The zeeman effect реферат

Обновлено: 08.07.2024

Прямой (обращенный) эффект Зеемана состоит в расщеплении спектральных линий испускаемого (поглощаемого) излучения, если испускающие (поглощающее) вещество находится в магнитном поле. Эффект Зеемана обусловлен расщеплением энергетических уровней атомов или молекул в магнитном поле.

Эффект влияния магнитного поля на излучение атомов, обнаружен в 1896 г. голландским ученым Питером Зееманом и позднее теоретически был объяснен Хендриком Лоренцом.

Суть данного явления заключается в том, что в магнитном поле в результате действия сил Лоренца на вращающиеся вокруг ядра атома электроны происходит расщепление излучения атомов, в результате чего появляются две боковые частоты.

Рис. 5.4 Спектр излучения (поглощения) веществ в магнитном поле.

(5.2)лияние магнитного поля на излучение атомов.

Полное объяснение эффекта Зеемана даёт квантовая теория.

Атом, обладает магнитным моментом, который связан с механическим моментом количества движения и может ориентироваться в магнитном поле только определённым образом. Число возможных ориентаций равно степени вырождения уровня энергии, т. е. числу возможных состояний атома с данной энергией. В обычных магнитных полях частоты таких переходов соответствуют СВЧ - диапазону. Это приводит к избирательному поглощению радиоволн, которое можно наблюдать в парамагнитных веществах, помещенных в постоянное магнитное поле.

Эффект Зеемана наблюдается и в молекулярных спектрах, однако расшифровать такие спектры значительно труднее, чем атомные. Кроме того, наблюдение эффекта в молекулярных спектрах представляет большие экспериментальные трудности из-за сложности картины расщепления и перекрытия молекулярных спектральных полос. Данный эффект можно наблюдать также и в спектрах кристаллов (обычно в спектрах поглощения).

Эффект Зеемана применяется не только в спектроскопии для исследования тонкой структуры вещества, но и в устройствах квантовой электроники, для измерения магнитных полей в лабораторных условиях, а также магнитных полей космических объектов.

Этот эффект сыграл важную роль в развитии атомной теории. Он показал, что испускание света атомом связано с движением его электронов, а позднее дал возможность детально и с высокой точностью проверить правильность квантовой механики – основы современной атомной теории.

В 1862, полагая, что магнитное поле должно влиять не только на распространение света, но и на его испускание, Фарадей исследовал спектр желтого света пламени, содержащего пары натрия, помещенного между полюсами магнита, но не обнаружил ожидаемого эффекта. Однако в 1896 голландский физик П. Зееман (1865–1943), работавший в Лейдене, повторил его попытку, применив более совершенный метод. Он обнаружил, что при наложении поля каждая из линий желтого дублета спектра натрия (так называемых D-линий) уширяется (т.е. увеличивается полоса испускаемых частот).

Теоретическое объяснение явления было дано соотечественником Зеемана, теоретиком Х. Лоренцом. Суть его рассуждений можно кратко изложить, рассматривая простые случаи. Допустим сначала, что заряд е движется в излучающем атоме по окружности, плоскость которой перпендикулярна магнитному полю В. Для простоты предположим, что сила, связывающая заряд с атомом, пропорциональна расстоянию r от центра окружности. (Это предположение не имеет принципиального значения, но упрощает вычисления.) В отсутствие поля В, приравняв центробежную силу инерции центростремительной силе, получим

откуда находим частоту обращения заряда:

Если наложено поле В, то оно действует на заряд с силой evB, заставляющей его двигаться из плоскости рисунка. При этом полная сила, действующая на заряд, равна mv2/r + evB; следовательно,

Эффект можно наблюдать с помощью спектроскопа, установленного в положение D1 или D2, если заряд излучает, двигаясь по окружности, между северным и южным полюсами магнита.

Приближенное решение этого уравнения, справедливое при всех значениях индукции В, кроме экстремальных, имеет вид

-1560(4) vчас = v0 – eB/4m,

Наконец, если плоскость вращения параллельна магнитному полю, то последнее не влияет на частоту обращения.

А.Ланде из Тюбингена нашел в 1923 (проанализировав экспериментальные данные для большого числа частных случаев) сложную общую формулу, которая позволяла точно рассчитать эффект Зеемана для любой спектральной линии. Причина, по которой для описания простых явлений, возникающих при движении атомного электрона в магнитном поле, необходима столь сложная формула, стала ясна после открытия, сделанного в 1925 С. Гаудсмитом и Дж. Уленбеком. Они обнаружили, что электрон ведет себя наподобие волчка, вращаясь вокруг собственной оси. Электродинамика показывает, что такой электрон должен вести себя как маленький магнит и что именно двойное взаимодействие с магнитным полем орбитального момента в атоме и спина приводит к сложной динамической картине.

В 1926 В. Гейзенберг и П. Иордан, пользуясь методами квантовой механики, проанализировали эффект Зеемана и вывели формулу Ланде из основных принципов теории. Это исчерпывающее объяснение эффекта Зеемана явилось одним из первых триумфов новой атомной теории. Современные научные методы позволяют использовать эффект Зеемана для идентификации атомных и ядерных состояний. Формулы типа формулы Ланде, связывающие зеемановское расщепление в спектрах атомов, молекул и ядер с их вращательным движением, позволяют по данным измерения эффекта Зеемана в спектрах, обусловленного неизвестными атомными конфигурациями, выяснять характер этих конфигураций. Эффект Зеемана обычно исследуют методами спектроскопии или методами атомных и молекулярных пучков.

В астрофизике эффект Зеемана используется для определения магнитных полей космических объектов.

При измерениях магнитных полей звёзд зеемановское расщепление спектральных линий обычно наблюдается в поглощении. Продольный компонент магнитного поля измерен у нескольких сотен звёзд различных спектральных классов. Выяснено, что индукция магн. поля на поверхности т.н. магнитных звёзд достигает нескольких тысяч Гс, а у звезды HD 215441 наблюдается сильное поле Гс. Очень сильные магнитные поля, превосходящие 10 Гс, обнаружены по эффекту Зеемана у нескольких вырожденных звёзд - белых карликов.


Рис. 4. Нормальный эффект Зеемана;

стрелками обозначена поляризация
компонентов, - частота исходной
линии, и -
частоты -компонентов.

Эффект Зеемана приводит к появлению незеркальных отражений и соответствующих пиков интенсивностей в преломленных пучках, для понимания чего достаточно рассмотреть результат прохождения нейтронной волны через границу раздела двух доменов с индукциями B i и B k , угол  между направлениями которых меньше 90  . Предположим, что в первом домене спин нейтрона S↑↑B i . После прохождения границы вероятности реализации состояний S↑↑B k и S↑↓B k равны cos 2 (  /2) и sin 2 (  /2). Соответствующие изменения потенциальной энергии:  U 1 =  (B k  B i ) и  U 2 =  (B k + B i ). При упругом рассеянии изменения  U компенсируются изменениями кинетической энергии. При этом скорость нейтрона изменяется в направлении градиента потенциала, т.е. перпендикулярно границе раздела. Поэтому в параметрах угловых распределений интенсивностей содержится информация о магнитной текстуре образца.

Для решения некоторых общих задач физики магнитных материалов наиболее удобным методом может оказаться рефлектометрия поляризованных нейтронов. Но после анализа большого объема экспериментальных данных установлено, что все особенности угловых распределений отраженных нейтронов являются частным случаем малоуглового рассеяния. Поэтому для исследований в этом направлении стали использоваться пленки, фольги и массивные образцы.

При любых измерениях к образцу должно быть приложено магнитное поле H, направление и величина которого зависит от решаемой задачи. Детекторной системой измеряются угловые распределения интенсивностей J(ij), где символы i и j выбраны для указания направления спина S нейтрона до входа в образец и после выхода из него, соответственно. Значению символов 0 или 1 соответствуют состояния S↑↑H или S↑↓H. (При анализе результатов измерений необходимо учитывать, что магнитный момент нейтрона  ↑↓S.) Основная цель выполняемых работ  исследование эволюции магнитных текстур при термической или магнитной обработке образцов, что необходимо, в частности, для проверки предложенной автором модели термомагнитного эффекта [2].

Детальное изложение методики обработки результатов рефлектометрических измерений приведено в статье [4]. В процессе работы с преломленными пучками обнаружена возможность предварительной корректировки экспериментальных данных, что и сделано при построении кривых J(ij).

Рис.1. Угловые распределения интенсивностей J(01) и J(10) преломленных пленкой нейтронов для исходного и последующих состояний магнитной текстуры.

Рис. 1 соответствует одноосной магнитной текстуре: области с противоположными направлениями намагниченностей имеют большие латеральные размеры и толщину равную толщине пленки. Обоснование модели такой текстуры приведено в статье [2]. Для большей части доменов (примерно 70% объема) углы между направлениями намагниченностей и полем H равны 180    . Приложение внешнего магнитного поля H > H c приводит к образованию однонаправленной текстуры (рис. 1б). Средние значения  av углов  для таких текстур: 31  (исходное состояние), 28  (H = 200 Э), 31  (H = 4 Э), 17  (H = 750 Э), 31  (H = 4 Э). Средние значения величин индукции пропорциональны угловому расстоянию  между центрами тяжестей пиков J(01) и J(10), величины которых (30, 42, 22, 49 и 33 минуты) определены с погрешностью не более одной минуты.

Зависимости  av и  от величины магнитного поля  тривиальные следствия нашей модели. Нечто новое, однако, обнаруживается после сравнения результатов измерений при H = 4 Э, для которых углы  av одинаковы, но величина  на рис. 1в существенно меньше, чем для двух других состояний. Для обоснования того, что этот результат соответствует гипотезе о метастабильных состояниях магнитных кристаллов, содержание которой впервые изложено в статье [2], необходимы дополнительные исследования, методика которых выглядит следующим образом.

Угловые расстояния  между пиками интенсивностей J(01) и J(10) в зависимости от обратной величины угла скользящего падения  нейтронного пучка для пленки (а) и фольги (б). Для фольги приведено и отношение R = Q(11)/Q(10)

Неизовалентное замещение ионов La 3+ оказывает воздействие на конкурирующие между ионами Mn взаимодействия: двойное обменное /4, 5/, сверхобменное /6/ и кулоновское, а также их магниторезистивные свойства, что важно для практического их применения /7/.

Температура ферромагнитного упорядочения (Т с ), и температура фазового перехода метал-диэлектрик (Т р ), а также транспортные свойства очень чувствительны к структурным искажениям.

Поэтому, представляет особый интерес исследование изменения смешанно-валентного состояния ионов Mn путем создания катионных вакансий в лантан-кальциевой подрешетке керамических образцов манганит-лантановых перовскитов.

Концентрация ионов Mn 4+ в перовскитоподобных манганатах может быть существенно увеличена /8/ путем "накачки" в LCMO сверхстехиометрического кислорода. Однако, большой радиус иона кислорода O 2- ( = 1,42Å) /9/, в сравнении с радиусами элементов образующих решетку, уменьшает его диффузионную способность, препятствуя проникновению “избыточного” кислорода в решетку. Поэтому, обогащению твердых растворов La 1-x Ca x MnO 3 кислородом соответствует образование дефектов в катионной подрешетке. Согласно рентгеноструктурным данным исследуемые образцы − однофазные. Изменение структурного типа (от ромбоэдрического (при x=0) к псевдокубическому (x=0,1-0,25)) и монотонное уменьшение параметра кристаллической решетки (Рис.1, 2) связано с увеличением содержания ионов Ca 2+ и, следовательно, ионов Mn 4+ (радиусы которых меньше радиуса ионов La 3+ и Mn 3+ , соответственно).

Магнитосопротивление манганитов связывают с тремя процессами рассеяния носителей заряда:

1) критическое рассеяние на флуктуациях намагниченности (при t≈Tc);

Похожие страницы:

Ядерная модель атома

Энергетический спектр и оптические свойства водородоподобных примесных центров в квантовых точках

. . В то же время, использование эффектов самоорганизации при эпитаксиальном выращивании напряженных гетероструктур позволяет . из которых иллюстрирует нормальный эффект Зеемана, а второй аномальный эффект Зеемана (рисунки 2,3). В случае же продольной .

Механический и магнитный моменты атома

Лекция по физике (1)

. в том, что при низких температурах и при достаточно высоких частотах колебаний . простой эффект Зеемана. На основе эффекта Зеемана ниже будет проанализирован эффект магнитного . системе отсчета. 14.2. Эффект Допплера v з При излучении волны движущимся .

Определение металлических примесей методом атомно-абсорбционной спектрометрии в марганце марки

. двух линий 1.2.8.1.3 Применение эффекта Зеемана 1.2.9 Помехи и способы их устранения при проведении атомно-абсорбционного . фонового поглощения возникающего, например, при анализе биологических образцов. Эффект Зеемана состоит в расщеплении электронных .

Эффе́кт Зе́емана — расщепление линий атомных спектров в магнитном поле.

Обнаружен в 1896 г. Зееманом для эмиссионных линий натрия.

Эффект обусловлен тем, что в присутствии магнитного поля квантовая частица, обладающая спиновым магнитным моментом, приобретает дополнительную энергию \cdot\vec," width="" height="" />
пропорциональную его магнитному моменту ." width="" height="" />
Приобретённая энергия приводит к снятию вырождения атомных состояний по магнитному квантовому числу и расщеплению атомных линий.

Содержание

Природа эффекта

В классическом представлении

~\vec<B></p> <p>Атом, как известно, можно рассматривать как классический гармонический осциллятор, и его уравнение движения в присутствии магнитного поля ,
направленного вдоль оси Z , можно рассматривать в виде:

~m_e\frac<d\vec</p> <p>>=-m_e\omega_0^2 \vec - e\vec\times \vec,

где " width="" height="" />
— скорость вращения электрона вокруг ядра, — масса электрона, — резонансная частота электронного дипольного перехода. Последний член в уравнении обусловлен силой Лоренца.

\Omega_L=\frac<eB></p> <p>Введём величину, называемую ларморовской частотой .


Поляризация и спектр Зееман-эффекта, детектируемые с различных направлениях наблюдения: * картинка с жёлтым фоном — наблюдение ведётся в направлении магнитного поля. В этом случае в спектре флуоресценции атомарных паров детектируется две частоты c круговой поляризацией и * картинка с синим фоном — наблюдение ведётся перпендикулярно направлению магнитного поля. В этом случае в спектре флуоресценции атомарных паров детектируются три частоты, имеющие линейную поляризацию σ и π .

Решая уравнение движения, легко обнаружим, что резонансная частота дипольного момента в присутствии магнитного поля расщепляется на три частоты Таким образом, в магнитном поле электрон вместо простого вращения вокруг ядра атома начинает совершать сложное движение относительно выделенного магнитным полем направления Электронное облако атома прецессирует вокруг этой оси с частотой Лармора

Такая простая модель объясняет наблюдаемое в экспериментах изменение поляризации флуоресценции атомарных паров в зависимости от направления наблюдения. Если смотреть вдоль оси Z , то на частоте никакой атомной флуоресценции наблюдаться не будет, так как атомный диполь на этой частоте колеблется вдоль оси магнитного поля, а его излучение распространяется в направлении, перпендикулярном этой оси. На частотах наблюдается право- и левовращающая поляризации, так называемые σ − и π + -поляризации.

Если же смотреть вдоль осей X или Y , то наблюдается линейная поляризация ( π и σ соответственно) на всех трёх частотах и . Вектор поляризации света π направлен вдоль магнитного поля, а σ — перпендикулярно.

В квантовом представлении

Полный гамильтониан атома в магнитном поле имеет вид:

H = H_0 + V_M,\

где — невозмущенный гамильтониан атома и — возмущение, созданное магнитным полем:

V_M = -\vec<\mu></p> <p> \cdot \vec.

\vec<\mu></p> <p>Здесь
— магнитный момент атома, который состоит из электронной и ядерной частей. Ядерным магнитным моментом, который на несколько порядков меньше электронного, можно пренебречь. Следовательно,

\vec<\mu></p> <p> = -\mu_B g \vec/\hbar,

где — магнетон Бора, " width="" height="" />
— полный электронный угловой момент, и — фактор.

Оператор магнитного момента электрона является суммой орбитального и спинового угловых моментов, умноженных на соответствующие гиромагнитные отношения:

~\vec<\mu></p> <p> = -\mu_B (g_l \vec + g_s \vec)/\hbar,

~g_l = 1

где и g s ≈ 2,0023192 ; последнюю величину называют аномальным гиромагнитным отношением; отклонение от 2 появляется из-за квантово-электродинамических эффектов. В случае LS-связи для расчета полного магнитного момента суммируются все электроны:

g \vec<J></p> <p> = \left\langle\sum_i (g_l \vec + g_s \vec)\right\rangle = \left\langle (g_l\vec + g_s \vec)\right\rangle,

где " width="" height="" />
и " width="" height="" />
— полный орбитальный и спиновый моменты атома, и усреднение делается по атомному состоянию с данной величиной полного углового момента.

Нормальный эффект Зеемана

Если член взаимодействия мал (меньше тонкой структуры то есть ), его можно рассматривать как возмущение и этот случай называют нормальным эффектом Зеемана. Нормальный эффект Зеемана наблюдается:

Расщепление связано с чисто орбитальным или чисто спиновым магнитным моментами. Это наблюдается в синглетах He и в группе щелочноземельных элементов, а также в спектрах Zn, Cd, Hg.

и " width="" height="" />
поляризация наблюдаются при изменении проекции магнитного момента на и , соответственно.

Аномальный эффект Зеемана

Для всех несинглетных линий спектральные линии атома расщепляются на значительно большее чем три количество компонент, а величина расщепления кратна нормальному расщеплению . В случае аномального эффекта величина расщепления сложным образом зависит от квантовых чисел . Как указано ранее, приобретенная электроном в магнитном поле дополнительная энергия пропорциональна — фактору, который называют множителем Ланде (гиромагнитный множитель) и который дается формулой

g=1+\frac<J(J+1)-L(L+1)+S(S+1)></p> <p>

где L — значение орбитального момента атома, S — значение спинового момента атома, J — значение полного момента.

Впервые этот множитель ввел Ланде. Работы Ланде являлись продолжением работ Зеемана, поэтому спектры, полученные Ланде в магнитном поле, называют аномальным эффектом Зеемана. Заметим, что эксперимент Зеемана сделан при , то есть , поэтому никакой надобности в множителях не возникало.

Таким образом, вырожденный энергетический уровень расщепляется на равноотстояших зеемановских подуровня (где — максимальное значение модуля магнитного квантового числа .

Эффект Пашена-Бака

В эффекте Пашена-Бака, (но все еще меньше величины магнитного поля " width="" height="" />
). В сверхсильных магнитных полях превышает поле . В этом случае атом больше не существует в обычном смысле. В это случае говорят об уровнях Ландау.


Таким образом вырожденный энергетический уровень расщепляется на равноотстояших зеемановских подуровней (где — максимальное значение модуля магнитного квантового числа .

Гост

ГОСТ

Эффекты Зеемана

Расщепление линий спектра и уровней энергии во внешнем магнитном поле называют эффектом Зеемана. Исследования данного явления в свое время сыграло существенную роль в учении о строении атома. В настоящее время эффект Зеемана является одним из методов изучения энергоуровней электронов в атомах и помогает объяснению спектров сложных атомов.

Расщепление линий связывают с расщеплением самих энергоуровней, так как атом, имеющий магнитный момент, во внешнем магнитном поле получает дополнительную энергию, при этом выражение для энергии каждого поду:

  • $<\mu >_b$ - магнетон Бора;
  • $g$ - фактор Ланде;
  • $m_J=J,J-1,\dots ,-J;E_0$ - энергия уровня, если внешнего поля нет.

Получается, что энергоуровни, имеющие квантовое число $J$ в магнитном поле расщеплены на $2J+1$ равноудаленных подуровня. При этом величина расщепления связывается с множителем Ланде. Интервалы между соседними подуровнями ($\delta E$) $\delta E\sim g$. Магнитное поле снимает вырождение по $m_J$.

Следует учесть, что при переходах между подуровнями, которые принадлежат разным уровням, должны быть выполнены правила отбора:

Частоты компонент в эффекте Зеемана для линии спектра с частотой $<\omega >_0$ определены как:

где $\triangle \omega =(m_2g_2-m_1g_1)\delta <\omega >_0$ - смещение Лоренца.

Нормальный эффект Зеемана

В самом простом случае эффект Зеемана наблюдают, если поместить источник света в сильное магнитное поле. При этом линия спектра с некоторой частотой $_0$ расщепляется на две или три составляющие. Если наблюдать распространение излучения в направлении перпендикулярном $\overrightarrow\ $внешнего магнитного поля, то можно заметить, что линия $_0$ симметрично расщеплена на 3 составляющие, которые обладают частотами: $_,\ _0,\ _$. Все данные компоненты имеют линейную поляризацию. Составляющая с частотой $_0$ ($\pi $ - компонента) имеет колебания вектора $\overrightarrow$ направленные вдоль $\overrightarrow$. Составляющие $_$ и $_$ ($\sigma $- компоненты) колебания $\overrightarrow$ осуществляются перпендикулярно $\overrightarrow$.

Готовые работы на аналогичную тему

Если наблюдать излучение вдоль направления магнитного поля, то компонента с частотой $_0$ исчезает, а линии $_$ и $_$ поляризованы по кругу, причем с противоположными направлениями вращения. Описанный выше тип расщепления линий спектра называют нормальным (простым) эффектом Зеемана.

В данном эффекте расстояние между средней и крайними линиями триплета равно:

Нормальный эффект Зеемана часто наблюдают в спектрах щелочноземельных элементов и $Zn$,$Cd$,$Hg$. Простой эффект имеют линии спектра не обладающие тонкой структурой. Такие линии появляются при переходах между синглетами ($S=0,J=L,\ m_J=m_L,\ g=1$). При этом имеем:

где $\triangle m_L=0,\pm 1.$ Это означает, что имеет три составляющие смещения Зеемана для которых равны:

Аномальный эффект Зеемана

Аномальным (сложным) эффектом Зеемана называется явление, при котором линия спектра источника, помещенного в магнитное поле, расщеплена более чем на три составляющие. Это связывают с тем, что имеется зависимость расщепления энергоуровней от фактора Ланде, то есть от существования спина электрона и его двойного магнетизма.

Сложный эффект Зеемана проявляется в слабых магнитных полях. В таком случае линии спектра расщепляется на множество составляющих, которые относят в зависимости от поляризации к $\pi $ - компонентам или $\sigma $ - компонентам. Аномальный эффект Зеемана был объяснен после того, как обнаружили спин электрона и была создана векторная модель атома. При истолковании простого эффекта Зеемана принимают во внимание только орбитальный момент электрона. Учет спина электрона и соответствующего ему магнитного момента делает картину расщепления энергоуровней и линий спектра в магнитном поле сложнее.

Если напряженность магнитного поля увеличивать, то взаимодействие орбитальных и спиновых моментов становится менее значимо в сравнении со взаимодействием каждого из них в отдельность с внешним полем. Расщепление линий спектра при этом увеличивается, происходит сливание линий спектра соседних мультиплетов. Сложный эффект Зеемана переходит в простой.

Итак, аномальный эффект Зеемана можно наблюдать в слабом магнитном поле, в том случае, если расщепление Зеемана линий спектра мало в сравнении с интервалом между составляющими тонкой структуры. Для синглетов всегда наблюдается только простой эффект Зеемана.

Эффект Пашена - Бака

В сильном магнитном поле связь между орбитальными и спиновыми моментами терпит разрыв, и они становятся независимыми друг к другу в отношении магнитного поля. В таком случае дополнительную энергию, которая связывается с магнитными моментами можно определить как:

Разрешенные переходы должны отвечать правилам отбора:

Как следствие, возникновение простого триплета Зеемана.

Если в сильном магнитном поле расщепление линий оказывается больше, чем тонкое расщепление, такой эффект называется эффектом Пашена - Бака.

Увеличивая напряженность внешнего магнитного поля, в начале (около $H\approx 0$), можно наблюдать тонкое расщепление линий спектра, далее аномальный эффект Зеемана (мультиплет) и в сильном магнитном поле получить нормальный эффект Зеемана -- триплет.

Самой сложной является картина расщепления линий спектра при промежуточных величинах магнитного поля.

Задание: Определите вид эффекта Зеемана (нормальный или аномальный) для линий спектра, который наблюдают в слабом магнитном поле для перехода $<>^3\to <>^3$.

Рассмотрим начальный терм: $<>^3$. Для него имеем: $L=2,$ мультиплетность $\tau =3,$ следовательно, $S=\frac=1$, $J=1.$ Вычислим фактор Ланде ($g_1$):

Магнитное квантовое число будет принимать три значения:

Исследуем конечный терм $<>^3$. Для него имеем: L=1, $\tau =3\to S=1\ .$ При $J=0$ расщепления нет. Смещение по частоте для расщепленных линий вычислим в соответствии с формулой:

\[\triangle \nu =\left(m_1g_1-m_2g_2\right)\delta _0=m_1g_1\delta _0.\]

Правило отбора для квантовых чисел:

Линия спектра может расщепиться не более, чем на 3 составляющие, получили нормальный эффект Зеемана.

Ответ: Простой эффект Зеемана.

Задание: Какое число подуровней получится при расщеплении в слабом магнитном поле терма $<>^2>>$?

Расщепление линий связывают с расщеплением самих энергоуровней, так как атом, имеющий магнитный момент, во внешнем магнитном поле получает дополнительную энергию:

где $<\mu >_>$ - магнетон Бора$;$ $g$ - фактор Ланде$;$ $>_>,.\ $Если фактор Ланде не равен нулю, то терм в слабом магнитном поле может расщепиться на $2J+1$ подуровень. Если $g=0$, то расщепления не происходит. Рассмотрим предложенный терм ($<>^2>>$) и вычислим фактор Ланде. Мы имеем: $L=3,\ J=\frac,\ S=\frac=\frac,$ соответственно:

Читайте также: