Zeeman-efekti

Zeeman-ilmiö [1] on atomispektrien viivojen jakamista magneettikentässä . Nimetty Peter Zeemanin mukaan, joka löysi vaikutuksen vuonna 1896 .

Vaikutus johtuu siitä, että magneettikentän läsnäollessa elektroni , jolla on magneettinen momentti , hankkii lisäenergiaa , mikä johtaa atomitilojen kokonaiskvanttiluvun degeneroitumisen poistamiseen ja atomien halkeamiseen . atomien spektriviivat. ${\vec {B}}$ ${\vec {\mu )),$ $\Delta E=-{\vec {\mu }}\cdot {\vec {B}}.$ $m_{j}$

Vaikutuksen luonne

Klassisessa näkymässä

Hendrik Lorentz selitti Zeeman-ilmiön klassisen fysiikan sisällä . Hänen teoriansa mukaan atomia pidetään klassisena harmonisena oskillaattorina ja sen liikeyhtälöä Z - akselia pitkin suunnatun magneettikentän läsnä ollessa voidaan pitää atomia ${\vec {B)),$

m_{e}{\frac {d{\vec {v}}}{dt}}=-m_{e}\omega _{0}^{2}{\vec {r}}-e{ \vec {v}}\times {\vec {B}},

missä on elektronin pyörimisnopeus ytimen ympärillä, on elektronin massa, on elektronisen dipolisiirtymän resonanssitaajuus. Yhtälön viimeinen termi johtuu Lorentzin voimasta . $\vec{v}$ $minä$ $\omega _{o}$

Otamme käyttöön suuren, jota kutsutaan Larmor-taajuudeksi $\Omega _{L}={\frac {eB}{2m_{e}}}.$

Liikeyhtälön ratkaisu osoittaa, että dipolimomentin resonanssitaajuus jakautuu magneettikentän läsnäollessa kolmeen taajuuteen , joita kutsutaan Lorentzin tai yksinkertaiseksi Zeeman-tripletiksi . Siten magneettikentässä elektroni alkaa yksinkertaisen pyörimisen sijaan atomin ytimen ympäri tehdä monimutkaista liikettä suhteessa magneettikentän valitsemaan suuntaan.Atomin elektronipilvi Presessoi tämän akselin ympäri Larmorin kanssa. taajuus $\omega \simeq \omega _{o}\pm \Omega _{L}$ $Z.$ $\Omega _{L}.$

Tällainen yksinkertainen malli selittää kokeellisesti havaitun muutoksen atomihöyryn fluoresenssin polarisaatiossa havaintosuunnasta riippuen. Jos katsot Z - akselia pitkin , atomifluoresenssia ei havaita taajuudella, koska tällä taajuudella oleva atomidipoli värähtelee magneettikentän akselia pitkin ja sen säteily etenee kohtisuoraan tätä akselia vastaan. Taajuuksilla havaitaan oikean- ja vasenkätisiä polarisaatioita, niin sanottuja ja -polarisaatioita. $\omega _{o}$ $\omega \simeq \omega _{o}\pm \Omega _{L}$ ${\displaystyle \sigma ^{+))$ $\sigma ^{-}$

Jos katsot X- tai Y -akselia pitkin , lineaarinen polarisaatio ( π ja σ vastaavasti) havaitaan kaikilla kolmella taajuudella ja . Valon polarisaatiovektori π on suunnattu magneettikenttää pitkin ja σ on kohtisuorassa. $\omega _{o}$ $\omega \simeq \omega _{o}\pm \Omega _{L}$

Klassinen fysiikka pystyi kuvaamaan vain niin sanottua yksinkertaista (normaalia) Zeeman-ilmiötä. Monimutkaista (poikkeavaa) Zeeman-ilmiötä on mahdotonta selittää klassisten luontokäsitysten puitteissa.

Kvanttitermein

Magneettikentässä olevan atomin Hamiltonin kokonaisluku on muotoa:

H=H_{0}+V_{M},\

missä on atomin häiriötön Hamiltonin ja missä on magneettikentän luoma häiriö: $H_{0}$ $V_{M}$

V_{M}=-{\vec {\mu }}\cdot {\vec {B)).

Tässä on atomin magneettinen momentti , joka koostuu elektronisista ja ydinosista. Ydinmagneettinen momentti, joka on useita suuruusluokkia pienempi kuin elektroninen, voidaan jättää huomiotta. Näin ollen ${\vec {\mu ))$

{\vec {\mu }}=-\mu _{B}g{\vec {J}}/\hbar ,

missä on Bohrin magnetoni , on elektroninen kokonaiskulmaliikemäärä ja on tekijä . $\mu _{B}$ ${\vec {J}}$ $g$

Elektronin magneettisen momentin operaattori on kiertoradan ja spinin kulmamomentin summa kerrottuna vastaavilla gyromagneettisilla suhteilla : ${\vec L}$ ${\vec {S))$

{\vec {\mu }}=-\mu _{B}(g_{l}{\vec {L}}+g_{s}{\vec {S}})/\hbar ,

missä ja ; jälkimmäistä arvoa kutsutaan anomaaliksi gyromagneettiseksi suhteeksi ; poikkeama 2:sta ilmenee kvanttielektrodynaamisten vaikutusten vuoksi. LS-kytkennän tapauksessa kaikki elektronit lasketaan yhteen kokonaismagneettisen momentin laskemiseksi: $g_{l}=1$ $g_{s}\approx 2{,}0023192$

g{\vec {J}}=\left\langle \sum _{i}(g_{l}{\vec {l_{i}}}+g_{s}{\vec {s_{i} )))\right\rangle =\left\langle (g_{l}{\vec {L}}+g_{s}{\vec {S)))\right\rangle ,

missä ja ovat atomin kokonaiskierto- ja spinmomentit, ja keskiarvo tehdään atomin tilassa tietyllä kokonaiskulmamomentin arvolla. $\vec{L}$ ${\vec {S}}$

Yksinkertainen Zeeman-efekti

Yksinkertainen tai normaali Zeeman-ilmiö on spektriviivojen jakaminen kolmeen alatasoon; se voidaan selittää laadullisesti klassisesti. Jos vuorovaikutustermi on pieni (pienempi kuin hieno rakenne , eli ), havaitaan normaali Zeeman-ilmiö: $V_{M}$ $V_{M}\ll |E_{i}-E_{k}|$

siirtymien aikana singlettitermien välillä ( ); $S=0;J=L$
siirtymien aikana tasojen ja ; $L = 0$ $J=S$
siirtymien aikana tasojen ja välillä , koska se ei hajoa, vaan jakautuu kolmeen alatasoon. $J=1$ $J=0$ $J=0$ $J=1$

Vahvissa kentissä havaitaan myös jakautumista kolmeen alatasoon, mutta tämä voi johtua Paschen-Back-ilmiöstä (katso alla).

Normaalissa Zeeman-ilmiössä halkaisu liittyy puhtaasti orbitaalisiin tai puhtaasti spin-magneettisiin momentteihin. Tämä havaitaan He-singletissä ja maa -alkalielementtien ryhmässä sekä Zn-, Cd-, Hg-spektreissä.

Polarisaatio ja havaitaan, kun magneettisen momentin projektio muuttuu ja vastaavasti. $\pi$ $\sigma ^{\pm }$ $\Delta m_{j}=0$ $\Delta m_{j}=\pm 1$

Huolimatta siitä, että Zeeman havaitsi aluksi yksinkertaisen vaikutuksen kokeissaan, se on suhteellisen harvinainen luonnossa.

Yhdiste Zeeman-efekti

Kaikilla ei-singlettijuovilla atomin spektriviivat jakautuvat paljon suuremmalle määrälle komponentteja kuin kolme, ja jakoarvo on normaalin halkeamisen kerrannainen . Kompleksisen (tai poikkeavan) vaikutuksen tapauksessa jaon määrä riippuu kompleksisesti kvanttiluvuista . Kuten aiemmin todettiin, elektronin magneettikentässä hankkima lisäenergia on verrannollinen tekijään , jota kutsutaan Landen kertoimeksi ( gyromagneettinen tekijä ) ja joka saadaan kaavalla $\nu _{n}$ $L,~S,~J$ $V_{M}$ $g$

g=1+{\frac {J(J+1)-L(L+1)+S(S+1)}{2J(J+1))),

missä L on atomin kiertoratamomentin arvo , S on atomin spin - momentin arvo, J on kokonaismomentin arvo .

Tämän tekijän esitteli ensimmäisenä Lande . Landen työ oli jatkoa Zeemanin työlle, joten Landen saamien spektrien juovien halkeamista magneettikentässä kutsutaan poikkeavaksi Zeeman-ilmiöksi. Huomaa, että Zeemanin koe tehtiin klo , eli kertoimia ei tarvittu. $L=J,S=0$ $g = 1$

Siten degeneroitunut energiataso jakautuu tasavälein sijaitseviin Zeeman-alitasoihin (missä on magneettisen kvanttiluvun moduulin maksimiarvo ). $2J+1$ $J$ $m_{l}=j$

Paschen-Back-efekti

Paschen-Back-ilmiö havaitaan, kun Zeeman-halkaisu ylittää hienorakenteen halkeamisen , eli pisteessä . Tällaisissa kentissä tavallinen spin-kiertoradan vuorovaikutus tuhoutuu . Tässä tapauksessa kompleksinen Zeeman-jako tulee yksinkertaiseksi, jolloin degeneroitunut energiataso jakautuu tasavälein sijaitseviin Zeeman-alitasoihin (missä on magneettisen kvanttiluvun moduulin maksimiarvo ). $V_{M}\gg |E_{i}-E_{k}|$ $2J+1$ $J$ $m_{l}=j$

Supervahvat kentät

Vielä vahvemmissa magneettikentissä, joissa elektronin syklotronienergia (missä on sen syklotronitaajuus ) tulee verrattavissa olevaksi tai ylittää atomin sitoutumisenergian, atomin rakenne muuttuu kokonaan. Tässä tapauksessa tasot luokitellaan Landau-tasojen mukaan, ja Coulombin vuorovaikutus toimii häiriönä suhteessa magneettiseen jakaen Landau-tasot alatasoiksi. Perustilassa olevalle vetyatomille tämä tilanne syntyy, kun se ylittää atomienergiayksikön , eli Tl :ssä . $\hbar \omega _{c}$ $\omega_{c}$ $\hbar \omega _{c}$ $B>2,35\times 10^{5}$

Historia

Ehdotuksen siitä, että spektriviivat voivat halkeilla magneettikentässä, esitti ensimmäisenä Michael Faraday , joka ei kuitenkaan voinut havaita vaikutusta riittävän voimakkaan kentän lähteen puuttuessa [2] . Peter Zeeman havaitsi vaikutuksen ensimmäisen kerran vuonna 1896 kapealla sinivihreällä kadmiumin viivalla . Zeeman käytti kokeessaan magneettikenttiä, joiden voimakkuus oli 1–1,5 T , ja havaitsi linjan jakaantumista kolmioksi. Zeeman viittasi Faradayn idean tekijään [2] . 31. lokakuuta 1897 Hendrik Lorentz sai tietää näistä kokeista , joka heti seuraavana päivänä tapasi Zeemanin ja antoi hänelle selityksensä, joka perustui kehittämäänsä klassiseen elektroniikkateoriaan . Pian kuitenkin havaittiin, että useimpien muiden aineiden spektriviivat halkesivat magneettikentässä monimutkaisemmalla tavalla. Tämä vaikutus oli mahdollista selittää vain kvanttifysiikan puitteissa kehittämällä ideoita spinistä [3] . Löydöstään ja vaikutuksen selittämisestä Zeeman ja Lorentz saivat vuoden 1902 fysiikan Nobelin palkinnon .

Katso myös

Muistiinpanot

↑ Elyashevich M.A. Zeeman-ilmiö // Fyysinen tietosanakirja : [5 osassa] / Ch. toim. A. M. Prokhorov . - M . : Soviet Encyclopedia , 1990. - T. 2: Laatutekijä - Magneto-optiikka. - S. 77-78. - 704 s. - 100 000 kappaletta. — ISBN 5-85270-061-4 .
↑ 1 2 Zeeman P. Magnetisoinnin vaikutus aineen lähettämän valon luonteeseen // Luonto . - 1897. - Voi. 55 , iss. 1424 . - s. 347 . - doi : 10.1038/055347a0 . - .
↑ Sivukhin D.V. § 92. Zeeman-ilmiö // Fysiikan yleinen kurssi. - M . : Nauka , 1980. - T. IV. Optiikka. - S. 564. - 768 s.

Kirjallisuus

Sivukhin DV Atomi- ja ydinfysiikka // Fysiikan yleinen kurssi. - M. : Fizmatlit, 2002. - T. 5. - 784 s.
Shpolsky E.V. Atomifysiikka (2 osassa). - M .: Nauka, 1984. - 990 s.
Christopher J. Foot. atomifysiikka. - 2004. - ISBN 13: 9780198506966.
M. A. Eljashevitš. Zeeman-ilmiö // Physical Encyclopedia : [5 osassa] / Ch. toim. A. M. Prokhorov . - M .: Neuvostoliiton Encyclopedia (osa 1-2); Great Russian Encyclopedia (vols. 3-5), 1988-1999. — ISBN 5-85270-034-7 .

Alkuperäiset artikkelit

P. Zeeman. Magnetismin vaikutuksesta aineen lähettämän valon luonteeseen // Phil . Mag. . - 1897. - Voi. 43. - s. 226.
P. Zeeman. Ulkoisten magneettivoimien tuottama kaksinkertaistuu ja tripletit // Phil . Mag. . - 1897. - Voi. 44. - s. 55.
P. Zeeman. Magnetisoinnin vaikutus aineen lähettämän valon luonteeseen // Luonto . - 1897. - Voi. 55. - P. 347. - doi : 10.1038/055347a0 .