# Interação spin-órbita

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. A interação spin-órbita é uma das causas da anisotropia magnetocristalina.

## Momentos angulares e momentos magnéticos (imagem semi-clássica)

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)

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.
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].
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
${\vec {v}}\wedge {\vec {\varepsilon }}={\frac {1}{e}}{\frac {\partial V}{\partial r}}{\vec {v}}\wedge {\vec {r}}={\frac {1}{em_{0}}}{\frac {1}{r}}{\frac {\partial V}{\partial r}}{\vec {L}}$
A equação (T) torna-se então
${\vec {\omega }}_{L}=+{\frac {1}{2m_{0}^{2}c^{2}}}{\frac {1}{r}}{\frac {\partial V}{\partial r}}{\vec {L}}$
E a energia adicional
$\Delta E=+{\frac {1}{2m_{0}^{2}c^{2}}}{\frac {1}{r}}{\frac {\partial V}{\partial r}}{\vec {L}}.{\vec {S}}$
O produto escalar
${\vec {L}}.{\vec {S}}=m\hbar s$
Para spin = ½
${\vec {L}}.{\vec {S}}=m\hbar .{\frac {1}{2}}\hbar ={\frac {1}{2}}m\hbar ^{2}$
A separação energética se torna então
$|\Delta E|={\frac {\hbar ^{2}m}{4m_{0}^{2}c^{2}}}{\frac {1}{r}}{\frac {\partial V}{\partial r}}$
Para o potencial de Coulomb a separação energética pode ser aproximada por:
$\Delta E={\frac {\lambda _{c}^{2}mZe^{2}}{r^{3}}}$
Onde
$\lambda _{c}={\frac {h}{m_{o}c}}$
é o comprimento de onda de Compton
$\lambda _{c}={\frac {h}{m_{o}c}}$ ou ${\frac {\lambda _{c}}{2\pi }}$
Um resultado útil no cálculo é citado sem prova. O valor médio de $\scriptstyle {\frac {1}{r^{3}}}$ i.e.
${\Bigg \langle }{\frac {1}{r^{3}}}{\Bigg \rangle }={\frac {Z^{2}}{a_{o^{2}}n^{2}l{\Biggl+{\frac {1}{2}}{\Bigg )}(l+1)}}$
para $\scriptstyle l\neq 0$
De modo que a separação energética se torna
$\Delta E={\frac {{\bar {\lambda }}_{c}^{2}m_{i}Z^{3}e}{a_{0}^{2}n^{2}l(l+1/2)(l+1)}}$
para $\scriptstyle l\neq 0$

## Esquemas de acoplamento do momento angular

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

Este modelo assume que a interação de spin-órbita domina as interações electrostáticas entre as partículas.
Assim, nós escrevemos para cada partícula
${\vec {J}}_{1}={\vec {L}}_{1}+{\vec {S}}_{1}\;e\;{\vec {J}}_{2}={\vec {L}}_{2}+{\vec {S}}_{2}$
O momento angular total é obtido combinando $\scriptstyle {\vec {J}}_{1}$ e $\scriptstyle {\vec {J}}_{2}$ :
${\vec {J}}={\vec {J}}_{1}+{\vec {J}}_{2}$.
sendo assim temos
$j=|j_{1}+j_{2}|,|j_{1}+j_{2}-1|,.....,|j_{1}-j_{2}|$
Ilustramos o acoplamento j-j aplicando-o a dois electrões p não equivalentes.
Para cada electrão
$j_{1}=j_{2}={\frac {1}{2}}$ ou ${\frac {3}{2}}$
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

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
${\vec {L}}={\vec {L}}_{1}+{\vec {L}}_{2}\;e\;{\vec {S}}={\vec {S}}_{1}+{\vec {S}}_{2}$
O momento angular total é dado, por
${\vec {J}}={\vec {L}}+{\vec {S}}$
O valor absoluto de $\scriptstyle {\vec {L}}$ , corresponde a:
$|{\vec {L}}|={\sqrt {l(l+1)}}\hbar$
onde os valores possíveis de L são:
$l=l_{1}+l_{2},l_{1}+l_{2}-1...l_{1}-l_{2}$ para $l_{1}\geq l_{2}$
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