Ридберга формула

Постоянная Ридберга. Формула (9.32) определяет волновые числа спектральных линий водородоподобного атома. Входящая в эту формулу постоянная Ридберга определяется выражением [c.349]

Постоянная Ридберга. Формула (9.34) определяет волновые числа спектральных линий водородоподобных атомов. Входящая в эту формулу постоянная Ридберга R несколько различна для разных атомов вследствие различия масс ядер. Для ядра бесконечной массы [c.282]

Таким образом, допущение о совпадении для области низких частот результатов расчетов, основанных на постулатах Бора и на классической теории, позволило выразить постоянную Ридберга через универсальные постоянные атома и, следовательно, установить спектральную формулу для водорода при помощи постулатов Бора в виде [c.724]

Соотношение (114), полученное Бором, очень напоминало формулу Ридберга (110), поэтому Бор теоретически вычислил постоянную Ридберга [c.165]

Формула (2) выражает правило частот Бора. Из сравнения ее с соотношением Ридберга [c.14]

Это выражение при Z=1 точно совпадает с эмпирическим значением для водородных термов (см. формулу (5) 1). Величина R совпадает с постоянной Ридберга, ее численное значение, определенное по формуле (12) через заряд и массу электрона, постоянную Планка и скорость света, хорошо согласуется с эмпирическим. [c.22]

Как было показано в 9, в атомах щелочных металлов и в сходных с ними ионах один валентный электрон движется вокруг атомного остова, обладающего сферической симметрией. Для нейтрального атома заряд остова равен - -е, а для ионов равен - Z e, где Z = 2, 3, 4,. .. соответственно для однократной, двукратной и т. д. ионизации. Для случая, когда орбита валентного электрона всеми своими частями лежит вне атомного остова, последний лишь поляризуется под влиянием валентного электрона. Это приводит к искажению поля атомного остова, что в свою очередь ведет к тому, что уровни с одинаковыми п, но разными I, которые совпадают у водорода, у щелочных металлов оказываются раздвинутыми (дублетную структуру уровней пока не рассматриваем). Энергия стационарных состояний атомов щелочных металлов и сходных с ними ионов, в соответствии с эмпирической формулой Ридберга, может быть записана в виде [c.131]

Вводя в формулу (8) это значение п, а также постоянную Ридберга R, найдем [c.133]

Постоянство квантового дефекта Д= г — /г 2,3 для всего ряда термов свидетельствует о том, что их численные значения хорошо могут быть охвачены сериальной формулой Ридберга. [c.327]

Указанный сдвиг линий, вызванный конечностью массы ядра, должен существовать у всех атомов, поскольку термы их выражаются через постоянную Ридберга R. Такой сдвиг можно назвать боровским, или нормальным-, будем обозначать его через Однако, как легко видеть, уже для элементов средней части периодической системы Менделеева этот сдвиг настолько мал, что его наблюдение оказывается на пределе экспериментальных возможностей. При атомном весе Л =100 и разности атомных весов обоих изотопов ЛЛ—1 по формуле (5) для средней части спектра (v = 2- 10 с ) по- [c.558]

Строение атома тесно связано с его оптическими свойствами. Спектры нагретого вещества, состоящего из атомов, — линейчатые. У водородоподобных атомов (атом водорода или ион с одним валентным электроном) частоты, соответствующие отдельным линиям, определяются формулой Боль-мера—Ридберга [c.252]

Единица энергии ридберг. Спектральные линии водородоподобных атомов располагаются в серии, удовлетворяющей формуле [c.263]

Взаимное возмущение электронных состояний. Когда в определенном приближении электронные состояния располагаются достаточно близко друг к другу, они могут взаимно возмущаться, т. е. взаимно отталкиваться и принимать свойства друг друга в соответствии со смешением волновых функций ). При очень малом снин-орбитальном взаимодействии взаимно возмущаться могут только состояния одинаковых (орбитальных) типов и одинаковых мультиплетностей. Конечно, установить наличие таких возмущений, как правило, непросто. Это легче сделать, когда состояние, принадлежащее к серии Ридберга, расположено близко к состоянию того же типа, но имеет другую электронную конфигурацию. При этом будет наблюдаться отклонение от нормальной формулы Ридберга, а при достаточном смешении — и дополнительные члены серии Ридберга. [c.27]

Состоящая из трех членов серия Ридберга, примыкающая к состояниям Р пИ (сериальная формула не дана) Серия Ридберга, примыкающая к состоянию /) V 84 520 — В/(п — 1,57)2 п= 4, 5,. .., 10 [c.598]

Чтобы понять поведение электронного газа при металлических концентрациях, весьма полезно рассмотреть вклад в корреляционную энергию от различных передач импульса. Мы уже видели [см., например, формулы (3.129) и (3.130)], что вклад в корреляционную энергию от данной передачи импульса всегда можно выделить, вычисляя, скажем, int(к), а затем интегрируя по константе связи. В 3 настоящей главы мы уже нашли вклад в корреляционную энергию от дальней части кулоновского взаимодействия (т. е. от передач импульса hk- bk ) в рамках RPA и обсудили результат (3.94). Мы рассматривали там также два типа возможных поправок к результату RPA для дальней части корреляционной энергии — поправки к энергии плазмона, связанные с членами U и На, г. в гамильтониане. Сюда следует добавить еще поправку к вкладу отдельных частиц, связанную с членом Яв. г. (т. е. с одновременным действием операторов Яе. г. и Я р). Согласно оценке [26], эта поправка составляет приблизительно 0,014 ридберг. Все три указанные поправки обладают одной общей чертой—они быстро возрастают с увеличением р или г . [c.208]

Чтобы не учитывать каждый электрон дважды, сюда входит множитель Уг- Таким образом, потенциальная энергия системы равна , 2/га ридберг на электрон. Энергия взаимодействия электронов с равномерно распределенным положительным зарядом отрицательна и численно равна удвоенному значению ро1, т. е. —2,4/гв. Наконец, обменная энергия, как было показано ранее [см. формулу (3.26)], равна —0,92/г, ридберг. [c.127]

Такой вид формулы основывался на неправильно найденном предельном значении корреляционной энергии в случае низкой плотности электронного газа (—0,58/л, ридберг). Вигнер указывает на это в примечании к своей второй статье [20]. [c.128]

Рекомбинация 445, 468, 487 внутренняя 462 выход 468, 487, 490, 492 при двойном столкновении 485, 491 тройном столкновении 491 Реннера — Теллера расщепление см. Расщепление Реннера — Теллера Реннера — Теллера состояния 212 Ридберга формула 27, 69, 350 Ридберговские переходы 149, 434 [c.748]

Во времена Бальмера были известны лишь 4 линии водорода, удовлетворяющие его формуле. В настоящее время известно около 30 линий Н в видимой части спектра, и частоты всех этих линий с поразительной точностью могут быть вычислены по фор-мулеБальмера, если придавать т целые значения 3, 4, 5... Постоянная Я, получившая название постоянной Ридберга, согласно современным данным равняется 1,097677587 см . Число знаков, [c.713]

Исследования Ридберга (1890 г.) выяснили универсальность постоянной Я и возможность представления отдельных частот двучленными формулами приведенного выше типа, т. е. в виде разности двух членов термов). Кроме того, оказалось, что различные термы (зависящие ота и Р) могут комбинироваться попарно, давая начало новым сериям комбинационный принцип Ритца, 1908 г.). Таким образом выясняется, что физический смысл имеет именно терм. Особенности атома проявляются в поправочных членах сериальных формул и в мультиплетности линий (точнее, термов). [c.717]

Так как энергия данной системы не зависит от эксцентриситета эллипса, то те же формулы справедливы и для круговой орбиты диаметра 2а. При расчетах предполагается, что массу протона можно считать бесконечно большой по сравнению с массой электрона, так что протон следует считать неподвижным. Кроме того, не принимается во внимание зависимость массы электрона от скорости. Спектр водородного атома по Бальмеру—Ридбергу описывается формулой [c.723]

Сопоставляя выражение (32.9) при 7=1 с обобщенной формулой Бальмера (32.2), получаем выражение для постоянной Ридберга [c.232]

Здесь R постоянная Ридберга / =1,097-10 - м . Ча-стбты определяемые этой формулой, попадают в область частот видимого спектра. [c.61]

Вскоре после Бальмера шведский физик Ридберг заметил, что между постоянными Л и R в формуле (2) имеется простое и вполне точно выпол- [c.11]

У щелочных металлов Ридбергом было установлено существование трех различных серий (см. спектр лития на рис. 3 и 4). Эти серии получили следующие названия 1) главная, 2) 1-я побочная, 3) 2-я побочная, Главная серия содержит самые яркие и наиболее легко получаемые линии первая (головная) линия главной серии наиболее характерна для спектра данного элемента. Кроме того, линии главной серии обнаруживаются также в поглощении. Переменный терм каждой из указанных серий может быть довольно точно представлен формулой вида (5а). При этом поправку а принято обозначать для переменного терма главной серии через р, 1-й побочной—через d, 2-й побочной— через S. ) Линии обеих побочных серий стремятся к одному и тому же пределу. Благодаря этому сериальные формулы всех трех серий принимают следующий вид [c.12]

В табл. 14 сопоставлены значения v и X, определенные эмпирически н вычисленные по формуле (6) при этом для постоянной Ридберга принято значение R= 109737,5 см " . Начиная с = 9. вычисленные и наблюденные значения длин волн расходятся не более, чем на ошибку наблюдений, составляющую 0,05 А. В некоторых случаях встречаются возмущенные серии (см. 39), в которых частоты линий не могут быть охвачены формулой вида (За). Такие серии не годятся для нахождения численных значений термов. На рис. 44 приведены разности а между эффективными квантовыми числами п и ближайшими целыми числами п для четырех серий неона. При вычислении- по формуле (За) точки для каждой из серий должны были бы укладываться на плавную кривую, переходящую при больших п в прямую, параллельную оси абсцисс. Как видно из рис. 44, это имеет место лишь для одной серии, обозначенной буквой Три других серии обнаруживают аномалии в ходе термов. Очевидно, что только одна серия I4 может быть использована для нахождения численных, значений термов. Остальные термы находят путем вычитаний, используя частоты интеркомбинационных линий. [c.78]

Кроме состояний I 5d 6s2ftp, в спектре ртути Бейтлер наблюдал еще состояние I 5d 6s2rt.f. Наблюденные серии новых термов стремятся к двум различным пределам, отвечающим двум различным состояниям иона Hg" " 5d бs2 Dз/J и Ds/j. Термы состояний I обычно хорошо укладываются в сериальные формулы типа Ридберга, В табл. 77 приведены длины волн и частоты линий поглощения Hg I 5d ° 6s Sq—5d бз2/гр величина термов 5d 6s rtp j, отсчитанная от границы Hg 5d бs2 D5 J, и величина эффективных квантовых чисел , соответствующая этим термам [c.325]

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 s и Rb, а также Т1 и инертных газов Аг, Кг и Хе. [c.326]

Формула Бальмера — Ридберга 229 [c.450]

Формула Бальмера—Ридберга 252 [c.520]

При проведении этих сравнений необходимо было установить формулу для перехода от значения длины волны в воздухе к ее значению в вакууме, поскольку первая сессия Консультативного комитета предложила принять новую эталонную длину волны в вакууме, значение же старой точно известно в стандартном воздухе (при давлении 760 мм рт. ст., 15° С и содержании СО2 не более 0,03%). Для перехода от значения длины волны в вакууме к значению длины волны в воздухе необходимо знать показатель преломления Яаозд который связан определенной зависимостью с длиной волны. Эта зависимость называется дисперсией воздуха. Экспериментально получен ряд формул, связывающих показатель преломления с длиной волны, причем различные формулы дают волновые числа для разных областей спектра, с различной точностью удовлетворяющие принципу Ридберга — Ритца. Вот почему на первой же сессии Консультативного комитета был поставлен вопрос об узаконении определенной дисперсионной формулы, наилучшим образом удовлетворяющей принципу Ридберга — Ритца по всему спектру — от близкой инфракрасной до ультрафиолетовой области. Такой оказалась дисперсионная формула, предложенная Эдленом (Швеция), в соответствии с которой [c.49]

У.6.1. Формула Бальмера-Ридберга [c.71]

Взаимодействие электронных состояний одинаковых типов. Все расчетные электронные состояния одного и того же типа взаимодействуют друг с другом, так как в волновом уравнении электронного движения всегда существуют какие-нибудь члены, которыми пренебрегают в первом или более высоком приближении и которые, будучи учтенными, привели бы к слабому перемешиванию состояний одного и того же типа. Не всегда легко установить получающиеся в результате этого сдвиги электронных энергетических уровней или изменения потенциальных функций. Это возможно только когда невозмущенные энергетические уровни получены в очень грубом приближении, или когда известны ридберговские серии электронных состояний, из которых легко определить отклонение от формулы Ридберга, обусловленное наличием другого состояния такого Hie типа, не принадлежащего к серии (точно так же, как в атомных спектрах см. [21] Взаимодействие мен ду неридберговскими состояниями одного и того же типа имеет большое значение для понимания валентности и стабильности электронных O TOHHHII (гл. П1). Однако оно мало сказывается на электронных переходах, влияя лишь на их полную интенсивность. Подобный вывод относится также к мультиплетным состояниям данного орбитального типа при малом спин-орбитальном взаимодействии или к индивидуальным компонентам мультиплета со спин-орбитальными функциями одного и того же типа при большом спин-орбитальном взаимодействии. [c.69]

Энергии ридберговских состояний, образующихся при возбуждении одного электрона на ридберговские орбитали, в хорошем нриближении можно представить формулой Ридберга [c.350]

К этой области примыкает континуум, достигающий максимума интенсивности при X выше 1000 А. Он воспроизведен на фиг. 191, б. Хорошо заметны симметричная форма кривой поглош ения и дополнительный узкий пик интенсивности вблизи максимума. Остается неясным, является ли рассматриваемый континуум или дополнительный пик первым членом серии Ридберга. В области ниже 1200 А берут начало две ридберговские серии полос поглощения, сходящиеся к пределам при 104 000 и 104 300, соответствующим двум компонентам основного состояния иона КгО+ (Танака, Джурса и Ле Блан [1190]). Мультиплетное расщепление П-состояния, найденное Калломоном [173] в результате исследования спектра КгО+, составляет 133,1 см- . Значительное расхождение связано, очевидно, с тем, что вторая ридберговская серия не могла быть прослежена до высоких членов. Формулы для двух наблюдаемых серий Ридберга и соответствующие им потенциалы приведены в табл. 64. На первые члены ридберговских серий накладываются полосы, отнесение которых к рассматриваемым сериям или к другим электронным переходам, остается неопределенным (Зеликов, Ватанабе и Инн [1330]). [c.517]

Если k и А выражать в атомных единицах (m = A = e=l, т. е. длйны и k —в единицах, равных боровскому радиусу Гд = = A /(/ )= 0,529 A, а энергию—в ридбергах Ry = me l1i = = 27,2 эВ), то коэффициенты в этой формуле равны [c.261]

Известен один кристалл, экситонный спектр которого довольно точно удовлетворяет формуле (18.2). Гросс и его сотрудники [13—15], а также другие авторы [16—19] наблюдали лниии в спектре оптического поглощения кристалла СигО при низких температурах, расположение которых отвечает экситонным уровням в замечательно хорошем согласии с формулой Ридберга (18.2), особенно для уровней с п > 2. Полученные результаты и схема экспериментальной установки показаны на рнс. 18.5 и 18.6. [c.635]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...