1625913952-eb24d9660fd97b365f78091f0a818088 (532682), страница 31
Текст из файла (страница 31)
45) соответственно 2/с+1 возможным значениям компоненты р, параллельной полю. Речь идет о пространственном квантовании. На эксперименте это пространственное нвантование может быть продемонстрировано в опытах Штерна и Герлаха, которых мы коснемся позднее (гл. Ч1, $7). Прецессионное движение в магнитном поле дает дополнительный вклад в энергию, равный трай, где чк еН/4я1лс — так называемая ларморовская частота, а 1л — масса электрона.
Это значение для энергии получается следующим образом. 148 Гл. т'. Структура атома и скнктриланыа линии Потенциальная энергия магнитного момента М в однородном магнитном поле Н, направленном под углом Ок моменту,равна — НМ созй. В нашем случае угол 8 определяется пространственным квантованием: сов 0= р (р=тпй/2тбр. С другой стороны, Вращение заряда — е (массой 1л которого определяется механический момент) приводит, согласно электронной теории, к магнитному моменту — ер/2рс.
Комбинируя эти результаты, и получают для дополнительной энергии приведенную выше величину, Таким образом, магнитное поле расщепляет каждый терм на 2й+1 термов. Поэтому следует ожидать, что спектральные линии также обладают свойством расщепляться в магнитном тнЗ Фиг. 4о. Пример пространственного кааитоаанин дкн скучав а ° 3. Угол валлона полного нонавта к направленнв пола лелина быть танек, атосы ете атыенвва ал ва направленно вола была келии наолой (в елваапав арк1. поле. Это расщепление обнаружил экспериментально Зееман в 1896 г., когда еще ничего не было известно о квантовой теории.
и попытки объяснения оптических явлений опирались на классическую механику. Самые ранние наблюдения Зеемана показали следующее. Линии, наблюдаемые з поперечном поле (поле под прямым углом к лучу света), расщепляются каждая на три, причем средняя линия поляризована параллельно полю, а две крайние — под прямым углом к полю. Когда же наблюдение ведется в продольном поле (поле параллельно лучу света), каждая линия расщепляется иа две, поляризованные по кругу в яротввоцоложных направлениях.
Это явление называют теперь нормальнебм эффектом Зеемана. Лоренц показал, что поведение классического осциллятора з магнитном поле действительно может привести к такому эффекту. Предположим, что прямолинейные колебания осциллятора разложены на два противоположных движения по окружностям, плоскости которых перпендикулярны полю, н одно прямолинейное движение, параллельное полю. Тогда, согласно теории Лоренца, частота одного из круговых движений возрастет под действием поля как раз на величину ларморовской частоты чо, а частота другого кругового движения соовветственно уменьшится на ту же величину.
149 р" д Кеакгоама ролоанд Это согласуется с наблюдаемыми в продольном н поперечном направлениях расщепленнямн н поляризациями, как было опнсано выше. Легко видеть, что наша квантовая теория ведет в точностк к тому же самому результату, Несмотря на рвсщепленне нф йк+1 термов, мы обнаружим у линии две нлн трн компоненты соответственно тому, будем лн мы наблюдать ее в направленнн магнитного поля нлн в перпендикулярном полю нкправленнн. В свете принципа соответствия этот результат можно сразу понять. Ведь данное Лоренцом классическое объяснение эффекта Зеемана нмеет в виду, что действие магннтного поля соббщает атомной системе дополнительное вращенне с ларморовской частотой тли ннымн словами, дополнительное чистое Фк г.
46. Перенохм з кагкнтном поле. Вслелстава враиваа атбора Ьлв Е, е Ь вронсдолат только наредодм. укаеаииме стрелкамв. йоскольку в однородном магнитном иове тармм, соотенгствуммне раелвевмм авансикам нс, раииоулелммс друг от врата 1аквмимтавгимь каждан сиакгральваи авиви расшеалаетси в магивтном иоле только ва трв лавин <иормальвма аззеат Зееманах 0 1 2 круговое движение без гармоник. Согласно принципу соответствня, квантовая механика в пределе должна оставлять справедлнвым это положение; поэтому, как н в случае рстатора,мы приходим к правилам отбора Ьт -ь 1. С другой стороны, параллельная полю состггвляющая движения прн этом не меняется1 следовательно, мы получаем дополнительное празнло отбора Ьпр О.
Для возможных переходов получается отсюда схема изображенная на фнг. 46, где расщепление верхнего н ннжнегб термов отмечено на горнзонтальных линиях, а стрелки соответствуют возможным переходам. Величина скачка энергнн одинакова для всех стрелок, направленных наклонно влево, так что соответствующие переходы сопровождаются излучением одной н той же частоты; точно так же обстоит дело со стрвлкамн, направленнымн вертнкально вниз нлн вправо. Таким Ьбразом, мы получаем простой трнплет (нлн дублет). Теорня Бора объясняет только нормальвнй эффект Зеедеанп. В действительности,(для не очень сильных полей) картина расщеплення состоит, вообще говоря, не нз трех, а нз значнтельно большего числа линий. Этот анодсальнегг2 эффект Зеемана нельзя понять, не выходя за рамкн концепций, использованных нами до снх пор.
Более глубоко мы рассмотрим его в гл. Ч1. Перейдем теперь к сиектралс атомов щелочмых металлов (фото 14). Существование серий в лннкях этих спектров было открыто Пашеном н Рунге (1890 г.) н одновременно н тзо Гл. У. Структура атома и слектрал»иие линии независимо Рндбергом (1890 г.). Возникновение этих серий представляют себе следующим образом: так называемый ва- лентный электрон движется в поле ядра н остальных электронов и сам порождает весь спектр. Такая точка зрения оправдывается прежде всего тем, что у атомов щелочных металлов одннэлек- трон гораздо слабее связан, чем остальные,так что главным об- разом он отвечает за химическое. поведение щелочных металлов.
С другой стороны, мы увидим ниже, что остальные л — 1 элек- тронов образуют так называемые замкнутые оболочки, вокруг которых вращается лишний, т. е валентный, электрон. Поле, в котором он движется, центрально-снмметрнчно, так что по- тенцнал зависит только от расстояния до ядра; но кулоново поле ядра «экранировано» остальнымн Š— ! электронами— вот этн-то отклонения от кулонова поля н порождают отличия спектров щелочных металлов от спектра водорода. Валентный электрон данжется н в этом случае по прецес- снрующему эллипсу: орбнта имеет форму точного эллипса лншь в чисто кулоновском поле, любое же отклонение от кулонова закона, как н отклоненне; связанное с релятивистским измене- нием массы в атоме водорода, вызывает прецессню.
Аналогич- ным образом, проквантовав двнженне, мы получнм два кванто- в,мх числа л н й, По траднцни термы обозначают числом н бук- вой: чнсло совпадает с главным квантовым числом л, а для указания азнмутального квантового числа приняты обозначения й=1 2 3 4..., Терм г р Ы Например, 4Ы обозначает терм с л=4 н й=З. Так как прецес- снонное двнженне — чисто гармоническое, принцип соответствня прнводнт, как н ранее, к правилу отбора Ьй ~1. Следователь- но, переходы осуществляются: нз г-терма только в р-терм, нз р-терма только в е- н Ы-термы н т.
д. В целях выделения йан- более важных сернй спектральных линий нм даны следующие наименовання: нр-, нее главная серия, пе -»лир резкая (побочная) серна, пй- л,р диффузная (побочная) серия, и~ -»нее( основная серия (серня Бергмана), В этом списке слева выписаны термы, между которыми происходят переходы, прячем ну перед любой буквой обозначает наименьшее значение л,.
которое возможно в данном терме для данного атома. Справа. стоит название сернн, которая полу- 1бт р 2. Хваятовав условия чается, если индексу л придавать различные значения. На схема термов (фнг. 47) уровня с большей энергией расположены выше. Для каждою азнмутального квантового числа й имеется серна уровней энергнн, соответствующих различным значенням пз значення энергнн в сернн сходятся к некоторой величине (пределу серии) прн л-~си. Наклонные лнвнн нзображают возможные переходы; переходы на уровень Зб соответствуют спектральным лннням главной серии, переходы с б-уровней на уровень Зр — спектральным лннням резкой серик Ф нг. 47.
Схема таэмов натрия 'тб (разрешение невелико). Перевели иеиат реоеиеииии троеииии - оириеееимт ливии иеатееиии, Зб н т. д. Причина, по которой наименьшее значение л равно 3, а не 1, будет объяснена позднее (см. табл. 5, стр. 206). Построенне такой схемы термов, полученной нз теоретических соображеннй, вносит порядок в хаос спектральных линий, обнаруженных на опыте.
В качестве последнего применення теорнн Бора мы обсудим происхождение рентгеновскнх спектров (Баркла, 1908 г.). Существенная черта рентгеновских спектров в отлнчне от оптнческнх состоит в том, что тнп рентгеновскнхспектров (фото 15) одинаков для всех элементов,в то время как оптические спектры, обладающне сходной структурой для хнмнческн сходных элементов, резко отлнчаются для элементов из разных пернодов системы Менделеева. Прежде всего это означает, что рентгеновскне спектры должны иметь нсточннк в глубине атома, в то время как характер оптических спектров, так же как н хнмнческое поведение атома, определяются его внешней частью, 152 Гл, т.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
