Лабораторная работа 8(квантовая физика). Отчёт по лабораторной работе 8

• Название: Отчёт по лабораторной работе 8
• Дата: 12.10.2022
• Размер: 73 Kb.
• Имя файла: Лабораторная работа 8(квантовая физика).doc
• Тип: Исследование; #729386

Министерство образования Российской Федерации

Санкт-Петербургский государственный электротехнический университет.


Кафедра Физики.

Отчёт по лабораторной работе № 8.

Выполнил: Комиссаров С.С. гр. 9221

2001 г.
Исследование электронного парамагнитного резонанса в слабом магнитном поле.
Цель работы:

Исследование индуцированных квантовых переходов между зеемановскими уровнями не спаренного электрона в слабом магнитном поле, определение магнитного момента атома и времени жизни атома в возбужденном состоянии.
Приборы и материалы:

Установка для возбуждения квантовых переходов между зеемановскими уровнями электронов - упрощенный спектрометр электронного парамагнитного резонанса.
Общие сведения.
Электроны обладают собственным (спиновым) моментом импульса L_S = h и собственным магнитным дипольным моментом _s= –(eh/m_e) (1).

_s = 2_Б , е - элементарный заряд m_e - масса покоя электрона, S - спиновое квантовое число.

е h/(2m_e) = _Б  _Б = 0.927 10^-23 А м².

Магнетон Бора - элементарный магнитный дипольный момент. Знак минус в формуле (1) указывает на то, что направления магнитного и механического спиновых моментов вследствие отрицательности заряда электрона противоположны.

Проекции механического и магнитного спиновых моментов на заданное направление могут принимать в соответствии с общими принципами квантовой механики только дискретные значения

L_sz = hm_s; _sz = – (eh/m_e)m_s = –2 _Бm_s (2)

m_s - спиновое магнитное квантовое число m_s = –S; –S + 1;

Для электрона S = 1/2 поэтому числа m_s могут принимать только два значения m_s = 1/2 в соответствии с (2):

L_zs =  h/2; _zs = _Б.

Отношение полного спинового магнитного момента электрона к его полному моменту импульса.

_s = (_s/L_s) = (_zs/L_zs) = –e/m_e - спиновое магнитомеханическое отношение.
В атоме электрон может обладать также орбитальным механическим моментом L_l и магнитным моментами; полные значения этих моментов характеризуются орбитальным азимутальным квантовым числом l: . Проекции этих моментов на заданное направление, как и в случае спиновых моментов, могут быть только квантованными: , где m_l – орбитальное магнитное квантовое число…

Исследуемые закономерности.
Между зеемановкими подуровнями возможны самопроизвольные и вынужденные переходы с правилом отбора дельтаmJ=+-1. Самопроизвольные переходы происходят только в одном направлении – с более высоких уровней на низшие. Вынужденные переходы возможны только под действием внешнего источника энергии, например под действием внешнего электромагнитного поля. Энергия квантов поля должна совпадать с энергетическим зазором между соседними зеемановскими подуровнями: .
Вынужденные переходы в отличие от спонтанных равновероятны в обоих направлениях. Вероятность w_m+1m = w_mm+1 = w. Вероятность w таких переходов пропорциональна плотности энергии электромагнитного поля. При переходе на более высокий уровень атом поглощает из поля квант энергии h. Наоборот, при переходе с высокого уровня на низший атом излучает фотон с энергией h. В большом ансамбле атомов, число электронов внизу N₁ и наверху N₂ неодинаково, обычно нижний уровень более заселён электронами. Вследствие чего переходов с поглощением фотонов больше чем с излучением. Значит при выполнении условия равенства энергии квантов зазору между подуровнями из электромагнитного поля будет поглощаться энергия. Этот эффект носит название электронного парамагнитного резонанса (ЭРП) .

Добиться ЭРП можно 2-мя способами: можно подбирать частоту квантов при заданной индукции поля, либо менять индукцию поля при неизменной частоте квантов. Резонансные значения часты и индукции поля соответственно равны: .

Поглощение энергии при ЭРП не носит характера узкого -образного импульса. Это есть следствие расщепления зеемановских подуровней в квазинепрерывные энергетические зоны. Ансамбль атомов способен поглощать в некотором диапазоне частот . Резонансная кривая имеет колоколообразный вид. Сопоставляя интервалу частот  некоторый интервал энергии Е=h/2, можно по соотношению Гейзенберга – Бора оценить время жизни атома в возбуждённом состоянии (на верхнем зеемановском подуровне) .

Обработка результатов.

1. 
   Значение силы тока в единицах магнитной индукции.
   

I,А	0,65	0,6	0,55	0,5	0,45	0,4	0,35	0,3	0,25
B,мТл	1,193	1,101	1,009	0,918	0,826	0,734	0,642	0,551	0,459

2. 
   Эффективный магнитный момент молекулы ДФПГ
   

, кГц	32346	30087	27152	24902	22561	19389	16774	13483	12188
B, мТл	1,193	1,101	1,009	0,918	0,826	0,734	0,642	0,551	0,459
эфф 10-23	1,797	1,811	1,783	1,798	1,810	1,750	1,731	1,623	1,760

Среднее выборочное = 1,762 10^-23 А м²

СКО = 0,019 10^-23

Доверительный интервал _эфф = 0,04 10^-23 N=9, p=95%

3. 
   Расчёт значения фактора Ланде
   

, получаем среднее значение фактора Ланде g = 1,9  2.

4. 
   Энергетическая ширина линии резонансного поглощения
   

, , тогда Дж

Время жизни молекулы ДФПГ в возбуждённом состоянии можно оценить по соотношению Гейзенберга-Бора , тогда  = 0,33мкс.

5. 
   Графики зависимости резонансной частоты от индукции поля приведены на отдельном листе.
   

Сверху график для прямого включения. Тонкой линией построены теоретические значения.

В результате экстраполяции были получены следующие значения:

мкТл, мкТл, для сравнения, горизонтальная составляющая индукции магнитного поля земли составляет B_Г=10мкТл.

Выводы.

Согласно проведённым расчётам, эффективный магнитный момент молекулы ДФПГ

_эфф =(1,760,04)10^-23А м² .

Фактор Ланде g=2, что соответствует спиновой природе магнитного момента ДФПГ.

График зависимости резонансной частоты от индукции поля хорошо согласуется с теоретической формулой.