Реферат: Многоэлектронные атомы

Министерствообразования и науки РФ

ГОУ ВПО«КЕМЕРОВСКИЙ ГОСУДАРСТВННЫЙ УНИВЕРСИТЕТ»

РЕФЕРАТ

МНОГОЭЛЕКТРОННЫЕАТОМЫ

Выполнила:

Студентка гр. Х-053

Тарасова К. В.

Проверила:

Журавлёва Л. В.

Кемерово, 2007

Содержание

Спектрыщелочных металлов.................................................................................3

Рентгеновскиелучи.................................................................................................8

Сплошнойи дискретный спектры.........................................................................9

ЗаконМозли и эффект экранирования ядра.......................................................10

Списоклитературы................................................................................................12

Спектры щелочных металлов

Спектры испускания атомов щелочных металлов, подобноспектру водорода, состоят из нескольких серий линий. Наиболее интенсивные изних получили названия: главная, резкая, диффузная и основная (или серияБергмана). Эти названия имеют следующее происхождение. Главная серия названатак потому, что наблюдается и при поглощении. Следовательно, она соответствуетпереходам атома в основное состояние. Резкая и диффузная серии состоятсоответственно из резких и размытых (диффузных) линий. Серия Бергмана быланазвана основной (фундаментальной) за своё сходство с сериями водорода.

Ещё в конце прошлого столетия Ридберг установилэмпирические формулы, позволяющие вычислить частоты серий щелочных металлов.Эти формулы для всех серий сходны и имеют вид:

ω = ω∞ — />,

где ω∞ — частота, соответствующая границесерии, R – постоянная Ридберга, n – целое число, а – дробное число.

Таким образом, частоты двух линий могут быть представленыкак разности двух термов: постоянного и переменного, имеющего более сложныйвид, чем бальмеровский терм R/n2. например. Спектральные серии натрия можнопредставить следующими формулами:

Резкая серия:

ω = S∞ — R/(n+s)2 (n = 4, 5,…)

Главная серия:

ω = P∞ — R/(n+p)2 (n = 3, 4,…)

Диффузная серия:

ω = D∞ — R/(n+d)2 (n = 3, 4,…)

Основная серия (серия Бергмана):

ω = F∞ — R/(n+f)2 (n = 4, 5,…)

При указанных значениях числа n константы в переменныхтермах имеют для натрия значения:

s = — 1,35

p = — 0,87

d = — 0,01

f = 0,00

Вследствие равенства константы f нулю переменный терм вформуле для основной серии совпадает с бальмеровским, а сама серия являетсяводородоподобной.

С учётом сокращённых обозначений спектральные сериинатрия могут быть представлены в следующем виде:

Резкая серия:

ω = 3P — nS

Главная серия:

ω = 3S — nP

Диффузная серия:

ω = 3P — nD

Основная серия:

ω = 3D – nF

Терм с точностью до постоянного множителя совпадает сэнергией соответствующего состояния атома. Следовательно, каждому рядуспектральных термов должен соответствовать свой ряд энергетических уровней. Эмпирическаясхема уровней атома натрия изображена на рис. 1. схемы уровней других щелочныхметаллов имеют такой же характер, как у натрия.

/>

Схема уровней натрия отличается от схемы уровнейводородного атома тем, что аналогичные уровни в различных рядах лежат нанеодинаковой высоте. Несмотря на это отличие, обе схемы обнаруживают большоесходство. Это сходство даёт основание предположить, что спектры щелочныхметаллов испускаются при переходах самого внешнего ( так называемого валентногоили оптического) электрона с одного уровня на другой.

Из рис. 1 видно, что энергия состояния оказываетсязависящей, кроме числа n, также от того, в какой ряд попадает данный терм, т.е. от номера ряда термов. На схеме уровней атома водорода различные ряды термов(с совпадающими по высоте уровнями) отличаются значениями момента импульсаэлектрона. Естественно предположить, что различные ряды термов щелочныхметаллов также отличаются значениями момента импульса оптического электрона.Поскольку уровни различных рядов в этом случае не лежат на одинаковой высоте,следует принять, что энергия оптического электрона в атоме щелочного металлазависит от величины момента импульса электрона (чего мы не наблюдали дляводорода).

В более сложных, чем водород, атомах, имеющих несколькоэлектронов, можно считать, что каждый из электронов движется в усредненном полеядра и остальных электронов. Это поле уже не будет кулоновским (т. е.пропорциональным 1/r2), но обладает центральной симметрией (зависит только отr). В самом деле, в зависимости от степени проникновения электрона в глубьатома заряд ядра будет для данного электрона в большей или меньшей степениэкранироваться другими электронами, так что эффективный заряд, воздействующийна рассматриваемый электрон, не будет постоянным. Вместе с тем, посколькуэлектроны движутся в атоме с огромными скоростями, усредненное по времени полеможно считать центрально-симметричным.

Решение уравнения Шредингера для электрона, движущегося вцентрально-симметричном некулоновском поле, дает результат, аналогичныйрезультату для водородного атома, с тем отличием, что энергетические уровнизависят не только от квантового числа n, но и от квантового числа l:

E = Enl

Ψ = ψnlm

Таким образом, в этом случае снимается вырождение по l.Отличие в энергии между состояниями с различными l и одинаковыми n вообще нетак велико, как между состояниями с различными n. С увеличением l энергияуровней с одинаковыми n возрастает.

Числа l и n по-прежнему определяют момент импульсаэлектрона и его проекцию на заданное направление.

Исследования оптических спектров ионов щелочных металловпоказали, что момент импульса атомного остатка равен нулю. Следовательно,момент атома щелочного металла равен моменту его оптического электрона и Lатома совпадает с l этого электрона. Поскольку при возбуждении атома ииспускании света остальные электроны не изменяют своего энергетическогосостояния, схему уровней атома можно считать тождественной схеме уровнейоптического электрона. Таким образом, квантовая механика объясняет всеособенности приведённой на рис. 1 схемы.

На рис. 1 показаны переходы между уровнями, приводящие квозникновению различных серий. Эти переходы подчиняются правилу отбора:возможны лишь такие переходы, при которых момент атома изменяется на единицу: ∆L= ± 1

Рентгеновские лучи

Оптические спектры возникают при переходах слабее всегосвязанного с ядром оптического электрона из возбуждённого состояния в основное.Возбуждение атомов может происходить за счёт соударений между атомами,соударений атомов с электронами или за счёт поглощения фотонов.

При поглощении атомом порции энергии, достаточной длявырывания (или возбуждения) одного из внутренних электронов, испускаетсяхарактеристическое рентгеновское излучение. Соответствующая порция энергииожжет быть сообщена атому за счёт удара достаточно быстрым электроном илипоглощения рентгеновского фотона.

В то время как тормозное рентгеновское излучение независит от материала антикатода и определяется лишь энергией бомбардирующихантикатод электронов, характеристическое излучение определяется природойвещества, из которого изготовлен антикатод. До тех пор пока энергия электронанедостаточна для возбуждения характеристического излучения, возникает толькотормозное излучение. При достаточной энергии бомбардирующих электронов на фонесплошного тормозного спектра появляются резкие линии характеристического спектра,причем интенсивность этих линий во много раз превосходит интенсивность фона.

Рентгеновские спектры отличаются заметной простотой. Онисостоят из нескольких серий, обозначаемых буквами К, L, М, N и О. Каждая сериянасчитывает небольшое число линий, обозначаемых в порядке убывания длины волныиндексами: α, β, γ и т. д. Спектры разных элементов имеютсходный характер. При увеличении атомного номера Z весь рентгеновский спектрлишь смещается в коротковолновую часть, не меняя своей структуры. Это объясняетсятем, что рентгеновские спектры возникают при переходах электронов во внутреннихчастях атомов, которые (части) имеют сходное строение.

Возбуждение атома состоит в удалении одного из внутреннихэлектронов. Если под влиянием внешнего быстрого электрона или рентгеновскогофотона вырывается один из двух электронов K-слоя, то освободившееся место можетбыть занято электроном из какого-либо внешнего слоя (L, М, N и т. д.). При этомвозникает К-серия. Аналогично возникают и другие серии

Сплошной и дискретный спектр

Исследование показало, что тип спектра определяетсяхарактером светящегося объекта.

Сплошные спектры получаются в результате свечения твёрдыхи жидких тел. Такие спектры дают и расплавленные металлы, а также светящиесягазы или пары, если они обладают значительной плотностью, т. е. находятся подочень высоким давлением. В частности, сплошной спектр Солнца представляет собойсвечение паров высокой плотности.

Линейчатые и полосатые спектры характерны для свечениягазов и паров малой плотности. Линейчатые спектры испускаются светящимисяатомами. Многие газы состоят из отдельных атомов. Газы, состоящие из молекул,например, водород, кислород, пары йода и др., могут при возбуждении распадатьсяна атомы. Такие атомарные газы дают линейчатые спектры. Но можно вызватьсвечение и целых молекул, не разбивая их на атомы. В таком случае испускаютсяполосатые спектры. При возбуждении таких многоатомных газов или паров нередкопроисходит частичная диссоциация и наблюдается одновременно и линейчатый иполосатый спектр.

Свечение атомов и молекул можно вызвать нагреванием. Еслиповышать давление светящегося пара или газа, то спектральные линии начинаютрасширяться, захватывая больший спектральный интервал. При очень большихдавлениях (сотни и больше атмосфер0 линейчатый спектр постепенно переходит всплошной, характерный для сжатых газов.

Закон Мозли и эффект экранирования ядра

Мозли (1913) установил простой закон, связывающий частотыспектральных линий с атомным номером испускающего их элемента:

/> = С(z — />)

Закон Мозли можно сформулировать следующим образом:корень квадратный из частоты является линейной функцией атомного номера.Константа /> сохраняетсвоё значение в пределах одной и той же серии для всех элементов, но меняетсяпри переходе от одной серии к другой. По измерениям Мозли /> = 1 для К-серии и /> = 7,5 дляL-серии. Константа С имеет своё значение для каждой линии, одинаковое, однако,для всех элементов.

Зависимость, установленная Мозли, позволяет по измереннойдлине волны рентгеновских линий точно установить атомный номер данногоэлемента.

Мозли дал простое теоретическое объяснение найденного имзакона. Он установил, что для линии Кα константа С имеет значение, равное />, где R – постояннаяРидберга. Следовательно, для этой линии

ω = R(Z – 1)2/> — />

Линия такой же частоты получается при переходе электрона,находящегося в поле заряда (Z – 1)e, с уровня 2 на уровень 1.

Смысл константы σ легко понять: электроны,совершающие переход при испускании рентгеновских лучей, находятся подвоздействием ядра, притяжение которого несколько ослаблено действием остальныхокружающих его электронов. Это так называемый эффект экранирования ядра,находит своё выражение в необходимости вычесть из Z некоторую величину σ.

На какой-либо электрон одной из внутренних оболочекдальше отстоящие от ядра электроны воздействуют слабо, т. к. создаваемое имивнутри поле в среднем равно нулю. Поэтому внутренние электроны находятся восновном лишь под воздействием поля ядра и электронов, находящихся ближе кядру. Таким образом, поправка σ вызывается наличием более глубокихэлектронов и слабым возмущением со стороны остальных электронов.

Список литературы

1. Элементарный учебник физики. Под редакцией Г. С. Ландсберга. Том 3 – М.:Наука, 1972 г.

2. Курс общей физики, том 3. Оптика, атомная физика, физика атомного ядра иэлементарных частиц. Савельев И. В. – М.: Наука, 1971 г.