1626435900-2be340c6a244b99156a9dca9d508df44 (844337), страница 44
Текст из файла (страница 44)
Радиациоииые переходы между компонентами сверхтоикой структуры уровиеи '). Электрические липольные переходы между компонентами сверхтонкой структуры двух разных уровней у./ и )г./ (предполагается, что переходы между этими уровнями РазРешены) подчинякгтся дополнительным правилам отбора /АГ=О, ~1; В+Г) 1. (23. 61) 3» г««" "ч'г г" таты. Подробнее о радиационных переходах см.
главу 1Х. Е/' = ~ и,', (23.57) ие содержит спиновых переменных. Поэтому (/")/$Е./)) Е/')) /"у$Е./) = =( — 1) + — - (/"у$Е))Е/*Р/"у$Е) (2У+1) (Р(ЕЛУ) $2), (23.53) Х( — 1)з-х-я(21+1) (/у$ийЕ/"й/"у$и) Р//(иЕ.// $2) (23.59) 268 ' СВЕРХТОНКАЯ СТРУКТУРА СПЕКТРАЛЬНЫХ ЛИНИЙ [ГЛ. Г| 5. Определение спина ядра т и моментов [х, ('„1 нз сверхтонкого расщепления. Сверхтонкое расщепление атомных уровней, обусловленное магнитным моментом ядра, по порядку величины равно т~ ' !т ) (г4) г У 4г~ !т ) ' (23.63) Мультиплетное же расщепление имеет порядок величины а*юг ( —,') Ку. Таким образом, отношение сверхтонкого расщепления к мультиплетут! 4 ному имеет порядок величины е ( — ~ -- !О .
Тем не менее в спекг(т зу трах почти всех элементов, для которых спин ядра 1+О, имеются линии, сверхтонкая структура которых может быть разрешена с помощью приборов высокой разрешающей силы, таких как интерферог1~ метр Фабри — Перо. (Напомним, что фактор ( —,! быстро растет с увеличением у н) 1(ля определения из сверхтонкого расщепления спектрзльных линий спина ядра! не нужны точные измерения расщепления.
Величина г' может быть определена по числу компонент, отношеншо интервалов между компонентами или по относительным интенсивностям компонент. Наиболее просто определить г' из сверхтонкого расщепления, если з', У.=4 1. В этом случае каждый из уровней расщепляется на 27+ ! компоненту, а число компонент линии нетрудно найти, используя правило отбора (23.61). При У =У число компонент сверхтонкого расщепления линии равно 6!+ 1, а при У =У~ 1 41-[- 1. Если в начальном илн конечном состоянии l( 1, то для определения ! необходимо использовать правило интервалов или отноше ше интенсивностей компонент. Очень часто расщепление одного из уров- Для относительных интенсивностей переходов можно сформулировать следующее правило сумм.
Сумма интенсивностей всех линий сверхтонкой структуры перехода уl у'У, берущих начало с Уткомпоненты уровня у/, пропорциональна статистическому весу этой компоненты 2Г+ 1. Сумма интенсивностей всех линий сверхтонкой структуры пере. хода Уа' У'У, оканчиваюЩихсЯ на с'-компоненте УРовнЯ У'Г, пРН- порпиональна статистическому весу этой компоненты 2Г + 1. Электрические дипольные переходы между компонентами сверхтонкой структуры одного и того же уровни запрещены правилом отбора по четности. Разрешены только магнитно-дипольные переходы и квадрупольные переходы.
В первом случае имеют место правила отоора (23.6!), во втором ЛГ=О, ~1, ~2; гч+Р')2. 269 9 23) свегхтонкоя Рхсгггеплениз ней остается неразрешенным. При этом расщепление линий, так же как и расщепление уровней, подчиняется правилу интервалов У!анде, а интенсивность сверхтонких компонент пропорциональна 2Г+ 1. Кроме того, в этом случае при з' ) 7 число ко»понент равно 2!+ 1. Например, ряд линий Рг Н, связанных с переходо» на уровень 'К„ расщеплен на шесть компонент. Интервалы между этими компонентами довольно хорошо следуют закономерности 19: 17: 15: 13: 11, а интенсивности компонент относятся как 10: 9: 8: 7: 6: 5.
Все это с несомненностью свидетельствует, что спин ядра Рг равен 5)2, а 2!+1=6, 19 17 15 13 11 9 2 ' 2' 2' 2' 2' 2гч+ 1=20; 18; 16; 14; 12; 1О'). Исследование сверхтонкого расщепления является одним из наиболее простых и эффективных методов определения спина ядра. Для большинства из примерно 130 стабильных и долгоживущих нестабильных изотопоя с !ФО значение 7 было впервые определено из сверх- тонкого расщепления спектральных линий. Задача определения магнитного момента ядра р из сверхтонкого расщепления спектральных линий значительно более сложна. Измеряемая экспериментально величина расщепления определяется произведением р и Н!О). Величина Н(0) не может быть определена из каких-либо дополнительных экспериментальных данных.
Поэтому точность получаемых значений р ограничивается кзк экспериментальными ошибками, так и точностью вычисления Н(0), т. е. константы расщепления А. Долгое время значения р, полученные из сверхтонкого расщепления, считались малонадежными, тзк как во многих случаях они отличались от результатов прямых радиочастотных измерений на 10 — 159о и более. Ситуация изменилась к лучшему после того, как при вычислении константы стала вводиться поправка на конечность ядерного обьема (! — 5).
Формула Ферми †Сег, дополненная релятивистской поправкой и фактором (1 — 5), позволяет в ряде случаев определить р по сверхтонкому расщеплению с точностью порядка ! 5. 1-!апример, по измерению сверхтонкого расщепления магнитные моменты АК'" и Ад'" равны р"* = — 0,1!1, р'" = — 0,129, тогда как более поздние радиочастотные измерения дали р'" = — 0,1130644-4 ° 10 р'" = — 0,129914~4 10 ' '). ') С.
Э. Ф р и ш, Спектроскопическое определение ядерных лгоагентов, Гостехнзаат, !948. ') Н. Кор1ег ш а и, Ргосеегйпй о1 Рае куг)Ьегй Сеп!еп!а) Соп1егепсе оп А!ош!с 8рес!гозсору, )лпф, 1955, 270 сяеРхтонкля стРуктуРЛ спектРлльных линиЙ (Гл. ч) Н(0), гс вр" (0), в)гмв 4,5 1О' 4,2 10' 2,5 10' Зз в3, Ч зр Р,, Зр вр, 9. 10»в 1,3 10' 1,6 10' 8,6 10' 55 '5, '(в 5р *Р 5р 'Р, 7,5 1Оп бз '3,) бр 'Р, 0 2,1 10' 2,8 1О' 1,3 1О' 11 1Ом ') М.
Р. Сго ив! огб, А. 1.. Вс Ь а»ч)о ив, РЬуз. Йеч. 76, 1310, 1949. Подробное обсуждение данных по сверхтонкому расщеплению и их интер. претация содержится в обзорах: Св. В г е в 1, !.0.3. о1 Авпепса 47, 446, 1957; )(еч. Мод. РЬу». 30, 507, 1958. Различные вопросы, связанные с дальнейшим уточнением формул для константы А, обсуждаются в работе: С. 5с Ь»ч а г1г, РЬуз.
Реч. 105, !73, 1957, Значения магнитного момента цезия, полученные радиочастотным методом и из сверхтонкого расщепления уровня бз 'В, „ о~личаются на 0,4% . Формула Ферми †Сег без фактора (! — 5) дает расхождение в 3,9% . Аналогичным образом для ).а !!! введение фактора (1 — б) уменьшает ошибку с 4,2 до 0,1% '). При определении из сверхтонкого расщепления квадрупольного момента ядра возникают дополнительные трудности.
Наличие (;)+О приводит к нарушению правила интервалов Ланде. Обычно эти отклонения невелики, особенно для легких ядер. В отдельных случаях (большие (~ и маленькие р) полностью меняется характер расщепления. В принципе по этим отклонениям можно определить (,). Для этого надо знать вторую производную электростатического потенциала вр"(О), создаваемого электронами в ядре. Хотя эта величина, или пропорциональная ей постоянная расщепления В, вычисляются в том же приближении, что и А, ситуация здесь значительно хуже. В настоящее время нет достаточно точных прямых измерений которые бы позволили оценить точность этих расчетов и роль различных поправок. В частности, не вполне ясно, в кзкой мере и как надо учитывать поправку иа поляризацию электронных оболочек ядерным квадрупольным моментом (так называемая поправка Таблица 70 Значения Н(0) н вр'(0) для атомов Ма, КЬ, Сз 271 9 23) свегхтонков Рлсптепленнв ГВтернхеймера)').
Вследствие перечисленных обстоятельств точность определения 1,) значительно меньше, чем точность определения р. Если р и Ц известны, то из сверхтонкого расщепления можно определить Н(О) и ср (О). Ряд типичных значений этих величин приводится в таблице 70, 6. Высшие мультипольиые моменты ядра. Потенциал электростатического поля, создаваемого распределением заряда 0(к'), может быть представлен в виде суммы потенциалов различных мультипольных моментов (см.
(23.4)) (23. 64) где (23.65) Значениям 1= О, 1, 2,... соответствуют поля полного заряда системы, дипольмого момента, квадрупольного момента и т. д. В соответствии с (23.66) оператор мультипольного момента ядра порядка 1, лг имеет вид (23.66) где суммирование проводится по всем протонам ядра. Поскольку прн операции инверсии сферические функции с четным значением 7 не меняются, а с нечетным 1 умножаются на ( — 1), среднее значение оператора (23.66) по состоянию ядра определенной четности отлично от нуля только для четных значений 1. Таким образом, ядро имеет отличные от нуля электрические мультипольные моменты порядка 1= О, 2, 4,... Все нечетные моменты, например дипольный момент (1= 1), равны нулю. Аналогичным образом магнитное поле ядра представляется в виде разложения по полям магнитных мультипольных моментов Л4, .
Можно показать, что в этом случае, наооорот, все четные моменты тИ, равны нулю. Наличие высших мультипольных моментов также сказывается на величине сверхтонкого расщепления. По-видимому, наибольшее значение имеет октупольный (1=3) магнитный момент ядра. В принципе величину этого момента, так же как и моментов р, Я, можно определить по величине сверхтонкого расщепления '). Однако из-за ') К. 51егпие1п| ег, Кьуь Реч. 89, 102, 1950; 84, 244, 1951; 86, 316, 1952; 95, 736, 1954; 105, 158, 1957.
') См., например, С. 5 с Ь |ч а г 1 х, Раув. Кеч. 97, 380, 1955: 105, 173, !957. 272 СВЕРХТОНКАЯ СТРУКТУРА СПЕКТРАЛЬНЫХ ЛИНИЙ [гл. у! малости соответствующей добавки к расщеплению, обусловленному р и !1, при реализации втой возможности возникнет ряд трудностей.
В настоящее время вопрос о роли высших мультипольных моментов ядра в сверхтонком расщеплении атомных линий изучен очень мало. й 24. Изотопический эффект') 1. Изотопический сдвиг атомных уровней и структура ядра. Уровни энергии двух изотопов какого-либо элемента сдвинуты друг относительно друга. Простейшим примером этого изотопического сдвига является различие в термах водорода и дейтерия. В этом случае ! Рея 1 !Не' М РУ/ Е и 2 тэлэ 2 тэлэ т +М л ~ М [ = Е„'(! — М), [24.1) где ń— энергия нулевого приближения, соответствующая неподвижному ядру. Для водорода М=гл, дейтерия М=-2лгр, поэтому уровни дейтерия сдвинуты относительйо водородных вниз на величину ! т †, — [су. Тзким образом, линии спектра дейтерия сдвинуты в стол' 2тр рону больших частот или меньших длин волн.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
