Квантовый дефект

Спектры и потенциалы ионизации (ПИ) атомов щелочных металлов (элементов группы 1А в периодической системе) удается довольно хорошо аппроксимировать в рамках теории Бора, если заменить п эффективным квантовым числом п = п—с1), где с1 — так называемый квантовый дефект. Исходя из значения первого потенциала ионизации, вычислите квантовый дефект для 5-электрона и энергию перехода ( +1)5-<-я5 в атомах и (п = 2 ПИ = 5,363 эВ) и Ка = 3 ПИ = 5,137 эВ). Используйте для постоянной Ридберга значение, соответствующее атому водорода (т. е. предположите, что электроны внутренних оболочек полностью экранируют ядро), (Экспериментальное значение для энергии указанного перехода в атоме Ка составляет 25 730 см . ) [c.26]

Рис. 10. Величина квантового дефекта для ряда щелочных атомов.

Рис. 8.2.15. а — пороговые значения сечений фотоионизации из га 5-состояний (теория). Сплошные кривые получены методом модельного потенциала, точки — методом квантового дефекта. 1 — 2— Ка 5 — К 4 — Н (ординаты этой кривой уменьшены в 10 раз) [28] б — то же для га Р-состояний (теория). 1 — 1л, 2 — Ма, 5 — К, 5 — Н. Все кривые рассчитаны [c.400]

Рис. 31. Экстраполяция квантового дефекта Д / на область непрерывного спектра.

Фиг. 11. Зависимость квантового дефекта Л в щелочных спектрах от / и

Слэтер сформулировал правила для выбора орбиталей при квантово-механических расчетах. Орбитали Слэтера в основном водородоподобные, но отличаются двумя важными особенностями во-первых, они не содержат узлов, что их значительно упрощает, но, естественно, делает менее точными, и, во-вторых, они образованы с применением Z вместо Z, а для тяжелых атомов п вместо п (л = 3,7 для п = 4, л = 4,0 для п = 5, п = 4,2 для л = 6). Различие ме.жду пип называется квантовым дефектом. [c.42]

В настоящее время намечаются пути последовательного теоретического определения сечений фотоионизации. Однако в силу возникающих трудностей имеющиеся методы (в основном это квантовомеханическое рассмотрение взаимодействия электрона, находящегося в поле ядра атома, с налетающей электромагнитной во.пной методом Хартри—Фока) содержат такие допущения и приближения (не только упрощающие вычисления, но и имеющие принципиальный характер), что результаты, полученные с их помощью, не могут претендовать на роль наиболее точных. Последними работами такого рода являются работы [221—224]. Поэтому наибольшее распространение по.лучили полуэмпирические методы вычисления сечений, в частности метод квантового дефекта. В работе [225 [ получены приближенные формулы и составлены таблицы, позволяющие вычислять сечения фотоионизации атомов и ионов различных элементов, находящихся в различных состояниях. Эти формулы универсальны и широко используются. Дальнейшие работы ведутся в направлении их развития и улучшения. Согласие расчетов методом квантового дефекта и методом Хартри—Фока оказывается удовлетворительным — различие в худшем случае лежит в пределах множителя 2. [c.72]

Из непрерывных процессов учитывалось только взаимодействие электрон-ион. Отдельно рассчитывалась рекомбинация на Зр и 3s уровни. Остальные переходы, в том числе для многозарядных ионов, рассчитывались в приближении квантового дефекта или считались водородоподобными. Некоторые результаты [282] приведены на рис. 23—25. [c.200]

Для состояний с малыми значениями I, как было указано в 9, с модельной точки зрения валентный электрон движется по орбите, проникающей внутрь атомного остова. В соответствии с этим возмущение сильно возрастает, и квантовый дефект принимает большие значения. В квантовой механике, где модельное представление об орбитах теряет смысл, все же сохраняется в силе вывод о том, что возмущение для состояний с малыми I больше, чем для состояний с большими I при том же значении п. [c.133]

Как видно, вначале величина квантового дефекта несколько убывает с увеличением а, а затем практически остается постоянной. В соот- [c.134]

Рис. 70. Квантовые дефекты Д для атомов щелочных металлов в зависимости от 2 и /.

Lil BeD BI С1У N7 ОИ Рис. 71. Квантовые дефекты Д для атома лития и сходных с ним ионов. [c.135]

Определяемая этш4 соотношением величина Д казывается квантовым дефектом. [c.21]

Сравнивая выражение для энергии (9) с эмпирическим выражением (1) видим, что они совпадают, если положить Д== — а. Таким образом, оправдывается ридберговский вид для термов атомов щелочных металлов и сходных с ними ионов. Поскольку Д зависит от I, уровни с одинаковыми п, но разными /, совпадающие у водорода, оказываются у щелочных металлов и сходных с ними ионов, в соответствии с опытом, раздвинутыми. Величина Д носит название квантового дефекта. [c.133]

В этих формулах имеется множитель (2 + з) , введенный Ун-зольдом [15] с целью учета особенностей структуры сложных атомов. Однако выбор его значения не был им обоснован различные исследователи использовали в своих измерениях различные значения (2 + 5) . Работы [23—25] устранили неопределенность в выборе этого множителя авторы их ввели вместо него некоторую функцию I (V, Т), значение которой они вычислили для различных атомов, пользуясь методом квантового дефекта. В результате, вместо формул (24), (25), следует пользоваться следующими выражениями для коэффициента излучения непрерывного спектра плазмы [c.212]

С увеличением атомного веса щелочного металла возрастает главное квантовое число п наиболее глубокого S-терма и возрастает для него величина квантового дефекта Д. Вместе с тем снижается ионизационный потенциал, и весь спектр смещается в сторону больших длин волн. В табл. 27 приведены для щелочных металлов значения главных квантовых чисел п наиболее глубоких S-термов, значения для них квантовых дефектов Д, длины волн головного дублета главной серии res Sy — rep Pi/j,и ионизационные потенциалы. [c.134]

Для атомов щелочных металлов расчеты дисперсионной эиергии в приближении Хартри — Фока могут претендовать лишь на правильный порядок величины. Поскольку поляризуемость щелочных атомов определяется в основном волновой функцией валентного электрона, весьма эффективным при расчетах оптических характеристик оказался метод модельных потенциалов, а также метод квантового дефекта [41—45]. В качестве модельных потенциалов, используемых для вычисления поляризуемостей и других характеристик щелочных атомов, применяются потенциалы Кратцера [46] и Саймонса [47]. Для этих потенциалов найдены аналитические формулы для поляризуемости [48], сумм сил осцилляторов [49], проведены вариационные расчеты [50]. Таблицы постоянных Сб, Сд, Сю для систем атом щелочного металла — атом инертного газа приведены в работе [45]. [c.96]

При вычислении радиальных функций непрерывного спектра / // используется метод квантового дефекта ). Величиной, определяемой из экспериментальных данных об уровнях энергии, является квантовый дефект Д// ( ). Эта величина получается экстраполяцией квантового дефекта Д// для серии / -термов на область непрерывного спектра так, как это показано на рис. 31. [c.442]

А(е ) — экстраполированное на непрерывный спектр значение квантового дефекта —V/ для термов /. Во второй из цити- [c.444]

Фиг. 12. Зависимость квантового дефекта Д в щелочных спектрах от п. Разность между квантовым дефектом каждого терма и дефектом для нижнего терма той серии, к которой он принадлежит, показана в зависимости от разности между главными квантовыми числами этих термов.

Д55. Клечковский В. М. Квантовый дефект спектральных термов и заполнение /-подгрупп в ряду щелочных металлов. Доклады Моск. с.-х. акад. им. К- А. Тимирязева, 1956, в. 22, 363-371. [c.48]

Сопоставление результатов экспериментов различных авторов между собой и с результатами расчетов показывает, что в случае водорода имеет место хорошее согласие экспериментальных результатов с предсказаниями теории. Экснериментальные результаты для инертных газов наиболее полны и, как правило, согласуются друг с другом [218, 227]. Исключение составляют последние результаты по аргону, отличающиеся от ранее приводимых результатов [219]. Для гелия расчеты по методу Хартри—Фока и методу квантового дефекта хорошо согласуются с экспериментом [228], то же самое справедливо и для неона. Расчеты для аргона и криптона по методу Хартри—Фока отличаются от экспериментальных данных в 2— 3 раза, а но методу квантового дефекта точность в припороговой области выше. Но уже для ш,елочных металлов ни один из методов расчета не дает хорошего согласия результатов во всем диапазоне измерений. Расчеты методом квантового дефекта дают удовлетворительные результаты вблизи порога. Экспериментальные данные по щелочноземельным атомам ограниченны и касаются припороговой области (кроме кальция). Здесь существенную роль играют автоионизационные процессы. Расчеты с самосогласованными функциями не дают характерной экспериментальной частотной зависимости сечений. Расчет по [225] дает лучшие результаты, но в некоторых областях расхождение составляет больше порядка величины. Экснериментальные данные разных авторов для элементов группы алюминия (А1, Те, Оа, 1п) различаются до порядка величины. Расчет по [225] не годится, так как дает неверную частотную зависимость и расхождение абсолютной величины, достигающее двух порядков. Это связано с наложением различных конфигураций в дискретном и непрерывном спектрах. Других расчетов для этих атомов нет. Для атомов кислорода расчет по [225] дает хорошие результаты в области порога. Для малых длин волн (А < 650 А) расчеты с использованием самосогласованных функций дают более хорошие результаты, чем расчеты по [225]. Различие не выходит за пределы 100%. [c.73]

В работах Бйбермана и сотрудников [9, 61—63] развит приближенный метод расчета, позволивший получить единые, достаточно простые формулы для определения излучения и поглощения при свободно-свободных и свободно-связанных переходах. Метод основан на следующем. Уровни сложного атома подразделяются на две группы группу А, для которой азимутальное квантовое число 2, и группу В, для которой I > 2. Для состояний группы В сечения принимают равными сечениям для водорода сечения, принадлежащие к А, рассчитываются в приближении метода квантового дефекта. Как для свободно-свободных, так и для свободносвязанных переходов вводится слабо зависящая от температуры функция Цу, Т)—а >, Т)1а у, Г), где находится с использованием водородных сечений. [c.176]

То обстоятельство, что у многоэлектронных атомов возрастает роль ор-"битального квантового числа излучающего электрона по сравнению с радиальным в выражении для уровня энергии и что это обусловлено уменьшением квантового дефекта спектральных термов с увеличением I и уменьшением числа заполненных /-подгрупп, было известно давно. Но долгое время не знали, не обращали внимания на то, что это изменение квантового дефекта приводит к существованию п 4- )-области и что именно уществование такой области оправдывает с энергетической точки зре- [c.59]

Для данного элемента и данного I квантовый дефект Д не остается вполне постоянным, но несколько меняется с возрастанием главного квантового числа ге. В табл. 28 приведены значения первых шести S-тepмoв Ка I и квантовых дефектов для них. [c.134]

Вмест ) того чтобы учитывать возмущающее действие атомного остова на валентный электрон с помощью квантового дефекта Д, его можно учитывать поправкой экранирования а (см. 10), представляя энергию в виде тс(2 — ау [c.135]

Во многих спектрах атомов и ионов с одним валентным р-электроном наблюдается возмущение серий. Для дублетных термов 2D и 2р бора и сходных с ним ионов квантовые дефекты не остаются постоянными, но меняются с изменением главного квантового числа п. Особенно характерно поведение [c.242]

Как легко заключить из табл. 77, для высоких термов квантовый дефект А — п — п сохраняет почти постоянное значение, откуда следует, что эти термы хорошо охватываются простой формулой Ридберга. Кроме ртути, Бейтлер исследовал далекие ультрафиолетовые спектры поглощения щелочных металлов Сз и НЬ, а также Т1 и инертных газов Аг, Кг и Хе. [c.326]

Постоянство квантового дефекта Д =/г — 2.3 для всего ряда термов свидетельствует о том, что их численные значения хорошо могут быть охвачены сериальной формулой Ридберга. [c.327]

Справочник химика 21

Химия и химическая технология