A hidrogénatom spektrumának tanulmányozása. A hidrogén atomemissziós spektruma Az elrendezés és a kísérleti technika leírása

Yavorsky B. Mit árult el nekünk a hidrogénatom spektruma // Quantum. - 1991. - 3. sz. - P. 44-47.

Külön megállapodás alapján a Kvant folyóirat szerkesztőbizottságával és szerkesztőivel

Mint ismeretes, az izolált atomok, például egyatomos gázok atomjai vagy bizonyos fémek gőzei sugárzását a legnagyobb egyszerűség jellemzi. Az ilyen spektrumok különböző hullámhosszoknak megfelelő, különböző intenzitású, diszkrét spektrumvonalak halmaza. Ezeket vonalspektrumoknak nevezzük.

Amikor a gázok vagy gőzök izzanak, amelyek molekulái több atomból állnak, csíkos spektrumok jelennek meg - spektrális vonalak csoportjai. Végül a felmelegített folyadékok és szilárd anyagok által kibocsátott sugárzás folyamatos spektrummal rendelkezik, amely minden lehetséges hullámhosszt tartalmaz.

Az emissziós spektrumok mellett léteznek abszorpciós spektrumok is. Hagyjuk át például egy folytonos spektrumot előállító forrásból származó nátriumgőz fényét. Ezután két sötét vonal jelenik meg a folytonos spektrum sárga tartományában - a nátrium-abszorpciós spektrum vonalai. A spektrumvonalak reverzibilitásának tulajdonsága nagyon fontos: az atomok elnyelik a fényt, amely azokat a spektrumvonalakat tartalmazza, amelyeket ugyanazok az atomok bocsátanak ki. Figyelemre méltó, hogy az egyes kémiai elemek atomjai egy vonalspektrumot hoznak létre, amelyben csak egyetlen, az elektromágneses hullámskála különböző helyein elhelyezkedő spektrális vonalak kombinációja található - mind a látható tartományban, mind a szomszédos láthatatlan ultraibolya és infravörös tartományokban. Ahogy a Földön nincs két egyforma arcú ember, úgy a természetben sincs két kémiai elem, amelyek atomjainak spektruma megegyezik.

Kiderült, hogy a vonalspektrumok nagyon szorosan összefüggenek az atom úgynevezett vegyértékelektronjainak viselkedésével. Az a tény, hogy az atomban lévő elektronok az atommag körül rétegekben vagy héjakban helyezkednek el, ahol az elektronok eltérő energiájúak. Ráadásul a különböző héjak nem tartalmaznak ugyanannyi elektront. A legkülső energiahéjban, az úgynevezett külső héjban a különböző atomok eltérő számú elektront tartalmaznak - egytől nyolcig. Például egy nátriumatomnak csak egy elektronja van a külső héjában, a szénatomnak négy ilyen „külső” elektronja van, a klórnak pedig hét. A kémikusok a külső elektronokat vegyértéknek nevezik - ők határozzák meg az atomok vegyértékét, vagyis azt, hogy képesek-e kémiai vegyületekbe lépni más atomokkal. A fizikusok az atomok külső elektronjait optikainak nevezik - ezek az elektronok határozzák meg az atomok összes optikai tulajdonságát, és mindenekelőtt spektrumukat.

Balyner-vonalak a hidrogénatom spektrumában

A hidrogénatom a legegyszerűbb atom, mindössze egy protonból (magból) és egy elektronból áll. Ezért a hidrogénatom vonalspektruma is a legegyszerűbb. Ennek a spektrumnak a tanulmányozásával indult útjára az elméleti spektroszkópia - az atomok, molekulák, anyagok spektrumának tanulmányozása különböző aggregációs állapotokban.

Először I. Fraunhofer német fizikus figyelte meg és írta le részletesen a hidrogén spektrumának vonalait. Ezek voltak a ma híres Fraunhofer-féle sötétabszorpciós vonalak a napspektrumban. Akkor fordulnak elő, amikor a Nap sugárzása áthalad a kromoszféráját körülvevő gázokon. Kezdetben Fraunhofer csak 4 vonalat fedezett fel, amelyek később vonalak néven váltak ismertté H α , H β , Hγ és H δ .

1885-ben I. Balmer, egy bázeli (Svájc) középiskolai fizikatanár gondosan elemezte Fraunhofer és követői által készített fényképeket, és a következőkre figyelt fel. Ha beír valamilyen (ahogyan Balmer nevezte, az alap) számot k, majd a vonalak hullámhosszait H α , H β , Hγ és H A δ így fejezhető ki:

\(~\begin(mátrix) \lambda_(H_(\alpha)) = \dfrac 95 k \\ \lambda_(H_(\beta)) = \dfrac 43 k \\ \lambda_(H_(\gamma)) = \dfrac(25)(21) k \\ \lambda_(H_(\delta)) = \dfrac 98 k\end(mátrix)\) .

A \(~\dfrac 43\) és \(~\dfrac 98\) törtek számlálóit és nevezőit megszorozva 4-gyel, Balmer elképesztő mintát kapott: az összes sor hullámhosszának kifejezéseiben szereplő számlálók a következőképpen ábrázolhatók: szám négyzeteinek sorozata -

\(~3^2, 4^2, 5^2, 6^2\) ,

és a nevezők olyanok, mint a négyzetek különbségeinek sorozata -

\(~3^2 - 2^2, 4^2 - 2^2, 5^2 - 2^2, 6^2 - 2^2\) .

Így Balmer fel tudott írni egy képletet a négy vonal hullámhosszára:

\(~\lambda = k \dfrac(n^2)(n^2 - 2^2)\) .

Ahol n= 3, 4, 5 és 6 soroknál H α , H β , Hγ és Hδ. Ha λ angströmben mérve (1 A = 10 -10 m), majd a számot k Balmer szerint 3645 A-nek bizonyul.

Hamarosan további vonalakat fedeztek fel a hidrogén abszorpciós spektrumában (ma már csak a spektrum látható tartományában körülbelül 30 vonal ismert), és ezek hullámhossza is „belefér” Balmer képletébe. Ítélje meg, milyen pontossággal kapja meg ezt a táblázatból, amely az első hét sor hullámhosszának (angströmben) megfigyelésének és számításának eredményeit mutatja, amelyekhez a szám n 3 és 9 között változik:

Ezek az ábrák azt mutatják, hogy a spektroszkópiában a számításokat rendkívüli pontossággal végzik. A spektroszkópiai számítások megjelenése előtt azt hitték, hogy a csillagászatban végzett számítások a legnagyobb pontossággal. Kiderült azonban, hogy a számítások pontossága a spektroszkópiában nemhogy nem rosszabb, de számos esetben w meghaladja a csillagászati pontosságot.

Balmer abban reménykedett, hogy más, a hidrogénnél összetettebb atomok spektruma is leírható az általa felfedezett képlethez hasonló képletekkel. Véleménye szerint más elemek atomjainak „mesterszámának” megtalálása nagyon nehéz feladat lesz. Szerencsére az összes atomfizika és különösen a spektroszkópia tekintetében Balmer tévedett. Nagyságrend k beírták az összes kémiai elem atomjainak kisugárzására vonatkozó spektrális képleteket 1 [maguk a képletek azonban számos korrekciós taggal különböznek a Balmer-képlettől].

Rydberg állandó. A hidrogénatom teljes spektruma

1890-ben Rydberg svéd spektroszkópos fizikus felírta Balmer képletét „fordított” formában a \(~N = \dfrac(1)(\lambda)\ mennyiségre. Ezt hullámszámnak nevezik, és megmutatja, hogy egy vákuumban hány hullámhossz fér bele egy egységnyi hosszra. A hullámszám könnyen összefügg a fény frekvenciájával ν :

\(~\nu = \dfrac(c)(\lambda) = cN\) ,

Ahol c- fénysebesség. A spektroszkópia mindig a hullámszámokkal, nem pedig a frekvenciákkal foglalkozik. Ez annak köszönhető, hogy a hullámhosszak, így a hullámszámok kísérletileg sokkal nagyobb pontossággal határozhatók meg, mint a frekvenciák. (Ne feledje, hogy néha a hullámszámot ugyanaz a betű jelöli ν , megegyezik az oszcillációs frekvenciával. Igaz, általában a szövegkörnyezetből kiderül, hogy pontosan miről is van szó, de ez néha szükségtelen zűrzavart okoz.)

Balmer képletét „invertálva” megkapjuk a hullámszámot

\(~N = \dfrac(1)(\lambda) = \dfrac(1)(k) \dfrac(n^2 - 4)(n^2) = \dfrac(4)(k) \left(\ dfrac(1)(2^2) - \dfrac(1)(n^2) \right)\) .

Jelöljük az állandó értéket \(~\dfrac(4)(k)\) -val R(Rydberg vezetéknevének első betűje). Végül Balmer képlete felírható a szokásos formában:

\(~N = R \left(\dfrac(1)(2^2) - \dfrac(1)(n^2) \right)\) , ahol n = 3, 4, 5, 6 ,…

Balmer képlete azt mutatja, hogy a szám növekedésével n a „szomszédos” spektrumvonalak hullámszáma egyre hasonlóbb értékekkel rendelkezik (a köztük lévő különbség csökken) - a spektrumvonalak közelebb kerülnek egymáshoz. Minden spektrumvonal, amelynek hullámszámát a Balmer-képlet alapján számítjuk ki, a Balmer-spektrumsort alkotja. A legtöbb Balmer-sorozat spektrumvonala (37 vonal) a napkromoszféra és a kiemelkedések (a Napon keletkezett és onnan kilökődő forró gázok felhői) spektrumában található. A Rydberg-állandót nagy pontossággal mértük a Balmer-sor vonalain. Egyenrangúnak bizonyult R= 109677,581 cm -1.

A spektrum látható tartományában a hidrogén-spektrum vonalainak hullámhosszainak mérési eredményei és a Balmer-képlet segítségével végzett számítások közötti meglepő egyetértés arra késztette a kutatókat, hogy tanulmányozzák a hidrogén spektrumát más régiókban. Ezeket a kereséseket siker koronázta. A hidrogénatom spektrumában a Balmer-sorozaton kívül más sorozatokat is felfedeztek, és mindegyiket a Balmer-képlethez hasonló spektrális képletekkel írták le.

Így a spektrum távoli ultraibolya részében - a ~1200 A és annál kisebb hullámhossz-tartományban - Lyman egy sor vonalat fedezett fel, amelyet ma Lyman sorozatnak neveznek:

\(~N = R \left(\dfrac(1)(1^2) - \dfrac(1)(n^2) \right)\) , ahol n = 2, 3, 4, …

A spektrum infravörös részén három spektrumvonal sorozatot fedeztek fel: a 10 000 és 20 000 A közötti hullámhossz-tartományban - a Paschen sorozat, amelyet a képlet ír le.

\(~N = R \left(\dfrac(1)(3^2) - \dfrac(1)(n^2) \right)\) , ahol n = 4, 5, 6, …

a 40 000 A közeli hullámhossz-tartományban - Brackett sorozat

\(~N = R \left(\dfrac(1)(4^2) - \dfrac(1)(n^2) \right)\) , ahol n = 5, 6, …

végül a nagyon távoli infravörös régióban, közel 75 000 A - Pfund sorozat

\(~N = R \left(\dfrac(1)(5^2) - \dfrac(1)(n^2) \right)\) , ahol n = 6, 7, …

Így a spektrum különböző részein a hidrogénatomon észlelt összes spektrális vonal lefedhető egy általános képlettel - a Balmer-Rydberg képlettel.

\(~N = R \left(\dfrac(1)(m^2) - \dfrac(1)(n^2) \right)\) .

Ebben a képletben minden sorsorozathoz a szám mállandó értéke 1 és 5 között van: m=1, 2, 3, 4, 5, és ezen a sorozaton belül a szám n-től kezdve növekvő számértékek sorozatát veszi fel m + 1.

Küldje el a jó munkát a tudásbázis egyszerű. Használja az alábbi űrlapot

Diákok, végzős hallgatók, fiatal tudósok, akik a tudásbázist tanulmányaikban és munkájukban használják, nagyon hálásak lesznek Önnek.

LABORATÓRIUMMUNKA

A HIDROGÉNATOM SPEKTRUMÁNAK VIZSGÁLATA

1. CÉLMŰVEK

1.1 Tanulmányozza az atomi hidrogén spektrumát a spektrum látható tartományában, és mérje meg a hidrogénvonalak hullámhosszát N b, N V, N G, N d .

1.2 Számítsa ki a Rydberg-állandó értékét!

1.3 A talált érték szerint R számítsuk ki a Planck-állandót h.

2. HATÓTÁVOLSÁGHIDROGÉNÉSENERGIASZINTEK

2.1 KísérletekRutherford.Szerkezetatom

Közzétéve: http://www.allbest.ru/

1910-ben Rutherford és munkatársai egy sor kísérletet végeztek, hogy megfigyeljék az alfa-részecskék szétszóródását, amikor áthaladnak vékony fémfólián. A kísérletet a következőképpen hajtottuk végre (1. ábra). Radioaktív forrás által kibocsátott alfa-részecskék nyalábja, amely egy tartályon lévő keskeny lyukon keresztül szabadult fel ÉS, vékony fémfóliára esett F. Amikor áthaladtak a fólián, az alfa-részecskék különböző szögekben eltértek eredeti mozgási irányuktól. Szétszórt alfa-részecskék érik a képernyőt E cink-szulfiddal bevont, és az általuk okozott szcintillációkat (fényvillanásokat) mikroszkóp alatt figyelték meg M. A mikroszkóp és a képernyő a fólia közepén áthaladó tengely körül forgatható, így bármilyen szögben felszerelhető. A teljes berendezést vákuumkamrába helyezték, hogy kiküszöböljék az alfa-részecskék levegőmolekulákkal való ütközés következtében történő szétszóródását.

A megfigyelések azt mutatták, hogy az alfa-részecskék zöme csak kis szögekkel tér el az eredeti iránytól, ugyanakkor kis számú alfa-részecske szórási szöge jelentősen nagynak bizonyul, és akár a 180 o-ot is elérheti. A kísérlet eredményeit elemezve Rutherford arra a következtetésre jutott, hogy az alfa-részecskék ilyen erős eltérése az eredeti iránytól csak akkor lehetséges, ha az atom belsejében rendkívül erős elektromos tér van, amelyet egy nagy terheléshez kapcsolódó töltés hoz létre. tömeg. A nagy szögben szétszórt részecskék kis hányada azt jelzi, hogy a pozitív töltés és a hozzá tartozó tömeg nagyon kis térfogatban koncentrálódik, és kicsi a közvetlen találat valószínűsége. Ezen következtetés alapján Rutherford 1911-ben javasolta az atom nukleáris modelljét. Rutherford szerint az atom töltések rendszere, amelynek középpontjában egy 10-12 cm-t meg nem haladó, nehéz, pozitív töltésű atommag található, és negatív töltésű elektronok forognak az atommag körül (hogy ne essen rá atommag), amelynek teljes töltése nagysága megegyezik az atommag töltésével. Az atom szinte teljes tömege az atommagban koncentrálódik.

A nukleáris modell azonban ellentétesnek bizonyult a klasszikus mechanika és elektrodinamika törvényeivel. Az ellentmondás lényege a következő: egy ívelt pályán mozgó elektronnak centripetális gyorsulással kell rendelkeznie. A klasszikus elektrodinamika törvényei szerint a gyorsulással mozgó töltésnek folyamatosan elektromágneses hullámokat kell kibocsátania. A sugárzás folyamatát energiaveszteség kíséri, így az elektronnak (ha követi a klasszikus törvényeket) fokozatosan le kell ereszkednie, spirálisan mozogva, és végül az atommagra esni. A becslések azt mutatták, hogy körülbelül 10-8 másodpercnek kell lennie annak az időnek, amely után egy elektronnak az atommagra kell esnie. Ugyanakkor a pálya sugarát folyamatosan változtatva folytonos spektrumot kell kibocsátania, míg ritkított gázokkal végzett kísérletek során megállapították, hogy az atomok spektruma vonalas. Ellentmondás keletkezett tehát a Rutherford-kísérletek eredményeiből fakadó atomról alkotott elképzelések és a klasszikus fizika törvényei között, miszerint a jelzett szerkezetű atomnak instabilnak, sugárzási spektrumának pedig folytonosnak kell lennie.

2.2 PosztulátumokBóra.AlapvetőBorovskayaelmélethidrogéndnogoatom

A klasszikus fizika törvényei és a rutherfordi kísérletek eredményeiből fakadó következtetések között felmerülő ellentmondásból Niels Bohr javasolta a kiutat, aki 1913-ban a következő posztulátumokat fogalmazta meg: Posztulátum – bizonyíték nélkül, axiómaként elfogadott állítás. Egy adott posztulátum érvényessége úgy ítélhető meg, ha összehasonlítjuk az adott posztulátum és a kísérlet során kapott eredményeket. :

1) A klasszikus mechanika szemszögéből egy atomban egy elektron számára lehetséges végtelen számú elektronpályából csak néhány, ún. helyhez kötött. Míg tovább helyhez kötött pálya elektron Nem bocsát ki energia (Em hullámok) Habár És mozog Val vel gyorsulás. Álló pályán az elektron impulzusimpulzusának az állandó érték egész számú többszörösének kell lennie

(-Dirac állandó).

Azok. a következő aránynak kell teljesülnie:

Ahol m e- elektron tömeg, v- elektron sebesség, r - elektronpálya sugara, n- egy egész szám, amely felveheti az 1, 2, 3, 4 értékeket, és főkvantumszámnak nevezik.

2) A sugárzást egy atom bocsátja ki vagy nyeli el fénykvantum formájában az elektron egyik álló (stabil) állapotból a másikba való átmenete során. A fénykvantum nagysága megegyezik az álló állapotok energiáinak különbségével E n 1 És E n 2 , amelyek között egy elektron kvantumugrása történik:

Ugyanez az összefüggés érvényes az abszorpció esetére is. A kapcsolat (2) ún szabályfrekvenciákBóra.

2.3 ModellBóraatomhidrogén

Bohr a hidrogénatom modelljét a Rutherford atom planetáris modelljére és a fentebb már említett posztulátumokra alapozta. Bohr első posztulátumából az következik, hogy az elektronnak csak olyan mozgáspályája lehetséges az atommag körül, amelyeknél az elektron szögimpulzusa egyenlő a Dirac-állandó egész számú többszörösével (lásd (1)). Bohr ezután a klasszikus fizika törvényeit alkalmazta. Newton második törvényének megfelelően egy atommag körül forgó elektron esetében a Coulomb-erő centripetális erő szerepét tölti be, és a következő összefüggésnek kell teljesülnie:

a sebességet az (1) és (3) egyenletből kizárva a megengedett pályák sugaraira egy kifejezést kaptunk:

Itt n - főkvantumszám ( n = 1,2,3…

A hidrogénatom első pályájának sugarát ún Borovszkijkedvéértnál nélsomés egyenlő

Az atom belső energiája megegyezik az elektron kinetikus energiájának és az elektron és az atommag közötti kölcsönhatás potenciális energiájának összegével (az atommagot nagy tömege miatt első közelítéssel mozdulatlannak tekintjük) .

Így mint (lásd a (3) képletet)

A kifejezés behelyettesítése (6)-ba r n a (4)-ből megtaláljuk az atom belső energiájának megengedett értékeit:

Ahol n = 1, 2, 3, 4…

Amikor egy hidrogénatom átlép az állapotból n 1 Egy államban n 2 foton bocsát ki.

A kibocsátott fény inverz hullámhossza a következő képlettel számítható ki:

2.4 MintákVatomspektrumok

A hidrogén emissziós spektrumának kísérleti tanulmányozása során Balmer azt találta, hogy a hidrogénatomok (mint más elemek atomjai) szigorúan meghatározott frekvenciájú elektromágneses hullámokat bocsátanak ki. Sőt, kiderült, hogy a spektrumvonal hullámhosszának reciproka kiszámítható néhány két mennyiség különbségeként, amelyeket spektrális tagoknak nevezünk, i.e. a következő arány érvényes:

A kísérleti úton kapott hidrogénspektrumok kvantitatív feldolgozása azt mutatta, hogy a kifejezések a következőképpen írhatók fel:

Ahol R a Rydberg-állandó, n pedig egy egész szám, amely számos egész értéket vehet fel: 1,2,3... A kísérleti úton kapott Rydberg-konstans értéke a következő volt:

A fentiek figyelembevételével a hidrogén bármely spektrális vonalának hullámhossza kiszámítható általánosítottképletBalmera:

hol vannak a számok n 1 És n 2 értékeket vehet fel: n 1 = 1,2,3...; n 2 = n 1 , n 1 +1, n 1 +2 …

A (15) képlettel számított hullámhosszok nagyon pontosan egybeestek a hidrogénemissziós spektrumban kísérletileg mért hullámhosszokkal.

A (11) és (15) képletet összehasonlítva arra a következtetésre juthatunk, hogy a (11) képlet ugyanaz az általánosított Balmer-képlet, de elméletileg kapott. Ezért a Rydberg-állandó értéke a következő képlettel számítható ki:

Számok n 1 , n 2 - ezek kvantumszámok, amelyek azon stacionárius pályák számai, amelyek között egy elektron kvantumugrása történik. Ha kísérleti úton méri meg a Rydberg-állandó értékét, akkor a (16) összefüggés segítségével kiszámíthatja a Planck-állandót h.

atomos hidrogén-bór rydberg

3. MÓDSZERTANTELJESÍTMÉNYMŰVEK

3.1 Munkásokképletek

Hatótávolságsugárzás az anyag fontos jellemzője, amely lehetővé teszi összetételének, szerkezetének egyes jellemzőinek, valamint az atomok és molekulák tulajdonságainak megállapítását.

Az atomi állapotú gázok vonalspektrumot bocsátanak ki, amelyek feloszthatók spektrális sorozat.A spektrumsorozat olyan spektrumvonalak halmaza, amelyekre a kvantumszám n 1 (annak a szintnek a száma, amelyre az összes magasabb szintről áttérés történik) ugyanaz a jelentése. A legegyszerűbb spektrum a hidrogénatom spektruma. Spektrális vonalainak hullámhosszát a (15) vagy (11) Balmer-képlet határozza meg.

A hidrogénatom spektrumának minden sorozatának megvan a maga specifikus értéke. n 1 . Értékek n 2 egész számok szekvenciális sorozatát képviselik innen n 1 +1 a?. Szám n 1 az atom energiaszintjének számát jelöli, amelyre az elektron a sugárzás után átáll; n 2 - annak a szintnek a száma, amelyről az elektron áthalad, amikor egy atom elektromágneses energiát bocsát ki.

A képlet szerint (15 ), A hidrogénemissziós spektrum a következő sorozatok formájában ábrázolható (lásd 2. ábra):

Sorozat Lyman (n 1 =1) - a spektrum ultraibolya része:

Sorozat Balmera (n 1 = 2) - a spektrum látható része:

2. ábra A hidrogénatom spektrumának sorozata

a) energiadiagram, b) átmeneti diagram, c) hullámhossz skála.

Sorozat Pashen (n 1 = 3) - a spektrum infravörös része:

Sorozat Zárójel (n 1 = 4) - a spektrum infravörös része:

Sorozat Pfunda(n 1 = 5) - a spektrum infravörös része:

Ebben a cikkben a Balmer sorozat első négy sorát tanulmányozzuk, amelyek megfelelnek a szintre való átmeneteknek n 1 = 2. Nagyságrend n 2 ennek a sorozatnak az első négy sora, amely a látható területen fekszik, 3, 4, 5, 6 értékeket vesz fel. Ezek a sorok a következő jelölésekkel rendelkeznek:

H b- Piros vonal ( n 2 = 3),

H V- zöldes-kék ( n 2 = 4),

H n- kék ( n 2 = 5),

H d- lila ( n 2 = 6).

A Rydberg-állandó kísérleti meghatározása a Balmer-sorozat vonalaival a (15) alapján kapott képlettel végezhető el:

A Planck-állandó kiszámításához szükséges kifejezést a (16) képlet átalakításával kaphatjuk meg:

Ahol m = 9.1 ? 10 -31 kg,e - 1.6 ? 10 -19 Kl,C - 3 ? 10 8 m/Val vel,e 0 =8.8 ? 10 -12 f/ m.

3.2 Következtetésképletekszámításhibákat

A DR Rydberg-állandó abszolút mérési hibájának kiszámításához szükséges kifejezést a (17) képlet differenciálásával kaphatjuk meg. Figyelembe kell venni, hogy a kvantumszámok értékei n 1 , n 2 pontosak, különbségük pedig nulla.

3. ábra. A hiba megtalálása DC a kalibrálási ütemterv szerint

Az abszolút hiba nagysága a hullámhossz meghatározásánál l a hullámhossz és a dobosztás kalibrációs grafikonja segítségével kereshető meg l (ts) (lásd 2. ábra) . Ehhez meg kell becsülni a dob leolvasásának hibáját DCés a 3. ábrán látható módon keresse meg a megfelelő hibát Dl adott hullámhosszon.

Azonban annak a ténynek köszönhetően, hogy az értékek ? nagyon kicsik, akkor a grafikon meglévő léptékével l = f(ts) nem lehet meghatározni az értéket Dl. Ezért Dl kellő pontossággal kell meghatározni a (24) képlet segítségével.

A Planck-állandó meghatározásához a mennyiségek táblázatos értékeit használják m e, e, e 0, C, melyik olyan pontossággal ismertek, amely jelentősen meghaladja a Rydberg-állandó meghatározásának pontosságát, ezért a meghatározás relatív hibája h egyenlő lesz:

Ahol DR- hiba a Rydberg-állandó meghatározásában.

3.3 Leíráslaboratóriuminstallációk

A fényforrás, amelynek spektrumának látható részében az atomos hidrogén vonalai vannak túlsúlyban, egy H-alakú izzítókisülési lámpa, amelyet egy 12 nagyfeszültségű egyenirányító táplál. A spektrum legnagyobb fényereje akkor érhető el, amikor a cső vízszintes része (kapilláris) szolgál fényforrásként.

A spektrumvonalak hullámhosszának mérésére ebben a munkában UM-2 prizma monokromátort használunk (4. ábra). A monokromátor bejárati rése előtt egy S hidrogénlámpa és egy K kondenzátor mozog a motorosokon az optikai sínen, a kondenzátor a monokromátor (1) bemeneti résébe koncentrálja a fényt.

Az 1 bejárati nyílás egy mikrometrikus 9 csavarral van ellátva, amely lehetővé teszi a nyílás kívánt szélességű kinyitását. A 2 kollimátorlencse párhuzamos fénysugarat képez, amely tovább esik a 3 szóróprizmára. A 8 mikrometrikus csavar lehetővé teszi a 2 lencse mozgatását az 1 réshez képest, és a monokromátor fókuszálására szolgál.

4. ábra Laboratóriumi beállítási diagram.

A 3 prizma egy 6 forgóasztalra van felszerelve, amely egy függőleges tengely körül forog egy számlálódobos 7 csavar segítségével. A dobon egy spirális pálya fokosztással van felszerelve. A 11 dob irányjelzője végigcsúszik a pályán, a dob forgásakor a prizma forog, és a távcső látómezejének közepén a spektrum különböző részei jelennek meg, amelyek egy 4 lencséből és egy 5 okulárból állnak. A 4-es lencse az 1. bejárati rés képét állítja elő a fókuszsíkjában.

Ebben a síkban található a 10. mutató A mutató megvilágításának fényerejének megváltoztatásához a monokromátoron egy szabályozó és egy kapcsoló található.

A különböző hullámhosszú fény által keltett rés képei spektrális vonalak.

4. RENDELÉSTELJESÍTMÉNYMŰVEK

A laboratóriumi telepítés leírásának elolvasása után kapcsolja be a következő sorrendben:

4.1. Fordítsa el a fogantyút "KÉSZÍTMÉNY" az óramutató járásával megegyező irányba, amíg meg nem áll, anélkül, hogy túlzott erőt alkalmazna.

4.2. Kattintson a gombra "TOVÁBB"MAGAS." Ekkor a lámpa kigyullad HÁLÓ", műszer nyíl "JELENLEGIKIBOCSÁTÁS" 6...8 osztással eltér, hidrogénlámpa kisülés lép fel.

4.3. A kondenzátor beállító csavarjaival fókuszálja a hidrogénlámpa fénypontját a sapka szálkeresztjére a kollimátor bemeneténél, majd távolítsa el a kupakot.

4.4. Keresse meg a piros, zöld-kék, kék és lila vonalakat a hidrogén spektrumában. A spektrumnak ez a tartománya megközelítőleg a 750...3000 dobosztás tartományában helyezkedik el. Az ibolya vonal gyenge intenzitású. A hidrogéncső spektrumában az atomos hidrogén vonalaival együtt molekuláris hidrogénvonalak figyelhetők meg gyenge vörös-sárga, zöld és kék sávok formájában. Nem szabad összetéveszteni őket az atomi hidrogén világos vonalaival.

Forgó dob 7, igazítsa az egyes vonalakat a szemlencse kijelzőjéhez, és vegye le a dobszámlálót a 11. jelző szerint.

4.5. Ismételje meg ezt a műveletet háromszor a spektrum mind a négy vonalánál, különböző oldalról vigye a szemlencse-mutatóhoz. A mérési eredményeket (N 1 ... N 3) rögzítse az 1. táblázatban.

4.6. 10 perc elteltével a készülék kikapcsol, a leállást csengővel jelzi. Ha újra be kell kapcsolni, ismételje meg a 4.1. és 4.2. szakaszban leírt műveleteket. A készülék vészhelyzetben történő kikapcsolásához forgassa el a gombot "KÉSZÍTMÉNY"óramutató járásával ellentétes irányban. Számítsa ki az egyes sorokhoz tartozó dobszámok táblázatos értékeit a képletekkel (21…24)

Asztal 1

SzámításokÁltaleredményekmérésekkészülnektovábbszámítógép

Számítsa ki az egyes sorokhoz tartozó dobszámok táblázatos értékeit a képletekkel (21…24)

A dob osztásainak mérésekor fellépő abszolút hiba nagyságát a következő képlet határozza meg:

Az egyes spektrumvonalak hullámhossza a monokromátor kalibrációs grafikonjából határozható meg. Ezt azonban egyszerűbb megtenni az interpolációs képlet segítségével:

410,2+5,5493*10 -2 (N átl. -753,3)2,060510 -7 (N átl. - 753,3) 2 +

1,5700 *10 -8 (N átl. -753,3) 3 (23)

Az egyes hullámhosszok meghatározásának abszolút hibája az interpolációs képlet segítségével számítható ki, előzetesen N CP-vel megkülönböztetve:

d = 5,5493-10 -2 dNav- 4,121? 10 -7 (N átl. - 753,3) dN átl. +

4,7112?10 -8 (N c p - 753,3) 3 dN átlag (24)

Most elkezdhetjük a Rydberg- és Planck-állandók kiszámítását a (17) és (18) képletekkel. A Rydberg-állandó meghatározásakor fellépő abszolút hiba nagyságát a (19) képlet segítségével számítjuk ki, majd a (20) képlet segítségével számítjuk ki a Planck-állandó meghatározásának relatív hibáját.

Így minden egyes spektrumvonalhoz megkapjuk a saját Rydberg- és Planck-állandó értékeinket, amelyeknek szigorúan véve azonosaknak kell lenniük az összes vonal esetében. Azonban a hullámhossz-mérés hibái miatt ezek az értékek kissé eltérnek egymástól.

A meghatározandó állandók értékére vonatkozó végső válasz megszerzéséhez a következőképpen kell eljárni. Vegyük ezek átlagos értékét a Rydberg- és Planck-állandó értékének, a hibák maximumát pedig a meghatározásuk abszolút hibájának. Csak emlékeznie kell arra, hogy a hibaértéket az első jelentős számjegyre kell kerekíteni. Az állandók értékét a hibával megegyező sorrendű számjegyre kerekítjük. Írja be a számítási eredményeket a 2. táblázatba.

2. táblázat.

A számítások végén írja le az elvégzett munka eredményét a következő formában:

R = (R avg ± R)?10 7 1/m

h = (h átlag ± h)?10 -34 J s

5. ELLENŐRZÉSKÉRDÉSEK

5.1. Milyen kísérleti tényeken alapul a hidrogénatom Bohr-modellje?

5.2. Bohr állam posztulátumai.

5.3. Mi a Balmer-képlet?

5.4. Mi a Rydberg-állandó?

5.5. Mi a lényege Bohr hidrogénatom elméletének? Vezesse le a hidrogénatomban lévő elektron első és azt követő Bohr-pályájának sugarát!

5.6. Vezess le egy képletet a hidrogénatom elektronenergia-szintjének helyzetére!

5.7. Mekkora a hidrogénatom energiaspektruma? Nevezze meg a hidrogénatom spektrumvonalainak sorozatát! Mit jelképez egy hidrogénatom spektrumvonalainak adott sorozata?

IRODALOM

I.V. Saveljev. Általános fizika tantárgy T.3. Szerk. M. „Tudomány” 1988.

Közzétéve az Allbest.ru oldalon

Hasonló dokumentumok

Az atomok, mint oszthatatlan legkisebb részecskék gondolata. Rutherford kísérlete az alfa-részecskeszórásról. A hidrogénatom vonalspektrumának figyelembevétele. Bohr elképzelése az atomok stacionárius állapotainak létezéséről. Frank és Hertz fő kísérleteinek ismertetése.

bemutató, hozzáadva 2015.07.30

Az általuk alkotott atom, molekula vagy makrorendszer spektrumának szerkezetének meghatározása energiaszintjük alapján. A hidrogénatom spektruma és szerkezete. Kétatomos molekulák elektronállapotai, elektromos és optikai tulajdonságai. Azonos magokkal rendelkező molekulák.

tanfolyami munka, hozzáadva 2009.10.06

Egy elektron kinetikus energiája. Daybrol és Compton hullámhossz. Az elektron nyugalmi tömege. Az elektron távolsága az atommagtól gerjesztetlen hidrogénatomban. A hidrogénatom spektrumvonalainak látható tartománya. A deutérium tömeghibája és fajlagos kötési energiája.

teszt, hozzáadva 2013.06.12

A Compton-szórás kvantumelmélete. A visszapattanó elektron mozgásának iránya. Könnyű nyomás. Soros mintázatok a hidrogénatom spektrumában. Thomson, Rutherford modellje. Bohr posztulátumai. De Broglie hipotézise. A kvantummechanikai elmélet elemei.

bemutató, hozzáadva 2014.01.17

Az elemi részecskék osztályozása. Alapvető interakciók. Rutherford atommodellje. Bohr elmélete a hidrogénatomra. Hidrogénatom a kvantummechanikában. D. Mengyelejev periodikus törvényének kvantummechanikai alátámasztása. A radioaktivitás fogalma.

absztrakt, hozzáadva: 2010.02.21

A félvezetők optikai tulajdonságai. A fényelnyelés mechanizmusai és típusai. Az abszorpciós együttható meghatározásának módszerei. Példa egy szelektíven elnyelő bevonat abszorpciós együtthatója spektrális függésének kiszámítására a spektrum látható és infravörös részében.

absztrakt, hozzáadva: 2010.12.01

Az elektron jellemzői álló állapotban. A gömbfüggvények ortogonalitásának feltétele. A radiális függvény megoldásai. A hidrogénatom energiaállapotainak vázlata és soros mintázata. Az elektronspin miatti korrekciók.

bemutató, hozzáadva 2014.02.19

A fényszűrők működési elve, használatának jellemzői, célja és fő funkciói. Technika a spektrum egy szűk részének elkülönítésére Schott-szűrők kombinációjával. A spektrum egy vagy több vonalának kiemelésének sorrendje, különböző színek és árnyalatok.

absztrakt, hozzáadva: 2009.09.28

A monokromátor előkészítése működésre. Monokromátor beosztás. Az emissziós és abszorpciós spektrumok folytonos spektrumának megfigyelése. A lézersugárzás hullámhosszának mérése. Az ismeretlen spektrum feltárása.

laboratóriumi munka, hozzáadva 2007.03.13

Elektromágneses sugárzás abszorpciós spektrumának vizsgálata különböző anyagok molekulái által. A fényelnyelés alaptörvényei. Molekulaelemzési módszerek tanulmányozása: kolorimetria, fotokolorimetria és spektrofotometria. Nitrit kolorimetriás meghatározása.

Két különálló energiaszint közötti átmenet eredményeként egy spektrumvonal emittál vagy abszorbeálódik. Az előző fejezetben levezetett képletek lehetővé teszik, hogy képet kapjunk a hidrogénatom és a hidrogénszerű ionok spektrumáról.

14.1. A hidrogénatom spektrális sorozata

A spektrális sorozat egy közös alsó szinttel rendelkező átmenetek halmaza. Például a hidrogénatom és a hidrogénszerű ionok Lyman sorozata az első szintre való átmenetekből áll: n→ 1, ahol a felső szint fő kvantumszáma, vagy annak száma n, 2, 3, 4, 5 stb. értékeket vesz fel, a Balmer sorozat pedig átmeneteket n→ 2 a n> 2. A 14.1.1. táblázat a hidrogénatom első néhány sorozatának nevét mutatja.

1. táblázat 4.1.1 A hidrogénatom spektrális sorozata

	A sorozat címe
n → 1	Lyman (Ly)
n → 2	Balmera (H)
n → 3	Pashena (P)
n → 4	Konzol (B)
n → 5	Pfunda (Pf)
n → 6	Humphrey
n → 7	Hansen–Strong

A hidrogénatom Lyman sorozata teljes egészében a vákuum ultraibolya tartományba esik. Az optikai tartományban a Balmer sorozat, a közeli infravörös tartományban pedig a Paschen sorozat található. Bármely sorozat első néhány átmenete a görög ábécé betűivel van számozva a 14.1.2. táblázat séma szerint:

14.1.2. táblázat A spektrumsorozat első sorainak megnevezése

Dn

A felső szintről való spontán átmenet eredményeként én az aljára j egy atom kvantumot, energiát bocsát ki Eij ami egyenlő a különbséggel

Sugárzó átmenet során a j tovább én azonos energiájú kvantum nyelődik el. A hidrogénatom bolygómodelljében a szintek energiáját a (13.5.2) képlet segítségével számítjuk ki, és az atommag töltése egyenlő egységgel:

Ezt a képletet elosztva ezzel hc, megkapjuk az átmeneti hullám számát:

A vákuum hullámhossza megegyezik a hullámszám reciprokával:

Ahogy a legfelső szintű szám növekszik én az átmeneti hullámhossz monoton csökken. Ebben az esetben a vonalak korlátlanul közelednek egymáshoz. A sorozat hullámhosszának van egy alsó határa, amely megfelel az ionizációs határnak. Általában a sorozat szimbóluma melletti "C" utótag jelzi. A 14.1.1 ábra sematikusan mutatja be

átmenetek, a 14.1.2. ábrán pedig a hidrogénatom Lyman-sorának spektrális vonalai.

Jól látható a szintek és vonalak koncentrációja az ionizációs határ közelében.

Az (1.3) és (1.4) képletekkel a Rydberg-állandóval (13.6.4) kiszámíthatjuk a hidrogénatom bármely sorozatának hullámhosszát. A 14.1.3. táblázat az elsőről tartalmaz információkat

14.1.3. táblázat. A hidrogénatom Lyman sorozata

n		E 12 eV	E 12 , Ry	Hullámhossz, Å
n		E 12 eV	E 12 , Ry	l exp.	l elmélet
	Ly a	10. 20	0.75	1215.67	1215.68
	Ly b	12.09	0.89	1025.72	1025.73
	Ly g	12.75	0.94	972.537	972.548
	Ly d	13.05	0.96	949.743	949.754
	LyC	13.60	1.00	______	911.763

a Lyman sorozat sorai. Az első oszlop a legfelső szintű szám számát mutatja n, a másodikban - az átmeneti megjelölés. A harmadik és a negyedik tartalmazza az átmeneti energiát elektronvoltokés Rydbergsben. Az ötödik az átmenetek mért hullámhosszait, a hatodik a bolygómodell segítségével számított elméleti értékeit tartalmazza. Sugárzás -val l<2000Å сильно поглощается в земной атмосфере, поэтому длины волн серии Лаймана приведены для вакуума.

Az elmélet és a kísérlet közötti jó egyezés jelzi a Bohr-féle elmélet alapjául szolgáló rendelkezések ésszerűségét. Az angström századokban kifejezett eltérése az előző részben említett relativisztikus hatásoknak köszönhető. Az alábbiakban megnézzük őket.

Az (1.4) képlet megadja a hullámhosszt vákuumban λvac. . Az optikai tartományra (λ > 2000Å) a spektroszkópiai táblázatok λ atm hullámhosszokat adnak meg. , a földi légkör viszonyai között mérve. Áttérés λ vac-ra. a törésmutatóval való szorzással végezzük N:

(1.5) λ vac. = N·λ atm. .

A levegő törésmutatójára normál páratartalom mellett a következő tapasztalati képlet érvényes:

(1.6) N- 1 = 28,71 · 10 -5 (1 + 5,67 · 10 -3 λ 2 a tm.)

Itt a légkör hullámhosszát mikronban fejezzük ki. Az (1.6) jobb oldalára λvac-t is behelyettesíthetünk. : a hullámhossz enyhe hibája kevéssé befolyásolja az értéket N – 1.

Információ a Balmer sorozatról ( j= 2) a 14.1.4. táblázat tartalmazza. Az ötödik oszlopban szereplő kísérleti átmeneti hullámhosszok a következőre vannak megadva

14.1.4 táblázat: Balmer hidrogén sorozat

n	Vonal	Az átmenet energiája		Hullámhossz . , Å
n	Vonal	eV		Mérve a légkörben	Elméleti vákuumhoz	Elméleti a légkörért
	H a	1.89	0.14	6562.80	6564.70	6562.78
	H b	2.55	0.18	4861.32	4862.74	4861.27
	H g	2.86	0.21	4340.60	4341.73	4340.40
	H d	3.02	0.22	4101.73	4102.94	4101.66
		3.40	0.25	______	3647	3646

normál légköri viszonyok. Az elméleti hullámhosszok, az (1.5) és (1.6) képletekkel korrigált fénytörések az utolsó oszlopban vannak megadva. A Balmer sorozat spektrális vonalai sematikusan ábrázolhatók

14.1.3. ábra. A vonal helyzetét színes vonallal jelöljük; fent - hullámhossz angströmben, lent - az átmenet elfogadott megnevezése. Fejvonal H a a spektrum vörös tartományában van; általában a sorozat legerősebb vonala lesz. A fennmaradó átmenetek monoton gyengülnek, ahogy a felső szám főkvantumszáma nő. H sor b a spektrum kék-zöld régiójában található, a többi pedig a kék és az ibolya tartományban.

A Balmer ugrás természete

A Balmer-ugrás a sugárzás csökkenése a 3700 Å-nél rövidebb hullámhosszú csillagok spektrumában. A 14.1.4. ábra két csillag spektrumának felvételi mintázatát mutatja. piros szegély

A második szintről a hidrogénatom ionizációjából adódó fotoelektromos hatás piros szaggatott vonallal van jelölve ( l=3646Å), és a tényleges Balmer ugrás kék ( l=3700Å). Az alsó spektrumban egyértelműen kék közelében látható mélyedés vonalak. Összehasonlításképpen fent van a vezető csillag spektruma, amely nem rendelkezik a 3600-as tartományban semmilyen tulajdonsággal< l < 3700 Å.

A 14.1.4. ábrán látható piros és kék vonalak közötti észrevehető eltérés nem teszi lehetővé, hogy a fotoelektromos hatást tekintsük a vizsgált jelenség közvetlen okának. Itt fontos szerepet játszik a Balmer sorozat vonalainak szuperpozíciója nagy értékek mellett n. Számítsuk ki két szomszédos átmenet ∆λ hullámhosszának különbségét: én→2 és ( én+1)→2. Használjuk kétszer az (1.3), (1.4) képleteket j= 2, az index helyett én tovább n: Mert n ? 1-hez képest elhanyagolható n, valamint négy ehhez képest ( n+1) 2:

Kvantitatív kifejezést kaptunk bármely hidrogénsorozat felső tagjainak fent említett korlátlan megközelítésére. Az utolsó képlet n> 10 pontossága nem rosszabb, mint 5%.

Az abszorpciós vonalak bizonyos szélességgel rendelkeznek, a csillag légkörének fizikai körülményeitől függően. Durva közelítésként 1Å-nek vehetjük. Két vonalat megkülönböztethetetlennek tekintünk, ha mindegyik szélessége megegyezik a vonalak távolságával. Ekkor az (1.7)-ből kiderül, hogy a sorok összevonásának a pontnál kell megtörténnie n≈15. Körülbelül ez a kép a valódi csillagok spektrumában figyelhető meg. Tehát a Balmer ugrást a Balmer sorozat magas tagjainak egyesülése határozza meg. Ezt a kérdést részletesebben a tizenhetedik fejezetben tárgyaljuk.

Balmer sorozat deutériumból

A hidrogén nehéz izotópjának - a deutérium - magja egy protonból és egy neutronból áll, és körülbelül kétszer olyan nehéz, mint a hidrogénatom - a proton - magja. A deutérium Rydberg-állandója R D (13.6.5) nagyobb, mint a hidrogéné R H, tehát a deutériumvonalak a spektrum kék oldalára tolódnak el a hidrogénvonalakhoz képest. A hidrogén és deutérium Balmer-sorozatának angströmben kifejezett hullámhosszait a táblázat tartalmazza. 14.1.5.

14.1.5. táblázat. A hidrogén és a deutérium Balmer sorozatának hullámhosszai.

		deutérium
	6562.78
	4861.27
	4340.40
	4101.66

A trícium atomtömege körülbelül három. Vonalai is engedelmeskednek az atom bolygómodelljének törvényének. Kékeltolódásuk körülbelül 0,6 A deutériumvonalhoz képest.

14.2. Átmenetek az erősen gerjesztett állapotok között

Átmenetek a hidrogénatom szomszédos szintjei között számokkal n> 60 a spektrum centiméteres és hosszabb hullámhossz-tartományába esnek, ezért nevezik „rádióvonalaknak”. A szintek közötti átmenetek gyakorisága számokkal énÉs j az (1.3)-ból kapjuk, ha a képlet mindkét oldalát elosztjuk Planck-állandóval h:

A Rydberg-állandó hertzben kifejezve egyenlő

A (2.1)-hez hasonló képlet olyan állapotokhoz, amelyekben n? Az 1 nem csak a hidrogén esetében alkalmazható, hanem bármely atomra is. Az előző fejezet anyaga szerint írhatunk

Ahol R(Hz) értékben kifejezve R∞ (Hz) a (13.8.1) képlet szerint, valamint R keresztül R ∞ .

Jelenleg a rádiókapcsolatok a csillagközi gázok tanulmányozásának hatékony eszközévé váltak. Ezeket a rekombináció eredményeként kapják meg, vagyis egy hidrogénatom képződése során egy proton és egy elektron ütközése során, egyidejűleg többletenergia-kibocsátással fénykvantum formájában. Innen származik a másik nevük is - rekombinációs rádióvonalak. Diffúz és planetáris ködök, az ionizált hidrogén régiói körüli semleges hidrogén régiók és szupernóva-maradványok bocsátják ki őket. Az űrobjektumokból származó rádióvonalak kibocsátását 1 mm és 21 m közötti hullámhossz-tartományban észlelték.

A rádiókapcsolat kijelölési rendszere hasonló a hidrogén optikai átmeneteihez. A vonalat három szimbólum jelzi. Először a kémiai elem nevét írják le (jelen esetben hidrogén), majd az alsó szint számát és végül a görög betűt, amellyel a különbséget titkosítják. j - i:

Megnevezés α β γ δ

Különbség j - i 1 2 3 4

Például a H109α a hidrogén 110. szintjéről a 109. szintre való átmenetet, a H137β pedig a 139. és 137. szint közötti átmenetet jelöli. Adjuk meg a hidrogénatom három, a csillagászati irodalomban gyakran előforduló átmenetének frekvenciáját és hullámhosszát:

Átmenet H66α H109α H137β

n(MHz) 223645008.95005.03

l(cm) 1,3405,98535,9900

A H109α és H137β vonalak mindig külön láthatók, annak ellenére, hogy nagyon közel vannak a spektrumban. Ez két ok következménye. Először is, rádiócsillagászati módszerekkel a hullámhosszokat nagyon pontosan mérik: hat, néha hét helyes előjellel (az optikai tartományban általában legfeljebb öt helyes jelet kapunk). Másodszor, maguk a vonalak a csillagközi közeg csendes vidékein sokkal keskenyebbek, mint a csillagok légkörében lévő vonalak. Ritka csillagközi gázban a vonalkiszélesedés egyetlen mechanizmusa továbbra is a Doppler-effektus, míg a sűrű csillagatmoszférában a nyomásszélesedés fontos szerepet játszik.

A Rydberg-állandó növekszik egy kémiai elem atomtömegének növekedésével. Ezért a He109α vonal magasabb frekvenciák felé tolódik el, mint a H109α vonal. Hasonló okból a C109α átmenet gyakorisága még magasabb.

Ezt szemlélteti a 14.2.1. ábra, amely egy tipikus gázköd (NGC 1795) spektrumának egy részét mutatja. A vízszintes tengely a megahertzben mért frekvencia, a függőleges tengely a fényesség hőmérséklete kelvinben. Az ábra mezőjében a köd Doppler-sebessége (–42,3 km/s) látható, ami a vonalak hullámhosszát kis mértékben megváltoztatja a laboratóriumi értékekhez képest.

14.3. A hidrogén izoelektronikus sorozata

A hetedik fejezet negyedik részében megadott definíció szerint az atommagból és egy elektronból álló ionokat hidrogénszerűnek nevezzük. Más szavakkal, azt mondják, hogy a hidrogén izoelektronikus sorozatához tartoznak. Szerkezetük minőségileg egy hidrogénatomra emlékeztet, és a nem túl nagy magtöltésű ionok energiaszintjének helyzete ( Z < 10), может быть вычислено по простой формуле (13.5.2). Однако у многозарядных ионов (Z> 20) kvantitatív különbségek jelennek meg a relativisztikus hatásokkal összefüggésben: az elektrontömeg függése a sebességtől, ill. spin-pálya kölcsönhatás.

A HeII ion optikai átmenetei

A hélium atommag töltése egyenlő kettővel, ezért a HeII ion összes spektrális sorozatának hullámhossza négyszer kisebb, mint a hidrogénatom hasonló átmeneteinek hullámhossza: például a H vonal hullámhossza a egyenlő 1640Å.

A Lyman és Balmer HeII sorozat a spektrum ultraibolya részében található; a Paschen (P) és Bracket (B) sorozat pedig részben az optikai tartományba esik. A legérdekesebb átmeneteket a 14.3.1. táblázat tartalmazza. A Balmer sorozatú hidrogénekhez hasonlóan a „légköri” hullámhosszok is adottak.

14.3.1. táblázat. A HeII ion Paschen és Breckett sorozatának hullámhosszai


Kijelölés	P a	P b	B g	B e
Hullámhossz, Å	4686	3202	5411	4541

A hélium Rydberg-állandója:

Vegyük észre a HeII ion egy fontos jellemzőjét. A 13.5.2-ből következik, hogy a szintenergia Zn hidrogénszerű ion magtöltéssel Z, egyenlő a szintenergiával n hidrogénatom. Ezért a páros szintek közötti átmenetek 2 nés 2 m HeII ion és átmenetek n → m A hidrogénatomok hullámhossza nagyon hasonló. A teljes egyetértés hiánya elsősorban az értékrendbeli különbségekre vezethető vissza R Kéz RŐ.

ábrán. A 14.3.1. ábra a hidrogénatom (balra) és a HeII ion (jobbra) átmeneti sémáit hasonlítja össze. A szaggatott vonal a HeII átmeneteket jelzi, amelyek gyakorlatilag egybeesnek a hidrogén Balmer-vonalaival. Folytonos vonalak jelölik a B γ, B ε és B η átmeneteket, amelyekhez a hidrogénvonalak között nincs pár. A 14.3.2. táblázat felső sora a Bracket HeII sorozat hullámhosszait mutatja, az alsó sor pedig a hidrogén Balmer sorozatának vonalait. A zárójelsorokat sorozatnak is nevezik

14.3.2. táblázat. A HeII ion és a hidrogénatom Balmer sorozatának zárójelsora

Szia II

6560

(6 → 4)

B b

5411

(7 → 4)

B g

4859

(8 → 4)

B d

4541

(9 → 4)

B ε

4339
(10→4)

B ζ

4200
(11 → 4)

Bη

4100

Bθ

B 13

6563

H a

_______

4861

H b

_______

4340

H g

_______

4102

H d

______

Pickering, a Harvard Obszervatórium igazgatójáról nevezték el, aki először tanulmányozta őket a déli égbolt forró csillagainak spektrumában. Vegye figyelembe, hogy a Pickering-sorozatot pontosan az atom bolygómodelljének keretein belül sikerült megmagyarázni. Így hozzájárult az atom természetére vonatkozó modern nézetek kialakításához.

A csökkentett tömeg nagyobb egy nehezebb kémiai elemnél, tehát a 2-es számú szint m a hélium ion mélyebben fekszik, mint a szint m hidrogénatom. Következésképpen a Brackett HeII sorozat vonalai kékeltolódást mutatnak a Balmer sorozat megfelelő átmeneteihez képest. A vonaleltolódás relatív mértéke Dl /l Ebben az esetben a Rydberg-állandók aránya határozza meg:

Abszolút érték Dl Mert l= 6560Å körülbelül 3Å, összhangban a (14.3.2) táblázat adataival.

A páros számú szintek közötti átmeneteknek megfelelő HeII vonalak átfedésben vannak a hidrogénvonalakkal, mivel a vonalszélességek sokkal nagyobbak, mint a köztük lévő távolság. A hidrogénvonalak általában sokkal erősebbek, mint a héliumvonalak, de van egy kivétel - ezek Wolf-Rayet típusú csillagok. Légkörük hőmérséklete meghaladja a 30 000 K-t, a héliumtartalom a részecskék számát tekintve tízszer nagyobb, mint a hidrogéné. Ezért sok hélium ion van ott, de éppen ellenkezőleg, kevés a semleges hidrogén. Ennek eredményeként a Wolf–Rayet csillagok spektrumában az összes hidrogénvonal csak a HeII-vonalak gyenge kiegészítéseként figyelhető meg. Az ilyen típusú csillagok hidrogéntartalmát úgy becsülik meg, hogy a Breckt HeII sorozat vonalmélységeit összehasonlítják a felső szint páros és páratlan számával: az első valamivel nagyobb a hidrogén járulékos hozzájárulása miatt.

A normál csillagok spektrumában a legerősebb abszorpciós vonalak mindig hidrogénvonalak maradnak, ha a légkör hőmérséklete 10 000 K felett van. A 14.3.2

Egy O3 spektrális osztályú forró csillag log rekordja látható. Az ábrán jól láthatóak a Pickering sorozat vonalai és három Balmer vonal.
A hidrogén és a HeII vonalak kölcsönhatására egy másik példa a HeII ion P α átmenete λ=4686Å hullámhosszon. Ez a vonal a csillagok spektrumában emissziós vonalként figyelhető meg, míg a Paschen sorozat következő tagja a l 3202Å - egy hagyományos abszorpciós vonalat jelöl. A vonalak viselkedésének különbsége abból adódik, hogy a felső szint lakossága ( n= 4) sorok l 4686 jelentősen növelhető az erős Ly vonal elnyelésével a hidrogén: a hidrogénatom 2→1 átmenetének és a HeII ion 4→2 átmenetének hullámhossza nagyon közel van egymáshoz. Ez a folyamat egyáltalán nem befolyásolja a vezetékben lévő sugárzást. l 3202Å, amelyben mindkét szint páratlan számmal rendelkezik (5→3 átmenet). Az interakciós hatás gyengül, ha az alsó szint elég magasan helyezkedik el, pl. l 5411 és l 4541. Ez utóbbit használják a csillagok spektrális osztályozásánál hőmérsékleti kritériumként.

Sokszorozza meg a töltött ionokat

A bolygómodell, mint láttuk, nagyon hatékony eszköz a hidrogénatom és a hidrogénszerű ionok tanulmányozására. Ez azonban továbbra is nagyon durva közelítés az atomok és különösen a többszörösen töltött ionok valós szerkezetéhez. A 14.3.3. táblázat összehasonlítja az Ly rezonáns átmenet kísérleti és elméleti hullámhosszát a több, a csillagászat szempontjából érdekes hidrogénszerű ion esetében. A táblázat első sora mutatja

14.3.3. táblázat. Hidrogénszerű ionok rezonáns átmeneteinek hullámhosszai

l elmélet , Å

l exp . , Å

303.78at én =2 és j= 1, a harmadikban pedig a kísérleti értékeik. Ha a 14.1.3. táblázat szerint a hidrogénatom csak a hatodik szignifikáns számjegyben tér el a kísérlettől, akkor a HeII-nél - az ötödikben, a CVI és OVIII ionoknál - a negyedikben, a FeXXVI-nél pedig már a harmadikban. . Ezek a különbségek a relativisztikus hatásoknak köszönhetőek, amelyekről a fejezet elején írtunk.

A (13.7.7) alapján kiszámítjuk a második és az első szint energiái közötti különbséget:

A bal zárójel előtti tényező egyenlő az átmeneti energiával a nemrelativisztikus közelítésben; ezt a (3.1a) pontból kapjuk j= 1 és én = 2:

Δ érték E B a táblázat második sorában található elméleti hullámhossznak felel meg (14.3.3). Most tisztázhatjuk az átmeneti hullámhosszt. Ehhez hasonlítsa össze a relativisztikus korrekció relatív értékét

relatív különbséggel

számok a táblázatból (14.1.3). A számítási eredményeket a (14.3.4) táblázat tartalmazza.

14.3.4. táblázat. A relativisztikus korrekció összehasonlítása a kísérlettel

	Szia II		OVIII	FeXXVI
dl	6.6(–5)	6.0(–4)	1.05(–3)	9.5(–3)
dR	6.6(–5)	6.0(–4)	1.06(–3)	1.1(–2)

A táblázat második és harmadik sorának összehasonlítása azt mutatja, hogy a körpályák félklasszikus modelljének keretein belül is jó egyezést lehet elérni az elmélet és a kísérlet között.

Észrevehető eltérések között dRÉs dl jelen van a vasionban. Kis értéke ellenére az alkalmazott modell keretein belül nem küszöbölhető ki: a (13.7.5) képlettel végzett számítások nem vezetnek az eredmény javulásához. Ennek oka a körkörös elektronpályás bolygómodell alapvető hátránya: a szintenergiát egyetlen kvantumszámhoz viszonyítja. A valóságban a rezonáns átmenet felső szintje két alszintre oszlik. Ezt a felosztást hívják finom szerkezet szint. Ez az, ami bizonytalanságot visz be az átmeneti hullámhosszba. Minden hidrogénszerű ion finom szerkezetű, és a hasadás mértéke gyorsan növekszik a magtöltés növekedésével. A finom szerkezet magyarázatához el kell hagynunk a körpályák egyszerű modelljét. A félklasszikus fogalmak keretein belül maradva térjünk át az elliptikus pályák modelljére, amely ún. a Bohr–Sommerfeld modell.

10. sz. LABORATÓRIUMI MUNKA

RÖVID ELMÉLET

Ennek a munkának az a célja, hogy megismerkedjen a hidrogén és a nátrium spektrumával. Végrehajtása során vizuálisan meg kell figyelni a spektrum látható részét, meg kell mérni a hullámhosszokat, és e mérések eredményei alapján meg kell határozni a Rydberg-állandót.

A hidrogénatom emissziós spektruma egyedi éles vonalakból áll, és kiemelkedik egyszerűségével. Balmer (1885), Rydberg (1890) és Ritz (1908) empirikusan megállapították, hogy a hidrogén spektrumvonalai sorozatokba sorolhatók, és a hullámhosszakat nagy pontossággal a következő képlettel fejezik ki:

hol a hullámszám; l-hullámhossz, vákuumban; R= 109677,581 cm-1 - Rydberg-állandó; n = 1, 2, 3, ... - egy adott sorozat soraira állandó természetes szám, amely sorszámnak tekinthető; m = n + 1, n + 2, n + 3, ... - természetes szám, amely egy adott sorozat sorait „számozza”.

Az n = 1 sorozat (Lyman sorozat) teljes egészében a spektrum ultraibolya részében található. Az n = 2-nek megfelelő sorozat (Balmer sorozat) az első négy sorral rendelkezik a látható tartományban. Az n = 3 (Paschen), n = 4 (Brackett), n = 5 (Pfund) stb. sorozatok az infravörös tartományban vannak.

A nagyfelbontású spektroszkópia azt mutatja, hogy a soros vonalak (I) finom szerkezetűek; minden vonal több, egymáshoz közel elhelyezkedő komponensből áll, század angström távolságra a spektrum látható részén.

Bohr elmélete. Számos kísérlet az atomspektrumok vonalszerkezetének, különösen az (1) képletnek a klasszikus fizika szemszögéből való magyarázatára nem járt sikerrel. 1911-ben Rutherford kísérletei létrehozták az atom magmodelljét, amelyet a klasszikus mechanika szempontjából az atommag körül mozgó elektronok gyűjteményének kell tekinteni. A klasszikus elektrodinamika törvényei szerint egy ilyen atomi modell instabil, mivel a görbe vonalú mozgáshoz szükséges gyorsulás miatt az elektronoknak elektromágneses hullámok formájában kell energiát kibocsátaniuk, és ennek eredményeként gyorsan az atommagra kell esniük. 1913-ban Bohr, feladva a klasszikus elképzeléseket, olyan elméletet állított fel, amely kompatibilis az atom magmodelljével, és megmagyarázta a hidrogénatom és a hasonló atomrendszerek spektrumának alapvető mintázatait.

Bohr elmélete a következő posztulátumokon alapul:

1. Egy atomi rendszernek vannak bizonyos energiájú, diszkrét, stabil stacionárius állapotai, amelyek közönséges mechanikával kezelhetők, de amelyekben a rendszer nem sugároz, még akkor sem, ha a klasszikus elektrodinamika szerint sugároznia kellene.

2. A sugárzás az egyik álló állapotból a másikba való átmenet során energiakvantum formájában hv monokromatikus fény (itt v– sugárzási frekvencia; h= 6,62 10 -27 erg.sec - Planck-állandó).

3. A körpályán történő mozgás speciális esetben csak azok a pályák, amelyeken az elektron P szögimpulzusa többszöröse h/2p:

Ahol n = 1, 2, 3,...; nekem- elektron tömeg, r n- sugár n pálya; Vn- elektron sebesség per n pályára.

Az energiamegmaradás törvényének és Bohr első két posztulátumának megfelelően a sugárzási kvantum energiája az álló állapotok közötti átmenet során energiákkal E"És E"" egyenlő

hv= E" - E"" . (3)

Ha összehasonlítjuk az (1) és (3) képletet, könnyen belátható, hogy a hidrogénatom állóállapotainak energiája az előjelig egy diszkrét kvantumértéksort vesz fel:

Ahol c- fénysebesség.

Tekintsünk egy olyan atomot, amely egy töltésű magból áll Z eés egy elektron. A hidrogénhez Z= 1, egyszeresen ionizált héliumra (He+) Z= 2, kétszeresen ionizált lítiumhoz (Li++) Z= 3 stb. Az atommag és az elektron közötti Coulomb-kölcsönhatás erőssége egyenlő lesz:

Ahol r- az atommag és az elektron távolsága. Ennek az erőnek a hatására az elektron elliptikus pályán mozog az atommag körül, különösen körben. Ha a potenciális energiát számoljuk U a végtelenben lévő elektronra vonatkozó értékéből tehát

Körben való mozgáskor a centripetális erő egyenlő

honnan származik a mozgási energia?

Teljes energia

A (2) és (7) összefüggésből egy kör alakú stacionárius pálya sugarát találjuk meg

A (10) egyenlőség azt mutatja, hogy az állópályák olyan körök, amelyek sugara a pályaszám négyzetével arányosan nő.

A (10)-et (9) behelyettesítve megkapjuk az energiát stacionárius állapotban (2. ábra):

A (11) kifejezés egybeesik a (4) kifejezéssel, ha feltesszük

A (12) érték némileg eltér a spektroszkópiai mérésekből kapott Rydberg-állandó értékétől. Az a helyzet, hogy a (11) képlet levezetésekor az atommagot mozdulatlannak tételeztük fel, míg tömegének végessége miatt az elektronnal együtt a közös tehetetlenségi középpontjuk körül mozog. Ennek a körülménynek a figyelembevételéhez elegendő az elektron tömege helyett az elektron és az atommag redukált tömegét bevezetni:

Ahol M- magtömeg.

Csere (12) nekem tovább m, a hidrogénatom esetén kapjuk ( M = Mp):

ami kiváló összhangban van a kísérlettel. Itt R az atommag végtelen nagy tömegének felel meg, és egybeesik a (12)-vel.

A (14) kifejezés azt mutatja, hogy a hidrogénizotópok Rydberg-állandója (deutérium a M d = 2M pés trícium M T = 3M p), a redukált tömegek különbsége miatt eltér a Rydberg-állandótól Rp könnyű hidrogénhez. Ez jó összhangban van a deutérium és a trícium spektrumában megfigyelt vonaleltolódással a hidrogén spektrumához képest (izotópos eltolódás).

A finomabb hatások leírásához, például az atomok által kibocsátott spektrumvonalak felhasadásához egy külső térben, nem elég csak a körpályákat figyelembe venni. A (2)-nél általánosabb, elliptikus pályára alkalmas stacionaritási feltételeket Sommerfeld a következő formában adott meg: ha egy mechanikus rendszer én A szabadsági fokokat általánosított koordináták írják le qiés a megfelelő általánosított impulzusok p i = ¶T/¶q i, akkor a rendszernek csak azok az állapotai stacionáriusak, amelyekre

Ahol n i- egész kvantumszámok, és az integráció a változások teljes skálájára kiterjed qi. Poláris koordinátákkal leírt ellipszis esetén rÉs j, nekünk van

Ahol n jÉs n r- azimutális és radiális kvantumszámok. A szögimpulzus állandósága miatt p j= const = p A (16) feltétel, mint egy körpálya esetén,

A megfelelő számítás azt mutatja, hogy az elektronok energiája a mennyiségtől függ n j +n r = n a (11) képlet szerint. n főkvantumszámnak nevezzük. Mert n j = 1, 2, ...n, adott n, elérhető n azonos energiájú (11) és eltérő szögimpulzusú (18) elliptikus pályák. Ha a harmadik szabadsági fokot vesszük figyelembe, akkor az erre vonatkozó kvantálási feltétel (15) oda vezet, hogy minden pálya nem tetszőleges módon orientálható a térben, hanem csak úgy, hogy a szögimpulzus rávetül Az OZ bármely rögzített iránya 2-t vehet fel n+ 1 értékek, többszörösek h/(2p) :

m = - n j , - n j + 1, . . . . . n j- 1 , n j . (20)

A Bohr–Sommerfeld elmélet egyértelműen bebizonyította a klasszikus fizika alkalmatlanságát és a kvantumtörvények elsőbbségét a mikroszkopikus rendszerekre. Elmagyarázta a hidrogénszerű ionok, alkálifémek és röntgenspektrumok spektrumának alapvető mintázatait. Ennek keretein belül először ismertették a periodikus elemrendszer törvényszerűségeit. Másrészt az elmélet nem adott következetes magyarázatot a spektrumvonalak intenzitására és polarizációjára. A legegyszerűbb kételektronos rendszer – a hélium atom – elméletének megalkotására tett kísérletek kudarcot vallottak. Bohr elméletének hiányosságai belső következetlenségének a következményei. Valóban, egyrészt vonzza a kvantálásnak a klasszikus fizikától idegen gondolatait, másrészt a klasszikus mechanikát használja az álló állapotok leírására. A leghelyesebb képet az atomon belüli fizikai jelenségekről egy következetes kvantumelmélet – a kvantummechanika – adta, amellyel kapcsolatban Bohr elmélete volt a legfontosabb átmeneti szakasz.

Stacionárius állapotok kvantummechanikai leírása. A kvantummechanika és a Bohr-elmélet közötti fő különbség az elektronok klasszikusan meghatározott pálya mentén történő mozgásának gondolatának elutasítása. Egy mikrorészecskével kapcsolatban nem a pályán elfoglalt helyéről beszélhetünk, hanem csak a valószínűségről dW keresse meg ezt a részecskét a térfogatban dV, egyenlő

dW = | Y (x, y, z)| 2 dx dy dz, (21)

ahol Y (x, y, z) egy hullámfüggvény, amely engedelmeskedik a kvantummechanika mozgásegyenletének. A legegyszerűbb esetben a Schrödinger által az álló állapotokra kapott egyenlet alakja

Ahol EÉs U- tömegű részecske teljes és potenciális energiája nekem.

Az elektron jelenlétének valószínűsége egységnyi Y térfogatban |(x, y, z)| 2, minden pontra kiszámítva, képet alkot az elektronfelhőről, mint az elektrontöltés bizonyos statisztikai eloszlásáról a térben. Minden stacioner állapotot saját elektronsűrűség-eloszlás jellemez, és az egyik stacionárius állapotból a másikba való átmenet az elektronfelhő méretének és konfigurációjának megváltozásával jár.

Az elektronfelhő sűrűsége az atommagtól való távolság függvénye r. Érdekes megjegyezni, Bohr elméletével összehasonlítva, hogy a hidrogénatom alapállapotának maximális sugárirányú sűrűsége megfelel a pontnak. r, amelyet a (10) képlet határoz meg, azaz az elektron legnagyobb valószínű távolsága az atommagtól pontosan megegyezik a Bohr-féle elméletben szereplő első pálya sugarával (1. ábra).

Az elektronfelhő méretének növekedésével általában növekszik az energiája. E n, amelyet a főkvantumszám jellemez n. Az elektronfelhő alakja határozza meg a „pálya” szögmomentumot р l, kvantumszámmal jellemezve l.

Rizs. 1. Valószínűségi eloszlás egy elektron állapotában:

1 - n = 1, l= 0 és 2 - n = 2, l = 0

A felhő tájolása határozza meg a pillanat vetületét p lz térben, a kvantumszámmal jellemezve m l. Az orbitális impulzus mellett az elektronnak van saját impulzusimpulzusa - spin r s, amelynek két tájolása lehet a térben, amelyet a kvantumszám két értéke jellemez Kisasszony= - 1/2, + 1/2. Elképzelhető, hogy a spin impulzusát az elektron tengelye körüli forgása okozza (hasonlóan ahhoz, ahogy a Föld forog a tengelye körül, miközben a Nap körüli pályán mozog). Ez az egyszerű kép hasznos a spin lehetséges eredetének vizuális geometriai ábrázolásaként. Csak a kvantumelmélet adhat szigorú definíciót a spinre.

A kvantummechanika szerint a szögimpulzusokat és azok vetületeit a következő összefüggések határozzák meg:

Ne feledje, hogy a Bohr–Sommerfeld kvantálási szabályok (18), (19) a (23), (24) közelítését jelentik l.

Így az atomban lévő elektron állapotának egyértelmű meghatározásához négy fizikai mennyiség adható meg E n , p l , p lz , p sl , vagy ami ugyanaz, a kvantumszámok négyszerese m, l, m l, m s. Ezeknek a kvantumszámoknak az értékeit a (23) - (26) képletek korlátozzák.

n = 1, 2, 3, 4, ... ; (27)

l = 1, 2, 3, 4, ..., n - 1 ; m l = - l, - l+ 1, ..., 0, ..., l- 1, l;

Kisasszony = -1/2 , +1/2 .

Pályaszám l= 0, 1, 2, 3, 4 stb. általában betűkkel jelölik s, p, d, f, qés tovább ábécé sorrendben.

A kvantumszámok négyesének megváltoztatásával az atom összes lehetséges állapota megkapható. Ezen elektronikus állapotok kitöltésének sorrendjét két alapelv határozza meg: a Pauli-elv és a legkisebb energia elve.

A Pauli-elv szerint egy atomnak nem lehet két azonos kvantumszámú elektronja. A legalacsonyabb energia elve szerint az elektronikus állapotok feltöltése az alacsony energiájú értékektől a magasabbakig történik.

1s < 2s < 2p < 3s < 3p . (28)

A Pauli-elvnek és korlátozásoknak (27) megfelelően az adott államokban nÉs l nem lehet több 2-nél (2 l+ 1) elektronok. Ezért be s-állapot ( l= 0) legfeljebb két elektron lehet benne p-állapot ( l= 1) – legfeljebb hat elektron és így tovább. Adott kvantumfőszámú állapotban n Nem lehet több, mint elektronok.

Adott állapotok halmaza n elektronhéjnak nevezett állapotok halmaza adott számpárral nÉs l alhéjnak nevezzük. Az atomban lévő elektronok alhéjak közötti eloszlását elektronkonfigurációnak nevezzük. Például a hidrogén-, lítium-, hélium-, nátriumatomok alapállapotainak elektronikus konfigurációi stb. a következő formában van:

1s 1 (H)

1s 2 (Ő)

1s 2 2s 1 (Li)

1s 2 2s 2 2p 6 3s 1 (Na)

ahol a felső indexek a megfelelő részhéjakban lévő elektronok számát, a sorban lévő számok pedig a főkvantumszám értékét jelzik n. Magyarázzuk meg az elektronikus konfigurációk írásának szabályát a nátriumatom példáján keresztül Z= 11. Az állapotokban lévő elektronok maximális számának ismeretében sÉs p(2, illetve 6) 11 elektront helyezünk el a (28) egyenlőtlenséget követve balról jobbra, ekkor 1s 2 2s 2 2p 6 3s 1 kapunk. Más atomok elektronikus konfigurációját hasonló módon kapjuk meg.

Rizs. 2. A hidrogénatom energiaszintjének és sugárzási átmeneteinek diagramja

Hullámhosszak a higany emissziós spektrumában

A MUNKA VÉGREHAJTÁSÁNAK ELJÁRÁSA

1. Kapcsolja be az UM-2 monokromátor és a higanylámpa tápellátását.

2. A táblázat segítségével kalibrálja a monokromátort (készítsen grafikont).

3. Kapcsolja be a gázkisüléses csövet nátriummal, és határozza meg a hullámhosszakat a spektrum látható részén a grafikon segítségével.

4. Határozza meg minden sorhoz a Rydberg-állandót, és keresse meg az átlagértéket.

5. Határozza meg a nátriumatom ionizációs potenciálját!

TESZTKÉRDÉSEK ÉS FELADATOK

1. Meséljen a Bohr által megalkotott atomszerkezet-elméletről!

2. Miben különbözik Bohr elmélete a kvantummechanikai elmélettől?

3. Milyen kvantumszámokat ismer? Mi a Pauli-elv?