Пред.
След.
Макеты страниц
Распознанный текст, спецсимволы и формулы могут содержать ошибки, поэтому с корректным вариантом рекомендуем ознакомиться на отсканированных изображениях учебника выше Также, советуем воспользоваться поиском по сайту, мы уверены, что вы сможете найти больше информации по нужной Вам тематике ДЛЯ СТУДЕНТОВ И ШКОЛЬНИКОВ ЕСТЬ
ZADANIA.TO
Рассмотрим теперь физические влияния, возникающие по причине отличия силового поля (вне остова атома) от поля кулоновского характера 1 . Во-первых, необходимо установить, какие степени \( \frac{a}{r} \) имеют самое существенное значение в зыражении потенциала. Запишем траекторную энергию в форме Дополнительный член \( -\frac{e^{2} Z}{r} \cdot c_{1} \frac{a_{\mathrm{H}}}{r} \) в потенциальной энергии в силу (10) \( \S 25 \) дает Ридберговскую поправку и \»поправку Ритца“ Дополнительный член \( -\frac{e^{2} Z}{r} \cdot c_{2} \frac{a_{\mathrm{H}}^{2}}{r^{2}} \) дает и дополнительный член \( -\frac{e^{2} Z}{r} \cdot c_{3} \frac{a_{\mathrm{H}}^{3}}{r^{3}} \) дает и, наконец, дополнительный член \( -\frac{e^{2} Z}{r} \cdot c_{4} \frac{a_{\mathrm{H}}^{4}}{r^{4}} \) приводит к уравнениям: В следующей таблице’ приводятся найденные из спектров значения поправки Ридберга и Ритца-в их отношении к особенно простым спектрам щелочных металлов Знаком Т в таблице отмечается тот факт, что ридберговская поправка уже настолько велика, что разложение потенциала по степеням \( \frac{1}{r} \) оказывается недопустимым. Таблица имет такой вид, как будто член с \( \frac{c_{3}}{r^{4}} \) есть наиболее существенный дополнительный илен. В действительности, такой дополнительный член потенциальной энергии теоретически вполне понятен. Если, например, остов рассматривать не как абсолютно жесткий, а поддающийся деформации, то он содержит — в поле оптического электрона электрический момент. Если электрон находится достаточно далеко от остова, то возбужденное им поле \( [\Subset]=\frac{e}{r^{2}} \) в области остова можно рассматривать, как однородное поле. Этому полю пропорционален момент, индуктирующийся телом атома: \( p=\frac{\alpha e}{r^{2}} \). Такой дипольный момент обладает вблизи себя электрическим полем. Если представить, что оно возникло благодаря смещению в одну точку двух зарядов \( \frac{p}{l} \), находившихся на расстоянии \( l \), то легко видеть, что в направлении его продолжения на оптический электрон действует сила вида: Ее потенциал равен \( -\frac{\alpha e^{2}}{2 r^{4}} \); пренебрегая остальными отклонениями от кулоновского поля, мы имеем и Наше предположение, что отклонения силового поля от кулоновского поля обусловлены, главным образом, индуктирующи́мся дипольным моментом, можно проверить вычислением \»поляризуемости\» \( \alpha \) по экспериментальным значениям \( \delta_{1} \) и \( \delta_{2} \). Относительно остовов атомов, например, щелочных металлов \( \mathrm{Li}, \mathrm{Na}, \mathrm{K}, \mathrm{Rb}, \mathrm{Cs} \), необходимо предположить, что они построены подобно (содержащим одинаковое число электронов) нейтральным атомам благородных газов \( \mathrm{He}, \mathrm{Ne}, \mathrm{A}, \mathrm{Kr}, \mathrm{X} \), (подробнее см. §29). Значения \( \alpha \) этих атомов можно вычислить из диэлектрической постоянной, которая связана со значениями а остовов щелочных металлов простым соотношением. Из экспериментально найденных значений \( \delta_{1} \) щелочных металлов следует Здесь использовываются \( f \), термы кроме \( \mathrm{Li} \), терм \( p \) которого служит для вычисления; \( \mathrm{Rb} \) был пропущен ввиду выпадения для него Ридберговской поправки и поправки Ритца. Поляризуемость аблагородных газов с диэлектрической постоянной \( \varepsilon \) или преломлением \( n \) для бесконечно длинных волн связана Лоренц-Лоренцовской формулой где \( N \) — число атомов в единице объема. Значение \( \alpha \)-йонов щелочных металлов должны быть немного меньшими, так как объем йонов, благодаря высокому ядерному заряду, мал по сравнению с получающимися атомами благородного газа. Таким образом, мы приходим к заключению, что вычисленные по спектру значения \( \alpha \), хотя и имеют правильный порядок величины, но все же являются немного большими. Разницу эту можно объяснить тем, что рядом с индуктирующим моментом появляется другое отклонение от кулоновского поля, обязанное также дополнительному члену \( \frac{c_{3}}{r^{4}} \). В этом месте мы не можем пока проверить возможности допущения такого предположения, но отметим, что при современном уровне знаний строения йонов, подобных йонам благородных газов, вряд-ли такая возможность допустима. Оставаясь при приведенном здесь объяснении ридберговской поправки с помощью поляризуемости остова, мы сталкиваемся с противоречием, непреодолимым с точки зрения наших квантовых правил. Но выше нами было уже указано, что объяснение тончайших особенностей спектров мультиплетов и тесно связанного с этим аномального эффекта 3 еемана, (ср. конец §24) не входит вообще в рамки квантовой теории многопериодических систем. В теории этих явлений пришли к формальному выходу: считать квантовое число \»половинчатым “, т. е. чғо ему можно придавать значение \( \frac{1}{2}, \frac{3}{2}, \frac{5}{2}, \ldots \) Нужно ожидать, что при дальнейшем развитии теории собственные квантовые величины останутся, как и до сих пор, целыми числами и что величича \( k \), встречающаяся в нашей приближенной теории, не представляет собой такой квантовой величины, а каким-то посредственным образом состоит сама из них. Мы не будем здесь входить в подробности этого вопроса, только исследуем, какие значения будут получать а, если положить в наших формулах \( k \) равным „половинчатому“ числу. Так из спектроскопических значений \( \delta_{1} \) мы получаем следующие значения \( \alpha \) : Эти числа правильно отображают значения \( \alpha \) благородных газов. Такую связь можно проследить и дальше, анализируя значения \( \alpha \) других многозначных ионов, подобных ионам идеального газа, которые можно определить частично по Ридберговским поправкам спектров ионизированных элементов (искровые спектры) частично по твердым солям (ионные решетки); этим достигаются новые подтверждения того допущения, согласно, которому поправка Ридберга терм внешних траекторий в рассматриваемых спектрах обязана поляризуемости остова и что квантовое число \( k \) необходимо брать половинчатым числом. Но излагаемые в нашем томе соображения, впрочем, вовсе не зависят от решения вопроса, брать ли \( k \) целым числом или нет.
|
1 |
Оглавление
|