1. Явление Штарка (1874-1957) состоит в том, что при наложении электрического поля энергетические уровни атомов, молекул и кристаллов смещаются и расщепляются на подуровни. Это проявляется в расщеплении и смещении спектральных линий в спектрах испускания и поглощения указанных тел. Об этом явлении уже кратко говорилось в т. IV, § 93. Там указывалось, какие экспериментальные трудности возникают при наблюдении явления и как Штарку удалось их преодолеть. Штарк открыл явление, названное его именем, а затем подробно исследовал его на спектральных линиях серии Бальмера водорода. Впоследствии явление Штарка было обнаружено и на других атомах.

Уже с самого начала было выяснено, что классическая теория не в состоянии объяснить явление Штарка. Теория явления Штарка, основанная на полуклассической теории Бора, была независимо построена К. Шварщшильдом $(1874-1916)$ и П. С. Эпштейном (1886-1966) в 1916 г. Их основные результаты были подтверждены в последовательно кванговомеханической теории, развитой Шредингером в 1926 г. 1) очеих геориях используются вычислительные методы теории возмущений, развитые в небесной механике Лагранжем (1736-1813), Лапласом (1749-1827) и др., а затем модернизированные при. менигельно к задачам квантовой механики. Выннсления довольно сложны и не могут быть здесь воспроизведены. Можно ограничиться только некоторыми качественными соображениями и окончательными результатами. При этом мы ограничимся штарк-эффектом только на атомах, а электрическое поле $\mathit{E}$ будем предполагать однородным.
2. Уже из простых классических соображений легко понять, какую следует ожидать поляризацию компонент, на которые расщепляются спектральные линии при помещении источника света во внешнее электрическое поле $\mathit{E}$. В электрическом поле частота колебаний элементарного источника света (электрона зависит от того, совершаются ли колебания вдоль поля $\mathit{E}$ или перпендикулярно к нему. Во всех случаях в наблюдаемом свете ввиду его поперечности возможны только колебания, перпендикулярные к линии наблюдения. Если линия наблюдения сама перпендикулярна к полю $\mathit{E}$, то колебания, удовлетворяющие этому условию, могут происходить как по полю $\mathit{E}$, так и перпендикулярно к нему. Они, вообще говоря, происходят с различными частотами, а потому в наблюдаемом спектре все линии окажутся поляризованными линейно: часть линий будет поляризована вдоль поля $\mathit{E}$ (л-компоненты), а остальная часть перпендикулярно к нему ( $\sigma$-компоненты).

Если же линия наблюдения направлена вдоль поля $\mathit{E}$, то все колебания, сопровождающиеся излучением света, направлены только перпендикулярно к $\mathit{E}$. Поэтому в наблюдаемом спектре могут появиться только б-компоненты. Все они будут неполяризованы, поскольку сила, действуюшая со стороны электрического поля $\mathit{E}$ на колеблющийся электрон, не зависит от величины и направления скорости движения последнего. В этом существенное отличие электрнеского поля от магиитного, Сила, действующая ия электрои со стороны магнитного поля, пропорциональна его скорости $v$ и меняет свое направление на противоположное с изменением на противоположное направления скорости v. Поэтому-то она и изменяет угловые скорости круговых вращений электрона, на которые можно разложить его колебательное движение. Это измененис зависит от направления вращения электрона, с чем и связан продольный эффект Зеемана. В случае электрического поля подобного изменения нет, а потому компонепты штарковского расщепления при продольном наблюдении оказываются кеполяризованными. При наблюдении же под углом к полю $\mathit{E}$ эти компоненты окажутся поляризованными частично.
3. Явление Штарка выглядит по-разному в зависимости от того, имеется у атома (в отсутствие электрического поля $\mathit{E}$ ) дипольный электрический момент $\mathit{p}$ или не имеется. В первом случае при наложении электрического поля $\mathit{E}$, если ограничиться линейными по полю членами, атом получает дополнительную энергию ( $-\mathit{p}\mathit{E}$ ), пропорциональную первой степени электрического поля. Смещение и расщепление спектральных линий получатся также пропорциональными первой степени электрического поля. Такой эффект п біл обнаружен Штарком.

Во втором случае у атома нет собственного электрического момента. В электрическом поле возбуждается лишь индуцированный дипольный момент $\mathit{p}=\beta \mathit{E}$, где $\beta$ — поляризуемость атома, которая может быть вычислена методами квантовой механики. При увеличении электрического поля от 0 до $\mathit{E}$ дипольный момент атома также увеличивается от 0 до $\mathit{p}$. При этом над атомом совершается работа $(pE)/2=\beta E^2/2$, которая идет на приращение потенциальной энергии атома в электрическом поле. (Коэффициент 1/2 появляется по той же причнне, что и в аналогичном случае при вычислении потенциальной энергии упруго деформированного тела, подчиняющегося закону Гука.) Смещение и расщепление спектральных линий окажутся пропорциональнми $E^2$. Эффект Штарка в этом случае называется квадратичный. Он, разумеется, много меньше линейного эффекта, почему и был обнаружен позднее.

Конечно, атом с собственным дипольным моментом в электрическом поле получает и добавочный дипольный момент. В первом приближении этот добавочный момент можно считать пропорциональным полю. Тогда получится наложение линейного и квадратичного эффектов Штарка. Картина расщепления уровней окажется несимметричной: все подуровни будут сменены в сторону более низких энергий, и тем сильнее, чем выше они расположены. Сами линии окажутся смещенными в красную сторону спектра. Это смещение невелико. Например, для одной из штарковских компонент линии $H_{\alpha }$ оно сосгавляет примерно $1{\mathrm{c}\mathrm{м}}^{-1}$, тогда как расстояние между крайними штарковскими компонентами этой линии составляет $200{\mathrm{cm}}^{-11}$ ).
В полях, не гревышающих ${10}^5\mathrm{B}/\mathrm{cm}$, квадратичным эффектом Штарка в водороде можно полностью пренебречь. Қвадратичный член $\sim E^2$ в водороде начинает сказываться только при более сильных полях. В полях, превышающих примерно $4\cdot {10}^5\mathrm{B}/\mathrm{cm}$, проявляется и член третьей степени $\sim E^3$, который также вычислен наряду с членом $\sim E^2$. С учетом этих членов теория хорошо согласуется с опытом в самых сильных элсктрических полях, вплоть до полей порядка ${10}^6\mathrm{B}/\mathrm{cm}$, которых удалось достигнуть в настоящее время.
Рис. 80
4. Причина, по которой в водороде, его изотопах (дейтерий и тритий) и водородоподобных ионах эффект Штарка линейный, состоит в том, что в этих случаях электрическое поле ядра, в котором движется электрон, кулоново. В кулоновом же поле эпергетические уровни электрона вырождены по $l$. Все состояния одноэлектронного атома с одним и тем же значением главного квантового числа $n$, отличающиеся значением $l$, в этом случае обладают одной и той же энереией. При этом состояния, суперпозицией которых получается
Рис. 81

любое состояние с заданным $n$, уже в отсутствие внешнего электрического поля обладают собственными дипольными электрическими моментами. При наложении внешнего электрического поля вырождение (частично) снимается, и энергетические уровни, соответствующие различным состояниям, испытывают разные смещения. Но все эти смещения и связанное с ними расшепление спектральных лииий пропорциональны полю $E$, почему эффект Штарка и получается линейным.

В случае более сложных атомов и ионов с одним валентным электроном атом может рассматриваться также как одноэлектроная система. Однако в этом случае поле ядра, в котором движегся электрон, искажено внутренними электронными оболочками, а потому уже не является кулоновым. В таком поле вырождения по $l$ нет. Более подробное исследование показывает, что в каждом из состояний, характеризуемєх квантовыми числамн $n$ и $l$, средний собственный электрический момент атома равен нулю Поэтому при наложении поля расщепление уровней начинается с членов, квадратичных по полю $E$. Эффект Цітарка оказывается квадратичныл.
‘) Как ғидно из формулы $1/\lambda =v/c,1{\mathrm{cm}}^{-1}=c$ Гц $=3\cdot {10}^{10}\mathrm{\Gamma }ц=$ $=-3\cdot {10}^4$ МГц.

5. Обращаемся к рассмотрению эффекта Штарка в водороде. При этом не будем учитывать спин электрона, г. е. будем пренебрегать спин-орбитальным взаимодсіствием. В этом приближении задача сводится к решению уравнения ІІредингера с учетом потсңциальной энергии атома во внешнем электрическом поле. В этом случае задача обладает цилиндрической симметрией, причем ось симметрии направлена параллельно электрическому полю. Сферические координаты $r,\vartheta ,\phi$ хорошо приспособлены для рсшения задач в полях, обладающих сферической симметрией, яо неудобны в случае цилиндрической симметрии. В этом случае более удобны так называемые параболические координаты, обладающие нужной симметрией. Решение уравнения Шредингера для атома водорода приводит к результату, чго в постоянном электрическом поле энергетический уровень с главным квантовим числом $n$ распадается на $2n-1$ подуровней. Переходы между этими подуровнями, подчнняющиеся правилам отбора, и определяют компоненты, на которые расщепляются спектральные линии водорода при наложенин электрического поля.

При наличии внешнего электрического поля закон сохранения момента количества движения, вообще говоря, не имеет места. Однако в постоянном
Рис. 82
однородном электрическом поле должна сохраняться проекция момента количества дзижения на иаправление электрического поля, Поэтому в этом случае сохраняют силу и правила отбора по магнитному квантовому числу $m_l$, опеделяющсму указанную проекцию (спин $s$, как сказано выше, не учитывается). При $\mathrm{\Delta }{m}_i=0$ возникает $\pi$-компонента, а при $\mathrm{\Delta }{m}_l=\pm 1\sigma$-компоненты. Эти правила отбора и опрелеляют возможные переходы.

Простейшей является картина расцепления водородных линий серии Лаймана. Линии этой серни получаются при переходах с вышележащих уровней на уровень $n=1$, который не расщепляется $(2n-1=1)$. Уровень $n=2$ расщепляется на $2n-1=3$ подуровня. Переходы с этих подуровней на уровень $n=1$ дают три компоненты, на которые расшепляется линия $L_{\text{q }}$ водорода. Эти переходы изображены па рис. 80 Уровни $n=3$ н $n=4$ расшцепляются соответственно на $2n-1=5$ и $2n-1=7$ полуровней. При переходах с них на уровень $n=1$ возникают компоненты, на которые расщепляются линии $L_{\beta }$ и $L_{\gamma }$ Картина расццепления прелставлена на схематическом рис. 81. Здесь $\pi$-компоненты изображены жирными линиями, отложенными вверх, а $\sigma$-компоненты — такими же линиями, отложенными вниз. Длины этих линий показывают относительные иттенсивности спсктральных компонент, возникающих при паложенни электрического поля. Заметим, что в случае $L_{\text{a }}$ централь. ная компонента отсутствует, так что линия $L_3$ расщепляется на 4 компоненты. Линия $l,\gamma$ расщепляется на 7 компонент, из которых четыре являются $\pi -$ а три б-компонентами. Приведенные теоретические результаты подтрерждаются опытами, которые, разумеется, должны выполняться с вакуумной спектральной аппаратурой (ультрафиолет!).

Несколько сложнее расщепляюгс спектральные линии серии Бальмера водорода. В этом случае переходы совершаются на три подуровня расщепившегося уровня $n=2$. Ближайший уровень $n=3$ расщепляется на 5 полуровней. В резупьтате бальмеровская линия $H_a$ возникающая при персходах с уровия $n=3$ на уровснь $n=2$, расщепляется на 15 компонент, как это ви,1-но из рис. 82. Линия $H_{\beta }$ расщепляется на 20 компонент, линия $H_{\gamma }-$ на 27 , линия $H_{\delta }$ — на 32 и т. д. (Центральные компоненты при расщеплении $H_{\beta },H_{\delta }$ не появляются, с чем и связано уменьшение числа компонент соответственно с 21 до 20 и с 33 до 32 .) Распеплени линий $H_{\text{т }}$ и $H_{\beta }$ при эффекте Штарка, предсказываемос теорией (согласующейся с опытом), показано на рис 83. Аналогично расщепляотся линии $H_v.H_S\dots$
6. Описанная картина штарковского расщепления получается, если не учитьвать спин электрона, т. е. пренебречь тонкой структурой спектральных ли-
Рис. 83

ний. Это можно делать, когда штарковское расщепление значительно превосходит ширину тонкой структуры спектральной линии. В полях порядка десятков тысяч В/см и выне тонкая структура практически не играст роли. Такне электрические поля (как и в случае магнитных полей в эффекте Зеемана) можно назвать сильными. Когда же штарковское расщепление становится сравнимым или меньше ширины тонкой структуры, то электрическое поле называют слабым. Такнм образом, приведенные выше результаты относятся к сильным (в указаниом смысле) элек грическим полям. В слабых ғолях эффект Штарка осложняется тонкой структурой.