Diszkrét röntgenszínkép: karakterisztikus vonalak

2. Diszkrét röntgenszínkép: karakterisztikus vonalak
Az antikatódból kilépő röntgensugárzás spektrumában a gyorsítófeszültségtől függően az antikatód anyagára jellemző hullámhosszaknál néhány extra karakterisztikus vonal is ráülhet a fékezési alapspektrumra (4.2b ábra). Ezt a diszkrét vonalas „színképet” karakterisztikus röntgenspektrumnak hívjuk. Ellentétben a látható fény tartományába eső színképekkel, amivel a következő paragrafusban foglalkozunk, a karakterisztikus röntgenspektrum csak kevés vonalból áll, amelyek sorozatokba csoportosíthatók. Az egyes sorozatokat, a növekvő hullámhossz irányában K, L, M, N, … betűkkel jelöljük. Egy sorozaton belül pedig az egyes vonalakat, a csökkenő hullámhossz irányában, görög indexekkel különböztetjük meg (Ka, Kb …). Minden sorozatnak a rövidhullámú oldalon van egy ún. éle (él), ahová a sorozat tagjai konvergálnak. Ahhoz, hogy egy sorozat megjelenjen a röntgenspektrumban, az szükséges, hogy az Ugy gyorsítófeszültség egy küszöbértéknél nagyobb legyen, nevezetesen eUgy > hfél ≡ h·c/él teljesüljön. Hangsúlyozzuk, hogy ennél kisebb gyorsítófeszültségnél a sorozat egyetlen tagja sem látszik, ennél nagyobb gyorsítófeszültségnél viszont a sorozat minden tagja megjelenik a spektrumban. Más szóval, a sorozat nagyobb hullámhosszúságú tagjai is csak akkor figyelhetők meg, ha a „fékezési alapvonal” rövidhullámú határhullámhossza az adott sorozatra jellemző rövidhullámú él alá esik. Hiába esik például a határ a 4.2b ábrán látható Kg és Ka vonalak közé, a K-sorozat egyetlen tagja, így Ka sem jelenik meg!
Megjegyzendő, hogy a karakterisztikus röntgenvonalak frekvenciája (hullámhossza) „ujjlenyomatszerűen” jellemző az egyes atomokra és alig függ az atom kémiai környezetétől, attól hogy milyen kémiai kötésben vesz részt. Éppen ezért kiválóan alkalmas az adott minta atomi összetételének meghatározására. Ez a roncsolásmentes analitikai módszer az RFA (röntgen fluoreszcencia analízis, angol elnevezésének kezdőbetűivel XRF = X-ray fluorescence analysis), amelynek során a mintát röntgen- vagy gammasugárzással gerjesztik és vizsgálják a minta által kibocsátott, a gerjesztő frekvenciánál kisebb frekvenciájú (ún. fluoreszcens) sugárzás spektrumát.
A diszkrét, karakterisztikus vonalaknak a röntgenspektrumban való megjelenése – kombinálva a fotonképpel – az atomi energiaszintek kvantáltságával értelmezhető. Ennek kifejtése a következő paragrafusban történik, miután ismertetjük ugyanezt a jelenséget a látható, illetve ultraibolya tartományban, amit történetileg korábban fedeztek fel.
5. § A vonalas színképek
Az elektromágneses spektrumban megjelenő diszkrét, vonalas szerkezetet először a látható illetve ultraibolya tartományban fedezték föl, még a XIX. században.
…, Fraunhofer 1815; Kirchhoff, Bunsen 1859; Angström 1853 Ha; Balmer 1885; (Lyman 1906, Paschen 1908, Brackett 1922, Pfund 1924); Rydberg 1889; Ritz 1898;
… Hz, nm, cm-1 ! …
1. bla1
blablabla
1. bla1
blablabla
1. … röntgen …
… ellentétben a rendszámtól való függés is sokkal egyszerűbb … Moseley törvény (1913) …
A diszkrét, karakterisztikus vonalaknak a röntgenspektrumban való megjelenése kombinálva a fotonképpel az atomi energiaszintek kvantáltságával értelmezhető.
Kossel, 1914/16 (Haken 315/320. o) K, L, M stb „héjak” … Auger … (később)
6. § A Franck-Hertz kísérlet
A legelső kísérletek, amelyek az energia kvantáltságára mutattak rá (hőmérsékleti sugárzás, fotoeffektus stb.) az elektromágneses mezővel, a fénnyel, annak kvantumaival, a fotonokkal voltak kapcsolatosak. Ezek után az atomi színképek diszkrétsége – közvetve – az atomi energiák diszkrétségére utalt. Az atomi energiaszintek kvantáltságának ugyanakkor közvetlen bizonyítéka is van, ahol a fény semmilyen szerepet nem játszik: ez a Franck-Hertz kísérlet.
1. Mérési eredmények
James FRANCK [frank] (német fizikus; 1882-1964; Nobel-díj 1925-ben) és Gustav HERTZ1 [herc] (német fizikus; 1887-1975; Nobel-díj 1925-ben) 1914-ben azt vizsgálták, hogy alacsony nyomású (ritka) gázban haladó elektronok a gáz atomjaival rugalmatlanul ütközve mekkora energiát veszíthetnek. Kísérleti elrendezésüket vázlatosan a 6.1 ábra mutatja. A kisnyomású higanygőzzel töltött üvegcsőbe három elektróda (és egy fűtőszál) van beforrasztva. A fűthető K katódból kilépő elektronokat egy változtatható Ur rácsfeszültség felgyorsítja. Az elektronok a szitaszerű rácson (R) áthaladva a kis sűrűségű higanygőzzel töltött térrészen keresztül mozognak az A gyűjtőelektróda felé. Az A elektródán a rácshoz képest kis (≈0,5 V) negatív feszültség van, ezért csak azok az elektronok jutnak el a gyűjtőelektródáig, amelyek ehhez elegendő kinetikus energiával rendelkeznek. A G galvanométer az A elektródát elérő elektronok számával arányos I áramot mutat. Franck és Hertz mérései szerint az I áramerősség az Ur rácsfeszültség függvényében a 6.2 ábrán látható módon változik.
2. A kísérleti eredmények értelmezése: diszkrét atomi energianívók
Az eredmények értelmezéséhez a rugalmas és rugalmatlan ütközéseket egyaránt figyelembe kell venni. Az I áramerősség az elektronok sebességeloszlásától függ, amit a véletlenszerű rugalmas ütközések nem változtatnak meg. Ugyanis az elektronok kinetikus energiája gyakorlatilag változatlan marad a náluk sokkal nagyobb tömegű Hg-atomokkal történő rugalmas ütközések során, csupán haladási irányuk változik. A sebességeloszlást a rácsfeszültséggel lehet befolyásolni. Ur növelésével nő az elektronok átlagos sebessége s így az áramerősség -- ennek részletei függenek a Hg-gáz nyomásától (az elektronok átlagos szabad úthosszától), valamint az elektródák elhelyezkedésétől (ún. tértöltés effektusoktól).
Az áram-feszültség karakterisztikában periodikusan jelentkező „letörések” az elektronoknak a Hg-atomokkal történő rugalmatlan ütközéseként értelmezhetők. Rugalmatlan ütközés során az elektron kinetikus energiája (vagy annak egy része) egy Hg-atom gerjesztésére fordítódik. Az elektronok sebességének csökkenése az I áram csökkenésében nyilvánul meg.
A mérés alapján nyilvánvaló, hogy 4,9 V alatt nincs rugalmatlan ütközés, a Hg-atom gerjesztéséhez legalább 4,9 eV-ra van szükség. Az ekkora, vagy ennél csak picit nagyobb kinetikus energiájú elektronoknak a rugalmatlan ütközés után nem marad elég mozgási energiájuk ahhoz, hogy elérjék az A gyűjtőelektródát. A rácsfeszültség további növelésével az áram újból elkezd nőni, azonban 2x4,9=9,8 eV-nál megint letörés következik be. Az ekkora energiájú elektronok ugyanis most már egymás után két Hg-atomot is képesek gerjeszteni, 14,7 eV-nál három rugalmatlan ütközés is bekövetkezhet, és így tovább.
A Franck-Hertz kísérlet egyértelműen bizonyítja, hogy egy Hg-atom energiája nem változhat folytonosan, energiájának értéke nem lehet tetszőleges. Legalacsonyabb energiájú állapotából (az ún. alapállapotából) az első gerjesztett állapotába való átmenethez jól definiált energiára (≈4,9 eV-ra) van szükség, akkor is, ha a gerjesztés most nem fénnyel, hanem elektronokkal történik. Az energiaszintek diszkrétsége tehát nemcsak a fénnyel való kölcsönhatás során jelentkezik, hanem magának az atomnak alapvető tulajdonsága.
„A vonalas színképek” paragrafusban elmondottak értelmében persze a ≈4,9 eV-os energiakülönbséget meg kell tudni figyelni a Hg abszorpciós- illetve emissziós spektrumában. Valóban ez a helyzet: a Hg-atom optikai spektrumának ultraibolya tartományában van egy intenzív vonal l=253,7 nm-nél (ez egyébként a higanygőzlámpa spektrumában a legerősebb vonal), ami éppen hf=4,85 eV fotonenergiának felel meg. Franck és Hertz megfigyelték, hogy a gyorsítófeszültséget növelve, a 4,9 V elérésekor a Hg-gőz sugározni kezdi a 253,7 nm hullámhosszúságú ultraibolya fényt, vagyis az elektronnal való ütközés következtében felgerjesztődő Hg-atom egy foton kibocsátása révén kerül vissza az alapállapotába.
Felmerülhet a kérdés, miért csak egy gerjesztési energia figyelhető meg a Franck-Hertz kísérletben, pedig a Hg-atomnak nyilván vannak nagyobb energiájú (magasabban fekvő) gerjesztett állapotai is. Valójában a 6.2 ábrán látható áram-feszültség karakterisztika több különböző gerjesztés együttes hatására alakul ki, azonban a felbontás nem elegendő az ezeknek megfelelő maximumok megkülönböztetésére. A kísérleti körülmények finomításával (az elektronenergiák nagyobb homogenitásának biztosításával, többek között két rács megfelelő alkalmazása révén) azonban a felbontás annyira megnövelhető, hogy lehetővé válik az egyes diszkrét gerjesztési energiák külön-külön való észlelése. Sőt, az is kiderült, hogy ezzel a módszerrel olyan átmenetek is megfigyelhetők, amelyek az optikai spektrumból hiányoznak. Ennek az az oka, hogy az atom diszkrét energiaszintjei (az egyes „termek”) közötti átmenetek nem minden esetben megengedettek, néha – különösen az optikai spektrumban – tiltottak lehetnek. Az ún. kiválasztási szabályok pedig nem ugyanazok a foton elnyelése illetve az elektronnal történő ütközés következtében létrejövő átmenetekre.
Megjegyezzük, hogy napjainkra fontos kísérleti módszerré vált az ún. elektron energia veszteségi spektroszkópia, vagy angol elnevezésének (electron energy loss spectroscopy) kezdőbetűiből: EELS, amelyben jól definiált energiájú (és impulzusú) elektronok energiájának (és impulzusának) nagy pontosságú mérésével lehet információkat szerezni mind az atomok, mind a szilárd testek energiaszintjeiről.
7. § Szilárd testek fajhője
A XIX-XX. század fordulóján jelentős fejlődés következett be az alacsony hőmérsékletek előállítása terén is. Igen hamar kiderült, hogy a kondenzált anyagok (szilárd testek) tulajdonságait alacsony hőmérsékleten nem lehet többé a klasszikus fizika segítségével értelmezni, hanem itt is előtérbe kerül a kvantumos viselkedés. Ezek közül itt a szilárd testek fajhőjére (moláris hőkapacitására) vonatkozó mérést ismertetjük, amelynek Einstein általi értelmezése rámutatott, hogy a Planck-féle kvantumhipotézis, az energia diszkrétsége, nemcsak az elektromágneses mezőre vagy az egyedi atomokra alkalmazható, hanem a természetnek sokkal általánosabb, alapvető tulajdonsága.
1. Fajhő magas hőmérsékleten
1819-ben Pierre Louis DULONG [düló] (1785-1838) és Alexis Thérèse PETIT [ptí] (1791-1820) francia fizikusok kísérletileg megállapították, hogy szobahőmérsékleten az egyszerű szilárd anyagok moláris hőkapacitása (állandó térfogaton véve), az anyagi minőségtől függetlenül 3R3NAkB. Itt R az egyetemes gázállandó, NA az Avogadro-féle szám, kB pedig a Boltzmann-állandó. Ezt az eredményt a klasszikus statisztikus fizika ekvipartíció tétele segítségével könnyű értelmezni. Egy szilárd anyagban az egyes atomok a stabil egyensúlyi helyzetük körül kis rezgéseket végeznek. N atom esetén ez összesen 3N-63N rezgési szabadsági foknak, független harmonikus oszcillátornak felel meg. (Mivel az atomok N száma nagyon nagy, ezért mellette a test egészének haladó és forgó mozgásához tartozó 6 szabadsági fok nyugodtan elhagyható.) A klasszikus fizika ekvipartíció tétele szerint T hőmérsékleten minden egyes harmonikus oszcillátorra átlagosan kBT energia jut. Ebből a szilárd test teljes belső energiája 3NkBT. Ennek hőmérséklet szerinti deriváltja adja a fajhőt, ami egy mól anyagmennyiségre éppen a Dulong-Petit törvénynek megfelelő 3NAkB, a hőmérséklettől függetlenül.
2. Fajhő alacsony hőmérsékleten
Az alacsony hőmérsékleten elvégzett mérések (mikor és ki végezte?!) ugyanakkor azt mutatták, hogy a szilárd anyagok fajhője a hűtéssel lecsökken, sőt T0 esetén nullához tart, amint azt a 7.1 ábra mutatja. Einstein volt az, aki először értelmezte ezt az eredményt 1907-ben. A hőmérsékleti sugárzás analógiájára feltételezte, hogy nemcsak az elektromágneses mezőre, hanem bármely harmonikus oszcillátor segítségével leírható anyagra igazak az 1§5-ben az energia kvantáltságára leírt megfontolások. Einstein az egyszerűség kedvéért csupa egyforma f frekvenciájú oszcillátort tekintett, amelynek lehetséges energiája (1.12) szerint diszkrét, csupán a hf energiaadag egész számú többszöröse lehet. NA darab (1 mól) háromdimenziós ilyen oszcillátornak a teljes energiája (1.13)-mal analóg módon
(7.1)
ahol bevezettük a Ehf/kB ún. Einstein-hőmérsékletet.
Az állandó térfogaton vett moláris fajhő ennek a hőmérséklet szerinti deriváltja:
(7.2)
Magas hőmérsékleten (T»E) az exponenciálist tartalmazó tört (T/E)-hez, s így maga a fajhő pedig 3NAkB-hoz tart, tehát visszakapjuk a Dulong-Petit törvényt.
Alacsony hőmérsékleten viszont, amikor T<E, más szóval kBT<hf, vagyis amikor a termikus energia kisebbé válik az energia adagosságánál, tehát a harmonikus oszcillátor szabadsági fokai kezdenek „befagyni”, a fajhő lecsökken és T0 esetén
, (7.3)
vagyis a moláris hőkapacitás exponenciálisan tart nullához (a 7.1 ábra „Einstein” feliratú része).
A fajhő alacsony hőmérsékleten való lecsökkenését az Einstein-féle modell jól értelmezi, mindazonáltal a (7.3) képlet nem írja le pontosan ezt a csökkenést. A kísérletek szerint a fajhő T0 esetén az exponenciálisnál gyengébben tart nullához (a 7.1 ábra „kísérlet” feliratú része). Ennek oka – amint arra 1912-ben Peter Joseph Wilhelm DEBYE [döbáj] (holland fizikus; 1884-1966; Nobel-díj 1936-ban) rámutatott– egyszerűen az, hogy az egyes atomok nem egymástól függetlenül rezegnek az egyensúlyi helyzetük körül, hanem az egyik rezgése „maga után húzza” a többi atomot is. A kollektív rezgések a csatolt oszcillátoroknál megtanult módon (lásd … fejezet) kezelhetők. Az egyes független harmonikus normálmódusok (a kontinuum közelítésben síkhullámok) frekvenciája különböző: nulla és egy maximális frekvencia, az ún. Debye-frekvencia között oszlik el. Az utóbbi a lehető legkisebb hullámhosszúságú síkhullám frekvenciája, vagyis egy olyan síkhullámé, amikor a szomszédos atomok ellenkező fázisban rezegnek. Például vasra az fD Debye-frekvencia kb. 10213 Hz, ennél magasabb frekvenciájú rugalmas rezgések a vasban nem tudnak kialakulni. Az ennek megfelelő D=hfD/kB ún. Debye-hőmérséklet 420 K. (Összehasonlításul: a puha ólomra ez csupán D=88 K, a merev gyémántra viszont D=1860 K.) A hőmérséklet csökkentésével a csatolt rezgések közül először csak a legnagyobb frekvenciájúaknak kezd megszűnni a járuléka a belső energiához s így a fajhőhöz. Az egyre kisebb frekvenciájú, tehát kisebb adagosságú módusok egyre alacsonyabb hőmérsékleten „fagynak be”. Ennek figyelembevételével kvantitatívan is helyesen leírható az egyes anyagokra a fajhőnek az Einstein-féle modellnél gyengébb csökkenése.
8. § A mágneses tér hatása a színképvonalakra: Zeeman-effektus
1. Az atomi színképvonalak felhasadása mágneses tér hatására
A vonalas színképek tanulmányozása nagyon sok hasznos információval szolgált. Segítségével a kémiai elemek optikai úton azonosíthatóvá váltak, sőt a színképelemzés még új elemek – mint a hélium – felfedezését is lehetővé tette. A XIX. század végétől a diszkrét színképvonalak egyre finomabb részleteit kezdték vizsgálni. Pieter ZEEMAN (holland fizikus; 1865-1943; Nobel-díj 1902-ben) például 1896-ban megállapította, hogy a spektrumvonalak mágneses mezőben felhasadnak, ezt azóta Zeeman-felhasadásnak hívjuk.
A Zeeman-effektusnak a puszta ténye, vagyis a diszkrét színképvonalaknak mágneses tér hatására történő megváltozása kísérletileg egyszerűen demonstrálható. Világítsunk át ugyanis egy mágnespofák közé helyezett gyertyalángot nátriumgőz-lámpával (a fényfolt mérete legyen nagyobb a lángnál)! A mágneses tér kezdetben még nincs bekapcsolva. Ha a lángba konyhasót (NaCl) szórunk, a gyertya mögé helyezett ernyőn megjelenik a (sárgára változó) láng fekete képe. Ha bekapcsoljuk a mágneses teret, akkor a láng árnyéka kivilágosodik. A magyarázat kézenfekvő (egyszerű?). Mágneses mező nélkül ún. rezonancia abszorpcióról van szó: a lángban lévő nátriumatomok abszorpciós spektruma pontosan megegyezik a nátriumgőz emissziós spektrumával. Mágneses tér hatására azonban – ha csak nagyon csekély mértékben is, de – megváltozik a nátrium színképe. Ez a kis változás már elegendő, hogy megszűnjön a rezonancia, a mágneses térben lévő Na-atomok többé nem tudják elnyelni a nátriumgőz-lámpa fényét.
A pontos mérés pl. a 8.1 ábrán látható berendezéssel történhet. A minta (pl. Cd-, Hg-, Na-, Rb-spektrál-lámpa) homogén B mágneses mezőben helyezkedik el, egy elektromágnes pólusai között. A színképvonalak felhasadását az alkalmazott mágneses tér nagyságának függvényében lehet tanulmányozni. A felhasadt vonalak száma és polarizációja a megfigyelés irányától is függ. A mágneses térre merőleges irányból vizsgálva (transzverzális megfigyelés) mindig több vonal látszik, mint a B-vel párhuzamos irányból (longitudinális megfigyelés). A longitudinális irányból észlelt vonalak cirkulárisan polarizáltak (σ-komponensek). A transzverzális irányból szintén észlelhetők ugyanezek a σ-komponensek, a B-re (és természetesen a megfigyelés irányára is) merőleges lineáris polarizációval. Ezeken felül azonban még egy (esetleg több) a B-vel párhuzamosan lineárisan polarizált vonal is észlelhető (π-komponens(ek)).
A színképvonalak Zeeman-felhasadása a mágneses tér erősségével arányos, azonban még 1 T mágneses térben is olyan kicsi (mindössze 0,01 nm nagyságrendű – ez a Na két D-vonala közti távolságnak csupán néhány százaléka!), hogy megfigyeléséhez igen nagy felbontású spektroszkópiai módszer (rácsos spektrométer, vagy Fabry-Perot-interferométer – lásd …? rész) szükséges.
Hagyományból megkülönböztetünk normális- ill. anomális Zeeman-effektust, sőt idetartozik, hogy nagyon erős mágneses térben a Zeeman-effektus átmegy az ún. Paschen-Back-effektusba. Ezekről a következő pontokban lesz szó, hangsúlyozva, hogy csak a kísérleti tényeket foglaljuk össze, rövid kvalitatív magyarázattal. A kvantitatív értelmezésre a … paragrafusban térünk ki.
2. Normális Zeeman-effektus
Az esetek egy részében – például a Cd 643,85 nm-es piros, vagy a Hg 546,07 nm-es zöld vonalára – a spektrumvonalnak a mágneses tér hatására történő felhasadása nagyon egyszerű: összesen 3 részre hasad föl. Az eredeti f0 frekvenciájú vonal (a csak transzverzális megfigyeléssel észlelhető π-komponens) mellett két új vonal (a mind transzverzálisan mind longitudinálisan megfigyelhető σ-komponens) is megjelenik (8.2 ábra.) A két új vonal f0±δfnZ frekvenciáknál jelenik meg, ahol δfnZ arányos B-vel, és az arányossági tényező ezekben az esetekben független az anyagi minőségtől.
Az effektus fölfedezése után röviddel Hendrik Antoon LORENTZ holland fizikusnak (1853-1928; Nobel-díj 1902-ben) sikerült a klasszikus elektrodinamika alapján értelmeznie ezt a fajta felhasadást. (A Nobel-díjat Zeeman és Lorentz közösen kapták a Zeeman-effektusra vonatkozó eredményeikre.) Lorentz megvizsgálta hogyan befolyásolja a B mágneses tér egy e töltésű és me tömegű olyan elektron mozgását, amely mágneses mező nélkül a tér bármely irányában f0 frekvenciájú harmonikus oszcillátorként viselkedik (ez megfelel az atom ún. Thomson-modelljének, lásd … paragrafus). Az ev x B Lorentz-erő nem befolyásolja az elektron mozgását a B-vel párhuzamos irányban, az elektron ebben az irányban továbbra is f0 frekvenciával rezeg. Az erre merőleges síkban végzett rezgés egy „jobbra” és egy „balra” történő körmozgás eredője. Könnyen megmutatható, hogy a Lorentz-erő következtében a két „cirkuláció” körfrekvenciája különbözővé válik: 2π·f0±ωL, ahol az ún. Larmor-frekvencia (ez valójában csak akkor egzakt, ha ωL « 2π·f0, vagyis a frekvencia relatív megváltozása kicsi, de ez a kísérleti körülmények között bőven teljesül). A gyorsuló elektron ezek után háromféle frekvenciával sugároz: az eredeti f0 mellett megjelenik egy ettől δfnZ ≡ ωL/2π–vel nagyobb illetve kisebb frekvenciájú komponens is. Az elektron töltését illetve tömegét ωL-be behelyettesítve ez pontosan visszaadja a kísérleti eredményeket, s egyúttal a polarizációs viszonyok is teljesen érthetővé válnak. A 3 vonalból álló, klasszikusan is megmagyarázható felhasadást hívjuk normális Zeeman-effektusnak.
Feladat : Mekkora a normális Zeeman-felhasadás B=1T erősségű (indukciójú) mágneses mezőben? (Válasz: δfnZ ≡ ωL/2π = 1,4·1010 Hz = 0,465 cm-1)
Az ωL Larmor-frekvencia jelentését érdemes másképpen is megvilágítani. A Bohr-modell az atomban kötött elektront úgy kezeli, mint ami körpályán egyenletesen „kering” az atommag körül (lásd … paragrafus). Az elektronnak a pályamozgásból származóan a körpálya síkjára merőleges irányú Lp ún. pálya-impulzusmomentuma van. Ugyanakkor, a mozgó elektromos töltéshez, mint köráramhoz μp pályamágneses momentum is tartozik, ami szintén merőleges a körpálya síkjára (a negatív töltés miatt ellenkező irányban). A Fizika II. kötet (44.10?) képlete értelmében írható, hogy
, (8.1)
ahol az elektron ún. (klasszikus) giromágneses tényezője. Mágneses térben a keringő elektronra forgatónyomaték hat, ami (8.1) miatt merőleges a perdületre. Ennek következtében az elektron mágneses momentuma (és vele együtt a pályaperdülete) körfrekvenciával precesszálni fog egy kúppalást mentén a mágneses indukcióvektor körül – ezt hívjuk (klasszikus) Larmor-precessziónak. [Joseph LARMOR (1857-1942) ír fizikus.] (A precesszióról általában lásd a … kötet … fejezetét.)
3. Anomális Zeeman-effektus
Az esetek nagyobb részében a spektrumvonalak több mint 3 vonalra hasadnak föl a mágneses tér hatására. Ráadásul a fölhasadt vonalak száma ilyenkor páros, szimmetrikusan az eredeti f0 frekvenciájú vonalra, úgy, hogy maga az f0 semmilyen polarizációval mérve nem szerepel a spektrumban. Mindezt már nem lehet a Lorentz-féle klasszikus magyarázattal értelmezni, ezért – hagyományból – anomális Zeeman-effektusnak hívjuk — annak ellenére, hogy valójában ez a tipikus eset. Jól ismert példa a nátrium D-vonal-dublettjének fölhasadása (nem túl erős) mágneses térben, amit a 8.3 ábra mutat. A D1 komponens (589,59 nm) négy részre hasad úgy, hogy a belső vonalak távolsága kétszerese a külső vonalak távolságának. Ugyanakkor a D2 komponens (588,99 nm) hat egyenlőközű vonalra hasad föl. Az anomális Zeeman-felhasadásnál a szomszédos vonalak frekvenciájának különbsége arányos ugyan B-vel, azonban nem egyenlő ωL/2π–vel, hanem a tapasztalat szerint annak olyan racionális számszorosa, ami két kis egész szám hányadosával (a Na D2-vonalánál pl. 2/3-dal) egyezik meg.
|