Содержание к диссертации
Введение
Глава 1. Конфигурации 2pnd + 2p(n + l)s атома углерода 6
1.1. Энергетический спектр конфигураций 2pnd + 2р(п + 1 )s (n = 3 - 7) атома углерода 8
1.2. Методика расчета в двухконфигурационном приближении 13
1.2.1. Матрица оператора энергии 13
1.2.2. Система уравнений. Нулевые приближения для метода итераций Ньютона 25
1.3. Результаты расчета и их обсуждение 31
1.4. Атом углерода в магнитном поле 47
Глава 2. Атом неона. Конфигурации 2р nd и 2p5ns (n = 3 — 10) 60
2.1. Тонкая структура конфигураций 2p5nd и 2p5ns неона (энергетический спектр) 61
2.2. Расчетные характеристики конфигураций 2p5nd и 2p5ns неона в одноконфигурационном приближении 66
2.3. Гиромагнитные отношения в векторных типах связи 83
Глава 3. Изоэлектронный ряд неона (конфигурации 2р nd и 2р ns) 95
3.1. Объекты исследования и методика расчета 95
3.2. Результаты численного расчета и их обсуждение 96
Заключение 113
Литература 114
- Матрица оператора энергии
- Атом углерода в магнитном поле
- Расчетные характеристики конфигураций 2p5nd и 2p5ns неона в одноконфигурационном приближении
- Результаты численного расчета и их обсуждение
Введение к работе
Современные методы теоретической атомной спектроскопии позволяют производить расчеты атомных систем, необходимые для решения практических задач в различных разделах физики. Примером таких расчетов для задач астрофизики являются Opacity Project [1, 2] и Iron Project [3], проводившиеся в середине 90-х годов. При этом использовались различные чисто теоретические (ab initio) методы, в том числе и получившие развитие в последнее время [3 — 7].
При расчетах атомных систем, наряду с ab initio методами, используются и различные варианты полуэмпирического метода [8-11], один из которых [11] рассматривается в настоящей работе. В этом варианте полуэмпирического расчета используется приближение Брейта-Паули. Поскольку основной задачей является расчет параметров тонкой структуры из экспериментальных энергий уровней, то в гамильтониане Брейта рассматриваются взаимодействия, которые определяют тонкую структуру исследуемых конфигураций. Все вычисления в данном варианте полуэмпирического расчета проводятся только для двухчастичных конфигураций: электрон - электрон, электрон-дырка и дырка-дырка (две почти заполненные оболочки). В работе [12] конфигурации типа электрон - электрон названы квазидвух-электронными.
Необходимость использования экспериментальных данных является недостатком полуэмпирического метода, однако получаемая в результате таких расчетов точность вычислений энергий уровней тонкой структуры во многих случаях компенсирует этот недостаток. Так, используемый в настоящей работе вариант полуэмпирического метода
расчета позволяет вычислить энергии уровней тонкой структуры в пределах экспериментальной ошибки их измерения. В случае же ab initio расчетов разница между вычисленными и экспериментальными энергиями уровней значительно больше экспериментальной ошибки и иногда может превышать расстояние между уровнями, как, например, в конфигурации 5snf In II в работе [13]. Сами авторы ab initio вычислений обращают внимание на этот недостаток и для уменьшения разницы между вычисленными и измеренными энергиями уровней тонкой структуры производят подгонку (adjustment) по известным экспериментальным энергиям. Это улучшает, иногда значительно, вычисленные энергии уровней (см., например, [14, 15]). В работе [7] было предложено использовать разницу между вычисленными и измеренными энергиями уровней тонкой структуры для улучшения расчетных значений вероятностей переходов. Такие расчеты выполнены в работах [7, 16]. Автор [7] назвал указанную подгонку тонкой настройкой (fine-tuning).
Расчетные значения параметров тонкой структуры, полученные как ab initio, так и полуэмпирическим методом, позволяют определить, помимо энергий уровней, коэффициенты разложения волновых функций промежуточной (реальной) связи по волновым функциям модельного представления, а с их помощью - множители Ланде и радиационные характеристики: силы линий, силы осцилляторов, вероятности электрических и магнитных переходов, времена жизни.
В настоящей работе исследованы конфигурации 2pnd + 2p(n + l)s атома углерода и 2p5nd (а также 2p5ns) атома неона и его изоэлектронного ряда. Основное внимание уделено углероду, поскольку для него впервые полуэмпирический расчет проводится в двухконфигурационном приближении (см.гл.1). Атом неона и его
изоэлектронный ряд (гл.2 и 3 соответственно) исследованы в одно-конфигурационном приближении с целью оценки степени его применимости.
Все расчеты выполнены с практически нулевыми невязками по энергиям (ДЕ - разность между расчетными и экспериментальными энергиями). Это позволяет уточнить волновые функции промежуточной связи, с которыми далее рассчитываются гиромагнитные отношения, а также прогнозировать поведение зеемановских подуровней при наложении магнитного поля.
На защиту выносятся следующие положения:
Методика полуэмпирического расчета параметров тонкой структуры в двухконфигурационном приближении на примере конфигураций 2pnd + 2p(n + l)s атома углерода.
Оценка характера связи между электронами в конфигурациях 2pnd, 2pns, 2p5nd, 2p5ns во всех исследованных системах.
Обоснование необходимости проведения полуэмпирических расчетов конфигураций 2р nd (п > 5) атома неона и 2р 4d изоэлектронного ряда неона с матрицей оператора энергии, записанной в приближении jK-связи.
Оценка степени применимости одноконфигурационного приближения в конфигурациях 2p5nd неона и его изоэлектронного ряда.
Сравнительный анализ характеристик полуэмпирического расчета с имеющимися литературными данными.
Прогнозируемая картина зеемановского расщепления уровней конфигурации 2p3d атома углерода.
Матрица оператора энергии
Как следует из изложенного в предыдущем разделе, предлагается рассматривать единую 16-уровневую систему, включающую в себя две конфигурации: 2pnd + 2p(n+ l)s. Матрица оператора энергии строится из одноконфигурационных, связанных друг с другом межконфигурационными матричными элементами типа 25+рл2з+1 (знак «тильда» указывает на принадлежность уровня к конфигурации 2pns). Межконфигурационные матричные элементы оператора энергии электростатического взаимодействия в приближении LS-связи рассчитывались по формуле: [nm2i«2LS I — I n, n2 , 2 LS] = 2 NLSN LS {(іСкІС10С2іСк2 )х r12 к x[C1 ,2k(E2 )Lerk(e1)e2L]Rk(n1Jn1 i ,n22n2 2 )+(-l)s(e1Cke2 )x x(ti lCk!e2)[k2 (ei)2Lk(n1Ini , ,n2e2n2 2 )2(if)2 L]x хМщЬпгЪ АгЬъЪ )} (1.1) (формула заимствована из монографии литовских авторов [23]). Здесь NLs, N LS = —F= — нормировочные множители в двухэлектронной антисимметричной волновой функции [23]. Параметр суммирования к для прямого члена принимает единственное значение к = 2, а для обменного к=1, так как рассматриваемые нами конфигурации характеризуются следующими наборами орбитальных квантовых чисел: I] = 1, 2 = 2, 1\ = 1, 2 = 0. Поясним сказанное. Приведенные матричные элементы оператора сферической функции для прямой части (1.1) (первое слагаемое в фигурной скобке) отличны от нуля при следующих значениях орбитальных квантовых чисел: ] = 1, l\ = 1 (к = 0,2) и 2 = 0, 2 = 2 (к = 2). Поскольку в (1.1) ранг оператора сферической функции к общий у первых двух множителей в фигурной скобке, то остается единственное значение к — 2. В обменной части (второе слагаемое суммы) ранг к тоже общий у двух приведенных матричных элементов оператора сферической функции, и они отличны от нуля при следующих значениях квантовых чисел : 1\ = 1, 2 = 0 (к = 1) и ] =1, 2 = 2 (к = 1, 3). Поэтому здесь к = 1. Далее, множители в квадратных скобках (1.1) - 6]-символы Вигнера, рассчитанные по формулам монографии [24]. Угловые коэффициенты при радиальных интегралах R2 и R] приведем ниже в табл. 1.4. Они отличны от нуля только для следующих матричных элементов: 3P0i23I oi2 и і і Это и понятно, поскольку у двух рассматриваемых конфигураций pd и ps общие только Р-уровни в приближении LS-связи.
Полная матрица оператора энергии разделяется по квантовому числу J, но в отличие от одноконфигурационной задачи (см.гл.2) субматрица с J = 2 становится 5-го ранга (вместо 4-го в одноконфигурационном приближении), с J = 1 - 5-го ранга (вместо 3-го) и с J = 0 - второго ранга (вместо первого в одноконфигурационном приближении). Не меняются ранги субматриц с J = 3 и J = 4. Схематически эта расширенная матрица оператора энергии выглядит так: J = ]D2 3F2 3D2 3P2 3p D2 Ci c2 C3 c4 0 3F2 c2 c5 c6 c7 0 3D2 C3 c6 c8 c9 0 3P2 c4 c7 c9 Сю cM % 0 0 0 M Си Здесь и далее См — межконфигурационный матричный элемент. J=l 3D, Pi 3P, % Pi 3D, Cl2 С,з C14 0 P C,3 C,5 Сіє 0 M 3P, Cj4 Сіб C17 cM 0 % 0 0 cM C)8 C]9 P, 0 с 0 ct9 C20 (1.3) Здесь C M — матричный элемент P , отличающийся от См (3Р 3Р ) знаком множителя при обменном радиальном интеграле Rt (см. ниже табл.4). J = 3Ро Зр 3Ро С2 м % с С22 (1.4) J = 3F, 3D3 F3 3F3 c23 C24 c25 3D3 C24 C26 C27 F, C25 C27 C28 (1.5) J = 4 F4 F4 = C29 Матричные элементы Q как линейные функции параметров тонкой структуры см. ниже в табл. 1.4. Аналогичный подход к решению двухконфигурационной задачи полуэмпирическим методом использован в [25], где рассматривались конфигурации 3p3d + 3snf для ионов А1 II и Si III, у которых общие F-уровни. Кроме того, матрица оператора энергии в [25] содержит только традиционные параметры: электростатические и спин — своя орбита. У нас их значительно больше, так как учтены еще взаимодействия спин — чужая орбита, спин - спин и орбита - орбита.
Одноконфигурационная часть матрицы оператора энергии конфигураций npn d (на незаполненных оболочках находятся оба электрона, в отличие от дырочных конфигураций np n d, где нижняя почти заполненная оболочка - дырка) с учетом большинства возможных взаимодействий в гамильтониане Брейта [20] в настоящей работе апробируется впервые в численном расчете параметров тонкой структуры. Она построена следующим образом. Угловые коэффициенты при радиальных интегралах Слэтера Fo, F2, G\ и G3 заимствованы из монографии [26]. Параметры взаимодействия спин — своя орбита р и есть в [26] и в таблице монографии [23], которая была проверена по формулам этой же монографии в LSJM-пред ставлений и в представлении несвязанных моментов. Угловые коэффициенты при радиальных интегралах Марвина Мк и Nk [23] и связанных с ними, характеризующих взаимодействия спин - чужая орбита, спин - спин и орбита - орбита, получены в нашей группе более 10 лет назад для электронных npn d и дырочных np5n d конфигураций [27-29]. Но численный расчет атомов 4-й группы периодической системы элементов тогда реализовать не удалось.
Атом углерода в магнитном поле
В этом разделе представлен расчет зеемановскоЙ структуры нижней конфигурации 2p3d вместе с 2p4s как единой системы. Такой расчет в настоящей диссертации проводится впервые. Все предыдущие аналогичные расчеты нашей группы (см., например, [38 - 42]) выполнены в одноконфигурационном приближении. Взаимодействие атома с магнитным полем имеет вид [4]: W = -nH, (1.17) где (І - магнитный момент атома, который можно представить в виде: H = -MogJ (1.18) Здесь Цо = eh/2mc - магнетон Бора, J — полный электронный момент атома, g — гиромагнитное отношение. Матричные элементы оператора энергии взаимодействия атома с магнитным полем в LSJM представлении (LS-связь) есть в работе [43].
В нашей группе был выполнен аналогичный расчет в представлении несвязанных моментов для ряда 4-уровневых конфигураций с s—электроном и 10-уровневых конфигураций с неэквивалентными р-электронами на внешних оболочках, имеющих разные термы (неопубликованные данные 1980 г.).
Цель этого расчета - записать формулы для матричных элементов через орбитальное gc и спиновое gs гиромагнитные отношения в аналитическом виде, а не использовать значения gt = 1 и gs = 2 (как это сделано в [43]), так как они несколько отличаются от этих величин. Например, gs =2.00232 с учетом аномального эффекта Зеемана, значение gc также уточняется и оно несколько меньше 1. Кроме того, необходимо было выяснить, с каким знаком брать квадратный корень в формулах [43], входящих в выражения для недиагональных матричных элементов. Напомним кратко, что представление несвязанных моментов, предложенное в [23], предполагает, что состояние атома зависит только от индивидуальных квантовых чисел отдельных электронов и нет необходимости привлекать дополнительные квантовые числа, представляющие результат сложения моментов количества движения, что упрощает расчет. Угловая часть волновой функции задается следующим набором квантовых чисел: i 2 Si s2 m m mg ms (1.19) 12 12 Здесь С; и sj - орбитальный и спиновый моменты количества движения, m и m - их проекции. і і Таким образом, с волновыми функциями (1.19) для каждого значения магнитного квантового числа М (М = m +m +m +т ) і 2 si S2 рассчитываются матричные элементы оператора (см. (1.18)): A=-Mo[gc(?1+?2)+&(si+s2)] С1-20) В качестве радиального интеграла здесь выступает магнетон Бора. Напомним, что в представлении несвязанных моментов полная энергетическая матрица разделяется по квантовому числу М - так же, как в магнитном поле, которое полностью снимает вырождение по М.
Расчет матричных элементов оператора (1.20) не представляет трудностей, поскольку орбитальные и спиновые операторы -одноэлектронные, однопространственные (зависят от одной координаты) и являются неприводимыми тензорами первого ранга, как и все угловые моменты [23, 24]. Матричные элементы для каждого слагаемого (1.20) рассчитывались по теореме Эккарта-Вигнера, приведенные матричные элементы для соответствующих элементов известны (см., например, [20]), и весь расчет по существу сводится к вычислению 3.)-символов Вигнера. Затем матричные элементы из представления несвязанных моментов были переведены в LSJM-представление с помощью матрицы коэффициентов Клебша-Гордана и получены такие же результаты, как и по формулам [43], если последние уточнить следующим образом. Диагональные матричные элементы: W = J(J + 1) + L(L + 1)-S(S + 1) J(J + 1) + S(S + 1)-L(L + 1) 2J(J + 1) ё + 2J(J + 1) s И0НМ (AJ = AS = AL = 0) (1.21) Недиагональные матричные элементы: (J LTS + 1)(J + L-S + 1)(J + L + S + 2)(L + S-J)-(J ( 1)2 Т, 4(J + l)2(2J + l)(2J + 3) J x,-gsKH (AJ = ±1, AS = AL = 0, Jmin) (1.22) Квадратный корень берется со знаком « + ». Расчет по формулам (1.21, 1.22) дает результаты для нашей задачи, представленные в табл. 1.10 в приближении LS-связи. Первое и второе слагаемые в больших круглых скобках (1.21) -это и есть гиромагнитные отношения в общем виде, а конкретно для уровней - столбец с М = ±1 в табл. 1.10 (без множителя и )Н и знаков) у диагональных матричных элементов. Например, g(3P2)= (gc + gs) и т.д. Из табл.1.10 видно, что в матрице с М = 0 «полевые» диагональные матричные элементы отсутствуют. Недиагональные матричные элементы одинаковы для положительных и отрицательных значений М. Подчеркнем, что в представлении несвязанных моментов матрица оператора энергии взаимодействия атома с магнитным полем диагональна. Но она неудобна из-за громоздкости записи всех остальных матричных элементов (см.(1.2) — (1.6) и табл. 1.4). Поэтому как в численных расчетах параметров тонкой структуры, так и зеемановской структуры мы используем матрицу оператора энергии в LSJM-представлении (или, что то же, в приближении LS-связи) как более компактную.
Расчетные характеристики конфигураций 2p5nd и 2p5ns неона в одноконфигурационном приближении
Методика полуэмпирического расчета конфигураций неона аналогична подробно изложенной в разделе 1.2 для атома углерода, и здесь мы остановимся на ней кратко.
Поскольку расчет конфигураций неона выполнен в одноконфигурационном приближении, то задача значительно упрощается как по числу параметров тонкой структуры, так и по количеству уравнений системы, необходимых для расчета искомых параметров. Полная матрица оператора энергии, как в задаче с углеродом, разделяется на 5 субматриц с разными значениями полного момента J, но меньших рангов. Для J = 2 — матрица 4-го ранга, J = 1 и 3 - третьего ранга и две матрицы первого ранга (J = 4 и 0). Она приведена в работе [30], но здесь мы ее несколько изменили, отделив взаимодействие орбита - орбита от двух других магнитных взаимодействий: спин-чужая орбита и спин-спин, а также убрали эффективные электростатические параметры Fi и G2. В табл.2.3 матрица оператора энергии записана через коэффициенты при радиальных интегралах, аналогично табл. 1.4 в гл. 1, в том виде, как она использовалась в численном расчете параметров тонкой структуры. Обозначения в табл.2.3 такие же, как и в табл. 1.4, с той разницей, что здесь радиальные интегралы спиновых взаимодействий Марвина Sb S2, S2 (прямые) и S3 (обменный) - объединены по двум взаимодействиям: спин - чужая орбита и спин — спин. Из табл.2.3 видно, что матрица оператора энергии для дырочных конфигураций p5d гораздо проще, чем одноконфигурационная часть матрицы pd в табл. 1.4, так как в ней больше равных нулю матричных элементов. Параметров тонкой структуры для конфигураций p5d — 14 (табл,2.3). Одноконфигурационная матрица оператора энергии для конфигураций p5s выглядит так: 3p23p2 = Fo_ p+2Si 3Pi3Pi=Fo+Sp + S, P/P1-F0 + 2G! зРі ,- 2(1 + 38,-28,) .(2.1) Она получена в представлении несвязанных моментов, где можно учесть измененный знак проекций дырки (почти заполненная оболочка) по сравнению с электроном, а затем переведена при помощи матрицы коэффициентов Клебша-Гордана в LSJM-представление. В этом представлении, как видно из (2.1), полная энергетическая матрица разделяется на три: одна второго ранга (J=l) с недиагональным матричным элементом 3Pj !РЬ и две первого (J = 2 и J = 0). Неизвестных параметров тонкой структуры здесь 5 (Fo и Gi - прямой и обменный параметры электростатического взаимодействия; Si - прямой радиальный интеграл Марвина [23], относящийся к взаимодействиям спин - спин и спин - чужая орбита; S4 - обменный радиальный параметр Кк, описывающий взаимодействие спин - чужая орбита).
Для матриц 2-го ранга мы предпочитаем использовать уравнения на правила корней по теореме Виетта (след матрицы и парное произведение корней векового уравнения второй степени). Еще два уравнения - линейные (матричные элементы 3Р2 3Р2 и 3Р0 3Р0 приравниваются к соответствующим экспериментальным энергиям в численном расчете параметров тонкой структуры). Не хватает одного уравнения. Поэтому для 4-уровневой задачи (конфигурации p5s) использовались еще 2 уравнения на унитарное преобразование матриц к диагональному виду типа (1.10) с одним неизвестным коэффициентом связи ajk. Итоговая система в этом случае состояла из 6 уравнений для 6 неизвестных (пять параметров тонкой структуры и один коэффициент связи).
В 12-уровневой задаче для конфигураций p5d при расчете параметров тонкой структуры использованы уравнения типа (1.10) на унитарное преобразование матриц к диагональному виду, уравнения нормировки и ортогональности, подробно описанные в п. 1.2.2. Число неизвестных (как и число уравнений) здесь равно 48: 34 коэффициента связи и 14 параметров тонкой структуры. Система уравнений также решалась по методу итераций Ньютона. Нулевые приближения получены из следа матриц соответствующих рангов, а затем уточнены по МНК. Число итераций и МНК, и метода Ньютона при решении системы 48 уравнений для неона большое (до нескольких сотен тех и других).
Параметры тонкой структуры конфигураций 2р nd, полученные из решения системы 48 нелинейных уравнений, приведены в табл.2.4 и сравниваются с аналогичными результатами других авторов, а конфигураций 2p5ns - в табл.2.5.
Как видно из этих таблиц, значение константы спин -орбитального расщепления р достаточно стабильно для всех исследованных конфигураций и составляет величину -520 см-і. Примерно это же значение получается и при решении 5 линейных уравнений на правило сумм диагональных матричных элементов (след матриц). По этому параметру можно сказать, что наложение конфигураций p5d и p5s в неоне небольшое. Основные параметры тонкой структуры (первые пять в табл.2.4) с ростом п d-электрона изменяются плавно.
Сравнение наших результатов в табл.2.4 с аналогичными данными других авторов показывает хорошее согласие. Разница в том, что у цитированных авторов в матрице оператора энергии используется 6 параметров тонкой структуры (кроме работы [47]), у нас их 14, что позволило получить нулевые невязки между расчетными и экспериментальными энергиями. У других авторов средние невязки составляют величины от десятых долей до нескольких единиц обратных сантиметров. Автор [47] для двух нижних конфигураций неона провел свой расчет в двухконфигурационном приближении: 2p53d + 4s и 2p54d + 5s, и получил средние невязки ДЕ 0.49 см"1 и 0.34 см-1 соответственно.
Далее численные значения параметров тонкой структуры из табл.2.4 подставлялись в матрицу оператора энергии (см.табл.2.3) и проводилась ее диагонализация. В результате получены энергии уровней тонкой структуры и волновые функции промежуточной связи (коэффициенты разложения волновых функций по LS-связному базису). Последние приведены в табл.2.6 (конфигурации 2p5nd) и 2.7 (2p5ns) вместе с гиромагнитными отношениями.
Результаты численного расчета и их обсуждение
Параметры тонкой структуры конфигураций 2p5nd, полученные в результате решения системы 48 нелинейных уравнений по методу итераций Ньютона, представлены в табл.3.2. Они сравниваются с аналогичными величинами других авторов, которые ограничились рассмотрением в матрице оператора энергии электростатического взаимодействия и спин-своя орбита (первые 6 параметров в табл.3.2). В табл.3.3 приведены параметры тонкой структуры конфигураций 2р ns также в сравнении с литературными данными. Таблица 3.1 Энергетический спектр иона натрия (конфигурации 2p53d + 4s - слева и 2p54d + 5s — справа)
Из этих таблиц видно, что согласие наших данных и других авторов хорошее для Mg III, Al IV и Si V (по иону Р VI мы не нашли в литературе аналогичных данных). Оно хуже для Na II по указанной выше причине - необходимости расчета в двухконфигурационном приближении. Учет в матрице оператора энергии взаимодействий спин — чужая орбита, спин — спин и орбита — орбита позволил нам получить нулевые невязки между расчетными и экспериментальными энергиями, в отличие от цитированных авторов. В табл.3.2 и 3.3 также видно, что параметры малых магнитных взаимодействий и взаимодействия орбита —орбита у ионов намного больше по сравнению с такими же конфигурациями атома неона (ср.с табл.2.4 и 2.5). С численными значениями параметров тонкой структуры путем диагонализации матрицы оператора энергии (см.табл.2.3) определены волновые функции промежуточной связи (коэффициенты разложения по LS-связному базису). Для конфигураций р d они приведены в табл.3.4, a p5s - в табл.3.5 вместе с множителями Ланде, которые сравниваются с расчетами других авторов (экспериментальные гиромагнитные отношения для указанных конфигураций ионов изоэлектронного ряда неона в литературе пока отсутствуют). Кроме g-факторов для некоторых уровней Na II конфигурации 2p53d, согласие наших g-факторов и автора [62] хорошее. Из табл.3.4 видно, что конфигурации 2p53d всех исследованных ионов в основном ближе к LS-связи (соответствующие коэффициенты на главной диагонали для уровней CJ = 2HJ=1 составляют величины 0.95 - 0.99, несколько меньше они у уровней с J — 3). А конфигурации 2p54d этих ионов уже ближе к jK-связи (соответствующие коэффициенты на главной диагонали в основном составляют величины 0.7 — 0.8). В табл.3.6 приведено процентное содержание уровней 3Pi и ]Pi (LS-связь) в конфигурациях 2p53s, 4s ионов А1 IV и Si V в сравнении с литературными данными. Согласие хорошее и видно также, что нижние конфигурации 2p53s исследованных элементов близки к LS-связи как по процентному содержанию LS-уровней, так и по гиромагнитным отношениям (напомним, что gLS (3Р0 = 1.501, a gLS (r?\) = 1.0), а в конфигурациях 2p54s реализуется промежуточная связь, между LS и jj примерно посередине.
Композиция уровней конфигураций 2p5ns ионов изоэлектронного ряда неона А1IV 3s 93% 3Р, + 7% Р, 93% 3Pi + 7% Р!а 4s 62%3Pi+ 38% Pi 60% 3Pi + 40% P,a SiV 3s 90%3Pi+ 10% ! 95% 3Pj + 5% !РЇ b 4s 58%3P,+ 42% Pj 58% 3P, + 42% !Pib а —см. ссылку [57], b- [59]. В табл.3.7 и 3.8 приведено процентное содержание LS и jK-связных уровней соответственно в сравнении с имеющимися литературными данными. Согласие в основном хорошее. Нижние конфигурации 3s и 3d условно можно считать ближе к LS-связи, а начиная с п 4 наблюдается значительное отступление от LS-связи. Авторы работ [57, 59] считают, что конфигурации 2p54d ионов А1IV и Si V ближе к jK-связи. Поэтому свои результаты этих систем мы также даем по jK-связному базису (табл.3.8). Для некоторых уровней из табл.3.8 есть расхождения с авторами [57, 59], но в целом сравнение удовлетворительное. Согласны с авторами [57, 59] о близости конфигураций 2p54d А1IV и Si V к jK-связи, но не для всех уровней.
В табл.3.9 множители Ланде конфигураций 2p53d сравниваются с расчетом автора [62] и LS-связными g-факторами, a 2p54d - с JK-связными g-факторами, в соответствии с классификацией уровней в [55 - 59], которая для конфигураций 3d дана в приближении LS-связи, а 4d - jK-связи. Видно, что гиромагнитные отношения большинства D и Р-уровней конфигурации 2p53d ближе к LS-связным значениям, a F— уровней находятся примерно посередине между LS и jK-типами связи. Исключение здесь составляет уровень Di конфигурации 2p53d Mg III, у которого гиромагнитное отношение ближе к его jK-связному значению.
