Пред.
След.
Макеты страниц
Распознанный текст, спецсимволы и формулы могут содержать ошибки, поэтому с корректным вариантом рекомендуем ознакомиться на отсканированных изображениях учебника выше Также, советуем воспользоваться поиском по сайту, мы уверены, что вы сможете найти больше информации по нужной Вам тематике ДЛЯ СТУДЕНТОВ И ШКОЛЬНИКОВ ЕСТЬ
ZADANIA.TO
Орбитальный магнитный момент. Ранее неоднократно отмечалось, что с механическим моментом $M$ атома связан магнитный момент $\mu$. В § 2.3 было получено классическое выражение (2.33) для связи $\mu$ с $M$, обусловленной орбитальным движением электрона в атоме водорода. В квантовой теории величины $\mu$ и $M$ следует заменить операторами $\hat{\mu}$ и $\hat{M}$ : Отсюда следует, что изучение свойств магнитного момента электрона сводится к изучению свойств операторов $\hat{\mu}$ и $\hat{\mu}_{z}$. А так как операторы $\hat{\mu}$ и $\hat{M}, \hat{\mu}_{z}$ и $\hat{M}_{z}$ отличаются друг от друга только постоянным множителем, то их свойства совершенно аналогичны: магнитный и механический моменты квантуются по одинаковым правилам. В стационарном состоянии определенные значения могут иметь только модуль магнитного момента $\mu_{L}$ и одна из его проекций на произвольную ось $Z$. Имея в виду (7.1), а также (6.34) и (6.36), запишем собственные значения операторов $\hat{\mu}$ и $\hat{\mu}_{z}$ : где $\mu_{B}$ — магнетон Бора (2.36): $\mu_{B}=e \hbar / 2 m c$. Он играет роль кванта магнитного момента (точнее его проекции $\mu_{z}$ ). называют гиромагнитным отношением; Опыты IIтерна и Герлаха. Наличие у атомов магнитных моментов и их квантование было доказано экспериментально Штерном и Герлахом (1921). В их опытах пучок атомов пропускался сквозь сильно неоднородное поперечное магнитное поле (рис. 7.1, a). Необходимая степень неоднородности поля достигалась с помощью специальной формы полюсных наконечников $N$ и $S$ электромагнита (рис. 7.1, б). После прохождения магнитного поля пучок атомов попадал на фотопластинку $P$ и оставлял на ней след. где $\mu_{z}$ — проекция магнитного момента атома на ось $Z$. Из этой формулы видно, что для получения необходимого эффекта при малых значениях $\mu_{z}$ нужно обеспечить достаточно большую неоднородность поля, т. е. $\partial B_{z} / \partial z$. Это и достигалось с помощью указанной формы полюсных наконечников. В отсутствие магнитного поля след пучка на фотопластинке $P$ имел вид одной полоски ( $z=0$ ). При включении же магнитного поля наблюдалось расщепление пучка (рис. 7.1, в), что являлось следствием квантования проекции магнитного момента $\mu_{z}$ в формуле (7.5): $\mu_{z}$ может принимать только ряд дискретных значений. В опытах обнаружилось также, что для разных атомов число компонент, на которые расщеплялся пучок, было или нечетным, или четным. Анализ полученных результатов показал, что нечетное число компонент возникает у атомов, обладающих только орбитальным механическим моментом $M_{L}$, тогда магнитное поле снимает вырождение по $L$ и число компонент (значений $m_{L}$ ) будет равно $2 L+1$, т. е. нечетным. Если же момент атома является суммой орбитального и спинового, т. е. определяется квантовым числом $J$, то число компонент будет равно $2 J+1$, и в зависимости от того, полуцелым или целым будет значение $J$, число компонент будет соответственно четным или нечетным. В частности, при пропускании атомов водорода или серебра пучок расщеплялся на две компоненты, что в свое время явилось полной неожиданностью, поскольку в основном состоянии их орбитальные моменты равны нулю (а спиновые моменты были еще неизвестны), и пучок не должен был расщепляться. Но вскоре объяснение было найдено: эти атомы обладают спиновым моментом ( $s=1 / 2$ ), и число $2 s+1$ компонент $m_{s}$ в полном соответствии с опытом равно двум. Спиновый магнитный момент. Зная степень неоднородности магнитного поля, т. е. $\partial B_{z} / \partial z$, Штерн и Герлах по величине расщепления пучка на фотопластинке рассчитали значение проекции спинового магнитного момента на направление магнитного поля, $\mu_{B}$. Выяснилось, что $\mu_{B}$ равен одному магнетону Бора. Этот результат сначала также оказался неожиданным, поскольку приводит к гиромагнитному отношению вдвое превышающему (7.4), связывающему орбитальные моменты. В связи с этим говорят, что спин обладает удвоенным магнетизмом. Итак, спиновый магнитный момент и его проекция на произвольную ось $Z$ определяются как При $S=1 / 2 \quad m_{S}=+1 / 2$ и $-1 / 2$. Опыты Штерна и Герлаха явились еще одним убедительным доказательством наличия у электрона спина*. Полный магнитный момент атома. Вследствие удвоенного магнетизма спина гиромагнитное отношение полных моментов $\mu / M_{J}$ оказывается значительно более сложным. Оно зависит от квантовых чисел $L, S$ и $J$. Соответствующий расчет, проводимый в квантовой теории, позволил найти магнитный момент $\mu$ и его проекцию на ось $Z$ : где $g$ — множитель (или фактор) Ланде: В частности, в синглетных состояниях ( $S=0$ ) $J=L, g=1$, и мы приходим к формулам (7.2) и (7.3). А при $L=0(J=S, g=2)$ к формулам (7.6) и (7.7). Отметим также некоторые «экзотические» случаи. Например: 4) в состоянии ${ }^{5} P_{1} g=5 / 2$, т.е. фактор Ланде в некоторых состояниях может быть и больше двух (вопреки утверждению некоторых авторов).
|
1 |
Оглавление
|