irodov_2 (523134), страница 3
Текст из файла (страница 3)
В з 6.3 было показано, что данному значению и соответствует 2пз состояний, отличающихся друг от друга значениями квантовых чисел 1, т~, т,. Совокупность электронов атома с одинаковыми значениями квантового числа и, образуют так называемую Оболочку. В соответствии сО значением й Оболочки обозначают большими буквами латинского алфавита следующим образом: Оболочки подразделяют на под оболочки*, отличающиеся квантовым числом 1. Различные состояния в подоболочке отличаются Значениями квантовых Чисел т~ и т,. Число состояний в подоболочке равно 2(21 + 1). Подоболочки обозначают или большой латинской буквой с числовым индексом (К„А1, Ь2,...) ИЛИ В ВЯДВ Зз, Зр, ЗШ; где цифра Означает квантовое число л, т.
е. принадлежность к соответствующей оболочке (л",, Х, М, ...). Возможные состояния электронов в атоме и их распределение по оболочкам и подоболочкам показано в табл. 6.6, в которой вместо обозначений т, = +1/2 и — 1/2 использованы для наглядности стрелки т и 4. Видно, что число возможных состояний в Е, Ь, М,...
оболочках равно соответственно 2, 8, 18,..., т. 8. равно 2В Зл8м унт Я 1 Б 2 Б8 19 К 20 Са 21 Зс 22 Тх Еаждый следующий атом получается из предыдуЩего добавлением заряда ядра на единицу ~е) и добавлением одного электрона, который помещают в разрешенное принципом Паули состояние с наименьшей энергией.
Так, третий элемент (литий) имеет, кроме заполненной К-оболочки, один электрон в подоболочке 2з. Этот электрон связан с ядром слабее других и является внешним (валентным, оптическим). Основное состояние этого электрона характеризуется значением и = 2. Этим, кстати, и объясняется, почему на схеме уровней атома лития ~см. рис.
6.3) основной уровень помечен цифрой 2. Правила Хунда. Это полуэмпирические правила, относящиеся к системе эквиВалентных электронов (у них и и 1 Одинаковы), т. е. для электронов, находящихся в одной подоболочке.
Этих правил два: 1. Минимальной энергией данной электронной конфигурации обладает терм с наибольшим возможным значением спина 8 и с наибольшим возможным при таком Я значении Ь. 2. При этом квантовое число Применим эти правила к р-оболочке. В ней всего могут находиться 2(21 + 1) = 6 электронов. Возьмем, например, атом кислорода О (у него электронная конфигурация, как видно из табл. 6.7, имеет вид 1822з2р4), т. е. р-подоболочка заполнена не полностьк~. Изобразим состояние с различными значениями ~~~. Для р-подоболочки это будут +1/2, О и — 1/2, т. е. три ячейки: Затем будем заполнять эти состояния ~ячейки) электронами. У каждого электрона т, = +1/2 или — 1/2.
Ддя наглядности эти значения т, будем, как и раньше, изображать стрелками 1 и 1 СООТВОТСТЗВННО. Начнем с заполнения ячеек спинами ~ (таких в каждой ячейке может быть не более одного согласно принципу Паули). Оставшийся четвертый электрон со спином 1 надо поместить в таку~о ячейку, ~~ которой ~й~с~~йльн,о. Этим самым мы ОбесПВЧИВЗВМ ЖакСимйлЬяьхВ знЗЧВЯИЯ Жв .н Ж~: НО максимальные значения ш8 и ш~ РЙВны 8 и Ь, т. е. 8 = 1 и Ь= 1 В данном случае подоболочка заполнена более, чем наполовину, поэтому согласно второму пРавилу Хунда ются обычным тормозиы.ж излучением электронов (см. 5 1.2). Вид этих спектров не зависит от материала антикатода.
При повышении напряжения на трубке наряду со сплошным спектром появляется линейчатый. Он состоит из отдельных линий и зависит от материала антикатода. Еаждый элемент обладает своим, характерным для него линейчатым спектром. Поэтому такие спектры называют хщ~якпщРисшичВскими. С увеличением напряжения на рентгеновской трубке коротковолновая граница сплошного спектра смещается (см. 5 1.2), линии же характеристического спектра становятся лишь более интенсивными, не меняя свОего расположения.
Особенности характеристических спектров. 1. В отличие от оптических линейчатых спектров с их сложностью и разнообразием, рентгеновские характеристические спектры различных элементов отличаются простотой и однообразием. С ростом атомного номера Е элемента Они монотонно смещаются В коротковолновую сторону. 2. Характеристические спектры разных элементов сходный характер (однотипны) и не меняются, если интересующий нйс элем8нт находится В соединении с другими. Это мОжнО объяснить лишь тем, что характеристические спектры возникают при переходах электроноВ ВО екд7щ78икмх чясшях атома, частях, имеющих сходнОе строение. 3. Характеристические спектры состоят из нескольких серий: К, Ь, М, ... Каждая серия — из небольшого числа линий: К, К~, К„, ...А,Ь~,Ь„, ...Ит.д.впорядке убывания длины волны Х.
Анализ характеристических спектров привел к пониманию р что атомам присуща система рентгеновских термов К, Х„М, ... (рис. 6.7). На этом же рисунке по- ЕВ.ЗЙНа. Ск;Вмй ВОЭНИББОВВВия Хз.- рактеристических спектров. Возбуждение атома возникает при Аналогично для М-оболочки и т.
д. (см. рис. 6.9). Кроме того, необходимо учесть, что возможны только те переходы между термами, которые подчиняются правилу отбора: Л1 = +1, Лу = О, +1. (6.44) понятными изображенные на рис. 6.9 переходы: только Они удовлетворяют этим правилам отбора. Мы видим, что линии К-серии имеют дублетную структуру. Еомпоненты дублетов обозначают индексаэд МИ Я1, й2, ~31, Рз И Т. д. Например, 11Я К -линия представляет собой дублет К1иКз. Серия Ь и другие имеют более сложную мультиплетную структу- Теперь должны быть 5/2 3/2 3/2 1/2 1/2 О 1~2 ру.
Тонкая структура рентгеновских спектров. Более детальный анализ характеристических спектроВ привел к уточнению структуры рентгеновских термов (рис. 6.9). К-терм остается одиночным. Ь-терм оказался тройным, М-терм — пятикрат- НЫМ. Поясним причину расщеплениЯ. Прежде всего отметим„что мы встречаемся здесь со случаем Д-связи, которая осуществляется в глубинных слоях тяжелых ,В.ТОМОВ.
У К-оболочки и = 1, значит каждый электрон имеет 1 = О, з = 1/2 и у = 1/2 (это единственное значение). У Ь-оболочки и = 2, каждый электрон имеет 1 = О или 1. При 1 = 0 у = 1/2, а при 1 = 1 согласно (6.30) у = 1/2 и 3/2. Итак, мы Имеем здесь три подуровня в точном соответствии с кратностью А-края полосы поглощения. А именно, при и = 2 (А-оболочка) Магнитные свойства атомов Орбитальный магнитный момент. Ранее неоднократно отмечалось, что с механическим моментом М атома Связан МЙГнитный момент и. В 5 2.3 было получено классическое выражение (2.33) для связи р с М, обусловленной орбитальным движением злектрона в атоме Водорода. В квантовой теории величины Ц и М следует заменить Операторами й и М: р, = — — М,. 2тс Отсюда следует, что изучение свойств магнитного момента электрона сводится к изучению свойств операторов р и р,.
А так как операторы р и М, р, и М, отличаются друг от друга только постоянным множителем, то их Свойства Совершенно аналогичны: маГнитБьхи и м8хйнич8сеии мОХОнты кВзнтую'ГсЯ НО ОДинйковым правилам. В стационарном Состоянии определенные значения иметь только .«~од~ль магнитного момента ~~~ и Одна из его проекций на произвольную ось Я. Имея в виду (7.1), а также (6.34) и (6.36), запишем собственные значения операторов р и р,: А=0,1,2, ...
т~ — — О, + 1, + 2, ..., + Ь, где ив — магнетон Бора (2.36): рв — — еЬ/2шс. Он играет роль кванта маГнитноГО момента (точнее еГО проекции ~,). В заключение отметим, что Ц отношение магнитного момента к механическому, т. е. называют 8щ~омйзиишкым ОшношВнием~ 2) знак минус в вышеприведенных формулах указывает на то, что «векторы» р и М взаимно противоположны по направлению (В классическом смысле пОнятия «ВектОров»). Опыты Штерна и Герлаха. Наличие у атомов магнитных моментов и их квантование было доказано экспериментально Штерном и Герлахом (1921). В их опытах пучок атомов пропускался сквозь сильнО неоднородное пОперечное магнитное поле ~рис. 7.1, а).
Необходимая степень неоднородности поля достигалась с помощью специальноЙ формы полюсных наконечников К и Я электромагнита (рис. 7.1, 6). После прохождения магнитного поля пучок атомов попадал на фотопластинку Р и ОСТИ.ВЛял НВ НОи Сл8д. Если атомы обладают магнитным моментом, то согласно электродинамике на них будет действовать сила, проекция которой на ось Я (см. рис. 7.1, 6) где р, — проекция магнитного момента атома на ось Я. Из этой формулы видно, что для получения необходимого эффекта при малых значениях р, нужно обеспечить достаточно большую неоднородность поля, т. е.
8~,/дя. Это и достигалось с помощью указанноЙ ФОрмы полюсных наконечников. В Отсутствие магнитного поля след пучка на Фотопластинке Р имел вид одной полоски (г = О). При включении же магнитного поля наблюдалось расщепление пучка ~рис. 7.1, в), что яв- ЛЯЛОСЬ СЛВДСТ:ВИОМ ЖВЯМ7ИОВОНИЯ ХЦЗОВЕЦИИ ЫВГНИТНОГО МОМ8НТЖ р, в формуле (7.5): р, может принимать только ряд дискретных значений. ~ опытах обнаружилось также, что для разных атомов число компонент, на которые расщеплялся пучок, было ИЛИ НВЧОтныМ, ИЛИ 'ч8тныМ. Анализ полученных результатов показал, что нечетн08 число компонент возникает у атомов, обладающих только орбитальным механическим моментом М~, тОгда маГнитное поле снимает вырождение по Ь и число компонент (значений т~) будет равно 2Х, + 1, т.
е. нечетным. Если же момент атома является суммой орбитального и спинового, т. е. определяется квантовым числом,7, то число компонент будет рйвно 2~+ 1, и в зйвисимости От тоГО, пОлуцелым или целым будет значение,У, число компонент будет соответст- ВВННО ЧЭТНЬХМ ИЛИ НВЧВТНЫМ. В частности, при пропускании атомов водорода или серебра пучок расщеплялся на две компоненты, что в свое время явилОсь НОЯБОи ЫВОжиДЗББОстью, ЛОскОльиу В ОснОВБОм сОстОЯнии их орбитальные моменты равны нулю (а спиновые моменты были еще неизвестны), и пучок не должен был расщепляться.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
