 W’k  0 dla stanów z określoną parzystością !

Prezentacja na temat: " W’k  0 dla stanów z określoną parzystością !"— Zapis prezentacji:

1  W’k  0 dla stanów z określoną parzystością !
Efekt Starka: Nobel 1919 1 poprawka do en. stanu |k =|J, mJ ,  liniowy ef. Starka  W’k  0 dla stanów z określoną parzystością ! Ale! Gdy degeneracja przypadkowa – nieokreślona parzystość  liniowy efekt Starka możliwy jest w atomie H Parzystość: Wojciech Gawlik - Wstęp do Fizyki Atomowej, 2008/09. wykład 8

2 106 V/cm 105 V/cm  Np. dla wodoru:
2 poprawka: 106 V/cm 105 V/cm kwadratowy ef. Starka  – –  E = (R ’J – T ’J mJ2) Ez2 Np. dla wodoru: stan podst. n=1, l=0 (brak degeneracji)  możliwy tylko efekt kwadratowy dla n  2, (degeneracja ze wzgl. na l)  efekt liniowy 2 2S , 2 2P ml: E=0 1/2 E  0 (zaniedb. spin el.): Wojciech Gawlik - Wstęp do Fizyki Atomowej, 2008/09. wykład 8

3 Przykłady: 3 2P3/2 3 2P1/2  3 2S1/2  E=0 E  0 mJ
D1 D2  3,6 GHz 2,9 GHz 1,5 GHz E  0 3/2 1/2 1/2 mJ 250kV/cm: 1. Kwadratowy efekt Starka: atom 23Na, linie D1 D2 (589 i 589,6 nm)  E = (R ’J – T ’J mJ2) Ez2 2. Efekt Starka w atomie wodoru: stan podst. n=1, l=0 (brak degeneracji)  możliwy tylko efekt kwadratowy dla n  2, (degeneracja ze wzgl. na l)  efekt liniowy 2 2S , 2 2P E=0 1/2 ml: E  0 w silnym polu (zaniedb. spin el.): w b. słabym polu: 2 2S1/2 , 2 2P1/2 2 2P3/2 E=0 E  0 1/2 1/2, 3/2 mJ: @100 kV/cm, E = 360 GHz ! por. z at. Na  n=2 Wojciech Gawlik - Wstęp do Fizyki Atomowej, 2008/09. wykład 8

4 Podsum. rzędy wielkości:
oddział. z zewn. polami (B, E) mF , mJ , m = mL + mS mJ + mI Wext H0 n HES n, l n, S, L HLS J - str. subtelna - str. nadsubtelna HIJ F + przesunięcie izotopowe a) defekt kwantowy b) przybliżenie pola centralnego + poprawka (całka kulomb. i całka wymiany) ef. relatywist. Wojciech Gawlik - Wstęp do Fizyki Atomowej, 2008/09. wykład 8

5 kwestia zdolności rozdzielczej !!!
Przykłady widmo wodoru seria Balmera  n=2  H = 656,3 nm kwestia zdolności rozdzielczej !!! Wojciech Gawlik - Wstęp do Fizyki Atomowej, 2008/09. wykład 8

6 Cząsteczka = związany układ atomów (kilka jąder + elektrony)
stopnie swobody: translacja rotacje oscylacje en. elektronów zewn. stopnie swobody – en. kinet./temp., ekwipartycja: (½kBT)/stopień swobody   układy związane - kwantowanie Struktura rotacyjna na ogół 3 stopnie swobody, dla linowych 2 stopnie, str. rotacyjna – widoczna wyłącznie w fazie gazowej J – rotacyjna liczba kwant. J=0, 1, ... Zakł. cząsteczki 2-atomowe, sztywny rotator: klas.: kwant.: m m2 r1 r2 R E = EJ+1 – EJ = 2B’ (J+1) B’ = stała rotacyjna  J= 3 2B’ 2B’ 2B’   pomiar B’ i R  0,1 nm (dla cz. wieloatom. – różne stałe B’) Wojciech Gawlik - Wstęp do Fizyki Atomowej, 2008/09. wykład 8

7 Struktura oscylacyjna
- również w fazie skondens. i gazowej potencjał oscylatora harmonicznego: U = ½ f q2  = 0, 1, 2, (oscylacyjna liczba kwant.) równoodległe poziomy oscylacyjne gdy F  – fq , x – współcz. anharmoniczności poziomy oscyl. się zagęszczają dysocjacja cząsteczki z widm oscyl.  stałe siłowe molekuł, współcz. anharm  oddz. atomów w cząsteczce Wojciech Gawlik - Wstęp do Fizyki Atomowej, 2008/09. wykład 8

8 Widma oscylacyjno-rotacyjne
gałąź P R J= –1 J=+1 J’  J  = 0  = 1 J= –1 J=+1 dla molekuł wieloatom. możliwa też gałąź Q (J=0) bardzo intensywna - suma wielu linii Wojciech Gawlik - Wstęp do Fizyki Atomowej, 2008/09. wykład 8

9 Struktura widm oscylacyjno-rotacyjnych
przejścia z tą samą stałą rotacyjną B’ w ramach stanu oscyl. (ten sam stan elektronowy) J’= 3 J = 3  = 0  = 1 0  2B’ 2B’ B’ 2B’ J 0 J= –1 J=+1 różne stałe B w różnych stanach  (B’  B”): gałąź R (J=+1) gałąź P (J=–1) J R  J R Q P Q B’ < B” P B” < B’ wykresy Fortrata  głowica pasma oscylacyjno-rot. Wojciech Gawlik - Wstęp do Fizyki Atomowej, 2008/09. wykład 8

10 Struktura elektronowa
kwantyzacja en. elektronów w polu jąder – kwestia symetrii (niesferyczna!)  ważne składowe krętów wzdłuż osi symetrii - L  zależność en. elektronowych poziomów atomowych od odl. międzyatomowych: poziomy energetyczne → krzywe potencjalne  RAB [nm] Np.: cząsteczka 2-atom.a C2: Ej [eV] C(1D)+C(1S) C(3P)+C(1S) C(1D)+C(1D) C(3P)+C(1D) C(3P)+C(3P) Zasada Borna – Oppenheimera: elektrony nadążają za jądrami - stany el. zależą od odległości jąder ale nie od ich ruchu Zasada Francka – Condona: zmiany stanów elektronów znacznie szybsze od przemieszczeń jąder RAB Max. amplituda funkcji fal. i max. prawdopodob. przejścia jest w punktach zwrotnych oscylacji Wojciech Gawlik - Wstęp do Fizyki Atomowej, 2008/09. wykład 8

11 widma elektron. – na ogół złożone struktury el.-osc.-rot. – pasma el.-osc. ’=3 2 1 = 3 • • • AlO  zdolności rozdzielcza! E0 E1  BeI  odpowiednia zdolność rozdz. (spektroskopia laserowa) umożliwia pomiar oscyl. f. falowej: J. Koperski & M. Strojecki (ZOA)  Wojciech Gawlik - Wstęp do Fizyki Atomowej, 2008/09. wykład 8

12 Wojciech Gawlik - Wstęp do Fizyki Atomowej, 2008/09. wykład 8

13 Oddz. atomów z promieniowaniem EM
Pole EM - potencjały: A(r, t) i V(r) Zał. - fala płaska propagująca wzdłuż 0y i spolaryzowana wzdłuż 0z: cząstka o ładunku q w polu H    W(t)     Wyjątki: atomy rydbergowskie (duże n), X,  Wojciech Gawlik - Wstęp do Fizyki Atomowej, 2008/09. wykład 8

14 Przybliżenie dipolowe
gdy można stos. przybliżenie (  ) oraz W2 =0, czyli Pole może indukować przejścia mdzy poz. i-f jeśli f|W|i 0 gdy czyli f |pz| i=im f |z| i (jak klasyczne oddz. dipolowe)  Wojciech Gawlik - Wstęp do Fizyki Atomowej, 2008/09. wykład 8