Экспериментальные сведения о строении внутренних слоев атома были полечены при изуче- нии рентгеновских спектров. Напомним, чго рентгеновские лучи возникают при бомбардировке пучком быстрых электронов анти- катода электронной трубки (фиг. 25.4). Анализ спектров рентгеновского излучения обнаруживает два различных типа спектров: сплошной и линейчатый. Сплошной спектр возникает вследствие торможения электронов при попа- дании их на антикатод, в связи с чем его называют еще также спектром торможения. Когда энергия падающих на антикатод электронов превосходит некоторую критическую величину, то на фоне сплошного возникает линейчатый, или характе- ристический, спектр. Свойства линейчатого спектра остаются неизменными для всех химических соединений данного вещества. Здесь прояв- ляется отличие характеристического спектра от оптического спектра, поскольку последний зависит от того, находится ли ве- щество в атомном или молекулярном состоянии. Спектральные линии характеристического излучения, так же как и оптические линии атомов, образуют закономерные после- довательности, или серии. Эти серии обозначаются латин- скими буквами /(, L, М, N и т. д., из которых самой коротковол- новой является К-серия, затем идет L-серия и т. д. § 25. Строение сложных атомов 363 Механизм возникновения харак- теристического (рентА оновского) спектра, зависящего от материала антикатода, был объяснен Коссе- лем A914). Падающий на антика- тод электрон, выбивая электрон, например из /(-слоя атома антика- тода, оставляет в /(-слое одно ва- кантное место (фиг. 25.5). На это вакантное место может перейти электрон со слоя L, M, N, ..., об- разуя тем самым рентгеновские ли- Фиг. 25.5. Схема возникнове- НИИ, Обозначаемые Ка, К*, Ку, ... . ния характеристического спек- При таком переходе электронов с тра по Косселю: ОДНОГО Внутреннего СЛОЯ На ДРУГОЙ ф_ электроны. И ВОЗНИКаеТ ХараКТерИСТИЧеСКИЙ Пунктирной пинией показан процесс т-т г г выбивания электрона с К-оболочки. спектр. Поскольку энергия связи электронов на внутренних орбитах гораздо больше энергии связи внешних электронов, для возбу- ждения характеристического рентгеновского спектра следует использовать электроны гораздо больших энергий (несколько десятков кэв), чем для возбуждения оптических спектров (не- сколько десятков эв). При построении теории сложного атома с учетом взаимодей- ствия атомных электронов возможны два подхода. В первом за основной потенциал можно взять потенциал ядра, полностью экранированного внутренними электронами. Этот подход был нами использован при построении теории оптических спектров щелочных металлов. При этом основной потенциал определялся зарядом ядра Ze0 и зарядом электронов внутренних орбиг — (Z—1)е0. Суммарный потенциал в этом случае равнялся Ф = -^ (Z - (Z - 1)) = -^. B5.33) Затем в качестве возмущенного потенциала выбирался допол- нительный потенциал, учитывающий поляризацию и объемное распределение электронного облака. Этот путь целесообразно использовать для описания движения внешних электронов, на- пример, в атомах щелочных металлов. Наоборот, при исследовании движения электронов внутрен- них слоев за основу удобно взять потенциал ядра Ф = ^, B5.34) а дополнительный потенциал, создаваемый электронным слоем, рассматривать как поправку. В этом случае учет электронного 364 ЧАСТЬ III. ТЕОРИЯ МНОГИХ ЧАСТИЦ слоя приводит к экранировке (эффективному уменьшению) за- ряда ядра Ze0 на величину Sne0, благодаря чему общий потен- циал становится равным ф = iz-SnUo. u B5.35) Например, при исследовании гелиеподобных атомов было пока- зано, что учет взаимодействия электронов /(-слоя сводится в ко- нечном счете к уменьшению эффективного заряда ядра, кото- рый формально можно положить равным Z'->Z—гг , т. е. величина Sn в этом случае равнялась 5/i6. Поправка на экранирование Sn может быть функцией не только я, но и /. С увеличениемп эта поправка возрастает, так как следует учитывать все большее число электронов, экрани- рующих ядро. С увеличением же / она также должна (но не так сильно) возрастать, так как орбиты будут становиться все менее «проникающими», и поэтому эффективный заряд должен в среднем несколько уменьшаться. В первом приближении мож- но считать, что поправка на экранирование не зависит от /. Потенциал B5.35) дает для спектральных термов формулу, полученную для водородоподобного атома, в которой величину Z следует заменить на Z—Sn: ?n = ^2 • B5.36) Из последней формулы для частоты линии Ка находим выра- жение: ЦЬ[^«Чг*] B5.37) Отсюда видно, что частота линии рентгеновского спектра моно- тонно возрастает с увеличением порядкового номера Z. Этот за- кон впервые был открыт из анализа эмпирических данных Моз- ли A914), который записал его в несколько другом виде: Эта формула может быть получена из B5.37), если в последней положить, что поправка на экранирование для К- и L-слоев одна и та же, т. е. S\ = S2 = S. Однако мы знаем, что это не совсем так, и поэтому при ис- следовании рентгеновских спектров, как и при исследовании оп- тических спектров, следует сделать пересчет частот на соответ- ствующие термы, которые согласно B5.36) можно представить в виде: //VS <2538 Исследование экспериментальных кривых V ~d~ ~ / \%) позво- лило найти значения поправок на экранирование, которые в среднем оказались равными 5i = 1, S2 = 3,5, S3 = 10,5 и т. д. Кроме того, было установлено, что рентгеновские спектры изме- няются с увеличением Z монотонно и никаких периодических закономерностей не наблюдается. Это представляет собой еще одно отличие их от оптических спектров, где обнаруживается периодичность. Заметим, что более детальное исследование показало мульти- плетную структуру рентгеновских спектров. С одной стороны, следует учесть, что поправка на экранирование зависит не толь- ко от главного квантового числа, но и от орбитального кван- тового числа I, С другой стороны, при учете релятивистских поправок, ко- торые зависят еще от внутреннего квантового числа /, в основу исследований должны положить формулу B0.18). Тогда вместо формулы B5.38) имеем: Последняя зависимость и по- лучила название закона Мозли; она, как правило, исследуется графически. Придавая главному квантово- му числу п различные значения, имеем (см. фиг. 25.6): для /(-тер- мов (п = 1) § 25. Строение сложных атомов 365 366 ЧАСТЬ III. ТЕОРИЯ МНОГИХ ЧАСТИЦ Для L-термов имеем три компоненты: L1Bsl/J9 LHBpvJ и LmBp8k). Учитывая зависимость поправки на экранирование от /; 52^ = 3 и 52р = 4, для L-термов получаем: l=i + ^(Z-3)«, B5.39а> Параллельные дублеты Ьг и Ьц, связанные с различной экра- нировкой ядра, получили название иррегулярных дубле- тов; расходящиеся же L\ и Lm, обязанные учету спиновых и релятивистских эффектов, — регулярных дублетов. Точно так же М-термы должны содержать пять компонентов Csy2, 3py2, 3/?з/г Sd% 3dv2) • Изучение характеристических рентгеновских спектров имеет не только практическое, но и большое теоретическое значение. В самом деле, кривые Мозли показывают, что периодические свойства атомов обязаны лишь валентным, а не внутренним электронам. Окончательно было выяснено, что порядковый но- мер Z, введенный Менделеевым, определяется лишь зарядом ядра. По некоторым аномалиям кривых Мозли можно было судить о заполнении внутренних оболочек: например, 3d (ферромагнит- ные элементы) и id (лантониды). Наличие мультиплетной струк- туры и спин-релятивистских поправок может быть правильно по- нято только после введения спина. Таким образом, теория рент- геновских спектров хорошо укладывается в квантовую теорию атомов, в основе которой лежит теория Дирака и проблема мно- гих частиц с учетом спина.
Ви переглядаєте статтю (реферат): «Рентгеновские спектры атомов» з дисципліни «Квантова механіка і атомна фізика»
