Спектры водородоподобных систем

жүктеу/скачать 246.5 Kb.

Дата	25.04.2016
өлшемі	246.5 Kb.
	#90616

Глава 14.Спектры водородоподобных систем

Спектральная линия излучается или поглощается в результате перехода между двумя дискретными уровнями энергии. Формулы, выведенные в предыдущей главе, позволяют получить представление о спектрах атома водорода и водородоподобных ионов.

14.1. Спектральные серии атома водорода

Спектральной серией называется совокупность переходов с общим нижним уровнем. Например, серию Лаймана атома водорода и водородоподобных ионов составляют переходы на первый уровень:

, где главное квантовое число верхнего уровня, или его номер n принимает значения 2, 3, 4, 5 и т.д., а серию Бальмера — переходы

для n > 2. В табл.14.1.1 приведены названия первых нескольких серий атома водорода.

Таблица 14.1.1 Спектральные серии атома водорода

Серия	Название серии
n  1	Лаймана (Ly)
n  2	Бальмера (H)
n  3	Пашена (P)
n  4	Брекета (B)
n  5	Пфунда (Pf)
n  6	Хэмфри
n  7	Хансена–Стронга

Серия Лаймана атома водорода целиком попадает в область вакуумного ультрафиолета. В оптическом диапазоне находится серия Бальмера, а в ближней инфракрасной области — серия Пашена. Первые несколько переходов любой серии нумеруются буквами греческого алфавита по схеме табл.14.1.2:

Таблица 14.1.2 Обозначения первых линий спектральной серии

n	1	2	3	4	5	6	7	8
Индекс					ε	ζ	η	θ

В результате спонтанного перехода с верхнего уровня i на нижний j атом излучает квант, энергия E_ij которого равна разности

.
При радиационном переходе с j на i поглощается квант с такой же энергией. В планетарной модели атома водорода энергия уровней вычисляется по формуле (13.5.2), причём заряд ядра равен единице:

.
Разделив эту формулу на hc, получим волновое число перехода:

.
Длина волны в вакууме равна обратной величине волнового числа:

.
По мере увеличения номера верхнего уровня i длина волны перехода монотонно уменьшается. При этом линии неограниченно сближаются. Существует нижний предел длины волны серии, соответствующий границе ионизации. Он обычно обозначается индексом «С» рядом с символом серии. На рис.14.1.1 схематически изображены

п
ереходы, а на рис.14.1.2 — спектральные линии лаймановской серии атома водорода.

Хорошо видно сгущение уровней и линий вблизи границы ионизации.

По формулам (1.3) и (1.4) с постоянной Ридберга (13.6.4) мы можем вычислить длины волн для любой серии атома водорода. В таблице 14.1.3 собраны сведения о первых

Таблица 14.1.3. Лаймановская серия атома водорода

_n	_{Переход}	_E₁₂_,_эВ	_E₁₂_{, Ry}	Длина волны, Å
_n	_{Переход}	_E₁₂_,_эВ	_E₁₂_{, Ry}	_exp	_theor
2	Ly_	10.20	0.75	1215.67	1215.68
3	Ly_	12.09	0.89	1025.72	1025.73
4	Ly_	12.75	0.94	972.537	972.548
5	Ly_	13.05	0.96	949.743	949.754
	Ly_C	13.60	1.00	______	911.763

линиях серии Лаймана. В первом столбце приведён номер числа верхнего уровня n, во втором — обозначение перехода. В третьем и четвёртом содержится энергия перехода, соответственно, в электронвольтах и в ридбергах. В пятом помещены измеренные длины волны переходов, в шестом — их теоретические значения, вычисленные по планетарной модели. Излучение с  < 2000Å сильно поглощается в земной атмосфере, поэтому длины волн серии Лаймана приведены для вакуума.

Хорошее согласие теории с экспериментом говорит о разумности положений, лежащих в основе теории Бора. Расхождение в сотых долях ангстрема обусловлено релятивистскими эффектами, о которых упоминалось в предыдущем разделе. Их мы рассмотрим ниже.

Формула (1.4) даёт длину волны в вакууме l_vac. Для оптического диапазона ( > 2000Å) в спектроскопических таблицах приводятся длины волн _atm_., измеренные в условиях атмосферного воздуха. Переход к _vac выполняется умножением на показатель преломления N:

.
Для показателя преломления воздуха при нормальной влажности справедлива следующая эмпирическая формула:

.
Здесь атмосферная длина волны выражена в микронах. В правую часть (1.6) можно подставить также _vac: незначительная ошибка в длине волны мало сказывается на величине N – 1.

Сведения о бальмеровской серии () содержатся в табл.14.1.4. Экспериментальные значения длины волны перехода в пятом столбце даны для

Таблица 14.1.4 Бальмеровская серия водорода

_n	_Линия	Энергия перехода		Длина волны_., Å
_n	_Линия	_эВ	_Ry	Измерена в атмосфере	Теоретическая для вакуума	Теоретическая для атмосферы
3	^H_	1.89	0.14	6562.80	6564.70	6562.78
4	H_	2.55	0.18	4861.32	4862.74	4861.27
5	H_	2.86	0.21	4340.60	4341.73	4340.40
6	H_	3.02	0.22	4101.73	4102.94	4101.66
	H_C	3.40	0.25	______	3647	3646

нормальных атмосферных условий. Теоретические длины волн, исправленные преломления по формулам (1.5) и (1.6), приведены в последнем столбце. Спектральные линии бальмеровской серии можно схематически изображены на

рис.14.1.3. Положение линии отмечено цветной линией; сверху — длина волны в ангстремах, снизу — принятое обозначение перехода. Головная линия H_ находится в красном диапазоне спектра; обычно она оказывается самой сильной линией серии. Остальные переходы монотонно ослабевают по мере увеличения главного квантового числа верхнего номера. Линия H_ расположена в сине–зелёном участке спектра, а остальные — в синей и фиолетовой областях.

Природа бальмеровского скачка

Бальмеровским скачком называется депрессия излучения в спектрах звёзд на длинах волн короче 3700Å. На рис.14.1.4 изображены регистрограммы спектров двух звёзд. Красная граница

фотоэффекта, обусловленного ионизацией атома водорода со второго уровня, помечена красной пунктирной линией (=3646Å), а собственно бальмеровский скачок — синей (=3700Å). На нижнем спектре отчётливо видна депрессия вблизи синей линии. Для сравнения сверху помещён спектр звезды, не имеющий никаких особенностей в промежутке Å.

Заметное расхождение красной и синей линий на рис.14.1.4 не позволяет считать фотоэффект непосредственной причиной рассматриваемого явления. Здесь важную роль играет наложение линий бальмеровской серии при больших значениях n. Вычислим разность длин волн  двух соседних переходов: i  2 и (i+1) 2. Дважды воспользуемся формулами (1.3), (1,4) при j = 2, заменив индекс i на n:
.
Для n  1 можно пренебречь единицей по сравнению с n, а также четвёркой по сравнению с :
.
Мы получили количественное выражение для упомянутого выше неограниченного сближения верхних членов любой серии водорода. Последняя формула при n > 10 имеет точность не хуже 5%.

Абсорбционные линии имеют определённую ширину, зависящую от физических условий в атмосфере звезды. В качестве грубого приближения её можно принять равной 1Å. Будем считать две линии неразличимыми, если ширина каждой из них равна расстоянию между линиями. Тогда из (1.7) получается, что слияние линий должно происходить при . Примерно такая картина наблюдается в спектрах реальных звёзд. Итак, бальмеровский скачок определяется слиянием высоких членов бальмеровской серии.

Бальмеровская серия дейтерия

Ядро тяжёлого изотопа водорода — дейтерия — состоит из протона и нейтрона, и приблизительно вдвое тяжелее ядра атома водорода — протона. Постоянная Ридберга у дейтерия R_D (13.6.5) больше, чем у водорода R_H, поэтому линии дейтерия смещены в синюю сторону спектра относительно линий водорода. Длины волн бальмеровской серии водорода и дейтерия, выраженные в ангстремах, приведены в табл. 14.1.5.

Таблица 14.1.5. Длины волн бальмеровской серии водорода и дейтерия.

переход	водород	дейтерий
	6562.78	6561.06
	4861.27	4859.99
	4340.40	4339.28
	4101.66	4100.62

Атомный вес трития приблизительно равен трём. Его линии также подчиняются закону планетарной модели атома. Они смещены примерно на 0.6Å в синюю сторону относительно линий дейтерия.

14.2. Переходы между высоковозбуждёнными состояниями

Переходы между соседними уровнями атома водорода с номерами n > 60 попадают в сантиметровый и более длинноволновый диапазоны спектра, поэтому их называют «радиолиниями». Частоты переходов между уровнями с номерами i и j получаются из (1.3), если обе части формулы разделить на постоянную Планка h:

Постоянная Ридберга, выраженная в герцах, равна

.
Формулой, аналогичной (2.1), для состояний с

можно пользоваться не только в случае водорода, но и для любого атома. Согласно материалу предыдущей главы, мы можем написать

где R(Гц) выражается через

по формуле (13.8.1), как и R через

В настоящее время радиолинии стали мощным инструментом изучения межзвёздного газа. Они получаются в результате рекомбинации, то есть образования атома водорода при столкновении протона и электрона с одновременным излучением избыточной энергии в виде кванта света. Отсюда следует их другое название — рекомбинационные радиолинии. Их излучают диффузные и планетарные туманности, области нейтрального водорода вокруг областей ионизованного водорода и остатки сверхновых. Излучение радиолиний от космических объектов обнаружено в диапазоне длин волн от 1 мм до 21 м.

Система обозначения радиолиний аналогична оптическим переходам водорода. Линия обозначается тремя символами. Сначала записывается имя химического элемента (в данном случае — водорода), затем номер нижнего уровня и, наконец — греческая буква, с помощью которой зашифрована разность :

Обозначение    

Разность 1 2 3 4.

Например, H109 обозначает переход со 110–го на 109–й уровень водорода, а H137 —переход между его 139–м и 137–м уровнями. Приведём частоты и длины волн трёх переходов атома водорода, часто встречающихся в астрономической литературе:

Переход H66 H109 H137

(МГц) 22364 5008.9 5005.03

(см) 1.340 5.9853 5.9900
Линии H109 и H137 всегда видны раздельно, несмотря на то, что они очень близки в спектре. Это является следствием двух причин. Во–первых, методами радиоастрономии длины волн измеряются очень точно: с шестью, а иногда и с семью верными знаками (в оптическом диапазоне обычно получается не более пяти верных знаков). Во–вторых, сами линии в спокойных областях межзвёздной среды значительно ýже, чем линии в звёздных атмосферах. В разреженном межзвёздном газе единственным механизмом уширения линий остаётся эффект Доплера, в то время как в плотных атмосферах звёзд большую роль играет уширение давлением.

Постоянная Ридберга растет с увеличением атомного веса химического элемента. Поэтому линия He109 сдвинута в сторону бóльших частот, чем линия H109. По аналогичной причине ещё выше частота перехода C109.

Сказанное иллюстрируется рис.14.2.1, на котором приведён участок спектра типичной газовой туманности (NGC 1795). По горизонтальной оси отложена частота, измеренная в мегагерцах, по вертикальной — яркостная температура в градусах Кельвина. В поле рисунка указана доплеровская скорость туманности (–42.3 км/с), которая несколько меняет длины волн линий по сравнению с их лабораторными значениями.

14.3. Изоэлектронная последовательность водорода

Согласно определению, данному в четвёртом разделе седьмой главы, ионы, состоящие из ядра и одного электрона, называются водородоподобными. Другими словами, говорят, что они относятся к изоэлектронной последовательности водорода. Их структура качественно напоминает атом водорода, а положение энергетических уровней ионов, заряд ядра которых не слишком велик (Z < 10), может быть вычислено по простой формуле (13.5.2). Однако у многозарядных ионов (Z > 20) появляются количественные отличия, связанные с релятивистскими эффектами: зависимостью массы электрона от скорости и спин–орбитальным взаимодействием.

Оптические переходы иона HeII

Заряд ядра гелия равен двум, поэтому длины волн всех спектральных серий иона HeII в четыре раза меньше, чем у аналогичных переходов атома водорода: например, длина волны линии H_ равна 1640Å.

Лаймановская и бальмеровская серии HeII лежат в ультрафиолетовой части спектра; а в оптический диапазон частично попадают серии Пашена (P) и Брекета (B). Наиболее интересные переходы собраны в табл.14.3.1. Как и в случае бальмеровской серии водорода, приведены «атмосферные» длины волн.

Таблица 14.3.1. Длины волн пашеновской и брекетовской серий иона HeII

Переход	43	53	74	94
Обозначение	P_	P_	B_	B_
Длина волны, Å	4686	3202	5411	4541

Постоянная Ридберга для гелия равна:

Отметим важную особенность иона HeII. Из 13.5.2 следует, что энергия уровня Zn водородоподобного иона с зарядом ядра Z, равна энергии уровня n атома водорода. Поэтому переходы между чётными уровнями 2n и 2m иона HeII и переходы nm атома водорода имеют очень близкие длины волн. Отсутствие полного совпадения обусловлено, главным образом, различием значений R_H и R_He.

Н
а рис. 14.3.1 сопоставлены схемы переходов атома водорода (слева) и иона HeII (справа). Пунктиром обозначены переходы HeII, практически совпадающие с бальмеровскими линиями водорода. Сплошными линиями отмечены переходы B_, B_и B_, для которых нет пары среди линий водорода. В верхней строке табл.14.3.2 приведены длины волн серии Брекета HeII, а в нижней — линии бальмеровской серии водорода. Линии серии Брекета называются также серией

Таблица 14.3.2. Серия Брекета иона HeII и серия Бальмера атома водорода

HeII

6560

(64)

B_

5411
(74)

B_

4859
(84)

B_

4541
(94)

B_ε

4339
(104)

B_ζ

4200
(114)

B_η

4100
(124)

B_θ

4026
(134)

B₁₃

HI

6563
(32)

H_

_______

4861
(42)

H_

_______

4340
(52)

H_

_______

4102
(62)

H_

______

Пикеринга, по фамилии директора Гарвардской обсерватории, впервые исследовавшего их в спектрах горячих звёзд южного неба. Отметим, что серия Пикеринга была удачно объяснена именно в рамках планетарной модели атома. Тем самым, она способствовала установлению современных взглядов на природу атома.

Приведённая масса выше у более тяжёлого химического элемента, поэтому уровень с номером 2m иона гелия лежит глубже уровня m атома водорода. Следовательно, линии серии Брекета HeII сдвинуты в синюю сторону относительно соответствующих переходов серии Бальмера. Относительная величина сдвига линий  / определяется в данном случае отношением постоянных Ридберга:
.

Абсолютное значение Dl для  = 6560Å составляет примерно 3Å, в согласии с данными табл.(14.3.2).

Линии HeII, соответствующие переходам между уровнями с чётными номерами перекрываются с линиями водорода, так как ширины линий значительно больше расстояния между ними. Обычно линии водорода значительно сильнее линий гелия, но есть одно исключение — это звёзды типа Вольфа–Райе. Температура их атмосфер превышает 30000К, а содержание гелия по числу частиц в десять раз больше, чем водорода. Поэтому ионов гелия там много, а нейтрального водорода, наоборот, мало. В результате в спектрах звёзд Вольфа–Райе все линии водорода наблюдаются только как слабые добавки к линиям HeII. Содержание водорода в звёздах этого типа оценивается путём сравнения глубин линий брекетовской серии HeII с чётными и нечётными номерами верхнего уровня: первые несколько больше из-за дополнительного вклада водорода.

В спектрах нормальных звёзд самыми сильными линиями поглощения всегда остаются линии водорода, если температура атмосферы выше 10000К. На рис.14.3.2

п
риведена регистрограмма горячей звезды спектрального класса О3. На рисунке хорошо видны линии серии Пикеринга и три бальмеровские линии.

Другой пример взаимодействия линий водорода и HeII даёт переход P_ иона HeII с длиной волны =4686Å. Эта линия в спектрах звёзд может наблюдаться как эмиссионная, в то время как следующий член пашеновской серии —  3202Å — представляет собой обычную абсорбционную линию. Различие в поведении линий обусловлено тем, что населённость верхнего уровня (n = 4) линии  4686 может быть значительно увеличена путём поглощения сильной линии Ly_водорода: длины волн переходов 21 атома водорода и 42 иона HeII очень близки. Этот процесс совершенно не влияет на излучение в линии  3202Å, у которой оба уровня имеют нечётные номера (переход 53). Эффект взаимодействия ослабляется, если нижний уровень расположен достаточно высоко, например,  5411 и  4541. Последний используется в спектральной классификации звёзд как критерий температуры.

Многокозарядные ионы

Планетарная модель, как мы убедились, является весьма эффективным инструментом исследования атома водорода и водородоподобных ионов. Однако она остаётся весьма грубым приближением к реальной структуре атомов и, в особенности, многокозарядных ионов. В табл.14.3.3 сопоставлены экспериментальные и теоретические длины волн резонансного перехода Ly_ для нескольких водородоподобных ионов, представляющих интерес в астрономии. В первой строке таблицы приведены

Таблица 14.3.3. Длины волн резонансных переходов водородоподобных ионов

Ион	HeII	CVI	OVIII	FeXXVI
_теор, Å	303.80	33.75	18.99	1.797
_эксп., Å	303.78	33.735	18.97	1.780

спектроскопические символы ионов, во второй — длины волн перехода Ly_, вычисленные по формулам

при i =2 и j = 1, а в третьей — их экспериментальные значения. Если, согласно табл.14.1.3, у атома водорода расхождение с экспериментом наблюдается только в шестой значащей цифре, то у HeII — в пятой, у ионов CVI и OVIII — в четвёртой, а у FeXXVI — уже в третьей. Эти различия обусловлены релятивистскими эффектами, о которых мы писали в начале главы.

Исходя из (13.7.7), вычислим разность энергий второго и первого уровней:

.
Множитель перед левой скобкой равен энергии перехода в нерелятивистском приближении, он получается из (3.1a) при j = 1 и i = 2:

.
Величина

соответствует теоретической длине волны из второй строки табл.(14.3.3). Теперь мы можем уточнить длину волны перехода. Для этого сопоставим относительную величину релятивистской поправки

с относительной разностью

чисел из табл.(14.1.3). Результаты расчётов собраны в табл.(14.3.4).

Таблица 14.3.4. Сопоставление релятивистской поправки с экспериментом

Ион	HeII	CVI	OVIII	FeXXVI
	6.6(–5)	6.0(–4)	1.05(–3)	9.5(–3)
R	6.6(–5)	6.0(–4)	1.06(–3)	1.1(–2)

Сравнение второй и третьей строк таблицы показывает, что можно получить хорошее согласие теории с экспериментом, даже оставаясь в рамках полуклассической модели круговых орбит.

Заметное расхождение между dR и dl присутствует у иона железа. Несмотря на небольшую величину, оно неустранимо в рамках применяемой модели: расчёты по формуле (13.7.5) не приводят к улучшению результата. Причина заключается в принципиальном недостатке планетарной модели с круговыми орбитами электронов: она связывает энергию уровня только с одним квантовым числом. В действительности верхний уровень резонансного перехода расщеплён на два подуровня. Такое расщепление называется тонкой структурой уровня. Именно оно вносит неопределённость в длину волны перехода. Тонкая структура есть у всех водородоподобных ионов, причём величина расщепления быстро растёт по мере увеличения заряда ядра. Для объяснения тонкой структуры нам придётся отказаться от простой модели круговых орбит. Оставаясь в рамках полуклассических представлений, перейдём к модели эллиптических орбит, которую называют моделью Бора–Зоммерфельда.

жүктеу/скачать 246.5 Kb.

Достарыңызбен бөлісу: