Магнитный момент атома по порядку величины дается бо- ровским магнетоном: /i ~ еН/тс. Эта оценка отличается множи- телем а от порядка величины электрического дипольного момен- та: d ~ еа ~ Н2/(те) (поскольку и v/c ~ а, то \i ~ dv/c, как и 71, L а Ъ с п', Т.-Л ' § 50 ИЗЛУЧЕНИЕ АТОМОВ. МАГНИТНЫЙ ТИП 217 следовало ожидать). Отсюда следует, что вероятность магнитно- го дипольного (Ml) излучения атомом примерно в о? раз меньше вероятности электрического дипольного излучения (той же ча- стоты). Поэтому магнитное излучение фактически играет роль лишь для переходов, запрещенных правилами отбора электриче- ского случая. Что касается электрического квадрупольного (Е2) излуче- ния, то отношение его вероятности к вероятности М1-излучения по порядку величины равно Е2 (еа2Jии2/с2 а4т2ии2 (АЕ\2 /СП1ч ~ — ~ ~ EU.1) Ml ^ И? \ Е J У J (квадрупольный момент ~ еа2, Е ~ In?/та?—энергия атома, АЕ — изменение энергии при переходе). Мы видим, что для сред- них атомных частот (т. е. при АЕ ~ Е) вероятности Е2- и М1-из- лучений имеют одинаковый порядок величины (при условии, ра- зумеется, что то и другое разрешено правилами отбора). Если же АЕ <С Е (например, для переходов между компонентами тонкой структуры одного и того же терма), то 7\/fl-излучение более ве- роятно, чем ?72-излучение. Магнитные дипольные переходы подчинены строгим прави- лам отбора \Jf - J\ ^ 1 ^ J + J', E0.2) РР1 = 1. E0.3) В случае LaS-связи возникают дополнительные правила отбо- ра, даже еще более ограничительные, чем в электрическом слу- чае. Последнее обстоятельство связано со специфическим свойс- твом магнитного момента атома, возникающим в результате оди- наковости всех частиц в системе (электроны). Именно, оператор магнитного момента атома выражается через операторы его пол- ных орбитального и спинового моментов: ? = -/iO(L + 2S) = -/iO(J + S), E0.4) где /io = |e\H/Bmc) —магнетон Бора (см. III, § 113). Ввиду со- хранения полного момента оператор J вообще не имеет недиа- гональных по энергии матричных элементов; так что в теории излучения достаточно писать д = / ) При пренебрежении спин-орбитальным взаимодействием каждый из моментов L и S сохраняется по отдельности. Поэтому Исключение представляют случаи, когда электронный момент атома J не сохраняется: при учете сверхтонкой структуры, в присутствии внешнего поля и т. п. (см. задачи). 218 ИЗЛУЧЕНИЕ ГЛ. V оператор спина диагоналей по всем квантовым числам nSL, ха- рактеризующим нерасщепленный терм. Для того чтобы вообще имел место какой-либо переход, должно, следовательно, непре- менно измениться число J. Таким образом, имеем правила отбора: п' = щ S' = S, L' = L, J'-J = ±l, E0.5) т. е. переходы возможны лишь между компонентами тонкой структуры одного и того же терма. Вычисление вероятности излучения в этом случае может быть произведено до конца. Изменив соответствующим образом обозначения в формуле D9.10), найдем Входящий сюда приведенный матричный элемент спина по от- ношению к собственным функциям его самого дается формулой (S\\S\\S) = y/S(S+l)BS + l) E0.6) (см. III, B9.13)). Нужный нам б^'-символ равен (S J-l L\2 _ (L + S + J + 1)(L + S - J + 1)(L - S + J)(S -L + J) \J S 1i ~ 5B5 + l)B5 + 2)BJ -1JJBJ + 1) E0.7) (см. таблицу в III, § 108). В результате получим w(nLSJ -> nLS, J - 1) = ^^w(nLS, J - 1 -)¦ nLSJ) = x (J + L-S). E0.8) Переходы между компонентами сверхтонкой структуры од- ного и того же уровня (их частоты лежат в радиоволновой обла- сти) вообще не могут происходить как электрически-дипольные, поскольку все эти компоненты обладают одинаковой четностью. Без изменения четности происходят переходы Е2 и Ml. Но ввиду очень малой величины интервалов сверхтонкой структуры полу- чение Е2 маловероятно по сравнению с Ml (ср. E0.1)), так что указанные переходы осуществляются как магнитно-дипольные.
Ви переглядаєте статтю (реферат): «Излучение атомов. Магнитный тип» з дисципліни «Теоретична фізика у 10 томах»
Исключение представляют случаи, когда электронный момент атома J 