1625913952-eb24d9660fd97b365f78091f0a818088 (532682), страница 81
Текст из файла (страница 81)
Например, при иаблюдеяяв в х-направлении мы обнаружим язлучеиие, возннкшее прн колебаниях диполя вдоль осн у, а это направление определяет как раз направление колебаний электрического вектора нзлучення. Наблюдение вдоль оси з даст х-компонеяту и у-комповеяту излучения, ио оня полярвзоваиы по кругу. Приведенные еьипе рассуждения сразу указывают, что переход т- т+ 1 соответствует колебанию заряженного облака с днпольным моментом х+1у, т. е. вращению электрического вектора вокруг осн з в положительном направлении; подобные же рассуждения применяются к случаю перехода т- ж —.1. Этв утверждения теории можно непосредственно проверить в случае нормального эффекта Зеемана/"Хорошо известно, что наблюдения в перпендикулярном к осн я направлении (под прямым углом к магнвтиому полю) дают обычный лоренцев трнплет, т.
е. расщепление на трн компоненты, Из ннх цевтральяая, соответствующая переходу лч- ж (и поэтому несмещенная), поляризована в продольном относительно магнитного поля направленнн, а две другие компоненты, соответствующие переходам ят-чн~1, полярязозаны в поперечном направлении При продольных ннблюдеинях несмещенная компонента исчезает, н мы видим только дзе смещенные компоненты; оин в согласии с теоряей поляризованы по кругу. 22.
Аномальный э~ййизим Зеемвнв д зя Ю-зимам мааз1ицз Здесь мы получим схему расщепленвя 0-ливий натрия прн аномальном эффекте Зеемана. В гл. У1, $1 мы устанозилн, что линна Э~ соответствует переходу с р-уровня с внутренним кваятовым числом '/з, т, е. с уровня /=1, /='/и на г-уровень (/ 1), 22, Азомазазаа т4Ьретг Зваиаза для Р-лииза нацаз 42З 1 Чз), а лиивя Эт — переходу с 1* 1, 1* 9т иа уровень 1= О, ! Чз. Начнем с определения факторов Ланде для трех расоматриваемых термов.
Так как з '/з* формула з з(з+ 11 — 1(1+1~ з '+ ~УбЧ~ 1) дает следующие значения: 1 3 з з' "з у=о, У= Г: й= "+ -~--2, з ~Г з з 2:Г '2 2 ~=т: ~-т-~ — гг -т 2"7'2 з З. З 2" 2 1-т: т-т< †-гт--т 'т т В приведенных ниже двух диаграммах даны велнчииы расстояиий между линиями, причем за едивицу выбрано расстояние при нормальном эФфекте Зеемаиа, т, е. мы приводим зиачеиия зчй для высшего и низшего термов обеих ливий. Значения ат„ как и ], должны быть полуцелыми, ибо ояи равны — 1, — !+1, ",1. Стрелки озиадают возможные переходы, т.
е. указывают положения линий при эффекте Зеемаиа. Здесь надо учесть правила отбора для магнитного квантового числа лт. Нх можио вывести из прииципа соответствия, точно так же, как в $2 гл. У (см. также приложеиие 21). Так как ш описывает прецессию вокруг направлеиня поля, то переходы Ьтп* ~1 соответствуют классическим колебаниям в направленца, перпендикулярном тт. Эти компоиеиты излучения называют о-компоиеитами. При иаблюдеииях в продольном направлении (т. е, вдоль направления поля) оии оказываются поляризоваииыми по кругу (как и Ф аг. 106.
Расщемламэа 0-анима маирма э аэомааьмом а$$аэта Заикина. Веаиееиа раеамааеииа и ° иараеаеааа еэзеиее Эееаеаа араиаиа аа еаеааиу. а иеа. ееиеаим, иеаизаааееаиие аареааааьае арам, аеиаааим ииаерау а ВОмаеиааеий аеаариае аааема аерааимвуаарае иеаие,— иееау, О 5 +1 +5 Этн правила отбора сразу же определяют цоложеяня компонент прн аеемановском расщеплении Р-линий, Чтобы оценить их смещение в обе стороны от центрального нулевого положения, примем как н раньше, что расстояние между линиями прк нормальном эффекте Зеемана, т.
е. ть в шкале частот, равно единице. Над горизонтальной осью покаэакы н-компоненты, а о-компоненты — под нею. Так получается схема расщепления, показанная па фш. 106, н оказывается, что оиа понностью согласуется с экспернмевтальнымн результатами (см. фото 17 к гл. У1). йй. ЙЬдсчатн число уроаний в с.зуниэо дау.» 1р-влвнунроноа Здесь в качестве примера мы проведем подсчет числа уровней атома, имеющего два валентных электрона (Хунд). ~кать это число чрезвычайно важно в связи с анализом соответст- должно быть по классической теории), а прн наблюдениях. в'поперечном направлении они поляризованы линейно, причем плоскость колебаний перпенднкулярна полю.
Разрешены и переходы Ь1н О; они соответствуют классическим колебаниям вдоль направления поля. Их называют а-комйонентами. Поскольку н-компоненты представляют собой колебания, параллельные полю, онн видимы только прн наблюдениях в поперечном направлении (в направлении же колебаний днполя, т. е. в нашем случае в направлении магнитного поля, излучение отсутствует). О +й ае ! 28. Подсчет числа ууеемад е сеуеае двуз р.е.сеагуееее 425 вуюших спектров. а также в задачах статистического характера. Предположим, например, что термы образованы двумя р-электронами, и подсчитаем число уровней. Мы должны учесть, что электроны могут быть либо эквивалентны, либо нет, т. е. их квантовые числа могут быть либо одинаковы, либо различны, при этом, конечно, оба их азимутальных квантовых числа следует полагать единицами.
Рассмотрим сначала вторую возможность как более простую. Действительно, здесь мы ие связаны принципом запрета, посколысу главные квантовые числа различяы. В соответствии с правилом сложения моментов в квантовой теории результирующий орбитальный момент 1 моясет иметь три значения: О, 1, 2 (!с н 4 могут быть параллельны — тогда ! 2, или антипараллельны — тогда ! О, или, наконец, яаклонены под таким углом друг к другу, что нх векторная сумма равна 1). Комбинация двух спиновых моментов дает полный спин 1 при нх параллельной ориентации и полный спин О при антипараллельиой ориентации. Поэтому возможны и т иплетная, и сииглетная системы.
та чг алев, трем возможным значениям ! соответствуют Я-, Р- и !)-термы. В связи с этим появляются следующие уровнщ !!э !) у. з8 зр вг) 'о о Так как терм еЗ есть сннглег (ом. чЬ -2 ю -2 - 5 обсуждение н $1 гл. У1), то здесь '3 в 1 ! 3 НОЗМОжиЫ ВСЕГО дЕСять раЗЛИЧяЫХ 'Рс 1 1 О 1 уровней, 'Р~ ! 1 1 3 Если же иРиложить внешнее по- 'Рс 1 1 2 5 ле, число уровней значительно уее- Ю~ 2 1 1 3 личивается в связи с возможностью с!1с 2 1 2 5 раЗЛИЧНЫХ ПОЛОжЕНИй ПОЛНОГО МО- '!зе 2 1 3 Г мента по отношению к выделенно» му направлению — терму с полным Всего 36 гловым моментом ! соответствует !+1 возможных ориентаций момента в поле.
Тогда получается приведенная выше схема (табл. 1). В соответствии с этим для двух неэквивалентных р-электронов ео внешнем поле имеется всего 36 различяых эяергетических уровней. Вычисление становится более сложным в случае эквивалентных электронов, так как здесь нужно учитывать принцип запрета. Поэтому нужно записать полную систему, составленную Прилаас вишь из восьми квантовых чнсел, и вычеркнуть эсе те случаи, в которых все квантовые числа двух электронов одинаковы. Сначала мы примем, что внешнее поле снимает пространственное вырождение, так что имеет смысл задавать компоненты орбитального момента относятельно выделенного направления, В качестве квантовых чисел возьмем р~ и рз, т.
е. проекции орбитального момента, ог и оз — проекции спина на выделенное направление, а кроме того, и~=па и 1г 1з .1. В табл. 2 приведены все возможные комбинации этих четырех квантовых чисел, за исключением тех, которые противоречат принципу запрета. Кроме того, отсутствуют комбинации, которые получаются нз написанных простой перестановкой квантовых чисел двух электронов. Поскольку невозможно отличить один электрон от другого, то эти новые комбинации, конечно, идентнчны старым и определяют тот же энергетический уровень. В пятой и шестой колонках прнведены суммы р=и~+' +рз и а аг+пь Вндно, что в магнитном поле имеется только 16 уровней (магнитное расщепление), тогда как для неэквивалентных электронов в магнитном поле возможны 36 уровней, в чем мы убедились выше.
Однако нас интересует не столько расщепление уровней в магнитном поле, сколько значения гермов невозмущенного атома. Поэтому мы должны объединить в один терм невозмущенного атома те выявляющиеся в магнитном поле уровни, которые имеют одинаковое внутреннее квантовое число 1 и одинаковый 28.
Подсчет числа уровиед в случае двул р-влвитронов 427 орбитальный момент 1 (ведь мы уже выясннлн, что один уровень с внутренним квантовым числом 1 в магнитном поле расщепляется на 21+1-уровней), Далее нз табл. 2 видно, что дол. жен существовать по крайней мере одни уровень с орбитальным моментом 1 2 (Р-терм), так как существуют компоненты этого момента со значениями 2 и — 2 в выделенном направлении. В то же время мы убеждаемся, что соответствующее спиновое квантовое число у должно обращаться в нуль, так как в этих термах появляется только компонента спина о О. Соответственно мы получаем аР терм с внутренним квантовым числом 1=(1+ з)=2 который в магнитном поле расщепляется на пять уровней, Для них и=О, а 1а — 2, — !, ..., +2.
Что же касается остальных десяти термов, то, как легко удостовериться, девять из них соответствуют Р-термам (1 1) со спиновым квантовым числом о= — 1, О, 1, а последний терм — это 'З-терм. Итак, мы пришли к следующей схеме: Обовиачеиие дгулаиаиилвоа оаерма — Д вЂ” 1.Ц 1.2 1 2),Р а О а в 01 1 ~ар с-О ~, Н.~ — 1.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
