Друг атомен ефект, свързан със специфични свойства на ядрото, е разделянето на атомните енергийни нива в резултат на взаимодействието на електроните със спина на ядрото - наречено структура на хиперфини нива. Поради слабостта на това взаимодействие, интервалите на тази структура са много малки, включително в сравнение с интервалите на фината структура. Следователно свръхфината структура трябва да се разглежда за всеки от компонентите на фината структура поотделно.

Ще обозначим спина на ядрото в този раздел (в съответствие с обичая в атомната спектроскопия) с i, запазвайки обозначението J за общия момент на електронната обвивка на атома. Означаваме общия момент на атома (заедно с ядрото) като . Всеки компонент на свръхфината структура се характеризира с определена стойност на този момент.

Съгласно общите правила за добавяне на моменти, квантовото число F приема стойностите

така че всяко ниво с даден J се разделя на компонент (if ) или (if ).

Тъй като средните разстояния на електроните в атома са големи в сравнение с радиуса R на ядрото, основната роля в свръхфиното разделяне играе взаимодействието на електроните с многополюсните моменти на ядрото от най-ниските порядъци. Това са магнитният дипол и електрическият квадруполен момент (средният диполен момент е нула - виж § 75).

Магнитният момент на ядрото е от порядъка на величината, където е скоростта на нуклоните в ядрото. Енергията на взаимодействието му с магнитния момент на електрона е от порядъка на

Квадруполният момент на ядрото е енергията на взаимодействие на създаденото от него поле със заряда на електрона от порядъка на

Сравнявайки (121.2) и (121.3), виждаме, че магнитното взаимодействие (и следователно разделянето на нивото, което то причинява) е пъти по-голямо от квадруполното взаимодействие; въпреки че съотношението е относително малко, съотношението е голямо.

Операторът на магнитното взаимодействие на електроните с ядрото има формата

(подобно на електронното спин-орбитално взаимодействие). Следователно зависимостта на разделянето на нивото, което причинява от F, се дава от израза

(121,5)

Операторът на квадруполното взаимодействие на електроните с ядрото се състои от оператора на тензора на квадруполния импулс на ядрото и компонентите на вектора на импулса на електрона J. Той е пропорционален на скалара, съставен от тези оператори

тоест има формата

тук се взема предвид, че се изразява чрез оператора на ядрен спин с формула от вида (75.2). След като изчислихме собствените стойности на оператора (121.6) (това се прави точно както при изчисленията в задача 1 § 84), откриваме, че зависимостта на разделянето на квадруполното хиперфино ниво от квантовото число F се дава от израза

Ефектът от магнитното хиперфино разделяне е особено забележим за нива, свързани с външен електрон, разположен в -състояние, поради относително високата вероятност за намиране на такъв електрон близо до ядрото.

Нека изчислим свръхфиното разделяне за атом, съдържащ един външен електрон (E. Fermi, 1930). Този електрон се описва чрез сферично симетрична вълнова функция на неговото движение в самосъгласуваното поле на останалите електрони и ядрото.

Ще търсим оператора на взаимодействие на електрон с ядро ​​като оператор на енергия - магнитния момент на ядрото в магнитното поле, създадено (в началото) от електрона. Според добре известната формула на електродинамиката това поле

където j е операторът на плътността на тока, създаден от движещия се електронен спин, и е радиус-векторът от центъра към елемента. Съгласно (115.4) имаме

(- Магнетон на Бор). След като написахме и извършихме интегриране, намираме

И накрая, за оператора на взаимодействие, който имаме

Ако общият момент на атома е, тогава свръхфиното разделяне води до появата на дублет; съгласно (121.5) и (121.9) намираме за разстоянието между две нива на дублета

Тъй като стойността е пропорционална (вижте § 71), големината на това разделяне нараства пропорционално на атомния номер.

Задачи

1. Изчислете свръхфиното разделяне (свързано с магнитно взаимодействие) за атом, съдържащ един електрон с орбитален импулс I извън затворени черупки (Е. Ферми, 1930 г.).

Решение. Векторният потенциал и силата на магнитното поле, създадено от магнитния момент на ядрото, са равни

Когато се изследват с помощта на спектрални инструменти с висока разделителна способност, линиите на повечето елементи разкриват сложна структура, много по-тясна от мултиплетната (фина) линейна структура. Появата му е свързана с взаимодействието на магнитните моменти на ядрата с електронната обвивка, което води до свръхфина структура на нивата и с изотопно изместване на нивата .

Магнитните моменти на ядрата са свързани с наличието на техния механичен ъглов момент (завъртания). Ядреният спин се квантува според общите правила за квантуване на механичните моменти. Ако масовото число на ядрото A е четно, спиновото квантово число I е цяло число; ако A е нечетно, числото I е полуцяло число. Голяма група от така наречените четно-четни ядра, които имат четен брой както протони, така и неутрони, имат нулев спин и нулев магнитен момент. Спектралните линии на четно-четните изотопи нямат свръхфина структура. Останалите изотопи имат ненулеви механични и магнитни моменти.

По аналогия с магнитните моменти, създадени в атомите от електрони и , магнитният момент на ядрото може да бъде представен във формата

където е масата на протона, така нареченият ядрен фактор, който отчита структурата на ядрените черупки (по ред на величината е равен на единица). Единицата за измерване на ядрените моменти е ядреният магнетон:

Ядреният магнетон е =1836 пъти по-малък от магнетона на Бор. Малката стойност на магнитните моменти на ядрата в сравнение с магнитните моменти на електроните в атома обяснява тяснотата на свръхфината структура на спектралните линии, която е на порядък от мултиплетното разделяне.

Енергията на взаимодействие на магнитния момент на ядрото с електроните на атома е равна на

където е силата на магнитното поле, създадено от електрони в точката, където се намира ядрото.

Изчисленията водят до формулата

Тук A е някаква постоянна стойност за дадено ниво, F е квантовото число на общия ъглов импулс на ядрото и електронната обвивка

който приема стойности

F=J+I, J+I-1,…, |J-I|. (7,6)

Свръхфиното разделяне се увеличава с увеличаване на ядрения заряд Z, както и с увеличаване на степента на йонизация на атома, приблизително пропорционално на , където е зарядът на атомния остатък. Ако при леките елементи свръхфината структура е изключително тясна (от порядъка на стотни), то при тежките елементи като Hg, T1, Pb, Bi тя достига стойност при неутралните атоми и няколко при йоните.

Като пример на фиг. Фигура 7.1 показва диаграма на свръхфиното разделяне на нивата и линиите на натриевия резонансен дублет (преход). Натрият (Z=11) има единствения стабилен изотоп с масово число A=23. Ядрото принадлежи към групата на четно-нечетните ядра и има спин I=3/2. Магнитният момент на ядрото е 2,217. Общото долно ниво на двата компонента на дублета е разделено на две свръхфини нива с F=1 и 2. Нивото на четири поднива (F=0, 1, 2, 3). Стойността на разделяне на нивото е 0,095. Разделянето на горните нива е много по-малко: за нивото то е равно на 0,006, пълното разделяне за нивото е 0,0035.

Изследванията на свръхфината структура на спектралните линии позволяват да се определят такива важни величини като механичните и магнитните моменти на ядрата.

Пример за определяне на стойността на ядрения спинЯдреният момент на талия и структурата на линията с = 535,046 nm могат да бъдат изчислени директно от броя на компонентите. Пълната картина на разделянето на нивата е представена на фиг. 7.2. Талият има два изотопа: и , чийто процент в естествената смес е: –29,50% и – 70,50%. Линиите на двата изотопа на талия изпитват изотопно изместване, равно на съответно nm. И за двата изотопа ядреният спин е I=1/2. Според схемата на разделяне трябва да се очаква, че талиевата линия с nm, която се появява по време на прехода от ниво към ниво, се състои от три свръхфини компонента на разделяне със съотношение на интензитет 2: 5: 1, тъй като нивото се състои от две поднива с разстояние между поднивата, като нивото също се разделя на две поднива. Разстоянието между поднивата е незначително, така че спектроскопските наблюдения разкриват само два свръхфини разделящи компонента за всеки изотоп поотделно, разположени на разстояние от nm (). Броят на компонентите показва, че спинът на ядрото на талия е I =1/2, тъй като при J = 1/2 броят на компонентите е 2I+1 =2. Квадруполен момент Q = 0. Това показва, че разделянето на члена е много малко и не може да бъде разрешено спектроскопски. Аномално тясното разделяне на термина се обяснява с факта, че той е нарушен от конфигурацията. Общият брой на компонентите на тази линия е четири. Компонентите A и B принадлежат към по-разпространен изотоп, а компонентите B принадлежат към по-рядък. И двете групи компоненти са изместени една спрямо друга с , като по-тежкият изотоп съответства на изместване към виолетовата страна на спектъра. Измерването на съотношението на интензитетите на компонентите A: или B: b позволява да се определи съдържанието на изотопи в естествена смес.

7.4. Описание на монтажа.

HFS на спектрални линии може да се наблюдава само при използване на инструменти с висока разделителна способност, например интерферометър на Фабри-Перо (FPI). FPI е устройство с тесен спектрален интервал (например свободният спектрален интервал за λ = 500 nm в FPI с разстояние между огледалата t = 5 mm е Δλ = 0,025 nm, в рамките на този интервал Δλ е възможно да се изследва фината и ултра фината структура). По правило FPI се използва в комбинация със спектрално устройство за предварителна монохроматизация. Тази монохроматизация може да се извърши или преди светлинният поток да влезе в интерферометъра, или след преминаване през интерферометъра.

Оптичната схема за изследване на HFS на спектралните линии е показана на фиг. 7.3.

Източник на светлина 1 (високочестотна безелектродна VSB лампа с метални пари) се проектира от леща 2 (F = 75 mm) върху FPI (3). Интерферентната картина, локализирана в безкрайност, под формата на пръстени се проектира от ахроматичен кондензатор 4 (F=150mm) в равнината на входния процеп 5 на спектрографа (колиматор 6,7,8, призма на Корню, камерна леща на спектрографът). Централната част на концентричните пръстени се изрязва от процепа (5) на спектрографа и изображението на картината се прехвърля във фокалната равнина 9, където се записва върху фотоплака. В случай на линеен спектър, картината ще се състои от спектрални линии, пресичани по височина от максимуми и минимуми на интерференция. Тази картина може да се наблюдава визуално от частта на касетата през лупа. При правилна настройка на ИТ картината има симетричен вид (фиг. 7.4.).

УЛТРА ФИНА СТРУКТУРА(хиперфинно разделяне) на енергийни нива – разделяне на енергийните нива на атом, молекула или кристал на няколко. поднива, поради взаимодействието на магн. момент на сърцевината с магнит поле, създадено от гл. обр. електрони, както и взаимодействие с нехомогенни вътрешноатомни електрич. поле. Поради свръхфиното разделяне на нивата в оптичното. в спектрите на атомите и молекулите вместо една спектрална линия се появява група от много близки линии - S. s. спектрални линии.

Ако ядрото на атом или едно от атомните ядра на молекула има спин аз, тогава всяко подниво на S. s. характеризиращ се с общ момент F = Дж+ 7, където Дже векторната сума на общия електронен импулс и импулса на орбиталното движение на ядрата. Еминават пълни моментни стойности F = |J - I|, |J - I| + 1,..., J+I (ДжИ аз- квантови числа на пълна механика електронни и ядрени спинови моменти). Когато броят на поднивата е 2I + 1 и когато Дж< I то е равно 2J+ 1. Енергията на поднивото се записва като:

където е енергията на нивото, пренебрегвайки S. s., е енергията на магнита. дипол-диполно взаимодействие, - електрическа енергия. квадруполно взаимодействие.

В атомите и йоните основни. Магнитът играе роля. взаимодействие, енергията на което

постоянен А(Hz) се определя чрез осредняване по състоянието с общия момент F на магнитния оператор. взаимодействие на електрони с ядрен момент Големината на взаимодействието е пропорционална. ядрен магнетон", къде е магнетонът на Бор, T- маса на електрона и m р - маса на протон. Разстоянието между поднивата на S. s. в един атом е приблизително 1000 пъти по-малко от разстоянието между компонентите фина структура. Характерни стойности на свръхфино разделяне за порядъка на един или няколко. GHz. Хиперфиното разделяне на възбудените енергийни нива намалява пропорционално. енергия на свързване на възбуден електрон до степен 3/2 и бързо намалява с увеличаване на орбиталния импулс на електрона. В случай на водородоподобни атоми (H, He + и др.)

Където - Константа на Ридберг, - константа на фина структура, Z- ядрен заряд (в електронни единици), ПИ л- главни и орбитални квантови числа, g аз- ядрени Множител на Lande.Електрически. квадруполно взаимодействие съществува за несферични. ядра s. Той дава корекции на енергията на поднивата на атома

Константа INсе определя чрез осредняване по състоянието с общия момент F на оператора на квадруполното взаимодействие

Където и К = 1, 2, 3, - Кронекер символ.Обикновено константата на квадруполното взаимодействие INедин до един и половина порядъка по-малко от константата А. Квадруполното взаимодействие води до нарушаване на правилото за интервал на Ланде.

За диполни преходи между поднива на системата. изпълняват се различни нива правила за избор:. Между поднивата на S. s. Магнитите са разрешени на същото ниво. диполни преходи с горните правила за избор, както и електрически квадруполни преходи с правила за избор.

Почти всички молекули в основно електронно състояние имат пълно механично състояние моментът на електроните е нула и е магнитен. С. с. осцилаторно-завъртане. енергийни нива гл. обр. свързани с въртенето на молекулата. В случай на двуатомни, линейни многоатомни молекули и молекули от типа симетричен връх (вж. Молекула), съдържащ едно ядро ​​със спин азпо оста на молекулата,

Където Дж и К- квантови числа на пълното въртене. момент и съответно неговата проекция върху горната ос. Магн. разделянето варира от 1-100 kHz. Ако няколко души имат спин. ядра на молекулата, то поради магн взаимодействие на ядрени моменти възникват допълващи се. ред на разделяне няколко. kHz. Магнитни S. s. Енергийните нива на молекулите с електронен момент са от същия ред, както при атомите.

Ако молекулата в своето състояние съдържа ядро ​​c на своята ос, гл. квадруполното разделяне играе роля:

където (Hz) е постоянна характеристика на нивото на данните ДА СЕИ Дж. Големините на квадруполното разделяне са десетки и стотици MHz.

В разтвори, стъкла и кристали от S. s. може например да има енергийни нива на примесни йони, свободни радикали, електрони, локализирани върху дефекти на решетката.

разл. химични изотопи елементи имат различни стойности на ядрения спин и техните линии са изотопни. смяна. Следователно спектрите на различни изотопи и синтетични вещества често се припокриват. спектралните линии е допълнително усложнено.

Лит.:Таунс Ч., Шавлов А., Радиоспектроскопия, прев. от англ., М., 1959; Собелман I.I., Въведение в теорията на атомните спектри, Москва, 1977; Armstrong L. jr., Теория на свръхфината структура на свободните атоми, N.Y.-, 1971; P a d ts i g A. A., S M i r n o v B. M., Параметри на атомите и атомните йони. Справочник, 2-ро издание, М., 1986. Е. А. Юков.

9. Сравнете получената стойност с теоретичната, изчислена чрез универсални константи.

Докладът трябва да съдържа:

1. Оптично устройство на спектрометър с призма и въртяща се призма;

2. Таблица с измервания на ъглите на отклонение на линии - референтни точки на живак и техните средни стойности;

3. Таблица с измервания на ъглите на отклонение на водородната линия и техните средни стойности;

4. Стойностите на намерените честоти на водородните линии и интерполационните формули, използвани за изчисленията;

5. Системи от уравнения, използвани за определяне на константата на Ридберг чрез метода на най-малките квадрати;

6. Получената стойност на константата на Ридберг и нейната стойност, изчислена от универсалните константи.

3.5.2. Спектроскопско определяне на ядрени моменти

3.5.2.1. Експериментално определяне на параметрите на свръхфиното разцепване на спектралните линии.

За измерване на ултрафината структура на спектралните линии е необходимо да се използват спектрални инструменти с висока разделителна способност, следователно в тази работа ние използваме спектрален инструмент с кръстосана дисперсия, в който интерферометърът на Фабри-Перо е поставен вътре в призмен спектрограф (виж фиг. 3.5.1 и раздел 2.4.3.2,

ориз. 2.4.11).

Дисперсията на призменния спектрограф е достатъчна за разделяне на спектрални емисионни линии, причинени от преходи на валентния електрон в атом на алкален метал, но е напълно недостатъчна за разрешаване на свръхфината структура на всяка от тези линии. Следователно, ако използваме само призмен спектрограф, ще получим обикновен емисионен спектър върху фотографска плака, в който компонентите на свръхфината структура ще се слеят в една линия, чиято спектрална ширина се определя само от разделителната способност на ICP51 .

Интерферометърът на Фабри-Перо дава възможност да се получи интерференчен модел във всяка спектрална линия, която е последователност от интерферентни пръстени. Ъгловият диаметър на тези пръстени θ, както е известно от теорията на интерферометъра на Фабри-Перо, се определя от съотношението на дебелината на стандартния въздушен слой t и дължината на вълната λ:

		θ k = k

където k е редът на смущения за даден пръстен.

Така всяка спектрална линия не е просто геометричен образ на входния процеп, конструиран от оптичната система на спектрографа в равнината на фотографската плака, всяко от тези изображения вече се оказва пресечено от сегменти от интерферентни пръстени. Ако няма свръхфино разделяне, тогава в дадена спектрална линия ще се наблюдава една система от пръстени, съответстващи на различни порядъци на интерференция.

Ако в рамките на дадена спектрална линия има два компонента с различни дължини на вълната (свръхфино разделяне), тогава интерферентната картина ще бъде две системи от пръстени за дължини на вълните λ и λ ", показани на фиг. 3.5.2 съответно с плътни и пунктирани линии.

Ориз. 3.5.2. Интерферентна структура на спектрална линия, състояща се от две близки компоненти.

Линейният диаметър на интерферентните пръстени d в приближението на малък ъгъл е свързан с ъгловия диаметър θ чрез връзката:

d = θ×F 2,

където F 2 е фокусното разстояние на обектива на камерата на спектрографа.

Нека получим изрази, свързващи ъгловите и линейните диаметри на интерферентните пръстени с дължината на вълната на радиацията, която формира интерферентната картина в интерферометъра на Фабри-Перо.

В приближението на малък ъгъл cos θ 2 k ≈ 1− θ 8 k и за две дължини

вълни λ и λ "условията за максимума на смущението от k-тия ред ще бъдат записани съответно:

						4λ"
θk = 8	−k			θ" k = 8	−k

От тук за разликата между дължините на вълните на двата компонента получаваме:

d λ = λ" −λ =			(θ k 2		− θ" k 2 )
Ъгловият диаметър (k +1) от 1-ви порядък на дължината на вълната се определя от
съотношение:
	8 − (k +1)
k+ 1

От (3.5.9) и (3.5.11) получаваме:

		= θ2			− θ2
					k+ 1
С изключение на t						от (3.5.10)-(3.5.12) получаваме:
d λ =				θk 2 − θ" k 2
			k θ2 − θ2
						k+ 1

При малки ъгли редът на намесата се дава от отношението

k = 2 λ t (виж (3.5.8)), така че равенството (3.5.13) приема формата:

d λ =				θk 2 − θ" k 2
	2 t θ 2				− θ2
					k+ 1
Преминавайки към вълнови числа ν =								Получаваме:
		1 d k 2 − d "k 2
d ν =
				− d 2
				k+ 1

Сега, за да определим d ~ ν, трябва да измерим линейните диаметри на две системи от интерферентни пръстени за два компонента на свръхфината структура вътре в изследваната спектрална линия. За да се увеличи точността на определяне на d ~ ν, има смисъл да се измерват диаметрите на пръстените, започвайки от втория и завършвайки с петия. Допълнителни пръстени са разположени близо един до друг и грешката при определяне на разликата в квадратите на диаметрите на пръстените нараства много бързо. Можете да осредните цялата дясна страна (3.5.16) или отделно числителя и знаменателя.

3.5.2.2. Определяне на ядрения магнитен момент

В тази работа се предлага да се определят стойностите на разделянето на основното състояние 52 S 1 2 на стабилния изотоп Rb 87 чрез супер-

Въпреки че завършихме задачата да намерим енергийните нива на основното състояние на водорода, ние все още ще продължим да изучаваме тази интересна система. Да кажа нещо друго за него, например да изчисля скоростта, с която водородният атом абсорбира или излъчва радиовълни с дължина 21 см,трябва да знаете какво се случва с него, когато е възмутен. Трябва да направим това, което направихме с молекулата на амоняка - след като намерихме енергийните нива, отидохме по-далеч и открихме какво се случва, когато молекулата е в електрическо поле. И след това не беше трудно да си представим влиянието на електрическото поле на радиовълната. В случая на водородния атом електрическото поле не прави нищо с нивата, освен че ги измества с някаква постоянна стойност, пропорционална на квадрата на полето, а това не ни е интересно, защото не се променя различияенергии. Този път е важно магнитновполе. Това означава, че следващата стъпка е да напишем хамилтониана за по-сложния случай, когато атомът се намира във външно магнитно поле.

Какъв е този Хамилтониан? Ние просто ще ви кажем отговора, защото не можем да дадем никакви „доказателства“, освен да кажем, че атомът е устроен точно така.

Хамилтонианът има формата

Сега се състои от три части. Първи член А(σ e ·σ p) представлява магнитното взаимодействие между електрон и протон; същото е все едно да няма магнитно поле. Влиянието на външното магнитно поле се проявява в останалите два члена. Втори срок (- μ e σ e· B) е енергията, която един електрон би имал в магнитно поле, ако беше сам там. По същия начин, последният член (- μ р σ р ·В) ще бъде енергията на единичен протон. Според класическата физика енергията и на двамата заедно би била сумата от техните енергии; Според квантовата механика това също е правилно. Енергията на взаимодействие, възникваща поради наличието на магнитно поле, е просто сумата от енергиите на взаимодействие на електрон с магнитно поле и протон със същото поле, изразена чрез сигма оператори. В квантовата механика тези термини всъщност не са енергии, но позоваването на класическите формули за енергия помага да се запомнят правилата за писане на Хамилтониан. Както и да е, (10.27) е правилният хамилтониан.

Сега трябва да се върнете в началото и да разрешите целия проблем отново. Но по-голямата част от работата вече е свършена; просто трябва да добавим ефектите, причинени от новите членове. Да приемем, че магнитното поле B е постоянно и насочено надолу z. След това към нашия стар хамилтонов оператор нтрябва да добавите две нови части; да ги обозначим Н':

Вижте колко е удобно! Операторът H′, действащ върху всяко състояние, просто дава число, умножено по същото състояние. В матрицата<¡|H′| j>следователно има само диагоналелементи и човек може просто да добави коефициентите от (10.28) към съответните диагонални членове в (10.13), така че уравненията на Хамилтон (10.14) да станат

Формата на уравненията не се е променила, променили са се само коефициентите. И чао INне се променя с времето, можете да правите всичко както преди.
Заместване СЪС= a l e-(¡/ч)Et, получаваме

За щастие, първото и четвъртото уравнение все още са независими от останалите, така че същата техника ще бъде използвана отново. Едно решение е състоянието |/>, за което

Другите две уравнения изискват повече работа, тъй като коефициентите на a 2 и а 3вече не са равни помежду си. Но те са много подобни на двойката уравнения, които написахме за молекулата на амоняка. Поглеждайки назад към уравнения (7.20) и (7.21), може да се направи следната аналогия (не забравяйте, че индексите 1 и 2 там съответстват на индексите 2 и 3 тук):

Преди това енергиите бяха дадени с формула (7.25), която имаше формата

В глава 7 наричахме тези енергии Е Ии Е II, сега ще ги обозначим E IIIИ E IV

И така, намерихме енергиите на четири стационарни състояния на водородния атом в постоянно магнитно поле. Нека проверим нашите изчисления, за които ще насочим INдо нула и вижте дали получаваме същите енергии като в предишния параграф. Виждате, че всичко е наред. При B=0енергия E I, E IIИ E IIIконтакт +А,а E IV - V - 3А.Дори нашето номериране на щатите е в съответствие с предишното. Но когато включим магнитното поле, всяка енергия ще започне да се променя по свой начин. Нека да видим как става това.

Първо, припомнете си, че електронът μ eотрицателна и почти 1000 пъти по-голяма μ стр, което е положително. Това означава, че μ e +μ р и μ e -μ р са едновременно отрицателни и почти равни помежду си. Нека ги обозначим с -μ и -μ′:

(И μ , и μ′ са положителни и почти съвпадат по стойност с μ д, което е приблизително равно на един магнетон на Бор.) Нашият квартет от енергии тогава ще се превърне в

Енергия д аз първоначално равно на Аи нараства линейно с растежа INсъс скорост μ. Енергия E IIсъщо първоначално равни а,но с растеж INлинеен намаляванаклонът на неговата крива е - μ . Промяната на тези нива от INпоказано на фиг. 10.3. Фигурата също показва енергийни графики E IIIИ E IV. Тяхната зависимост от INразличен. На малки INте зависят от INквадратен; Отначало наклонът им е нулев, а след това започват да се огъват и кога голям Бподхождайте към прави линии с наклон ± μ ′ близо до склона Е ИИ E II.

Изместването на нивата на атомната енергия, причинено от действието на магнитно поле, се нарича ефект на Зееман.Казваме, че кривите на фиг. 10.3 шоу Zeeman разцепванеосновно състояние на водорода. Когато няма магнитно поле, човек просто получава една спектрална линия от свръхфината структура на водорода. Преходи на състояния | IV> и всеки от другите три възниква с абсорбцията или излъчването на фотон, чиято честота е 1420 MHz:1/ч, умножено по енергийната разлика 4A. Но когато атомът е в магнитно поле B, тогава има много повече линии. Преходи могат да възникнат между всеки две от четирите състояния. Това означава, че ако имаме атоми във всичките четири състояния, тогава енергията може да бъде абсорбирана (или излъчена) във всеки от шестте прехода, показани на фиг. 10.4 с вертикални стрелки. Много от тези преходи могат да бъдат наблюдавани с помощта на техниката на молекулярния лъч на Раби, която описахме в гл. 35, § 3 (бр. 7).

Какво причинява преходите? Те възникват, ако заедно със силно постоянно поле INприложете малко смущаващо магнитно поле, което се променя с времето. Наблюдавахме същото под действието на променливо електрическо поле върху молекула амоняк. Само тук виновникът за преходите е магнитното поле, действащо върху магнитните моменти. Но теоретичните изчисления са същите като в случая с амоняка. Най-лесният начин да ги получите е да вземете смущаващо магнитно поле, въртящо се в равнина ху,въпреки че същото ще се случи от всяко осцилиращо хоризонтално поле. Ако вмъкнете това смущаващо поле като допълнителен член в Хамилтониана, получавате решения, в които амплитудите се променят с времето, както беше в случая с молекулата на амоняка. Това означава, че можете лесно и точно да изчислите вероятността за преминаване от едно състояние в друго. И ще откриете, че всичко това е в съответствие с опита.