ш
3
X
О
магн. взаимодействии, что чаще всего имеет место, орбитальные моменты отд. электронов М ц складываются в полный орбитальный момент ╧£ = !,╧ ц,
i
а их спиновые моменты Msi в полный спиновой мо-
мент Ms = 2Mji; затем сложение ML ц MS да╦т
( полный момент атома: MJ=M'L-\\-╧$, Уровни энер-
гии характеризуются значениями квантовых чисел L, 6' и У, определяющих величины соответствующих моментов. Квантовое число / сохраняет спой смысл и при др. схемах связи, когда в соответствии с величинами взаимодействий моменты следует складывать в др. последовательности [в частности, в случае //-связи M£i -{- 3lsl- = Mjh 2 Mji ~ Mj\\ этот случай имеет
i
место, когда магн. взаимодействия много больше электростатических], / определяет величину полного момента атома независимо от схемы связи, и для него имеет место правило отбора Д/ ≈ 0, _[_!.
При нормальной связи квантовое число S, определяющее величину полного спинового момента атома
*S, принимает целые значения 5 = 0, 1, 2, ..., если атом содержит ч╦тное число электронов, и полуцелые значения S = i/z, 3/2: ь/а» ∙∙∙' если атом содержит неч╦тное число электронов. Величина х 2S-f 1 определяет мулътиплетность уровней энергии атома и играет важную роль в систематике А. с.
Уровни энергии атомов принято обозначать (в случае
нормальной снязи) символами ≥Lj, где значения L = = 0, 1, 2, 3, 4, 5, ($, 1, ... указываются прописными буквами 5, Р, D, F, G, И, J, L, ... соответственно. Так, 3Л2 обозначает уровень с L ≈ 2, S = l (x = 25-f-+ 1 = 3) и 7 = 2; ^о ≈ уровень с i = 0, 5 = 0 (x-25-J-
≈ 1 = 0) и 7 = 0. Неч╦тные уровни (см. Ч╦тность уров-
ня) обозначают индексом ∙*, напр. 2Р?, (нечетный уро-
вень с L=l, 5 = 1/2, 7~г/а).
Для более подробной характеристики уровня перед
символом x£j указывают электронную конфигурацию (см. Атом), напр. для атома Не уровень ^^ возникающий из конфигурации Is 2s, обозначается как Is2s35! (Z=-0, 5 = sj | s2 = l, 7 ≈ 1). Для одноэлект-ронного атома полная запись будет пГ-Lj и сокращ╦нно пишут просто n'2Lj , напр, для осн. уровня атома водорода 1*54/, (п=Н, £ ≈ 0, 5 = 7 = L/2) вместо Is2i$v*.
Лит.: К о н л о н Е., Ш о р т л и Г., Теория атомных спектров, пер. с англ., М., 1949; Е л ь я ш е в и ч М. А., Атомная и молекулярная спектроскопия, М., 1962; Ф р и ш С. Э., Оптические спектры атомов, М. ≈ Лм 1963; С и О с л ь м а н И. И., Введение н теорию атомных спектров, L2 изд.], М., 1977; Progress in atomic spectroscopy, pt. A, B, N.Y., 1978≈79. М. А. Елъяшевич. АТОМНЫЕ СТОЛКНОВЕНИЯ ≈ см. Столкновения
154
АТОМНЫЙ ВЕС ≈ термин, употреблявшийся ранее вместо термина атомная масса.
АТОМНЫЙ ЗОНД ≈ микроанализатор с пространственным разрешенном порядка размера атома, представляющий собой полевой ионный микроскоп (ионный проек?пор) в сочетании с масс-спектрометром. Полевой ионный микроскоп визуализирует поверхность проводящего кристалла с атомным разрешением. Далее выбранный для исследования атом (или атомы) удаляется с поверхности, ионизуется за сч╦т полевого испарения или десорбции полем, а затем направляется в масс-спектрометр для идентификации, А. з. выявляет пе только массу, но и кратность анализируемого заряда. Существует неси. типов А. а.
Первый А. я. был построен 9. Мюллером (Е. W. МШ-1ег) с сотрудниками (1968). Это был узкоапертурньш А. з, с диализом ионов по времени прол╦та (т. н. в р е-мяпрол╦тный А. з.). В этом приборе экран полевого ионного микроскопа имеет небольшое зондо-вое отверстие, на к-рое с помощью механич, системы наводится изображение выбранного оператором анализируемого атома. Затем короткий высоковольтный
импульс напряжения КИМП1 складывающийся со стационарным напряжением 70, создающим изображение, производит полевое испарение (или десорбцию) атомов поверхности, и в т. ч. выбранного атома. Все образовавшиеся ионы с зарядом пе приобретают полную кине-тич. энергию «eFHCn=Me(F(l-j-FHMn) уже у самого острия полевого иоыниго микроскопа. После прохождения зондового отверстия в катоде ион с массой М движется с постоянной скоростью v= (2neVKCn/M) lz no дрейфовому пространству длиной I и регистрируется в конце дрейфа детектором. Время t прол╦та иона, зависящее от отношения массы к его заряду, определяется
как t=l/v=l/(2neVuCl}/M)1^. Отсюда идентифицируемое отношение массы к заряду: М/пе = 2УЛСП ttfi2. В дальнейшем времяпрол╦тный А, з. был усовершенствован: для увеличения яркости полевого ионного изображения стали использовать микрокапальпые электронно-ионные умножители. В пространстве дрейфа располагали тороидальную электростатич. систему, отклоняющую траектории ионов почти назад (на 163,2°) и фокусирующую затем ионы, возникшие на объекте с нек-рым разбросом скоростей, в групповые пакеты ионов одного сорта на при╦мной микроканальной пластине. Такой А. з. над╦жно обеспечивает масс-споктрометрич. разрешение &М/М = 1/1000 (на полувысоте пика). Этого достаточно для определения гидридных ионов и разл. изотопов любых элементов. Времянрол╦тный А. з. позволяет одновременно наблюдать полный спектр (любыо массы) от избранного участка объекта. Однако для обеспечения высокого масс-спсктромстрич. разрешения этого прибора необходим крайне короткий (~10 не) ионизирующий импульс с крутыми фронтами, что затрудняет применение нек-рьтх объектов исследования, напр, высокоомных полупроводников. Замена в А. з. времяпрол╦тного масс-спектрометра статическим магнитным (т.н. магнитный А. з.) сняла ж╦сткие требования к ионизирующему импульсу (в практике такой прибор может работать и в стационарном режиме). Тем самым стало возможным изучение полупровод-пиков. Магн. А. з. характеризуется высоким разрешенном по массам. Однако он пе позволяет в одном опыте просмотреть вес возможные массы, а требует настройки на опредсл. участок спектра.
Узкоапертурньш А. з. в состоянии анализировать одновременно лишь малую область объекта. Это ограничение снимает ш и р о к о у г о л ь н ы и время-прол╦тный А. з., в к-ром в качестве детектора поной используется вогнутая сферическая микроканальпая пластина, а остри╦-объект помещается в центр кривизны пластины. Все ионы, возникающие на исследуемой поверхности, проходят одинаковое расстояние до детектора, разделяясь во время дрейфа на пакеты в соответствии с отношением заряда к массе. Широкоугольный А. з. позволяет выявлять эффекты анизотропии и др. непредвиденные локальные эффекты.
Если ввести в электрич. цепи А. з. блоки, запирающие детектор и открывающие его лишь на краткий момент прихода ионов с заданным отношением пе/М, Э' также регулирующие время отпирания детектора, то можно выбирать сорт регистрируемых ионов. Тем самым вид ионов в этом приборе зада╦тся заранее, а на экране наблюдают кристаллография, анизотропию мест рождения ионов. Это т, ц. и з о б р а ж а ю щ и и А. з.
В А. з. с лазерной подсветкой энсргетич. добавка, необходимая для полевого испарения, вносится за сч╦т короткого лазерного импульса, облучающего объект. Крутые фронты светового импульса не искажаются при подаче на объект и не зависят от его электрич. сопротивления. Поэтому достигается вдвое-втрое большее разрешение по массам. Таким А. з. можно исследовать полупроводники и даже диэлектрнч. слои на проводя-ще ii новерхности,
А. з, применяется в тех задачах физ. эксперимента» когда атомное разрешение необходимо дополнить идеп-
")
}
