МЕТОДИЧЕСКИЕ УКАЗАНИЯ К ВЫПОЛНЕНИЮ ЛАБОРАТОРНОЙ РАБОТЫ ПО АТОМНОЙ ФИЗИКЕ «ГЕЛИЙ-НЕОНОВЫЙ ЛАЗЕР»
2 Печатается по решению Учебно-методической комиссии Института физики КФУ УДК Гайнутдинов Р.Х., Ильин Г.Г., Коновалова О.А., Сибгатуллин М.Э. методические указания к выполнению лабораторной работы по атомной физике «Гелий-неоновый лазер», Казань, 2012, 60 с. Данное пособие написано для студентов 3 курса физического факультета для изучения теоретических вопросов и выполнения практических заданий по общему курсу атомной физики. Научный редактор: д.ф.-м. н., профессор Салахов М.Х. Рецензент: д.ф.-м. н., профессор Нефедьев Л.А. Институт физики Казанского (Приволжского) федерального университета,
3 ОГЛАВЛЕНИЕ Введение 4 Принцип работы лазера 5 Создание инверсии населенностей в гелий-неоновом лазере 15 Модуляция лазерного луча 37 Описание установки 44 Порядок выполнения работы 47 Литература 51 Приложение I 52 Приложение II 58 3
4 ВВЕДЕНИЕ Действие лазера основано на явлении вынужденного излучения, открытого А. Эйнштейном в 1916 г. Идея использования этого явления для усиления света принадлежит В.А. Фабриканту (1940, СССР), а первые квантовые генераторы СВЧ-диапазона (мазеры) на длине волны 1.25 см были созданы в 1954 г. Н.Г. Басовым и А.М. Прохоровым (СССР) и Ч. Таунсом (США). Первый лазер на рубине был запущен в 1960 г. Т. Мейманом, вскоре, в конце того же года, А. Джаван, У. Беннет и Д. Харриот (США) создали гелий-неоновый лазер на волне 1.15 мкм. Лазеры являются квантовыми генераторами оптического диапазона электромагнитных волн, который подразделяют на ультрафиолетовый (УФ), видимый и инфракрасный диапазоны (ИК). (Терминологическая справка: мазер аббревиатура английских слов Microwave Amplification by Stimulated Emission of Radiation; лазер аббревиатура английских слов Light Amplification by Stimulated Emission of Radiation). В данном пособии рассмотрены принцип работы газовых лазеров и вопрос создания инверсии в гелий-неоновом лазере. Показывается роль различных, представляющих большой интерес с точки зрения атомной физики, элементарных процессов взаимодействия атомов с электромагнитным излучением, атомов между собой и с электронами. Практические задания включают в себя измерение угловой расходимости и поляризации излучения серийного гелий неонового лазера, а также ознакомление с методами и практическим осуществлением модуляции лазерного излучения. 4
5 ПРИНЦИП РАБОТЫ ЛАЗЕРА В данной работе рассматривается газовый гелий-неоновый лазер, в котором рабочим телом (активной средой) является атомарный газ. Через активную среду протекает электрический ток, под воздействием которого происходит ионизация и возбуждение атомов. Для понимания физики такого лазера необходимо рассмотреть возможные механизмы взаимодействия света с атомами, а также представляющие большой интерес с точки зрения атомной физики различные элементарные процессы взаимодействия между частицами в рабочем теле. При рассмотрении взаимодействия излучения с атомами Эйнштейн исходил из последовательной квантовой точки зрения, согласно которой атомы рассматривались как квантовые частицы с определенным дискретным набором энергетических уровней, а излучение с частотой представлялось в виде потока фотонов (квантов света) с энергией отдельного фотона (Приложение I). Новые понятия и представления, введенные Эйнштейном в 1916 г. при рассмотрении основных механизмов взаимодействия света с атомами, оказались настолько удачными, что они полностью сохранили значение до наших дней. При записи постоянной Планка h в виде h 2 и энергии в виде частота является угловой частотой, которой удобно пользоваться при рассмотрении колебаний в электромагнитном излучении. Наряду с угловой частотой используется частота, равная числу колебаний за единицу времени и имеющая размерность 1 c в этом случае энергия фотона записывается в виде ε=h. Частоты и связаны соотношением 2. 5
6 Рис.1. Схема спонтанного перехода а); вынужденного перехода b); поглощения c) Рассмотрим на энергетической диаграмме, следуя Эйнштейну, три возможных механизма взаимодействия света с атомом для случая перехода атома между двумя энергетическими уровнями с энергиями E 1 и E 2 (рис.1). 1. Если атом находится на возбужденном уровне с энергией E 2, то он может самопроизвольно (без внешнего воздействия) или, как говорят, спонтанно скачком перейти на уровень с энергией E 1 с испусканием фотона с частотой E2 E 1 21 (рис.1а). Положим, что в данный момент времени t в объеме газа V находится N 2 возбужденных атомов. Число спонтанных переходов записывают в виде сп dz 21 в этом объеме газа за время dt обычно dz сп A21N2dt 21. (1) При записи формулы (1) Эйнштейн сделал предположение, что число спонтанных переходов сп dz 21 за время dt пропорционально числу атомов N 2 в объеме газа V, способных участвовать в спонтанном переходе. Это предположение в случае достаточно разреженного газа является естественным, поскольку в этих условиях спонтанные переходы в отдельных атомах можно рассматривать как независимые. Величину A 21 Эйнштейн рассматривал как константу, зависящую только от индексов состояний атома 6
7 (чисел 1 и 2 на рис.1). Константу спонтанного перехода A 21 называют коэффициентом Эйнштейна для спонтанного излучения. Константу A 21 часто называют вероятностью перехода, однако это название следует понимать как условное. Эта условность названия видна хотя бы из того, что согласно (1) величина A 21, при учете безразмерности величин 7 сп dz 21 и N 2, имеет размерность, обратную размерности времени, и тем самым приобретает смысл частоты. Наглядно величину A 21 можно представить себе следующим образом. Согласно (1) можно записать, что A сп 21 / dz21 N2dt. Отсюда видно, что численно коэффициент A 21 равен числу спонтанных переходов, которые совершаются за единицу времени в расчете на один возбужденный атом. С учетом размерности константы A 21 еѐ называют вероятностью перехода за единицу времени или скоростью спонтанного перехода. частотой При спонтанном переходе в атоме (рис.1а) рождается излучение с 21 E2 E 1, т.е. с квантовой точки зрения появляется фотон с определенной энергией 21. В действительности при спонтанном излучении с переходом атома с уровня 2 на уровень 1 с некоторой вероятностью могут рождаться фотоны с разной частотой и энергией из-за обычно небольшого размытия (уширения) энергетических уровней 2 и 1 вследствие разных физических причин (говорят об уширении энергетических уровней и переходов в атоме, разновидностями которого являются естественное уширение, допплеровское уширение, связанное с проявлением оптического эффекта Допплера при тепловом движении атомов, и уширение за счет давления, в котором учитываются различные взаимодействия частиц между собой). При записи формулы (1) подразумевается, что частота 21 является центральной частотой
8 уширенного (немонохроматического) перехода, при этом коэффициент Эйнштейна A 21 имеет смысл интегрального коэффициента, в целом (суммарно) характеризующего все спонтанное излучение на разных частотах при переходе атома с уровня 2 на уровень 1. Такой коэффициент Эйнштейна A 21 для спонтанного излучения является константой перехода в атоме и его значение можно найти в справочниках для разных спектральных переходов в разных атомах. 2. Атом может перейти с уровня с энергией E 2 на уровень с энергией E 1 с некоторой вероятностью и в результате взаимодействия с фотоном частоты 21. Это так называемый вынужденный (индуцированный) переход, впервые рассмотренный Эйнштейном. Он сопровождается излучением нового фотона той же частоты, фазы, поляризации и направления распространения, что и у фотона, вызвавшего вынужденный переход (рис.1b, где положено, что 21), т.е. происходит усиление потока фотонов с частотой (такие свойства вновь рожденного фотона, как впервые было установлено, вытекают из квантовой теории взаимодействия возбужденного атома с электромагнитным излучением, которая была впервые предложена П. Дираком в 1927 г.). Для вынужденного излучения также записывается число вынужденных переходов вын dz 21 в объеме газа V за время dt. Это число переходов наиболее просто записывается для двух важных предельных случаев встречающихся на практике. В первом случае полагается, что электромагнитное излучение обладает непрерывным по частоте (сплошным) спектром, т.е. содержит фотоны разной частоты. Во втором случае полагается, что электромагнитное излучение является монохроматическим, т.е. содержит фотоны одной определенной частоты. В обоих случаях для вын dz 21 записываются похожие по виду выражения, которые в обобщенном виде могут быть представлены в виде 8
9 dz вын вын 21 где есть плотность энергии поля излучения, а B N dt, (2) 9 2 вын B есть коэффициент пропорциональности. В каждом из выделенных выше двух случаев трактовка величин и вын B имеет свои особенности. В литературе часто на эти особенности не обращают внимания, что может привести к поверхностному пониманию физического смысла разных величин в формулах и в итоге самих формул. Каждый случай по отдельности рассмотрен в Приложении I. 3. При взаимодействии атома, находящегося в нижнем состоянии с энергией E 1, с фотоном частоты 21 атом может поглотить фотон и перейти в состояние с энергией E 2 (рис.1с, где положено 21). Акт поглощения фотона по отношению к акту вынужденного перехода с излучением фотона следует рассматривать как обратный он также является вынужденным, поэтому все сказанное в пункте 2 по отношению к вынужденному излучению по существу может быть перенесено на случай поглощения атомами фотонов при перемене местами индексов 1 и 2. Для поглощения излучения также записывается число актов поглощения dz 12 в объеме газа V за время dt : dz погл 12 где есть плотность энергии поля излучения, а пропорциональности. B N dt, (3) 1 погл B есть коэффициент Это число актов поглощения опять наиболее просто записывается для двух указанных выше предельных случаев. Для первого случая (широкополосное некогерентное излучение) Эйнштейн ввел называемые его именем коэффициенты B вын B21 для вынужденного излучения и B погл B12 для поглощения, которые, как и коэффициент A 21 для спонтанного излучения, являются константами
10 перехода и интегрально описывают вынужденные и поглощательные переходы в атоме. Для второго случая (монохроматическое излучение), который Эйнштейн непосредственно не рассматривал, вводятся аналогичные коэффициенты, которые принято называть также коэффициентами Эйнштейна. Они зависят от частоты излучения через уширение спектрального перехода и отличаются от интегральных коэффициентов своей размерностью. Их принято называть спектральными коэффициентами Эйнштейна и обозначать B - для вынужденного излучения и B 21 для поглощения. Более подробно об интегральных и спектральных коэффициентах Эйнштейна и их взаимосвязи сказано в Приложениях I и II. Рассмотрим теперь взаимодействие излучения с веществом, находящемся в газообразном состоянии, при учете процессов поглощения и вынужденного излучения фотонов атомами. Пусть на среду, состоящую из атомов, падает монохроматическое излучение частоты ( 21), распространяющееся в малом телесном угле почти параллельным пучком вдоль оси x (рассматривается случай 2, для которого B погл B 12 B B вын и ). Будем характеризовать это излучение интенсивностью I, т.е. энергией, переносимой за единицу времени через единичную площадку, расположенную перпендикулярно к оси x. Тогда изменение интенсивности света di на элементарном участке пути dx в среде при учете только поглощения фотонов можно описать дифференциальным законом Бугера где di Ik dx, (4) k - коэффициент поглощения, зависящий от частоты при учете уширения спектрального перехода в поглощении. С другой стороны, это изменение интенсивности обусловлено также образованием в слое dx (объем рассматриваемого газа атомов V, содержащий N 1 атомов с энергией 10
11 E 1 и N 2 атомов с энергией E 2, равен произведению единичной площадки на dx ) фотонов с энергией 21 за счет вынужденных переходов. При одновременном учете вынужденных переходов и поглощения фотонов в указанном объеме газа за единицу времени имеем di вын G G dx B n B n dx , (5) где n N2 2 V есть концентрация атомов с энергией E 2, есть концентрация атомов с энергией E 1, n1 N1 V вын G 21 и G 12 есть числа переходов соответственно для вынужденного излучения и поглощения в расчете на 1 с и единицу объема. Эти числа переходов могут быть найдены по числам переходов вын dz 21 (формула (2)) и dz 12 (формула (3)) путем деления их на время dt и замены N 2 на n 2 и N 1 на n 1. Плотность для случая монохроматического излучения задает энергию излучения в единице объема (в случае сплошного спектра излучения плотность рассчитывается дополнительно на единичный интервал частот). В (5) не учтено спонтанное излучение, которое не играет заметной роли из-за больших значений I и излучения. Сравнивая (4) и (5) и учитывая, что B 12 и 21 B 12 g 1 B 21 g 2 в условиях генерации лазерного I и коэффициенты B связаны между собой соотношением (см. формулу (II.9) приложения II), имеем k B n g g n , (6) 21 1 n где - скорость распространения света в среде (в условиях газовых лазеров из-за обычно большой разреженности среды скорость близка к скорости света в вакууме c ), g 1 и g 2 - статистические веса уровней E 1 и E 2. 11
12 Статистические веса g 1 и g 2 - целые числа, которые показывают степень вырождения уровня энергии атома. Согласно (6) зависимость коэффициента 12 k от частоты, который теперь только условно может быть назван коэффициентом поглощения, заключена в частотной зависимости спектрального коэффициента Эйнштейна для поглощения B 12. В свою очередь частотная зависимость B 12 определяется уширением спектрального перехода в атоме между уровнями 1 и 2. Эту частотную зависимость можно задать через некоторый профиль уширения P ( ) P 21, в котором суммарно учитываются указанные выше разновидности уширения и который имеет определенную нормировку в шкале частоты : 0 P d 1. Введение такого профиля уширения позволяет связать спектральный и интегральный коэффициенты Эйнштейна для поглощения простым соотношением B P B Аналогичные соотношения можно записать также для спектральных и интегральных коэффициентов Эйнштейна для спонтанного и вынужденного излучений. В термодинамически равновесной системе с температурой распределение атомов по энергетическим уровням определяется распределением Больцмана, согласно которому g g E E kt n2 n1 2 1 exp 2 1, где k постоянная Больцмана. Это соотношение часто называют законом Больцмана. При E2 E1 экспонента меньше единицы, поэтому в равновесной системе выполняется неравенство 2 n1 g2 g1 n. В этом случае k 0 T, т.е. процессы поглощения преобладают над вынужденными переходами и интенсивность света I уменьшается по мере прохождения его через среду.
13 Существует, однако, целый ряд способов создания в среде условий (один из них описан далее для случая He-Ne-лазера), при которых выполняется неравенство n. (7) 2 n1 g2 g1 При выполнении неравенства (7) говорят об инверсии населенностей уровней с энергиями E 1 и E 2. В случае инверсии населенностей n и k 0. При 0 2 n1 g2 g1 13 k среда будет усиливать проходящий через нее световой поток частоты. Величину k, положительную при наличии инверсии населенностей, принято называть коэффициентом усиления активной среды. Для получения лазерной генерации среду с инверсной населенностью уровней следует поместить в оптический резонатор, состоящий из двух плоских либо сферических зеркал (рис.2). Одно зеркало (зеркало 3 на рис.2) должно быть полупрозрачным, т.е. хотя бы частично пропускать свет. Обычно коэффициент пропускания в случае He-Ne-лазера на частоте 21 лазерного излучения составляет: от 0,005 для короткого лазера длиной в несколько десятков сантиметров до 0.05 для лазера длиной в несколько метров. Необходимость малых коэффициентов пропускания обусловлена малостью коэффициента усиления в активной среде He-Ne-лазера. Второе зеркало (зеркало 2 на рис.2) не пропускает свет и хорошо его отражает. Из-за отражения световых потоков от таких зеркал осуществляется многократное прохождение луча света через инверсную среду и его усиление в результате вынужденных переходов. При каждом отражении от полупрозрачного зеркала 3 часть световой энергии выходит из резонатора, создавая тем самым лазерный луч (луч 4 на рис.2). Процесс развития лазерной генерации начинается со спонтанного излучения фотонов возбужденными атомами в различные моды электромагнитного поля. Под действием спонтанного излучения начинается
14 процесс возбуждения излучения света. Благодаря инверсии населенностей этот процесс приводит к усилению света во всех направлениях. Однако излучение, идущее в боковых направлениях, быстро покидает активную среду, не успевая набрать значительную энергию. Только то излучение, которое испытывает многократное отражение от зеркал резонатора, т.е. соответствует нормальным колебаниям резонатора (модам), приобретает достаточную энергию и дает вклад в лазерный луч при выходе из резонатора через полупрозрачное зеркало. Рис.2. Принципиальная схема лазера 1 - среда с инверсной населенностью; 2 и 3 - зеркала; 4 лазерный луч. В наиболее благоприятных условиях оказываются те из мод резонатора, для которых длина волны 21 =2πс/ 21 совпадает с максимумом профиля уширения P () спектрального перехода в атоме или расположена вблизи ее максимума. В результате возникает когерентное излучение, направленное вдоль оси резонатора и содержащее лишь небольшое количество мод резонатора, для которых усиление излучения превышает потери энергии в лазере за счет внутренних потерь (например, из-за поглощения и рассеяния света на неоднородностях в активной среде, на зеркалах и других элементах лазера) и за счет вывода части генерируемой энергии через полупрозрачное зеркало резонатора (рис.2). 14
15 СОЗДАНИЕ ИНВЕРСИИ НАСЕЛЕННОСТЕЙ В ГЕЛИЙ- НЕОНОВОМ ЛАЗЕРЕ В подавляющем большинстве газовых лазеров инверсия населенностей создается в электрическом разряде. Такие газовые лазеры называются газоразрядными. Рабочей средой для гелий-неонового лазера служит газоразрядная плазма обычно типа плазмы тлеющего разряда, образующаяся в результате прохождения электрического тока через смесь инертных газов гелия и неона и усиливающая излучение на переходах в атоме неона. В чистом неоне создать инверсию в непрерывном режиме трудно, хотя и возможно, о чем далее еще будет сказано. Эта трудность, носящая достаточно общий для многих случаев характер, обходится введением в разряд дополнительного газа гелия как донора энергии возбуждения. Для понимания процессов, происходящих в гелий-неоновом лазере, необходимо знание энергетики атомов. На рис.3 показана совместная схема энергетических уровней атомов гелия (He) и неона (Ne) при учете только самых нижних и в то же время наиболее важных уровней (см. также для сравнения схемы уровней и обозначения уровней в методических указаниях к работам ''Спектр щелочного атома'' и ''Эффект Зеемана''). Атом гелия является вторым в периодической системе химических элементов Менделеева (далее для краткости в таблице Менделеева). По сравнению с наиболее простым атомом водорода, являющимся первым в таблице Менделеева и имеющим помимо положительно заряженного ядра только один электрон, атом гелия имеет вдвое больший положительный заряд ядра (величина заряда ядра атома определяется произведением номера атома в таблице Менделеева на элементарный заряд) и как электрически нейтральная частица имеет два отрицательно заряженных электрона. Однозарядный ион гелия (He + ), у которого оторван один электрон, является водородоподобным ионом. Состояние единственного электрона в ионе He + может быть описано, как и в атоме водорода, при помощи четырех квантовых чисел: главного квантового числа n (n =1, 2, 3, ), орбитального квантового числа 15
16 Рис.3. Схема энергетических уровней атомов гелия и неона. Цифры около уровней показывают значения энергии в эв, отсчитанные от основного уровня атомов. Схема возбужденных уровней для атома Ne отражена схематически каждый изображенный уровень условно представляет систему из 4 или 10 тесно расположенных реальных уровней (подуровней). Около каждого условного уровня показана переменная часть электронной конфигурации атома Ne, а также приведены значения наибольшей (над уровнем) и наименьшей (под уровнем) энергий уровней в системе подуровней. Справа от уровней приведены значения энергии подуровней, которые соответствуют излучательным лазерным переходам А, Б и В. Для конфигураций 2р 5 4s и 2р 5 5s эти значения энергии являются максимальными для системы подуровней. Прерывистые стрелки отражают столкновительные процессы с изменением энергии атомов. Сплошные стрелки отражают излучательные переходы в атоме Ne. 16
17 ( =0, 1, 2,, n -1), орбитального магнитного квантового числа ( m =0, ±1, ±2,, ± ) и принимающего только два значения спинового магнитного квантового числа m s =+1/2 или m m s =-1/2. Основное состояние иона He +, как и основное состояние атома водорода, характеризуется квантовыми числами n=1, =0, m =0 и второго электрона превращает ион He + m s =+1/2 или m s =-1/2. Добавление в нейтральный атом He, который является первым многоэлектронным атомом в таблице Менделеева. Надо иметь в виду, что при качественном рассмотрении строения электронных оболочек многоэлектронных атомов принято пренебрегать взаимодействием электронов между собой. Это позволяет приближенно приписать каждому электрону свой индивидуальный набор указанных квантовых чисел. Также необходимо учитывать, что для любого коллектива электронов и соответственно для электронов в многоэлектронных атомах справедлив принцип Паули: два электрона не могут находиться в одном и том же квантовом состоянии, т.е. в атоме не могут существовать два электрона, все квантовые числа которых равны (см. 52 в [1]). При учете принципа Паули второй электрон в атоме He может иметь также значения n =1, =0, m =0, но при этом обязательно должен иметь другое значение m s (+1/2 или -1/2), что возможно. При разных m s спиновые механические моменты отдельных электронов оказываются направленными в противоположные стороны, в результате чего общий (суммарный) спиновый механический момент оказывается равным нулю. Электроны, имеющие одинаковые квантовые числа n и, принято называть эквивалентными при =0 их обозначают маленькой буквой s (при =1 маленькой буквой p, при =2 маленькой буквой d и т.д.). В итоге атом He в основном (невозбужденном) состоянии имеет электронную оболочку, состоящую из двух s -электронов. Ее обозначают при n=1 как 1 2 s (в общем случае как 2 ns ), где цифра 2 справа 17
18 вверху указывает на количество эквивалентных электронов. Такая электронная оболочка является замкнутой, поскольку она не допускает добавления новых электронов. Она обладает нулевыми суммарными механическими (также магнитными) орбитальным, спиновым и общим моментами, которые принято задавать соответственно через квантовые числа L, S, J (используются большие буквы), принимающие для оболочки 1 2 s значения L =0, S =0 и J =0. Замкнутость электронной оболочки 1 2 s обуславливает химическую инертность атомов гелия. На рис.3 энергетический уровень, соответствующий основному состоянию атома He, обозначен как 1s 2 1 S 0. При таком обозначении сначала указывается электронная конфигурация атома с указанием всех содержащихся в ней разных электронов или наиболее важной внешней части электронов, а далее дается обозначение уровня в приближении LS связи (связи Рассела-Саундерса) в виде 1 S 0. В обозначении 1 S 0 слева вверху указана задаваемая через спиновое квантовое число S мультиплетность уровня 2S +1, равная 1 при S =0. Справа внизу указано значение J ( J =0 в данном случае). Центральная буква отражает значение L : при L =0 ставится большая буква S (не путать эту букву со спиновым квантовым числом S, которое используется при задании мультиплетности уровня), при L =1 ставится большая буква P, при L =2 ставится большая буква D и т.д. Напомним, что в приближении LS связи сначала по отдельности рассматриваются как векторные величины общие орбитальный L и спиновый S механические моменты (моменты количества движения) всех электронов. Характеристикой орбитального механического момента является квантовое число L, характеристикой спинового механического момента - квантовое число S. Далее рассматривается полный механический момент J L S, характеристикой которого является квантовое число J. 18
19 На рис.3 также показаны два первых возбужденных уровня атома He. Их обозначения 1s2s 1 S 0 (энергия эв ) и 1s2s 3 S 1 (энергия эв) даны в приближении LS связи, которая, как показывают экспериментальные исследования спектров излучения и поглощения, для атома гелия в целом является достаточно хорошей. Все приводимые значения энергии уровней отсчитываются от энергии основного уровня атомов, которая полагается равной нулю. Этим уровням соответствует электронная конфигурация 1s2s, что означает, что в возбужденном атоме He одному из s -электронов соответствует n =2. Оба электрона имеют одинаковые =0 и m =0, что дает L =0, но имеют отличающиеся n. Теперь возможны две разные комбинации m s. Уровень 1s2s 1 S 0 соответствует случаю, когда для обоих электронов имеют разные знаки, как и для основного уровня. Для таких уровней спиновое квантовое число S =0 и мультиплетность 2S +1=1 их называют синглетными. Уровень 1s2s 3 S 1 соответствует случаю, когда m s для обоих электронов значения m s являются одинаковыми, т.е. спиновые механические моменты электронов направлены в одну сторону. Для них S =1 и мультиплетность 2S +1=3 их называют триплетными. Для триплетного уровня 1s2s 3 S 1 квантовое число J =S =1 при L=0. Атом неона является по номеру десятым в таблице Менделеева. Атом Ne имеет в 10 раз больший положительный заряд ядра по сравнению с зарядом ядра атома водорода и соответственно, как электрически нейтральная частица, имеет десять отрицательно заряженных электронов. Согласно принципу Паули основному (невозбужденному) состоянию атома Ne соответствует электронная конфигурация 1 2 s 2 2 s 2 6 p. Первые два электрона этой конфигурации имеют n =1 и образуют замкнутую оболочку 1s 2 из s -эквивалентных электронов, как в невозбужденном атоме He. 19
20 Последующие электроны теперь имеют n =2, =0 или =1 и образуют электронную конфигурацию 2 2 s 2 6 p, в которой опять два s -электрона с =0 образуют новую замкнутую оболочку 2 2 s. При n =2 следующие добавляемые электроны должны иметь =1, m = 1, 0,+1 и m s =±1/2. Электронов с разным набором m и m s при одном и том же n и =1 может быть только 6 они опять образуют замкнутую оболочку 2 6 p теперь из шести p -эквивалентных электронов. Электронная конфигурация 1s 2 2s 2 2 p 6 не допускает добавления новых электронов с n =1 и n =2, что обусловливает химическую нейтральность атомов неона. На рис.3 энергетический уровень, соответствующий основному состоянию атома Ne, обозначен как 1 2 s 2 2 s 2 6 p 1 S 0 при учете того обстоятельства, что электронная конфигурация 1s 2 2s 2 2 p 6 характеризуется квантовыми числами L =0, S =0 и J =0, как и для атома He. Возбужденные состояния атома Ne возникают при возбуждении одного из p -эквивалентных электронов. При взаимодействии этого электрона, у которого теперь n 3, с остовом атома Ne, электронная конфигурация которого 1 2 s 2 2 s 2 5 p без одного p -электрона приобретает ненулевые механические орбитальный, спиновый и полный моменты и в итоге характеризуется квантовыми числами L =1, S =1/2 и J =1/2 или 3/2, возникает сложная система энергетических уровней, состоящая из групп тесно расположенных энергетических уровней, между которыми возможны многочисленные спектральные переходы. Экспериментальные исследования спектров показали, что для атома Ne наблюдается сильное отступление от LS связи, поэтому рассматриваются также другие приближения, например, противоположное LS связи приближение j j -связи. В этом приближении сначала для каждого отдельного электрона в незамкнутых 20
21 электронных оболочках находится полный механический момент как сумма орбитального и спинового моментов электрона, характеристикой которого является квантовое число j (см. методические указания к работе ''Спектр щелочного атома''). Далее складываются полные моменты отдельных электронов и находится полный механический момент J всей электронной конфигурации, характеристикой которого является квантовое число J. На рис.3 для атома Ne показаны также наиболее важные низколежащие возбужденные энергетические уровни, которые только схематически отражают сложную энергетическую картину данного атома. Возбужденные энергетические уровни атома Ne соответствуют разным переменным электронным конфигурациям 2 5 p 3s, 2 5 p 4s, 2 5 p 5s (один p - эквивалентный электрон стал s -электроном с n =3, 4 или 5) и 2 5 p 3 p и 2 p 5 4 p (один p -эквивалентный электрон стал p -электроном с n=3 или 4) здесь везде не указана общая для всех уровней постоянная часть электронной конфигурации 1s 2 2s 2. Каждой 2 p 5 ns ( n 3) конфигурации атома соответствуют четыре близко расположенных энергетических уровня с разными значениями энергии. Для конфигурации 2 5 p 3s значения энергии разных уровней лежат в пределах эв эв, для конфигурации 2 p 5 4s - в пределах эв эв, для конфигурации 2 p 5 5s - в пределах эв эв. Каждой 2 21 p 5 np ( n 3) конфигурации соответствуют десять близко расположенных энергетических уровней с разными значениями энергии. Для конфигурации 2 5 p 3 p значения энергии разных уровней лежат в пределах эв эв, для конфигурации 2 p 5 4 p - в пределах эв эв. Эти граничные значения энергии указаны на рис.3 вблизи схематически представленных возбужденных уровней атома неона.
22 Для более полного понимания энергетики атомов He и Ne на рис.3 для каждого атома показан уровень энергии, при котором происходит однократная ионизация атома, т.е. отрыв одного из внешних электронов атома (s-электрона основной конфигурации в случае Не и p -электрона основной конфигурации в случае Ne). При возбуждении атома до такого соответствующего энергетического уровня возбуждаемый электрон в атоме имеет возможность удалиться от ядра атома настолько далеко, что он фактически оказывается оторванным от атома. При этом нейтральный атом превращается в положительно заряженный ион Не + для атома Не и Ne + для атома Ne. Соответствующие энергии, являющиеся предельными энергиями для возбуждения атомов и минимальными для ионизации атомов из основного состояния, являются важными энергетическими характеристиками атомов их принято называть энергиями ионизации атомов. Для атома He энергия ионизации при отрыве одного электрона равна эв, для атома Ne соответствующая энергия ионизации равна эв. Отметим также, что ряд возбужденных уровней в атомах He и Ne являются метастабильными с них невозможны прямые излучательные спектральные переходы с рождением фотонов на все нижележащие уровни, включая основной уровень, так как при этом были бы нарушены правила отбора при переходах (правила отбора для важных наиболее интенсивных переходов в дипольном приближении рассмотрены в методических указаниях к работе ''Эффект Зеемана''). Атом, оказавшийся на метастабильном уровне, может долго находиться в возбужденном состоянии. В атоме He такими метастабильными уровнями являются рассмотренные выше возбужденные уровни 1s2s 3 S 1 и 1s2s 1 S 0. Излучательный переход с уровня 1s2s 3 S 1 на основной уровень 1s 2 1 S 0 невозможен из-за нарушения правил отбора по квантовому числу L (требуется L =±1) и по квантовому числу S (требуется S =0). Излучательный переход с уровня 1s2s 1 S 0 на основной уровень 1s 2 1 S 0 22