Reja: I. Kirish. II
Download 0.72 Mb. Pdf ko'rish
|
magnit majdonida spektrlarning bolinishi. zeejman effekti (1)
- Bu sahifa navigatsiya:
- 2.2.Zeeyman hodisasining elementar nazariyasi.
- 2.3.Zeeymanning anomal effekti.
- 2.4. Zeeymanning teskari effekti.Bu effect bilan Faradey hodisasi o’rtasidagi munosabat.
|
Mavzu:Magnit maydonida spektrlarning bo’linishi.Zeeyman effekti. Reja: I.Kirish. II.Asosiy qism. 1.Zeeyman hodisasining mohiyati. 2.Zeeyman hodisasining elementar nazariyasi. 3.Zeeyman anomal effekti. 4.Zeeymanning teskari effekti.Bu effekti bilan Faradey hodisasi o’rtasidagi munosabat. III.Xulosa IV.Foydalanilgan adabiyotlar.
Spektr chiziqlarning tashqi maydon ta’sirida ajralishi bo’linishi multiplari hosil bo’lish hodisasi (Zeeyman effekti, Shtark effekti ) kvant mexanika yaratilmasdan oldin tajribada aniqlangan edi. 1896-yili Zeeyman kuzatgan spektr chiziqlarining magnit maydonida ajralish hodisasi Zeeyman effekti deb ataladi. Har bir spektr chiziqning magnit maydonida 3 ta spektr chiziqlariga (tripletka) ajralish hodisasini normal Zeeyman effekti deyiladi.Oddiy Zeeyman effekti klassik fizika asosida tushuntirish mumkin.Bu effekt kuchli magnit maydon bo’lgan holda va elektronlarning umumiy spinlari nolga teng bo’lganda uchraydi.Spektr chiziqlarida uchtadan ortiq ajralishlar bo’lgan hollar anomal Zeeyman effekti deb ataladi.Murakkab Zeeyman effektini elektronning spini e’tiborga olingan Kvant mexanika asosidagina tushuntirish mumkin bo’ldi.Bu yerda oddiy Zeeyman effektini qarash bilan chetlanamiz.Vodorodsimon atomning energiyasi
Bilan aniqlanishini yuqorida ko’rgan edik. Klassik fizikada ma’lumki tashqi magnit maydoni H bilan atomning orbital magnit momenti orasidagi o’zaro ta’sir energiya ya’ni magnit momentining magnit maydonidagi energiyasi
ifoda bilan aniqlanadi.
2.1.Zeeyman hodisasining mohiyati. Magnit maydoni ta'sirida yorug’likning qutblanish tekisligi aylanishiga bag’ishlangan tajribalarida magnit hodisalari bilan optik hodisalar o’rtasida bog’lanish borligini aniqlab bo’lgach, Faradey spektral chiziqlarga ham magnit maydoni bilan ta'sir ko’rsatishga urinib ko’rdi. Uning ohirgi tajribalaridan biri (1862 y.) elektromagnit qutblari orasiga qo’yilgan natriy bug’ lari spektrini maydon berilgan va yo’qotilgan paytlarda kuzatishdan iborat edi. Bunda hech qanday hodisa yuz bermagan bunday bo’lishiga Faradey ishlatgan texnik vositalarning takomillashmaganligi (spektral apparatning ajrata olish qobiliyati past va ishlatilgan magnit maydonlari kuchsiz bo’lganligi) sabab bo’lgan. Faradeyning birinchi magnito-optik kashfiyotidan rosa yarim asr o’tgach, Zeeyman (1896 y.) ta shqi magnit maydoni ta'sirida spektral chiziqlar chastotasining zaif o’zgarishini topdi. Zeeyman qurilmasining prinsipial sxemasi Faradeyning oxirgi tajribasidagi qurilmaga mos kelar edi. Biroq bundan keyingi tajribalarda Zeeyman muhim qo’shimcha kiritdi: Zeeyman spektral chiziqlar chastotasining o’zgarishini kuzatishdan tashqari, Lorents ko’rsat malariga muvofiq bu chiziqlar qutblanishining harakteriga ham diqqat jalb qildi; ma'lumki, o’sha vaqtda Lorents optik hodisalarning elektron nazariyasini ham rivojlantirayotgan edi. Zeeyman tajribalarining sxemasi va kadmiyning juda ensiz yashil-zangori chizigi uchun amalga oshirish mumkin bolgan eng sodda holdagi natijalari quyidagidan iborat. Bir jinsli 10 000- lS OOO E maydon hosil qila oladigan kuchli elektromagnitning 31.1-raem. Zeeman hodisasini kuzatish sxemasi.
(31.1-raem) qutblari orasiga chiziqli spektr beradiganmanba masalan, Geysler trubkasi yoki vaqum yoyi quyiladi. Magnit maydonini kundalangiga gina emas (kundalang effekt), balki maydon bo’ylab ham kuzatish (bo’ylama effekt) mumkin bo’lishi uchun elektro- magnitning o’zagi teshib qo’yilgan. Yorug’lik ajrata olish kuchi katta (100 OOO chamasida) bo’lgan Sp spektral apparatga, masalan, difraksion panjara yoki interferension spektroskopga tushiriladi. Chiqayotgan yoruglikning qutblanish harakterini analiz qilish uchun nur yo’liga har hil moslamalar (L linza, N analizator va chorak to’lqinli plastinka)qo’yiladi. Yorug’likni magnit maydonining o’zi qutblaydi. Spektral chiziklarning murakkab turlarini kuzatish uchun kuchliroq (40 OOO E ga yaqin) magnit maydonlari va kuchliroq spektral apparatlar (ajrata olish kuchi 300 000- 400 000 chamasida) ishlatishga to’g’ri keladi. Ba'zan tajriba bir necha soat davom etgani uchun magnit vaqt o'tishi bilan magnit maydonini doimiy qilib turishi kerak, ajrata olish kuchi katta bo’lgan spektral apparat ishlatish uchun temperatura deyarli bir darajada turishi kerak. Eng sodda spektral chiziqlarga, masalan,N, V 2n, Cd larning ba'zi chiziqlarigaoid natijalar 31.2-rasm. Zeeymanning oddiy (normal) effektning sxematik tasviri. a - maydon bo’lmagan holda chiziq qutblanmagan; b - maydon ta'sir etayotgan holda ko’ndalang effekt v- maydon ta'sir etayotgan holda bo’ylama effekt. quyidagidan iborat. Magnit maydoni bo’lmagan vaqtda chastotasi v bulgan chizik; magnit maydonida maydon bo’ylab kuzatishda chastotalari v+ v va v v- v bo’lgan dublet tarzida ko’rinadi bundagi birinchi chiziq chap doira bo’ylab, ikkinchisi o’ng doira bo’ylab qutblanadi; maydonga ko’ndalang kuzatishda bu chiziq chastatalari v + v, v, v- v bo’lgan triplet tarzida ko’rinadi; chetki chiziqlar (a- komponentalar) shunday qutblanganki, ulardagi tebranishlar magnit maydonining yo’nalishiga perpendikulyar bo’ladi, o’rtadagi chiziqning (π- komponentaning) qutblanishi magnit maydoni bo’ylab tebranishga mos keladi. ∆v siljish kattaligi magnit maydonining kuchlanganligiga proporsionaldir. Nihoyat, π- komponentaning intensivligi intensivliklari teng bo’lgan har bir π- komponentaning intensivligidan ikki marta kuchlidir; doiraviy qutblangan komponentalarning bo’ylama effektdagi intensivligi ko’ndalang effektdagi π- komponentaning intensivligi bilan bir xil bo’ladi. Intensivliklarning bayon etilgan taqsimoti shuni ko’rsatadiki, kuchlanganligi nolga teng bo’lgan maydonga o’tilganda, spektral chiziqlar ajralmaydi, har qanday yo’nalish bo’yicha atom nurlanishining intensivligi bir xil bo’ladi, haqiqatda ham xuddi shunday bo’ladi. Spektral manzaraning sxematik tasviri 31.2-rasmda ko’rsatilgan, bunda chiziqlarning balandligi spektral chiziqlarning intensivligi chiziqli masshtabda ko’rsatadi.
Zeeyman hodisasi nazariyasining asoslarini Lorentsyaratgan;. U Zeeyman tadqiqotlaridan xabardor bo’lib, bu ishlarning borishiga yo’l-yo’riq ko’rsatib turgan. Lorentsning elektron tasavvurlaridan kelib chiqadigan dispersiya nazariyasi atomdagi optik protsesslarga elektronlarning harakati sabab bo’lsa kerak, deb faraz qilishingizga imkon beradi. Bunda monoromatik yorug’lik nurlarini elektronning oddiy garmonik qonun bo’yicha qiladigan, ya'ni kvazielastik kuch ta'siri ostida qiladigan harakatining natijasi deb, magnit maydoni ta'siri ostida nurlarning o’zgarishini esa elektron harakatining harakatdagi elektr zaryadiga magnit maydoni ko’rsatayotgan qo’shimcha kuch tufayli o’zgarish natijasi deb qarash kerak. Bu qo’ shimcha kuch (Lorents kuchi) F == evHsin(v, H) (171.1) Ko’rinishda ifodalanadi va (v,H) tekislikka perpendikulyar bo’lgan chiziq bo’ylab biror tomonga yo’naladi, uning qaysi tomonga yo’nalishi e ning ishorasiga va v bilan H yo’nalishlari orasidagi munosabatga bogliq; bu yerda e - zaryad kattaligi, v - zaryad, tezligi, H - magnit maydonining kuchlanganligi bo’lib, hamma miqdorlar SGSM sistemasida berilgan. l
Hisob oddiy va yaqqol bo’lishi uchun elektronning maydon bo’l magan holdagi tebranma harakatini har qanday yo’nalishli garmonik tebranma harakatni ajratish mumkin bo’lgan komponentalarga ajratamiz. Bu komponentalardan biri maydon yo’nalishi bo’ylab yo’nalgan garmonik tebranish, qolgan ikkitasi bu yo’nalishga perpendikulyar bo’lgan o’ng va chap doiraviy tekis harakatlar bo’lsin. Magnit maydonining birinchi komponentaga ko’rsatadigan ta’siri nolga teng, chunki sin (v, H) = 0. Maydonning doiraviy komponentalarga ko’rsatadigan ta'siri qo’shimcha ±evH kuchga teng bo’lib, bu kuch e zaryadning ishorasiga va magnit maydonining yo’nalishi bilan hara kat yo’nalishi orasidagi munosabatga bog’liq ravishda doiraviy traektoriyaning radiusi bo’ylab markazga yoki unga teskari tomonga yo’naladi (31.3- rasm, manfiy zaryad). Demak, maydon bo’ylab qilinadigan tebranma harakat o’zgarmay, hamon dastlabki v chastota bilan davom etaveradi. Magnit maydoni zaryadga ta'sir etuvchi mar kazga intilma kuchni orttirishi (c. 31.3-a rasm) yoki kamaytirishiga (k. 31.3-6 rasm) bog’liq ravishda maydon ta'sirida bo’ladigan doiraviy harakatlar katta (v + ∆v) yoki kichik (v - ∆v) chastotaga ega bo’ladi. Shunga muvofiq ravishda bunday murakkablashgan harakat qiluvchi zaryadning nurlanishi ham ancha murakkab bo’lib qoladi: u ni tegishli spektral apparat yordamida ajratish mumkin bo’lgan tu rli v - ∆v, v, v - ∆v chastotali ucht ta monoxromatik nur to’plamitarzida tasvirlash mumkin. Spektral apparat magnit maydoniga perpendikulyar yo’nalishda zaryadning tashqi magnit maydoniga parallel bo’ladigan tebrani shiga mos keladigan dastlabki v chastotani, ya'ni π- komponentadan iborat nurlanishni topadi; v +∆v va v - ∆v chastotali qolgan ikki nurlanish (π- komponentalar) zaryadlarning tashqi magnit maydoniga perpendikulyar bo’ladigan tebranishiga mos keladi. Ko’ndalang effektda Zeeyman kuzatgan normal triplet ana shunday Talqin etiladi. Magnit maydoni bo’ylab ketgan yo’nalishda kuzatganda v chastotali komponenta chiqmaydi (chunki yorug’lik to’lqinlari ko’ndalang to’lqinlardir), v v-∆v va v -∆v chastotali qolgan ikki komponenta o’ng va chap doira bo’yicha qutblangan yorug’lik bo’ladi. Bunda e zaryad manfiy bo’lganda kamaygan chastotali chiziq chap doira bo’yicha qutblanadi (qizil komponenta, k;. 31.3-6 rasm), chastotasi ortgan chizik, esa ung doyra buyicha cutblanadi (binafsha komponenta, c. 31.3-a raem), e zaryad musbat bulganda chiziq va binafsha komponentalarning doiraviy qutblanish yo’nalishi avvalgiga teskari bo’lishi kerak. 170- § da ko’rganimizdek, tajribadan zaryadning ishorasi manfiy bo’lgan holga oid munosabat topiladi. Zaryad miqdorini aniqlash uchun harakatning doiraviy komponentalari chastotasining o’zgarish qonunini topamiz. Magnit maydoni bo’lmagan holda zaryadni aylana
bo’ylab harakatlantiruvchi markazga intilma kuch kvazielastik br tortishishdan iborat bo’ladi, shuning uchun aylanishning doiraviy chastotasi (w = 2π/T) quyidagi shartdan aniqlanadi: Br=mw
2 r (171.2) w = =w
(171.3) Maydonning ta'siri natijasida radius bo’ylab yo’nalgan qo’shimcha kuch paydo bo’ladi, ya'ni markazga intilma kuch o’zgaradi va demak, aylanish chastotalari o’zgaradi: chap doirada br -ev g H=mw g 2 r o’ng doirada br + ev d H=mw
2 r vg =wr, vd = wr bo’lgani uchun (171.4) tenglamalar mw 2 +ewH-b = 0, mw 2 – ewH-b = 0 (171.5) ko’rinishga keladi, bundan
b/m=ɷₒ² bo’lgani uchun (bu yerda ɷ-magnit maydoni bo’lmagan holdagi chastota),
=ɷ 0
(171.7) Shunday qilib,nazariya bo’linish miqdori
H ifodaga teng degan, ya'ni magnit maydonining H kuchlanganligiga proporsional degan xulosaga olib keladi; tajribada ham xuddi shunday bo’ladi. Spektral chiziqlarning tashqi magnit maydonida bo’linishi o’lchangan eng katta magnit maydonlari P. L. Kapitsa (1938 y.) tajribalarida hosil qilingan. Hatto 320000 E ga yaqin maydonlardan ham H bilan ∆v bir-biriga proporsional bo’lishini Kaptsa aniqlagan. Yuqorida topilgan ∆w = ± 1/2 (e/m) H munosabat ∆w va H ning o’lchab topilgan qiymatlariga asoslanib turib, Zeeyman effekti tufayli harakat qilayotgan zaryadlar uchun e/m nisbatni topishga imkon beradi: e/m = 1,765-10' GGSM, 1914 R.yilgi o’lchash natijasi; e/m = 1.761 107 SGSM, 1929 yilgi o’lchash natijasi. Hisoblab topilgan bu miqdorni e/m ning katod nurlarini elektr va magnit maydonlarida og’dirishga bag’ishlangan tajribalardan topilgan qiymatiga (1,769-107) solishtirishda atomning optik xossalarini belgilovchi zaryadli zarrasi elektron ekaligiga shubha qolmaydi. Biroq e/m ning ikki metod bo’yicha o’lchashda topilgan qiymatlari o’rtasidagi farqbu metodlarning birida biror muhim 31.4-rasm. kamchiliklar bormi, degan shubhaga olib keldi. e/m nisbatni katod nurlarining og’dirilish bo’yicha aniqlash metodikasining oxirgi yillarda yaxshilanishi natijasida bu nisbatning qiymati spektral Zeeymanning. ma'lumotlarga juda to’g’ri keladigan bo’lib qoldi. ef Nazariya ham, tajriba ham odatdagi sharoitlarda Zeeyman hodisasini kuzatish uchun ajrata olish kuchi katta bo’lgan spektral apparatlar kerak ekanligini ko’rsatadi. Masalan λ = 300,0 nm bo’lganda 10 OOO E maydonda bo’li nish miqdori atigi 0,003 nm ga yetadi. Kapitsa ishlatgan magnit maydonlarida bo’linish miqdori 0,15 nm ga yetib, prizmali spektrograf yordamida kuzatish mumkin bo’lgan. 31.4-rasmda kadmiyning l = 643,87 nm chizig’ida Zeeyman hodisasining fotosurati ko’rsa tilgan (normal triplet; rasmning yuqorigi qismida π- komponenta, pastki qismida π-komponentalar tasvirlangan). Izoh. Magnit maydonining elektron harakatiga ko’rsatadigan ta'sirini to’laroq tadqiq qilish elektronning burchak tezligi o’zgarganda uning orbitasining gradiusi o’zgarmasligini ko’r satadi. Orbitaning radiusi o’zgarmagani uchun burchak tezlik ±∆w miqdorda o’zgarganda chiziqli tezlik ∆v = ± r∆w miqdorda o’zgaradi, demak, elektronning kinetik energiyasi o’zgaradi. Bunda energiya qanday kuchlarning bajargan ishi hisobiga o’zg radi, degan savol tug’iladi. (Lorents kuchi tezlik yo’nalishiga perpendikulyar bo’lib, ish bajarmaydi.) Masala elektromagnitik induksiya hodisalariga keltiriladi. Magnit maydoni bo’lmagan vaqtda elektronning orbitadagi tezligi v 0 bo’lsin. Magnit maydoni berilganda maydonning kuchlanganligi noldan H ga qadar o’zgarguncha o’tgan v aqt ichida induksiya elektr yurituvchi kuchi, ya'ni uyurmali elektr maydoni ta'sir qiladi; bu maydonning chiziqlari o’zgarayotgan magnit oqimining yo’nalishiga perpendikulyar bo’lgan tekislikda yotadi. Bu uyurmali maydon elektronga ta'sir qiladi va o’zi uyurmali bo’lgani sababli elektron yopiq yo’lda harakat q ilganda ham biror ish bajarib, elektronning orbitadagi harakatining kinetik energiyasini o’zgartiradi. Elektrodinamikadagi bunga o’xshagan ko’rinma energetik para dokslar ham xuddi shu tariqa hal qilinishini eslatib o’tish or tiqlik qilmaydi. Masalan, o’zgarmas magnit maydoni berilganda tebranma harakatga keladigan magnit yoki tokli g’altakning kinetik energiyasi ortishi ham elektromagnitik induksiyaning nati- jasidir.
Keyingi tadqiqotlarning ko’rsatishicha, spektral chiziq bo’linishining (ajralishining) yuqorida tavsif etilgan turi, ya'ni ikkita δ- komponenta va bitta π- komponentadan iborat triplet hosil bo’ lishi juda kamdan-kam yuz berar ekan. Bo’linishning bu turi amalda bitta tayinli monoxromatik to’lqindan iborat bo’lgan va singlet chiziqlar deb ataladigan oddiy spektral chiziqlarni harak terlaydi. Bu bo’linish normal bo’linish deb ataladi. Spektral chiziqlarning aksariyati murakkab bo’ladi, ular multipletlar bo’lib, bir-biriga zich joylashgan ikki yoki bir necha chiziqdan iborat bo’ladi. Oddiy multiplet - dublet, masalan, natriyning sariq Chizig’i bo’lib, u to’lqin uzunliklari deyarli 6 A ga farq qiladigan ikkita D 1 va D
2
chiziqdan (λ 1 = 5895,920 A va λ 2 =5889,963 A) iborat; D2 chiziqning intensivligi Dl chiziqning intensivligidan ikki marta ortiq. Ko’pincha ko’p komponentalardan tuzilgan yanada murakkabroq, multipletlar uchraydi. Bu multipletlarga magnit maydoni ta'sir etganda spektral chiziqlarning bo’linish manzarasi yuqorida tavsif etilganidan murakkabroq bo’ladi. Masalan, natriyning dubleti shunday bo’linadiki, bunda D 2 chiziq 6 kompo- nentaga, D 1 chizi 4 komponentaga ega bo’ladi. Ularning bir qismi δ- komponentalar, bo’lib, bir-biridan shunchalik qochiq turadiki, ayni o’sha magnit maydonida ba'zilarining bo’linishi normal bo’linishdan ortiq, boshqalarining bo’linishi normal bo’linishidan kichik bo’ladi; alohida π- komponenta va δ-komponentalarning intensivligi shundayki, hamma chiziqlarning aralashmasi qutblanmagan yorug’lik bo’ladi. 31.5-rasmda bu bo’linishning fotosurati, 31.6-rasmda esa bundan ham murakkab hol tasvirlangan, 31.6- rasmda xrom septetining 21 komponentga bo’linadigan bitta chizig’i tasvirlangan; suratning pastki qismida 14 ta δ-komponenta, yuqorigi qismida 7 ta π- komponenta bo’lib, ba'zi zaif komponentalar aniq chiqmagan. Zeeymanning bu anomal effekti manzarasinnng murakkab bo’linishi chiziq harakterinning tashqi magnit maydoni bo’lmagan holda murakkabligiga tasodifan bog’liq bo’lib qolgan emas. Umumiy sabab elektronning elektr zaryadiga ega bo’lishdan tashqari yana ma'lum bir magnit momentiga ham ega bo’lishidadir. Bu magnit momenti bilan atom ichida ta'sir qiladigan magnit maydonining o’zaro ta'siri natijasida spektral chiziqlar murakkab struktu rali bo’ladi, bu magnit momenti bilan tashqi magnit maydonining o’zaro ta'siri natijasida chiziqlar murakkab (anomal) ravishda bo’linadi. Bunday o’zaro ta'sirlar faqat kvant nazariyasi yordamida hisobga olinadi. Faqat kvant nazariyasigina Zeeymanning anomal effekti ni qanoatlanarli darajada talqin etish bilan baravar spektral chiziqlar strukturasining murakkab bo’lish sababini ham aniqladi. Zeeymanni oddiy (normal) effekti ham kvant nazariyasida talqin etiladi, buning ustiga, kvant nazariyasi yordamida topilgan natija Lorents yaratgan oddiy nazariya natijalari bilan bir xil bo’lib chiqadi. Zeeymanning dastlabkitajribalarida normal triplet kuzatilish fakti juda qulay hol bo’lib, biroq u optik hodisalarning elektron nazariyasini rivojlantirishda g’oyat muhim rol o’ynadi.. Elektron nazariyaning talqiniga amal qilib, bu murakkabroq hollar anomal hollar jumlasiga kiritildi; haqiqat da esa ular umumiyroq hodisa bo’lib, normal effekt esa bu umumiy hodisaning atigi xususiy holidir.
2.4. Zeeymanning teskari effekti.Bu effect bilan Faradey hodisasi o’rtasidagi munosabat. Zeeyman effekti yutilish chiziqlarida ham kuzatildi {Zeemanning teskari effekti). Agar yutuvchi modda, masalan, yutilishning keskin spektral chiziqini beradigan metall bug’lari elektromagnit qutblari orasiga quyilsa, u holda yutilish spektrining ko’rinishi magnit maydoni berilganda o’zgaradi. Maydon bo’lmagan holda bo’ylama kuzatishda yutilishning keskin chiziqi ko’rinadi; magnit maydoni berilganda bu chiziq ikki yutilish chizig’iga almashadi, ular dastlabki chiziqdan ikki tarafda simmetrik ravishda katta va kichik to’lqinlar sohasiga surilgan bo’ladi; bunda ∆v siljish kattaligi magnit maydonining H kuchlanganligiga proporsional ravishda o’sadi va o’sha (171.8) formula bilan aniqlanadi (bundagi chiziq normal effektga mos keladigan chiziq): ∆v=±1/4π e/m H (173.1)
Ko’ndalang kuzatishda dastlabki yutilish chizig’i yonida yana ikki chiziq paydo bo’ladi, bular uning ikki tomonida undan ∆v =±1e/4πmH masofada turadi. Yutilish koeffitsienti tushayotgan yorug’likning qutblanish harakteriga (ya'ni chiziqli yoki doiraviy qutblangan ekaniga) bog’liq. Bu hodisalarning nazariy ma'nosini tushunish oson. Magnit maydonlari ta'siri ostida atomlar tebranishining xususiy davrlari va demak, yutilish chiziqlarining vaziyati o’zgaradi. Bo’ylama yo’nalishda kuzatish o’ng va chap aylanishga mos keladigan xususiy chastotalar turli tomonlarga surilishini kursatadi. Zeeyman hodisasi bilan Faradey hodisasi o’rtasidagi munosabat ana shunga qarab aniqlanadi. Sinish ko’rsatkichi tekshirilayotgan to’lqinning chastotasi moddaning xususiy chastotalariga yaqinligiga bog’liq bo’lgani (dispersiya egri chizig’i) uchun, magnit maydoni ta'siri ostida sinish ko’rsatkichi ham o’zgaradi; bunda o’ng doira va chap doira bo’yicha qutblangan tayinli chastotali to’lqinlar uchun sinish ko’rsatkichi turlicha o’zgaradi. Shunday qilib, magnit maydoni ta'siri ostida nurning ikkiga ajralib (aylanib) sinish hodisasi, ya'ni Frenel nazariyasiga asosan qutblanish tekisligining aylanish hodisasi (Faradey hodisasi) yuz beradi. Dispersiya egri chizig’ida (31.7-rasm) munosabatlar orttirilgan masshtabda tasvirlangan. I egri chiziq magnit maydonida chap doira bo’yicha qutblangan nurning sinish ko’rsatkichi o’zgarishini, II egri chiziq o’ng doira bo’yicha qutblangan nurning sinish ko’rsatkichi o’zgarishini ko’rsatadi. Biror λ to’lqin uzunligi uchun magnit may- donida nur doira bo’ylab ikkiga ajralib sinishi chizmadan ko’rinib turibdi. λ uzunlik λ 0
ga qanchalik yaqin bo’lsa, bu effekt shunchalik kuchliroq bo’ladi. Haqiqatan ham, yutilishning xususiy chiziqlari yaqinida aylanish effekti ayniqsa katta bo’ladi. Biroq qutblanish tekisligi aylanishining metodi nihoyat darajada sezgir metod bo’lgani tufayli xususiy chastotalardan ancha uzoqda ham hodisa oson kuzatiladi (k. 168-§).
31.7- rasm. Magnit maydoni bo’lmagan holdagi dispersiya egri chizig’i (yaxlit chiziq) va magnit maydoni ta'sir etayotgan holdagi dispersiya egri chizig’i. 1 - chap doira bo’yicha qutblangai nurga tegishli chiziq, II – o’ng doira bo’yicha qutblangan nurga tegishli chiziq.
Shtark hodisasi Zeeyman hodisasi atomning optik xossalarini belgilovchi asosiy elektr zaryadi elektron ekanligini juda aniq ko’rsatdi. Elektr maydoni ham chiqayotgan yorug’lik chastotasiga ta'sir ko’rsatsa kerak deb o’ylash tabiiydir. Biroq bu mulohazalarga asoslangan oddiy nazariya birmuncha kutilmagan natijalarga olib kelib, magnit maydonidagi garmonik otsillyatorning harakteridan farqli ravishda garmonik tebranma harakat elektr maydoni ta'sirida o’z chastotasini o’zgartirmasligini ko’rsatdi (c. 219-mashq). Spektral chiziqlarning monoxromatikligiga qarab elektronning atomdagi tebranishlari garmonik tebranishga juda yaqin desa bo’ladi; ko’pchilik optik hodisalar birinchi tajribada garmonik tebranish to’g’risidagi tasavvur asosida yaxshi talqin etiladi. Agar tebranish garmonik bo’lmagan tebranish deb qaralsa, u holda bu nazariya spektral chiziqlarning bo’linishi uncha ko’p bo’lmasligini ko’rsatadi; chiziqlarning bo’linishi elektr maydoni kuchlanganligining kvadratiga proporsional bo’ladi, ya'ni bu bo’linish erishish mumkin bo’lgan eng katta maydonlarda w 0 ga nisbatan juda kichik bo’ladi. ¦Elektr maydonining spektral chiziqlarga bunday ta'sir ko’r satishi mumkinligini Fogt aytgan, ammo o’zi bu hodisani kuzata olmagan, chunki tajribaning yaxshi chiqishi uchun zarur bo’lgan katta elektr maydonini razryad trubkasida yaratish qiyin bo’lgan. Shtark (1913 y.) bu qiyinchilikni yengib, Fogt oldindan aytgan hodisaga hech o’xshamaydigan hodisani kashf etdi; bu hodisa Shtark hodisasi deb atalgan. Vodorodda kuzatilgan hodisa kutilganidan ancha kuchli bo’lgan va undan tashqari, Xulosa
Bu mavzuni o’rganib shuni xulosa qilish mumkinki, magnit maydonida spektrlarning bo’linishi Zeeyman effektiga asoslangan bo’lib bunda Zeeyman tashqi magnit maydoni ta'sirida spektral chiziqlar chastotasining zaif o’zgarishini topdi. Zeeyman effektining asosiy maqsadi, spektr chiziqlarining magnit maydonida ajralish hodisasi o’rganishdir. Zeeymanning normal effektini elektron tasavvurlar asosida talqin etish Lorents nazariyasining hal qiluvchi yutuqlaridan biri bo’lib, keyingi kuzatishlarda hodisa ko’pincha bundan yanada murakkab bo’lishi aniqlangan holda ham bu yutuqlar og’ishmay turdi. Shuni ta’kidlab o’tish joizki bu kvant mexanika asosida olingan oddiy Zeeyman effekti klassik fizikada olingan Zeeyman effektiga mos keladi. Elektr maydon ta’sirida spektr chiziqlarining ajralishi 1913-yili Shtark tomonidan topilgan bo’lib bu hodisa Shtark effekti deb ataldi. Klassik fizika bu hodisani tushuntira olmagan edi. Zeeyman va Shtark hodisalarini kvant mexanika to’g’ri tushuntirib berdi. Ular orasidagi farq spektr chiziqlarining ajralishi Zeyman effektida bosh kvant soniga bog’liqmasligi, Shtark effektida esa bog’liqligi bilan tushuntiriladi.
2 .S.A.Ahmanov, S..Nikitin, Fizicheskayaoptika, M., Izd.MGU, 1998 g. 3.I.V.Savelev, Kursobsheyfiziki, t. III, M., Nauka, 1982 g. 4. A.P.Matveev, Optika, Moskva, Visshayashkola, 1985. 5 .G.S.Landsberg, Optika, Toshkent, O'qituvchi, 1981. 6. N.I.Kaliteevskiy, Volnovayaoptika, Moskva, Visshayashkola, 1978. 7. G.A.Zisman, O.M.Todes, Kursobsheyfiziki, tom III, Moskva, Nauka, 1970, 498 s. 8. N.M.Godjaev, Optika, Moskva, Visshayashkola, 1977. 9. I.Butikov, Optika, Moskva. Visshayashkola, 1986. 10. S.E.Frish, A.V.Timoreva, Kursobsheyfiziki, t. III, Moskva, Fizmatlit, 1962. Download 0.72 Mb. Do'stlaringiz bilan baham: 
|