Obraz
2 (152)

(**•**)

W tym równaniu czynnik g_t z równania J^6) zastąpiono czynnikiem gj, ponieważ rozważamy całkowity moment pędu.

W ten sposób zostaje usunięta (2/+ l)-krotna, związana z kierunkiem, degeneracja przestrzenna, a stan energetyczny ulega rozszczepieniu na 2j+1 składowych równooddalonych od siebie. Odstęp między dwiema składowymi o Arrtj = 1 wynosi

A E = gjii_BB₀.

Jeżeli pominiemy spin i uwzględnimy jedynie magnetyzm orbitalny (tzn. normalne zjawisko Zeemana), to gj przybierze wartość 1 i otrzymamy

8v =

1 e

A--^B°

4n m₀

(13.13)

A zatem otrzymujemy rozszczepienie równe co do wartości rozszczepieniu wyznaczonemu w teorii klasycznej. Dla przejść optycznych musimy wprowadzić regułę wyboru

Antj = 0, +1.

W ten sposób również w teorii kwantowej otrzymujemy zawsze trzy linie — zwykły tryplet Zeemana.

Na rysunku 13.10 jako przykład przedstawiono schemat rozszczepienia dla linii kadmu. Musimy podkreślić, że orbitalny moment pędu dla stanów w atomie Cd składa się z orbitalnego momentu pędu dwóch elektronów, a więc jest on oznaczany za pomocą dużej litery L. Spiny tych dwóch elektronów są antyrównoległe, a zatem znoszą się nawzajem, dając całkowity spin 5 = 0. Przejścia między składowymi różnych stanów (np. ‘P, lub ‘Di na rys. 13.10) o takiej samej różnicy Amj mają takie same energie. W każdym przypadku dostajemy takie samo rozszczepienie, ponieważ mamy do czynienia z samym magnetyzmem orbitalnym [patrz omówienie czynnika Landćgo w p. 13.3.5, zwłaszcza równanie (13.18)]. Linia nie przesunięta

L-2.

Rys. 13.10. Normalne zjawisko Zeemana. Rozszczepienie linii A = 6438 A w obojętnym elektrycznie atomie kadmu (Cd), czyli przejścia 'P*—'D,. na trzy składowe. Przejścia, dla których Am, = 0, nazywamy przejściami *; te, dla których Am, = ±1. to przejścia a. Liczbę kwantową J oznaczono duża literą, ponieważ atom zawiera kilka elektronów (por. rozdz. 17). W tym przykładzie S = 0 i J m L; jest to przypadek magnetyzmu czysto orbitalnego

246