Эффект Зеемана

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

Зеемановское расщепление 5s-уровня ⁸⁷ Rb , включая расщепление тонкой структуры и расщепление сверхтонкой структуры. Здесь Р  =  J  +  I , где I представляет собой ядерный спин (для ⁸⁷ Rb, I  = ³ / ₂ ).

Воспроизвести медиа

На этой анимации показано, что происходит, когда образуется солнечное пятно (или звездное пятно) и магнитное поле усиливается. Свет, исходящий из пятна, начинает демонстрировать эффект Зеемана. Темные спектральные линии в спектре излучаемого света расщепляются на три компонента, и сила круговой поляризации в частях спектра значительно увеличивается. Этот эффект поляризации - мощный инструмент для астрономов для обнаружения и измерения звездных магнитных полей.

Эффект Зеемана ( / г eɪ м ən / ; Голландское произношение: [zeːmɑn] ), названный в честь голландского физика Зеемана , является эффектом расщепления спектральной линии на несколько компонентов в присутствии статического магнитного поля . Он аналогичен эффекту Штарка , расщеплению спектральной линии на несколько составляющих в присутствии электрического поля . Также аналогично эффекту Штарка, переходы между различными компонентами, как правило, имеют разную интенсивность, причем некоторые из них полностью запрещены (вдипольное приближение) в соответствии с 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 . Эффект Зеемана очень важен в таких приложениях, как спектроскопия ядерного магнитного резонанса, спектроскопия электронного спинового резонанса , магнитно-резонансная томография (МРТ) и мессбауэровская спектроскопия . Его также можно использовать для повышения точности атомно-абсорбционной спектроскопии . Теория о магнетическом чутье птиц предполагает, что белок в сетчатке глаза изменяется из-за эффекта Зеемана.^[1]

Когда спектральные линии являются линиями поглощения, эффект называется обратным эффектом Зеемана .

Номенклатура [ править ]

Исторически различают нормальный и аномальный эффект Зеемана (открытый Томасом Престоном в Дублине, Ирландия ^[2] ). На переходах , где чистый появляется аномальный эффект спин от электронов отличен от нуля. Это было названо «аномальным», потому что спин электрона еще не был обнаружен, и поэтому ему не было хорошего объяснения в то время, когда Зееман наблюдал эффект.

При более высокой напряженности магнитного поля эффект перестает быть линейным. При еще более высокой напряженности поля, когда сила внешнего поля сравнима 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, чаще всего используется только «эффект Зеемана».

Теоретическая презентация [ править ]

Полный гамильтониан атома в магнитном поле равен

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

где - невозмущенный гамильтониан атома, - возмущение из-за магнитного поля:${\ 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 последний на много порядков меньше и здесь не будет учитываться. Следовательно,${\ displaystyle {\ vec {\ mu}}}$

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

где - магнетон Бора , - полный электронный угловой момент , - g-фактор Ланде . Более точный подход состоит 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 связано с эффектами квантовой электродинамики ). В случае LS-связи можно просуммировать по всем электронам в атоме:${\displaystyle g_{l}=1}$${\displaystyle g_{s}\approx 2.0023192}$

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

где и - полный орбитальный момент и спин атома, а усреднение проводится 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 LS связь (но все еще мала по сравнению с ). В сверхсильных магнитных полях взаимодействие магнитного поля может превышать , и в этом случае атом больше не может существовать в своем обычном смысле, и вместо этого говорят об уровнях Ландау . Есть промежуточные случаи, которые сложнее этих предельных случаев.${\displaystyle V_{M}}$${\displaystyle V_{M}}$${\displaystyle H_{0}}$${\displaystyle H_{0}}$

Слабое поле (эффект Зеемана) [ править ]

Если спин-орбитальное взаимодействие преобладает над действием внешнего магнитного поля и отдельно не сохраняется, то будет только полный угловой момент . Векторы спинового и орбитального углового момента можно рассматривать как прецессирующие относительно (фиксированного) вектора полного углового момента . «Усредненный» вектор спина (время -) тогда является проекцией спина на направление :${\displaystyle \scriptstyle {\vec {L}}}$${\displaystyle \scriptstyle {\vec {S}}}$${\displaystyle \scriptstyle {\vec {J}}={\vec {L}}+{\vec {S}}}$${\displaystyle \scriptstyle {\vec {J}}}$${\displaystyle \scriptstyle {\vec {J}}}$

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

а для «усредненного» орбитального вектора (время -):

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

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 обе стороны в квадрат, получаем${\displaystyle \scriptstyle {\vec {L}}={\vec {J}}-{\vec {S}}}$

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

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

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

Соединив все и взяв , мы получим магнитную потенциальную энергию атома в приложенном внешнем магнитном поле,${\displaystyle \scriptstyle J_{z}=\hbar m_{j}}$

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

где величина в квадратных скобках является Множитель Ланде г _J атома ( а ) и является г-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 быть возмущение, зеемановская поправка к энергии${\displaystyle V_{m}}$

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

Пример: переход Лаймана-альфа в водороде [ править ]

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

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

В присутствии внешнего магнитного поля эффект Зеемана в слабом поле расщепляет уровни 1S _1/2 и 2P _1/2 на 2 состояния каждый ( ) и уровень 2P _3/2 на 4 состояния ( ). G-факторы Ланде для трех уровней:${\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).${\displaystyle 2P_{3/2}}$

В частности, обратите внимание на то, что величина энергетического расщепления различается для разных орбиталей, потому что значения g _J различны. Слева изображено расщепление тонкой структуры. Это расщепление происходит даже в отсутствие магнитного поля, так как оно обусловлено спин-орбитальной связью. Справа изображено дополнительное зеемановское расщепление, возникающее при наличии магнитных полей.

Возможные переходы при слабом эффекте Зеемана

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

Сильное поле (эффект Пашена – Бэка) [ править ]

Эффект Пашена – Бака - это расщепление уровней энергии атома в присутствии сильного магнитного поля. Это происходит, когда внешнее магнитное поле достаточно сильное, чтобы нарушить связь между орбитальным ( ) и спиновым ( ) угловыми моментами. 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 . ^[3]${\displaystyle {\vec {L}}}$${\displaystyle {\vec {S}}}$${\displaystyle s=0}$

Когда возмущение магнитного поля значительно превышает спин-орбитальное взаимодействие, можно смело предположить . Это позволяет средним значениям и быть легко оценено для государства . 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 может быть истолковано как подразумевающее, что LS-связь полностью нарушена внешним полем. Однако так и остаются «хорошими» квантовыми числами. Вместе с правилами отбора для электродипольного перехода , т. Е. Это позволяет вообще не учитывать спиновые степени свободы. В результате будут видны только три спектральные линии, соответствующие правилу выбора. Расщепление не зависит от невозмущенных энергий и электронных конфигураций рассматриваемых уровней. В общем (если ) эти три компонента на самом деле являются группами по несколько переходов в каждой из-за остаточного спин-орбитального взаимодействия.${\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}}$${\displaystyle s\neq 0}$

В общем, теперь нужно добавить спин-орбитальную связь и релятивистские поправки (которые имеют тот же порядок, известный как «тонкая структура») как возмущение этих «невозмущенных» уровней. Теория возмущений первого порядка с этими поправками на тонкую структуру дает следующую формулу для атома водорода в пределе Пашена – Бака: ^[4]

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

Возможные переходы Лайман-альфа для сильного режима

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

Промежуточное поле для j = 1/2 [ править ]

В приближении магнитного диполя гамильтониан, включающий как сверхтонкое, так и зеемановское взаимодействия, 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 это сверхтонкое расщепление (в Гц) в нуле приложенного магнитное поле, и является магнетон Бора и ядерного магнетон , соответственно, и является электронным и ядерными операторами углового момента , и это Множитель 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 зеемановское взаимодействие можно рассматривать как возмущение базиса. В режиме сильного поля магнитное поле становится настолько сильным, что эффект Зеемана будет преобладать, и нужно использовать более полную основу или только с тех пор, и оно будет постоянным в пределах данного уровня. ${\displaystyle |F,m_{f}\rangle }$${\displaystyle |I,J,m_{I},m_{J}\rangle }$${\displaystyle |m_{I},m_{J}\rangle }$${\displaystyle I}$${\displaystyle J}$

Для того, чтобы получить полную картину, в том числе сильных промежуточных полей, мы должны рассматривать собственные состояния , которые являются суперпозицией и базисных состояний. Для гамильтониан может быть решен аналитически, что приводит к формуле Брейта-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 воспользуемся квантово-механическими лестничными операторами , которые определены для общего оператора углового момента как${\displaystyle L}$

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

Эти лестничные операторы обладают свойством

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

пока находится в диапазоне (в противном случае они возвращают ноль). Используя лестничные операторы 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 видим, что проекция полного углового момента будет всегда сохраняться. Это связано с тем, что оба и оставляют состояния с определенным и неизменным, в то время как и либо увеличиваются и уменьшаются, либо наоборот, поэтому сумма всегда не изменяется. Кроме того, поскольку есть только два возможных значения, которые . Следовательно, для каждого значения есть 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 (как это можно сделать вручную - см. Двухуровневую квантово-механическую систему или, что проще, с системой компьютерной алгебры), мы приходим к сдвигам энергии:

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

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

где - разделение (в единицах Гц) между двумя сверхтонкими подуровнями в отсутствие магнитного поля , называется `` параметром напряженности поля '' (Примечание: выражение под квадратным корнем представляет собой точный квадрат, поэтому последний термин следует заменить на ). Это уравнение известно как формула Брейта-Раби и полезно для систем с одним валентным электроном на уровне ( ). ^{[5] [6]}${\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 in следует рассматривать не как полный угловой момент атома, а как асимптотический полный угловой момент . Он равен полному угловому моменту, только если в противном случае собственные векторы, соответствующие различным собственным значениям гамильтониана, являются суперпозициями состояний с разными, но равными (за исключением ).${\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 [ править ]

Астрофизика [ править ]

Джордж Эллери Хейл первым заметил эффект Зеемана в спектрах Солнца, указывающий 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.

Лазерное охлаждение [ править ]

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

Связь вращения и орбитального движения, опосредованная зеемановской энергией [ править ]

Спин-орбитальное взаимодействие в кристаллах обычно связывают с взаимодействием матриц Паули с импульсом электрона, которое существует даже в отсутствие магнитного поля . Однако в условиях эффекта Зеемана, когда аналогичное взаимодействие может быть достигнуто за счет связи с координатой электрона через пространственно неоднородный гамильтониан Зеемана${\displaystyle {\boldsymbol {\sigma }}}$${\displaystyle {\boldsymbol {k}}}$${\displaystyle {\boldsymbol {B}}}$${\displaystyle {\boldsymbol {B}}\neq 0}$${\displaystyle {\boldsymbol {\sigma }}}$${\displaystyle {\boldsymbol {r}}}$

${\displaystyle H_{\rm {Z}}={\frac {1}{2}}({\boldsymbol {B}}{\hat {g}}{\boldsymbol {\sigma }})}$,

где это тензориальная Ланда г -фактор и либо или , или оба из них, в зависимости от координаты электрона . Такой зависимый гамильтониан Зеемана связывает спин электрона с оператором, представляющим орбитальное движение электрона. Неоднородное поле может быть как гладким полем внешних источников, так и быстроосциллирующим микроскопическим магнитным полем в антиферромагнетиках. ^[7] Спин-орбитальное взаимодействие через макроскопически неоднородное поле из наномагнитов используется для электрического управления электронных спинов в квантовых точках посредством электрического дипольного спинового резонанса , ^[8] и вождение вращения от электрического поля из - за неоднородного${\displaystyle {\hat {g}}}$${\displaystyle {\boldsymbol {B}}={\boldsymbol {B}}({\boldsymbol {r}})}$${\displaystyle {\hat {g}}={\hat {g}}({\boldsymbol {r}})}$${\displaystyle {\boldsymbol {r}}}$${\displaystyle {\boldsymbol {r}}}$${\displaystyle H_{\rm {Z}}({\boldsymbol {r}})}$${\displaystyle {\boldsymbol {\sigma }}}$${\displaystyle {\boldsymbol {r}}}$${\displaystyle {\boldsymbol {B}}({\boldsymbol {r}})}$${\displaystyle {\boldsymbol {B}}({\boldsymbol {r}})}$${\displaystyle {\hat {g}}({\boldsymbol {r}})}$также был продемонстрирован. ^[9]

См. Также [ править ]

Викискладе есть медиафайлы, связанные с эффектом Зеемана .

• Магнитооптический эффект Керра
• Эффект Фойгта
• Эффект Фарадея
• Эффект хлопка-мутона
• Поляризационная спектроскопия
• Zeeman Energy
• Эффект Старка
• Баранина сдвиг
  • Электронная конфигурация говорит, что в подоболочке p (l = 1) есть 3 уровня энергии ml = -1,0,1, но мы видим только два p1 / 2 и p3 / 2. для подоболочки s (l = 0) имеется только 1 энергетический уровень (ml = 0), но здесь мы имеем 2. l, соответствующий тонкой структуре, ml, соответствующий сверхтонкой структуре.

Ссылки [ править ]

Исторический [ править ]

• Кондон, ЕС; Г. Х. Шортли (1935). Теория атомных спектров . Издательство Кембриджского университета . ISBN 0-521-09209-4. (В главе 16 дается исчерпывающее описание по состоянию на 1935 год.)
• Зееман, П. (1896). "Over de invloed eener magnetisatie op den aard van het door een stof uitgezonden licht" [О влиянии магнетизма на природу света, излучаемого веществом]. Verslagen van de Gewone Vergaderingen der Wisen Natuurkundige Afdeeling (Koninklijk Akademie van Wetenschappen te Amsterdam) [Отчеты обычных сессий математической и физической секции (Королевская академия наук в Амстердаме)] (на голландском языке). 5 : 181–184 и 242–248.
• Зееман, П. (1897). «О влиянии магнетизма на характер света, излучаемого веществом» . Философский журнал . 5-я серия. 43 (262): 226–239. DOI : 10.1080 / 14786449708620985 .
• Зееман, П. (11 февраля 1897 г.). «Влияние намагничивания на природу света, излучаемого веществом» . Природа . 55 (1424): 347. Bibcode : 1897Natur..55..347Z . DOI : 10.1038 / 055347a0 .
• Зееман, П. (1897). " О дублетах и ​​триплетах в спектре, teweeggebracht door uitwendige magnetische krachten" [О дублетах и ​​триплетах в спектре, вызванных внешними магнитными силами]. Verslagen van de Gewone Vergaderingen der Wisen Natuurkundige Afdeeling (Koninklijk Akademie van Wetenschappen te Amsterdam) [Отчеты обычных сессий математической и физической секции (Королевская академия наук в Амстердаме)] (на голландском языке). 6 : 13–18, 99–102 и 260–262.
• Зееман, П. (1897). «Дублеты и триплеты в спектре, создаваемые внешними магнитными силами» . Философский журнал . 5-я серия. 44 (266): 55–60. DOI : 10.1080 / 14786449708621028 .

Современный [ править ]

• Фейнман, Ричард П. , Лейтон, Роберт Б. , Сэндс, Мэтью (1965). Лекции Фейнмана по физике . 3 . Эддисон-Уэсли . ISBN 0-201-02115-3.CS1 maint: multiple names: authors list (link)
• Форман, Пол (1970). «Альфред Ланде и аномальный эффект Зеемана, 1919-1921». Исторические исследования в физических науках . 2 : 153–261. DOI : 10.2307 / 27757307 . JSTOR  27757307 .
• Гриффитс, Дэвид Дж. (2004). Введение в квантовую механику (2-е изд.). Прентис Холл . ISBN 0-13-805326-X.
• Либофф, Ричард Л. (2002). Вводная квантовая механика . Эддисон-Уэсли . ISBN 0-8053-8714-5.
• Собельман, Игорь Иванович (2006). Теория атомных спектров . Альфа-наука. ISBN 1-84265-203-6.
• Фут, CJ (2005). Атомная физика . ISBN 0-19-850696-1.