G. ahmedova, I. Xolbayev

9.2-§. Pashen va Bak effekti 
 
Kuchli  maydon.  Zeyemanning  murakkab  effekti  kuchsiz  magnit 
maydonida  kuzatiladi.  Kuchsiz  magnit  maydonida  atomning  magnit 
momenti bilan tashqi magnit maydon orasidagi 
o‘zaro  ta’sir  energiyasi  spin-orbital  o‘zaro 
ta’sir  energiyasidan  kichik  bo‘ladi.  Agar 
magnit  maydon  induksiyasi  yetarlicha  katta 
bo‘lsa,  u  vaqtda  atom  magnit  momentining 
magnit  maydoni  bilan  o‘zaro  ta’sir  energiyasi 
spin-orbital  o‘zaro  ta’sir  energiyasidan  katta 
bo‘ladi.  Shuning  uchun  orbital  va  spin 
momentlari  orasidagi  bog‘lanish  uziladi.  Bu 
vaqtda  atomning  spin  magnit  momenti  va 
orbital  magnit  momenti  tashqi  magnit  maydon 
bilan  har  biri  alohida  ta’sirlasha  boshlaydi, 
ya’ni har biri mustaqil ravishda magnit maydon 
kuchlanganligi  yo‘nalishi  atrofida  presession  harakat  qiladi  (9.4-
rasm). Kuchli  magnit  maydonida spin-orbital bog‘lanishning uzilishi 
Pashen va Bak effekti deyiladi. 
 
9.4-расм 

 
291
Cathlar  ajralishi.  Atomning  orbital  va  spin  magnit  momentlari 
tashqi  magnit  maydoni bilan  mustaqil ta’sirlashgani uchun atomning 
tashqi  magnit  maydoni  bilan  o‘zaro  ta’sir  energiyasi  orbital  va  spin 
magnit  momentlarining  tashqi  magnit  maydon  bilan  o‘zaro  ta’sir 
energiyalarining  yig‘indisiga  teng  bo‘ladi.  Shuning  uchun  atomning 
tashqi  magnit  maydondagi  to‘liq  energiyasi  quyidagi  ko‘rinishda 
aniqlanadi: 
H
H
E
E
S
L
µ
µ
−
−
=
0
  
 
(9.18) 
(9.18)da  (–
µ
L
H)  –  atomning  orbital  magnit  momenti 
µ
L
  ning  tashqi 
magnit  maydoni  bilan  o‘zaro  ta’sir  energiyasi,  (–
µ
S
H)  –  atomning 
spin  magnit  momenti 
µ
S
  ning  tashqi  magnit  maydoni  bilan  o‘zaro 
ta’sir  energiyasi.  E
0
  –  magnit  maydon  bo‘lmaganda  atomning  ichki 
energiyasi yoki atomning magnit momentini ifodalovchi: 
J
B
J
B
B
m
g
M
g
J
g
µ
µ
µ
µ
µ
−
=
−
=
−
=
;
, 
formulaga asosan (9.18) formulada: 
L
B
L
L
m
M
g
−
=
µ
 va 
S
B
S
S
m
M
g
−
=
µ
, 
yoki g
L
=1 va g
S
=2 ekanligidan: 
J
B
L
m
M
−
=
µ
 va 
S
B
S
m
M
2
−
=
µ
. 
m
J 
va  m
S
  har  doim  butun  qiymatlarga  teng.  Demak,  kuchli  magnit 
maydonda  atom  termlari  bir-biridan  normal  siljish  M
B
H  ga  karrali 
oraliqlarga siljigan termlarga ajraladi. 
Kuchli  magnit  maydonda  atom  energetik  sathlarining  ajralishi 
sathlarning tabiiy multiplet ajralishidan katta bo‘ladi. 
Misol  tariqasida  kuchli  magnit  maydonda  natriy  atomi 
2
S  va 
2
P 
sathlarning  ajralishini  ko‘raylik.  Bu  ajralish  9.5-rasmda  keltirilgan. 
Spin-orbital  bog‘lanishning  uzilganligi  uchun  atomning  to‘liq 
momenti  o‘z  ma’nosini  yo‘qotadi.  Shuning  uchun 
2
P
1/2
  sath 
2
P
3/2
 
sathdan  farq  qilmaydi,  chunki  endi  bu  sathlar  L=1  bo‘lgan  bir  xil 
qiymatli sathlar kabi xarakterlanadi. L=1 bo‘lganda atomning  orbital 
momenti  magnit  maydon  kuchlanganligi  yo‘nalishiga  nisbatan  uch 
xil  usul  bilan  oriyentasiyalanadi.  m
L
=1,  0,  –1,  bu  esa  o‘zaro  ta’sir 
energiyasining  uch  xil  qiymatga  ega  bo‘lishiga  va  P  sathning  uchta 
sathga  ajralishiga  olib  keladi.  Orbital  magnit  momentining  har  bir 
oriyentasiyasida  spin  magnit  momenti  bir-biriga  bog‘liq  bo‘lmagan 
ikki  xil  usul  bilan  oriyentirlanishi  mumkin.  Shuning  uchun  uchta 
orbital  sathlarning  har  biri  ikkita  spin  sathlarga  ajraladi.  Natijada, 
 
292
kuchli  magnit  maydonda 
2
P  sath  oltita  sathga  ajraladi.  L=0  bo‘lgani 
uchun 
2
S  sathining  ajralishi  spin  magnit  momenti  oriyentasiyasi 
natijasida hosil bo‘ladi, ya’ni ikkita sathga ajraladi. 
Nurlanish 
chiziqlarining 
ajralishi. 
∆
L=
±
1  va 
∆
S=0  tanlash 
qoidalaridan  foydalangan  holda 
ruxsat  etilgan  o‘tishlarni  topish 
mumkin.  9.5-rasmda  strelkalar 
bilan 
natriy 
atomining 
bosh 
seriyasidagi 
mumkin 
bo‘lgan 
o‘tishlar  ko‘rsatilgan.  Hammasi 
bo‘lib  oltita  nurlanish  chizig‘i 
hosil  bo‘ladi.  Tashqi 
magnit 
maydonida 
spinning 
oriyentasiyasi 
tufayli 
hosil 
bo‘lgan  ajralish  P  holatda  ham  S 
holatda  ham  bir  xil.  Bu  oltita  chiziq  juft-juft  bo‘lib,  bir-biri  bilan 
ustma-ust  tushadi.  Natijada,  nurlanish  spektrida  triplet  hosil  bo‘ladi. 
Tanlash  qoidalarini  hisobga  olgan  holda  (9.18)  formula  orqali 
nurlanish  chiziqlarining  ajralishini  hisoblash  mumkin.  Qulaylik 
uchun (9.18) formulani quyidagicha yozamiz:  
H
H
E
E
Z
S
L
µ
µ
−
−
=
Ζ
0
 
yoki  
H
H
Z
S
Z
S
Z
L
Z
L
)
(
)
(
2
1
2
1
2
.
1
µ
µ
µ
µ
ω
ω
−
−
−
−
=
h
h
 
(9.19) 
S
L
S
L
L
L
m
Н
m
H
Z
Z
ω
µ
ω
µ
h
h
2
;
=
=
 
ekanligi va tanlash qoidalari  
1
,
0
±
=
∆
L
m
 va 
0
=
∆
S
m
 
Hisobga olinsa, (9.19) formuladan  










−
=










−
=
−
=
∆
L
L
L
ω
ω
ω
ω
ω
ω
0
1
0
1
12
. 
Ya’ni  uchta  chastota  hosil  bo‘ladi.  Demak,  nurlanish  chiziqlarining 
ajralishi  oddiy  Zeyeman  ajralishiga  teng  bo‘ladi.  Shunday  qilib, 
 
9.5-rasm 

 
293
kuchli  magnit  maydonda  murakkab  Zeyeman  effektining  oddiy 
effektiga  aylanishiga  Pashen-Bak  effekti  deyiladi.  Demak,  kuchli 
magnit maydonda spektr chiziqlari uchta komponentaga ajraladi. 
 
9.3-§. Shtark effekti 
 
Shtark effekti shundan iboratki, elektr maydoni ta’sirida atomlar, 
molekulalar, 
kristallarning 
energetik 
sathlari 
siljiydilar 
va 
sathchalarga  ajraladilar.  Bu  hodisani  atom,  molekula  yoki 
kristallarning chiqarish va yutilish spektrlaridagi spektr chiziqlarining 
ajralishi  va  siljishida  kuzatish  mumkin.  Shtark  tomonidan  birinchi 
marta  aniqlangan  bu  hodisa  uning  nomi  bilan  atalgan  bo‘lib,  Shtark 
effekti deyiladi. 1913-yilda Shtark bu hodisani vodorod atomi Balmer 
seriyasi spektral chiziqlarida batafsil tushuntirdi. Keyinchalik boshqa 
atomlar  spektr  chiziqlarida  ham  Shtark  effekti  kuzatildi.  Shtark 
effektini  klassik  nazariya  bilan  tushuntirib  bo‘lmaydi.  Shtark 
effektining nazariyasi Borning yarim klassik nazariyasiga asoslangan 
holda  K.Shvarsshildom  va  A.Eynshteyn  tomonidan  1916-yilda 
berildi. 
Ularning 
asosiy 
natijalari 
1926-yilda 
Shredinger 
rivojlantirgan kvant mexanikasi nazariyasi orqali tushuntirildi. Shtark 
effekti  elektr  maydonda  atom  zaryadlarining  siljishi  oqibatida  atom 
elektr  qutblangan  bo‘lib  qolishida  yuz  beradi.  Qutblanish  esa  tashqi 
elektr  maydoniga  proporsional  bo‘ladi.  Tashqi  elektr  maydonda 
atomning  elektr qutblanishidan vujudga kelgan  elektr dipol  momenti 
elektr maydon kuchlanganligi 
ε
r
 ga proporsional bo‘ladi.  
ε
α
r
r
=
el
P
 
 
  
(9.20) 
Bunda 
α
  –  atomning  elektr  qutblanuvchanligidir.  Atom  elektr  dipol 
momenti 
el
P
r
  ning  qiymati  maydonga  nisbatan  atom  harakat  miqdor 
momenti 
I
r
  ning  yo‘nalishiga,  ya’ni  orbita  oriyentasiyasiga  bog‘liq. 
Ma’lumki,  atom  har  doim  mumkin  bo‘lgan  minimum  energiyali 
holatda  bo‘ladi.  Tashqi  elektr  maydon  ta’sirida  atom  tizimining 
minimal  energiyali  holatga  intilishi  maydon  yo‘nalishi 
ε
r
  atrofida 
harakat  miqdor  momenti 
I
r
  ning  presessiyasini  vujudga  keltiradi. 
I
r
 
ning presessiyasi davomida m
I
 saqlanadi (m
I
 to‘liq moment 
I
r
 ning z 
o‘qiga proyeksiyasi). 
 
294
Atom  energetik  sathlarining  ajralishi  bir  jinsli  va  bir  jinsli 
bo‘lmagan  elektr  maydonlarida  kuzatiladi.  Bir  jinsli  maydonlarda 
energetik  sathlarning  ajralgan  komponentalari  orasidagi  energetik 
oraliq  (energiya  farqi)  elektr  maydon  kuchlanganligi  ortishi  bilan 
ortib  boradi.  Shtark  effekti  chiziqli  va  kvadratik  effektlardan  iborat 
bo‘ladi. Agar spektral chiziqlarning siljishi va ajralishi elektr maydon 
kuchlanganligi 
ε
  ga  proporsional  bo‘lsa,  bunday  holda  Shtarkning 
chiziqli  effekti  hosil  bo‘ladi.  Agar  spektral  chiziqlarning  siljishi  va 
ajralishi  elektr  maydon  kuchlanganligi  kvadrati 
ε
2
  ga  proporsional 
bo‘lsa, Shtarkning kvadratik effekti deyiladi. Kvadratik effekt barcha 
atomlarda,  chiziqli  effekt  esa  vodorod  va  vodorodsimon  atomlarda 
kuzatiladi.  Atom  elektr  dipol  momentining  tashqi  elektr  maydoni 
bilan  o‘zaro  ta’sirlashuvi  natijasida  hosil  bo‘lgan  qo‘shimcha 
energiyani,  ya’ni  atomning  tashqi  elektr  maydonidagi  qo‘shimcha 
energiyasi quyidagi formula orqali aniqlanadi: 
2
)
(
2
0
αε
ε
αε
ε
ε
−
=
−
=
⋅
−
=
∆
∫
d
P
E
el
r
r
 
 
(9.21) 
P
el
 ning z o‘qiga bo‘lgan proyeksiyasi:  
ε
α
r
=
=
z
P
P
   
 
(9.22) 
Shunday  qilib,  atom  elektr  dipol  momentining  tashqi  elektr 
maydoni  bilan  o‘zaro  ta’sirlashuvi  natijasida  atomning  tashqi  elektr 
maydonida olgan qo‘shimcha energiyasi 
∆
E quyidagicha ifodalanadi:  
2
2
1
αε
−
=
∆
E
,  
 
(9.23) 
Qo‘shimcha  energiyaning  qiymati  maydon  yo‘nalishiga  bog‘liq 
emas. Bu hol murakkab atomlarda kuzatiladi. Elektr maydonda atom 
sathlarining ajralishini atomning vektor modeliga asosan tushuntirish 
mumkin.  
Ma’lumki,  murakkab  atomlarda 
J
r
  vektor, 
L
r
  va 
S
r
  larning 
vektor  yig‘indisidan  iborat.  Agar  tashqi  maydon  ta’sirida 
S
L
r
r
 
bog‘lanish  uzilmasi, 
J
r
  vektorining  tashqi  elektr  maydoni 
yo‘nalishidagi  proyeksiyasi  m=–J,–J+1,…J–1,J  ga  teng  qiymatlar 
qabul  qiladi.  Elektr  maydonning  ta’siri  atom  harakat  miqdori 
momenti 
J
r
ning maydon yo‘nalishiga bog‘liq bo‘lishi sababli, tashqi 
elektr  maydon  atom  energetik  sathlarining  ajralishiga  olib  keladi. 

 
295
Lekin,  sathlarning  magnit  maydon  ta’siridagi  ajralishidan  farqli 
ravishda,  termlarning  elektr  ajralish  komponentalari  soni  2J+1  ga 
teng  emas,  chunki  (qo‘shimcha  energiyaning  elektr  maydon 
yo‘nalishiga bog‘liq bo‘lmaganidek) magnit momentlarining qarama-
qarshi  yo‘nalganligi  bilan  farqlanuvchi  ikki  holatda  ham  atomning 
qo‘shimcha  energiyalari  teng  bo‘ladi.  Boshqacha  aytganda,  faqat  m
J
 
va –m
J
 bilan farqlanuvchi holatlar energiya sahlari ustma-ust tushgan 
bitta  sathdan  iborat  bo‘ladi,  ya’ni  tashqi  elektr  maydon  atom 
sathlarining ayniganligini to‘la yo‘qotmaydi. Shu sababdan, energiya 
sathlari  to‘la  momentning  butun  son  qiymatli  holida  J+1  ta,  yarim 
butun  son  qiymatida  esa  J+1/2  ta  komponentalarga  ajraladi.  Bu 
komponentalarning  har  biri  kuchsiz  magnit  maydonda  (ya’ni  tashqi 
elektr  maydon  ustiga  magnit  maydoni  ham  qo‘yilsa)  yana  ikkitaga 
ajraladi,  chunki  magnit  maydonda  m
J
  va  –m
J
  holatlari  ekvivalent 
emas.  
Vodorod  atomida  Shtark  effekti.  Vodorod  atomi  holida  tashqi 
elektr maydondagi atom uchun Shredinger tenglamasini aniq yechish 
mumkin.  Agar  tashqi  elektr  maydonini  z  o‘qiga  mos  yo‘nalishda 
olsak, 
elektronning 
atomdagi 
ichki 
potensial 
energiyasi                  
U=–e
2
/(4
πε
0
r)ga  qo‘shimcha  tashqi  elektr  maydondagi  potensial 
energiyasi e
ε
z
 ga teng bo‘ladi. Odatda, atomning ichki elektr maydoni 
tashqi  maydonga  nisbatan  juda  katta  bo‘ladi.  Masalan,  vodorod 
atomida  birinchi  Bor  orbitasi  (a
1
)  uchun  Kulon  maydonining 
kuchlanganligi 
m
V
a
e
/
10
5
4
11
2
1
0
0
⋅
≈
=
πε
ε
. 
Shuning  uchun  atomning  tashqi  elektr  maydonda  olgan 
qo‘shimcha potensial energiyasi 
z
e
E
ε
=
∆
, 
uning maydon bo‘lmagandagi to‘la energiyasi 
r
e
m
P
E
e
0
2
2
0
4
2
πε
−
=
, 
ga  tuzatma  tarzida  qarash  mumkin.  Kvant  mexanikasida  bu  xil 
masalalar  g‘alayonlanish  nazariyasiga  asoslangan  usul  bilan 
yechiladi. G‘alayonlanish nazariyasi kvant mexanikasiga oid maxsus 
darsliklarda beriladi. 
 
296
Tashqi  elektr  maydondagi  vodorod  atomi  uchun  Shredinger 
tenglamasini 
g‘alayonlanish 
nazariyasi 
bo‘yicha 
yechish 
g‘alayonlanmagan  holatning  to‘la  energiyasiga  ikkinchi  tartibli 
yaqinlashishdagi tuzatmani o‘z ichiga olgan quyidagi ifodani beradi: 
[
]
2
2
2
2
1
2
3
3
1
2
1
1
2
)
2
(
)
1
(
0
2
19
9
)
(
3
17
2
)
(
3






+
−
−
−
−
−
−
+
−
=
+
+
=
n
m
n
n
n
a
n
n
n
a
e
n
Rh
E
E
E
E
l
ε
ε
 
(9.24) 
Bu  yerda  n  –  bosh  kvant  soni;  n=1+|m
l
|+n
1
+n
2
,  n
1 
va  n
2
  lar  butun 
musbat  sonlar,  m
l
  –  orbital  magnit  kvant  soni.  E
0
  –  atomning 
ε
=0 
holdagi  to‘la  energiyasi,  E
(1)
  va  E
(2)
  lar  g‘alayonlanmagan  holatning 
to‘la  energiyasi  E
0
  ga  birinchi  va  ikkinchi  tartibli  yaqinlashish 
tuzatmasi.  Birinchi  yaqinlashish  elektr  maydon  kuchlanganligiga  (
ε
) 
nisbatan  birinchi  tartibli  Shtark  effektsiga  olib  keladi:  E=E
0
–E
(1)
, 
ikkinchi yaqinlashish esa 
ε
2
 nisbatan ikkinchi tartibli Shtark effektini 
beradi. 
ε
 va 
ε
2
 oldidagi doimiy koeffisiyenlarni hisoblab,  
,
/
10
22
,
5
/
10
04
,
1
)
2
(
16
16
;
/
10
42
,
6
/
10
28
,
1
8
3
2
3
1
16
31
3
6
6
3
1
1
5
28
2
2
1
sm
V
sm
sm
V
erg
m
e
h
a
sm
V
sm
sm
V
erg
e
m
h
еа
e
e
−
−
−
−
−
−
⋅
−
=
⋅
−
=
−
=
⋅
=
⋅
=
=
π
π
 
bunda  birinchisi  ikkinchisidan  taxminan  10
11
  marta  katta  ekanligi 
aniqlanadi.  Xulosa  qilish  mumkinki,  uncha  kuchli  bo‘lmagan  elektr 
maydonlarda chiziqli Shtark effekti kuzatilar ekan. 
Vodorod  atomi  sathlarining  tashqi  elektr  maydon  ta’sirida 
ajralishini ko‘rish  mumkin. n – bosh  kvant soni  va n
1
, n
2
  lar musbat 
butun  sonlar  o‘rtasidagi  munosabatlardan  0
≤
n
1
≤
n–1,  0
≤
n
2
≤
n–1  va 
|
m
ℓ
|≤
n–1  ekanligi  kelib  chiqadi.  Chiziqli  Shtark  effektida  vodorod 
atomining birinchi to‘rt termining ajralishi 9.1-jadvalda keltirilgan. 
9.1-jadval 
n 
m
ℓ
 
n
1
 
n
2
 
c(n
1
–n
2
)n 
n 
|
m
ℓ
|
 
n
1
 
n
2
 
c(n
1
–n
2
)n 
1 
0 
0 
0 
0 
4 
3 
0 
0 
0 
2 
1 
0 
0 
0 
4 
2 
1 
0 
4c 
2 
0 
1 
0 
2c 
4 
2 
0 
1 
–4c 
2 
0 
0 
1 
–2c 
4 
1 
2 
0 
8c 

 
297
3 
2 
0 
0 
0 
4 
1 
0 
0 
–8c 
3 
1 
1 
0 
3c 
4 
1 
1 
1 
0 
3 
1 
0 
1 
–3c 
4 
0 
3 
0 
12c 
3 
0 
2 
0 
6c 
4 
0 
0 
3 
–12c 
3 
0 
0 
2 
–6c 
4 
0 
2 
1 
4c 
3 
0 
1 
1 
0 
4 
0 
1 
2 
–4c 
[
]
n
n
n
h
E
e
m
h
С
)
(
)
8
(
3
2
1
)
1
(
2
−
=
=
l
π
ε
. 
Bosh kvant son n=1+
|
m
ℓ
|
+n
1
+n
2
; m
ℓ
 – orbital magnit kvant soni. E
(1)
 – 
g‘alayonlanmagan  holatda  birinchi  yaqinlashishdagi  energiya 
tuzatmasi.  Shunday  qilib,  tashqi  elektr  maydoni  ta’sirida  atom 
sathlari ajralishidan quyidagi natijalarga kelish mumkin: 
1. Bosh kvant sonining ortishi bilan ajralgan komponentalar soni 
juda  tez  o‘sadi.  n=1  sath  butunlay  ajralmaydi;  n=2  cath  uchtaga 
ajraladi;  n=3  sath  oltitaga;  n=4  sath  o‘ntaga  ajraladi.  Oxirgi  ikki 
holda  ba’zi  komponentalar  energiyasi  teng  va  tegishli  sathlar 
ajralmagan.  n=3  da  birinchi  va  oxirgi  komponentalar  energiyasi 
nolga  teng  va  ularning  sathlari 
ε
=0  dagi  o‘rnidan  siljimagan  n=4  da 
esa  birinchi  va  beshinchi,  ikkinchi  va  to‘qqizinchi,  uchinchi  va 
o‘ninchi  komponentalar  energiyalari  o‘zaro  teng.  Shunday  qilib, 
berilgan  n  da  sathlarning  ajralish  komponentalar  soni  (2n–1)  ta 
bo‘ladi. 
2. n sathning (2n–1) ta komponentasi bilan n' sathning   (2n'–1) ta 
komponentasi  o‘rtasidagi  o‘tishlarning  maksimal  soni  (2n–2)(2n'–1) 
taga teng chiziqni berishi kerak. (2n–1)(2n'–1) o‘tishlarning ba’zilari 
∆|
m
|
=0,
±
1 tanlash qoidasi bilan taqiqlangan bo‘lishi mumkin.  
3.  Chiziqli  Shtark  effektida  komponentalarning  o‘zaro  siljish 
kattaligi  magnit  kvant  soni  m
ℓ
  ga  bog‘liq  bo‘lmasdan  (n
1
–n
2
) 
ayirmaga  bog‘liqdir.  Chunki  (n
1
–n
2
)  kattalik  (n–1)  dan  (n+1)  gacha 
o‘zgaradigan  qiymatlar  qabul  qiladi.  Demak,  vodorod  atomida 
chiziqli  Shtark  effekti  hosil  bo‘lganda,  yuqori  sathlarning  bir-birini 
qoplashi kuzatilishi  kerak. Tashqi  elektr  maydon  kuchlanganligining 
10
6
  V/sm  qiymatlaridan  boshlab,  kvadratik  Shtark  effekti  sezilarli 
bo‘ladi.  Ajralgan  har  bir  chiziq  yuqorisidagi  chizig‘iga  qaraganda 
ko‘proq  siljiydi.  Natijada  spektr  chiziqlari  chastotasining  ortishi  va 
spektrning qizil tomonga siljishi kuzatiladi. 
 
298
Murakkab  atomlarda  Shtark  effekti.  Kuchsiz  tashqi  elektr 
maydonida  vodorod  atomi  uchun  to‘g‘ri  bo‘lgan  chiziqli  Shtark 
effekti  orbital  kvant  son  (ℓ)  ga  nisbatan  aynishga  ega  bo‘lmagan 
sathlarda (vodorodsimon va murakkab atomlarda) yo‘qoladi. Shuning 
uchun  vodorodsimon  va  boshqa  murakkab  atomlarda  sathlarning 
kuchsiz  tashqi  elektr  maydoni  ta’sirida  maydon  kuchlanganligining 
kvadratiga  (
ε
2
)  proporsional  ravishda  ajralishi  kuzatiladi  va  bu  hol 
esa (9.23) formulada ifodalangan. 
Kuchsiz  elektr  maydonlaridan  kuchli  maydonlarga  o‘tishda 
kvadratik Shtark effekti asta-sekin chiziqli effektga o‘tadi. 
Ishqoriy  metallarning  D  chizig‘i  uchun  Shtark  effektini  ko‘rish 
mumkin  (9.6-rasm).  D  chiziq 
sathlari 
2
P
3/2
, 
2
P
1/2
 va 
2
S
1/2
 tashqi 
kuchsiz  elektr  maydonida,  to‘la 
momentning  yarim  butun  son 
qiymatiga 
mos. 
I+1/2 
ta 
komponentalarga  ajraladi,  ya’ni 
2
P
3/2
  sath  I+1/2=3/2+1/2=2  taga 
ajraladi, 
2
P
1/2
  va 
2
S
1/2
  uchun  esa 
I+1/2=1  ajralmaydi.  Bundan 
tashqari,  sathlarning  hammasi 
har  xil  qiymatga,  energiyasi 
kam  tomonga  siljiydi.  Bu  holat 
9.6-rasmda 
ko‘rsatilgan. 
Shunday  qilib, 
2
P  termlar  uchta 
termga ajraladi: 
2
P
3/2
 ikkitaga va 
2
P
1/2
  ning  o‘ziga. 
2
P  ning  bu 
uchta  komponentalaridan 
2
S
1/2
 
sathga  o‘tishlar  uchta  chiziqni 
beradi: 
2
/
1
2
2
/
3
2
S
P
→
 
2
/
1
2
2
/
3
2
;
2
/
1
2
/
3
S
P
m
→
→
=
l
, 
2
/
1
2
2
/
1
2
;
2
/
1
2
/
1
S
P
m
→
→
=
l
 
2
/
1
2
/
1
→
=
J
m
. 
9.6-rasm 

 
299
Kuchli  elektr  maydonga o‘tishda, sathlarning  elektr ajralishi shu 
sathning 
S
L
r
r
,
  o‘zaro  ta’siri  ostida  ajralishi  bilan  tenglashadi.  Tashqi 
maydon  kuchlanganligining  ortishida 
L
r
  va 
S
r
  vektorlarning  o‘zaro 
ta’sirini  kichik  deb,  bu  ta’sirning  energiyasini  atom  energiyasiga 
tuzatma sifatida  qarash  mumkin. Natijada, 
S
L
r
r
 bog‘lanish uziladi  va 
L
r
  vektorning  tashqi  kuchli  maydonda  mustaqil  kvantlanishi  yuz 
beradi.  Berilgan 
L
r
 bilan aniqlanadigan term 2L+1  komponentalarga 
ajraladi, lekin ℓ+1 ta komponentagina har xil energiyaga ega bo‘ladi. 
Shunday  qilib,  chiziqli  Shtark  effekti  kuchli  elektr  maydonda, 
kvadratik Shtark effekti esa kuchsiz elektr maydonida hosil bo‘ladi.