1626435914-6d29faf22cc9ba3862ba4ac645c31438 (844347), страница 111
Текст из файла (страница 111)
При учете октупольного момента надо добавить в правой части формулы (16.51) член типа С/(Г,1, У), где С вЂ” постоянная актупольнага взаимодействия, а /(Р, 1,.1) — определенная функция ат квантовых чисел [275). Наиболее точные данные для сверхтонкой структуры основных уровней ряда сложных атомов, ядра которых обладают спинам 1 ~ О, были найдены по методу магнитного резонанса в атомных пучках. Также как и для атома водорода, измерялись частоты переходов между подуровнями в магнитном поле и из них вычислялись на основе теории явления Зеемана лля сверхтонкой структуры (см. с, 431 и дальше, подробнее в [32[ и [42[) величины расшеплений.
~ ~ Или взаимодействий высших порядков, в частности актуцальных. 444 Глава 16. Моменты ядер и их спектроскопическое исследование В качестве типичных примеров можно привести данные, полученные для Ха, Т! и С!. Для Ха'3 с Е = 3/г основное состояние Зя ~Я / расщепляется на уровни с Р = 2, 1, расстояние между которыми равно б~ г = 2А = 1 771,631 * 0,002 М Гц - 0,059 см '. (16.56) Отметим, что при этом одновременно имеют место перечисленные выше случаи дб' 2(Е = '/г, Сг(Сг+ 1) — С!(С! + 1) = 0) и 3 (я-электрон, — = 0). дя Для Т1газ и Т!газ с Е = '/г основное состояние бр 'Р;/ расщепляется на уровни '/г с Р = 1, О, расстояния между которыми равны: Т!г ' б, я — — А = 21 106, ! ~ 0,5 МГц ш 0,704 см ', Т! б!я = А = 21311,5 ~0,2 МГц 0,71! см (! 6.57) Здесь одновременно осуществляются случаи 1 (Е = '/и 1;г = 0) и 2 (.Е = '/г).
Мы имеем для атомов !ь!а и Т1 расщепления, обусловленные только магнитными взаимодействиями, аналогично случаю атома водорода. Абсолютная величина расщеплений может быть представлена формулой, аналогичной формуле (16.44) для водородоподобного атома, с заменой Я~ и и' некоторыми эффективными значениями (32). Для тяжелых атомов, примером которых является Т1, наблюдаются значительные расщепления, порядка десятых долей см ', что обусловлено большими эффективными зарядами ядра.
Для С!'з н С13 с Е = 3/г основное состояние Зр Р; расщепляется на четыре 3/г уровня с Р = 3,2, 1,0. Здесь мы имеем общий случай, когда нужно учитывать квздрупольное взаимодействие, и формула (16.51) дает (16.58) бяр = А+В, б!г — — 2А — В, бг,з = ЗА — В. Из найденных на опыте значений расстояний бя н б! г и бг з, согласно (16.58), получаются значения А и В: А = 205,050 ш 0,005 МГц ш 0,00685 см < С! В = 54,873~0,005 МГц 0,00185 см ', (! 6.59) А = 170,681+ 0,010 МГц 0,00569 см ', < С!37 В = 43,253 ш 0,001 МГц ш 0,00144 см Имеются и случаи, когда В > А.
Такой случай осуществляется лая !о~ с Е = '/г. Основной уровень атома 5рз'Р;, расщепляется на 4 уровня с Р = 4, 3,2 1 и лля А н В получаются зд значения: „, )' А = 827,265 ~ 0,003 МГц 0,0276 см ', ь В.= !!46,356~0,0!О МГц 0,0382 ем '. (!6.60) Мы видим, что в данном случае расщепление обусловлено как магнитными, так и электростатическими взаимодействиями, причем последние в несколько раз меньше первых (ср. с, 430). 8 16.4. Моменты ядер и сверхтонкая структура уровней сложных атаман 445 Отметим, что здесь имеются отступления от формулы (16.51), которые объясняются наличием октупольного взаимодействия с постоянной С = 0,0023 д 0,0004 М Гн. Из величины этой постоянной можно вычислить значение (2 октупольного момента, равное (2 = (0,17 и 0,003) .
1О мр . Данное значение имеет правильный порядок величины р„хзх', где 2!в размеры ялра '4! (сы. [42], с. 243 н [70], с. 129 н 137). Сверхтонкая структура уровней энергий атомов может быть определена путем изучения оптическими методами сверхтонкой структуры спектральных линий в видимой и ультрафиолетовой областях спектра. Точность оптических методов значительно ниже, чем точность метода магнитного резонанса в атомных пучках; расщепления определяются в лучших случаях с точностью до десятых долей процента, а обычно с точностью порядка процентов. Однако эти методы позволяют находить расщепления не только нормальных, но и возбужденных уровней атомов, и обладают более широкой областью применимости, с экспериментальной точки зрения, по сравнению с методом магнитного резонанса в атомных пучках. Они особенно эффективны для определения значений спина ядра и лля приближенной оценки величины магнитных моментов ядер.
Спектральная линия, обладающая сверхтонкой структурой, представляет совокупность составляющих, соответствующих переходам между двумя расщепленными уровнями, верхним и нижним, со значениями Р! = .Т! + 1,,7! + 1 — 1,..., [.Т! — 1] и Рг = .Тг + 1,,7г + 1 — 1,..., ],Тг — 1[. Согласно правилам отбора, разрешены переходы Рг = Р!, Р! ш 1 и получающаяся картина сверхтонкой структуры аналогична картине тонкой структуры при нормальной связи. Квантовым числам Т,, 8 и Т соответствуют квантовые числа .Т, 1 и Р, мультиплетам типа Т вЂ” Ь вЂ” линии Т вЂ” .Т (.Тг =.7!), мультиплетам типа Ь вЂ” Т вЂ” 1 — линии Х вЂ” Х вЂ” 1 (Хг = .Т! — 1), сохранению значения Я (т.е. мультиплетности к = 2о +!) — неизменность 1.
При этом, при значении спина, равном 1, мь! имеем картину, аналогичную мультиплету с к = 21+ 1, т. е. сверхтонкая структура линий при 1 = '/г аналогична дублетам, при 1 = 1 — триплетам и т. д. Общие формулы (9.42)-(9.44) дпя относительных интенсивностей остаются справедливыми при замене .Т на Р, Ь на,Т и Я на 1. Соответственно применима, при целых значениях 1 для комбинирующих уровней (т.е. для сверхтонкой структуры спектральных линий атомов с нечетным числом электронов), и табл. 9.12 (с.
270). Для линий Х вЂ” .Т и .Т вЂ”,7 — 1 получаются характерные распределения интенсивностей, описанные в $ 9.6. Примером может служить сверхтонкое строение резонансного дублета Ха 5895,9А и 5890,0А (.0-линий), связанное с наличием у )ч(агз спина 1 = 3/г. На рис.! 6.5 показаны схемы соответствующих переходов и получающиеся картины расщепления. Сперхтонкзп структура Р-линий была впервые обнаружена Тереннныы н Добреновыы и !928 г. [197]. Каждая линия оказалась состоящей нз двух компонент, соответствующих переходам на два нижних уровня с Р = 2 н Р = 1 (расшепленне верхних уровней 2р Р; 2 /2 н 2р Р; много меньше расщепления нижнего уровня 24 го,/ н не было обнару!кено вслелствне 2 3 г недостаточного разрешения).
В данном случае величина спина не может быть определена из числа компонент (равного двум, так как Т = '/г), но может быть найдена из отношения интенсивностей '4! Порпдок педнчнны электрических моментов с зздзнныы ! (сы. с. 423) равен ей~, а магнитных моментов с заданным ! равен НЯ, где и — днподьный магнитный момент (! = !). Ддп октуполя ! = 3. 446 Глава 16. Моменты ядер и их спектроскопическое исследование я=3 Р=2 Р=! Р=о 2 Рн«( 2 Рзд ( г 2 5ш 2 ~Яот 2 = 5896 А 2=5896А Ряс. 16.5. Сверхтонкая структура Н-пиний, А<«до) = 0,02955 см '. Расщепления уровней 'Р;, и 'Р;, малы /« и показаны а преувеличенном масштабе двух компонент, равного < 1'« 2) 21+ 2 1+ 1 е (16.61) 2 1 — — +! На опыте получилось отношение 1,7, согласующееся лишь с теоретическим отношением «/з = 1,67 статистических весов для 1 = «/т (е = 3 при 1 = '/з и е ( 1,4 при 1) «/т).
Другой пример представляет сверхгонкая структура линии 4 324 А Со 1, для которой схема переходов и получающаяся картина расщепления показаны на рис.! 6.6. В данном случае на опыте наблюдаются восемь компонент, соответствующих наиболее интенсивным переходам типа Ьс = тз.у = 1.
По числу компонент сразу определяется значение 1 = т/з (21+ 1 = 8). Ценную информацию об ядерных моментах может дать изучение явления Зеемана на сверхтонкой структуре спектральных линий. Характерным для явления Зеемана в данном случае является то, что, в силу малости сверхтонкого расщепления, уже сравнительно небольшие по абсолютной величине внешние поля являются сильными (выполняется условие (16.30)) и легко может наблюдаться независимая ориентация моментов 1 и 7, каждый из которых будет прецессировать независимо вокруг направления поля.
В соответствии с формулой (!6.32), при переходе между двумя уоовнями с множителями д, равными д~ и дм и с постоянными магнитного взаимодействия А~ и Аз, частоты переходов тд — тд будут равны б а, = (дзтт, — д1тд)двН+ (Аттб — А|тд)тт. (16.62) Аналогично (14.54) и (14.55) правила отбора будут т5тпт — — О, ~1 и тат« — — О. В РезУльтате кажДаЯ составлЯющаЯ тд — тзн полУчающаЯсЯ пРи отсУгствии свеРх- тонкой структуры (тт-составляющая при т5тп« = тд — тл — — О и о-составляюшая 0 16.4. Моменты ядер и сверхтоикая структура уровней сложных атомов 447 4 3 г 3 7 6 Г, см -!00 0 !00 200 300 400 500 600 700 Рис.
16.6. Саерхтонкая структура линии Л= 4234АСо 1, Зп~4к ~Гт1 — Зй44в(атГ)4р~Г;,~ (и"Гт1 — к~Г'„1 ). А, = А(~Гт1) = 0,0!4 ем ', Ат = А!~Го ) = 0,028 см ', сплошные линии — переходы ккГ = Гт — Г~ — — + 1, крупный пунктир — переходы 2ьГ = Гт — Г~ — — О, мелкий пунктир — переходы т5Г = Г,— Г, = — ! (очень слабы и а нижней части рисунка не показаны) при Ьтлз — — тпт, — птб — — Ы, см. начало 0 14.2), будет расщепляться на 21+ 1 составляющих птт = 1 1 — 1,..., — 1, находящихся на равных расстояниях Азот т, — А!тп т,. По числу этих составляющих сразу определяется значение 1. Подобная картина наблюдается, в частности, у висмута, для которого была подробно изучена сверхтонкая структура большого числа спектральных линий и впервые проверены теоретические схемы расщепления.
В достаточно сильном магнитном поле получается обычная картина зеемановского расщепления, согласно схеме типа (14.38), но каждая составляющая расщеплена на 1О равноотстоящих составляющих в соответствии со значением 1 = % для ядра В! ~. На рис. 16.7 показана картина расщепления линии 4 722 ть В1 1, для которой описанное явление наблюдается очень отчетливо. 448 Глава ) 6. Моменты ядер и их спектроскопическое исследование — 1/2 — 1/2 1/2 1/2 2,888 З/2- 1/2 — З/2 — 1/2 Рис.!6.7. Сверхтонкая структура линии Л = 4722,55 А 611, бв'бр' хг'1 — 68'бр'('Рс)788Р,/ в магнитном поле. Картина расщепления /2 рассчитана но формуле (!6.62) для поля Н = 42800 Гс (рьН = 2 см ') при А, = А ('Р'/ ) = -0,040 см ' н А2 — — А('Р,/ ) = 0,166 см ', 12=2/2, 12='/2, 1='/2 Для линий со сверхтонкой структурой зеемановское расщепление существенным образам влияет на поляризацию резонансного испускания (см.
с. 24). Как можно показать, получающаяся прн возбуждении линейно-поляризованным светом частичная поляризация резонансного испускания атомов, находящихся в магнитном поле, зависит от значения 1 спина ядра. это явление используется в одном из вариантов метода двойного резонанса, разработанном Кастлером с сотрудниками (255) '21. Поляризация резонансного испускания атомов, находящихся в постоянном магнитном иоле Н„уменьшается, если одновременно приложить радиочастотное поле Н„вызывающее резонансные переходм между подуровнями зесмвновского расщепления возбужденного уровня атомов, являющегося начальным лля этого испускания. По этому методу можно определять сверхтонкую структуру возбужденных уровней атомов н притом как при больших, так и при малых расщеплениях.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
