INTERAÇÃO GRACELI - SPIN-ÓRBITA SALTO QUÂNTICO, E MOMENTUM MAGNÉTICO.

INTERAÇÃO GRACELI SPIN-ÓRBITA SALTO QUÂNTICO E MOMENTUM MAGNÉTICO.

EQUAÇÃO DE GRACELI

$G$ $G$ $\lambda$ $\psi ^{*}$ ${\frac {h}{m_{e}c}}$ $\mu _{\mathrm {B} }\,$ $-i\hbar {\frac {\partial }{\partial x_{n}}}$

A partir do final da década de 1860, Johann Balmer e, posteriormente, Johannes Rydberg e Walther Ritz desenvolveram fórmulas empíricas cada vez mais precisas, correspondendo às linhas espectrais atômicas medidas. Fundamental para o trabalho posterior de Bohr, Rydberg expressou sua fórmula em termos de número de onda, equivalente à frequência. [ 31 ] Essas fórmulas continham uma constante, $R$ , agora conhecida como constante de Rydberg e um par de inteiros indexando as linhas: [ 14 ] : 247 $\nu =R\esquerda({\frac {1}{m^{2}}}-{\frac {1}{n^{2}}}\direita).$

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

$muitas tentativas, nenhuma teoria do átomo conseguiu reproduzir estas fórmulas relativamente simples. [14] : 169$

Na teoria de Bohr, descrever as energias de transições ou saltos quânticos entre níveis de energia orbitais é capaz de explicar essas fórmulas. Para o átomo de hidrogênio, Bohr parte de sua fórmula derivada para a energia liberada quando um elétron livre se move para uma órbita circular estável indexada por $\tau$ : [ 32 ] $W_{\tau }={\frac {2\pi ^{2}me^{4}}{h^{2}\tau ^{2}}}$ ${\Bigg \langle }{\frac {1}{r^{3}}}{\Bigg \rangle }={\frac {Z^{2}}{a_{o^{2}}n^{2}l{\Bigg (}l+{\frac {1}{2}}{\Bigg )}(l+1)}}$ ]/ $G$ $G$ $\lambda$ $\psi ^{*}$ ${\frac {h}{m_{e}c}}$ $\mu _{\mathrm {B} }\,$ $-i\hbar {\frac {\partial }{\partial x_{n}}}$

$A diferença de energia entre dois desses níveis é então:$

$h\nu =W_{\tau _{2}}-W_{\tau _{1}}={\frac {2\pi ^{2}me^{4}}{h^{2}}}\left({\frac {1}{\tau _{2}^{2}}}-{\frac {1}{\tau _{1}^{2}}}\right)$ ${\Bigg \langle }{\frac {1}{r^{3}}}{\Bigg \rangle }={\frac {Z^{2}}{a_{o^{2}}n^{2}l{\Bigg (}l+{\frac {1}{2}}{\Bigg )}(l+1)}}$ //// $G$ $G$ $\lambda$ $\psi ^{*}$ ${\frac {h}{m_{e}c}}$ $\mu _{\mathrm {B} }\,$ $-i\hbar {\frac {\partial }{\partial x_{n}}}$

$Portanto, a teoria de Bohr fornece a fórmula de Rydberg e, além disso, o valor numérico da constante de Rydberg para o hidrogênio em termos de constantes mais fundamentais da natureza, incluindo a carga do elétron, a massa do elétron e a constante de Planck : [33] : 31 [34]$

$cR_{\text{H}}={\frac {2\pi ^{2}me^{4}}{h^{3}}}.$ ${\Bigg \langle }{\frac {1}{r^{3}}}{\Bigg \rangle }={\frac {Z^{2}}{a_{o^{2}}n^{2}l{\Bigg (}l+{\frac {1}{2}}{\Bigg )}(l+1)}}$ /// $/$ $G$ $G$ $\lambda$ $\psi ^{*}$ ${\frac {h}{m_{e}c}}$ $\mu _{\mathrm {B} }\,$ $-i\hbar {\frac {\partial }{\partial x_{n}}}$

Como a energia de um fóton é

E={\frac {hc}{\lambda }},

{\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)}}

/ $G$ $G$ $\lambda$ $\psi ^{*}$ ${\frac {h}{m_{e}c}}$ $\mu _{\mathrm {B} }\,$ $-i\hbar {\frac {\partial }{\partial x_{n}}}$

esses resultados podem ser expressos em termos do comprimento de onda do fóton emitido:

{\frac {1}{\lambda }}=R\left({\frac {1}{n_{\text{f}}^{2}}}-{\frac {1}{n_{\text{i}}^{2}}}\right).

{\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)}}

/ $G$ $G$ $\lambda$ $\psi ^{*}$ ${\frac {h}{m_{e}c}}$ $\mu _{\mathrm {B} }\,$ $-i\hbar {\frac {\partial }{\partial x_{n}}}$

A derivação da constante de Rydberg por Bohr, bem como a concordância concomitante da fórmula de Bohr com as linhas espectrais observadas experimentalmente das séries de Lyman ( $n f$ = 1), Balmer ( $n f$ = 2) e Paschen ( $n f$ = 3), e a previsão teórica bem-sucedida de outras linhas ainda não observadas, foram uma das razões pelas quais seu modelo foi imediatamente aceito. [ 34 ] : 34

Para aplicar a átomos com mais de um elétron, a fórmula de Rydberg pode ser modificada substituindo $Z$ por $Z - b$ ou $n$ por $n - b$ , onde $b$ é constante, representando um efeito de blindagem devido à camada interna e a outros elétrons (veja Camada eletrônica e a discussão posterior do "Modelo de Camada do Átomo" abaixo). Isso foi estabelecido empiricamente antes de Bohr apresentar seu modelo.

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)

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

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

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:

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

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

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

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

Agora

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

Portanto

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

Dado que o momento angular é quantizado, temos:

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

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)

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

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

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)

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)

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

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

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

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

O momento magnético devido ao spin do electrão é:

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

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)

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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.

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

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

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

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

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

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

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:

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

No sistema de referência de repouso do electrão.

Portanto

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

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

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

Com energia potencial

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

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)

e por uma energia adicional dada por

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

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

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

e então

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