эффект Зеемана

Спектральные линии ртутной лампы на длине волны 546,1 нм, демонстрирующие аномальный эффект Зеемана. (А) Без магнитного поля. (B) В магнитном поле спектральные линии расщепляются как поперечный эффект Зеемана. (C) Магнитное поле расщепляется как продольный эффект Зеемана. Спектральные линии были получены с помощью интерферометра Фабри–Перо .

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

Эта анимация показывает, что происходит, когда образуется солнечное пятно (или звездное пятно) и усиливается магнитное поле. Свет, выходящий из пятна, начинает демонстрировать эффект Зеемана. Темные спектральные линии в спектре излучаемого света расщепляются на три составляющие и сила круговой поляризации в частях спектра существенно возрастает. Этот эффект поляризации является для астрономов мощным инструментом для обнаружения и измерения магнитных полей звезд.

Эффект Зеемана ( / ˈ z eɪ m ən / ; Голландское произношение: [ˈzeːmɑn] ) — эффект расщепления спектральной линии на несколько составляющих в присутствии статического магнитного поля . Он назван в честь голландского физика Питера Зеемана , открывшего его в 1896 году и получившего за это открытие Нобелевскую премию. Он аналогичен эффекту Штарка — расщеплению спектральной линии на несколько компонент в присутствии электрического поля . Подобно эффекту Штарка, переходы между различными компонентами, как правило, имеют разную интенсивность, причем некоторые из них полностью запрещены (в дипольном приближении), что регулируется правилами отбора .

Поскольку расстояние между зеемановскими подуровнями 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 Генри Огастеса Роуленда с самым высоким разрешением решеток Роуленда — отображающее спектрографическое зеркало. Зееман прочитал Джеймса Клерка Максвелла статью в Британской энциклопедии, описывающую неудачные попытки Майкла Фарадея влиять на свет с помощью магнетизма. Зееман задавался вопросом, смогут ли новые спектрографические методы добиться успеха там, где предыдущие попытки не удались.

При освещении источником в форме щели решетка создает длинный массив щелевых изображений, соответствующих различным длинам волн. Зееман поместил кусок асбеста, смоченный соленой водой, в пламя горелки Бунзена у источника решетки: он легко мог видеть две линии свечения натрия. Приложив к пламени магнит мощностью 10 килогаусс, он заметил небольшое расширение изображений натрия.

Когда Зееман переключился на кадмий в качестве источника, он заметил, что изображения разделились при включении магнита. Это расщепление можно было проанализировать с помощью Хендрика Лоренца новой электронной теории . Оглядываясь назад, мы теперь знаем, что магнитное воздействие на натрий требует квантово-механической обработки. Зееман и Лоренц были удостоены Нобелевской премии 1902 года; в своей приветственной речи Зееман объяснил свое устройство и показал слайды спектрографических изображений.

Номенклатура

Исторически различают нормальный и аномальный эффект Зеемана (открытый Томасом Престоном в Дублине, Ирландия). ). Аномальный эффект проявляется на переходах, где суммарный отличен от спин электронов нуля. Его назвали «аномальным», потому что спин электрона еще не был открыт, и поэтому в то время, когда Зееман наблюдал этот эффект, не было хорошего объяснения. Вольфганг Паули вспоминал, что, когда коллега спросил его, почему он выглядит несчастным, он ответил: «Как можно выглядеть счастливым, когда думаешь об аномальном эффекте Зеемана?»

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

В современной научной литературе эти термины используются редко, с тенденцией использовать только «эффект Зеемана».Другой редко используемый неясный термин — обратный эффект Зеемана . речь идет об эффекте Зеемана в спектральной линии поглощения.

Подобный эффект — расщепление уровней ядерной энергии в присутствии магнитного поля — называется ядерным эффектом Зеемана .

Теоретическая презентация

Полный гамильтониан атома в магнитном поле равен

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

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

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

где ${\vec {\mu }}$ – магнитный момент атома. Магнитный момент состоит из электронной и ядерной частей; однако последний на много порядков меньше и здесь им пренебрегаем. Поэтому,

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

где $\mu _{\rm {B}}$ – магнетон Бора , ${\vec {J}}$ – полный электронный угловой момент , а $g$ – это g-фактор Ланде .Более точный подход заключается в учете того, что оператор магнитного момента электрона представляет собой сумму вкладов орбитального углового момента ${\vec {L}}$ и спиновый угловой момент ${\vec {S}}$, каждое из которых умножается на соответствующее гиромагнитное отношение :

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

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

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

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

Если срок взаимодействия $V_{M}$ мала (меньше, чем тонкая структура ), ее можно рассматривать как возмущение; это собственно эффект Зеемана. В эффекте Пашена-Бака, описанном ниже, $V_{M}$ значительно превышает связь LS (но все еще мала по сравнению с $H_{0}$). В сверхсильных магнитных полях взаимодействие магнитного поля может превышать $H_{0}$, и в этом случае атом больше не может существовать в своем обычном понимании, и вместо этого говорят об уровнях Ландау . Существуют промежуточные случаи, которые более сложны, чем эти предельные случаи.

Слабое поле (эффект Зеемана)

Если спин-орбитальное взаимодействие преобладает над действием внешнего магнитного поля, ${\vec {L}}$ и ${\vec {S}}$ отдельно не сохраняются, сохраняется только полный угловой момент ${\vec {J}}={\vec {L}}+{\vec {S}}$ является. Векторы спинового и орбитального углового момента можно рассматривать как прецессирующие вокруг (фиксированного) вектора полного углового момента. ${\vec {J}}$. (Усредненный по времени) вектор спина представляет собой проекцию спина на направление ${\vec {J}}$:

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

и для (по времени) «усредненного» орбитального вектора:

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

Таким образом,

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

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

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

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

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

Объединив все и приняв $J_{z}=\hbar m_{j}$, получим магнитную потенциальную энергию атома во внешнем магнитном поле,

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

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

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

принимая $V_{m}$ чтобы быть возмущением, поправка Зеемана к энергии равна

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

Пример: переход Лаймана-альфа в водороде.

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

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

В присутствии внешнего магнитного поля слабополевой эффект Зеемана расщепляет уровни 1S _1/2 и 2P _1/2 на 2 состояния каждый ( $m_{j}=1/2,-1/2$) и уровень 2P _3/2 на 4 состояния ( $m_{j}=3/2,1/2,-1/2,-3/2$). G-факторы Ланде для трех уровней:

$g_{J}=2$ для $1S_{1/2}$ (j=1/2, l=0)

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

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

Обратите внимание, в частности, что размер энергетического расщепления различен для разных орбиталей, поскольку значения g _J различны. Слева изображено расщепление тонкой структуры. Это расщепление происходит даже в отсутствие магнитного поля, поскольку оно обусловлено спин-орбитальным взаимодействием. Справа изображено дополнительное зеемановское расщепление, возникающее в присутствии магнитных полей.

Дипольно-разрешенные переходы Лайман-альфа в режиме слабого поля

Исходное состояние ( $n=2,l=1$) $\mid j,m_{j}\rangle$	Конечное состояние ( $n=1,l=0$) $\mid j,m_{j}\rangle$	Возмущение энергии
$\left|{\frac {1}{2}},\pm {\frac {1}{2}}\right\rangle$	$\left|{\frac {1}{2}},\pm {\frac {1}{2}}\right\rangle$	$\mp {\frac {2}{3}}\mu _{\rm {B}}B$
$\left|{\frac {1}{2}},\pm {\frac {1}{2}}\right\rangle$	$\left|{\frac {1}{2}},\mp {\frac {1}{2}}\right\rangle$	$\pm {\frac {4}{3}}\mu _{\rm {B}}B$
$\left|{\frac {3}{2}},\pm {\frac {3}{2}}\right\rangle$	$\left|{\frac {1}{2}},\pm {\frac {1}{2}}\right\rangle$	$\pm \mu _{\rm {B}}B$
$\left|{\frac {3}{2}},\pm {\frac {1}{2}}\right\rangle$	$\left|{\frac {1}{2}},\pm {\frac {1}{2}}\right\rangle$	$\mp {\frac {1}{3}}\mu _{\rm {B}}B$
$\left|{\frac {3}{2}},\pm {\frac {1}{2}}\right\rangle$	$\left|{\frac {1}{2}},\mp {\frac {1}{2}}\right\rangle$	$\pm {\frac {5}{3}}\mu _{\rm {B}}B$

Сильное поле (эффект Пашена – Бака)

Эффект Пашена-Бака представляет собой расщепление энергетических уровней атома в присутствии сильного магнитного поля. Это происходит, когда внешнее магнитное поле достаточно сильное, чтобы нарушить связь между орбиталями ( ${\vec {L}}$) и спин ( ${\vec {S}}$) угловой момент. Этот эффект является пределом эффекта Зеемана в сильном поле. Когда $s=0$, эти два эффекта эквивалентны. Эффект назван в честь немецких физиков Фридриха Пашена и Эрнста Э.А.Бэка .

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

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

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

Точнее, если $s\neq 0$, каждый из этих трех компонентов на самом деле представляет собой группу из нескольких переходов из-за остаточного спин-орбитального взаимодействия 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–Бека:

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

Пример: переход Лаймана-альфа в водороде.

В этом примере поправки тонкой структуры игнорируются.

Дипольно-разрешенные переходы Лайман-альфа в режиме сильного поля

Исходное состояние ( $n=2,l=1$) $\mid m_{l},m_{s}\rangle$	Начальное возмущение энергии	Конечное состояние ( $n=1,l=0$) $\mid m_{l},m_{s}\rangle$	Конечное возмущение энергии
$\left|1,{\frac {1}{2}}\right\rangle$	$+2\mu _{\rm {B}}B_{z}$	$\left|0,{\frac {1}{2}}\right\rangle$	$+\mu _{\rm {B}}B_{z}$
$\left|0,{\frac {1}{2}}\right\rangle$	$+\mu _{\rm {B}}B_{z}$	$\left|0,{\frac {1}{2}}\right\rangle$	$+\mu _{\rm {B}}B_{z}$
$\left|1,-{\frac {1}{2}}\right\rangle$	$0$	$\left|0,-{\frac {1}{2}}\right\rangle$	$-\mu _{\rm {B}}B_{z}$
$\left|-1,{\frac {1}{2}}\right\rangle$	$0$	$\left|0,{\frac {1}{2}}\right\rangle$	$+\mu _{\rm {B}}B_{z}$
$\left|0,-{\frac {1}{2}}\right\rangle$	$-\mu _{\rm {B}}B_{z}$	$\left|0,-{\frac {1}{2}}\right\rangle$	$-\mu _{\rm {B}}B_{z}$
$\left|-1,-{\frac {1}{2}}\right\rangle$	$-2\mu _{\rm {B}}B_{z}$	$\left|0,-{\frac {1}{2}}\right\rangle$	$-\mu _{\rm {B}}B_{z}$

Промежуточное поле для j = 1/2

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

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

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

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

В случае слабых магнитных полей зеемановское взаимодействие можно рассматривать как возмущение $|F,m_{f}\rangle$ основе. В режиме сильного поля магнитное поле становится настолько сильным, что эффект Зеемана будет доминировать, и необходимо использовать более полную основу $|I,J,m_{I},m_{J}\rangle$ или просто $|m_{I},m_{J}\rangle$ с $I$ и $J$ будет постоянным в пределах данного уровня.

Чтобы получить полную картину, включая промежуточные напряженности поля, мы должны рассмотреть собственные состояния, которые являются суперпозициями $|F,m_{F}\rangle$ и $|m_{I},m_{J}\rangle$ базисные состояния. Для $J=1/2$, гамильтониан можно решить аналитически, что приводит к формуле Брейта – Раби . Примечательно, что электрическое квадрупольное взаимодействие равно нулю для $L=0$ ( $J=1/2$), так что эта формула довольно точна.

Теперь мы используем квантово-механические лестничные операторы , которые определены для общего оператора углового момента. $L$ как

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

Эти лестничные операторы обладают свойством

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

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

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

Теперь мы можем видеть, что проекция полного углового момента всегда $m_{F}=m_{J}+m_{I}$ будет сохранен. Это потому, что оба $J_{z}$ и $I_{z}$ оставить штаты с определенным $m_{J}$ и $m_{I}$ без изменений, в то время как $J_{+}I_{-}$ и $J_{-}I_{+}$ либо увеличить $m_{J}$ и уменьшить $m_{I}$ или наоборот, поэтому сумма всегда остается неизменной. Кроме того, поскольку $J=1/2$ есть только два возможных значения $m_{J}$ которые $\pm 1/2$. Следовательно, для каждого значения $m_{F}$ есть только два возможных состояния, и мы можем определить их как основу:

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

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

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

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

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

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

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

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

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

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 весьма высокими, порядка 0,1 тесла и выше. Сегодня эффект Зеемана используется для создания магнитограмм, показывающих изменение магнитного поля на Солнце.

Лазерное охлаждение

Эффект Зеемана используется во многих приложениях лазерного охлаждения , таких как магнитооптическая ловушка и замедление Зеемана .

Спинтроника

Связь спиновых и орбитальных движений, опосредованная зеемановской энергиейиспользуется в спинтронике для управления спинами электронов в квантовых точках посредством электрического дипольного спинового резонанса .

Метрология

Старые высокоточные стандарты частоты, то есть атомные часы на основе переходов сверхтонкой структуры, могут требовать периодической точной настройки из-за воздействия магнитных полей. Это осуществляется путем измерения эффекта Зеемана на конкретных уровнях перехода сверхтонкой структуры исходного элемента (цезия) и приложения равномерно точного магнитного поля низкой напряженности к указанному источнику в процессе, известном как размагничивание .

Эффект Зеемана также может быть использован для повышения точности атомно-абсорбционной спектроскопии .

Биология

Теория магнитного чувства птиц предполагает, что белок сетчатки изменяется из-за эффекта Зеемана.

Ядерная спектроскопия

Ядерный эффект Зеемана важен в таких приложениях, как ядерного магнитного резонанса спектроскопия , магнитно-резонансная томография (МРТ) и мессбауэровская спектроскопия .

Другой

Спектроскопия электронного спинового резонанса основана на эффекте Зеемана.

Демонстрации

Схема демонстрации эффекта Зеемана

Эффект Зеемана можно продемонстрировать, поместив источник паров натрия в мощный электромагнит и наблюдая за лампой на парах натрия через отверстие магнита (см. Диаграмму). При выключенном магните источник паров натрия блокирует свет лампы; когда магнит включен, свет лампы будет виден сквозь пар.

Пары натрия можно создать, запечатав металлический натрий в вакуумированную стеклянную трубку и нагревая его, пока трубка находится в магните.

Альтернативно, соль ( хлорид натрия ) на керамической палочке можно поместить в пламя горелки Бунзена в качестве источника паров натрия. Когда магнитное поле находится под напряжением, изображение лампы будет ярче. Однако магнитное поле также влияет на пламя, поэтому наблюдение зависит не только от эффекта Зеемана. Эти проблемы также мешали оригинальной работе Зеемана; он приложил значительные усилия, чтобы убедиться, что его наблюдения действительно являются эффектом магнетизма на излучение света.

Когда соль добавляется в горелку Бунзена, она диссоциирует с образованием натрия и хлорида . Атомы натрия возбуждаются фотонами от натриевой лампы, при этом электроны возбуждаются из состояний 3s в состояния 3p, поглощая при этом свет. Натриевая лампа излучает свет с длиной волны 589 нм, энергия которого достаточна для возбуждения электрона атома натрия. Если бы это был атом другого элемента, например хлора, тень не образовалась бы. При приложении магнитного поля из-за эффекта Зеемана спектральная линия натрия расщепляется на несколько компонент. 3s и 3p Это означает, что разница в энергии между атомными орбиталями изменится. Поскольку натриевая лампа больше не обеспечивает точно правильную частоту, свет не поглощается и не проходит сквозь нее, что приводит к затемнению тени. По мере увеличения напряженности магнитного поля смещение спектральных линий увеличивается и свет лампы проходит.

См. также

• Магнитооптический эффект Керра
• Эффект Фойгта
• Эффект Фарадея
• Эффект хлопка-мутона
• Поляризационная спектроскопия
• Квантовый диммер света
• Зеемановская энергия
• Эффект Старка
• Баранья смена

Ссылки

Исторический

• Кондон, ЕС; Г. Х. Шортли (1935). Теория атомных спектров . Издательство Кембриджского университета . ISBN  0-521-09209-4 . (В главе 16 представлен комплексный анализ по состоянию на 1935 год.)
• Зееман, П. (1896). «О влиянии магнетизма на природу света, излучаемого веществом» . Отчеты очередных сессий математической и физической секции (Королевской академии наук в Амстердаме)] (на голландском языке). 5 : 181–184 и 242–248. Стартовый код : 1896ВМКАН...5..181З .
• Зееман, П. (1897). «О влиянии магнетизма на природу света, излучаемого веществом» . Философский журнал . 5-я серия. 43 (262): 226–239. дои : 10.1080/14786449708620985 .
• Зееман, П. (11 февраля 1897 г.). «Влияние намагниченности на природу света, излучаемого веществом» . Природа . 55 (1424): 347. Бибкод : 1897Natur..55..347Z . дои : 10.1038/055347a0 .
• Зееман, П. (1897). «О дублетах и ​​тройках в спектре, вызванных внешними магнитными силами» . 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). «Дублеты и тройки в спектре, создаваемые внешними магнитными силами» . Философский журнал . 5-я серия. 44 (266): 55–60. дои : 10.1080/14786449708621028 .

Современный

• Фейнман, Ричард ; Лейтон, Роберт Б .; Сэндс, Мэтью (1989). Фейнмановские лекции по физике . Том. 3. Аддисон-Уэсли . ISBN  0-201-02115-3 .
• Форман, Пол (1970). «Альфред Ланде и аномальный эффект Зеемана, 1919-1921». Исторические исследования в физических науках . 2 : 153–261. дои : 10.2307/27757307 . JSTOR   27757307 .
• Гриффитс, Дэвид Дж. (2004). Введение в квантовую механику (2-е изд.). Прентис Холл . ISBN  0-13-805326-Х .
• Либофф, Ричард Л. (2002). Вводная квантовая механика (4-е изд.). Аддисон-Уэсли . ISBN  0-8053-8714-5 . OCLC   50475492 .
• Собельман, Игорь Иванович (2006). Теория атомных спектров . Альфа Наука. ISBN  1-84265-203-6 . OCLC   71825022 .
• Фут, CJ (2005). Атомная физика . ОУП Оксфорд. ISBN  0-19-850696-1 . OCLC   57478010 .

Внешние ссылки

• Эффект Зеемана-Управление светом с помощью магнитных полей.