微波方法下的氢原子精细结构.docVIP

微波方法下的氢原子精细结构 根据Dirac库伦场中由于相对论下质量速度关系和自旋轨道耦合产生的电子移动的波动方程，氢原子光谱具有精细结构。Dirac给出的能级的精细结构理论是其最伟大的贡献。。然而，实验员试图通过Balmer线系研究来得到能级精细结构的具体细节，Belmer线受到线系的Doppler影响，且这种影响可比与低态或n=2态的细小分裂。不同光谱工作者已经改变理论和结果间的8%的矛盾。更多精确信息提供了 正确的相对论波动方程形式的检验，以及由于辐射场中的原子耦合、电子和光子间的非库伦相互作用的本质引起的线移（line shifts）. 2p1/2和2p3/2态间的分裂波数是0.365cm，对应着2.74cm波长。3厘米波长的微波技术使氢原子的n=2精细结构态研究有了新的工具。这表明，探测气体离解后激发态氢原子的射频辐射吸收是很难的，以因为小分布和电子导致的高背景吸收（the high background absorption）.相反，依据2S1/2态的显著性质我们找到了新方法：依据Dirac理论，2s1/2的能量对应着2p1/2能量对应。2S态的外场中是次能级，即2s态衰变到基态是受选择定则禁止的。BreltTeller的计算值展现了寿命为1/7秒的双量子辐射，即最可能的衰变机制。而非次能级2P态的寿命仅为1.6*10-9秒。在外场中由于Stark 效应混合了S态P态，其结合态迅速衰减，导致次能级分布大大减小。如果出于任何原因，2S1/2没有和2P1/2态对应，外场中态的易损性（volnerability）将会减少。这样的兼并态的移出可能源于理论的不足，或者是磁场中态的Zeeman分裂带来的。 简言之，所需要的实验准备如下： 在高温炉中热离解得到的氢分子，原子束从狭缝中出射垂直经过电子束。因此原子激发到次能级。次能级后飞出轰击区域，在金属靶后以电子出射的过程中俘获。电流用相应仪器收集检测。 如果次能级原子束遭受了任意扰动场,扰动场会使次能级转移到2p态上，原子将在移动很短的距离后辐射。结果，接收的光束电流将会减少，因为检测器对基态的原子没有反应。这样的转移可能由源和检测器间的静电场诱导的；也可能是射频辐射频率hv对应Zeeman成分2S1/2，和2p任意态间的能级不同而诱导的。这样的测量值提供了确定2S1/2态和P态位置、以及2P1/2和2P3/2间距的精确方法。 我们观察到10-14安培电流，用以描述次能级原子。并且也观察到强大的静电场的退场效应，对此所需的电压梯度依赖于磁场强度。 我们也观察到在各种磁场中2.4到18.5 cm微波波长导致了次能级束减少。在实验中，射频场的频率可以调整，由于射频场的阻碍作用，检测电流的变化会作为决定磁场强度的表征。图表1是典型的退场vs磁场的曲线。我们在图表2 中得到的点，是1000Mc/sec不同频率的共振磁场。理论上的Zeeman效应计算曲线是图中实线，而对比观测到的点，计算曲线下移了1000Mc/sec。 结果清楚地表明，和理论相反，但在Pasternack假设下，2S1/2 态高于2P1/2大约1000Mc/sec（波数为0，033，或者理解为约为9% 的自旋相对论双劈裂。较低频率的转变2S1/2 （m =1/2）到2P1/2（m=+-1/2）也可以观察到，与2S1/2态的shift一致。以目前的精度，我们还没有观测到Dirac理论和P能级双劈裂间的任何矛盾。（根据大多数对shift的理论解释，双劈裂不会影响到S态和P态的位置。）随着在敏感度上的修正，磁场是各向同性的；对于校正，人们希望确定S态位置和P1/2，3/2t态位置精确到10Mc/sec。因为这些频率和对双劈裂理论公式的假设，将使测量上精细结果的持续时间Rydberg频率达到0.1%。 通过方法的略微扩大，人们希望这些能够决定2S1/2态的超精细结构。所有这些测量值将在氦原子和类氢离子中得到重复。 论文给出了理论和实验方法的细节的列表，这将包含更新的更准确数据。 所描述的实验是在1947年量子机制建立会议上由国家科学学院发起的。 图表1。由于表征磁场作用的微波辐射的阻碍导致的检流计偏差的点图。磁场通过撞击箔片校正，并引发了一些误差，不过这些误差会随着利用更精细仪器而消除。曲线的线宽是由可能是以下原因引起的： 辐射线宽约为100Mc/sec; 2S 态的超精细劈裂约为88Mc/sec； 利用强度过大的辐射导致wings of lines 吸收增加； 磁场的各向异性； 没有观测到2S1/2 （m =-1/2）态的转移，但这个态的原子会因经历电场而猝灭，因为2P态Zeeman模型的更确切地兼并太。 Fig2。圈为各频率共振磁场的实验值。实线表示的是理论上期待的三种变化之一，Broken线是移位1000 Mc/sec得到的