Зееман эффекті

Пән: Физика
Жұмыс түрі: Материал
Тегін: Антиплагиат
Көлемі: 7 бет
Таңдаулыға:

Зееман эффекті

Зееманнын карапайым және күрделі эффектілерінің сандық сипатгамалары келтіріледі.

Атомның магниттік моменті және оның кеңістіктік квантталуының болатындығына Зееман құбылысы ең бір сенімді тәжірибелік дәлел

болып табылады.

Тәжірибелік зандылықтар. Магнит полюстері аралығына жарық көзін орналастырып оның спектрін ажыратқыш қабілеті жоғары аспап арқылы зерттегенде спектрлік сызықтардың жіктелетіндігі тағайындалған. Сонда қалыпты немесе қарапайым Зееман құбылысы жағдайында жарық көзі шығаратын жарықты магнит өрісіне перпендикуляр бағытта бақылағанда, әрбір сызықтың ү ш сызыққа жіктелетіндігі байқалады; мұндағы - магнит өрісі жоқ кездегі сызық жиілігі,

- жиіліктің лоренцтік ығысуы. Ал жарық көзінің сәулесін магнит өрісіне параллель бағытта бақылағанда әрбір сызық тек екі құраушы сызыққа жіктеледі. Бұлардың әрқайсысы дөңгелек поляризацияланған:

- ден қызыл жаққа ығысқаны - оң дөңгелектік, ал күлгін жаққа ығысқаны - сол дөңгелектік поляризацияланған. Өріске перпендикуляр бағытта сәулені бақылағанда үш сызықтық поляризацияланған сызық байқалады: біреуі ығыспаған, мүның поляризация векторы В -ға параллель және екі ығысқан (әрқайсысы бұлардың поляризация

векторлары В -ға перпендикуляр. Ығысқан дөңгелек ( В -мен бағыттас сәуле), не сызықты ( В -ға перпендикуляр сәуле) поляризацияланган сызықтар және σ ⁺ қүраушы деп аталады. Сызықты поляризацияланған (В-ға перпендикуляр сәуле) ығыспаған сызық π-қүраушы. π -поляризацияланған фотондар өріске перпендикуляр бағытта ғана шығарылады.

Зееманның күрделі немесе аномаль құбылысында спектрлік сызықтар үштен көп құраушыға жіктеледі және . Жүргізілген зерттеулер қарапайым Зееман құбылысьшың тек синглеттік спектрлік сызықтарда байқалатындығын көрсетті. Мультиплеттігі синглет емес барлық сызықтар үшін күрделі Зееман құбылыс байқалады.

Өріс жоқта мультиплеттік сипаттағы (дублет, триплет жэне т. т. ) спектрлік сызықтар үшін күрделі Зееман күбылысы байқалады. Әлсіз өрісте

әдеттегі зеемандық триплет орнына спектрлік сызықтың күрделірек түзілісі алынады.

Мәселен, Зееманның күрделі құбылысы жағдайында сілтілік элемент атомдары бас сериясының дублет сызықтарын өріске перпендикуляр бағытта бақыласа, онда дублеттің бір сызығы 4 сызыққа, ал екіншісі - 6 сызыққа жіктеледі. Демек, бұл жағдайда 10 спектрлік құраушы байқалады. Мультиплеттердің жеке сызықтары жиілігінің күрделі Зееман құбылысындағы ығысуы Лоренцтік ығысу өрнегін қанағаттандырмайды. Рунге ережесіне сәйкес =±(a/b) Δω ₀ , мұндағы а

және b-Рунге коэффициентгері, бүтін кіші сандар. Мәселен, сілтілік элемент атомдарының бас сериясы дублеттерінің жіктелуі үшін (а/b) =2/3, 4/3 (дублеттің ұзын толқынды сызығы үшін) және 1/3, 1, 5/3 (қысқа толқынды сызық үшін) .

Тағы бір тэжірибелік дерек Престон ережесі деп аталады. Оған сәйкес, жіктелу еселігі және (а/b) Рунге коэффициенттері берілген сызық жиілігіндегі фотондарды шығарып көшкендегі атомның бастапқы жэне аяққы күйлерін сипаттайтын l ₁ , j ₁ және

l _2, j ₂ кванттық сандарына тәуелді, бірақ осы күйлердің п бас кванттық санына тәуелді емес. Сонымен, берілген серияның барлық сызықтары күрделі Зееман эффектісінде бірдей жіктеледі. Қарапайым Зееман құбылысының теориясын 1896 ж. Г. Лоренц классикалық физика заңдары негізінде ұсынды. Лоренц теориясы қарапайым құбылыс жағдайында сызықтардың магнит өрісіндегі жіктелу сипатын түсіндіріп берді. Бұл теория тәжірибемен жақсы үйлесетін нәтижелер берумен қатар, зеемандық қүраушылардың поляризациялық сипатын да болжап берді. Бұл да тәжірибеде расталды. Бірақ Лоренц теориясы күрделі Зееман құбылысын түсіндіре алмады.

Зееман құбылысының түсіндірілуі. Атомдық физика курсында Зееман құбылысын атомның векторлық моделін пайдаланып түсіндіреміз. Ал бұл құбылыстың дәл теориясын релятивтік кванттык механика жәрдемімен ғана құруға болатындығын ескерте кетейік.

Магнит өрісі жоқ кезде атом энергиясы Е _j қайсыбір күйде тұрған болсын. Осы атомды индукциясы В магнит өрісіне орналастырамыз. Магнит

өрісін әлсіз, яғни

L _L -L _S байланысы L _L -B, L _S -B байланыс-

тарына қарағанда күштірек деп есептейміз. Демек, L _L -L _S эсерлесуі бүзылмаған. Бұл шектеу магнит өрісінің әлсіз болуының физикалық белгісі. Магнит өрісіндегі атом энергиясы магнит өрісімен атомның магниттік моментінің әсерлесуі нәтижесінде өзгеретін болады. Сонда

атом энергиясы мынаған тең болады:

E _jB =E _j +ΔE _B (7. 10)

Атомның толық импульс моменті (бұрыштық моменті) L _j , мүнымен байланысқан магниттік моменті µ _j болатындығы бұрын карастырылған болатын. Егер магниттік моментке ие магнитгік диполь түрақты магнит өрісіне орналастырылса, онда диполь энергиясы оның өріске қатысты бағдарлануына тәуелді болады. Индукциясы В өрістегі дипольдың осы бағдарлану энергиясы мынаған тең:

ΔE _B =-μ _j В=│µ _j ││B│cos(μ _j B) (7. 11)

L _j векторының, демек μ векторының да m _j кванттық санымен

анықталатын тек белгілі бағдарлануы болады. Осыған сәйкес атомның бағдарлану энергиясы дискретті мәндер қабылдайды.

μ _j шамасын анықтайық. LS - жуықтауында атомға L _L орбиталық және L _S спиндік импульс моменттері таңылады: