物理学专业 论文报告 原子光谱的精细结构

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1、原子光谱的精细结构宋述鹏(湖北大学物理学与电子技术学院 2001 级物理学)第一章 量子力学与原子光谱学原子光谱的精细结构是光谱学研究的一个重要分支，也是大学物理教学的一 个重要组分。当今，继承和发展原子光谱理论是一项十分有意义的工作。应用光 谱的相关理论知识，能对较复杂的化合物进行分析和鉴定，其应用前景广泛。人 们对于原子结构的认识，是从19 世纪初期开始的，本世纪初，人们除了知道原 子内部有电子外，对原子结构还全不了解，但在当时以出现了许多和原子结构相 关的重要事件，并已积累了大量实验资料，如在当时已积累了许多原子光谱的资 料，并在1885年巴尔末(J. J. Balmer)用公式成功地表

2、示了氢原子的光谱规律， 后来，里德伯(J. R. Rydbery)和里滋(W. Ritz)又进一步给出了谱线的表达式， 又如1900年普朗克(M. V. Plank)为解释黑体辐射规律而提出了光量的概念。 不久，1905年爱因斯坦(A. Einstein)在解释光电效应规律的同时，又发展了普 朗克的能量子假设，提出了光量子的概念。总的来说，从19世纪末期以来的几 十年内，物理学对于物质微观结构的研究获得了很大的成就，建立了三个新的分 支学科，即原子物理，原子核物理和粒子物理，分别研究原子、分子、原子核和 基本粒子这三个层次的微观结构，同时，创立了描述微观粒子运动规律的新理论 -量子力学和量子场

3、论，那么我们在本文中所要研究的问题，正是从原子物理出 发，再涉及一些量子规律的计算，从而得出原子理论及其精细结构光谱的，讨论 这个课题我们希望从三个层次逐步去认识，那就是第一层：基本概念和知识，使大家能从浅层面了解和认识原子物理的基本规 律；第二层：从量子力学公式出发对原子理论进行推导、计算，从而总结出原子 光谱精细结构的量子规律；第三层：扩展层，介绍和分析多电子体系原子光谱，以及分子光谱和其他相关内容。我们先介绍一点准备知识，也就是第一节的内容。我们给出量子力学的基本方程薛定谔方程，本节将从这个方程出发，来处理基本的氢原子问题，而且在给出演算结果后，着重讨论结果的物理意义。 氢原子由一个质子

4、和一个电子组成，由于质子质量比电子质量大的多，故可 以认为它是不动的，电子在它的库仑场中运动，这时体系的势函数为v(r)二一e2/4耐 r(1.1)0其中r为电子和质子的距离，而质子位于坐标原点r处，上式选定了r为无穷大时势函数为零，由于势函数和时间无关，故可以用三维的定态薛定谔方程，将1.1 )代入2 / 2mV即(r) + V(r)屮(r)二 砌(r)可得-2/2mV2 e2/4K r (r)二 砂(r)0又因势函授具有球对称性，故用球坐标屮(r ,9 ,)更为方便，在球坐标中，拉普拉斯算符为V2屮二(r2 竺)+1! (sin9 樂)+.r 2 drdrr 2 sin 9 d9d9r 2

5、 sin 2 9 dp 2于是，方程( 2)成一2丄 (r 2 空)+1： (sin 9 樂)+12 空/2mr 2 dr dr r 2 sin 9 Q9 Q9 r 2 sin 2 9 。申 2 一鸟2屮(r)/4k8 r 二 刖(r)0同时，波函数e可写成三个函数的乘积屮(r)二屮(r,9 4)二 R(r)0(9 ) 他)1.2 )1.3 )1.4 )这里R只是径向距离r的函数，称为径向波函数0和e分别为角9和e的函数。在认识了基本的定态薛定谔方程之后，我们 来看多电子原子的一些情况，多电子原子的电子壳层结构可以按照主量子数的n 的各个取值，将诸可能的单电子定态分组，即划分为不同的壳层，进一

6、步按角量 子数的不同划分为不同的支壳层。那么多电子原子内的所有电子是按壳层和支壳 层填充诸可能的单电子定态。一个原子的基态下，所有 N 个电子填充的壳层和支壳层的集合排列起来，就构成原子基态的电子组态。我们通常将多电子原子的哈密顿算符写为：Ze 24ks r0ii=11艺亠二24ks ri = j0 ij+为i=111 dv(r)iS l2 口 2 c 2 r dr i iii1.5)/ / /=H + H+ H0式中没有计入索末菲项和达尔文项，因为这两项的作用只是使单电子的能级 发生位移而不分裂。H式（1.5）中H和H相对于H来说都是微扰项。倘若H 项的作用大于 H 项的作用，可先略去 H

7、项。在独立粒子模型的框架内，原子的定态再计及原子内所有电子的轨道角动量 耦合成一个轨道角动量，所有电子的自旋耦合成一个总自旋迓 I =厶迓 S = S（1.6）iii =1i =1LS 耦合方式用于描述原子序数较小的元素原子的基态和低激发态比较合适。量子力学能将原子光谱学的基本规律完整的表示出来。第二章 原子光谱的精细结构的一般描述2.1 氢原子光谱的精细结构1 氢原子（及类氢原子）氢原子（及类氢原子）光谱有精细结构源于能级有精细结构，而这是相对论 性的量子效应。应用相对论性量子波动方程 -狄莱克方程求解氢原子（及类氢原 子）的问题，可以得到体系束缚定态的正能量（0 E m c2），表达式为0

8、fE = m c21 + （Za）2 /n21/2n0n = n （j +1/2） + （j + 1/2）i/2 （Za）2i/2n = 1,2,3,j = l +1/2， i = 0,1,2, n一 1（2.1.1）式中，a是精细结构常数，Za 1即Z 1/a沁137，是弱场极限情况。如 果我们将方程式（1）中的n按Za的幕级数展开，再代入E式中并按Za的幕次 n展开，取至(Za ),就得到氢原子(及类氢原子)束缚定态非相对论性能级的精细结构表达式：E = E 一 me 2 x me 2( Za )2 / 2n 21 + (Za )2/ n 2(n /(j +1/2) 一 3/4) n =

9、1,2,3,n , j n 00j 二 i土 1/2 二(n-1) +1/2，(n - 2) +1/2，-1/2(1 二 n -1,n - 2,0)(2.1.2)可以看出，它与量子数n和j有关，但与i无关。上面E 式中第一项Eo =mc2(Za)2/2n2是玻尔-薛定谔能级，只是由主量n, jn 0子数n表征；第二项E -m e2(Za)4/2n2(n/(j +1/2) -3/4)称为能级的狄莱克修n, j0正后由两个量子数n和j表征，但对量子数1简并。对氢原子(及类氢原子)能级的狄莱克修正式起关键作用的有原子内电子的 自旋-“轨道”耦合作用项。H 二 1/2m2e21/rd/drV(r)S*

10、L二 1/4耐 rZe2/2m2e2r2S*L(2.1.3)s10 0 02.电偶极辐射跃迁选择定则氢原子由能量为E的角动量耦合定态ms/m )向能量为E的角动量耦合 n, jjn, j定态|n1 s j m)跃迁并发射(或吸收)，一个光量子的电偶极子选择定则是An为 任意整数，A1二1A 0， 1， Am = 0， 1j由此，频率为丫 Eo - Eo /九的光谱线有精细结构nm2.2 碱金属原子光谱的精细结构1 碱金属原子碱晋升原子的玻尔-薛定谔能级E o已由两个量子数n和j表征；均与i有关。nl 这是与氢原子(及类氢原子)情况不同的。对碱金属原子通常观察到4个线系，就以Li原子为例，这4个

11、线系的波数丫n可以表示如下：主线系(np2s) yn(P) R/(2-As)2 -R/(n-Ap)2,n 2,3,(2.2a)锐线系(ns-2s) yn(S) R/(2 - Ap)2 - R/(n - As)2,n 3,4,(2.2b)漫线系(nd-2s) yn(D) R/(2 - Ap)2 - R/(n - Ad)2,n 3,4,(2.2c)基线系(nf-3s) yn(F)二 R/(3-Ad)2 -R(n-Af)2,n 二 4,5,(2.2d)其中A与主量子数n和角量子数i有关。碱金属原子的谱线都是多重结构的，其中主线和锐线系二者是二重结构的， 漫线和基线两个线系是三重的。以上线系的形式和类

12、氢原子情形十分相似，不过分母已不是整数，如果式(2.2a) - (2.2c)中的As、Ap、Ad均为零的话，三个公式合而为一，就是类氢 体系中的 Balmer 系，这既说明了碱原子和类氢原子的相似性，也表明了原子对 具有不同角动量的轨道影响，使原来的一条谱线分裂成数个线系，经典和只管的 说明是，由于原子轨道贯穿原子实或屏蔽原子不完全以及价电子影响下原子实的 极化，使价电子感受到的核电荷不是e而大于e，并且由于原子轨道的形状不同， 修正也不一样，根据跃迁的选择定则(I二1)，这些轨道间将发生跃迁，于是出现 碱原子中的那些线系。实际上，从动力学简并的观点来看，更为简明，在原子实 的作用下，作用力的

13、形式证明了，于是简并消除。下面谈一下碱金属的原子光谱的精细结构(1)碱金属原子的总能量碱金属原子的总能量E由下列表达式给出：E = E +AEr + AEp + AEcs0其中：E表示中心立场，也就是原子实贡献的能量，是总能量中最大的一项，它0既取决于主量子数n，也以来于角动量i。AEr ：表示相对论效应，即质量随速度变化而引起的修正，起数量级。AEd ： Danning 项，电场和电子之间的相互作用的非定域性引起的效应，即 电子不仅受所在位置场的影响。同时，其周围线速度等于 Compton 波长的体积 内场的影响这个修正量的量级为AEd - a2E。AEcs :自旋一轨道耦合效应，其量级也是

14、a2E。式E = E+AEr + AEp + AEcs中的第2至4项被称为精细结构，并表示为0AEf ， AEr ， AEp + AEcs 。根据前面的讨论，精密结构AEf包括三项，经计算，分别得到它们的表达式如下：以及AEcs = (1 一 bE0l 0 n3 02.2.1)2.2.2)a Z *2)210 n3/(l +1)(21 +1)j(j +1)-l (l +1)- s( s +1)Eo2.2.3)上面公式中的Z* = (Z-S),S 三 S(l),E = 13.6ev利用式(2.2.1)至(223)0总能量 E 可以写为：E =-兰n2E02.2.4)其中精细结构中的AE和AE不会

15、引起谱项劈裂，而只能随时谱项整体移动, rDAE 引起谱项劈裂：2.2.5)ls z*3a2EAE =e-n3l (l +1)由公式（2.2.5）可以看到，对大的Z*有大的劈裂因此碱金属的精细结构易于观察，例如钠D线5980A和5983A反映和的裂距：v（5890） v（5893） = 17cm-1（2.2.6）氢原子的精细结构在这种情况下Z = Z* = Z由式（224）显然可见，对于同一个n，只要j相 等。谱项值就相等，而与1无关，同时因为Z小，精密结构部分姚比碱金属情况 小得多。在氢原子光谱的精细结构中有一个非常重要的现象即Lamb移动，根据氢原 子的今年结构公式，22S和22P中心和两

16、个谱项是简并的，但实际上二者有微22小的相对移动的，间隔为0.035cm-l跃迁速率为2x 10-10S-1，相当于寿命为163 年。为了比较 Lamb 移动相对于其它劈裂的大小，我们示意地绘出了氢原子中 n = 2的能级的所有劈裂，如下图，其中L表示Lamb移动，F表示超精细结构2S 2P丄 丄22B0hr Dirac Lamb 超精细结构Lamb 移动的解释必须纳入量子电动力学的理论中，这个理论认为即使在真 空和绝对零度下，电磁场也有非常小的零点涨落，电子以零点运动影响这样的涨 落，实际上一个点电荷弥散在一个小体积内，其均方半径虽然小，但不为零，电 荷分布的弥散性改变了带电粒子和它处在其中

17、的外加场（包括原子核的场）之间 的相互作用能，因为 S 电子有比较多的时间滞留在核核库仑场最强的原子核旁 边，所以相互作用能的改变比其它轨道（例如P轨道）电子的能量改变大，经过 使S电子的能量高于具有相同n的P电子的能量，表示了 Bohr, Dirac和量子电动 力学（9 ,E ）对氢原子n二2能级的预言。第三章 原子光谱的超精细结构3.1 原子能级的超精细结构丄核磁矩与电子的相互作用组成原子核的每个核子（质子和中子）都有自旋（S二1/2），原子核的总自 旋 S 的矢量和，I 二 S + S + S + S +（3.1.1）丄234相应地，每个核子都有自旋磁矩，而原子核的总自旋磁矩卩 g e

18、/ 2M II Ip式中，M是质子质量，+ e是质子电荷，g是原子核的朗德因子（氢核是pI质子的 gp = 505883 )。另一方面，电子的运动在原子核处产生磁场Be，它与原子核磁矩卩i的耦合 作用H磁偶在电子总角动量J核总自旋I磁矩的耦合态JIFM J的期望值给出 对原子能级精细结构的修正：E = JIFM |H|JIFM FF二 1/2AF(F +1) - J(J +1) -1(I +1)(3.1.3)式中：称为核偶极作用超精细结构常数，原子总角动量F二J +1和F, J,I分 别是算符F, J,I的角量子数(满足A(FIF)关系)；常数A与原子总角量子数F无 关。由上式可知，对于固定的

19、J和I,有E(F) - E(F -1)二 AF(3.1.4)对于处于基态的氢子，有n = 1， i= 0， j = 1/2，又i = 1/2， j = 1/2，因而 F = 1和0,可知基态能量E，分裂为二，其裂距按式(4)得n=1, j=1/2E(F = 1) E(F = 0) = A = 8/3g m /M a 2R 沁 5.88431x 10-6ev(3.1.5)P e P y式中A的具体表达式推导过程略去，a是精细结构常数，R是能量的里德y伯单位(13.6ev)。这两个子能级之间电偶极辐射跃迁(选择定则为AF = 0，土 1， 其中0 T 0禁戒)的辐射频率Y = AE/h 沁 142

20、0MHZ(3.1.6)相应波长九沁21cm，射电天文学中熟知的来自宇宙的那条21cm射频辐射线 就是氢原子发射的这条谱线。如果氢原子处于第一激发态，有n = 2，l = 1，s = 1/2，又I = 1/2，因而F = 1 和0。故子能级E分裂为二，其裂距为n=2, j=1 /2IE(F = 1) E(F = 0) = A = 1/23 x 3x8/3g m /M a 2RP e P y沁 0.24518 x 10-6ev(3.1.7)3.2 超精细结构的量子化关于超精细结构，我们还可以进行一下量子力学的处理，以上我们仅仅考虑 核自旋和电子的角动量之间的相互作用，将电子自旋磁矩和核磁距卩I都看

21、成经典的磁偶极子，根据电磁学公式，可以得到它们的相互作用能，从而得到超精细结构的 Hamilton(SI) %=_ 4t g 嚎卩(CGS ) Hfs = ge 巴卩3.2.1)3.2.2)因为电子的波函数是弥散，在S态，电子在r二0，即核的位置有滞留几率。因此电子和核有机会直接接触，即核内磁场和电子自旋的相互作用，于是最后得Hhfs =_ge 昭卩土 _ 3(厂 r) (S r) _ 竺 S 2 (r) r3r533.2.3)括号内第一、二项和r对规定方向的取向有关，也就是说，是各向异性的,但最后一项却与方向无关，经过计算，超精细结构的能量修正为E = m m I A + B(cos20 _

22、 1) I(3.2.4)hfs 1 s对于球对称的电子波函数B二0，例如对于H和D，B二0，而A分别约等于500(九21cm)和80高斯，而对于C - N键，各向同性部为A = 40.8高斯，其各性异性部分B丰0，因为C _ N键有不同取向。F面我们用直观的方法来求取接触项，核磁矩可以看作B = 0g且B建立可 13.2.5)以看作如下关系A二rot 也，H二rotArH 作用于电子矩Hy二_rg上得到e e eh = 一卩 h =卩卩 G v)G v)1 _G g :V21 hfsi e0 I将V看成一个普通矢量，并取得沿Z方向，则有:G v)G v)L G ) G )eI=丄(g ) (

23、) +(g ) 3 Lv2 e z I z(g ) V2e x I x e y I yI=1 (g g )V23 e I式代入H，并利用V2丄=4m (r)hfsir 2最后得到：H 二竺 pb (r)hfsi 3 e e I3.2.6)3.2.7)3.2.8)由此可见，只有当r二0时，H 才不为零。hfsi其次6 e和61应当满足关系式1/42(& + 6?)2 二2 F(F +1)1/42 +612 + 2(6e-6I)L f(F +1)其中F = 6e + 61，对于氢原子基态F = 0,1，而6e2 +612 = 6 于是，6e6I = 2F(F +1)-3。然后求出将S态波函数代入得

24、到最后得到S态的接触能于是令 n = 1，将 0 = 1.41 x 10-23erg /Gauss 最后得到H = 8兀/3pe 0(6e 6l )6 (r)hfsi和 pa = pb = 9.27 x 1O21 erg / Gauss代入公式(v) hfs有(v) hfs 理论=1417MHZ(3.2.9)(v)hfs 实验=1420MHZ(3.2.10)比较(329 )和(3.2.10)两式，二者相差3MHZ这是因为pe H pB而是 pe=(1+6)pB， 6 =0.0016 ，这就是反常磁矩 3.3精确测量精细结构常灵敏的一个新方法：量子化的Hall效应我们知道精细结构常数a，它表征了

25、电磁相互作用力，a值的精确测量在物 理中有根本的意义。这里介绍一个测量a的方法，即利用量子化Hall效应测量a。经典的Hall效应是19世纪末发现的一个重要物理现象，量子化Hall效应首 先是两名德国科学家 K.V.klitzing 和 Pepper 于 1980 年发现的，并因其重大意义 获得了 1985年诺贝尔物理奖，在klitzing和Pepper的实验中采用了由Si制成的 MOS结构。在MOS的Si和SiO2界面处硅表面形成一个陷阱，导电电子被禁闭 在该陷阱中。图中的纵轴为能量E,横轴垂直于Si表面，定为Z方向，在Z = 0 处即为Si- SiO2的界面，Ve和Ef分别表示导带底和费米

26、能级导带边低于Ef的 地方存有电子，处于势阱中的电子在Z方向有一个势垒，运动受到限制。因此能 级是分立的，但是，在(x, y)平面内电子仍然可以自由运动，并且能量仍然是准连续的，电子的总能量可以看作两项之和E二E + h2k2/2m*其中，是分立能级。 n我们称这种电子系统为二维电子气（2DEG）。量子化Hall效应就是利用2DEG在强磁场（对Is来说18T）和低温（4.2K以下）的条件下测量到的。量子化Hall效应的实验结果表示在上图中，它以楼梯形折线代替了经典Hall 效应的直线，阶梯的高度为e2/h ，因此， Hall 电阻的表达式可简明写作R 二 h/e2（25813）/i，其中 i

27、为整数。H此外，在出现 Hall 平台的同时，电场方向（即电流方向）的电阻（称为纵 向电阻）等于零。测量精细结构常灵敏的精确值有着重大意义，由a的表达式：a 二 1/4ks e2 /he 二卩 c / 2 x e2 / h，00得到R 二a-屮 e/2H0我们精确测量了R值，就可得到同样精确的a值。H第四章 精细结构（ ExAFS ）技术的应用4.1 类铍离子激发态的研究我们介绍一些国内关于原子精细结构研究的发展情况。类铍离子激发态的研 究是目前国际前沿课题。类铍离子是四电子的复杂原子系统，电子关联效应复杂。 采用多组态相互作用方法及Rayleigh-Ritz变分法，计算了类铍BII基态IS2

28、2S2S 和激发态IS22S2P3P0, IS22S2P3P0, IS22P23P0的非相对论能量。运用截断变分法进一步饱和函数空间得到能量的改进量，并考虑了相对论修正、质量极化效应等 获得了高精度的能量计算值，同时还计算了精细结构、辐射跃迁波长、振子强度、 辐射跃迁等。理论和方法：在 LS 耦合表象中，类铍离子的非相对论 Hamiltonnian 为-V 22H正0i=1+工丄ri，j=1 iji j4.1.1)四电子离子系统的基态波函数为屮(1,2,3,4) = AYbi式中A为反对称化算符，(1,2,3,4)为n(i),l(i)(1,2,3,4) = O( R)Ylm (0) xn(i)

29、,l (i)n(i),l (i)l (i)ssz其中(R) = n rnj exp( ar )n(i),l (i)jj jj=1对于每个i(i)，均有一组不同的非线性参数集a，轨道角动量部分为jCi n(i),l (i)(1,2,3,4)4.1.2)4.1.3)4.1.4)Ylm (=：7lmm 1l m 1 l m m lml(i)- 1 2 12 12 1 - 12 3 123 123 123mjl lm m LM123 41234n ylmjij =1 j i(巴)4.1.5)为简便计，将角动量波函数表示为/(i) = (/, /、, / , /1 2 12 3 123 4同样，四电子系

30、统自旋波函数也可表示为x = C(s, s )s , s y , s1 2 12 3 123 44.1.6)4.1.7)ssz非相对论能量E由Rayleigh-Ritz变分法，对非线性参数aj以及线性参数Cb变分优化能量极小而得a =0怦叮4.1.8)H12=0为了获得高精度波函数，我们进一步饱和束缚函数空间，采用截然变分方法 得到能量改进量AE，总波函数为res(1,2,3,4) = D p (1,2,3,4) + p (1,2,3,4)(4.1.9)i0 be式中，(1,2,3,4) = AY Dp (i),l(i)(1,2,3,4)(4.1.10)ei ni=1波函数（1,2,3,4）是

31、进一步饱和函数空间的部分，它取（1,2,3,4）相同的形eb式，但是其非线性参数aj是极不相同的，中的每组非线性参数利用截断变分 e方法进行优化能量得到，总的非相对论能量为E- E +AEnomoel b res为进一步获得高精度的能量计算值，还必须考虑相对论和质量极化。在Pauli-Breit 近似下，类铍离子相对论能量微绕算符包括X D4 （动量修正量）iH -k 8c 2i-1H -空D 2c 2i-l c4.1.11)H -二|eec 2i, j -1H -1f 1002c2 ri , j -1 iji ijjjr 2ij4.1.19)自旋与自旋相互作用） （4.1.20）于是精细结构

32、的能量微绕算符为H 二 H + H + H(4.1.21)FS SO SS SOO式中Li、Si分别为第i个电子的轨道和自旋角动量。在S表象中，用于计算这些微绕的波函数表示为：屮=Y (LSMS JJ )0LSJJzZ Z：M , sz式中 二AY C e(R)YlmLSMSzi n(i),l (i)l (i)sszLSMSz于是，精细结构能级为Qey h|JFS LSJJZ FS LSJJz:4.1.22)4.1.23)4.1.24)结果和讨论：为进一步改进能量值。我们还计算了相对论修正及质量极化效应，相对论微 扰算符Darwin项，电子与电子相互作用项和轨道相互作用项。除质量极化计算 到无

33、穷项外，其他各项均用一级微扰方法计算，结果如下：类铍原子 BII 基态和激发态的非相对论能量及相对论能量共振态IS 2 2S 2 1SIS2 2S2P 1P0IS22S2P3P0IS22P2 3 pNl43514845N914921931933Eb-24348149.3-24012020.2-24177584.8-23896350.8AEres-52.8-78.6-161.5-112.4Enonrel-24348202.1-24012098.8-24177746.3-23896463.2Hrel-6364.1-6021.6-6121.1-5817.9Hmp29.712.44.0-16.1Eto

34、tol-24354537-2418108-24183863-23902297 4.2非晶和纳米的x射线与扩展x射线吸收精细结构当前利用光谱精细结构对非晶和纳米材料的研究处于科研前沿，其中扩展X 射线吸收精细结构(ExAFS )技术的应用是典型的代表。我们下面介绍两类研 究课题，借以体现应用光谱精细结构的重要性。非晶和纳米ZrO YO (15%)的X射线与扩展X射线吸收精细结构利用化学共沉淀法制备非晶和纳米15% YO稳定的ZrO c，利用粉末X射线2 3 2衍射（XRD ）和扩展X射线吸收精细结构（EXAFS ）技术来表征其结果。E%AFS） 实验在北京正负电子对撞同步辐射实验室的4WIB光束

35、线XAFS实验站上进行， X射线能量通过Si（111）双晶单色器选出，不同温度处理的样品的ZrK吸收边 的吸收谱的室温下用透射方式测得。下面是数据分析及结果表 1 不同温度处理样品的 EXAFS 拟合结果处理温度/cZr-O/nm配位数c 2/10 -2 nm 2C3/10-3nm39000.22560.00730.0016765000.22660.00820.0019103000.22860.00800.002264处理温度/CZr-Zr/nm配位数c2 /10-2nm2C3/10-3nm39000.36011.50.0152-0.0000945000.35590.0156-0.000677

36、3000.3344.80.0160-0.000751数据分析利用UWxAFS软件包进行,很明显，非晶样品呈现出更简单的结构, 随着样品处理温度的升高，更多的精细结构呈现出来。利用XRD和EXAFS技术 对化学共沉淀法制备的 ZrO 15%Y O 样品进行了研究， XRD 结果表明，低于2 2 3300C温度处理的样品呈非晶态，高于500C处理的样品具有单一立方相的纳米 结构， EXAFS 的分析结果表明，对于非晶和不同晶粒尺寸的纳米样品， Z-O 配 位层的配位数和键长没有明显变化。 4.3机械合金化Fe CU体系的x射线吸收精细结构100-x x近年来，机械合金化方法在制备非晶态合金金属间化

37、合物、固溶体等领域得 到了广泛地应用。利用 XAFS 技术对其进行详细的研究有很多有意义的结果。XAFS 技术是确定原子局域环境结构的强有力手段，它对吸收原子周围的元素种 类和短程序有着很高的灵敏度。样品的Fe和CuK吸收边XAFS谱在合肥国家同 步辐射实验室(NSRL)UTC光束线和北京国家同步辐射实验室(BSRF)的4WBI 光束线/AFS实验站上室温测量。AFS结果表明，在机械合金化50h后，Cu30Ta70 的RDF曲线表现出明显的非晶态结构。利用/AFS方法，我们能定量地得到机械 合金化Fe Cu中Fe和Cu原子的近邻配位层的结构参量。100-/ /参考文献：1 郭奕玲，沈慧君，物理

38、学史，北京：清华大学出版社， 1993。2 郭光灿，量子力学，北京：高等教育出版社， 1980。3 大学物理，北京：高等教育出版社， 1983-2001。4 物理学报，北京：中国物理学会， 1990-2002。5 褚圣麟，原子物理学，北京：人民教育出版社， 1979。6 姚兆钧，光尝教程，北京：高等教育出版社， 1998。7 苟清泉，原子物理学，北京：人民教育出版社， 1979。8 母国光，战元令，光学，北京：人民教育出版社， 1978。9 梁灿彬，秦光戎，梁竹健，电磁学北京：高等教育出版社， 1980。10 姚端正，数学物理方法，武汉：武汉大学出版社， 1999。11 刘莲君，张哲华，量子力

39、学与原子物理学武汉：武汉大学出版社， 2000。12 Jenkins, F. A and White, H. E. “Fundamentals of Optics ”, McGraw-Hil. New York, 4th Ed, 197613 R. K. Ridley, Quantum Processes in Semiconductors, Clarendon Presses, Oxford (1979)14 A. L. King, Threnody mainc, W. H. Freeman&Co. 196215 D. Halliday&R.Resnick, Physics, Part I, John Wiley&sons, inc, New York, 197716 J.Y.Huang, J. Z.jiang, H. Yasuda, h.Mori, Phys. Rev. B58. 199817 P. J. Schilling, J. H. He, R. C. Tittsworth, Emma, Acta Mater. 199918 M. Doyama, M. Matsui, H. Matsuoka, S. Mitani, K. Doi, J. Magn. Matr. 93(1991)