Пашена Бака

Эффекты Зеемана и Пашена— Бака [c.82]

Э( )фект расщепления спектральных линий в сильном магнитном поле называют эффектом Пашена -Бака. При этом на расщепление в магнитном поле по [c.92]

Здесь -Ь, —Ь+ I,..., Ц 8 = —Б+ 1,..., X. В этом случае обычно говорят об эффек те Пашена-Бака. [c.169]

Расщепление уровней (69,17) должно наблюдаться в сильных магнитных полях. Расщепление этого типа носит название эффекта Пашена — Бака. Оно действительно наблюдается для некоторых уровней атомов Ь1, N3, О и др. в магнитных полях с напряженностью, превышающей соответственно 36 000, 40 000 и 90 ООО Э. [c.323]

Следует отметить, что приведенная упрощенная картина справедлива лишь при больших напряженностях постоянного магнитного ноля, достаточных для того, чтобы нарушить связь / и электронного спина 5 и заставить их прецессировать вокруг направления Н независимо. Это достигается при таких полях, когда энергия взаимодействия / — Н становится больше энергии взаимодействия I — 5 (эффект Пашена — Бака). [c.11]

Н можно получить, сопоставляя два предельных случая слабого поля и сильного поля. При увеличении напряженности поля Н зееманов-ское расщепление непрерывным образом переходит в расщепление Пашена — Бака. Этот переход всегда осуществляется таким образом, [c.339]

Случай сильного поля — эффект Пашена — Бака. Мы рассмотрели случай, в котором зееман-эффект мал по сравнению со спиновым взаимодействием. Рассмотрим теперь другой крайний случай, когда магнитное поле настолько велико или взаимодействие спин-орбита настолько мало, что спиновое расщепление незначительно по сравнению с магнитным расщеплением. В этом случае мы исходим из вырожденной конфигурации п1 системы собственных функций ф пЫ т , в которой диагонально. Магнитная энергия в этом случае равна [c.151]

Это явление известно как эффект Пашена — Бака. Собственными функциями в этом случае являются функции с индексами тЫ гпр [c.151]

Фиг. 18. Разрешенные переходы и силы в пределе Пашена—Бака.

В пределе эффекта Пашена—Бака в дополнение к правилу Ат (= Ат ) = 1,0 существует еще дополнительное правило отбора Ат = 0. Разрешенные компоненты для 2р— 2 показаны на фиг. 18. Силы линий в этом случае легко получаются из формул, аналогичных (3.99). В сильных полях линии (2), (5) и (3), (4) соответственно асимптотически становятся параллельными и расположенными эквидистантно по обеим сторонам от внешней компоненты нормального триплета Лоренца с интервалом Яо. Поэтому в опытах Кента, в которых эти линии остались неразрешенными, они дают почти точный триплет Лоренца. [c.155]

Фиг. 19. Изменение силы компонент —< 5 в переходе Пашена— Бака (числа — значения Йо/С).

Таким образом, сила компоненты, соответствующей переходу из одного из состояний в 517, , равна из другого—в раз больше силы, соответствующей переходу из яр—ягв пределе эффекта Пашена—Бака. Так как [c.156]

На фиг. 19, которая взята из работы Дарвина, интенсивности переходов фиг. 16 грубо указаны толщиной линий переходов. По классификации фиг. 16 линии (4) и (5) имеют постоянную силу суммы сил (6) и (2) и (3) и (1) для 0-компонент (7) и (9), и (10) и (8) для тг-компонент не зависят от . Хотя не было сделано ни одного измерения интенсивности с точностью, достаточной для того, чтобы проверить это изменение интенсивностей количественно, следует заметить, что Кент не наблюдал ни одной из линий, являющихся запрещенными в пределе эффекта Пашена—Бака, при значениях Ио1, больших чем 2,1. [c.156]

ЭФФЕКТ ПАШЕНА-БАКА [c.373]

ЭФФЕКТ ПАШЕНА —БАКА [c.373]

ЭФФЕКТ ПАШЕНА—БАКА ПРИМЕРЫ [c.374]

Фиг. 60. Эффект Пашена— Бака на мультиплете D —> в Znl.

Фиг. 61. Зависимость силы запрещенных линий в эффекте Пашена—Бака для линии —> Яо в 2п1 (/ представляет собой силу нити, измеренную в единицах, составляющих 1/ оо силы линии

Сегре и Беккер ) изучали эффект Зеемана на дублетах —> 5 в натрии и калии. Эта работа содержит подробную проверку теории в нескольких отношениях. У натрия расстояния между уровнями столь малы, что при всех полях, дающих измеримое расщепление, имеет место полный эффект Пашена — Бака. У калия дублетный интервал достаточно велик (2,32 см 0, поэтому каждая из двух линий может быть изучена в отдельности. Это было проделано при поперечном направлении и под углом 45°, и теоретические предсказания, относящиеся к относительной интенсивности и поляризации составляющих, подтвердились. [c.379]

Этот результат был получен Гаудсмитом и Вечером ) на основе векторной модели. Различие в гиромагнитных отношениях для векторов J и I означает, что сильные магнитные поля могут разорвать связь J и F, так же как это имело место в разделе 5 гл. XVI. Это представляет собой эффект Пашена — Бака на сверхтонкой структуре. Эго явление было тщательно исследовано экспериментально и теоретически Баком и Гаудсмитом ) для Bi. Они получили хорошее [c.404]

Схема ориентации в вертикальном магнитном поле вектора полного углового момента, соответствующего значению квантового числа /, равному 1 или 2. Для / = 1 имеется три ориентации, соответствующие значениям—1, О и +1 полного магнитного квантового числа М . Для J = 2 имеется пять ориентаций. Эта схема иллюстрирует также ориентацию полного спинового момента и полного орбитального углового момента для состояний 2) со значениями квантовых чисел 5 = 1 и = 2 в случае эффекта Пашена — Бака. Схема слева в этом случае показывает ориентацию вектора спина, а схема справа — независимую ориентацию вектора орбитального момента в вертикальном магнитном поле. [c.787]

Эффект Пашена — Бака [c.787]

Если два электрона имеют одно и то же значение главного квантового числа, то ряд состояний, показанных на рис. VI.3, в предельном случае эффекта Пашена — Бака будет запрещен принципом Паули. Так, оба электрона не могут иметь одновременно тпз = + V2 и т/ = -Ь 1 такое состояние является запрещенным. Как показывает детальное рассмотрение, число разрешенных состояний для двух эквивалентных р-электронов равно 15. Эти состояния приведены в табл. VI.1. Отметим, что для разрешенных состояний квантовые числа тя1 и тц первого электрона не должны совпадать с квантовыми числами т 2 и тщ второго электрона. Более того, два отнесения квантовых чисел, отличающихся только обменом двух электронов, рассматриваются не как два состояния, а всего лишь как одно. [c.788]

Эффект расщепления спектральных линий в сильном магнитном поле называется эффектом Пашена — Бака. В этом случае на расщепление в магнитном поле по Мь накладывается мультиплетное расщепление по М . Например, терм 5 расщепляется на два уровня с Л1з=72 и Мв =— /2- Терм расщепляется на 6 уровней. Учитывая правило отбора АМа=0, получим 6 возможных переходов. Спектрально проявляются только три линии, так как расщепление уровней по Мз одинаково для всех М (рис. 18). [c.83]

Когда поле является очень сильным, орбитальные и спиновые магнитные моменты разъединены и иреиесснруют независимо около его направлен . Если происходит переход, то затрагивается лишь орбитальный угловой момент (поскольку спет в оптическом диапазоне не влияет пепосредственпо на внутреннее движение спинов). Таким образом, мы возвращаемся к нормальио.му эффекту Зеемана, где спин не играет никакой роли. Это возвращение прежнему состоянию носит название эффекта Пашена — Бака. [c.504]

Таким образом, расщепление линии ySL— y S L в общих чертах такое же, как и при нормальном зееман-эффекте. В данном случае, однако, каждая из я- и а-компонент имеет мультиплетную структуру. Без учета мультиплетного расщепления формула (29.22) совпадает с формулой нормального зеемановского расщепления (29.15). Расщепление линий рассмотренного типа носит название эффекта Пашена— Бака. Впервые подобное расщепление наблюдалось Пашеном и Баком в 1912 г. на ряде линий Li. Надо отметить, что в чистом виде эффект Пашена — Бака наблюдается очень редко. Даже в тех случаях, когда мультиплетное расщепление сравнительно мало, этот эффект должен проявляться в полях /i--2 10 э. Обычно же работают с полями порядка 3-10 — 4 10 э и значительно реже — с полями Я< 10 э. При таких значениях Н, как правило, наблюдается промежуточный случай отклонения от зеемановского расщепления становятся существенными, но все еще не очень велики ). [c.336]

Как мы уже видели в разделе 10 гл. V, если магнитное поле достаточно велико, чтобы произвести изменения в энергии, сравнимые с расстояниями между уровнями данного терма, то возникают особые эффекты поэтому удобно сперва рассмотреть случай слабых полей, понимая под этим поля, эффект воздействия которых мал в сравнении с расстояниями между невозмущенными уровнями обычно употребляемые поля являются в этом смысле слабыми. Особые черты эффекта Зеемана, возникающие тогда, когда поле не является слабым, называют эффектом Пашена— Бака. [c.365]

Как уже отмечалось, отклонения от изложенной выше теории эффекта Зеемана в слабых полях, появляющиеся, когда магнитное поле достаточно велико, чтобы вызвать расщепление, сравнимое с расстояниями между уровнями данного терма, называются эффектом Пашена—Бака. Его теория для одноэлектронных спектров была уже изложена в разделе 10 гл. V. Сейчас мы можем рассмотреть этот эффект в общем случае. [c.373]

Эти матрицы можно получить из вычислений, уже выполненных в других главах, так что вековые уравнения могут быть выписаны для любого частного случая и решены обычными методами. Мы здесь не проделываем вычислений подробно, за исключением случая одноэлектронных спектров, который уже был полностью рассмотрен в разделе 10 гл. V, ибо это приводит к весьма длинным выкладкам, результаты которых имеют очень малое приложение к спектроскопии, так как поля, необходимые для получения сильного эффекта Пашена — Бака, встречаются редко. Наилучшие экспериментальные иллюстрации эффекта Пашена— Бака связаны со сверхтонкой структурой (см. раздел V гл. XVIII), где достижимые поля могут дать эффект полного перехода от одной схемы состояний к другой. [c.374]

Эффект Пашена—Бака играл существенную роль в доквантово-механических теориях атомных спектров, потому что он давал сведения относительно связей он изучался Гейзенбергом и Паули ). Зоммерфельд ) указал на отношение старой классической теории связи Фогта к эффекту Пашена—Бака. Квантовомеханическое рассмотрение было впервые дано Гейзенбергом и Иорданом, отдельные случаи были разобраны Дарвином ). [c.374]

Все это относилось к эффекту первого порядка. Зееман нашел квадратичное смещение линии Х = 5790, которое в дальнейшем изучалось Гмелином. Если бы мы имели чистую -связь, то такого эффекта не было бы, потому что магнитное возмущение не имеет матричных элементов, относящихся к различным синглетным состояниям. Принимая во внимание, что квазисинглетный уровень А имеет в своем собственном сЬстоянии большую составляющую можно установить вызванное эффектом Пашена — Бака взаимодействие с и Оказывается, что А только на 3,2 m"1 ниже поэтому соответствующие состояния дают квадратичный эффект, равный [c.378]

Таким образом, с у шествующие данные, относящиеся к линии X = 5790, находятся в соответствии с теорией и дают пример эффекта Пашена — Бака на квазисинглетной линии, возникающей вследствие отклонения связи от типа Ресселя— Саундерса. Для более определенной проверки желательны более точные [c.378]

При больших голях эффект Пашена — Бака начинает изменять интенсивности и позволяет возникнуть новым составляющим. Теория здесь в точности такая же, как и при дипольных линиях,—мы должны вычислить матричные элементы квадрупольного момента по отношению к возмущенным собственным функциям. Аналогично тому как делалось в предыдущем разделе, возмущенные матричные элементы могут быть выражены через невозмущенные матрицы при помощи матрицы преобразонания от невозмущенных к возмущенным собственным функциям. Такие вычисления были проделаны Милианчуком ), результаты которого хорошо согласуются с экспериментальными результатами Сегре и Беккера. [c.379]

Если магнитное поле будет очень обильным, то взаимодействия, обусловливающие сложение спинов электронов в единый результирующий спин, а орбитальных моментов в результирующий орбитальный момент, нарушаются. Б таком поле спин каждого электрона ориентируется независимо, имея два возможных значения + /2 и —Уг. Аналогично каждый орбитальный момент также ориентируется независимо в магнитном поле, так что будет наблюдаться лишь одна ориентация для -электрона гп1 = 0), три ориентации для р-электрона (те = — 1, О, -Ь1) и т. д. Для конфигурации 2рЗр будут возникать две ориентации спина для каждого электрона и три ориентации орбитального момента так, как показано на рис. VI.3. Эти ориентации независимы друг от друга. Поэтому для указанной конфигурации предельный случай эффекта Пашена — Бака дает 2x2x3x3 = 36 квантовых состояний. По числу квантовых состояний получается столько же, сколько и для 10 состояний в случае связи Рассела — Саундерса, как, впрочем, и для состояний Пашена — Бака. [c.788]

Справочник химика 21

Химия и химическая технология