Efecto Paschen-Back

El efecto Paschen-Back consiste en el hecho de que en campos magnéticos intensos, el desdoblamiento complejo de Zeeman se vuelve simple. [1] Descubierto por Friedrich Paschen y Ernst Back en 1912 .

El efecto Paschen-Back ocurre cuando la fuerza del campo magnético H excede el valor en el que la división de los niveles de energía (donde está el magnetón de Bohr ) se vuelve mayor que la división de la estructura fina . En este caso, el campo magnético destruye la conexión entre los momentos orbital ( ) y de espín ( ). Cuando , los efectos Paschen-Back y Zeeman son equivalentes. ${\ estilo de visualización \ Delta E = \ mu _ {B} H}$ ${\ estilo de visualización \ mu _ {B}}$ ${\vec L}$ ${\ estilo de visualización {\ vec {S}}}$ $s=0$

En condiciones de violación de la interacción espín-órbita por un campo magnético externo, la suposición es válida . Esto facilita la estimación de los valores promedio esperados de y en el estado . Las energías se expresan como ${\ estilo de visualización [H_{0}, S] = 0}$ ${\ Displaystyle L_ {z}}$ ${\ Displaystyle S_ {z}}$ ${\ estilo de visualización | \ psi \ ángulo}$

E_{z}=\langle \psi |\left(H_{0}+{\frac {B_{z}\mu_{B}}{\hbar }}(L_{z}+g_{s }S_{z})\right)|\psi \rangle =E_{0}+B_{z}\mu _{B}(m_{l}+g_{s}m_{s}).

A pesar de que la interacción LS es interrumpida por un campo magnético externo, los números cuánticos correspondientes a las proyecciones de los momentos magnéticos y de espín en el eje magnético siguen siendo números cuánticos "buenos". Junto con las reglas de selección para transiciones de dipolos eléctricos, es decir , esto permite ignorar por completo el grado de libertad de espín. Como resultado, solo quedan visibles tres líneas espectrales en el espectro, lo que corresponde a la regla de selección del dipolo . El desdoblamiento no depende de las energías y configuraciones electrónicas consideradas. En el caso general (cuando ), estos tres componentes son en realidad grupos de líneas debido a la interacción espín-órbita residual. $m_{l}$ $milisegundo}$ $\Delta s=0,\Delta m_{s}=0,\Delta l=\pm 1,\Delta m_{l}=0,\pm 1$ ${\ estilo de visualización \ Delta m_ {l} = 0, \ pm 1}$ ${\displaystyle \Delta E=B\mu _{B}\Delta m_{l))$ $s\neq 0$

En el caso general, además de la interacción espín-órbita, también es necesario tener en cuenta las correcciones relativistas, que tienen el mismo orden de magnitud ( fine splitting ). La teoría de la perturbación de primer orden con estas correcciones para el átomo de hidrógeno en el límite de Paschen-Back da [2]

E_{z+fs}=E_{z}+{\frac {\alpha ^{2}}{2n^{3}}}\left[{\frac {3}{4n}}-\left ({\frac {l(l+1)-m_{l}m_{s}}{l(l+1/2)(l+1)))\derecha)\derecha],

donde α es la constante de estructura fina , n es el número cuántico principal y l es el número cuántico orbital .

Notas

↑ Pashen - Efecto del tanque - artículo de la Gran Enciclopedia Soviética .
↑ Griffiths, David J. Introducción a la mecánica cuántica (neopr.) . — 2do. - Prentice Hall , 2004. - Pág. 247. - ISBN 0-13-111892-7 .

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