1612725063-eb24d9660fd97b365f78091f0a818088 (828996), страница 43
Текст из файла (страница 43)
бт. Схема первокмческой скстемм элементов. прекложеввак Н. Бором (1921 г.), которак отображает к строекке оболочек. и хвмпческие свойства атомов. иметь трн значения: — 1, О, 1, н для каждого нз ннх возможны две ориентации спина, Таким образом, всего в Е-оболочке 8 мест, н они подразделяются (Стонер, 1924 г.) на две подоболочки с двумя н шестью электронами. По мере увеличения атомного номера Ь-оболочка постепенно заполняется. Соответствующие атомы — это 1.1, Ве, В, С, г1, О, Р, Ме. Атом Хе имеет полностью укомплектованную а.-оболочку, н следующий элек- В б.
Периадиеееиал еиегииа. Заиаеиеииие абалаеии 21З трон должен водвориться уже на М-оболочку (см. табл. 5, стр. 206 — 209). Распределение мест в М-оболочке представим в виде таблички: а= ~.2 ..2 влектронв 1 О, — 1, О, 1, а ~-е.6 электронов 1. 1~1. В ма 1 2, и = — 2, — 1, О, 1, 2, а ~ -2 ..10 электронов 1 Всего 16 елевтронов Значит, в М-оболочке имеется 18 мест, разделенных на три подгруппы. Первые две подгруппы образуют второй короткий период (из 8 элементов) — это элементы от 11а до Аг. После этого, однако, появляются отклонения от кажущегося естественным порядка, в котором электроны заселяют свои места.
Вдействительностй этот порядок всегда определяется энергией, освобождающейся, когда в атоме поселяется (т. е. приходит в связанное состояние) новый электрон. Но энергетические соотношения не всегда таковы, что одна оболочка непременно должна заполниться до того, как электроны начнут занимать места в следующей. Наоборот, может оказаться, что с энергетической точки зрения электрон будет крепче связан на л-орбите высшей оболочки, чем на е(- илн 1-орбитах низшей, еще ие заполненной оболочки. Как раз такая ситуация возникает при дальнейшем заполнении М.оболочки. Как показывает опыт,десять пустующих Ы-термов в смысле энергии лежат выше 4б-термов, соответствующих связи электронов на М-оболочке.
Поэтому следующие два электрона (К, Са) занимают места в Ф-оболочке. Лишь после этого начинается заполнение М-оболочки, продолжающееся от Зс (2=21) до Еп (Я 30). Затем формируется Ф-оболочка, вплоть до элемента Кг (2-36). Описанное выше веление повторяется в й(-оболочке. Два следующих электрона (КЬ, Бг) заселяют О-оболочку (п= 5), а затем снова начинается заполнение а(-оболочки, перемежающееся с заселением О-оболочки. Редкоземельные элементы (называемые также лантанндами, т. е. элементами, следующими после лантана) соответствуют окончательному заполнениюЖ-оболочки, причем предварительно два электрона появляются в Р-оболочке, что и объясняет химическое сходство этих элементов. Мы уже упоминали, что химическое поведение элементов, как правило, определяется, электронной конфигурацией в самой Гя.
'41. Слив зггггггиа и вримяип Пав ш внешней оболочке. Поэтому элементы с одинаковой структурой самой внешней оболочки обладают в большой степени эквнвалеитнымн химическими свойствами. Еще раз эта характерная черта проявляется у группы тяжелых элементов — актинидов (от Ас89 до Ст95). С другой стороны, этот же принцип объясняет возникновение периодичности в системе элементов. Так, например, у всех инертных газов, Не, Аг, Кг, Хе и йп, заполнены оболочки из 8 электронов; для щелочных металлов характерен один электрон, вращающийся в атоме вокруг заполненных оболочек; с другой стороны, галогенам не хватает для заполнения оболочки одного электрона.
В гл. 1Х мы еще раз займемся проблемой химической связи и химического поведения атомов и рассмотрим ее подробнее. 81 7. Магкегггггзм В $2 этой главы мы детально изучили расщепление термов атома в магнитном поле. Оно определяется ориентирующей силой со стороны магнитного поля, действующей на магнитные моменты спина и орбитального движения электронов в атоме. 'За магнитные свойства состоящего из атомов вещества отвечают все те же магнитные моменты атомов. При этом необходимо различать два случая.
Вещество называется парамагиигиим, если его атомы (или молекулы) обладают магнитным моментом. Ясно, что зависящее от магнитного момента намагииченне вещества будет направлено вдоль поля, поскольку, несомненно, оно возникает как следствие ориентации магнитных моментов вдоль поля. Далее, для намагничения характерна сильная зависимость от температуры, так как ориентации эле. ментарных магнитов вдоль поля противодействует размазывание по направлениям, обусловленное тепловым движением. Мы займемся этим подробнее в приложении 27.
Напротив, вещество называется диамагнитным, если его атомы не обладают постоянным магнитным моментом. В этом случае намагничивание происходит в противоположном полю направлении и практически не зависит от температуры. Немногие твердые тела, например элементы группы железа Ре, Со, М, обладают в определенном интервале температур тем свойством, что образец остается намагниченным даже после исчезновения внешнего поля.
Их называют ферролагкггикаии. Для объяснения этого эффекта необходимо предположить, что даже между весьма отдаленными частицами действуют силы, стремящиеся ориентировать их моменты параллельно друг другу. Действительно, по современной теории (Гейзенберг, 1928 г.) причиной магнитного эффекта служат свободные электроны, переносящие в этих металлах электрический ток. При 215 этом спины электронов стремятся быть параллельнымн друг другу.
Однако теория слишком сложна, чтобы рассматривать ее здесь. Величину магнитных моментов дает атомная теория (ср. результаты, полученные выше в связи с аномальным эффектом Зеемана, й 2 этой главы). Так, момент атомов с заполненными внешними оболочками оказался равным нулю (инертные газы, а также, согласно измерениям Штерне, Еп, С6, Нй). Далее, Б-термы не имеют орбитального момента (1 О), так что магнитный момент атома в этом случае полностью обусловленспином.
Например, у щелочных металлов с их одним валеитным электроном на з-орбите магнитный (спиновый) момент равен 1 магнетону Бора; то же самое верно н для благородных металлов (Сц, Ай, Аа). Элементы, обладающие еще не заполненными промежуточными оболочками, имеют большие магнитные моменты (например, элементы группы железа и редкие земли). Выводы теории о величине магнитных моментов атомов можно проверить, определив магнитную восприимчивость данного вещества (Вейсс, около 1910 г.).
Однако эти измерения дают лишь величину, усредненную по всем направлениям н всем встречающимся значениям магнитных моментов. Поэтому такой метод не дает возможности непосредственно проверить теорию. Однако, как показали Штерн и Герлах (1921 г.), можно измерить величину моментов и у отдельных атомов. Их метод имеет по сравнению с макроскопическим методом Вейсса все преимущества, подобные преимуществам метода Астона определения масс атомов против макроскопического метода определения атомных весов: последний дает только средние по всем имеющимся изотопам значения. Метод Штерна и Герлаха основан на отклонении молекулярного пучка в неоднородном магнитном поле. Атом, обладающий магнитным моментом, можно считать элементарным магнитом с малыми, но конечными размерами.
Помещенный в однородное магнитное поле, такоймагнит не будет испытывать действия силы, ибо магнитное поле будет действовать на его северный и южный полюсы с одинаковымн, но противоположно направленными снламн — поэтому„ хотя ось магнита еще может колебаться или прецессировать вокруг направления поля, его центр инерции будет либо строго покоиться, либо двигаться по прямой. Иначе обстоит дело, когда поле неоднородно.
В этом случае силы, действующие иа северный и южный полюсы, не совсем одинаковы. Поэтому, кроме пары сил, возникающей даже в однородном поле, на магнит в целом будет действовать 21б Гд. ту1. Спим здпктроми и принцип Паули результирующая сила. Она сообщает магниту ускорение либо в направлении поля, либо против него. Таким образом, пролетая через неоднородное магнитное поле, элементарный магнит будет отклоняться от своего первоначального направления. Величина отклонения определяется степенью неоднородности поля. Для практического получения заметных отклонений неоднород'- ность должна быть столь значительной, чтобы поле резко менялось уже в пределах длины магнита (порядок которой в нашем случае не превосходит линейных размеров атома, т.
е. Ф нг. 68. Схема онмта Штерна н Гердаха. Молекуларпма пучок, вылетающие пз печи О, проходят между полкмамк матията (оди» из потерях имеет форму деавиа комет и полает иа зкраи д. 10-з см). Штерн добился достаточной неоднородности, удачно сконструирован полюсы магнита, создающего поле. Один полюс имел вид лезвия, а второй, помещенный против него, был плоским либо с выемкой (фиг. 68). Благодаря этому магнитные силовые линии сгущались у лезвия, так что напряженность поля'около него была значительно больше, чем у другого полюса. Выбрасываемый из печи сквозь систему диафрагм тонкий пучок атомов пролетал между полюсами. Каждый отдельный атом отклонялся в неоднородном поле в соответствиисвеличиной и направлением его момента.
Следы отдельных атомов можно было увидеть на экране (усиливая их в случае необходимости, как в фотографии). С классической точки зрения на экране должен был получиться при этом расширившийся пучок — ведь по классической теории моменты летящих сквозь поле атомов могут иметь все направления относительно поля. Но в квантовой теории, с учетом пространственного квантования, возможны не все ориен- 217 ф В. Воляоеая теория еяииа елеятроиа тации, а лишь некоторое конечное число их.
Выше в связи с аномальным эффектом Зеемана мы уже подробно рассмотрели это (й 2 этой главы). Следовательно, на экране след пучка будет раси(еплек на конечное число отдельных следов. Реально на экране должно появиться и точности 21+1 отдельных следов, если атомы находятся в состоянии с внутренним квантовым числом 1. (В этом случае имеется как раз 21+1 возможных ориентаций полного механического, а вместе с ним и полного магнитного момента относительно направления поля.) Проведенные опыты действительно обнаружили разделение пучка на несколько отдельных пучков.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
