第四章 碱金属原子和电子自旋

第四章 碱金属原子和电子自旋

碱金属元素是锂Li、钠Na、钾K、铷Rb、铯Cs和钫Fr。它们的原子序数分别为3、11、19、37、55 和87。这些元素在周期表中属于同一族，具有相仿的化学性质，都是一价的。它们的电离电势都比较小，容易被电离，它们具有金属的一般性质。

从这些元素的化学性质和物理性质及有关资料可以推究它们的原子结构。以后我们会知道它们有相仿的结构，它们的结构比单电子的氢原子和类氢离子要复杂些，但同其他原子比较还不是很复杂的。在讨论了氢原子和类氢离子的光谱和这类体系的结构以后，把建立起来的方法推广到略复杂一些的碱金属原子，从而研究它们的结构，是一个很自然的进展。

4.1 碱金属原子的光谱

一、四个线系

几种碱金属元素的原子光谱具有相仿的结构，光谱线也明显地构成几个线系。一般观察到四个线系。图4.1显示锂的这四个线系，这是按波烽的均匀标尺作图的，图中也附了波长标尺。

主线系：波长范围最广，第一条线是红色的，其余诸线在紫外。其系限的波数是43484.4厘米，相当于波长229.97纳米。

第一辅线系基线系（又称漫线系）：在可见部分。

第二辅线系（又称锐线系）：第一条线在红外，其余在可见部分，并有同一线系限。 柏格曼线系（又称基线系）：全在红外。

-1

用摄谱仪把光谱摄成相片时，不同线系会同时出现。例如采用对可见光和紫外光灵

敏的相片，可以把主线系和两个辅线系一次摄在一张相片上，他们重叠在一起。从谱线的粗细和强弱并参考它们的间隔，可以把属于不同线系的谱线分辨出来。从图4.1，我们可以想象摄得的光谱相片上的形象。

其他碱金属元素也有相仿的光谱系，只是波长不同。例如钠主线系的第一条线就是很熟悉的黄色光，波长是589.3纳米。而锂的主线系第一条线是红色的，如上文所述。图4.2是钠的主线系的吸收谱。每一个碱金属元素的光谱还不止上述几个线系，这些是比较容易观察到的，因而是较早发现的。

2、光谱公式

正如氢光谱的情形，里德伯研究出碱金属原子光谱线的波数为

Rn*2

n

（1）

n是光谱线的波数。对不同的量子数n*， n有不同的值。R是里德伯常数。当n*无式中

n ，所以 是线系限的波数。但从实验数据计算出来的n*不是整数，这限大时，

是碱金属同氢不同的一个情况。

对每一个谱线系，测出各谱线的波数后，用适当的数据处理方法可以比较准确地求

。把每一条谱线的波数 n代入（1）式，式中右边第二项的数值就可得线系限的波数

以求出，从这些数据再计算有效量子数n*。表4.1和表4.2分别开列了锂和钠的各线系的第二光谱项值T[（1）式的右边第二项]和n*值（表中第二辅线系那一行的第一个数值，即锂的4348.44纳米和钠的4144.49纳米，不是从那个线系求得的，下面要说明)。

*nLi

n*Na

表中的有效量子数n*有些很接近整数，有些离整数远一些。通常有n* n ，即有

n* n。因此，一般情况下，碱金属原子的能级比氢原子的能级要低一些（见P120图4.3）。

锂原子的四个光谱线系公式

n 主线系 p n 第二辅线系 s

RR

, n=2,3,4, 22

(2 s)(n p)

RR

, n=3,4,5, 22

(2 p)(n s)

RR

n 第一辅线系 d , n=3,4,5, 22

(2 p)(n s) n 柏格曼线系 f

RR

, n=4,5,6,

(2 d)2(n f)2

(2)

表达钠的四个线系的公式也是这个形式的，所不同的是前三式右边第一项分母中的主量子数应改作3，第一式后边的n应等于3,4, ，第二式后边的n应等于4,5, 。从表4.2中查对一下就可以了解这些关系。

所以，碱金属原子的光谱项可以表达为

T

RR

（3） n*2(n )2

它与氢原子光谱项的差别在于有效量子数不是整数，而是主量子数减去一个数值Δ。

表4.1中锂的数据可以画成能级图，如图4.3所示。图中把能级按l值分类，l值相同的能级画在同一列上。右边附有氢原子能级图作为比较。我们注意n相同而l不同的那些能级在锂的情形高低差别很显著。例如n=2和n=3那些能级的间隔颇大。在氢的情形中，n相同而l不同的能级也微有差别，但差别很小，图中显不出来。图中也画出了产生各光谱线系的一些跃迁。

4.2 原子实的极化和轨道的贯穿

从上节的讨论我们看到，碱金属原子的光谱可以用同氢原子的公式相仿的公式来表达。这些原子的能级，当n较大时，很接近氢原子的能级，只当n小时差别较大。如果再考虑到碱金属原子化学上是一价的，它们容易电离成为带一个单位电荷的离子等情况，可以设想上节讨论过的那些光谱也是由于单电子的活动产生的。

碱金属元素锂、钠、钾、铷、铯、钫的原子序数分别是3、11、19、37、55、87，这些数可以列成

锂（Li） 3 2 12 1 钠（Na） 11 2 (12 22) 1 钾（K） 19 2 (12 22 22) 1 铷（Rb） 37 2 (12 22 32 22) 1 铯（Cs） 55 2 (12 22 32 32 22) 1 钫（Fr） 87 2 (12 22 32 42 32 22) 1

原子序数等于原子中的电子数，现在可以列成这样整齐的形式，决不是偶然的，这代表着原子中电子有规则的组合。在这些组合中有一个共同点，就是在一个完整的结构之外，多余一个电子。这个完整而稳固的结构称为原子实。锂的原子实由原子核和两粒电子构成，钠的原子实由原子核和10粒电子构成，其余类推。

原子实外面的那个电子称作价电子。原子的化学性质以及上面描述的光谱都决定于这个电子。价电子在较大的轨道上运动，它同原子实之间的结合不很强固，容易脱离。它也可以从最小轨道被激发到能量高的轨道，从能量高的轨道跃迁到能量低的轨道时就发出辐射。碱金属原子中由于有原子实，使得有些较小的电子轨道已被原子实的电子占

据，价电子的最小轨道不能是原子中最小的电子轨道。例如锂原子中原子实的两个电子占了n=1的轨道，所以价电子只能处在n≥2的轨道上。因此，碱金属原子中的电子轨道运动将出现原子实的极化和轨道在原子实中的贯穿两种情况。 1、原子实的极化 （1）原子实实的极化

原子实原是一个球形对称的结构，它里边的原子核带有Ze正电荷，Z-1粒电子，所以共带(Z-1)e负电荷。当价电子在它外边运动时，好像是处在一单位正电荷的库仑场中。但由于价电子的电场的作用，原子实中带正电的原子核和带负电的电子的中心会发生微小的相对位移，如图4.5中的实线圆所示。于是负电的中心不再在原子核上，形成一个电偶极子，这就是原子实的极化。 （2）原子能级降低的解释

极化而成的电偶极子的电场又作用于价电子，使它感受到除库仑场以外的另加的吸引力，这就要引起能量的降低。而且我们还可以看到在同一n值中，l值较小的轨道是偏心率大的椭圆轨道，在一部分的轨道上电子离原子实很近，引起较强的极化，因而对能量的影响大。相反的情形是那些l值大的轨道，那些是圆形轨道，或是偏心率不大的椭圆轨道，因而电子离原子实比较远，引起极化弱，所以对能量的影响也小。 2、轨道的贯穿 （1）轨道贯穿

从上节的表4.1和表4.2及图4.3可以看到锂的s能级及钠的s和p

能级都比氢能级要

低很多。这就说明除了原子实极化影响外，一定还有别的影响。s和p都是相当于偏心率很大的轨道（当n≥2），很可能接近原子实的那部分轨道会穿入原子实（如图4.4b），从而影响了能量。

电子处在不穿入原子实的轨道时，它基本上是在原子实的库仑场中运动。原子实对外的作用好像是带单位正电荷的球体。对在它外边的电子，有效电荷数Z*等于1，所以能级很近氢能级，原子实的极化使能级下移，但不很多。

如电子处在穿过原子实的轨道时情形就不同了。当电子处在原子实外边那部分轨道时，原子实对它的有效电荷数Z*是1；当电子处在穿入原子实那部分轨道时，对它起作用的Z*就要大于1。例如锂的原子核的电荷数是3，原子实有2个电子，对外起作用时，原子实的有效电荷数Z*是3-2 =1。当价电子进入原子实时，如果在一部分轨道上离原子核比原子实中的两个电子还要接近，那么对它的有效电荷数Z*可能就是原子核的电荷数Z=3。在贯穿轨道上运动的电子有一部分时间处在Z*=1的电场中，另一部分时间处在Z*>1的电场中，所以平均的有效电荷数Z*>1。 （2）原子能级降低的解释

现在采用玻尔理论中的光谱项公式来解释其能级降低的原因，但用Z*代替Z，那么光谱项是

Z*2R

T 2 （1）

n

可改写为

T

R n * Z

2

R

（2） *2n

既有Z*>1，那么n* =(n/Z*)<n。这说明为什么有效量子数n*要比主量子数n小。（2）式与实验一致。（1）式的值比氢光谱项应的能级低。

贯穿轨道只能发生在偏心率大的轨道，所以它的l值一定是较小的。从实验数据看出，碱金属的有些能级离相应的氢原子能级较远，这些能级的轨道必定是贯穿的，l一定较小。另一些比较接近氢原子能级，那些轨道大概不是贯穿的，l一定较大。比较同氢能级差别的大小，可以按次序定出l值。表4.1和表4.2中的l值就是这样指定的。

原子实极化和轨道的贯穿的理论对碱金属原子能级同氢原子能级差别作了很好的

R

大，所以能量E=-hcT也就比氢原子的小，即相2n

说明。

4.3 碱金属原子光谱的精细结构

1、光谱线的精细结构

对碱金属原子的光谱，如果用分辨本领足够高的仪器进行观察，会发现每一条光谱线不是简单的一条线，而是由二条或三条线组成的，这称作光谱线的精细结构。

所有碱金属原子的光谱有相仿的精细结构。主线系和第二辅线系的每一条光谱线是两条线构成的，第一辅线系及柏格曼线系是三条线构成的。大家熟悉的钠的黄色光就是它的主线系第一条线，这是由波长为589.0纳米和589.6纳米的两线组成的。图4.6是碱金属原子三个光谱线系头四条线的精细结构和线系限的示意图。竖直线代表光谱线的精细成分，这些竖直线的高低代表谱线的强度，它们的间隔代表谱线成分的波数差。

从图4.6可以看到，主线系每条线中的两个成分的间隔随着波数的增加而逐渐缩小，最后二成分并入一个线系限。第二辅线系的各线的成分具有相同的间隔。直到线系限也是这样。第一辅线系的每一条线由三条线构成，但最外两条的间隔同第二辅线系各条线中二成分的共同间隔，以及主线系第一条中二成分的间隔都是相等的。另外又可以注意到，第一辅线系每一条线中波数较小的后这两成分并入一个线系限。所以这线系每条虽有三个成分，线系限却只有两个。 2、产生精细结构的原因（初步）

从上述事实可以得到什么结论呢？这可以推出能级的情况。第二辅线系的每一条线中二成分的间隔既相同，那就必然由于同一原因。参考图4.3，知道这个线系是诸s能级到最低p能级（在锂的情形是2p）有关的。如果我们设想这个p能级是双层的，而s能级都是单层的，就会得到线系的每一条线都是双线，而且波数差是相等的情况。再看主线

系的每条线中二成分的波数差随着波数的增加逐渐减少，足见不是同一个来源。参考图

4.3，主线系是诸p能级跃迁到最低s能级的结果。从第二辅线系的情况已推得s能级是单层的，最低p能级是双层的，那么是否就可以推想所有p能级都是双层的，而且这双层的间隔随n量子数的增加而逐渐缩小，这个推论完全符合主线系的情况。这就是说，主线系每条线二成分的形成是由于有关p能级的双层结构。由此可以推想d能级，f能级都是双层的，而且双层的间隔也随n增加而缩小。那么怎样说明第一辅线系的三线结构呢？如果d能级是双层的，而最低 能级也是双层的，好像每线应有四成分。现在只出现三成分，从这三成分的间隔情况可推得是图4.7所示的跃迁结果。从图4.7可以看出，左右二成分的间隔是由于最低双层p能级的间隔，这是为第一辅线系诸线所共有的，而且也是为第二辅线系所共有的，因而是相同的。至于图4.7中右边二线的间隔是由于双图4.7d→p的跃迁和相应谱线结构层d能级的间隔，而第一辅线系诸线联系

着不同d能级， 因而这里所说二线的间隔随波数的增加而缩小。这样，第一辅线系又获得合理的说明。至于双层d能级中的较高一级为什么没有跃迁到双层p能级的较低一级，这在下一节要说明。

从上面的讨论，我们得到这样一个结论，碱金属原子的s能级是单层的，其余所有p、d、f等能级都是双层的。对同一l值，例如 l=1(p能级)随量子数n增加而渐减。从光谱线结构也可以认出，对同一n值，双层能级的间隔随l值的增加而渐减，例如n =4，4d的双层间隔小于4p的，而4f 的又小于4d的。

总之，碱金属原子的能级是一个双层结构的能级，只s能级是单层的。

4.4 电子自旋同轨道运动的相互作用

1、电子自旋与能级的分裂

(1)电子的固有矩

为了说明碱金属原子能级的双层结构，乌楞贝克和克德史密特在1925年首先提出，可以设想电子具有某种方式的自旋，其角动量等于

1h

，所以也称为电子的固有矩。

22

电子既有某种方式的转动而电子是带负电的，因而它也具有磁矩，这磁矩的方向同上述

角动量的方向相反。

（2）电子的自旋角动量

价电子绕原子实运动，在固定于电子上的一个坐标系中，也就是说从电子的观点，带正电的原子实是绕着电子运动的，电子会感受到一个磁场的存在。这磁场的方向就是原子实绕着电子的角动量方向，因而也就是电子轨道运动角动量的方向。电子既感受到这个磁场，它的自旋取向就要量子化。不同的取向具有不同的能量，这就是为什么出现了微小差别的多层能级。从实验的分析已经知道碱金属原子的能级是双层的，足见电子自旋只有两个取向，在讨论角动量的方向量子化的一节中曾提到可能取向的数目决定于角动量在磁场方向上可能的分量有几个。这些分量依次相差h/2π。从这个考虑，曾得到轨道角动量的取向共有2n+1个，后来按照量子力学的结论改为2l 1个。现在可以先设自旋角动量等于s

h

，s是待定的自旋量子数。按照上述关于轨道角动量取向的考虑，2

1h

。 22

自旋角动量的取向也应该有2s+1个。实验观察得能级是双层的，所以自旋取向只有两个，2s+1=2，因此知道s=1/2。这就是为什么当初把自旋角动量定为

电子自旋的两个取向是一个顺着磁场，一个反着磁场。如图4.8a，b所示。在磁场方向上，一个角动量是差

h

。 2

1h1h

，另一个是 ，它们相22 22

电子的轨道角动量和自旋角动量合成一个总角动量，两种取向情况的电子总角动量如下式所示：

pj pl ps或pl ps

l

hhhh s或l s 2 2 2 2

hh

l s 或l s

2 2 h j, j l s或j l s。 （1）

2

在这公式中，轨道角动量的表达式仍用索末菲推得的形式，但量子数已改用l。j是电子的总角动量量子数，以后会了解，原子实的总角动量等于零（原子实的角动量暂不考虑），所以价电子的角动量就等于原子的总角动量。

按照电磁学的理论，一个磁性物体在磁场中的能量是-μBcosθ，μ是这物体的磁矩，θ是μ和B的夹角。目前所考虑的是具有自旋磁矩 s的电子处在由于轨道运动而感受的磁场中，这样附加的能量可以表达为

Els sBcos （2）

图4.8a代表θ=180°的情况，图4.8b代表θ=0°的情况。由（2）式可知，a图情况的能量比b图情况的能量大。这能量加在未考虑自旋的原子能级上，就形成双层能级。注意a

11

图j l ，b图j l ，足见具有较大j值的能级高于较小j值的能级。

22

较准确的角动量表达式是量子力学的公式：

h

l* （3）

2 h1

ps s*, (s=) （4）

2 2h

pj j*, j l s或l s （5）

2 pl 这里l

*等是ps就不能同pl平行或反平行。图4.8中代表pj形成的矢量图需要改变。例如l 1,j 1 则

pl h

1.41 2

1311

或1 ，2222

ps

h

0.87

2 h

1.94

2 h

0.87

2

pj

或

pj

这三个角动量，用矢量表示，就有如图4.9的关系。这里自旋仍有两个取向。由图可见，一个θ大于90°，一个小于90

°。相当于这两个取向，按照（2）式有两个能量，构成两层能级。

电子自旋磁矩，在轨道运动的磁场作用下，按照力学应该绕着磁场的方向旋进。但这不是固定方向的磁场，轨道运动也可以说受着自旋磁场的作用，应该绕着自旋旋进。实际是自旋与轨道运动相互起作用。按照角动量守恒原理，在某一状态中总角动量pj的方向是不变的。因而pl和ps都绕着pj旋进，如图4.10 所示。又按守恒原理，在某一状态时pj的值也不变，因而pl和ps的夹角也是常数，亦即θ是不变量。电子自旋同轨道运动相互作用引起了旋进运动。有了附加的运动就有附加的能量。这是从运动的观点理解能级的精细结构。但能量的计算，采用简单的公式（2）就可以。

2、电子自旋与轨道运动相互作用能量的计算

现在把（2）式表示的能量作进一步的推算。这需要把式中的 s、B和 具体列出。 电子自旋磁矩 s应该具有什么数值，由有关实验的结果可以推得，其结果是

s

把ps值代入，得

e

ps （5） m

s

1.7 B （6） B是玻尔磁子。

由于轨道运动，电子感受到的磁场可以从如下的考虑求出。在电子的坐标中，原子实绕电子运动，构成一个等效电流，如图4.11b所示。令Z*代表原子实的有效电荷数，v代表原子实对电子的相对速度，按照毕奥·萨伐尔定律，电子感受的磁场强度应等于

0Z*evB sin （7）

4 r2

式中的r和α如图4.11b所示。但v也是电子相对于原子实的速度，由图4.11a

可知

mrvsin pl，所以

Z*e11

B p = l 002 4 0mc2r3c

1

现在计算（2）式中的cos ， 是 s和B间的夹角。由图4.9可得

22

p2j pl ps 2plpscos

22

p2j pl ps

cos

2plps

（9）

把（6）、（8）、（9）三式代入（2）式，就得

222eZ*e1pj pl ps

（10） Els

4 0mmc2r32

1

根据托马斯在1926年按相对论处理的结果， Els值是上式的

1

，则有 2

Z*e2h21j*2 l*2 s*2

（11） Els

4 02m2c24 2r32

1

上式中的r是电子到原子核的距离，它应该是Z*、n和l的函数。而且在同一轨道上r是在一个范围内连续变化的，因而上式表示的电子自旋和轨道运动的相互作用能量也是在一个范围内连续变化的。但这能量在原子的总能量中是很小的，只要算出平均值就可以了。这就需要计算

1

的平均值。根据量子力学的计算，有 r3

Z*3 1

（12） 3 1r a3n3ll

l 1 1

2

4 0h2

式中的a1是玻尔第一轨道半径，a1 22，把（12）式代入（11）式，得

4 me

Z*e2h2

Els

4 02m2c24 2

1

Z*3j*2 l*2 s*2

（13）

12

a13n3l l l 1

2

2 2me42 e2

用里德伯常数R 和精细结构常数 表示，可得 23

(4 0)ch4 0ch

Rch 2Z*3j*2 l*2 s*2

（14） Els

12

n3l l l 1 2

相应的光谱项改写为

E

Tls ls

hc

R 2Z*3j*2 l*2 s*2

2 1

n3l l l 1 2

j*2 l*2 s*2

a （15）

2

（14）和（15）两式表达了电子自旋和轨道运动相互作用能量和相应的光谱项改变。

从这两个公式可以立即算出碱金属能级双层结构的间隔。每一对双层能级的n和l是相同的,s

111是不变的，只有j不同，j l 和j l 。 222

把这些数值代入（15）式，就有

1311

(l )(l ) l(l 1) ( 1)

l a a （16）

221111

(l )(l ) l(l 1) ( 1)

l 1 a a （17）

22

T

j l

1

2

T

j l

12

而双层能级的间隔，用波数差表示，就是

1R 2Z*4 1

T1 T2 a(l ) 3 米 （18）

2nl(l 1)

（18）式表示双层能级的间隔同n3和l(l 1)成反比，同Z*4成正比，都同实验观察符合。这样就说明了能级双层结构的原因。

图4-12显示l 1,2,3三种情况的双层能级间隔。

碱金属原子的所有

j l

s能级都是单层的，这是因为s 0，因此j l 1 1。至于

2

2

11

按（5）式会导致一个虚数的pj，这是不能存在的，所以只有一个j值，22

因而能级是单层的。 3、碱金属原子态的符号 （1）电子态及符号

注：电子态符号中的“n”应为具体的数（主量子数）。

（2）碱金属原子态的符号

说明：在左上角写一个2字代表双重结构，在右下角标明j 量子数。

表4.3开列了碱金属原子一些较低状态的分类符号。S态虽只有单层能级,仍用2S符号。这是因为它是属于双重体系的。能级结构的层数等于2s+1，碱金属只有一个价电子，而电子的自旋量子数是不变的数值能级，自旋量子数是

1

，所以能级层数一般是二层。S能级也是单电子的2

1

，所以说它属于双重态，仍用双重符号。 2

4.5 单电子辐射跃迁的选择定则

从观察到的碱金属原子的光谱，可以得出这样一个结论，发出辐射或吸收辐射的跃迁只能在下列条件下发生：

l 1, j 0, 1

主量子数n的改变不受限制。可见产生辐射的跃迁是有选择性的。上述选择定则是经验的总结，在量子力学中有理论的推导。

用符号表示碱金属原子诸光谱线系产生时原子态的跃迁：

这里看到为什么第一辅线系和柏格曼线系诸谱线都是三线结构，而2D5到2P1和2F7到

2

2

2

2

D3不会出现，因为这样j的改变为2，不符合选择定则。图4.13 表示了上列四组跃迁。

2

4.6 氢原子光谱的精细结构与*蓝姆移动

讨论了碱金属原子光谱的精细结构以后，就容易理解氢原子光谱的精细结构。由于氢原子能级有简并的情况，所以推迟到碱金属之后讨论才能清楚地说明。 1、氢原子能级精细结构的理论

原子的内部能量除玻尔理论中提出的主要部分外，还有索末菲提出的相对论效应和自旋同轨道运动的相互作用。至于在碱金属原子中发生重要影响的原子实极化和轨道的贯穿当然不存在于氢原子中。现在要把所有这些因素总括在一个一般的公式中。

（1）能量的主要部分

Rhc(Z )2

E0 （1）

n2

*

这里Z 就是以前用Z表示的有效电荷数。对氢，Z Z 1。式中仍保留有效电荷

数Z ，作为一般的表达式。

（2）相对论效应能量 索末菲形式

Rhc 2(Z )4 13

Er （2） n4n n3

海森伯和约丹形式

Rhc (Z ) 13

Er 1 （3） 3

n4n l

2

（3）电子自旋与轨道运动的相互作用的能量

2

4

Rhc 2(Z s)4j*2 l*2 s*2

（4） Els

2 1

n3l l (l 1) 2

这里的Z-s也是有效电荷数，但从实验测定的数值与（1）式中的Z-σ不完全相同，所以用不同符号表示。对氢，这也等于1。

（4）总能量

把（1）、（3）和（4）相加并简化，得

E E0 Er Els

Rhc(Z )2Rhc 2(Z s)4 13 1 , j=l+ （5）

n2n3l 14n2 和 E E0 Er Els

Rhc(Z )2Rhc 2(Z s)4 13 1

, j=l- （6）

n2n3l4n2 这二式表示对同一l有两个j，二式分别给出不同的能量，所以能级有双层结构。

如果上二式中的l改用各自的j表达出来，那就得到一个相同的公式

Rhc(Z )Rhc (Z s) 13

（7） E 4n n2n3

j+ 2

2

2

4

这公式也可以从狄喇克的相对论量子力学直接推得。式中的第一项还是玻尔理论中得到的能量的主要部分，第二项给出精细结构。我们注意第二项中每一个j联系着两个l，

11

即l=j-和j+。在氢原子的情形中，Z-σ和Z-s都等于1，这个式中也未含有l，可

22

见两个不同的l而同一j的能级具有相同的能量，是简并的。在碱金属原子的情形中就不是这样。那里，式中的Z-σ和Z-s是随着l改变的。对具有不同l的两个状态，虽然j相同，因为Z-σ和Z-s不同，式中第一、第二两项都有差别，能量E不会相同，有时还可能

差别很大。

(7)式又表示，能量的精细结构部分与 Z s 成正比，所以碱金属原子光谱的精细结构比氢原子光谱的精细结构容易观察。例如钠主线系第一条即黄色双线的波长差有6埃，氢巴耳末系第一条的两个成分之差只有0.14埃。上式还表示，精细结构能量的变动与n3成反比，也随j的增加而减小，因而也随l的增加而减小。对氢原子，把常数代入（7）式，就可算出能级。图4.14是氢原子能级的示意图，但间隔没有按比例画出。图中显示除S能级为单层外，其余都是双层结构。两邻近l值的能级而具有相同j的，是简并的。

4

（5）跃迁的可能性分析

知道了能级，就可以按选择定则 l 1, j 0, 1，考虑哪些可能的跃迁；从而知道应该有怎样的光谱结构。例如赖曼系是激发能级跃迁到n=1能级而产生的，n=1只有单层的S能级，那么跃迁到这能级的只能从P能级，所以是n2P13 12S1的过程，每条是双

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线结构；谱线双线的间隔对应P能级双层的间隔。再看巴耳末系，这是较高能级跃迁到n=2能级的过程。n=2有一个S能级，一个双层的P能级；由于简并，只显出两层。能够跃迁到这些能级的高能级只能是S，P，D三种。对每一个n值，这三个能级共有五级；由于简并，显出三层。在这些能级之间发生跃迁，情况要复杂些，我们举巴耳末系第一条（λ

=6563埃）为例进行分析讨论。其余各条应有同样的结果。实际进行了详细测量的也是第一条。

图4.15是巴耳末系第一条各成分的能级跃迁图。图4.16表示这些跃迁产生的谱线精细结构，图中谱线的标记同4.15图中跃迁的标记是对应的。曲线是实验结果。

2、氢原子光谱精细结构的观察

巴耳末系的第一线和第二线都进行过实验观察。现在对第一线观察的结果作简要的叙述。最早迈克耳孙和莫雷用干涉仪观察到这条线的双线结构，他们获得这条线的强度分布如图4.16所示。二高峰的波长差是0.135埃。由于这五个成分间隔很小，只能分解成两条。后来有好些人进行过这样的测量。胡斯登和谢玉铭精密测量了这双线的间隔，测得的数值肯定只是按上文96%。接着又有一些人获得相仿的结果，如表4.4所示。实验测得的Ⅱ2—Ⅰ1间隔都比理论值大约小了0.010厘米-1。这不可能是由于实验的误差。

表中列出的理论值是22P双层的间隔同32D双层间隔的差数，即

0.364-0.036=0.328。但需要注意，Ⅱ2是跃迁32D3 22P1和跃迁32P3 22S1重合的结

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果（参阅图4.15）。

上述那些实验观察可以说在很大程度上是同精细结构理论符合的。但实验值和理论值之间显著的差别也引出新的问题。帕斯特耐克曾指出，如果22S1比22P1高出0.03厘米-1，

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就可以说明这差别。

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3、蓝姆移动

蓝姆（mb）和李瑟福（Retherford）在1947年用射频波谱学方法

得22S1确比22P1高出1058兆赫兹，即0.033厘米-1。这就使Ⅱ2的两个跃迁之一

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-1

32P3 22S1的波数较原有理论值要减0.033厘米。这和另一个未受影响的跃

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迁的平均效果足以说明早年光谱观察同理论的差别。

蓝姆和李瑟福的实验装置如图4.17所示。

蓝姆移动的实验事实同以前的理论显然有出入，这是由于理论中只考虑了电子受原子核的静电场的作用。后来按照量子电动力学的研究，认为作用在电子上的还有辐射场的力。电子和它自己发出的辐射（光子）之间存在着相互作用。还有，原子核的库仑场对电子的作用可以是间接的；库仑场产生一对在虚态的正负电子，湮没而成为一个虚光子，然后被电子吸收，这样使场对电子的作用比直接作用稍减弱。这里电子对的产生起了屏蔽作用，这称为真空极化。这些作用都影响电子态的能量，S态受影响较大，所以能级显出微小的移动。蓝姆移动这一实验事实是对量子电动力学理论的有力验证。

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