Dərslik respublikanın universitetlərinin fizika fakültələrinin tələbələri üçün "Atom fizikası"
Download 18.1 Mb. Pdf ko'rish
|
- Bu sahifa navigatsiya:
- Ё127. Ştark effekti
- Шякил 127.1.
|
Шякил Шякил Y
843 radiodalğanın intensivliyi göstərilmişdir. Müasir radiospektroskoplar normal temperatur şəraitində 10 11 -10
12 paramaqnit hissəcikdən ibarət olan nümunələrdə EPR müşahidə etməyə imkan verir. EPR vasitəsilə kimyəvi reaksiyaların, xüsusilə də reaksiyanın aralıq həlqəsi rolunu oyn a makroskopik nümunədə qısa rad nümunəsi yüksək tezlikli generatorun rəqs konturunun sarğacı ilə ardıcıl birləşdirilmiş ayan sərbəst radikalların yarandığı reaksiyaların kinetikası haqqında çoxlu mühüm məlumatlar alınmışdır. Sərbəst radikalların, birvalentli atomlara oxşar olaraq, cütlənməmiş spinə malik olan bir elektronu vardır və onlar üçün J=1/2, µ =M B olur. Belə radikalların sayı həddən çox kiçik olmadıqda kimyəvi reaksiya prosesində onların konsentrasiyasının dəyişməsi asanlıqla müşahidə olunur. Nüvə maqnit rezonansı ilk dəfə 1945-ci ilin sonund iodalğaların udulması ilə Parsel, Torri və Paund, həm də onlardan asılı olmayaraq Blox, Xansen və Pakard tərəfindən müşahidə olunmuşdur. Nüvə maqnit rezonansı EPR- dən ideya və prinsipinə görə çox da fərqlənmir. Lakin NMR-də istifadə olunan yüksəktezlikli elektromaqnit dalğasının uzunluğunun çox böyük olması sayəsində tədqiqat üçün istifadə olunan cihazlar və metodika EPR-də olduğundan kəskin şəkildə fərqlənir. NMR-i tədqiq etmək üçün istifadə olunan qurğulardan birinin sxemi 126.4 şəklində verilmişdir. Burada əsas xüsusiyyət ondan ibarətdir ki, tədqiq olunan A sarğacın daxilində yerələşdirilmişdir. Sabit cərəyanla qidalanan NS elektromaqniti güclü sabit maqnit sahəsi yaradır. Modullaşdırıcı maqnit sahəsi yaratmaq üçün 50 hs tezlikli dəyişən cərəyan ilə qidalanan əlavə sarğac istifadə olunur. Rezonans başlayanda yüksəktezlikli elektromaqnit sahəsinin (radiodalğaların) udulması artır. Bu isə özünü generatorun keyfiyyətliliyinin azalmasında və hətta generasiyanın dayanmasında göstərir. Generatorun rəqs konturu ilə induktiv əlaqədə olan xarici dövrədə meydana çıxan yüksəktezlikli siqnal G gücləndiricisində detektə olunur və gücləndirilir. Sonra isə onun eyni ilə NMR-in tədqiqində olduğu kimi açılışı alınır. NMR vasitəsilə protonların maqnit momenti tapılmışdır və müəyyən edilmişdir ki,
844 protonun maqnit momenti nüvə maqnetonundan 2,79 dəfə böyükdür. Protonun belə böy
it rezonans ferromaqnit nüm
Ё127. Ştark effekti Məlumdur ki, klassik harmonik əqsləri (127.1) tənliyi ilə təsvir oluna bilər. Bu rəqslər r=0 tarazlıq vəziyyəti trafınd i fərz
edək ki, harmonik osilyator sabit E elektrik sahəsind yerl mişdi arici
ük maqnit momentinə malik olması onunla izah oluna bilər ki, elektrondan fərqli olaraq proton nüvəyə daxil olan hissəcik olduğundan o, yalnız elektromaqnit qarşılıqlı təsirində deyil, həm də nüvə qarşılıqlı təsirlərində də iştirak edir. Qeyd edək ki, EPR və NMR ilə yanaşı ferromaqnit, antiferromaqnit, ferrimaqnit, diamaqnit və tsiklotron rezonansları da mövcuddur. Ferrimaqn unələrdə domenlərin daxilində və ya domenlər arasında elektron maqnit momentlərinin yönəlməsinin dəyişməsi ilə əlaqədardır. Antiferromaqnit rezonans antiferromaqnitlərdə spin maqnit momentlərinin yönəlməsinin dəyişməsi nəticəsində baş verir. Ferromaqnit rezonans hadisəsi antiferromaqnit rezonansın xüsusi halı olub, ferrimaqnit maddələrdə, yəni qəfəsin əks istiqamətlərdə yönəlmiş və tam kompensasiya olunmamış spin maqnit momentləri olan və məhz buna görə də ferromaqnit xassələrinə malik maddələrdə müşahidə olunur. Diamaqnit rezonans yarımkeçirici maddələrin sərbəst yükdaşıyıcılarında, tsiklotron rezonansı (Ё28) isə metalların sərbəst elektronlarında baş verir. Qeyd edək ki, diamaqnit və tsiklotron rezonansı tamamilə başqa fiziki təbiətə malik olsalar da, bəzən formal olaraq maqnit rezonansına aid edilirlər.
osilyatorun sərbəst r 0 2 0 = + r r r ω γ & &&
2 + ə a baş verir. İnd ə əş
0 qüvvələr olmadıqda osilyatorun hərəkət tənliyini 0 2
2 e r r r + + ω γ & && E m − = (127.2) və ya 0
2 0 0 2 0 = ⎟⎟ ⎠ ⎞ ⎜⎜ ⎝ ⎛ + + + ω ω γ m eE r r r & && (127.3) kimi yazıla bilər. Deməli, bu halda tarazlıq vəziyyəti koordi t b
0 =- eE /m ω 2
Bu tənlikdən görünür ki, sabit elektrik sahəsində osilyatorun r qsləri iyinə
malik harmonik rəqslər olaraq qalır, lakin bu rəqslər ye i tara lıq vəz a baş
onikliyi nəzərə alm
na aşlanğıcına nəzərən 0 0 məsafəsini q ilə işarə etsək, r=r 0 +q yazmaq olar. Onda (127.3) tənliyi aşağıdakı şəklə düşür: 0 2 2 0 = + +
q q ω γ & &&
(127.4) ə əvvəlki
ω 0 tezl n z iyyəti ətrafınd verirlər. Beləliklə, sabit elektrik sahəsi harmonik osilyatorun məxsusi tezliyini dəyişməyib, yalnız onun tarazlıq vəziyyətini müəyyən qədər sürüşdürür. Rəqslərin amplitudu böyük olduqda harmonik osilyator modeli yararsız ola bilər. Bu halda anharmonik osilyator anlayışından istifadə edilir. Sadə halda anharm aq üçün m ω 0 2 r kvazielastik qüvvəsinə hissəciyin tarazlıq vəziyyətindən (koordinat
845
başlanğıcından) meylinin kvadratı ilə mütənasib olan bir hədd əlavə olunur. Belə anharmonik osilyatorun sərbəst rəqsləri 0 2
2 0 = + + + r r r r β ω γ & && (127.5) tənliyi ilə təsvir olunur. Burada β
sabit vuruqdur. Xarici sabit E 0 elektrik sahəsində rəqslərin tənliyi aşağ akı kim ıd i olur:
0 2 2 0 2
m e r r r r − = + + + β ω γ & &&
(127.6) Bu halda r=r 0 tarazlıq vəziyyəti 0 2 0 0 2 0 E m e r r − = + β ω
(127.7) tənliyindən təyin olunur. Bu kvadrat tənliyin iki kökünd n eləsini g ır ki,
o, anharmonikliyi nəzərə almadan tapılan r 0 =-eE 0 /(m ω 0
) qiymətindən çox az fərqlənmiş ə ötürmək lazımd olsun (çünki, anharmonikliyin kiçik olduğu fərz edilir). Fərz edək ki, q–rəqs edən hissəciyin yeni tarazlıq vəziyyətindən meylidir, yəni r=r 0 +q. Rəqsləri kiçik hesab edərək q 2 daxil olan hədləri nəzərə almasaq (127.6) əvəzinə ( ) 0 2 2 0 2 0 = + + + q r q q β ω γ & &&
(127.8) alarıq. Buradan görünür ki, xarici sabit elektrik sahə ndə baxıla mada
anharmonik osilyatorun kiçik rəqsləri yenə də har onik rəqsl akin
şmada si
n yaxınlaş m ər olur. L anharomoniklik olduqda xarici E 0 sahəsi nəinki tarazlıq vəziyyətini sürüşdürür, həm də osilyatorun məxsusi tezliyini dəyişdirir. Osilyatorun məxsusi tezliyinin kvdratının dəyişməsi təqribən ∆ ω
2 =2 β r 0
(127.9) və ya həmin yaxınla 0 2 0 2 0 2 E m e ω β ω − = ∆
(127.10) olur.
Yuxarıda deyilənlərdən aydın olur ki, bircinsli elektrik sahəsi harmonik osilyatorun xsusi tezliyini dəyişmir, lakin anharmonikliyi nəzərə aldıqda ω 0
0
üzr y ω 0 mə ə yalnız xətti hədləri nəzərə aldıqda ω 0
axınlaşmada xarici sabit elektrik sahəsi spektral xətləri parçalamır, yalnız onların bu sahənin E 0 intensivliyi ilə mütənasib olan kiçik sürüşməsini yaradır. Lakin E 0 -ın yüksək üstləri daxil olan hədləri də nəzərə aldıqda spektral xətlərin parçalanmasının da baş verəcəyini gözləmək olar və özü də komponentlər arasındakı məsafə E 0 2
olmalıdır, yəni 2
δω 0
0 0 ~ E m ω
(127.11) Xarici elektrik sahəsində spektral xətlərin parçalanmasını dəfə Foxt göstərmişdir. Lakin eksperimental çətinliklər ucbatından o, gözlənilən nəticəni mü intensivliyi 10 V/sm tərtibində olan elektrik sahələri tələb olunur. Belə nazik spektral n mümkünlüyünü ilk şahidə edə bilmədi. Əsas çətinlik ondan ibarət idi ki, effekti müşahidə etmək üçün E 0
846
xətləri (məsələn, hidrogenin Balmer seriyasını) şüalandıran adi qaz boşalması borularında isə bu cür güclü elektrik sahələri yaratmaq və saxlamaq, qazın güclü ionlaşması baş verdiyinə görə, qeyri-mümkündür. 1913-cü ildə Ştark bu çətinliyi sxemi 127.1 şəklində göstərilən qurğu vasitəsilə aradan qaldırdı. Belə ki, o, K katodunun arxasında F və K arasında ~1 mm olan dar boşluqda fasiləsiz sorulma yolu ilə yük i
arçalanmasını isə Ştark effekti adlandırılır. Maraqlıdır ki, lədiyi kimi deyildi. Ştark hid
20, H -nın – 27, H -nın isə 32 komponentə parçalandığı mü sək vakuum yaratmaqla bu oblastda hissəciklər arasında toqquşma nəticəsində ionlaşmanın baş verməsinin qarşısını praktik olaraq almış və həmin boşluqda lazım olan güclü elektrik sahəsi yarada bilmişdi. Qaz atomlarının şüalanma üçün həyəcanlandırılması borunun digər hissəsində, adi qaz boşalması borularında olduğu kimi baş verir. İşıq saçan (şüalanan) atomlar (kanal şüaları) katoddakı yarıqlardan (kanallardan) keçərək K və F arasındakı fəzaya daxil olur və burada xarici elektrik sahəsinin təsir Bu qurğunun köməyi ilə Ştark elektrik müşahidə edə bildi. Ona görə də bu had spektral xətlərin elektrik sahəsində parçalanması Foxtun göz nə məruz qalırlar. ktral xətlərin p rogenin Balmer seriyasının spektral xətlərinin parçalanmasını tədqiq edirdi. Spektrin görünən oblastında bu seriyanın dörd dənə xətti yerləşir: H α ( λ =656,285 nm), H β
λ =486,132 nm), H γ (
λ =434,046 nm), H δ (
λ =410,173 nm). Məlum oldu ki, hidrogen atomunda və həm də bütün hidrogenəbənzər atomlarda (birelektronlu ionlarda) spektral xəttin parçalanması, Foxtun qabaqcadan söylədiyi kimi, heç də elektrik sahəsinin intensivliyinin kvadratı ilə deyil, birinci dərəcəsi ilə düz mütənasibdir, yəni bu parçalanma xeyli güclüdür. Müxtəlif spektral xətlər üçün parçalanmanın mənzərəsi müxtəlif olub, xeyli mürəkkəbdir. Hidrogenin hər bir spektral xətti bir neçə komponentə parçalanır. Belə ki, H α xəttinin 15, H β -nın –
γ δ şahidə edilir. İntensivliyi E 0 =104000 V/sm olan elektrik sahəsində H α , H β , H γ və H δ
xətlərinin parçalanmasından alınan kənar komponentlər arasındakı məsafə üçün Ştark, uyğun olaraq, 2,3; 3,88; 5,88 və 7,5 nm olduğunu tapmışdı. Bu məsafələr sadə Zeyeman tripletindəki (Ё124) kənar komponentlər arasındakı məsafələrə nisbətən xeyli böyükdür. Belə ki, H=104000 ersted maqnit sahəsində həmin spektral xətlərin Zeyeman parçalanmasından alınan tripletlərdə kənar komponentlər arasındakı məsafə, uyğun surətdə 0,42; 0,23; 0,18 və 0,16 nm olmalıdır. 0
r sahəsinə perpendikulyar (eninə) istiqamətdə müşahidə apardıqda komponentlər xətti polyarizələnmiş olur və özü də onların bəziləri π -komponentlər (bunlarda elektrik sahəsinin intensivliyi E 0 r -a paraleldir), digərləri isə σ –komponentlər (bunlarda elektrik sahəsi 0
r sahəsinə perpendikulyardır) olur. 0 E r sahəsi boyunca müşahidə apardıqda isə π -komponentlər yaran ır, σ –komponentlər isə polyarizələnməmiş olur. Ümumi halda daha güclü π -kompone lər kənarda, daha güclü σ –komponentlər isə daxildə yerləşirlər. m nt
K 10000 V 5000 - 10000 V Лф тф дж ъф дф кэ Лф тф дж ъф дф кэ F K 10000 V 5000 - 10000 V Лф тф дж ъф дф кэ Лф тф дж ъф дф кэ Шякил 127.1.
847 Hidrogenin spektral xətləri üçün parçalanma v polyarizasiya ilkin xətdən hər iki tərəfdə immetrik olur; digər atomlarda isə simmetrik olmayan yerləşmə tez-tez rast gəlinir. Komponentlərin ilkin xətdən olan məsafəsi (məsələn, tezlik şkalasında), komponentlər arasında mümkün olan ən kiçik məsafənin misllərinə bərabər olur. Təcrübələr göstərmişdir ki, hidrogenin Balmer seriyasının bütün xətləri üçün bu ən kiçik məsafə eynidir. Təqribən 10 ə s
V/sm-dən böyük intensivliyə malik olan çox güclü sahələrdə spektral xəttin parçalanmasının xarici sahənin E 0 intensivliyindən xətti asılılığının pozulması müşahidə olunur. Belə ki, elektronların sayı 1-dən çox olan atom və ionlarda xətti deyil, kvadratik Ştark effekti müşahidə olunur ki, burada spektral xətlərin parçalanması xarici elektrik sahəsinin E 0 intensivliyinin kvadratı ilə düz mütənasib olur. Spektral xətlərin şüalanması və udulması ilə əlaqədar olan hər hansı bir hadisə kimi, Ştark effekti də klassik nəzəriyyə baxımından izah oluna bilmir. Ştark effektinin nəzəriyyəsi yalnız kvant mexanikası təsəvvürlərinə əsaslana bilər. Beləliklə, Ştark effekti ondan ibarətdir ki, xarici elektrik sahəsinin təsiri nəticəsində atomların, molekulların və kristalların enerji səviyyələri sürüşür və altsəviyyələrə parçalaır. Bu isə onların buraxma və udma spektrlərində spektral xətlərin sürüşməsi və parçalanması kimi özünü büruzə verir. Ştark özünün ilk təcrübələrində, yuxarıda qeyd edildiyi kimi, hidrogenin Balmer seriyasının spektral xətlərinin parçalanmasını ətraflı tədqiq etmişdir. Lap əvvəlcədən aydın oldu ki, Ştark effektinin nəzəriyyəsini klassik fizika təsəvvürlərinə əsasən qurmaq mümkün deyildir. Ştark effektini yarımklassik Bor nəzəriyyəsinə əsasən izah edən ilk nəzəriyyə 1916-cı ildə, bir-birindən asılı olmayaraq, K. Ş sş
sonralar yaranmış və 1926-cı ildə E. Şredinger tərəfindən inkişaf etdirilmiş ardıcıl kvant nəzəriyyəsində də təsdiq olundu. Qeyd edək ki, hər iki nəzəriyyədə Laqranj, Laplas və b. tərəfindən səma mexanikasında təklif olunmuş və sonralar kvant mexanikası üçün uyğunlaşdırılmış həyəcanlaşmalar nəzəriyyəsinin hesablama metodlarından istifadə edilir. Bu hesablamalar xeyli mürəkkəbdir və onların kvant mexanikası kursunda öyrənilməsi daha məqsədəuyğundur. Biz isə yalnız atomlarda Ştark effekti üçün bəzi mülahizələrlə və son nəticələrin şərhi ilə kifayətlənəcəyik. Bu zaman xarici E r elektrik sahəsini bircinsli hesab edəcəyik. Ştark effektini tədqiq edərkən güclü və zəif elektrik sahəsi anlayışından istifadə olunur. Müəyyən edilmişdir ki, intensivliyi ~10 5 V/sm və daha çox olan xarici elektrik sahəsində xətlərin Ştark parçalanması, bu xətlərin incə quru şunun enindən böyük olur və b
lu u halda incə quruluşu nəzərə almamaq olar. Məhz belə elektrik sahələri güclü sahə adlandırıla bilər. Zəif elektrik sahəsi isə elə sahədir ki, bu sahədə spektral xətlərin Ştark parçalanması onların incə quruluşunun enindən kiçik olur. Bu isə intensivliyi 10 5 V/sm-dən kiçik sahələrdə baş verir. İşıq mənbəyini xarici E r elektrik sahəsində yerləşdirdikdə spektral xətlərin parçalanmasından alınan komponentlərin polyarizasiyasının necə olacağını sadə klassik mülahizələrə əsasən asanlıqla müəyyən etmək olar. Elektrik sahəsind elementar işıq ə mən
lə bəyinin (elektronun) rəqs rinin tezliyi bu rəqslərin E r vektoru boyunca və ya bu intensivlik vektoruna (sahənin istiqamətinə) perpendikulyar istiqamətdə baş verməsindən asılıdır. İşıq eninə dalğa olduğundan, müşahidə olunan işıqda bütün hallarda müşahidə xəttinə yalnız perpendikulyar istiqamətdə baş verən rəqslər mümkündür. Əgər müşahidə
848 xətti E r xarici sahənin istiqamətinə perpendikulyard sa, onda rəqslər ya sahə istiqamətində, ya da ona perpendikulyar istiqamətdə baş verə bilər. Bu rəqslər, ümumiyyətlə, müxtəlif tezliklərlə baş verdiyindən müşahidə olunan spektrdə bütün xətlər xətti polyarizələnmiş olur. Belə ki, xətlərin bir qismi E ır r sahəsi boyunca polyarizələnir ( π –ko onentlər), qalan hissəsi isə E mp r
polyarizələnmiş olur ( σ –komponentlər). Əgər müşahidə xətti E r sahəsi boyunca yönəlmişdirsə, işığın şüalanması ilə müşayiət olunan bütün rəqslər E r vektoruna yalnız perpendikuly istiqamətdə yönəlmiş olurlar. Ona görə də müşahidə olunan spektrdə yal σ –komponentlər meydana çıxır. E ar nız
r elektrik sahəsi tərəfindən rəqs edən elektrona təsir edən qüvvə elektronun hərəkət sürə in qiymət və
ti tin
istiqamətindən asılı o adığı üçün, bütün bu σ –komponentlər polyarizələnməmiş olacaqdır. Elektrik sah inin maqnit sahəsindən bir mühüm fərqi də elə bundan ibarətdir. Belə ki, maqnit sahəsi tərəfindən elektrona təsir edən qüvvə onun υ sürə ilə düz mütənasibdir və υ sürətinin istiqaməti əksinə dəyişdikdə həmin qüvvə də öz istiqamətini əksinə dəyişir. Məhz buna görə də maqnit sahəsində elektrona təsir edən qüvvə, onun rəqsi hərəkətinin ayrıla biləcəyi dairəvi hərəkətlərin (Ё124) bucaq sürətini də dəyişir. Bu dəyişmə elektronun dairəvi hərəkət zamanı fırlanma istiqamətindən asılıdır və özü də uzununa Zeyeman effekti bu fırlanma istiqaməti ilə əlaqədardır. Elektrik sahəsində isə buna oxşar dəyişilmə yoxdur və ona görə də uzununa ( E lm əs r boyunca) müşahidə zamanı spektral xətlərin Ştark parçalanmasının komponentləri polyarizələnməmiş olur. E r
elektrik sahəsinin istiqamətinə nəzərən bucaq altında müşahidə apardıqda isə Ştark parçalanmasından alınan komponentlər qismən polyarizələnmiş olur. Elektrik sahəsi E r olmadıqda atomun P r elektrik dipol momentinə malik olub olmamasından asılı olaraq Ştark effekti müxtəlif cür alınır. Belə ki, atom P r dip l momentinə malikdirsə, onu E o r elektrik sahəsində yerləşdirdikdə və sahə üçün yalnız xətti hədlərlə kifayətləndikdə atom elektrik sahəsinin intensivliyinin birinci dərəcə ə düz mü
tənasib olan (– P r
r ) əlavə enerjisini alır. Ona görə də spektral xətlərin sürüş əsi və parçalanması da elektrik sahəsinin intensivliyinin birinci dərəcəsi ilə düz mütənasib olur. Ştark da məhz bu effekti müş hidə etmişdi. Atom məxsusi P m a r elektrik dipol momentinə malik deyildirsə, onu E r elektrik sahəsində yerləşd də P irdik r
β E r dipol momenti yaranır. Burada β –atomun
polyarizələnməsi adlanır və yalnız kvant mexanikası metodlarına əsasən hesablana bilər. Elektrik sahəsinin intensivliyini 0-dan E r -yə qədər artırdıqda atomun ind alanmış dip
uksiy ol momenti də 0-dan P r -yə qədər artır. Bu zaman atom üzərində ( ) 2 2 2 E E P β = r r işi görülür və bu iş də elektrik sahəsində atomun potensial enerjisinin artmasına sərf olunur. Bu halda spektral xətlərin sürüşməsi və parçalanması E 2 ilə düz mütənasib olur və Ştark effekti kvadratik effekt adlanır. Aydındır i, kvadratik Ştark effekti xətti effektdən xeyli kiçikdir və ona görə də gec müşahidə olunmuşdur. Aydındır ki, məxsusi dipol momenti olan atom da xarici elektrik sahəsində əlavə (induksiyalanmış) dipol momenti qazanır. Birinci yaxınlaşmada bu əlavə dipol momentini E k r ilə düz mütənasib hesab etmək olar. Onda xətti və kvadratik Ştark effektlərinin toplanması alınır. Enerji səviyyələrinin parçalanması mənzərəsi simmetrik olmur, bütün altsəviyyələr kiçik enerji tərəfə sürüşür və özü də daha yuxarıda yerləşən səviyyələr üçün
849 bu sürüşmə böyük olur. Spektral xətlər isə spektrin qırmızı hissəsinə tərəf sürüşmüş urlar. Bu sürüşmə çox da böyük deyildir. Məsələn, H ol α
komponentlərindən biri üçün bu sürüşmə ~1 sm -1 olduğu halda, H α xəttinin Ştark parçalanmasından alınan kənar komponentlər arasındakı məsafə (dalğa ədədi vahidlərində) 200 sm -1 -dir (
c ν λ = 1 düsturundan görünür ki, 1 sm -1 =3 ⋅10 10 Hs=3 ⋅10 4
İntensivliyi 10 5 V/sm-dən kiçik olan xarici elektrik sahəsində (zəif sahə) hidrogen atomunda kvadratik Ştark effektini tamamilə nəzərə almamaq olar. Çünki hidrogendə E 2
daxil olan kvadratik hədd y çox güclü elektrik sahələrində özünü büruzə verir. İntensivliyi 4 ⋅10
alnız sahəl
m E 2
zərə almamaq olar. Əg E > 5 V/sm olarsa, kvadratik həddi, E >10
6 V/sm olarsa kubik həddi və s . ital kvant ədədinə görə r nt ədədinə görə cırlaşma yoxdur. Müəyyən edil 5
ərdə isə E 3 daxil olan hədd də eydana çıxır ki, onu da ilə mütənasib olan hədlə yanaşı hesablayırlar. Bu hədləri nəzərə almaqla aparılmış nəzəri hesablamaların nəticələri, müasir dövrdə alınması mümkün olmuş ~10 6 V/sm tərtibli güclü elektrik sahələrində aparılmış təcrübələrin nəticələri ilə yaxşı uyğun gəlir. Bu deyilənləri başa düşmək üçün nəzərə çatdıraq ki, kvant mexanikasına görə hidrogen atomunun xarici bircinsli elektrik sahəsində enerjisinin dəyişməsi aşağıdakı düsturla ifadə olunur: ∆W=AE+BE 2 +CE 3 +…
(127.12) Burada A,B,C,… müəyyən sabitlərdir. Xarici sahənin E intensivliyi çox böyük olmadıqda (E
5 V/sm) (127.12) ifadəsində ikinci, üçüncü və s. hədlər birinci həddən çox kiçik olduğundan onları nə ər
10 . nəzərə almaq lazım gəlir Hidrogen atomunda, onun izotopları olan deyterium və tritiumda həm də hidrogenəbənzər ionlarda Ştark effektinin xətti olmasının səbəbi ondan ibarətdir ki, onların hamısında elektronun hərəkəti yalnız nüvənin yaratdığı Kulon sahəsində baş verir. Kulon sahəsində isə elektronun enerji səviyyələri l orb cı laşmışdır. Belə ki, birelektronlu atomda n baş kvant ədədinin eyni bir qiymətinə uyğun gələn və bir-birindən lkvant ədədi ilə fərqlənən bütün hallar eyni bir enerjiyə malikdir. Bu zaman n baş kvant ədədinin verilmiş qiymətinə uyğun olan ixtiyari halı almaq üçün superpozisiya olunan hallar, xarici elektrik sahəsi olmadıqda belə, məxsusi elektrik dipol momentinə malik olurlar. Xarici elektrik sahəsini tətbiq etdikdə isə cırlaşma qismən aradan qalxır, yəni müxtəlif hallara uyğun olan enerji səviyyələri müxtəlif sürüşməyə məruz qalır. Lakin enerji səviyyələrinin bütün bu sürüşmələri və bununla əlaqədar olaraq spektral xətlərin parçalanması xarici elektrik sahəsinin E intensivliyi ilə düz mütənasib olur və ona görə də xətti Ştark effekti alınır. Bir dənə valent elektronu olan mürəkkəb atom və ionlara da birelektronlu sistem kimi baxmaq olar. Lakin bu halda nüvənin elektrik sahəsi daxili təbəqələrdə yerləşən elektronlar tərəfindən təhrif olunur və valent elektronunun hərəkətinin baş verdiyi sahə artıq Kulon sahəsi olmur. Belə sahədə l kva mişdir ki, belə atom sistemlərində n və l kvant ədədləri ilə xarakterizə olunan hər bir halda orta məxsusi elektrik dipol momenti sıfra bərabərdir. Ona görə də xarici elektrik sahəsində enerji səviyyələrinin parçalanması E 2 ilə mütənasib olan hədlərdən başlayır və kvadratik Ştark effekti alınır. İndi isə hidrogen atomunda Ştark effektini nəzərdən keçirək. Bu zaman elektronun spinini, yəni spin-orbital qarşılıqlı təsiri nəzərə almayacağıq. Belə yaxınlaşmada məsələ xarici elektrik sahəsində atomun potensial enerjisini nəzərə almaqla Şredinger tənliyinin
850
həll edilməsindən ibarət olur. Bu halda məsələni həll edərkən sistemdə silindrik (aksial) sim
ə qaydaları öz qüvvəsində qalır (yu
rçalanır. Bu 3 dənə altsəviyyədən n=1 səv
1=7 d ltsəviyyəyə parçalanırlar. Bu altsəviyyələrdən n=1 səviyyəsinə keçidlər nəticəsində L β və L spektral xətlərinin parçalanmasından alınan komponentlər meydana çıxır. Hidroge un L α , L β və L γ spektral xətl rçalanması mənzərəsi sxematik olaraq 127.3 şəklində göstərilmişdir. Burada π –komponentlər yuxarıya, σ – metriyanın olduğunu və özü də simmetriya oxunun xarici elektrik sahəsinə paralel yönəldiyini nəzərə almaq lazımdır. r, θ , ϕ sferik koordinatlar sferik simmetriyaya malik olan sahələrdə məsələlərin həlli üçün çox əlverişli olsa da, silindrik simmetriya olan hallar üçün əlverişli deyildirlər. Belə hallarda parabolik koordinatlardan istifadə edilməsi məqsədəuyğundur. Xarici elektrik sahəsində yerləşmiş hidrogen atomu üçün Şredinger tənliyinin həlli nəticəsində məlum olur ki, n baş kvant ədədinə uyğun enerji səviyyəsi sabit xarici elektrik sahəsində 2n-1 sayda altsəviyyəyə parçalanmalıdır. Müxtəlif enerji səviyyələrinin parçalanmasından alınan altsəviyyələr arasında seçmə qaydalarına tabe olan keçidlər nəticəsində xarici elektrik sahəsində hidrogen atomunun spektral xətlərinin parçalanmasından alınan komponentlər meydana çıxır. Xarici elektrik sahəsi təsir etdikdə impuls momentinin saxlanması qanunu ümumiyyətlə ödənmir. Lakin sabit bircinsli elektrik sahəsində impuls momentinin sahənin istiqaməti üzrə proyeksiyası saxlanmalıdır. Ona görə də bu halda həmin proyeksiyanı təyin edən m l maqnit kvant ədədi üzrə seçm xarıda qeyd etdiyimiz kimi, elektronun spinini nəzərə almırıq): ∆m l =0,
±1. ∆m l =0
olduqda π –komponent, ∆m l = ±1 olduqda isə σ –komponent alınır. Mümkün olan keçidlər məhz bu seçmə qaydaları ilə müəyyən olunur Hidrogen atomunun Layman seriyasının spektral xətlərinin parçalanması mənzərəsi daha sadədir. Bu seriyanın xətləri yuxarı səviyyələrdən n=1 səviyyəsinə keçidlər nəticəsində alınır. n=1 səviyyəsi xarici elektrik sahəsində parçalanmır (2n-1=1), n=2 səviyyəsi isə 2n-1=3 dənə altsəviyyəyə pa iyyəsinə keçidlər nəticəsində L α xəttinin parçalandığı üç komponent alınır. Bu keçidlər 127.2 şəklində göstərilmişdir. n=3 və n=4 səviyyələri isə, uyğun olaraq, 2n-1=5 və 2n- komponentlər isə aşağıya doğru çəkilmiş düz xətt parçaları ilə işarə olunmuşdur. Bu düz xətt parçalarının uzunluğu spektral komponentlərin nisbi intensivliyini göstərir. Qeyd edək ki, L ənə a γ
ərinin pa β xətti üçün mərkəzi komponent yoxdur, yəni L β spektral xətti 4 dənə komponentə parçalanır. L γ spektral xətti xarici elektrik sahəsində 7 dənə komponentə L α L β L γ π π π σ σ σ L α L β L γ π π π σ σ σ n =1 n =2 π σ π Download 18.1 Mb. Do'stlaringiz bilan baham: 
|