Ocena brak

Model atomu Bohra

Autor /julia Dodano /07.03.2011

Wymagany Adobe Flash Player wesja 10.0.0 lub nowsza.

praca w formacie pdf Model atomu Bohra

Transkrypt

Z. Kąkol-Notatki do Wykładu z Komputeryzacji

Wykład 33
33. Model atomu Bohra
33.1

Wstęp

Do roku 1910 znano wiele wyników eksperymentalnych, które wskazywały na to, że
atomy zawierają elektrony (np. zjawisko fotoelektryczne).
Ponieważ w normalnych warunkach atomy są elektrycznie obojętne, a zatem muszą one
mieć ładunek dodatni równy ujemnemu.
Ponieważ masa elektronów jest bardzo mała w porównaniu z masą najlżejszych nawet
atomów oznaczało ponadto, że ładunki dodatnie związane są ze znaczną masą.
Tego typu rozważania prowadziły do pytania, jak wygląda rozkład ładunków dodatnich
i ujemnych w atomie.
J. J. Thomson zaproponował model budowy atomu, zgodnie z którym ujemnie naładowane elektrony znajdują się wewnątrz pewnego obszaru wypełnionego w sposób ciągły
ładunkiem dodatnim („ciasto z rodzynkami”).

Ładunek dodatni tworzył kulę o promieniu rzędu 10-10 m. W tej kuli ładunki ujemne
byłyby rozłożone równomiernie (w wyniku sił odpychania).
W atomie znajdującym się w stanie o najniższej energii elektrony były nieruchome. Natomiast w atomach o wyższej energii, tzn. w atomach wzbudzonych (np. w wysokiej
temperaturze) elektrony wykonywałyby drgania wokół położeń równowagi.
Uwaga: Zgodnie z prawami elektrodynamiki klasycznej każde naładowane ciało poruszające się ruchem przyspieszonym wysyła promieniowanie elektromagnetyczne. Dowód wykracza poza ramy tego wykładu ale przypomnijmy sobie jeszcze raz antenę dipolową. Zmienne pole elektryczne w antenie wywołuje drgania ładunku (prąd zmienny)
i antena emituje falę elektromagnetyczną.
Tak więc drgający elektron wysyłałby promieniowanie i w ten sposób model Thomsona
wyjaśniał zjawisko emisji promieniowania przez wzbudzone atomy.
Jednak zgodności ilościowej z doświadczeniem nie uzyskano.
Ostateczny dowód nieadekwatności modelu Thomsona otrzymał w 1911 r. jego uczeń
E. Rutherford analizując wyniki rozpraszania cząstek α na atomach.
Z przeprowadzonej przez Rutherforda analizy wynikało, że ładunek dodatni nie jest rozłożony równomiernie wewnątrz atomu, ale skupiony w małym obszarze zwanym jądrem (o rozmiarze 10-14 m) leżącym w środku atomu.
Model jądrowy atomu zaproponowany przez Rutherforda znalazł potwierdzenie w szeregu doświadczeń.
Zgodnie z tym modelem:

33-1

Z. Kąkol-Notatki do Wykładu z Komputeryzacji





W środku atomu znajduje się jądro o masie w przybliżeniu równej masie całego
atomu,
Ładunek jądra jest równy iloczynowi liczby atomowej Z i ładunku e,
Wokół jądra znajduje się Z elektronów, tak że cały atom jest obojętny.

Ważnym problemem pozostaje wyjaśnienie zagadnienia stabilności takiego atomu.
Elektrony nie mogą być nieruchome bo w wyniku przyciągania z dodatnim jądrem zostałyby do niego przyciągnięte i wtedy „wrócilibyśmy” do modelu Thomsona. Jeżeli
dopuścimy ruch elektronów wokół jądra (tak jak planety wokół Słońca w układzie słonecznym) to też natrafiamy na trudność interpretacyjną. Krążący elektron doznaje stale
przyspieszenia (dośrodkowego) i zgodnie z elektrodynamiką klasyczną wysyła energię
kosztem swojej energii mechanicznej. Oznaczałoby to, że poruszałby się po spirali ostatecznie spadając na jądro (model Thomsona).
Problem stabilności atomów doprowadził do powstania nowego modelu zaproponowanego przez N. Bohra. Podstawową cechą tego modelu było to, że umożliwiał przewidywanie widm promieniowania wysyłanego przez atomy.
Najpierw omówimy więc podstawowe cechy tych widm.
33.2

Widma atomowe

Na rysunku przedstawiony jest typowy układ do pomiaru widm atomowych.
Źródłem promieniowania jest jednoatomowy gaz pobudzony do świecenia metodą wyładowania elektrycznego. Promieniowanie przechodzi przez szczelinę kolimującą, a następnie pada na pryzmat (lub siatkę dyfrakcyjną), który rozkłada promieniowanie na
składowe o różnych długościach fal.

Na kliszy fotograficznej uwidacznia się cecha szczególna obserwowanych widm.
W przeciwieństwie do widma ciągłego emitowanego np. przez powierzchnie ciał ogrzanych do wysokich temperatur, promieniowanie wysyłane przez swobodne atomy zawiera tylko pewną liczbę długości fal. Każda z takich składowych długości fal nazywana
jest linią (bo taki jest obraz szczeliny).
Na rysunku na następnej stronie pokazana jest widzialna część widma atomu wodoru.

33-2

Z. Kąkol-Notatki do Wykładu z Komputeryzacji

360

400

440

480

520

560

600

640

680

λ (nm)
To właśnie badanie widma wodoru doprowadziło Bohra do sformułowania nowego modelu atomu. Model ten chociaż posiada pewne braki to ilustruje idę kwantowania w sposób prosty matematycznie.
33.3

Model Bohra atomu wodoru

Jak już mówiliśmy fizyka klasyczna przewidywała, że atom krążący po orbicie będzie wypromieniowywał energię, tak że częstość elektronu a za tym także częstość wysyłanego promieniowania będzie się zmieniać w sposób ciągły. Tymczasem obserwujemy bardzo ostre linie widmowe o ściśle określonej częstotliwości (długości fali).
Bohr uniknął tej trudności zakładając, że podobnie jak oscylatory Plancka, tak samo
atom wodoru może znajdować się w ściśle określonych stanach energetycznych, w których nie wypromieniowuje energii. Emisja następuje tylko wtedy gdy atom przechodzi
z jednego stanu o energii Ek do stanu o niższej energii Ej. Ujmując to w postaci równania
Ek – Ej = hv

(33.1)

gdzie hv oznacza kwant energii niesionej przez foton, który zostaje w trakcie przejścia
wypromieniowany przez atom.
Teraz konieczna jest znajomość energii stanów stacjonarnych i wtedy obliczając możliwe różnice energii będziemy mogli przewidzieć wygląd widma promieniowania emitowanego przez atom.
Założenia:
• elektron porusza się po orbitach kołowych o promieniu r ze środkiem w miejscu jądra,
• jądro (pojedynczy proton) jest tak ciężkie, że środek masy pokrywa się ze środkiem
protonu.
Korzystając z drugiej zasady Newtona i prawa Coulomba otrzymujemy
F = ma
albo
v2
e2
=m
4πε 0 r 2
r
1

(33.2)

33-3

Z. Kąkol-Notatki do Wykładu z Komputeryzacji

Uwzględniliśmy tylko przyciąganie elektrostatyczne pomiędzy dodatnim jądrem i ujemnym elektronem zaniedbując oddziaływanie grawitacyjne. Czy słusznie?
Przykład 1
Obliczyć stosunek sił przyciągania grawitacyjnego do elektrostatycznego dla protonu i
elektronu w atomie wodoru. Masa elektronu me = 9.1·10-31 kg, masa protonu mp =
1.7·10-27 kg, ładunek elementarny e = 1.6·10-19 C stała grawitacyjna G = 6.67·10-11
Nm2/kg2, a stała w prawie Coulomba 1/4πε0 = 8.99·109 Nm2/C2.
m p me
FG Gm p me 4πε 0 r 2
=
= 4πε 0 G 2 ≈ 5 ⋅ 10 −39
2
2
FE
r
e
e
Siła grawitacyjna jest całkowicie do zaniedbania.
Wzór (33.2) pozwala obliczyć energię kinetyczną
Ek =

1
e2
mv 2 =
2
8πε 0 r

(33.3)

Energia potencjalna układu elektron - proton jest dana równaniem
Ep = −

e2

(33.4)

4πε 0 r

Całkowita energia układu wynosi
E = Ek + E p = −

e2
8πε 0 r

(33.5)

Ponieważ, promień orbity może przyjmować dowolną wartość więc i energia też może
być dowolna. Ze wzoru (33.3) możemy wyznaczyć prędkość liniową elektronu
v=

e2
4πε 0 mr

a następnie częstotliwość
v0 =

v
e2
=
2πr
16π 3ε 0 mr 3

Pęd dany jest równaniem

33-4

Z. Kąkol-Notatki do Wykładu z Komputeryzacji

p = mv =

me 2
4πε 0 r

L = pr =

me 2 r
4πε 0

a moment pędu

(33.6)

Tak więc, jeżeli jest dane r, to znane są również parametry orbitalne: Ek, Ep, E, v, v0, p,
oraz L.
Jeżeli jakakolwiek z tych wielkości jest skwantowana, to wszystkie muszą być skwantowane.
Na tym etapie Bohr nie miał żadnych zasad, którymi mógłby się posłużyć.
W związku z tym wysunął hipotezę, według której najprostszą jest kwantyzacja parametrów orbity i zastosował ją do momentu pędu L.
Postulaty Bohra były następujące:
1. Elektron w atomie porusza się po orbicie kołowej pod wpływem przyciągania kulombowskiego pomiędzy elektronem i jądrem i ruch ten podlega prawom mechaniki
klasycznej.
2. Zamiast nieskończonej liczby orbit dozwolonych z punktu widzenia mechaniki klasycznej, elektron może poruszać się tylko po takich orbitach, dla których moment
pędu L jest równy całkowitej wielokrotności stałej Plancka podzielonej przez 2π.
L=n

h


n = 1, 2, 3,.....

(33.7)

gdzie stała n oznacza liczbę kwantową. (Zwróćmy uwagę, że ponownie tak jak przy
opisie ciała doskonale czarnego, efektu fotoelektrycznego, efektu Comptona, pojawia się stała Plancka h.)
3. Pomimo, że elektron doznaje przyspieszenia (poruszając się po takiej orbicie), to
jednak nie wypromieniowuje energii. A zatem jego całkowita energia pozostaje stała.
4. Promieniowanie elektromagnetyczne zostaje tylko wysłane gdy elektron poruszający się po orbicie o całkowitej energii Ej zmienia swój ruch skokowo, tak że porusza
się następnie po orbicie o energii Ek. Częstotliwość emitowanego promieniowania
jest równa
v=

E j − Ek
h

(33.8)

Uwaga: To jest postulat Einsteina głoszący, że częstotliwość fotonu promieniowania
elektromagnetycznego jest równa energii fotonu podzielonej przez stałą Plancka.
Drugi postulat opisuje kwantyzację momentu pędu L. Ale jak już mówiliśmy jeżeli jakakolwiek z wielkości: Ek, Ep, E, v, v0, p, i L jest skwantowana, to wszystkie muszą być
skwantowane.
Łącząc równanie (33.6) z postulatem Bohra dla L, otrzymujemy

33-5

Z. Kąkol-Notatki do Wykładu z Komputeryzacji

r = n2

h 2ε 0
= n 2 r1
2
πme

n = 1, 2, 3,.........

(33.9)

Widzimy jak skwantowane jest r. Podstawienie tego równanie do wyrażenia na energię
całkowitą (33.5) daje
E=−

E1
me 4
= 2
2 2 2
8ε 0 h n
n

n = 1, 2, 3, .......

(33.10)

n

6
5
4
3
seria Paschena
2

granica serii

seria Balmera

granica serii

granica serii

Z tego równania otrzymujemy wartości energii dozwolonych stanów stacjonarych.
Stan n = ∞ odpowiada stanowi E = 0, w którym elektron jest całkowicie usunięty poza
atom.
Na rysunku poniżej są pokazane wybrane przeskoki między różnymi stanami stacjonarnymi.

1

seria Lymana

Długość każdej ze strzałek jest równa różnicy energii między dwoma stanami stacjonarnymi czyli równa energii hv wypromieniowanego kwantu. Częstotliwość emitowanego promieniowania można obliczyć korzystając z postulatu Bohra dotyczącego częstotliwości promieniowania emitowanego przez atom oraz ze wzoru na energię (33.7)
v=

me 4
2
8ε 0 h 3

 1
1 
 2 − 2
j
k 



(33.11)

33-6

Z. Kąkol-Notatki do Wykładu z Komputeryzacji

gdzie j, k są liczbami kwantowymi opisującymi niższy i wyższy stan stacjonarny.
Na gruncie modelu Bohra można łatwo zrozumieć własności widm emisyjnych atomów
jednoelektronowych. Można również zrozumieć widma absorpcyjne. Ponieważ elektron
musi mieć w atomie energię całkowitą równą jednej z energii dozwolonych (stanu stacjonarnego) więc z padającego promieniowania może on absorbować tylko określone
porcje (kwanty) energii. Energia absorbowanych kwantów hv musi być równa różnicy
pomiędzy energiami dozwolonych stanów tak więc linie widma absorpcyjnego mają te
same częstotliwości (długości fal) co linie widma emisyjnego.
Na początku atom jest w stanie podstawowym n = 1 więc procesy absorpcji odpowiadają serii Lymana. W bardzo wysokich temperaturach atomy będą już w stanie n = 2
i możemy obserwować linie absorpcyjne serii Balmera (widzialne).

33-7

Podobne prace

Do góry