Трофимова Т.И. Курс физики

Подождите немного. Документ загружается.

Рис.

306

нуля в центре и не зависит от направ-

ления (сферически-симметрична), а

для остальных состояний в центре рав-

на нулю и зависит от направления.

3. Спектр. Квантовые числа /, п

позволяют более полно описать спектр

испускания (поглощения) атома водо-

рода, полученный в теории Бора (см.

рис. 297).

В квантовой механике вводятся пра-

вила отбора, ограничивающие число

возможных переходов электронов в

атоме, связанных с испусканием и по-

глощением света. Теоретически доказа-

но и экспериментально подтверждено,

что для

дипольного

излучения электро-

на, движущегося в центрально-симмет-

ричном поле ядра, могут осуществлять-

ся только такие переходы, для которых:

1) изменение орбитального кванто-

вого числа Д

удовлетворяет условию

(223.9)

2) изменение магнитного квантово-

го числа

Агщ

удовлетворяет условию

В оптических спектрах указанные

правила отбора в основном выполняют-

ся. Однако в принципе могут наблю-

даться и слабые «запрещенные» линии,

например возникающие при переходах

Д/

2. Появление этих линий объяс-

няется тем, что строгая теория, запрещая

дипольные переходы, разрешает перехо-

ды, соответствующие излучению более

сложных систем зарядов, например

квадруполей. Вероятность же квадру-

польных

переходов (переходы с

Д/=

во много раз меньше вероятности ди-

польиых переходов, поэтому «запре-

щенные» линии и являются слабыми.

Учитывая число возможных состо-

яний, соответствующих данному п, и

правило отбора (223.9), рассмотрим

спектральные линии атома водорода

(рис. 307). Серии Лаймана соответству-

ют переходы

пр

—>

(п

...);

серии

Бальмера —

np-^2s,

ns—>2p,

nd-^2p

(n = 3, 4, ...);

и т. д.

421

Переход электрона из основного со-

стояния в возбужденное обусловлен

увеличением энергии атома и может

происходить только при сообщении

атому энергии извне, например за счет

поглощения атомом фотона. Так как

поглощающий атом находится обычно

в основном состоянии, то спектр атома

водорода должен состоять из линий,

соответствующих переходам

ls—>np

(п=

3, ...), что находится в полном

согласии с опытом.

§ 224.

Is-Состояние

электрона

в атоме водорода

ls-Состояние

электрона в атоме во-

дорода является сферически-симмет-

ричным. Волновая функция

г[>

электро-

на в этом состоянии определяется толь-

ко расстоянием

электрона от ядра, т. е.

oj;

Фюо(

цифры

в индексе соот-

ветственно указывают, что п —

1,1

= 0 и

— 0. Уравнению Шредингера для

ls-состояния

электрона в атоме водоро-

да удовлетворяет функция вида

чЬ

Се~*

(224.1)

где, как можно показать,

величина, совпадающая с первым оо-

ровским радиусом а [см. (212.2)] для

атома водорода; С — некоторая посто-

янная, определяемая из условия норми-

ровки вероятностей (216.3).

Благодаря сферической симметрии

ijj-функции

вероятность обнаружения

электрона на расстоянии

одинакова

по всем направлениям. Поэтому эле-

мент объема dV, отвечающий одинако-

вой плотности вероятности, обычно

представляют в виде объема сферичес-

кого слоя радиусом

и толщиной dr:

dV =

4ттг

с1г.

Тогда, согласно условию

нормировки вероятностей

(216.3)

с уче-

том (224.1),

После интегрирования получим

(224.2)

Подставив выражение (224.2) в фор-

мулу (224.1), определим нормирован-

ную волновую функцию, отвечающую

«-состоянию электрона в атоме водо-

рода:

(224.3)

Вероятность обнаружить электрон в

элементе объема [см. (216.2)] равна

Подставив в эту формулу волновую

функцию (224.3), получим плотность

вероятности

Вычислим те расстояния

шах

от ядра,

на которых электрон может быть обна-

ружен с наибольшей вероятностью.

Исследуя выражение — па максимум,

аг

получим, что

шах

= а. Следовательно,

электрон может быть обнаружен с наи-

большей вероятностью на расстояниях,

равных боровскому радиусу, т. е. имеет-

ся равная и наибольшая вероятность

обнаружения электрона во всех точках,

расположенных на сферах радиуса а с

центром в ядре атома.

Казалось бы, квантово-механиче-

ский

расчет дает полное согласие с тео-

рией Бора. Однако, согласно квантовой

механике, плотность вероятности лишь

422

Рис. 308

при

= а достигает максимума, остава-

ясь отличной от нуля во всем простран-

стве (рис. 308). Таким образом, в основ-

ном состоянии атома водорода наибо-

лее вероятным расстоянием от электро-

на до ядра является расстояние, равное

боровскому радиусу. В этом заключа-

ется

кваптово-механический

смысл бо-

ровского радиуса.

§ 225. Спин электрона.

Спиновое квантовое число

О.Штерн

и В.Герлах, проводя пря-

мые измерения магнитных моментов

(см. § 131), обнаружили в 1922 г., что

узкий пучок атомов водорода, заведо-

мо находящихся в

б'-состоянии,

в не-

однородном магнитном поле расщепля-

ется на два пучка. В этом состоянии мо-

мент импульса электрона равен нулю

[см. (223.4)]. Магнитный момент ато-

ма, связанный с орбитальным движени-

ем электрона, пропорционален механи-

ческому моменту [см.

(131.3)],

поэтому

он равен нулю и магнитное поле не дол-

жно оказывать влияния на движение

атомов водорода в основном состоянии,

т.е. расщепления быть не должно. Од-

нако в дальнейшем при применении

спектральных приборов с большой раз-

решающей способностью было доказа-

но, что спектральные

липни

атома во-

дорода обнаруживают тонкую структу-

ру (являются дублетами) даже в отсут-

ствие магнитного поля.

Для объяснения тонкой структуры

спектральных линий, а также ряда дру-

гих трудностей в атомной физике аме-

риканские физики Д.

Уленбек

(1900 —

1974) и С. Гаудсмит

(1902

- 1979) пред-

положили, что электрон обладает соб-

ственным неуничтожимым механиче-

ским моментом импульса, не связан-

ным с движением электрона в простран-

стве, — спином

(см.

§ 131).

Спин электрона (и всех других мик-

рочастиц) — квантовая величина, у нее

нет классического аналога; это внутрен-

нее неотъемлемое свойство электрона,

подобное его заряду и массе.

Если электрону приписывается соб-

ственный механический момент им-

пульса (спин)

то ему соответствует

собственный магнитный момент

Согласно общим выводам квантовой

механики, спин квантуется по закону

где s — спиновое квантовое число.

По аналогии с орбитальным момен-

том импульса,

проекция

спина кван-

туется так, что вектор

может прини-

мать 2 s + 1

ориентации.

Так как в опы-

тах Штерна и Герлаха наблюдались

только две ориентации, то 2s + 1

откуда s

1/2-

Проекция спина на на-

правление внешнего магнитного поля,

являясь квантованной величиной, оп-

ределяется выражением, аналогичным

(223.6):

где

— магнитное спиновое кванто-

вое число; оно может иметь только два

значения:

±1/2-

Таким образом, опытные данные

привели к необходимости характеризо-

вать электроны (и микрочастицы вооб-

ще) добавочной внутренней степенью

свободы. Поэтому для полного описа-

423

ния состояния электрона в атоме необ-

ходимо наряду с главным

орбитальным

и магнитным квантовыми числами за-

давать еще магнитное спиновое кван-

товое число.

§ 226. Принцип неразличимости

тождественных частиц.

Фермионы и бозоны

Если перейти от рассмотрения дви-

жения одной микрочастицы (одного

электрона) к

многоэлектронпьш

сис-

темам, то проявляются особые свой-

ства, не имеющие аналога в классиче-

ской физике. Пусть

квантово-механи-

ческая система состоит из одинаковых

частиц, например электронов. Все элек-

троны имеют одинаковые физические

свойства — массу, электрический заряд,

спин и другие внутренние характерис-

тики (например,

квантовые

числа).

'Га-

кие частицы называют тождествен-

ными.

Необычные свойства системы оди-

наковых тождественных частиц прояв-

ляются в фундаментальном принципе

квантовой механики — принципе не-

различимости тождественных час-

тиц,

согласно которому невозможно

экспериментально различить тожде-

ственные частицы.

В классической механике даже оди-

наковые частицы можно различить по

положению в пространстве и импуль-

сам. Если частицы в какой-то момент

времени пронумеровать, то в следую-

щие моменты

времени

можно просле-

дить за траекторией любой из них.

Классические частицы, таким образом,

обладают

щи

ьност

ю,

оэтом

классическая механика систем из оди-

наковых частиц принципиально не от-

личается от классической механики

систем из различных частиц.

В квантовой механике положение

иное. Из соотношения неопределенно-

стей вытекает, что для микрочастиц во-

обще неприменимо понятие траекто-

рии; состояние микрочастицы описыва-

ется волновой функцией, позволяющей

вычислять лишь вероятность

(|i|^|

)

на-

хождения микрочастицы в окрестнос-

тях той или иной точки пространства.

Если же волновые функции двух тож-

дественных частиц в пространстве пе-

рекрываются, то разговор о том, какая

частица находится в данной области,

вообще лишен смысла: можно лишь го-

ворить о вероятности нахождения в

данной области одной из тождествен-

ных частиц.

Таким

образом, в квантовой механи-

ке тождественные частицы полностью

теряют свою индивидуальность и ста-

новятся неразличимыми. Следует под-

черкнуть, что принцип неразличимос-

ти тождественных частиц не является

просто следствием вероятностной ин-

терпретации волновой функции, а вво-

дится в квантовую механику как новый

принцип, который, как уже указывалось,

является фундаментальным.

Принимая во внимание физический

смысл величины

|о|;|

принцип неразли-

чимости тождественных частиц можно

записать в виде

где

х±

— соответственно совокуп-

ность пространственных и спиновых

координат первой и второй частиц. Из

выражения (226.1) вытекает, что воз-

можны два случая:

т.е. принцип неразличимости тожде-

ственных частиц ведет

определенному

свойству симметрии волновой функции.

Если при перемене частиц местами вол-

новая функция не меняет знака, то она

424

называется

симметричной,

если меня-

ет — антисимметричной.

Изменение знака волновой функции

не означает изменения состояния, так

как физический смысл имеет лишь

квадрат модуля волновой функции. В

квантовой механике доказывается, что

характер симметрии волновой функции

не меняется со временем. Это же явля-

ется доказательством

того,

что

свойство

симметрии или антисимметрии — при-

знак данного типа микрочастиц.

Установлено, что симметрия

или

ан-

тисимметрия волновых функций опре-

деляется спином частиц. В зависимос-

ти от характера симметрии все элемен-

тарные частицы и построенные из них

системы (атомы, молекулы) делятся па

два класса. Частицы с полуцелым спи-

ном (например, электроны, протоны,

нейтроны) описываются антисиммет-

ричными волновыми функциями

под-

чиняются статистике Ферми

—Ди-

рака] эти частицы называются ферми-

онами.

Частицы с

пулевым

или целочислен-

ным спином (например,

тт-мезоны,

фо-

тоны) описываются симметричными

волновыми функциями

подчиняются

статистике Бозе

—Эйнштейна;

эти

частицы называются бозонами. Слож-

ные частицы (например, атомные ядра),

составленные из нечетного числа фер-

мионов,

являются

фермионами (сум-

марный спин —

полу

целый),

а из чет-

ного — бозонами (суммарный спин це-

лый).

Зависимость характера симметрии

волновых функций системы тожде-

ственных частиц от спина частиц тео-

ретически обоснована швейцарским

физиком В.Паули (1900-1958), что

явилось еще одним доказательством

того, что спин является фундамен-

тальной характеристикой микрочас-

тиц.

§ 227. Принцип Паули.

Распределение электронов

в атоме по состояниям

Если

тождественные

частицы имеют

одинаковые квантовые числа, то их вол-

новая функция симметрична относи-

тельно перестановки частиц. Отсюда

следует, что два одинаковых фермиона,

входящих в одну систему, не могут на-

ходиться в одинаковых состояниях, так

как для

фермионов

волновая функция

должна быть антисимметричной. Обоб-

щая опытные данные, В. Паули сформу-

лировал принцип, согласно которому

системы фермионов встречаются в

природе только

состояниях, описыва-

емых антисимметричными волновыми

функциями

(кваптово-механическая

формулировка принципа Паули).

Из этого положения вытекает более

простая формулировка принципа Пау-

ли, которая и была введена им в кван-

товую теорию (1925) еще до утвержде-

ния квантовой механики: в системе оди-

наковых

фермиоиов

любые два из них не

могут одновременно находиться

одном

том же состоянии. Отметим, что чис-

ло однотипных бозонов, находящихся

в одном и том же состоянии,

не

лими-

тируется.

Напомним, что состояние электро-

на в атоме однозначно определяется

набором четырех квантовых чисел:

главного п

(и

= 1, 2, 3,...),

орбитального

магнитного

т,

магнитного спинового

Распределение электронов в атоме

подчиняется принципу Паули, кото-

рый может быть использован в его про-

стейшей формулировке: в одном и том

лее

атоме не может быть более одного

425

Таблица

Главное квантовое число п

Символ оболочки

Максимальное число

электронов в оболочке

Орбитальное квантовое

число/

Символ

подоболочки

Максимальное число

электронов в

гюдоболочке

2.5

2р

3 s

Зр

4р

5р

электрона с одинаковым набором четы-

рех квантовых чисел п,

пци

т.е.

Z(n,

)

= 0 или

где

Z(n,l,m

)

— число электронов,

находящихся в квантовом состоянии,

описываемом набором четырех кванто-

вых чисел: п, /,

Таким образом, принцип Паули ут-

верждает, что два электрона, связанные

в одном и том же атоме, различаются

значениями по крайней мере одного

квантового числа.

Согласно формуле (223.8), данному

п соответствует п

различных состояний,

отличающихся значениями / и

щ.

Кван-

товое число

может принимать лишь

два значения

/^)-

Поэтому макси-

мальное число электронов, находящих-

ся в состояниях, определяемых данным

главным квантовым числом, равно

Совокупность электронов в

много-

электронном атоме, имеющих одно и то

же главное квантовое число п, называ-

ют электронной оболочкой. В каждой

из оболочек электроны распределяют-

ся по подоболочкам, соответствующим

данному

Поскольку орбитальное

квантовое число принимает значения

от 0 до п — 1, число

подоболочек

равно

порядковому номеру п оболочки. Коли-

чество электронов в гюдоболочке опре-

деляется магнитным и магнитным спи-

новым квантовыми числами: макси-

мальное число электронов в подоболоч-

ке с данным /равно 2(2/ + 1). Обозна-

чения оболочек, а также распределение

электронов по оболочкам и подоболоч-

кам

представлены

в табл.

11.

§ 228. Периодическая система

элементов Менделеева

Принцип Паули лежит в основе си-

стематики заполнения электронных со-

стояний в атомах и позволяет объяс-

нить Периодическую систему эле-

ментов Д.И.Менделеева (1869) —

фундаментальный закон природы, яв-

ляющийся основой современной хи-

мии, атомной и ядерной физики.

Д.И.Менделеев ввел понятие по-

рядкового номера Z химического эле-

мента, равного числу протонов в ядре и

соответственно равного общему числу

электронов в электронной оболочке

атома. Расположив химические элемен-

ты по мере возрастания порядковых но-

меров, он получил периодичность в из-

менении химических свойств элемен-

тов. Однако для известных в то время

426

64 химических элементов некоторые

клетки таблицы оказались незаполнен-

ными, так как соответствующие им эле-

менты (например, Ga, Se, Ge) тогда еще

не были известны. Д.

Менделеев, та-

ким образом, не только правильно рас-

положил известные элементы, но и

предсказал существование новых, еще

не открытых элементов и их основные

свойства. Кроме того, ему удалось уточ-

нить атомные веса некоторых элемен-

тов. Например, атомные веса

и U,

вычисленные на основе таблицы Мен-

делеева, оказались правильными, а по-

лученные ранее экспериментально —

ошибочными.

Так как химические и некоторые

физические свойства элементов опреде-

ляются внешними (валентными) элек-

тронами в атомах, то периодичность

свойств химических элементов должна

быть связана с определенной периодич-

ностью в расположении электронов в

атомах. Поэтому для объяснения табли-

цы будем считать, что каждый последу-

ющий элемент образован из предыду-

щего

прибавлением

к ядру одного про-

тона и соответственно прибавлением

одного электрона в электронной обо-

лочке атома. Взаимодействием электро-

нов пренебрегаем, внося, где это необ-

ходимо, соответствующие поправки.

Рассмотрим атомы химических элемен-

тов, находящиеся в основном состоя-

нии.

Единственный электрон атома водо-

рода находится в состоянии

Is,

харак-

теризуемом квантовыми числами п — 1,

= 0,

— О и

—

(ориентация

его спина произвольна). Оба электро-

на атома Не находятся в состоянии

Is,

но с антипараллелыюй ориентацией

спина. Электронная конфигурация для

атома Не записывается как

(два

ls-электрона).

На атоме Не заканчива-

ется заполнение

if-оболочки,

что соот-

Таблица 12

427

ветствует завершению I периода Пери-

одической системы элементов Менде-

леева (табл. 12).

Третий электрон атома Li (Z= 3), со-

гласно принципу Паули, уже не может

разместиться в целиком заполненной

Т^-оболочке

и занимает наинизшее энер-

гетическое состояние с в = 2

(L-оболоч-

ка), т. е.

25-состояние.

Электронная кон-

фигурация для атома Li:

2 s. Атомом

Li начинается II период Периодической

системы элементов. Четвертым элект-

роном Be (Z = 4) заканчивается запол-

нение подоболочки

2s.

У следующих

шести элементов от В (Z = 5) до Ne

(Z=

10) идет заполнение подоболочки

2р

(табл. 12). II период Периодической

системы заканчивается

пеоном

— инер-

тным газом, для которого

подоболочка

2р целиком заполнена.

Одиннадцатый электрон Na (Z= 11)

размещается в М-оболочке (п = 3), за-

нимая наинизшее состояние

3s.

Элект-

ронная конфигурация имеет вид

3s.

35-Электрон

(как и

25-элек-

трон Li) является

валентным

электро-

ном, поэтому оптические свойства Na

подобны свойствам Li. С Z = 12 идет

последовательное заполнение М-обо-

лочки. А

(Z=

18) оказывается подоб-

ным Не и Ne: в его наружной оболочке

все s- и

р-состояния

заполнены.

Аг

яв-

ляется химически инертным и завер-

шает III период Периодической сис-

темы.

Девятнадцатый

электрон

19)

должен был бы занять

3^-состояние

в М-

оболочке. Однако и в оптическом, и в

химическом отношениях атом К схож с

атомами Li и Na, которые имеют вне-

шний

валентный

электрон в s-состоя-

нии.

Поэтому 19-й валентный электрон

К должен также находиться в s-состоя-

нии, но это может быть

только

s-состоя-

ние новой оболочки (TV-оболочки), т. е.

заполнение TV-оболочки для К начина-

ется при незаполненной М-оболочке.

Это означает, что в результате взаимо-

действия электронов состояние п = 4,

/ = 0 имеет меньшую энергию, чем со-

стояние п = 3, /

2. Спектроскопичес-

кие и химические свойства

Са

(Z=

20)

показывают, что его 20-й электрон также

находится в 45-состоянии TV-оболочки.

В последующих элементах происхо-

дит заполнение М-оболочки [от Sc

(Z=

21) до Zn (Z= 30)]. Далее TV-обо-

лочка заполняется до

Кг

(Z = 36), у

которого опять-таки, как и в случае Ne

Ar,

s- и

^-состояния

наружной обо-

лочки заполнены целиком. Криптоном

заканчивается IV период Периодиче-

ской системы. Подобные рассуждения

применимы и к остальным элементам

таблицы Менделеева, однако эти дан-

ные можно найти в справочниках. От-

метим лишь, что и начальные элемен-

ты последующих периодов Rb, Cs, Fr яв-

ляются щелочными металлами, а их

последний электрон находится в s-co-

стоянии.

Кроме того, атомы инертных

газов

(Не,

Ne,

Ar,

Kr,

Xe,

Rn) занимают

в таблице особое положение — в каж-

дом из них 5- и

р-состояния

наружной

оболочки целиком заполнены и ими за-

вершаются очередные периоды Перио-

дической системы.

Каждую из двух групп элементов —

лантаниды [от лантана

(Z=

57) до лю-

теция (Z = 71)] и актиниды [от акти-

ния (Z= 89) до лоуренсия

(Z—

103)] —

приходится помещать в одну клетку

таблицы, так как химические свойства

элементов в пределах этих групп очень

близки. Это объясняется тем, что для

лантанидов заполнение подоболочки 4/,

которая может содержать 14 электро-

нов, начинается лишь после того, как

целиком заполнятся подоболочки 5s, Ър

6 s. Поэтому для этих элементов вне-

шняя Р-оболочка (6s

) оказывается

одинаковой. Аналогично, одинаковой

428

для актинидов является

Q-оболочка

(7s

Таким образом, открытая Менделе-

евым периодичность в химических

свойствах элементов

объясняется

по-

вторяемостью в структуре внешних

оболочек у атомов родственных эле-

ментов. Так, инертные газы имеют оди-

наковые внешние оболочки из 8 элект-

ронов (заполненные s-

^-состояния);

во внешней оболочке щелочных метал-

лов (Li, Na, К, Rb, Cs, Fr) имеется лишь

один 5-электрои; во внешней

оболочке

щелочно-земельных металлов (Be, Mg,

Са,

Sr,

Ba,

Ra) имеется два

s-электро-

на; галоиды (F,

Cl,

Br,

I, At) имеют вне-

шние оболочки, в которых недостает

одного электрона до оболочки

инерт1

ю-

го газа, и т.д.

§ 229. Рентгеновские спектры

Большую роль в выяснении строе-

ния атома, а именно

распределения

электронов по оболочкам, сыграло из-

лучение, открытое в 1895 г. немецким

физиком В. Рентгеном (1845 — 1923) и

названное рентгеновским.

Самым распространенным источни-

ком рентгеновского излучения являет-

ся рентгеновская трубка, в которой

сильно ускоренные электрическим по-

лем электроны бомбардируют анод (ме-

таллическая мишень из тяжелых метал-

лов, например W или Pt), испытывая

на нем резкое торможение. При этом

возникает рентгеновское излучение,

представляющее собой электромагнит-

ное излучение с длиной волны пример-

но

10~

—10~

м. Волновая природа рен-

тгеновского излучения доказана опыта-

ми по его дифракции (см. §

182).

Исследование спектрального соста-

ва рентгеновского излучения показыва-

ет, что его спектр имеет сложную струк-

Рис.

309

туру (рис. 309) и зависит как от энер-

гии электронов, так и от материала ано-

да. Спектр представляет собой наложе-

ние сплошного спектра, ограниченного

со стороны коротких длин волн неко-

торой границей

min

называемой гра-

ницей сплошного спектра,

линейча-

того спектра — совокупности отдель-

ных линий, появляющихся на фоне

сплошного спектра.

Исследования показали, что харак-

тер сплошного спектра не зависит от

материала анода, а определяется толь-

ко

энергией

бомбардирующих анод

электронов. Детальное исследование

свойств этого излучения показало, что

оно испускается бомбардирующими

анод электронами в результате их тор-

можения при взаимодействии с атома-

ми мишени. Сплошной рентгеновский

спектр поэтому называют тормозным

спектром. Этот вывод находится в со-

гласии

с классической теорией излуче-

ния, так как при торможении движу-

щихся зарядов должно действительно

возникать излучение со сплошным

спектром.

Из классической теории, однако, не

вытекает существование коротковол-

новой границы сплошного спектра. Из

опытов следует, что чем больше кине-

тическая энергия электронов,

вызыва-

ющих тормозное рентгеновское излуче-

ние, тем меньше

luill

Это обстоятель-

ство, а также наличие самой границы

429

объясняются квантовой теорией. Оче-

видно, что предельная энергия кванта

соответствует такому случаю торможе-

ния, при котором вся кинетическая

энергия электрона переходит в энергию

кванта, т. е.

где

шах

— частота, соответствующая

границе сплошного спектра; U — раз-

ность потенциалов, за счет которой

электрону сообщается энергия

птх

Отсюда граничная длина волны

что полностью соответствует экспери-

ментальным данным. Измеряя границу

рентгеновского сплошного спектра, по

формуле (229.1) можно определить эк-

спериментальное значение постоянной

Планка h, которое наиболее точно со-

впадает с современными данными.

При достаточно большой энергии

бомбардирующих анод электронов на

фоне сплошного спектра появляются

отдельные резкие линии — линейчатый

спектр, определяемый материалом ано-

да и называемый характеристичес-

ким рентгеновским

спектром

(излу-

чением).

По сравнению с оптическими спек-

трами характеристические рентгено-

вские спектры элементов совершенно

однотипны и состоят из нескольких се-

рий, обозначаемых К, L, M,

Nil

О. Каж-

дая серия, в свою очередь, содержит

небольшой набор отдельных линий,

обозначаемых в порядке убывания дли-

ны волны индексами а, (3, % ...

(К

К$,

...,

La,,

...).

При переходе от легких элементов к

тяжелым структура характеристическо-

го спектра не изменяется, лишь весь

спектр смещается в сторону коротких

волн. Особенность этих спектров зак-

лючается в том, что атомы каждого хи-

мического элемента, независимо от

того,

находятся

ли они в свободном

со-

стоянии или входят в химическое со-

единение, обладают определенным,

присущим только данному элементу

линейчатым спектром характеристи-

ческого излучения. Так, если анод со-

стоит из нескольких элементов, то и ха-

рактеристическое рентгеновское излу-

чение представляет собой наложение

спектров этих элементов.

Рассмотрение структуры и особен-

ностей характеристических рентгено-

вских спектров приводит к выводу, что

их возникновение связано с процесса-

ми, происходящими во внутренних, за-

строенных электронных оболочках

атомов, которые имеют сходное строе-

ние.

Разберем механизм возникновения

рентгеновских серий, который схемати-

чески показан на рис. 310. Предполо-

жим, что под влиянием внешнего элек-

трона или высокоэнергетического фо-

тона вырывается один из двух электро-

нов

/^-оболочки

атома. Тогда на его ме-

сто может перейти электрон с более уда-

ленных от ядра оболочек L,M,N,... . Та-

кие переходы сопровождаются испуска-

нием рентгеновских квантов и

возник-

Рис.310

430