Вопрос 1. Тепловое излучение. Основные характеристики теплового излучения. Абсолютно черное тело. Закон Кирхгофа (стр. 5 )

Взаимодействие электрона с магнитным полем определяется ориентацией его магнитного момента относительно вектора напряженности магнитного поля. Эта ориентация, а с нею
и наклон орбиты электрона к вектору (и к оси z), не могут быть любыми, произвольными.

Итак, магнитное квантовое число ml определяет дискретные, квантованные значения проекции Lz момента импульса на некоторое выделенное (обычно внешним магнитным полем) направление z: Lz = ml. На рисунке представлена ситуация пространственного квантования для d – состояния электрона в атоме, то есть для l = 2.

Одному значению главного квантового числа n, определяющего
собой значение энергии частицы, соответствует n значений орбитального (побочного) квантового числа l, определяющего значение момента импульса частицы с заданной энергией. Для каждого значения l может быть 2l + 1 значений ml - магнитно-квантового числа определяющего собой значения проекции момента импульса на некоторое направление. Такие состояния частицы, которые обладают одинаковой энергией, но описываются различным набором квантовых чисел, называются вырожденными. По орбитальному числу кратность вырождения равна n, по магнитному 2l + 1, а по тому и другому – n2. Вырождение состояний может сниматься (устраняться). Так, при помещении атома во внешнее магнитное поле, энергия электрона будет зависеть не только от n, но и от l, т. е. от ориентации орбиты (магнитного момента) вращающегося электрона относительно направления вектора - напряженности магнитного поля.

В 1925 г. Гаудсмитом и Уленбеком было предположено, что состояние электрона в атоме
помимо трех, “внешних” квантовых чисел, характеризуется еще и четвертым – “внутренним” квантовым числом s. Это число, называемое спиновым (spin – с английского – веретено), определяет дополнительный к орбитальному, собственный, внутренний момент импульса электрона, уподобляя его как бы вращающемуся волчку. Но такая механическая аналогия вступает в противоречие с постулатом специальной теории относительности о предельности скорости света, и потому сейчас отвергается. Значение собственного (спинового) момента импульса определяется как: ; s = 1/2 – спиновое квантовое число, отражающее четвертую, внутреннюю степень свободы микрочастицы.

По аналогии с пространственным квантованием орбитального механического момента L, проекция спинового момента LS на некоторое выделенное направление z также квантуется, то есть может принимать лишь дискретные значения. Для спинового момента импульса таких значений его проекции всегда два: , где , т. е. . Это соответствует ориентации спинового момента по и против направления Z внешнего поля.

В теории Бора - Зоммерфельда состояние электрона в атоме полностью задается, определяется тремя квантовыми числами. Такой подход существенно расширил предсказательные возможности теории по сравнению с первоначальной теорией Бора с одним-единственным квантовым числом. Однако слабым местом в подходе Бора – Зоммерфельда была искусственность введения в теорию квантовых чисел. Эта искусственность была снята в более общей теории движения микрочастиц - квантовой механике. В ней устраняется понятие орбит (траекторий).

Вопрос 12. Квантомеханическая теория атома водорода. Квантование энергии, момента импульса и проекции момента импульса электрона в атоме водорода.

Атом водорода. Линейчатые спектры window. top. document. title = "6.3. Атом водорода. Линейчатые спектры";

Простейший из атомов, атом водорода явился своеобразным тест-объектом для теории Бора. Ко времени создания теории Бора атом водорода был хорошо изучен экспериментально. Он содержит единственный электрон. Ядром атома является протон – положительно заряженная частица, заряд которой равен по модулю заряду электрона, а масса в 1836 раз превышает массу электрона. Еще в начале XIX века были открыты дискретные спектральные линии в излучении атома водорода в видимой области (так называемый линейчатый спектр). Впоследствии закономерности, которым подчиняются длины волн (или частоты) линейчатого спектра, были хорошо изучены количественно (И. Бальмер, 1885 г.). Совокупность спектральных линий атома водорода в видимой части спектра была названа серией Бальмера. Позже аналогичные серии спектральных линий были обнаружены в ультрафиолетовой и инфракрасной частях спектра. В 1890 году И. Ридберг получил эмпирическую формулу для частот спектральных линий:

Для серии Бальмера m = 2, n = 3, 4, 5, ... . Для ультрафиолетовой серии (серия Лаймана) m = 1, n = 2, 3, 4, ... . Постоянная R в этой формуле называется постоянной Ридберга. Ее численное значение R = 3,29·1015 Гц. До Бора механизм возникновения линейчатых спектров и смысл целых чисел, входящих в формулы спектральных линий водорода (и ряда других атомов), оставались непонятными.

Постулаты Бора определили направление развития новой науки – квантовой физики атома. Но они не содержали рецепта определения стационарных состояний (орбит) и соответствующих им значений энергии En.

Правило квантования, приводящее к правильным, согласующимся с опытом значениям энергий стационарных состояний атома водорода, было угадано Бором. Бор предположил, что момент импульса электрона, вращающегося вокруг ядра, может принимать только дискретные значения, кратные постоянной Планка. Для круговых орбит правило квантования Бора записывается в виде

Здесь me – масса электрона, υ – его скорость, rn – радиус стационарной круговой орбиты. Правило квантования Бора позволяет вычислить радиусы стационарных орбит электрона в атоме водорода и определить значения энергий. Скорость электрона, вращающегося по круговой орбите некоторого радиуса r в кулоновском поле ядра, как следует из второго закона Ньютона, определяется соотношением

где e – элементарный заряд, ε0 – электрическая постоянная. Скорость электрона υ и радиус стационарной орбиты rn связаны правилом квантования Бора. Отсюда следует, что радиусы стационарных круговых орбит определяются выражением

Самой близкой к ядру орбите соответствует значение n = 1. Радиус первой орбиты, который называется боровским радиусом, равен

Радиусы последующих орбит возрастают пропорционально n2.

Полная механическая энергия E системы из атомного ядра и электрона, обращающегося по стационарной круговой орбите радиусом rn, равна

Следует отметить, что Ep < 0, так как между электроном и ядром действуют силы притяжения. Подставляя в эту формулу выражения для υ2 и rn, получим:

Целое число n = 1, 2, 3, ... называется в квантовой физике атома главным квантовым числом.

Согласно второму постулату Бора, при переходе электрона с одной стационарной орбиты с энергией En на другую стационарную орбиту с энергией Em < En атом испускает квант света, частота νnm которого равна ΔEnm / h:

Эта формула в точности совпадает с эмпирической формулой Ридберга для спектральных серий атома водорода, если положить постоянную R равной

Подстановка числовых значений me, e, ε0 и h в эту формулу дает результат R = 3,29·1015 Гц,

который очень хорошо согласуется с эмпирическим значением R. Рис. 6.3.1 иллюстрирует образование спектральных серий в излучении атома водорода при переходе электрона с высоких стационарных орбит на более низкие.

Рисунок 6.3.1. Стационарные орбиты атома водорода и образование спектральных серий.

На рис. 6.3.2. изображена диаграмма энергетических уровней атома водорода и указаны переходы, соответствующие различным спектральным сериям. Рисунок 6.3.2.

Прекрасное согласие боровской теории атома водорода с экспериментом служило веским аргументом в пользу ее справедливости. Однако попытки применить эту теорию к более сложным атомам не увенчались успехом. Бор не смог дать физическую интерпретацию правилу квантования. Это было сделано десятилетием позже де Бройлем на основе представлений о волновых свойствах частиц. Де Бройль предложил, что каждая орбита в атоме водорода соответствует волне, распространяющейся по окружности около ядра атома. Стационарная орбита возникает в том случае, когда волна непрерывно повторяет себя после каждого оборота вокруг ядра. Другими словами, стационарная орбита соответствует круговой стоячей волне де Бройля на длине орбиты (рис. 6.3.3). Это явление очень похоже на стационарную картину стоячих волн в струне с закрепленными концами.

Рисунок 6.3.3. Иллюстрация идеи де Бройля возникновения стоячих волн на стационарной орбите для случая n = 4.

В стационарном квантовом состоянии атома водорода на длине орбиты должно укладываться по идее де Бройля целое число длин волн λ, т. е. nλn = 2πrn.

Подставляя в это соотношение длину волны де Бройля λ = h / p, где p = meυ – импульс электрона, получим:

Таким образом, боровское правило квантования связано с волновыми свойствами электронов.

Успехи теории Бора в объяснении спектральных закономерностей в изучении атома водорода были поразительны. Стало ясно, что атомы – это квантовые системы. Энергетические уровни стационарных состояний атомов дискретны. Почти одновременно с созданием теории Бора было получено прямое экспериментальное доказательство существования стационарных состояний атома и квантования энергии. Дискретность энергетических состояний атома была продемонстрирована в опыте Д. Франка и Г. Герца (1913 г.), в котором исследовалось столкновение электронов с атомами ртути. Оказалось, что если энергия электронов меньше 4,9 эВ, то их столкновение с атомами ртути происходит по закону абсолютно упругого удара. Если же энергия электронов равна 4,9 эВ, то столкновение с атомами ртути приобретает характер неупругого удара, т. е. в результате столкновения с неподвижными атомами ртути электроны полностью теряют свою кинетическую энергию. Это означает, то атомы ртути поглощают энергию электрона и переходят из основного состояния в первое возбужденное состояние, E2 – E1 = 4,9 эВ.

Согласно боровской концепции, при обратном самопроизвольном переходе атома ртуть должна испускать кванты с частотой

Спектральная линия с такой частотой действительно была обнаружена в ультрафиолетовой части спектра в излучении атомов ртути.

Представление о дискретных состояниях противоречит классической физике. Поэтому возник вопрос, не опровергает ли квантовая теория законы классической физики. Квантовая физика не отменила фундаментальных классических законов сохранения энергии, импульса, электрического разряда и т. д. Согласно сформулированному Н. Бором принципу соответствия, квантовая физика включает в себя законы классической физики, и при определенных условиях можно обнаружить плавный переход от квантовых представлений к классическим. Это можно видеть на примере энергетического спектра атома водорода (рис. 6.3.2). При больших квантовых числах n >> 1 дискретные уровни постепенно сближаются, и возникает плавный переход в область непрерывного спектра, характерного для классической физики.

Половинчатая, полуклассическая теория Бора явилась важным этапом в развитии квантовых представлений, введение которых в физику требовало кардинальной перестройки механики и электродинамики. Такая перестройка была осуществлена в 20-е – 30-е годы XX века.

Представление Бора об определенных орбитах, по которым движутся электроны в атоме, оказалось весьма условным. На самом деле движение электрона в атоме очень мало похоже на движение планет или спутников. Физический смысл имеет только вероятность обнаружить электрон в том или ином месте, описываемая квадратом модуля волновой функции |Ψ|2. Волновая функция Ψ является решением основного уравнения квантовой механики – уравнения Шредингера. Оказалось, что состояние электрона в атоме характеризуется целым набором квантовых чисел. Главное квантовое число n определяет квантование энергии атома. Для квантования момента импульса вводится так называемое орбитальное квантовое число l. Проекция момента импульса на любое выделенное в пространстве направление (например, направление вектора магнитного поля) также принимает дискретный ряд значений. Для квантования проекции момента импульса вводится магнитное квантовое число m. Квантовые числа n, l, m связаны определенными правилами квантования. Например, орбитальное квантовое число l может принимать целочисленные значения от 0 до (n – 1). Магнитное квантовое число m может принимать любые целочисленные значения в интервале ±l. Таким образом, каждому значению главного квантового числа n, определяющему энергетическое состояние атома, соответствует целый ряд комбинаций квантовых чисел l и m. Каждой такой комбинации соответствует определенное распределение вероятности |Ψ|2 обнаружения электрона в различных точках пространства («электронное облако»).

Состояния, в которых орбитальное квантовое число l = 0, описываются сферически симметричными распределениями вероятности. Они называются s-состояниями (1s, 2s, ..., ns, ...). При значениях l > 0 сферическая симметрия электронного облака нарушается. Состояния с l = 1 называются p-состояниями, с l = 2 – D-состояниями и т. д.

На рис. 6.3.4 изображены кривые распределения вероятности ρ(r) = 4πr2|Ψ|2 обнаружения электрона в атоме водорода на различных расстояниях от ядра в состояниях 1s и 2s.

Рисунок 6.3.4. Распределение вероятности обнаружения электрона в атоме водорода в состояниях 1s и 2s. r1 = 5,29·10–11 м – радиус первой боровской орбиты.

Как видно из рис. 6.3.4, электрон в состоянии 1s (основное состояние атома водорода) может быть обнаружен на различных расстояниях от ядра. С наибольшей вероятностью его можно обнаружить на расстоянии, равном радиусу r1 первой боровской орбиты. Вероятность обнаружения электрона в состоянии 2s максимальна на расстоянии r = 4r1 от ядра. В обоих случаях атом водорода можно представить в виде сферически симметричного электронного облака, в центре которого находится ядро.

Вопрос № 13 Магнитные свойства атома. Спин электрона. Орбитальные и спиновые характеристики электрона в атоме.

Пространственное квантование. Опыт Штерна - Герлаха. Гипотеза Гаудсмита - Уленбека. Спин электрона.

В полуклассической теории атома водорода по Бору орбитальный момент импульса электрона и пропорциональный ему магнитный момент :

; L = mur; ориентированы перпендикулярно плоскости орбиты электрона и направлены в противоположные стороны вследствие отрицательного знака заряда электрона: , где - орбитальное гиромагнитное отношение для электрона (вектор направлен согласно правилу правого винта (буравчика)).

В отличие от теории Бора, в квантовой механике орбит нет, и для указания ориентации векторов и должно быть выбрано некоторое направление Z в пространстве. Обычно это направление внешнего магнитного поля (либо направление внутреннего магнитного поля всех электронов атома кроме данного, а также и ядра атома), и расположение задается углом наклона к оси Z.

В теории Бора ориентация относительно избранного направления внешнего магнитного поля могла быть любой (плоскость орбиты могла произвольным образом ориентироваться относительно внешнего или внутреннего магнитного поля). В квантовой механике выявилось наличие неклассического эффекта, названного пространственным квантованием, согласно которому орбитальный момент импульса электрона может иметь лишь такие ориентации в пространстве, при которых проекция момента импульса на данное направление Z принимает значения, кратные постоянной Планка . Этот результат впервые был получен как следствие обобщенных Зоммерфельдом правил квантования боровских орбит. В квантовой механике строго доказывается, что Lz = m, где m = 0, ± 1, ± 2, …. ± l. На рис. приведены возможные ориентации вектора в пространстве для p и d состояний (l = 1 и l = 2):

В 1921 г. Штерном и Герлахом были поставлены опыты по измерению магнитных моментов атомов первой группы таблицы Менделеева (Li, Na, Ag). Магнитный момент рм такого одновалентного атома равен магнитному моменту одного электрона, ибо моменты всех электронов заполненных оболочек взаимно компенсируют друг друга. Пропуская пучок атомов через сильное и резко неоднородное (на расстояниях порядка внутриатомных) магнитное поле, Штерн и Герлах обнаружили на фотопластинке за магнитом две четкие полосы - отпечатки попавших на фотопластинку атомов. В неоднородном магнитном поле на атом с магнитным моментом pм действует сила , которая и вызывает отклонение пучка атомов от их положения в случае отсутствия неоднородного внешнего магнитного поля. Но тот факт, что включение магнитного поля приводило к расщеплению пучка на два, говорил о наличии двух возможных ориентаций магнитных моментов атомов относительно направления внешнего магнитного поля.

По квантовой механике механический момент импульса равен L = √[l(l + 1)] и связанный с ним магнитный момент

, где - магнетон Бора – своего рода единица, квант магнитного момента, точнее его проекции: рмz = mБm, где m = 0, ± 1, ± 2, … ± l.

Для серебра Штерн и Герлах получили значение порядка mБ. Но у элементов первой группы таблицы Менделеева, к которым относится серебро, в основном состоянии атом имеет значение l = 0 (электрон находится в S - состоянии) и, соответственно, нулевое значение момента импульса L = √[l(l + 1)]. Поэтому возникает серьезный вопрос об истолковании результатов опыта Штерна и Герлаха. Подобная же ситуация сложилась и при наблюдении спектров щелочных металлов, которые также носили дублетный характер, то есть спектральные линии в них расщеплялись на две близко расположенные линии, разнос которых также зависел от величины неоднородного внешнего магнитного поля. К тому же в опытах Эйнштейна и Гааза обнаружилось аномальное значение гиромагнитного соотношения для ферромагнетиков, в два раза различающееся с выше приведенным. Все эти несоответствия были устранены в 1925 г Гаудсмитом и Уленбеком путем предположения о наличии у электрона наряду с орбитальным, еще и собственного момента импульса, названного спиновым, или, коротко - спином (спин - с английского - волчок, веретено). Позже Дираку удалось поставить эту гипотезу на теоретическую основу, выведя спин из полученного им релятивистского уравнения квантовой механики.

Значение спинового момента выражается через четвертое, спиновое квантовое число s:

. Проекция должна быть квантована и иметь 2s + 1 ориентаций. Из опытов Штерна и Герлаха вытекало, что атома серебра таких ориентаций две, то есть 2s + 1 = 2 Þ s = ½; Ls = Ö[½(½ + 1)] = -Ö3/2; Lsz = ± s = ±/2. Или Lsz = ±/2 = ms, где ms = ± ½.

Для атомов первой группы момент импульса равен спину валентного электрона. Связанный с механическим магнитный момент электрона равен: ; и

; .

Спиновое гиромагнитное отношение (отношение магнитного момента к механическому) у электрона оказывается в два раза выше орбитального, что и объясняет результаты опытов Эйнштейна и де Гааза для ферромагнетиков, ибо ферромагнетизм - эффект спиновый.

Вырождение. Эффекты Зеемана и Штарка (снятие вырождения по числу m)

С учетом спина, состояние электрона в атоме характеризуется четырьмя квантовыми числами: n, l, m и ms. Энергия же электрона зависит, прежде всего, от главного квантового числа n и частично от орбитального числа l (например, уже у щелочных металлов энергия зависит от n и l). Независимость энергии от значений магнитного орбитального m и магнитного спинового ms квантовых чисел называется вырождением соответствующих состояний по этим числам. Эти состояния, различающиеся числами m и ms, не различаются по энергии. Однако при определенных внешних условиях такое вырождение может сниматься, то есть, устраняться. Так например, энергетическое вырождение состояний по орбитальному магнитному m снимается в таких условиях, которые получили название эффектов Зеемана и Штарка.

В электрическом и магнитном внешних полях энергетические уровни атомов и, соответственно, их спектральные линии, расщепляются в результате приобретения ими дополнительной энергии, зависящей от ориентации момента импульса (и магнитного с электрическим моментов). Внешнее поле нарушает сферическую симметрию внутреннего поля, и энергия состояния начинает зависеть и от орбитального магнитного квантового числа m.

Под эффектом Зеемана (1896 г. Голландия) понимают расщепление уровней энергии и, соответственно, спектральных линий атомов (парамагнетиков) в магнитном поле на так называемые зеемановские подуровни. Характер расщепления и поляризация компонент зависят от направления наблюдения. В простейшем случае так называемого простого (или нормального) эффекта Зеемана (без учета спина) при наблюдении в направлении перпендикулярном магнитному полю получаются три линейно поляризованные компоненты - несмещенная p - компонента, поляризованная вдоль поля и две симметрично расположенные от нее s - компоненты, поляризованные перпендикулярно магнитному полю (зеемановский триплет).

При наблюдении вдоль внешнего магнитного поля получается дублет - две компоненты с круговой поляризацией (разнонаправленной). В общем случае сложного (аномального) эффекта Зеемана вместо каждой из компонент наблюдаются группы равноотстоящих линий.

Энергия атома, находящегося в магнитном поле с индукцией В, равна W = Wо – рмzВ, где Wо = W при В = 0 и рмz - проекция магнитного момента на направление внешнего магнитного поля.

Так как магнитный момент атома квантуется (и его проекция тоже): , где g – множитель (фактор) Ланде; Lz = m, где m = 0, ± 1, ± 2, … ± l, в результате энергия атома в магнитном поле равна: .

Таким образом, синглетный (одиночный) уровень энергии атома с данным l расщепляется
на 2l + 1 компонент, отстоящих друг от друга на , где - магнетон Бора. Это означает снятие вырождения по числу m. Если не учитывать спин, то с учетом правила отбора по числу m: Dm = 0, ± 1, в итоге, в спектре атома с р – электроном (l = 1, m = 0, ± 1) получаются лишь три компоненты: n и n ± Dn. Здесь Dn = DW/h, где = рмzВ = mБmВ = (qе/2mе)В.

В 1913 г. Штарк обнаружил расщепление спектральных линий атомов и молекул в электрическом поле. Наиболее заметен этот эффект (линейный) в «полярных» атомах и молекулах, которые обладают ненулевым «готовым» электрическим дипольным моментом рэ. Атом приобретает во внешнем электрическом поле дополнительную энергию вследствие взаимодействия диполя с полем. Линейный эффект Штарка наблюдается лишь у атома водорода и у атомов в сильно возбужденных (а потому водородоподобных) состояниях.

Более слабым является эффект Штарка (квадратичный) в «неполярных» атомах, где дипольный момент появляется (наводится, индуцируется) в результате поляризуемости электронной оболочки. Даже очень сильные внешние электрические поля оказываются много меньшими внутриатомного электрического поля, напряженность Е которого достигает значений порядка 5×1011 В/м.

На штарковские подуровни расщепляются вырожденные уровни энергии атома, различающиеся значениями квантовых чисел m и ms. Так, уровень энергии с заданным значением L = √[l(l + 1)] расщепляется на подуровни, характеризуемые значениями магнитного квантового числа m (от – l до + l).

Вопрос № 14 Полный набор квантовых чисел электрона в атоме. Принцип Паули. Многоэлектронные атомы.

Распределение электронов в атоме по состояниям. Принцип запрета Паули. Объяснение периодичности расположения атомов в таблице Менделеева.

Почему при монотонном изменении заряда ядра атомов происходит периодическое изменение их химических и физических свойств. В сложном атоме имеем Z электронов (Z - порядковый номер элемента). Как распределяются электроны в атоме по квантовым состояниям? Исходя из общефизических соображений, можно отметить, что электроны стремятся занять состояния с наименьшей энергией, то есть на самых нижних уровнях, с наименьшими возможными значениями главного и других квантовых чисел. Но все электроны на самом нижнем и энергетически выгодном уровне (в основном состоянии) разместиться не могут. Это связано с тем, что для них, как и для любых других частиц с полуцелым спином (спиновым квантовым числом s) существует принцип Паули, запрещающий в одном квантовом состоянии системы частиц находиться более чем одной частице.

Состояние электрона в атоме задается четырьмя квантовыми числами:

n = 1, 2, 3,…; l = 0, 1, 2, 3,…, n - 1; m = 0, ± 1, ± 2, …. ± l; .

Для некоторого значения главного квантового числа n имеем n значений орбитального квантового числа l (n разных электронных облаков вероятности). Каждое электронное облако ориентируется (2l + 1) способами в пространстве и, кроме того, возможны еще две противоположенные ориентации спина (собственного момента импульса) электрона. Итого для данного значения главного квантового числа n имеем 2n2 разных электронных состояний (разных электронных облаков с учетом различия в их пространственной ориентации и различия в ориентации самого электрона):

(арифметич. прогрессия).

Состояния с заданным значением главного квантового числа n в атомной физике называют слоем (электронным), и им приписывают буквенные обозначения. Наинизший слой с n = 1 обозначается как К - слой, следующий слой с n = 2 обозначается как L - слой, при n = 3 имеем M - слой и т. д.

Наинизший – K - слой может разместить 2n2 = 2 электрона в состоянии с n = 0, l = 0 и разными значениями спинового магнитного квантового числа ms = ± ½.

Квантовым состояниzм с заданным значением орбитального квантового числа l также присваивают в атомной физике (в спектроскопии) буквенные обозначения, и эти состояния иногда называют оболочками или подслоями. Оболочка (электронная) с наименьшим значением l = 0 обозначается как S - оболочка, при l = 1 имеем p - оболочку, при l = 2, d - оболочку. В каждом электронном слое размещается n оболочек. В каждой оболочке имеем (2l + 1) состояний электрона, различающихся значениями магнитного квантового числа m, и каждое из этих состояний может размещать по два электрона, различающихся значениями спинового магнитного числа ms.

Итак, на первом электронном слое разместиться может всего два электрона, в оболочке s,
с разными спинами. Второй электронный слой содержит две оболочки s и p. В p - оболочке может разместиться уже 6 электронов с тремя различающимися значениями орбитального магнитного числа и с разнонаправленными спинами для каждого из них. Итого второй электронный слой может на двух своих оболочках разместить 8 электронов, как это и следует из формулы 2n2. Соответственно, на третьем – M - слое содержится три электронные оболочки; третья из них d -оболочка может разместить 10 электронов с пятью различными значениями орбитального магнитного числа и с разнонаправленными спинами для каждого из них. Итого электронов на третьем электронном слое, в трех его оболочках оказывается 2 + 6 + 10 = 18.

Каждый электронный слой соответствует периоду таблицы Менделеева (1869 г). Химические свойства элементов определяются внешними электронами, то есть конфигурацией, характером заполнения электронами внешнего электронного слоя. Такая конфигурация имеет символическое выражение, форму записи, в которой электронные слои записываются порядковыми цифрами, оболочки - соответствующими буквенными обозначениями: например, для неона (Z = 10) 1s22s22p6.