Формула Ридберга

Фо́рмула Ри́дберга — эмпирическая формула, описывающая длины волн в спектрах излучения атомов химических элементов. Предложена шведским учёным Йоханнесом Ридбергом и представлена 5 ноября 1888 года.

Формула Ридберга в том виде, в котором она была представлена в ноябре 1888 года

Формула Ридберга для водородоподобных атомов выглядит следующим образом:

$\frac{1}{\mathrm{\lambda <!--\; \lambda \; -->}}=R{Z}^2\left(\frac{1}{n_1^2}-<!--\; -\; -->\frac{1}{n_2^2}\right),$${\frac {1}{\lambda }}=RZ^{2}\left({\frac {1}{n_{1}^{2}}}-{\frac {1}{n_{2}^{2}}}\right),$

где $\mathrm{\lambda <!--\; \lambda \; -->}$$\lambda$ — длина волны света в вакууме;

$R$$R$ — постоянная Ридберга в общем случае различна для разных химических элементов;

$Z$$Z$ — атомный номер, или число протонов в ядре атома данного элемента;

$n_1$$n_{1}$ и $n_2$$n_{2}$ — целые числа, такие что $n_{1}<n_{2}$.

ИсторияПравить

В 1880-х годах, Ридберг работал над формулой, описывающей взаимосвязь между длинами волн в спектрах щелочных металлов. Он заметил, что линии образуют серии, и обнаружил, что может уменьшить трудоёмкость расчётов, введя спектроскопическое волновое число (величина, равная $\frac{1}{\mathrm{\lambda <!--\; \lambda \; -->}},$${\frac {1}{\lambda }},$  обратная длине волны, обозначается как $\stackrel{~<!--\; ~\; -->}{\mathrm{\nu <!--\; \nu \; -->}}$${\tilde {\nu }}$ ) в качестве единицы измерения. Он записал волновые числа ($n$$n$ ) следующих друг за другом линий в каждой серии напротив расположенных параллельно в соответствующем порядке целых чисел, представляющих собой порядок линии в данной конкретной серии. Обнаружив, что получившиеся кривые имели похожие формы, он нашёл единую функцию, описывающую все эти кривые, при подстановке в неё соответствующих констант.

Сначала он проверил формулу $n=n_0-<!--\; -\; -->\frac{C_0}{m+m^{\prime }},$$n=n_{0}-{\frac {C_{0}}{m+m'}},$  где $n$$n$  — волновое число спектральной линии, $n_0$$n_{0}$  — граница серии, $m$$m$  — порядковый номер линии в серии (константа, различная для разных серий) и $C_0$$C_{0}$  — универсальная константа. Эта формула не давала достаточно точных результатов.

Затем Ридберг проверил формулу $n=n_0-<!--\; -\; -->\frac{C_0}{(m+m^{\prime }{)}^2},$$n=n_{0}-{\frac {C_{0}}{(m+m')^{2}}},$  когда ему стала известна формула Бальмера для спектра атома водорода $\mathrm{\lambda <!--\; \lambda \; -->}=\frac{h{m}^2}{m^2-<!--\; -\; -->4}.$$\lambda ={hm^{2} \over m^{2}-4}.$  В этой формуле, $m\in <!--\; \in \; -->{\mathbb{Z}}^{\mathbb{+}},h=const.$$m\in \mathbb {Z^{+}} ,h=const.$ 

Ридберг переписал формулу Бальмера, используя обозначения волновых чисел, в следующем виде:

$n=n_0-<!--\; -\; -->\frac{4n_0}{m^2}.$$n=n_{0}-{4n_{0} \over m^{2}}.$ 

Это преобразование подсказало, что формула Бальмера для водорода может являться частным случаем при $m^{\prime }=0$$m'=0$  и $C_0=4n_0,$$C_{0}=4n_{0},$  где $n_0=\frac{1}{h}$$n_{0}={\frac {1}{h}}$  — обратно константе Бальмера.

Величина $C_0,$$C_{0},$  как было установлено позже, была универсальной константой, общей для всех элементов, равной $4/h.$$4/h.$  Эта константа сейчас называют постоянной Ридберга, и величину $m$$m$  называют квантовый дефект.

Как подчеркнул Нильс Бор, выражение результатов через волновые числа, а не через длины волн, было ключом к открытию Ридберга. Фундаментальная роль волновых чисел была особо подчёркнута открытием комбинационного принципа Ридберга — Ритца в 1908 году. Фундаментальная причина важности волновых чисел лежит в области квантовой механики, так как энергия фотонов с разной длиной волны прямо пропорциональна волновым числам.

Волновые числа световых волн пропорциональны частоте $\frac{1}{\mathrm{\lambda <!--\; \lambda \; -->}}=\frac{f}{c},$${\frac {1}{\lambda }}={\frac {f}{c}},$  и поэтому также пропорциональны энергии квантов света $E.$$E.$  То есть, $\frac{1}{\mathrm{\lambda <!--\; \lambda \; -->}}=\frac{E}{hc}.$${\frac {1}{\lambda }}={\frac {E}{hc}}.$  Современное понимание состоит в том, что графики Ридберга были упрощёнными (обладали невысокой степенью адекватности реальным зависимостям), так как отражали лишь простые свойства в поведении спектральных линий в условиях строго определённых (квантованных) разностей энергий между электронными орбиталями в атоме.

Классическое выражение Ридберга (в работе 1888 года) для длин волн спектральных серий не имело физическое объяснение. Пред-квантовое объяснение Ритца (1908 год) механизма «образования» спектральных серий состояло в том, что электроны в атоме ведут себя как постоянные магниты, и что эти магниты могут колебаться относительно атомного ядра (по крайней мере в течение некоторого времени), порождая электромагнитное излучение. Это явление впервые было понято Нильсом Бором в 1913 году так, как оно включено в описание Боровская модель атома.

В боровской модели атома целые числа Ридберга (и Бальмера) $n$$n$  соответствуют электронным орбиталям на различных определённых расстояниях от ядра атома. Частота (или энергия), получается при переходе с уровня $n_1$$n_{1}$  на уровень $n_2,$$n_{2},$  поэтому представляет собой энергию фотона, излучённого или поглощённого, когда электрон «перепрыгивает» с орбитали (уровня) 1 на орбиталь 2.

Формула Ридберга для атома водородаПравить

 

Схема энергетических уровней атома водорода и спектральные серии

$\frac{1}{\mathrm{\lambda <!--\; \lambda \; -->}}=R_{\mathrm{\infty <!--\; \infty \; -->}}\left(\frac{1}{n^2}-<!--\; -\; -->\frac{1}{m^2}\right),$${\frac {1}{\lambda }}=R_{\infty }\left({\frac {1}{n^{2}}}-{\frac {1}{m^{2}}}\right),$ 

где $\mathrm{\lambda <!--\; \lambda \; -->}$$\lambda$  — длина волны электромагнитного излучения в вакууме;

$R_{\mathrm{\infty <!--\; \infty \; -->}}$$R_{\infty }$  — постоянная Ридберга;

$n$$n$  и $m$$m$  — целые числа, причём $n<m.$ 

Принимая $n$$n$  равным 1, и полагая, что $m$$m$  может принимать целые значения от 2 до бесконечности, получаем спектральные линии, известные как серия Лаймана, коротковолновая граница длин волн которых стремится к 91 нм. При подстановке в формулу $n$$n$  равным 2, 3, и т. д. аналогично получаются и другие спектральные серии:

n	m	Название серии	Коротковолновая граница серии
1	2 → ∞	Серия Лаймана	91,13 нм (Ультрафиолетовая часть спектра)
2	3 → ∞	Серия Бальмера	364,51 нм (Видимая часть спектра)
3	4 → ∞	Серия Пашена	820,14 нм (Инфракрасная часть спектра)
4	5 → ∞	Серия Брэккета	1458,03 нм (Инфракрасная часть спектра)
5	6 → ∞	Серия Пфунда	2278,17 нм (Инфракрасная часть спектра)
6	7 → ∞	Серия Хэмпфри	3280,56 нм (Инфракрасная часть спектра)

Формула Ридберга для любых водородоподобных атомовПравить

Формула для атома водорода, приведённая выше, может быть дополнена для применения к любым водородоподобным атомам:

$\frac{1}{{\mathrm{\lambda <!--\; \lambda \; -->}}_{\mathrm{v}\mathrm{a}\mathrm{c}}}=R{Z}^2\left(\frac{1}{n_1^2}-<!--\; -\; -->\frac{1}{n_2^2}\right),$${\frac {1}{\lambda _{\mathrm {vac} }}}=RZ^{2}\left({\frac {1}{n_{1}^{2}}}-{\frac {1}{n_{2}^{2}}}\right),$ 

где ${\mathrm{\lambda <!--\; \lambda \; -->}}_{\mathrm{v}\mathrm{a}\mathrm{c}}$$\lambda _{\mathrm {vac} }$  — длина волны излучения в вакууме;

$R$$R$  — постоянная Ридберга для данного химического элемента;

$Z$$Z$  — порядковый номер элемента в периодической таблице, то есть, количество протонов в атомных ядрах данного элемента;

$n_1$$n_{1}$  и $n_2$$n_{2}$  — целые числа, причём $n_{1}<n_{2}.$ 

Важно заметить, что эта формула применима только для водородоподобных атомов, то есть для таких атомов, которые содержат в электронной оболочке только один электрон. Такими атомами являются, например, ${\text{He}}^{+},{\text{Li}}^{2+},{\text{Be}}^{3+}$${\ce {He^+, Li^{2+}, Be^{3+}}}$  и любые другие многократно ионизированные атомы с одним электроном в электронной оболочке.

Формула Ридберга позволяет получать правильные значения длин волн для атомов, находящихся в высоких степенях возбуждения, когда эффективный заряд ядра можно считать таким же как и у водорода, когда все, кроме одного, заряды в ядре экранированы другими электронами, и центр атома имеет эффективный положительный заряд, равный +1.

Для других спектральных переходов в многоэлектронных атомах, формула Ридберга даёт некорректные результаты, поскольку величина экранирования внутренних электронов для переходов внешних электронов варьируется, и нет возможности сделать в формуле подобную простую «компенсирующую» «ослабление действия заряда ядра» поправку, как приведено выше.

Формула Ридберга для характеристического рентгеновского излученияПравить

При определённом изменении (замене $Z$$Z$  на $(Z-<!--\; -\; -->1),$$(Z-1),$  и использовании целых чисел $n\in <!--\; \in \; -->\{1,2\},$$n\in \{1,2\},$  дающих численное значение $\frac{3}{4}$${\frac {3}{4}}$  для разности их обратных квадратов (в формуле выше)), формула Ридберга даёт корректные результаты в специальном случае K-альфа линий, подобные переходы являются K-альфа переходом электрона с орбитали $1s$$1s$  на орбиталь $2p,$$2p,$  называемом характеристическим рентгеновским излучением. Это аналогично переходу, соответствующего линии Лаймана-альфа, для водорода, и имеет тот же самый частотный множитель. Поскольку 2p-электрон не экранирован от ядра в атоме никакими другими электронами, то заряд ядра ослаблен единственным остающимся 1s-электроном, делая атом фактически водородоподобным атомом, но со сниженным зарядом ядра $(Z-<!--\; -\; -->1).$$(Z-1).$  Частота излучения для этого перехода, таким образом, является частотой линии Лайман-альфа атома водорода, возрастая, благодаря величине $(Z-<!--\; -\; -->1{)}^2.$$(Z-1)^{2}.$  Эта формула $f=\frac{c}{\mathrm{\lambda <!--\; \lambda \; -->}}=\mathrm{\lambda <!--\; \lambda \; -->}[{\mathrm{L}\mathrm{a}}_{\mathrm{\alpha <!--\; \alpha \; -->}}](Z-<!--\; -\; -->1{)}^2$$f={\frac {c}{\lambda }}=\lambda [\mathrm {La} _{\alpha }](Z-1)^{2}$  исторически известна как закон Мозли (добавляя скорость света $c$$c$  в формулу для замены длины волны на частоту), и может быть использована для вычисления длин волн $K_{\mathrm{\alpha <!--\; \alpha \; -->}}$$K_{\alpha }$  (K-альфа) рентгеновских спектральных линий в рентгеновских спектрах излучения химических элементов от алюминия до золота. Об исторической важности этого закона можно узнать, ознакомившись с биографией Генри Мозли. Этот закон был эмпирически установлен примерно в то же время, когда была создана боровская модель атома.

СсылкиПравить

• Sutton, Mike. Getting the numbers right: The lonely struggle of the 19th century physicist/chemist Johannes Rydberg (англ.) // Chemistry World  (англ.) (рус. : magazine. — 2004. — July (vol. 1, no. 7). — P. 38—41. — ISSN 1473-7604.
• Martinson, I.; Curtis, L.J. Janne Rydberg – his life and work (англ.) // Nuclear Instruments and Methods in Physics Research Section B  (англ.) (рус.. — 2005. — Vol. 235, no. 1—4. — P. 17—22. — doi:10.1016/j.nimb.2005.03.137. — Bibcode: 2005NIMPB.235...17M.