Belső mechanikai és mágneses nyomatékok (pörgés)
A FORGÁS LÉTEZÉSÉNEK INDOKOLÁSA. A Schrödinger-egyenlet lehetővé teszi a hidrogén energiaspektrumának kiszámítását és még sok mást összetett atomok. Az atomi energiaszintek kísérleti meghatározása azonban azt mutatta, hogy nincs teljes egyetértés az elmélet és a kísérlet között. A pontos mérések feltárták a szintek finom szerkezetét. Minden szint, a fő kivételével, számos nagyon közeli alszintre van felosztva. Különösen a hidrogénatom első gerjesztett szintje ( n= 2) két alszintre oszlik, mindössze 4,5 10 -5 energiakülönbséggel eV. A nehéz atomok esetében a finomhasadás mértéke sokkal nagyobb, mint a könnyű atomoknál.
Az elmélet és a kísérlet közötti eltérést meg lehetett magyarázni azzal a feltevéssel (Uhlenbeck, Goudsmit, 1925), hogy az elektronnak van egy másik belső szabadsági foka - a spin. E feltevés szerint az elektron és a legtöbb egyéb elemi részecskék Az orbitális szögimpulzus mellett saját mechanikus szögimpulzusuk is van. Ezt a belső momentumot spinnek nevezik.
A spin jelenléte a mikrorészecskén azt jelenti, hogy bizonyos szempontból olyan, mint egy kis forgólap. Ez a hasonlat azonban tisztán formális, mivel a kvantumtörvények jelentősen megváltoztatják a szögimpulzus tulajdonságait. A kvantumelmélet szerint egy pontszerű mikrorészecskének lehet saját momentuma. A spin egyik fontos és nem triviális kvantumtulajdonsága, hogy csak az tudja beállítani a részecskék preferált orientációját.
A belső mechanikai momentum jelenléte az elektromosan töltött részecskékben saját (spin) mágneses momentum megjelenéséhez vezet, amely a töltés előjelétől függően párhuzamos (pozitív töltés) vagy antiparallel (negatív töltés) irányul a spin vektorral. Egy semleges részecskének, például egy neutronnak is lehet saját mágneses momentuma.
Az elektronspin létezését Stern és Gerlach (1922) kísérletei jelezték, amikor egy keskeny ezüstatomnyaláb hasadását figyelték meg egy inhomogén hatás hatására. mágneses mező(egyenletes mezőben a pillanat csak az orientációt változtatja; csak nem egyenletes mezőben mozog transzlációsan vagy a mező mentén, vagy ellene, a mezőhöz viszonyított iránytól függően). A gerjesztetlen ezüstatomok gömbszimmetrikus s-állapotban vannak, azaz nullával egyenlő pályamomentumúak. A rendszer mágneses nyomatéka, amely az elektron keringési mozgásához kapcsolódik (mint a klasszikus elméletben), egyenesen arányos a mechanikai nyomatékkal. Ha ez utóbbi nulla, akkor a mágneses momentumnak is nullának kell lennie. Ez azt jelenti, hogy a külső mágneses térnek nem szabad befolyásolnia az ezüstatomok mozgását alapállapotban. A tapasztalat azt mutatja, hogy létezik ilyen hatás.
Kísérletileg egy ezüst atomnyalábot hasítottak fel, alkálifémekés hidrogén, de Mindig csak megfigyelték két köteg, egyformán ellentétes irányban elhajlik, és mágneses tér hiányában szimmetrikusan helyezkednek el a sugárhoz képest. Ez csak azzal magyarázható, hogy a vegyértékelektron mágneses momentuma egy tér jelenlétében két nagyságrendileg azonos és ellentétes előjelű értéket vehet fel.
A kísérleti eredmények arra engednek következtetni, hogy hogy az első csoportba tartozó atomnyaláb mágneses térben történő felhasadása Periódusos táblázat, nyilvánvalóan s-állapotban, két komponensre magyarázható a vegyértékelektron spin mágneses momentumának két lehetséges állapota. A mágneses momentumnak a mágneses tér irányára való vetületének nagysága (ez határozza meg az eltérítési hatást), amelyet Stern és Gerlach kísérletei alapján találtunk, egyenlőnek bizonyult az ún. Bohr magneton
Az egy vegyértékelektronnal rendelkező atomok energiaszintjének finom szerkezetét az elektronban lévő spin jelenléte magyarázza a következőképpen. Atomokban (kivéve s-állapotok) orbitális mozgás miatt léteznek elektromos áramok, melynek mágneses tere befolyásolja a spin mágneses momentumot (ún. spin-pálya kölcsönhatás). Az elektronok mágneses momentuma irányulhat a mező mentén vagy a mezővel szemben. A különböző pörgési orientációjú állapotok energiája némileg eltér, ami az egyes szintek kettéhasadásához vezet. A több elektront tartalmazó atomok a külső héjban bonyolultabb finomszerkezettel rendelkeznek. Így a két elektronból álló héliumban az antiparallel elektron spinek esetén egyszeres vonalak (szingulettek) vannak (a teljes spin nulla - parahélium), míg a párhuzamos spinek esetén hármas vonalak (triplettek) (a teljes spin h- ortohélium), amelyek három lehetséges vetületnek felelnek meg két elektron teljes spinének orbitális áramainak mágneses terének irányára (+h, 0, -h).
Így számos tény vezetett ahhoz, hogy új belső szabadsági fokot kell tulajdonítani az elektronoknak. Mert teljes leírásállapotok mellett a kvantummechanikai halmazt alkotó három koordináta vagy bármilyen más mennyiség hármasa mellett meg kell adni a spin vetület értékét is a választott irányra (a spin modulust nem kell megadni, mert tapasztalatként mutatja, semmilyen körülmények között nem változik egyetlen részecskére sem).
A spin vetület, akárcsak a pálya momentum vetülete, többszörösével változhat h. Mivel csak két elektronspin orientációt figyeltek meg, Uhlenbeck és Goudsmit feltételezte, hogy az elektronspin-vetület S z bármely irányhoz két értéket vehet fel: S z = ±h/2.
1928-ban Dirac kapott egy relativisztikus kvantumegyenletet az elektronra, amelyből az elektron létezése és spinje következik. h/2 különösebb hipotézisek nélkül.
A protonnak és a neutronnak ugyanaz a spinje 1/2, mint az elektronnak. A foton spinje egyenlő 1-gyel. De mivel a foton tömege nulla, akkor a +1 és -1 vetületei közül kettő, nem három lehetséges. A Maxwell-féle elektrodinamikában ez a két vetület két lehetséges körpolarizációnak felel meg elektromágneses hullám az óramutató járásával megegyező és azzal ellentétes irányban a terjedési irányhoz képest.
A TELJES LEND IMPULS TULAJDONSÁGAI. Mind az M orbitális impulzus, mind az S spinmomentum olyan mennyiség, amely csak kvantumdiszkrét értékeket vesz fel. Tekintsük most a teljes impulzusmomentumot, amely az említett momentumok vektorösszege.
A teljes szögimpulzus operátorát a és az operátorok összegeként definiáljuk
Az operátorok és az ingázás, mivel az operátor a koordináták alapján jár el, de az operátor nem. Meg lehet mutatni, hogy
vagyis a teljes szögimpulzus vetületei nem úgy ingáznak egymással, mint a pályaimpulzus vetületei. Az operátor bármilyen vetülettel ingázik, ami azt jelenti, hogy az operátor és bármely (egy kivételével) vetítés operátora megfelel fizikai mennyiségekés az egyidejűleg mérhetőek számához kapcsolódik. Az operátor ingázik is operátorokkal ill.
Három kvantumszámmal határoztuk meg az elektron állapotát a központi erőtérben: n, l, m.Kvantumszintek E náltalában két kvantumszámmal határozták meg n, l. Ebben az esetben az elektron spinjét nem vettük figyelembe. Ha a spint is figyelembe vesszük, akkor minden állapot lényegében kétszeresnek bizonyul, mivel két spin orientáció lehetséges S z = hm s ; m s = ±1/2. Így a három kvantumszámhoz hozzáadódik egy negyedik m s, azaz a spint figyelembe vevő hullámfüggvényt kell jelölni.
Minden kifejezésre E n, l nekünk van (2 l+ 1) az orbitális impulzus (szám) orientációjában eltérő állapotok m), amelyek mindegyike két, spinben eltérő állapotra bomlik. Így van 2(2 l+ 1) -szeres degeneráció.
Ha most figyelembe vesszük a spin gyenge kölcsönhatását a pályaáramok mágneses terével, akkor az állapot energiája a spinnek a pályamomentumhoz viszonyított orientációjától is függ. Az energiaváltozás egy ilyen kölcsönhatás során kicsi a különböző szintek közötti energiakülönbséghez képest n, lés ezért a felmerülő új vonalak közel állnak egymáshoz.
Így a spinmomentumnak az atom belső mágneses teréhez viszonyított orientációinak különbsége magyarázhatja a spektrumvonalak sokaságának eredetét. A fentiekből következik, hogy az egy optikai elektronnal rendelkező atomok esetében az elektron spinjének két orientációja miatt csak dublettek (kettős vonalak) lehetségesek. Ezt a következtetést kísérleti adatok is megerősítik. Térjünk most rá az atomi szintek számozására, figyelembe véve a multiplett szerkezetet. A spin-pálya kölcsönhatást figyelembe véve sem a keringési impulzusnak, sem a spinmomentumnak nincs meghatározott értéke meghatározott energiájú állapotban (az operátorok nem ingáznak az operátorral). A klasszikus mechanika szerint a vektorok precessziója és a teljes nyomatékvektor körüli lenne, amint az az ábrán látható. 20. A teljes nyomaték állandó marad. Hasonló álláspont a kvantummechanikában is előfordul. A spin kölcsönhatást figyelembe véve csak a teljes momentumnak van bizonyos értéke adott energiájú állapotban (az operátor ingázik az operátorral). Ezért a spin-pálya kölcsönhatás figyelembe vételekor az állapotot a teljes nyomaték értéke szerint kell osztályozni. A teljes momentum kvantálása ugyanazon szabályok szerint történik, mint a keringési nyomaték. Mégpedig ha bevezetjük a kvantumszámot j, ami meghatározza a pillanatot J, Azt
És a vetítés valamilyen irányba 0 z jelentése van J z = hm j, ahol j= l + l s (l s= S), ha a spin párhuzamos a keringési nyomatékkal, és j= | l- l s| ha ellentétesek. Hasonló módon m j = m + m s (m s= ±1/2). Mivel l,m egész számok, és l s , l m- akkor fele
j = 1/2, 3/2, 5/2, … ; m j= ±1/2, ±3/2, … , ± j.
A spin irányultságától függően a kifejezés energiája más és más lesz, nevezetesen a for j = l+ ½ és j = |l- S|. Ezért ebben az esetben jellemezni kell az energiaszinteket számok n,lés a j szám, amely meghatározza a teljes nyomatékot, azaz E = E nlj.
A hullámfüggvények az S z spin-változótól függenek, és eltérőek lesznek a különböző j-eknél: .
Kvantumszintek adott l, jelentésükben eltérő j, közel vannak egymáshoz (a spin-pálya kölcsönhatási energiájában különböznek). Négy szám n, l, j, m j a következő értékeket veheti fel:
n= 1, 2, 3,…; l= 0, 1, 2,…, n- 1; j = l + l s vagy | l - l s |; l s= ±1/2;
-j ? m j ? j.
Az l keringési nyomaték értékét a spektroszkópiában s, p, d, f stb. betűkkel jelöljük. A fő kvantumszám a betű elé kerül. A szám a jobb alsó sarokban látható j. Ezért például a szint (therm) -val n= 3, l = 1, j= 3/2 a 3 R 3/2. A 21. ábra egy hidrogénszerű atom szintjeit mutatja a multiplett szerkezet figyelembevételével. 5890. vonal? és 5896? forma
híres nátrium-dublett: sárga vonalak D2 és D1. 2 s-a kifejezés messze van a 2-től R-kifejezések, ahogy a hidrogénszerű atomokban kellene ( l-degeneráció eltávolítva).
A figyelembe vett szintek mindegyike E nl tartozik (2 j+ 1) számban eltérő állapotok m j, vagyis a J teljes momentum térbeli orientációja. Ezek az egyesítési szintek csak külső mező alkalmazása esetén válhatnak el egymástól. Ilyen mező hiányában (2 j+ 1)-szeres elfajulás. Tehát a 2. kifejezés s Az 1/2-nek van 2. degeneráltsága: két olyan állapot, amelyek spinorientációjukban különböznek. 2. kifejezés R A 3/2 négyszeres elfajulása a pillanat irányultsága szerint J, m j= ±1/2, ±3/2.
ZEEMAN HATÁS. P. Zeeman a külső mágneses térbe helyezett nátriumgőz emissziós spektrumát vizsgálva felfedezte a spektrumvonalak több komponensre való szétválását. Ezt a jelenséget később a kvantummechanikai koncepciók alapján az atomenergia-szintek mágneses térben történő kettéválásával magyarázták.
Az atomban lévő elektronok csak bizonyos diszkrét állapotokban lehetnek, amelyek megváltoztatásakor egy fénykvantum bocsát ki vagy nyel el. Az atomi szint energiája függ a teljes pályamomentumtól, amelyet a pályakvantumszámmal jellemezünk L, és elektronjainak teljes spinje, amelyet a spinkvantumszám jellemez S. Szám L csak egész számokat és számokat fogadhat el S- egész és fél egész számok (egységekben h). Az irányt ennek megfelelően vehetik (2 L+ 1) és (2 S+ 1) pozíciók a térben. Ezért az adatszint LÉs S degenerált: a következőkből áll: (2 L+ 1)(2S +1) alszintek, amelyek energiái (ha a spin-pálya kölcsönhatást nem vesszük figyelembe) egybeesnek.
A spin-pálya kölcsönhatás azonban oda vezet, hogy a szintek energiája nem csak a mennyiségektől függ LÉs S, hanem attól is relatív pozíció orbitális impulzus és spin vektorai. Ezért kiderül, hogy az energia a teljes nyomatéktól függ M = M L + M S, amelyet a kvantumszám határozza meg J, és a szint az adott LÉs S több alszintre oszlik (multipet alkotva) különböző J. Ezt a felosztást finom szintstruktúrának nevezzük. A finom szerkezetnek köszönhetően a spektrumvonalak is felhasadnak. Például, D-nátrium vonal a szintről való átmenetnek felel meg L = 1 , S= ½ szintenként c L = 0, S= S. Közülük az első (szint) a lehetséges értékeknek megfelelő dublett J= 3/2 és J= Ѕ ( J =L + S; S= ±1/2), a második pedig nem finom szerkezetű. Ezért D-vonal két nagyon közeli, 5896 hullámhosszú vonalból áll? és 5890?.
A multiplet minden szintje továbbra is degenerált marad, mivel a teljes mechanikai momentum a térben (2) mentén orientálódhat j+ 1) irányok. Mágneses térben ez a degeneráció megszűnik. Az atom mágneses momentuma kölcsönhatásba lép a mezővel, és az ilyen kölcsönhatás energiája az iránytól függ. Ezért az atom iránytól függően eltérő többletenergiát vesz fel a mágneses térben, és Zeeman a szintet (2 j+ 1) alszintek.
Megkülönböztetni a normál (egyszerű) Zeeman-effektus, amikor minden sor három komponensre van felosztva, és az anomális (összetett) hatás, amikor minden vonal háromnál több komponensre van felosztva.
A Zeeman-effektus általános elveinek megértéséhez vegyük figyelembe a legegyszerűbb atomot - a hidrogénatomot. Ha egy hidrogénatomot külső egyenletes mágneses térbe helyezünk indukcióval BAN BEN, akkor a mágneses momentum kölcsönhatása miatt R m külső mezővel az atom a moduloktól és a kölcsönös orientációtól függően további értéket kap BAN BENÉs délután energia
UB= -pmB = -pmBB,
Ahol pmB- az elektron mágneses momentumának vetítése a tér irányára.
Tekintve, hogy R mB = - hm l /(2m)(mágneses kvantumszám m l= 0, ±1, ±2, …, ±l), kapjuk
Bohr magneton.
A hidrogénatom összenergiája mágneses térben
ahol az első tag az elektron és a proton közötti Coulomb-kölcsönhatás energiája.
Az utolsó képletből az következik, hogy mágneses tér hiányában (B = 0) az energiaszintet csak az első tag határozza meg. Mikor van B? 0, figyelembe kell vennie a különböző érvényes értékek m l . Mivel adottnak nÉs l az m l szám 2-t vehet fel l+ 1 lehetséges érték, akkor a kezdeti szint 2-re oszlik l+ 1 alszint.
ábrán. A 22a. ábra a hidrogénatom lehetséges átmeneteit mutatja az állapotok között R(l= 1) és s (l= 0). Mágneses térben a p-állapot három részszintre bomlik (l = 1 m = 0, ±1-nél), amelyek mindegyikéből átmenetek következhetnek be az s szintre, és minden átmenetet saját frekvenciája jellemez: Következésképpen, egy triplet jelenik meg a spektrumban (normál hatás Zeeman). Vegye figyelembe, hogy az átmenetek során betartják a kvantumszámok kiválasztásának szabályait:
ábrán. A 22b. ábra az energiaszintek és a spektrumvonalak felosztását mutatja az állapotok közötti átmenethez d(l= 2) és p(l= 1). Állapot d mágneses térben
öt alszintre oszlik, a p állapot háromra. Az átmeneti szabályokat figyelembe véve csak az ábrán feltüntetett átmenetek lehetségesek. Amint látható, egy triplet jelenik meg a spektrumban (normál Zeeman-effektus).
A normál Zeeman-effektus akkor figyelhető meg, ha az eredeti vonalak nem finom szerkezetűek (szingulettek). Ha a kezdeti szintek finom szerkezetűek, akkor nagyobb szám komponenst, és rendellenes Zeeman-effektus figyelhető meg.
AZ ELEKTRON MECHANIKAI ÉS MÁGNESES PILLANATAI
Az elektron keringési mágneses momentuma
Minden áram, mint ismeretes, mágneses teret hoz létre. Ezért annak az elektronnak, amelynek keringési mechanikai nyomatéka eltér nullától, mágneses nyomatékkal is kell rendelkeznie.
A klasszikus fogalmak szerint a szögimpulzusnak van formája
hol a sebesség és a pálya görbületi sugara.
A területtel rendelkező zárt áram mágneses momentuma mágneses momentumot hoz létre
a síkra merőleges egység, és az elektron töltése és tömege.
Összehasonlítva (3.1) és (3.2) azt kapjuk
A mágneses nyomaték a mechanikai nyomatékhoz szorzóval kapcsolódik
amelyet az elektron magnetomechanikai (giromágneses) arányának nevezünk.
A pillanatnyi vetületeknél ugyanaz a kapcsolatunk
A kvantummechanikára való áttérés cserével történik numerikus egyenletek operátori egyenletek
A (3.5) és (3.6) képlet nem csak egy atomban lévő elektronra érvényes, hanem minden olyan töltött részecskére is, amely mechanikai nyomatékkal rendelkezik.
Az operátor sajátértéke egyenlő
hol a mágneses kvantumszám (lásd a 2.1. szakaszt)
Az állandót Bohr-magnetonnak nevezik
SI mértékegységben ez J/T.
Ugyanígy megkaphatja a mágneses momentum sajátértékeit
hol van az orbitális kvantumszám.
Gyakran használják a felvételt
Ahol . A mínusz jelet néha kihagyják.
Az elektron belső mechanikai és mágneses momentumai (spin)
Az elektronnak van egy negyedik szabadsági foka, amely az elektron saját mechanikai (és ezért mágneses) nyomatékához, a spinhez kapcsolódik. A spin jelenléte a relativisztikus Dirac-egyenletből következik
ahol egy vektormátrix, és négysoros mátrixok.
Mivel a mennyiségek négysoros mátrixok, a hullámfüggvénynek négy komponensből kell állnia, amelyeket kényelmesen oszlopként is fel lehet írni. Nem (3.12) megoldásokat fogunk végrehajtani, hanem az elektron spinjének (intrinsic momentum) jelenlétét valamilyen empirikus követelményként tételezzük fel, anélkül, hogy megpróbálnánk megmagyarázni az eredetét.
Tartsunk röviden azokon a kísérleti tényeken, amelyekből az elektronspin létezése következik. Az egyik ilyen közvetlen bizonyíték a német fizikusok, Stern és Gerlach (1922) térbeli kvantálási tapasztalatainak eredményei. Ezekben a kísérletekben semleges atomok nyalábjait olyan tartományon vezettük át, amelyben nem egyenletes mágneses tér jött létre (3.1. ábra). Egy ilyen térben egy mágneses nyomatékkal rendelkező részecske energiát nyer, és erő hat rá
amelyek a gerendát egyes alkatrészekre oszthatják.
Az első kísérletek ezüst atomnyalábokat vizsgáltak. A sugarat a tengely mentén vezettük át, és a tengely mentén széthasadást figyeltünk meg. Az erő fő összetevője egyenlő
Ha az ezüstatomok nincsenek gerjesztve, és alacsonyabb szinten, azaz () állapotban vannak, akkor a nyalábnak egyáltalán nem szabad ketté válnia, mivel az ilyen atomok keringési mágneses momentuma nulla. A gerjesztett atomok () esetén a nyalábnak páratlan számú komponensre kell felosztania a mágneses kvantumszám lehetséges értékeinek számával ().
Valójában a nyaláb két részre szakadt megfigyelése volt. Ez azt jelenti, hogy a hasadást okozó mágneses nyomatéknak két vetülete van a mágneses tér irányára, és a megfelelő kvantumszám két értéket vesz fel. A kísérlet eredményei arra késztették Uhlenbeek és Goudsmit holland fizikusokat (1925), hogy hipotézist terjesztettek elő az elektronnak megvannak a maga mechanikai és kapcsolódó mágneses momentumai.
A pályaszám analógiájára bevezetjük a kvantumszámot, amely az elektron saját mechanikai impulzusát jellemzi. Határozzuk meg a felosztások számával. Ennélfogva,
A kvantumszámot spinkvantumszámnak nevezik, és ez jellemzi a belső vagy spin szögmomentumot (vagy egyszerűen „spin”). A spin mechanikai nyomatékának és a spin spin mágneses momentumának vetületeit meghatározó mágneses kvantumszámnak két jelentése van. Mivel , a , akkor nem létezik más érték, és ezért
Term spin származó angol szó spin, ami azt jelenti, hogy forog.
Az elektron spin szögimpulzusát és vetületét a szokásos szabályok szerint kvantáljuk:
Mint mindig, egy mennyiség mérésekor két lehetséges érték egyikét kapjuk. Mérés előtt ezek bármilyen szuperpozíciója lehetséges.
A spin létezése nem magyarázható az elektron saját tengelye körüli forgásával. A mechanikai nyomaték maximális értéke akkor érhető el, ha az elektron tömege eloszlik az egyenlítő mentén. Ezután kapjuk meg a sorrendi momentum nagyságát lineáris sebesség Az egyenlítő pontjainak m/s-nak kell lenniük (m az elektron klasszikus sugara), vagyis lényegesen nagyobbnak kell lenniük, mint a fénysebesség. Így a spin nem relativisztikus kezelése lehetetlen.
Térjünk vissza Stern és Gerlach kísérleteihez. A hasadás nagyságának ismeretében (nagyság szerint) kiszámíthatjuk a spin mágneses momentum vetületének nagyságát a mágneses tér irányára. Ez egy Bohr-magnetont alkot.
Megkapjuk a kapcsolatot és között:
Nagyságrend
spin magnetomechanikai aránynak nevezzük, és ez kétszerese a pálya magnetomechanikai arányának.
Ugyanez a kapcsolat áll fenn a spin mágneses és mechanikai nyomatékai között:
Most keressük meg az értéket:
Szokás azonban azt mondani, hogy egy elektron spin mágneses momentuma egyenlő egy Bohr-magnetonnal. Ez a terminológia történelmileg alakult ki, és abból adódik, hogy a mágneses momentum mérésekor általában a vetületét mérjük, és ez pontosan egyenlő 1-gyel.
Az elektronnak saját L s mechanikai impulzusa van, amelyet spinnek neveznek. A spin az elektron szerves tulajdonsága, akárcsak töltése és tömege. Az elektron spin megfelel saját P s mágneses nyomatékának, L s-sel arányos és ellentétes irányú: P s = g s L s, g s a spin momentumok giromágneses aránya. A saját mágneses momentum vetítése a B vektor irányára: P sB =eh/2m= B , aholh=h/2, B =Bohr magneton. Az atom teljes mágneses momentuma p a = az atomba belépő elektron mágneses momentumainak vektorösszege: P a =p m +p ms. Stern és Gerlach tapasztalatai. Mágneses nyomatékok mérésével felfedezték, hogy a hidrogénatomok keskeny nyalábja egy nem egyenletes mágneses térben 2 nyalábra hasad. Bár ebben az állapotban (az atomok S állapotban voltak), az elektron impulzusimpulzusa 0, valamint az atom mágneses momentuma 0, tehát a mágneses tér nem befolyásolja a hidrogénatom mozgását, az, hogy ne legyen hasadás. A további kutatások azonban kimutatták, hogy a hidrogénatomok spektrumvonalai mágneses tér hiányában is ilyen szerkezetet mutatnak. Ezt követően kiderült, hogy a spektrumvonalak e szerkezete azzal magyarázható, hogy az elektronnak megvan a maga elpusztíthatatlan mechanikai momentuma, amelyet spinnek neveznek.
21. Az elektron keringési, spin- és teljes szög- és mágneses momentuma.
Az elektronnak van saját pillanat impulzus M S, amit spinnek nevezünk. Értékét a kvantummechanika általános törvényei szerint határozzuk meg: M S = h= h[(1/2)*(3/2)]=(1/2) h3, M l = h – keringési nyomaték. A vetítés olyan kvantumértékeket vehet fel, amelyek h-val különböznek egymástól. M Sz =m S h, (m s =S), M lz =m l h. A belső mágneses momentum értékének meghatározásához szorozzuk meg M s-t a s és M s arányával, s – belső mágneses momentum:
s =-eM s /m e c=-(e h/m e c)=- B 3, B – Bohr Magneton.
A (-) jel, mert M s és s felé irányul különböző oldalak. Az elektronmomentum 2-ből áll: M l orbitális és M s spin. Ez az összeadás ugyanazon kvantumtörvények szerint történik, amelyekkel a különböző elektronok keringési momentumait összeadjuk: Мj= h, j a teljes impulzusimpulzus kvantumszáma.
22. Egy atom külső mágneses térben. Zeeman hatás .
A Zeeman-effektus az energiaszintek felosztása, amikor az atomok mágneses térnek vannak kitéve. A szintfelosztás a spektrumvonalak több komponensre való felosztásához vezet. A spektrumvonalak felhasadását, amikor a kibocsátó atomokat mágneses térnek teszik ki, Zeeman-effektusnak is nevezik. A Zeeman szintfelosztást az magyarázza, hogy egy j mágneses nyomatékkal rendelkező atom E=- jB B többletenergiát vesz fel a mágneses térben, jB a mágneses momentum vetülete a tér irányára. jB =- B gm j , E= B gm j , ( j =0, 1,…, J). Az energiaszint alszintekre oszlik, és a felosztás nagysága az adott szint L, S, J kvantumszámaitól függ.
