Serie de LymanHistóricamente, explicar la naturaleza del espectro del hidrógeno era un problema considerable para la física. Nadie pudo predecir las longitudes de onda de las líneas de hidrógeno hasta 1885, cuando el desarrollo de la fórmula de Balmer ofreció una posibilidad empírica para visibilizar el espectro de hidrógeno. Cinco años después Johannes Rydberg apareció con otra fórmula empírica para resolver el problema, la cual fue presentada por primera vez en 1888 y cuya forma final apareció en 1890. Rydberg quería encontrar una fórmula para ligar las ya conocidas líneas de emisión de la serie de Balmer, y para predecir aquellas aún no descubiertas. Diferentes versiones de la fórmula de Rydberg con diferentes números simples fueron halladas para generar diferentes series de líneas. En Mecánica cuántica, la Serie de Lyman es el conjunto de líneas que resultan de la emisión del átomo del hidrógeno cuando un electrón transita de n ≥ 2 a n = 1 (donde n representa el número cuántico principal referente al nivel de energía del electrón). Las transiciones son denominadas secuencialmente por letras griegas: desde n = 2 a n = 1 es llamada Lyman-alfa, 3 a 1 es Lyman-beta, 4 a 1 es Lymangamma, etc. La primera línea en el espectro ultravioleta de la serie de Lyman fue descubierta en 1906 por el físico de la Universidad de Harvard llamado Theodore Lyman, quien estudiaba el espectro ultravioleta del gas de hidrógeno eléctricamente excitado. El resto de las líneas del espectro fueron descubiertas por Lyman entre 1906 y 1914. El espectro de la radiación emitido por el hidrógeno no es continuo. Ilustración 1. Primera serie de la línea de emisión de hidrógeno (Serie de Lyman) Obtención de la serie de Lyman 0972× 107 m−1 λ n ( ) Donde n es un número natural mayor o igual a 2 (es decir n = 2.). . El trabajo con estos números y eventualmente concibió que todas las cuatro longitudes de onda (simbolizadas por la letra griega lambda). Además. 6 5 4 5 6 7 8 9 10 11 ∞ 97.. por lo que sólo algunas de las primeras líneas y la última aparecen efectivamente)..1 5 Serie de Balmer (región óptica) Balmer examino las cuatro líneas visibles en el espectro del átomo de hidrogeno.4… R es la constante de Rydberg. pero se densan demasiado a medida que se aproxima a n= ∞ . sus longitudes de onda son 410 nm. n= 3. 2 94. 4. 486 nm y 656 nm. 434 nm. cuyo valor es R= 1.097x10^7 m. 3 92.La versión de la fórmula de Rydberg que generó la serie de Lyman es: 1 1 =R 1− 2 R=1. 102.. 7 93. 0 92. 3. las líneas vistas en la imagen son las longitudes de onda correspondientes a n=2 en la derecha. 1 91. 1 91. a n= ∞ en la izquierda (pues existen infinitas líneas espectrales. Las longitudes de onda (nm) en la serie de Lyman son todos ultravioletas: n 2 Longitud de onda(nm) 3 121. 6 92. 9 93. 5 a 3 es Paschen-beta. de onda 3 (nm) Color →2 H-β H-γ 486.6 Violet a (Ultraviolet a) (Ultraviolet a) (Ultraviolet a) Azul Rojo verd e Violet (Ultraviolet a a) La Serie de Paschen (También llamada serie de Ritz-Paschen) es la serie de transiciones y líneas de emisión resultantes del átomo hidrógeno cuando un electrón salta de un estado de n2≥ 4 a n1= 3.1 410. la formula anterior de la mayor longitud. 656 nm.El numero n es simplemente un entero. Transició 3→2 4→2 5→2 n de 6→2 7→2 8→2 9→2 Nombre H-δ H-ε H-ζ H-η H-α Longitud 656.5 364. cuando n=3 y de cada una de las longitudes de onda menores a medida que n aumenta hasta 6. etc. 1 434. 6 a 3 es Paschen-gamma.0 388.9 383. Las transiciones son denominadas secuencialmente con letras griegas: n = 4 a n = 3 es llamada Paschen-alfa. Donde n se refiere al número cuántico principal del electrón.2 397. 1ra lineaPaschen: de n=4 a n=3 2da lineaPaschen: de n=5 a n=3 3ra lineaPaschen: de n=6 a n=3 . en función de la órbita n de llegada del electrón de transición. Esta ecuación da la longitud de onda de la radiación emitida por un electrón que salta desde la órbita m a la n. Las longitudes de onda (nm) de las líneas de la serie de Paschen se encuentran en el infrarrojo cercano. .Obtuvieron su nombre después de que el físico alemán. Friedrich Paschen las observara por primera vez en 1908. Serie De Brackett La Serie de Brackett es el conjunto de líneas que resultan de la emisión del átomo del hidrógeno cuando un electrón transita de n2 ≥ 5 a n1 = 4. y se estudiarán las ausencias. Los de emisión se utilizan con mayor frecuencia ya que aparecen más líneas que además pueden asociarse en unas series representativas. 4ª serie: Brackett (1922) espectro infrarrojo. A continuación tienes una representación del espectro de absorción del átomo de hidrógeno: Cada elemento o sustancia tiene unos espectros de emisión y absorción característicos. 5ª serie: Pfund (1927) espectro infrarrojo. . La luz que sale de la muestra (no absorbida) se descompone por medio de un prisma y contendrá todas las frecuencias menos las que haya absorbido la muestra. 6ª serie: Humphreys (1952) espectro infrarrojo. por ejemplo. es decir. 3ª serie: Paschen (1908) espectro infrarrojo. 2ª serie: Balmer (1885) espectro visible y ultravioleta. Espectro de absorción: Se consigue al hacer pasar una luz blanca (que contiene todos los colores o frecuencias) a través de la muestra gaseosa. líneas que le faltan a la luz blanca. la cual absorbe parte de dicha energía. para el átomo de hidrógeno se denominan con el nombre del investigador que las descubrió: 1ª serie: Lyman (1916) está en el espectro ultravioleta. Sus líneas se encuentran en el infrarrojo. La primera explicación de este efecto tuvo que esperar varios años. Pieter Zeeman realizó un experimento en el cual observo un desdoblamiento de las líneas espectrales emitidas por un sistema atómico cuando éste era sometido a la acción de un campo magnético uniforme B.El efecto Zeeman. como en otros casos. La ecuación anterior. los resultados cuantitativos de esta explicación coincidieron. al menos parcialmente. s es el momento angular orbital y B es el campo magnético externo. En 1896. y consecuentemente fue una explicación semiclásica. Posteriormente el efecto se explicó en términos de la Mecánica Cuántica y. hasta que Bohr desarrolló su modelo del átomo de hidrógeno. Según la mecánica cuántica la energía de interacción viene dada por H interacción=-μ B donde μ = es/2mc es el momento magnético del electrón. muestra que un estado con determinados números cuánticos n y ℓ se separa en 2ℓ + 1 niveles de energía debido a la presencia de un campo magnético externo. . con los resultados semiclásicos realizados por Bohr. y la interacción Zeeman toma la forma . que se llama efecto. da el desdoblamiento multiplete uniformemente espaciado de las líneas espectrales. está dado por Para el campo magnético en la dirección z esto da Teniendo en cuenta la cuantización del momento angular. esto da unos niveles de energía equidistantes. desplazados desde el nivel de campo cero por Este desplazamiento de los niveles de energía.Interacción Zeeman Un campo magnético externo ejerce un par sobre la energía potencial magnética resultante es un dipolo magnético. por lo que los casos en los que contribuían. En general. están involucrados tanto los momentos orbitales como de espín. El espín del electrón no se había descubierto en el momento de los experimentos originales de Zeeman. eran considerados anómalos. El campo magnético también interactúa con el momento magnético del espín electrónico. El término "efecto Zeeman anómalo” se ha mantenido para los casos en que contribuyen al espín. por lo que en muchos casos también contribuye al efecto Zeeman. y El momento de dipolo magnético asociado con el momento angular orbital. mj. se llama efecto Paschen-Back. en términos de la componente z del momento angular total. viene del hecho de que es dos veces más eficaz en la producción del momento magnético. para que los momentos angular orbital y de espín. Los persistentes primeros espectros copistas. Les permitió expresar los desdoblamientos resultantes de las líneas espectrales. . se denomina factor de Landé g. se puedan considerar acoplados. Aquí la evaluación del producto escalar entre el momento angular y el campo magnético se complica. El efecto de campo fuerte. y debe ser tomado otro enfoque. este acoplamiento se rompe. describe el fenómeno cuando los campos magnéticos son lo suficientemente pequeños. por el hecho de que los vectores S y L están ambos precediendo alrededor del campo magnético. El factor geométrico resultante gL en la expresión final de arriba. El tratamiento de arriba del efecto Zeeman. elaboraron una manera de calcular el efecto de las direcciones. Para los campos magnéticos extremadamente fuertes.El factor de dos multiplicando al momento angular del espín electrónico. y no están en general en la misma dirección. o ratio giromagnético. Este factor es llamado factor g del espín. El experimento de Stern-Gerlach observa que todas las partículas son desviadas o bien hacia arriba o bien abajo pero ambos grupos con la misma intensidad. El campo magnético crecía en intensidad en la dirección perpendicular a la que se envía el haz. es un famoso experimento realizado por primera vez en 1922 sobre la deflexión de partículas y que ayudó a sentar las bases experimentales de la mecánica cuántica. Las partículas tienen o bien espín o . . El espín de los diferentes átomos fuerza a las partículas de espín positivo +1/2 a ser desviadas hacia arriba y a las partículas de espín opuesto -1/2 a ser desviadas en el sentido contrario siendo capaz por lo tanto de medir el momento magnético de las partículas. El experimento de Stern-Gerlach consistía en enviar un haz de átomos de plata a través de un campo magnético no homogéneo. Puede utilizarse para ilustrar que los electrones y átomos tienen propiedades cuánticas intrínsecas. que las medidas afectan a las propiedades de las partículas medidas y que los estados cuánticos son necesariamente descritos por medio de números complejos.Experimento de Stern y Gerlach Nombrado así en honor de los físicos alemanes Otto Stern y Walther Gerlach. sin valores intermedios. Su momento magnético estará orientado al azar. y la desviación o deflexión depende de la orientación específica del vector momento magnético. cuando la introducción del espín.. un momento angular intrínseco sin análogo clásico.El momento magnético m del átomo puede medirse mediante esta experiencia y es igual en módulo al magnetón de Bohr mB. Por lo tanto. El campo magnético provocaría entonces que los átomos fueran desviados de un modo aleatorio. sin embargo. dependiendo el grado de deflexión de cada átomo particular del ángulo inicial entre su correspondiente vector (orientación aleatoria) y el campo magnético. algunas partículas serían desviadas fuertemente. permitiría explicarlo. fue que sólo había dos ángulos de deflexión: todas las partículas fueron desviadas o bien hacia arriba o bien hacia abajo. un resultado inexplicable no sólo para la Física Clásica sino también para los modelos de cuantización primitivos. de su momento angular. El resultado del experimento. pudiendo tomar su componente según cualquier dirección sólo los dos valores deflexiones: las partículas de espín positivo . lo que provoca sólo dos sendas son desviadas hacia arriba y las . En efecto: el espín electrónico está cuantizado. etc. según se muestra en la parte superior del lado derecho de la figura adjunta. como el que había introducido Sommerfeld en 1916. El efecto del campo magnético sobre cada átomo es desviarlo de su trayectoria rectilínea inicial. que sólo consideraban momentos angulares orbitales El resultado carecería de interpretación hasta 1925. debiendo observarse sobre la pantalla situada a la salida. siendo todas las orientaciones posibles según la teoría clásica. pero ambos grupos con la misma intensidad. otras de manera más débil. según una teoría estrictamente clásica. una zona continua cubierta de impactos. por tanto. sin que ningún átomo impactara en la zona central. dibujando por la simetría del problema una figura en forma de labios. Al entrar cada átomo de Plata en la zona del campo magnético no homogéneo . El experimento sugería que los átomos de Plata sólo poseían dos orientaciones particulares de su momento magnético y. son desviadas en el sentido contrario. Es decir. siendo incorporada por Dirac en 1928 a su ecuación mecánico-cuántica relativista para el electrón. en las condiciones del experimento. dos valores.partículas con componente opuesta. ya que . . Tras su postulación. la nueva variable cuántica del espín. el momento magnético de los diferentes átomos sólo podía tomar. con representando el magnetón de Bohr y el espín o momento angular intrínseco (el hamiltoniano de interacción tiene la expresión ). . fue desarrollada y dotada de rigor matemático por Pauli en 1927. sin análogo clásico.
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