Спектры излучения атомов

Большую роль в выяснении строения атома, а именно распределения электронов по оболочкам, сыграло излучение, открытое в 1895 г- немецким физиком В. Рентгеном (1845 - 1923) и названное рентгеновским.Наиболее распространенным источником рентгеновского излучения является рентгеновская трубка, в которой сильно ускоренные электрическим полем электроны бомбардируют анод (металлическая мишень из тяжелых металлов, например W или Рt), испытывая на нем резкое торможение. При этом возникает рентгеновское излучение, представляющее собой электромагнитные волны – с длиной волны примерно 10^-12 – 10^-8 м. Волновая природа рентгеновского излучения доказана опытами по его дифракции.

Исследование спектрального состава рентгеновского излучения показывает, что его спектр имеет сложную структуру (рис. 11) и зависит как от энергии электронов, гак и от материала анода. Спектр представляет собой наложение сплошного спектра, ограниченного со стороны коротких длин волн некоторой границей λ_min, называемой границей сплошного спектра,и линейчатого спектра – совокупности отдельных линий, появляющихся на фоне сплошного спектра.

Исследования показали, что характер сплошного спектра не зависит от материала анода, а определяется только энергией бомбардирующих анод электронов. Детальное исследование свойств этого излучения показало, что оно испускается бомбардирующими анод электронами в результате их торможения при взаимодействии с атомами мишени. Сплошной рентгеновский спектр поэтому называют тормозным спектром.Этот вывод находится в согласии с классической теорией излучения, так как при торможении движущихся зарядов должно действительно возникать излучение со сплошным спектром.

 

Рис. 11

Из классической теории, однако, не вытекает существование коротковолновой границы сплошного спектра. Из опытов следует, что чем больше кинетическая энергия электронов, вызывающих тормозное рентгеновское излучение, тем меньше λ_min. Это обстоятельство, а также наличие самой границы объясняются квантовой теорией. Предельная энергия кванта соответствует такому случаю торможения, при котором вся кинетическая энергия электрона переходит в энергию кванта

 

E_max = hν_max = eU, отсюда λ_min = c/ν_max = ch/(eU) = ch/E_max , (1)

 

где U – разность потенциалов, за счет которой электрону сообщается энергия E_max , ν_max – частота, соответствующая границе сплошного спектра.

При достаточно большой энергии бомбардирующих анод электронов на фоне сплошного спектра появляются отдельные резкие линии – линейчатый спектр, определяемый материалом анода и называемый потому характеристическим рентгеновским спектром (излучением).

По сравнению с оптическими спектрами характеристические рентгеновские спектры элементов совершенно однотипны и состоят из нескольких серий, обозначаемых K, L., М, N и О. Каждая серия, в свою очередь, содержит небольшой набор отдельных линий, обозначаемых в порядке убывания длины волны индексами α, β, γ. При переходе от легких элементов к тяжелым структура характеристического спектра не изменяется, лишь весь спектр смещается в сторону коротких волн. Особенность этих спектров заключается в том, что атомы каждого химического элемента, независимо от того, находятся ли они в свободном состоянии или входят в химическое соединение, обладают определенным, присущим только данному элементу линейчатым спектром характеристического излучения. Так, если анод состоит из нескольких элементов, то и характеристическое рентгеновское излучение представляет собой наложение спектров этих элементов.

Механизм возникновения рентгеновских серий показан на рис. 12. Под влиянием внешнего электрона или высокоэнергетического фотона вырывается один из двух электронов K-оболочки атома. Тогда на его место может перейти электрон с более удаленных от ядра оболочек L, М, N,... . Такие переходы сопровождаются испусканием рентгеновских квантов и возникновением спектральных линий K-серии: К_α. (L→К), К_β (М→К), K_γ (N→К) и т. д. Самой длинноволновой линией K-серии является линия К_а. Частоты линий возрастают в ряду K_α →K_β →Kγ, поскольку энергия, высвобождаемая при переходе электрона на K-оболочку с более удаленных оболочек, увеличивается. Наоборот, интенсивности линий в ряду K_α →K_β →Kγ убывают, так как вероятность переходов электронов с L-оболочки на K-оболочку больше, чем с более удаленных оболочек М и N. K-серия сопровождается обязательно другими сериями, так как при испускании ее линий появляются вакансии в оболочках L, М, ..., которые будут заполняться электронами, находящимися на более высоких уровнях.

Аналогично возникают и другие серии, наблюдаемые, впрочем, только для тяжелых элементов.

Рис. 12

Швейцарский ученый И. Бальмер (1825 - 1898) подобрал эмпирическую формулу, описывающую все известные в то время спектральные линии атома водорода в видимой области спектра

(n = 3, 4, 5,…) или для частоты , (2)

где R´ = 1,10·10⁷ м^-1, R = R´c = 3,29·10¹⁵ с^-1 – постоянные Ридберга.

Из выражений (2) следует, что спектральные линии, отличающиеся различными значениями n, образуют группу или серию линий, называемую серией Бальмера. С увеличением n линии серии сближаются; значение n = ∞ определяет границу серии, к которой со стороны больших частот примыкает сплошной спектр. В дальнейшем в спектре атома водорода были обнаружены в ультрафиолетовой и инфракрасной областях еще несколько серий, которые для водорода описываются обобщенной формулой Бальмера:

, (3)

где m имеет в каждой серии постоянное значение, m = 1, 2, 3, 4, 5, 6 (определяет серию), n принимает целочисленные значения начиная с m + 1 (определяет отдельные линии этой серии).

Исследуя рентгеновские спектры элементов, английский физик Г. Мозли (1887—1915) установил в 1913г. соотношение, называемое законом Мозли:

. (229.2)

где ν — частота, соответствующая данной линии характеристического рентгеновского излучения, R — постоянная Ридберга, σ — постоянная экранирования, m =1, 2, 3, ... (определяет рентгеновскую серию), п принимает целочисленные значения с m+1 (определяет отдельную линию соответствующей серии). Закон Мозли (229.2) подобен обобщенной формуле Бальмера для атома водорода.

Смысл постоянной экранирования σ в (229.2) заключается в том, что на электрон, совершающий переход, соответствующий некоторой линии, действует не весь заряд ядра Zе. а заряд (Z - σ)е, ослабленный экранирующим действием других электронов.