эффект Зеемана

Расщепление спектральных линий в магнитном поле

Спектральные линии ртутной лампы на длине волны 546,1 нм, демонстрирующие аномальный эффект Зеемана. (A) Без магнитного поля. (B) С магнитным полем спектральные линии расщепляются как поперечный эффект Зеемана. (C) С магнитным полем расщепляются как продольный эффект Зеемана. Спектральные линии были получены с помощью интерферометра Фабри–Перо .

Расщепление Зеемана уровня 5s ⁸⁷ Rb , включая расщепление тонкой структуры и сверхтонкой структуры. Здесь F  =  J  +  I , где I — ядерный спин (для ⁸⁷ Rb I  =  3 ⁄ 2 ).

Эта анимация показывает, что происходит, когда формируется солнечное пятно (или звездное пятно) и магнитное поле усиливается. Свет, выходящий из пятна, начинает демонстрировать эффект Зеемана. Темные спектральные линии в спектре испускаемого света разделяются на три компонента, и сила круговой поляризации в частях спектра значительно увеличивается. Этот эффект поляризации является мощным инструментом для астрономов для обнаружения и измерения звездных магнитных полей.

Эффект Зеемана ( / ˈ z eɪ m ə n / ZAY -mən , голландский : [ˈzeːmɑn] ) — эффект расщепления спектральной линии на несколько компонент в присутствии статического магнитного поля . Он назван в честь голландского физика Питера Зеемана , который открыл его в 1896 году и получил Нобелевскую премию за это открытие. Он аналогичен эффекту Штарка , расщеплению спектральной линии на несколько компонент в присутствии электрического поля . Также подобно эффекту Штарка, переходы между различными компонентами имеют, в общем случае, разную интенсивность, причем некоторые полностью запрещены (в дипольном приближении), как это регулируется правилами отбора .

Поскольку расстояние между подуровнями Зеемана является функцией напряженности магнитного поля, этот эффект можно использовать для измерения напряженности магнитного поля, например, Солнца и других звезд или в лабораторной плазме .

Открытие

В 1896 году Зееман узнал, что в его лаборатории имеется одна из самых высокоразрешающих решеток Роуланда Генри Августа Роуланда , спектрографическое зеркало для получения изображений. Зееман прочитал статью Джеймса Клерка Максвелла в Encyclopaedia Britannica, описывающую неудачные попытки Майкла Фарадея повлиять на свет с помощью магнетизма. Зееман задавался вопросом, смогут ли новые спектрографические методы добиться успеха там, где ранние попытки не увенчались успехом. ^{[1] : 75}

При освещении щелевидным источником решетка создает длинный массив щелевых изображений, соответствующих разным длинам волн. Зееман поместил кусок асбеста, пропитанный соленой водой, в пламя горелки Бунзена у источника решетки: он мог легко увидеть две линии для излучения натрия. Приведя в действие магнит в 10 килогаусс вокруг пламени, он наблюдал небольшое расширение изображений натрия. ^{[1] : 76}

Когда Зееман переключился на кадмий в качестве источника, он наблюдал, как изображения расщеплялись, когда магнит был заряжен. Это расщепление можно было проанализировать с помощью новой электронной теории Хендрика Лоренца . Оглядываясь назад, мы теперь знаем, что магнитные эффекты на натрии требуют квантово-механической обработки. ^{[1] : 77} Зееман и Лоренц были награждены Нобелевской премией 1902 года; в своей благодарственной речи Зееман объяснил свой аппарат и показал слайды спектрографических изображений. ^[2]

Номенклатура

Исторически различают нормальный и аномальный эффект Зеемана (открытый Томасом Престоном в Дублине, Ирландия ^[3] ). Аномальный эффект появляется при переходах, где суммарный спин электронов не равен нулю. Он был назван «аномальным», потому что спин электрона еще не был открыт, и поэтому не было хорошего объяснения для него в то время, когда Зееман наблюдал эффект. Вольфганг Паули вспоминал, что когда его коллега спросил его, почему он выглядит несчастным, он ответил: «Как человек может выглядеть счастливым, когда он думает об аномальном эффекте Зеемана?» ^[4]

При более высокой напряженности магнитного поля эффект перестает быть линейным. При еще более высокой напряженности поля, сравнимой с напряженностью внутреннего поля атома, нарушается электронная связь и спектральные линии перестраиваются. Это называется эффектом Пашена–Бака.

В современной научной литературе эти термины используются редко, с тенденцией использовать просто «эффект Зеемана». Другой редко используемый малоизвестный термин — обратный эффект Зеемана , ^[5] относящийся к эффекту Зеемана в спектральной линии поглощения.

Похожий эффект, расщепление уровней ядерной энергии в присутствии магнитного поля, называется ядерным эффектом Зеемана . ^[6]

Теоретическое изложение

Полный гамильтониан атома в магнитном поле равен

${\displaystyle H=H_{0}+V_{\rm {M}},\ }$

где — невозмущенный гамильтониан атома, а — возмущение, вызванное магнитным полем: ${\displaystyle H_{0}}$ ${\displaystyle V_{\rm {M}}}$

${\displaystyle V_{\rm {M}}=-{\vec {\mu }}\cdot {\vec {B}},}$

где - магнитный момент атома. Магнитный момент состоит из электронной и ядерной частей; однако последняя на много порядков меньше и здесь будет учитываться. Поэтому, ${\displaystyle {\vec {\mu }}}$

${\displaystyle {\vec {\mu }}\approx -{\frac {\mu _{\rm {B}}g{\vec {J}}}{\hbar }},}$

где — магнетон Бора , — полный электронный угловой момент , а — g-фактор Ланде . Более точный подход заключается в том, чтобы учесть, что оператор магнитного момента электрона представляет собой сумму вкладов орбитального углового момента и спинового углового момента , каждый из которых умножен на соответствующее гиромагнитное отношение : ${\displaystyle \mu _{\rm {B}}}$ ${\displaystyle {\vec {J}}}$ ${\displaystyle g}$ ${\displaystyle {\vec {L}}}$ ${\displaystyle {\vec {S}}}$

${\displaystyle {\vec {\mu }}=-{\frac {\mu _{\rm {B}}(g_{l}{\vec {L}}+g_{s}{\vec {S}})}{\hbar }},}$

где и (последнее называется аномальным гиромагнитным отношением ; отклонение значения от 2 обусловлено эффектами квантовой электродинамики ). В случае LS-связи можно просуммировать по всем электронам в атоме: ${\displaystyle g_{l}=1}$ ${\displaystyle g_{s}\approx 2.0023193}$

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

где и — полный спиновый момент и спин атома, а усреднение производится по состоянию с заданным значением полного углового момента. ${\displaystyle {\vec {L}}}$ ${\displaystyle {\vec {S}}}$

Если член взаимодействия мал (меньше тонкой структуры ), его можно рассматривать как возмущение; это собственно эффект Зеемана. В эффекте Пашена-Бака, описанном ниже, значительно превышает связь LS (но все еще мало по сравнению с ). В сверхсильных магнитных полях взаимодействие магнитного поля может превышать , в этом случае атом больше не может существовать в своем обычном значении, и вместо этого говорят об уровнях Ландау . Существуют промежуточные случаи, которые сложнее этих предельных случаев. ${\displaystyle V_{M}}$ ${\displaystyle V_{M}}$ ${\displaystyle H_{0}}$ ${\displaystyle H_{0}}$

Слабое поле (эффект Зеемана)

Если спин-орбитальное взаимодействие доминирует над эффектом внешнего магнитного поля и не сохраняется отдельно, сохраняется только полный угловой момент. Векторы спина и орбитального углового момента можно рассматривать как прецессирующие вокруг (фиксированного) вектора полного углового момента . Тогда (временно)-"усредненный" вектор спина является проекцией спина на направление : ${\displaystyle {\vec {L}}}$ ${\displaystyle {\vec {S}}}$ ${\displaystyle {\vec {J}}={\vec {L}}+{\vec {S}}}$ ${\displaystyle {\vec {J}}}$ ${\displaystyle {\vec {J}}}$

${\displaystyle {\vec {S}}_{\rm {avg}}={\frac {({\vec {S}}\cdot {\vec {J}})}{J^{2}}}{\vec {J}}}$

и для (временного) «усредненного» орбитального вектора:

${\displaystyle {\vec {L}}_{\rm {avg}}={\frac {({\vec {L}}\cdot {\vec {J}})}{J^{2}}}{\vec {J}}.}$

Таким образом,

${\displaystyle \langle V_{\rm {M}}\rangle ={\frac {\mu _{\rm {B}}}{\hbar }}{\vec {J}}\left(g_{L}{\frac {{\vec {L}}\cdot {\vec {J}}}{J^{2}}}+g_{S}{\frac {{\vec {S}}\cdot {\vec {J}}}{J^{2}}}\right)\cdot {\vec {B}}.}$

Используя и возводя в квадрат обе части, получаем ${\displaystyle {\vec {L}}={\vec {J}}-{\vec {S}}}$

${\displaystyle {\vec {S}}\cdot {\vec {J}}={\frac {1}{2}}(J^{2}+S^{2}-L^{2})={\frac {\hbar ^{2}}{2}}[j(j+1)-l(l+1)+s(s+1)],}$

и: используя и возводя в квадрат обе части, получаем ${\displaystyle {\vec {S}}={\vec {J}}-{\vec {L}}}$

${\displaystyle {\vec {L}}\cdot {\vec {J}}={\frac {1}{2}}(J^{2}-S^{2}+L^{2})={\frac {\hbar ^{2}}{2}}[j(j+1)+l(l+1)-s(s+1)].}$

Объединяя все и принимая , получаем магнитную потенциальную энергию атома в приложенном внешнем магнитном поле, ${\displaystyle J_{z}=\hbar m_{j}}$

${\displaystyle {\begin{aligned}V_{\rm {M}}&=\mu _{\rm {B}}Bm_{j}\left[g_{L}{\frac {j(j+1)+l(l+1)-s(s+1)}{2j(j+1)}}+g_{S}{\frac {j(j+1)-l(l+1)+s(s+1)}{2j(j+1)}}\right]\\&=\mu _{\rm {B}}Bm_{j}\left[1+(g_{S}-1){\frac {j(j+1)-l(l+1)+s(s+1)}{2j(j+1)}}\right],\\&=\mu _{\rm {B}}Bm_{j}g_{j}\end{aligned}}}$

где величина в квадратных скобках — это g-фактор Ланде g _J атома ( и ), а — z-компонента полного углового момента. Для одного электрона над заполненными оболочками и g-фактор Ланде можно упростить до: ${\displaystyle g_{L}=1}$ ${\displaystyle g_{S}\approx 2}$ ${\displaystyle m_{j}}$ ${\displaystyle s=1/2}$ ${\displaystyle j=l\pm s}$

${\displaystyle g_{j}=1\pm {\frac {g_{S}-1}{2l+1}}}$

Принимая в качестве возмущения поправку Зеемана к энергии, получим ${\displaystyle V_{m}}$

${\displaystyle {\begin{aligned}E_{\rm {Z}}^{(1)}=\langle nljm_{j}|H_{\rm {Z}}^{'}|nljm_{j}\rangle =\langle V_{M}\rangle _{\Psi }=\mu _{\rm {B}}g_{J}B_{\rm {ext}}m_{j}\end{aligned}}}$

Пример: переход Лайман-альфа в водороде

Переход Лайман -альфа в водороде при наличии спин-орбитального взаимодействия включает переходы

${\displaystyle 2P_{1/2}\to 1S_{1/2}}$и ${\displaystyle 2P_{3/2}\to 1S_{1/2}.}$

При наличии внешнего магнитного поля эффект Зеемана в слабом поле расщепляет уровни 1S _1/2 и 2P _1/2 на 2 состояния каждый ( ), а уровень 2P _3/2 — на 4 состояния ( ). G-факторы Ланде для трех уровней равны: ${\displaystyle m_{j}=1/2,-1/2}$ ${\displaystyle m_{j}=3/2,1/2,-1/2,-3/2}$

${\displaystyle g_{J}=2}$для (j=1/2, l=0) ${\displaystyle 1S_{1/2}}$

${\displaystyle g_{J}=2/3}$для (j=1/2, l=1) ${\displaystyle 2P_{1/2}}$

${\displaystyle g_{J}=4/3}$для (j=3/2, l=1). ${\displaystyle 2P_{3/2}}$

Обратите внимание, что размер расщепления энергии различен для разных орбиталей, поскольку значения g _J различны. Слева изображено тонкоструктурное расщепление. Это расщепление происходит даже при отсутствии магнитного поля, поскольку оно обусловлено спин-орбитальной связью. Справа изображено дополнительное зеемановское расщепление, которое происходит при наличии магнитных полей.

Сильное поле (эффект Пашена-Бака)

Эффект Пашена-Бака — это расщепление уровней атомной энергии в присутствии сильного магнитного поля. Это происходит, когда внешнее магнитное поле достаточно сильное, чтобы нарушить связь между орбитальным ( ) и спиновым ( ) моментами импульса. Этот эффект является пределом сильного поля эффекта Зеемана. Когда , два эффекта эквивалентны. Эффект был назван в честь немецких физиков Фридриха Пашена и Эрнста Э.А. Бака . ^[7] ${\displaystyle {\vec {L}}}$ ${\displaystyle {\vec {S}}}$ ${\displaystyle s=0}$

Когда возмущение магнитного поля значительно превышает спин-орбитальное взаимодействие, можно смело предположить . Это позволяет легко оценить ожидаемые значения и для состояния . Энергии просто ${\displaystyle [H_{0},S]=0}$ ${\displaystyle L_{z}}$ ${\displaystyle S_{z}}$ ${\displaystyle |\psi \rangle }$

${\displaystyle E_{z}=\left\langle \psi \left|H_{0}+{\frac {B_{z}\mu _{\rm {B}}}{\hbar }}(L_{z}+g_{s}S_{z})\right|\psi \right\rangle =E_{0}+B_{z}\mu _{\rm {B}}(m_{l}+g_{s}m_{s}).}$

Вышесказанное можно интерпретировать как подразумевающее, что LS-связь полностью разрушена внешним полем. Однако и все еще являются «хорошими» квантовыми числами. Вместе с правилами отбора для электрического дипольного перехода , т.е. это позволяет вообще игнорировать спиновую степень свободы. В результате будут видны только три спектральные линии, соответствующие правилу отбора. Расщепление не зависит от невозмущенных энергий и электронных конфигураций рассматриваемых уровней. ${\displaystyle m_{l}}$ ${\displaystyle m_{s}}$ ${\displaystyle \Delta s=0,\Delta m_{s}=0,\Delta l=\pm 1,\Delta m_{l}=0,\pm 1}$ ${\displaystyle \Delta m_{l}=0,\pm 1}$ ${\displaystyle \Delta E=B\mu _{\rm {B}}\Delta m_{l}}$

Точнее, если , каждый из этих трех компонентов на самом деле является группой из нескольких переходов из-за остаточной спин-орбитальной связи и релятивистских поправок (которые имеют один и тот же порядок, известный как «тонкая структура»). Теория возмущений первого порядка с этими поправками дает следующую формулу для атома водорода в пределе Пашена-Бака: ^[8] ${\displaystyle s\neq 0}$

${\displaystyle E_{z+fs}=E_{z}+{\frac {m_{e}c^{2}\alpha ^{4}}{2n^{3}}}\left\{{\frac {3}{4n}}-\left[{\frac {l(l+1)-m_{l}m_{s}}{l(l+1/2)(l+1)}}\right]\right\}.}$

Пример: переход Лайман-альфа в водороде

В этом примере поправки на тонкую структуру игнорируются.

Промежуточное поле для j = 1/2

В приближении магнитного диполя гамильтониан, включающий как сверхтонкое , так и зеемановское взаимодействие, имеет вид

${\displaystyle H=hA{\vec {I}}\cdot {\vec {J}}-{\vec {\mu }}\cdot {\vec {B}}}$

${\displaystyle H=hA{\vec {I}}\cdot {\vec {J}}+(\mu _{\rm {B}}g_{J}{\vec {J}}+\mu _{\rm {N}}g_{I}{\vec {I}})\cdot {\vec {\rm {B}}}}$

где — сверхтонкое расщепление (в Гц) при нулевом приложенном магнитном поле, — магнетон Бора и ядерный магнетон соответственно, — операторы электронного и ядерного углового момента, — g-фактор Ланде : ${\displaystyle A}$ ${\displaystyle \mu _{\rm {B}}}$ ${\displaystyle \mu _{\rm {N}}}$ ${\displaystyle {\vec {J}}}$ ${\displaystyle {\vec {I}}}$ ${\displaystyle g_{J}}$ $${\displaystyle g_{J}=g_{L}{\frac {J(J+1)+L(L+1)-S(S+1)}{2J(J+1)}}+g_{S}{\frac {J(J+1)-L(L+1)+S(S+1)}{2J(J+1)}}.}$$

В случае слабых магнитных полей взаимодействие Зеемана можно рассматривать как возмущение базиса . В режиме сильного поля магнитное поле становится настолько сильным, что эффект Зеемана будет доминировать, и необходимо использовать более полный базис или просто так как и будет постоянным в пределах заданного уровня. ${\displaystyle |F,m_{f}\rangle }$ ${\displaystyle |I,J,m_{I},m_{J}\rangle }$ ${\displaystyle |m_{I},m_{J}\rangle }$ ${\displaystyle I}$ ${\displaystyle J}$

Чтобы получить полную картину, включая промежуточные значения напряженности поля, мы должны рассмотреть собственные состояния, которые являются суперпозициями базисных состояний и . Для гамильтониан можно решить аналитически, что приведет к формуле Брейта–Раби (названной в честь Грегори Брейта и Исидора Исаака Раби ). Примечательно, что электрическое квадрупольное взаимодействие равно нулю для ( ), поэтому эта формула довольно точна. ${\displaystyle |F,m_{F}\rangle }$ ${\displaystyle |m_{I},m_{J}\rangle }$ ${\displaystyle J=1/2}$ ${\displaystyle L=0}$ ${\displaystyle J=1/2}$

Теперь мы используем квантово-механические лестничные операторы , которые определяются для общего оператора углового момента как ${\displaystyle L}$

${\displaystyle L_{\pm }\equiv L_{x}\pm iL_{y}}$

Эти операторы лестниц имеют свойство

${\displaystyle L_{\pm }|L_{,}m_{L}\rangle ={\sqrt {(L\mp m_{L})(L\pm m_{L}+1)}}|L,m_{L}\pm 1\rangle }$

пока лежит в диапазоне (в противном случае они возвращают ноль). Используя операторы лестницы и Мы можем переписать гамильтониан как ${\displaystyle m_{L}}$ ${\displaystyle {-L,\dots ...,L}}$ ${\displaystyle J_{\pm }}$ ${\displaystyle I_{\pm }}$

${\displaystyle H=hAI_{z}J_{z}+{\frac {hA}{2}}(J_{+}I_{-}+J_{-}I_{+})+\mu _{\rm {B}}Bg_{J}J_{z}+\mu _{\rm {N}}Bg_{I}I_{z}}$

Теперь мы можем видеть, что во все времена полная проекция углового момента будет сохраняться. Это происходит потому, что и оставляют состояния с определенным и неизменными, в то время как и либо увеличиваются , либо уменьшаются, либо наоборот, поэтому сумма всегда остается неизменной. Кроме того, поскольку существует только два возможных значения , которые являются . Следовательно, для каждого значения существует только два возможных состояния, и мы можем определить их как основу: ${\displaystyle m_{F}=m_{J}+m_{I}}$ ${\displaystyle J_{z}}$ ${\displaystyle I_{z}}$ ${\displaystyle m_{J}}$ ${\displaystyle m_{I}}$ ${\displaystyle J_{+}I_{-}}$ ${\displaystyle J_{-}I_{+}}$ ${\displaystyle m_{J}}$ ${\displaystyle m_{I}}$ ${\displaystyle J=1/2}$ ${\displaystyle m_{J}}$ ${\displaystyle \pm 1/2}$ ${\displaystyle m_{F}}$

${\displaystyle |\pm \rangle \equiv |m_{J}=\pm 1/2,m_{I}=m_{F}\mp 1/2\rangle }$

Эта пара состояний представляет собой двухуровневую квантово-механическую систему . Теперь мы можем определить матричные элементы гамильтониана:

${\displaystyle \langle \pm |H|\pm \rangle =-{\frac {1}{4}}hA+\mu _{\rm {N}}Bg_{I}m_{F}\pm {\frac {1}{2}}(hAm_{F}+\mu _{\rm {B}}Bg_{J}-\mu _{\rm {N}}Bg_{I}))}$

${\displaystyle \langle \pm |H|\mp \rangle ={\frac {1}{2}}hA{\sqrt {(I+1/2)^{2}-m_{F}^{2}}}}$

Решая собственные значения этой матрицы — что можно сделать вручную (см. двухуровневую квантово-механическую систему ) или, что проще, с помощью системы компьютерной алгебры — мы приходим к энергетическим сдвигам:

${\displaystyle \Delta E_{F=I\pm 1/2}=-{\frac {h\Delta W}{2(2I+1)}}+\mu _{\rm {N}}g_{I}m_{F}B\pm {\frac {h\Delta W}{2}}{\sqrt {1+{\frac {2m_{F}x}{I+1/2}}+x^{2}}}}$

${\displaystyle x\equiv {\frac {B(\mu _{\rm {B}}g_{J}-\mu _{\rm {N}}g_{I})}{h\Delta W}}\quad \quad \Delta W=A\left(I+{\frac {1}{2}}\right)}$

где — расщепление (в единицах Гц) между двумя сверхтонкими подуровнями в отсутствие магнитного поля , называется «параметром напряженности поля» (Примечание: для выражения под квадратным корнем — это точный квадрат, и поэтому последний член следует заменить на ). Это уравнение известно как формула Брейта–Раби и полезно для систем с одним валентным электроном на уровне ( ). ^{[9] [10]} ${\displaystyle \Delta W}$ ${\displaystyle B}$ ${\displaystyle x}$ ${\displaystyle m_{F}=\pm (I+1/2)}$ ${\displaystyle +{\frac {h\Delta W}{2}}(1\pm x)}$ ${\displaystyle s}$ ${\displaystyle J=1/2}$

Обратите внимание, что индекс в следует рассматривать не как полный угловой момент атома, а как асимптотический полный угловой момент . Он равен полному угловому моменту только в том случае, если в противном случае собственные векторы, соответствующие различным собственным значениям гамильтониана, являются суперпозициями состояний с различными, но равными (исключение составляют только ). ${\displaystyle F}$ ${\displaystyle \Delta E_{F=I\pm 1/2}}$ ${\displaystyle B=0}$ ${\displaystyle F}$ ${\displaystyle m_{F}}$ ${\displaystyle |F=I+1/2,m_{F}=\pm F\rangle }$

Приложения

Астрофизика

Эффект Зеемана на спектральной линии солнечного пятна

Джордж Эллери Хейл был первым, кто заметил эффект Зеемана в солнечных спектрах, что указывает на существование сильных магнитных полей в солнечных пятнах. Такие поля могут быть довольно высокими, порядка 0,1 тесла и выше. Сегодня эффект Зеемана используется для получения магнитограмм, показывающих изменение магнитного поля на Солнце, ^{[ необходима цитата ]} и для анализа геометрии магнитных полей в других звездах. ^[11]

Лазерное охлаждение

Эффект Зеемана используется во многих приложениях лазерного охлаждения , таких как магнитооптическая ловушка и замедлитель Зеемана . ^{[ необходима ссылка ]}

Спинтроника

Связь спиновых и орбитальных движений, опосредованная энергией Зеемана, используется в спинтронике для управления электронными спинами в квантовых точках посредством электрического дипольного спинового резонанса . ^[12]

Метрология

Старые высокоточные стандарты частоты, то есть атомные часы на основе сверхтонкой структуры перехода, могут потребовать периодической тонкой настройки из-за воздействия магнитных полей. Это осуществляется путем измерения эффекта Зеемана на определенных уровнях сверхтонкой структуры перехода исходного элемента (цезия) и применения равномерно точного, слабого магнитного поля к указанному источнику в процессе, известном как размагничивание . ^[13]

Эффект Зеемана также может быть использован для повышения точности в атомно-абсорбционной спектроскопии . ^{[ необходима ссылка ]}

Биология

Теория о магнитном чувстве птиц предполагает, что белок в сетчатке глаза изменяется из-за эффекта Зеемана. ^[14]

Ядерная спектроскопия

Ядерный эффект Зеемана важен в таких приложениях, как спектроскопия ядерного магнитного резонанса , магнитно-резонансная томография (МРТ) и мёссбауэровская спектроскопия . ^{[ необходима ссылка ]}

Другой

Спектроскопия электронного спинового резонанса основана на эффекте Зеемана. ^{[ необходима ссылка ]}

Демонстрации

Схема демонстрации эффекта Зеемана

Эффект Зеемана можно продемонстрировать, поместив источник паров натрия в мощный электромагнит и наблюдая за лампой с парами натрия через отверстие магнита (см. схему). При выключенном магните источник паров натрия будет блокировать свет лампы; при включенном магните свет лампы будет виден через пар.

Пары натрия можно получить, запечатав металлический натрий в откачанной стеклянной трубке и нагревая его, пока трубка находится в магните. ^[15]

В качестве альтернативы, соль ( хлорид натрия ) на керамической палочке можно поместить в пламя горелки Бунзена в качестве источника паров натрия. Когда магнитное поле активируется, изображение лампы будет ярче. ^[16] Однако магнитное поле также влияет на пламя, делая наблюдение зависящим не только от эффекта Зеемана. ^[15] Эти проблемы также мешали оригинальной работе Зеемана; он приложил значительные усилия, чтобы убедиться, что его наблюдения действительно являются эффектом магнетизма на излучение света. ^[17]

Когда соль добавляется в горелку Бунзена, она диссоциирует , давая натрий и хлорид . Атомы натрия возбуждаются из-за фотонов из натриевой лампы, при этом электроны возбуждаются из состояний 3s в 3p, поглощая свет в процессе. Натриевая лампа излучает свет с длиной волны 589 нм, который имеет как раз ту энергию, чтобы возбудить электрон атома натрия. Если бы это был атом другого элемента, например хлора, тень не образовалась бы. ^{[18] [ неудачная проверка ]} При приложении магнитного поля из-за эффекта Зеемана спектральная линия натрия расщепляется на несколько компонентов. Это означает, что разница в энергии между атомными орбиталями 3s и 3p изменится. Поскольку натриевая лампа больше не обеспечивает точную частоту, свет не поглощается и проходит, что приводит к затемнению тени. По мере увеличения напряженности магнитного поля сдвиг спектральных линий увеличивается, и свет лампы передается. ^{[ необходима цитата ]}

Смотрите также

• Магнитооптический эффект Керра
• эффект Фойгта
• эффект Фарадея
• Эффект хлопка-мутона
• Поляризационная спектроскопия
• Квантовый диммер света
• энергия Зеемана
• Эффект Старка
• Ягненок сдвиг

Ссылки

1. Pais, Abraham (2002). Внутреннее ограничение: материи и сил в физическом мире (Переиздание). Oxford: Clarendon Press [ua] ISBN 978-0-19-851997-3.
2. Питер, Зееман (1902). «Нобелевская лекция Питера Зеемана». Нобелевская премия . Архивировано из оригинала 15 ноября 2018 года . Получено 1 марта 2024 года .
3. Престон, Томас (1898). «Явления излучения в сильном магнитном поле». Научные труды Королевского Дублинского общества . 2-я серия. 6 : 385–391.
4. «Времена Нильса Бора: в физике, философии и политике» Авраама Пайса, стр. 201
5. Дженкинс, Фрэнсис; Уайт, Харви (3 декабря 2001 г.). Основы оптики (4-е изд.). McGraw-Hill Education. ISBN 978-0-07-256191-3.
6. Данлэп, Ричард А. (1 декабря 2023 г.). «Сверхтонкие взаимодействия — часть III: магнитное дипольное взаимодействие и ядерный эффект Зеемана». Эффект Мёссбауэра (второе издание) . doi :10.1088/978-0-7503-6039-5ch7. ISBN 978-0-7503-6039-5. Получено 4 марта 2024 г. .
7. Пашен, Ф.; Бэк, Э. (1921). «Liniengruppen Magneticisch Vervollständigt» [Группы линий, магнитно завершенные [т. е. полностью разрешенные]]. Физика (на немецком языке). 1 : 261–273.Доступно в: Лейденский университет (Нидерланды)
8. Гриффитс, Дэвид Дж. (2004). Введение в квантовую механику (2-е изд.). Prentice Hall . стр. 280. ISBN 0-13-111892-7. OCLC  40251748.
9. Вудгейт, Гордон Кембл (1980). Элементарная структура атома (2-е изд.). Оксфорд, Англия: Oxford University Press. С. 193–194.
10. Впервые появилось в: Breit, G.; Rabi, II (1931). «Измерение ядерного спина». Physical Review . 38 (11): 2082–2083. Bibcode :1931PhRv...38.2082B. doi :10.1103/PhysRev.38.2082.2.
11. Кочухов, Олег (декабрь 2021 г.). «Магнитные поля М-карликов». The Astronomy and Astrophysics Review . 29 (1): 1. arXiv : 2011.01781 . doi : 10.1007/s00159-020-00130-3. ISSN  0935-4956.
12. Y. Tokura, WG van der Wiel, T. Obata и S. Tarucha, Когерентное управление спином одного электрона в наклонном поле Зеемана, Phys. Rev. Lett. 96 , 047202 (2006)
13. Вердиелл, Марк (CuriousMarc) (31 октября 2022 г.). Как на самом деле работают атомные часы, раунд 2: выравнивание Зеемана (видео YouTube) . Получено 11 марта 2023 г.
14. Thalau, Peter; Ritz, Thorsten; Burda, Hynek; Wegner, Regina E.; Wiltschko, Roswitha (18 апреля 2006 г.). «Механизмы магнитного компаса птиц и грызунов основаны на разных физических принципах». Journal of the Royal Society Interface . 3 (9): 583–587. doi :10.1098/rsif.2006.0130. PMC 1664646. PMID  16849254 . 
15. Пламя свечи отталкивается магнитами (и продолжение Зеемана) , получено 27 февраля 2024 г.
16. Пламя свечи отталкивается магнитами (и продолжение Зеемана) , получено 27 февраля 2024 г.
17. Kox, AJ (1 мая 1997 г.). «Открытие электрона: II. Эффект Зеемана». European Journal of Physics . 18 (3): 139–144. Bibcode : 1997EJPh...18..139K. doi : 10.1088/0143-0807/18/3/003. ISSN  0143-0807. S2CID  53414643.
18. Судзуки, Масацугу Сэй; Судзуки, Ицуко С. (2011). «Конспект лекций по эффекту Зеемана в Na, Cd и Hg для старших лабораторий». ResearchGate .

Исторический

• Кондон, Э.У.; Г. Х. Шортли (1935). Теория атомных спектров . Издательство Кембриджского университета . ISBN 0-521-09209-4. (Глава 16 содержит всестороннее рассмотрение по состоянию на 1935 год.)
• Зееман, П. (1896). «О влиянии магнетизма на природу света, излучаемого веществом». Verslagen van de Gewone Vergaderingen der Wis- en Natuurkundige Afdeeling (Koninklijk Akademie van Wetenschappen te Amsterdam) [Отчеты очередных сессий математической и физической секции (Королевской академии наук в Амстердаме)] (на голландском языке). 5 : 181–184 и 242–248. Бибкод : 1896ВМКАН...5..181Z.
• Зееман, П. (1897). «О влиянии магнетизма на природу света, испускаемого веществом». Philosophical Magazine . 5-я серия. 43 (262): 226–239. doi :10.1080/14786449708620985.
• Зееман, П. (11 февраля 1897 г.). "Влияние намагничивания на природу света, испускаемого веществом". Nature . 55 (1424): 347. Bibcode :1897Natur..55..347Z. doi : 10.1038/055347a0 .
• Зееман, П. (1897). «О дублетах и ​​тройках в тепловом спектре, teweeggebracht Door uitwendige Magneticische krachten» [О дублетах и ​​тройках в спектре, вызванных внешними магнитными силами]. Verslagen van de Gewone Vergaderingen der Wis- en Natuurkundige Afdeeling (Koninklijk Akademie van Wetenschappen te Amsterdam) [Отчеты очередных сессий математической и физической секции (Королевской академии наук в Амстердаме)] (на голландском языке). 6 : 13–18, 99–102 и 260–262.
• Зееман, П. (1897). «Дуплет и триплет в спектре, создаваемом внешними магнитными силами». Philosophical Magazine . 5-я серия. 44 (266): 55–60. doi :10.1080/14786449708621028.

Современный

• Фейнман, Ричард ; Лейтон, Роберт Б.; Сэндс , Мэтью (1989). Лекции Фейнмана по физике. Том 3. Эддисон-Уэсли . ISBN 0-201-02115-3.
• Форман, Пол (1970). «Альфред Ланде и аномальный эффект Зеемана, 1919-1921». Исторические исследования в области физических наук . 2 : 153–261. doi :10.2307/27757307. JSTOR  27757307.
• Гриффитс, Дэвид Дж. (2004). Введение в квантовую механику (2-е изд.). Prentice Hall . ISBN 0-13-805326-X.
• Либофф, Ричард Л. (2002). Введение в квантовую механику (4-е изд.). Эддисон-Уэсли . ISBN 0-8053-8714-5. OCLC  50475492.
• Собельман, Игорь И. (2006). Теория атомных спектров . Alpha Science. ISBN 1-84265-203-6. OCLC  71825022.
• Фут, К. Дж. (2005). Атомная физика. OUP Oxford. ISBN 0-19-850696-1. OCLC  57478010.

Внешние ссылки

• Эффект Зеемана - Управление светом с помощью магнитных полей