S}}$

$\psi ^{*}$ [ $\psi ^{*}$

F^{\mu \nu }

T^{\mu \nu }

-i\hbar {\frac {\partial }{\partial x_{n}}}

.

= $G*$

\left|\psi ({\vec {r}},t)\right\rangle

As equações acima são válidas no quadro de referência de repouso electrão.

A Transformação para o sistema de referência de repouso do núcleo introduz um fator de ½ - chamado o fator de Thomas. [Isto pode ser mostrado, calculando o tempo dilatado entre os dois sistemas de referência em repouso].^[2]

Portanto, um observador no sistema de referência de repouso do núcleo poderia observar o electrão a realizar um movimento de precessão com uma velocidade angular de

${\vec {\omega }}_{L}=-{\frac {e}{2m_{0}c^{2}}}{\vec {v}}\wedge {\vec {\varepsilon }}$ (T)

$\psi ^{*}$ [ $\psi ^{*}$

F^{\mu \nu }

T^{\mu \nu }

-i\hbar {\frac {\partial }{\partial x_{n}}}

.

= $G*$

\left|\psi ({\vec {r}},t)\right\rangle

e por uma energia adicional dada por

$\Delta E=-{\frac {1}{2}}{\vec {\omega }}_{e}.{\vec {S}}$

$\psi ^{*}$ [ $\psi ^{*}$

F^{\mu \nu }

T^{\mu \nu }

-i\hbar {\frac {\partial }{\partial x_{n}}}

.

= $G*$

\left|\psi ({\vec {r}},t)\right\rangle

As duas Eqs acima podem ser colocadas em uma forma mais geral, restringindo o V ser qualquer potencial central com simetria esférica.

De forma que

${\vec {F}}=-{\hat {r}}{\frac {\partial V}{\partial r}}=e{\vec {\varepsilon }}$

$\psi ^{*}$ [ $\psi ^{*}$

F^{\mu \nu }

T^{\mu \nu }

-i\hbar {\frac {\partial }{\partial x_{n}}}

.

= $G*$

\left|\psi ({\vec {r}},t)\right\rangle

e então

${\vec {v}}\wedge {\vec {\varepsilon }}={\frac {1}{e}}{\frac {\partial V}{\partial r}}{\vec {v}}\wedge {\vec {r}}={\frac {1}{em_{0}}}{\frac {1}{r}}{\frac {\partial V}{\partial r}}{\vec {L}}$

$\psi ^{*}$ [ $\psi ^{*}$

F^{\mu \nu }

T^{\mu \nu }

-i\hbar {\frac {\partial }{\partial x_{n}}}

.

= $G*$

\left|\psi ({\vec {r}},t)\right\rangle

A equação (T) torna-se então

${\vec {\omega }}_{L}=+{\frac {1}{2m_{0}^{2}c^{2}}}{\frac {1}{r}}{\frac {\partial V}{\partial r}}{\vec {L}}$

$\psi ^{*}$ [ $\psi ^{*}$

F^{\mu \nu }

T^{\mu \nu }

-i\hbar {\frac {\partial }{\partial x_{n}}}

.

= $G*$

\left|\psi ({\vec {r}},t)\right\rangle

E a energia adicional

$\Delta E=+{\frac {1}{2m_{0}^{2}c^{2}}}{\frac {1}{r}}{\frac {\partial V}{\partial r}}{\vec {L}}.{\vec {S}}$

$\psi ^{*}$ [ $\psi ^{*}$

F^{\mu \nu }

T^{\mu \nu }

-i\hbar {\frac {\partial }{\partial x_{n}}}

.

= $G*$

\left|\psi ({\vec {r}},t)\right\rangle

O produto escalar

${\vec {L}}.{\vec {S}}=m\hbar s$

$\psi ^{*}$ [ $\psi ^{*}$

F^{\mu \nu }

T^{\mu \nu }

-i\hbar {\frac {\partial }{\partial x_{n}}}

.

= $G*$

\left|\psi ({\vec {r}},t)\right\rangle

Para spin = ½

${\vec {L}}.{\vec {S}}=m\hbar .{\frac {1}{2}}\hbar ={\frac {1}{2}}m\hbar ^{2}$

$\psi ^{*}$ [ $\psi ^{*}$

F^{\mu \nu }

T^{\mu \nu }

-i\hbar {\frac {\partial }{\partial x_{n}}}

.

= $G*$

\left|\psi ({\vec {r}},t)\right\rangle

A separação energética se torna então

$|\Delta E|={\frac {\hbar ^{2}m}{4m_{0}^{2}c^{2}}}{\frac {1}{r}}{\frac {\partial V}{\partial r}}$

$\psi ^{*}$ [ $\psi ^{*}$

F^{\mu \nu }

T^{\mu \nu }

-i\hbar {\frac {\partial }{\partial x_{n}}}

.

= $G*$

\left|\psi ({\vec {r}},t)\right\rangle

Para o potencial de Coulomb a separação energética pode ser aproximada por:

$\Delta E={\frac {\lambda _{c}^{2}mZe^{2}}{r^{3}}}$

$\psi ^{*}$ [ $\psi ^{*}$

F^{\mu \nu }

T^{\mu \nu }

-i\hbar {\frac {\partial }{\partial x_{n}}}

.

= $G*$

\left|\psi ({\vec {r}},t)\right\rangle

Onde

$\lambda _{c}={\frac {h}{m_{o}c}}$

$\psi ^{*}$ [ $\psi ^{*}$

F^{\mu \nu }

T^{\mu \nu }

-i\hbar {\frac {\partial }{\partial x_{n}}}

.

= $G*$

\left|\psi ({\vec {r}},t)\right\rangle

é o comprimento de onda de Compton

$\lambda _{c}={\frac {h}{m_{o}c}}$ ou ${\frac {\lambda _{c}}{2\pi }}$

$\psi ^{*}$ [ $\psi ^{*}$

F^{\mu \nu }

T^{\mu \nu }

-i\hbar {\frac {\partial }{\partial x_{n}}}

.

= $G*$

\left|\psi ({\vec {r}},t)\right\rangle

Um resultado útil no cálculo é citado sem prova. O valor médio de $\scriptstyle {\frac {1}{r^{3}}}$ i.e.

${\Bigg \langle }{\frac {1}{r^{3}}}{\Bigg \rangle }={\frac {Z^{2}}{a_{o^{2}}n^{2}l{\Bigg (}l+{\frac {1}{2}}{\Bigg )}(l+1)}}$

$\psi ^{*}$ [ $\psi ^{*}$

F^{\mu \nu }

T^{\mu \nu }

-i\hbar {\frac {\partial }{\partial x_{n}}}

.

= $G*$

\left|\psi ({\vec {r}},t)\right\rangle

para $\scriptstyle l\neq 0$

De modo que a separação energética se torna

$\Delta E={\frac {{\bar {\lambda }}_{c}^{2}m_{i}Z^{3}e}{a_{0}^{2}n^{2}l(l+1/2)(l+1)}}$

$\psi ^{*}$ [ $\psi ^{*}$

F^{\mu \nu }

T^{\mu \nu }

-i\hbar {\frac {\partial }{\partial x_{n}}}

.

= $G*$

\left|\psi ({\vec {r}},t)\right\rangle

para $\scriptstyle l\neq 0$

Esquemas de acoplamento do momento angular[editar | editar código-fonte]

Consideramos até agora somente o acoplamento do spin e momento orbital de um único electrão por meio da interação spin-órbita. Nós agora vamos considerar o caso de dois electrões nos quais há quatro momentos constituintes.

O modelo de acoplamento j - j[editar | editar código-fonte]

Este modelo assume que a interação de spin-órbita domina as interações electrostáticas entre as partículas.

Assim, nós escrevemos para cada partícula

${\vec {J}}_{1}={\vec {L}}_{1}+{\vec {S}}_{1}\;e\;{\vec {J}}_{2}={\vec {L}}_{2}+{\vec {S}}_{2}$

$\psi ^{*}$ [ $\psi ^{*}$

F^{\mu \nu }

T^{\mu \nu }

-i\hbar {\frac {\partial }{\partial x_{n}}}

.

= $G*$

\left|\psi ({\vec {r}},t)\right\rangle

O momento angular total é obtido combinando $\scriptstyle {\vec {J}}_{1}$ e $\scriptstyle {\vec {J}}_{2}$ :

${\vec {J}}={\vec {J}}_{1}+{\vec {J}}_{2}$ .

$\psi ^{*}$ [ $\psi ^{*}$

F^{\mu \nu }

T^{\mu \nu }

-i\hbar {\frac {\partial }{\partial x_{n}}}

.

= $G*$

\left|\psi ({\vec {r}},t)\right\rangle

sendo assim temos

$j=|j_{1}+j_{2}|,|j_{1}+j_{2}-1|,.....,|j_{1}-j_{2}|$

$\psi ^{*}$ [ $\psi ^{*}$

F^{\mu \nu }

T^{\mu \nu }

-i\hbar {\frac {\partial }{\partial x_{n}}}

.

= $G*$

\left|\psi ({\vec {r}},t)\right\rangle

Ilustramos o acoplamento j-j aplicando-o a dois electrões p não equivalentes.

Para cada electrão

$j_{1}=j_{2}={\frac {1}{2}}$ ou ${\frac {3}{2}}$

$\psi ^{*}$ [ $\psi ^{*}$

F^{\mu \nu }

T^{\mu \nu }

-i\hbar {\frac {\partial }{\partial x_{n}}}

.

= $G*$

\left|\psi ({\vec {r}},t)\right\rangle

Em um campo magnético fraco, cada Estado de um determinado j irá desdobrar-se em (2j+1) estados, correspondendo aos valores permitidos de mj.

Embora o acoplamento j-j seja amplamente utilizado para a descrição dos estados nucleares observados em espectroscopia nuclear, não é adequado para muitos sistemas atómicos por causa das interações electrostáticas e outras interações entre os dois electrões.

O esquema de acoplamento de Russell-Saunders[editar | editar código-fonte]

O modelo de acoplamento de Russell-Saunders tem sido mais bem sucedido no enquadramento dos espectros atómicos de todos, excepto dos átomos mais pesados. O modelo pressupõe que a interação electrostática, incluindo forças de intercâmbio,

entre dois electrões domina a interação de spin-órbita. Neste caso, os momentos orbitais e os spins dos dois electrões combinam separadamente para formar

${\vec {L}}={\vec {L}}_{1}+{\vec {L}}_{2}\;e\;{\vec {S}}={\vec {S}}_{1}+{\vec {S}}_{2}$

$\psi ^{*}$ [ $\psi ^{*}$

F^{\mu \nu }

T^{\mu \nu }

-i\hbar {\frac {\partial }{\partial x_{n}}}

.

= $G*$

\left|\psi ({\vec {r}},t)\right\rangle

O momento angular total é dado, por

${\vec {J}}={\vec {L}}+{\vec {S}}$

$\psi ^{*}$ [ $\psi ^{*}$

F^{\mu \nu }

T^{\mu \nu }

-i\hbar {\frac {\partial }{\partial x_{n}}}

.

= $G*$

\left|\psi ({\vec {r}},t)\right\rangle

O valor absoluto de $\scriptstyle {\vec {L}}$ , corresponde a:

$|{\vec {L}}|={\sqrt {l(l+1)}}\hbar$

$\psi ^{*}$ [ $\psi ^{*}$

F^{\mu \nu }

T^{\mu \nu }

-i\hbar {\frac {\partial }{\partial x_{n}}}

.

= $G*$

\left|\psi ({\vec {r}},t)\right\rangle

onde os valores possíveis de L são:

$l=l_{1}+l_{2},l_{1}+l_{2}-1...l_{1}-l_{2}$ para $l_{1}\geq l_{2}$

$\psi ^{*}$ [ $\psi ^{*}$

F^{\mu \nu }

T^{\mu \nu }

-i\hbar {\frac {\partial }{\partial x_{n}}}

.

= $G*$

\left|\psi ({\vec {r}},t)\right\rangle

O número quântico l determina as características do nível:

$l=0,1,2...{\text{indicam os níveis}}\;S,P,D...$

l=1, corresponde ao nível P, mas não significa necessariamente que a configuração de um dos electrões esteja individualmente num estado p.

As transições ópticas seguem as seguintes regras de seleção:

$\Delta l=\pm 1$ para um só electrão

$\Delta l=0,\pm 1$ para o sistema total.

significa que os estados quânticos dos dois electrões variam simultaneamente, e em direções opostas, o que só é possível quando o acoplamento é forte, como é o caso dos átomos pesados.

Para dois electrões-p não equivalente temos:

${\textbf {l}}=2,1,\;ou\;0\;e\;s=1\;ou\;0$

Para cada l e s, os valores de j são $|l+s|,|l+s-1|,....,|l-s|$

para cada valor de j existem (2j+1) valores de $\scriptstyle m_{j}$ . As combinações são dadas na tabela.

Observar-se-á que, apesar do número de Estados é uma vez mais 36 em um campo magnético fraco, as suas energias não são as mesmas que aquelas no esquema de acoplamento j-j

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