原子化学

nullnullnull按照经典物理学, 原子是不稳定的,如下示意图但事实上,原子是稳定的,如下示意图明：在原子内，电子与核之间的各种吸引与排斥作用，与宏观质点的运动有质的差异，单用经典物理学的规律无法说明，必须以一种新的力学理论(量子力学)来加以研究。null§1-1 经典物理学的困难和量子论的诞生§1-2 实物微粒运动状态的表示法及态叠加原理 §1-3 实物微粒的运动规律—— 薛定谔方程§1-4 定态薛定谔方程的算符表达式：§1-5 氢原子与类氢离子的薛定谔方程及其解null §1-7 波函数和电子云的图形表示§1-8 多电子原子结构理论的轨道近似模型 ——原子轨道§1-9 电子自旋§1-10 原子整体的状态与原子光谱项§1-6 氢原子及类氢离子的解的讨论§1-11 原子内电子的排布和元素周期律null重点公式：本节重点： 1、三个著名实验导致“量子”概念的引入和应用 2、实物微粒的波动性 3. 物质波的实验证明和波恩的“统计解释” 4. 波粒二象性的必然结果—— “不确定关系”null第一个实验——黑体辐射：为了让理论计算得到的“能量 密度按频率（波长）分布”的曲线与黑体辐射实验得到 的曲线相符合 注：n称为量子数，是整数。 一、三个著名实验导致“量子”概念的引入和应用 普郎克提出“量子论”：主张振子能量有不连续性。 黑体由不同频率的谐振子组成，每个谐振子的能量总是 按某个“能量子0”的整数倍变化。公式：null(光源打开后,电流表指针偏转) “光子说”表明了——光不仅有波动性，且有微粒性， 这就是光的波粒二象性思想。 一、 三个著名实验导致“量子”概念的引入和应用  第二个实验——光电效应： 为了解释光电子的动能只与入射光的 频率有关，而与光的强度无关的实验事实null氢原子激发后会发出光来，测其波长，得到原子光谱。巴耳麦公式可写为： 第三个实验——氢原子光谱： 一、三个著名实验导致“量子”概念的引入和应用 n2 > n1, n1、n2为正整数null玻尔理论null总能量动能势能null  德布罗意假设:物质波的实验证明: (1)戴维逊—革末实验：电子束在镍单晶上反射 (2)汤姆逊电子衍射实验 二. 实物微粒的波动性 null 戴维逊—革末实验 他发现当一束 50eV的电子垂直地射在镍单晶的表面上时，在和入射束成50度角的方向上表现有反射出来最多的电子数。且实验结果与德布罗意关系式结论很好符合。 二. 实物微粒的波动性 null 汤姆逊电子衍射图 (示意) 汤姆逊使用了能量较大的电子，结果也得到了类似X射线衍射的花纹，从而也证明了德布罗意波的存在。 二. 实物微粒的波动性 null 电子的干涉作用并非两个电子的相互作用,而是 其波动本性决定.(2) 电子到达底片前,无法确定打在底片上的某处, 只知某处的可能性大,某处的可能性小,这是从 其粒子性上考虑.(3) 从波动性考虑,底片黑圈处物质波的强度最大, 波峰与波峰相遇处.结论:三、玻恩的“统计解释”: null具有波动性的粒子不能同时有精确坐标和动量. 当粒子的某个坐标被确定得愈精确,则其相应的动量则愈不精确;反之亦然.但是，其位置偏差(△x )和动量偏差(△ p )的积恒定. 即有以下关系:通过电子的单缝衍射可以说明这种“不确定”的确存在。 四. 波粒二象性的必然结果——“不确定关系” null1、波函数(Ψ) 微观粒子受不确定关系的限制，不能同时具有确定的位置和速度，只能知道粒子在空间某处出现的可能性，即：几率大小。 而不能确定粒子何时出现于何地。 几率大小正比于波强度。 因此：可用描述波的方法可以得到微观粒子运动的描述。 我们用波函数（Ψ）概念来代替“轨迹”，以表示微粒 的运动状态。null 2、波函数的性质 Ψ必须是连续的 Ψ必须是单值的 Ψ必须是有限的 Ψ可归一化 归一化：粒子在空间各点出现的几率密度之比等于波函数在这些 点的模的平方比，故乘上一个常数C后，粒子在空间各点出现的几率密度之比不变。 粒子所处的物理状态也不会改变。即：若能满足则称为归一化了的波函数。null例题nullnullnullnullnull 薛定谔方程的由来：自由粒子波函数：为满足归一化 分别对x、y、z进行两次偏导，得：null考虑到能量除动能外，还有势能V(x、y、z)null 实例——在势箱中运动的粒子 求解势箱中运动粒子的薛定谔方程：如果取金属体内位能为零由于势箱外=0，因此箱内的薛定谔方程为：nullX=0时， ψ（x)=0,  A=0null讨论：null 波函数的正交归一性：null例题null例题null算符和力学量的算符表示 力学量的算符化规则： 力学量算符的用途：本节重点：null称为薛定谔方程的算符表达式0、薛定谔方程的算符表达式：null若上式中f2等于一个常数a乘以f1本身，那么称f1为本征函数， 常数称为与f1 对应的本征值， 而把方程称为本征方程。 一个算符Â作用于一个函数f1,得到的将是另一个函数f2，力学量：力学中能用实验仪器观察得到的物理量， 如：E、P、M，它们都是坐标和动量的函数。1、算符和力学量的算符表示：算符：指对一个函数施行某种运算（或动作）的符号， 如：+、-、×、 ÷、 √ 。本征函数本征值null2. 力学量的算符化规则：⑴ 时空坐标的算符就是他们本身:⑵　动量算符定义为：⑶　其它物理量Q的算符表示法：先将它写成关于坐标、时间和动量的函数，再一一代换。⑷ 位能V(x.y.z)的算符和它原来形式完全一样。 null3、力学量算符的用途：A 、如果某个算符作用到波函数上，得到的新函数是一个 常数与原来函数之积，那么该力学量有确定值。例：一维势箱中电子的动能值，null例如：根据氢原子1s态的波函数表达式ψ1s,就可求得 其平均半径为：B 、如果该函数非此算符的本征函数，那么我们可以根据a0 为波尔半径 = 0.529 Å = 52.9 pmnull例题nullnull本节主要内容：1、 氢原子或类氢离子薛定谔方程的直角坐标表示式 2、 氢原子或类氢离子薛定谔方程的球坐标表示式 3、 变数分离法求解氢原子或类氢离子的薛定谔方程 4、 Φ(φ)方程的解 5、 Θ(θ)方程的解 6、 R(r)方程的解 7、 氢原子或类氢离子的完全波函数nullB: 根据波恩-奥本海默近似，即核固定近似， 简化哈密顿算符为：C:在核固定近似条件下，氢原子和类氢离子薛定谔方程的 直角坐标表示式为：A:氢原子和类氢离子中有二个粒子，其哈密顿算符为：1、 氢原子和类氢离子薛定谔方程的直角坐标表示式null2、 氢原子和类氢离子薛定谔方程的的球极坐标表示式 为了进行变数分离，便于直接 求解方程式，要进行直角坐标与球 极坐标之间的变换。null因此，球坐标系中薛定谔方程形式为：null将该式代入薛定谔方程的球极坐标形式中，于是有 式中等号左边只与r有关、右边只与θφ有关。两边恒等，必须 分别等于同一常数，设此常数为k，则：3、变数分离法求解氢原子或类氢原子的薛定谔方程null——勒让德方程 上述①②③三个方程分别叫做R(r)方程，Θ(θ)方程和Φ(φ)方程。此时波函数被分为三部分，分别求解。注意三个方程的变量的变化范围。…………(2)…………(3)null由原方程可得:常系数二阶线性齐次方程，得通解为：常数A,m可通过归一化，单值性条件求得：4、 Φ(φ)方程的解：归一化条件单值性条件null其解为：这种解是复数形式的。由欧拉公式有它们的线性组合也是方程的解，由此得到方程的实函数解：nullnull由原方程得：根据二阶线性微分方程解法推得：k =l(l+1), l=0,1,2,…≥∣m∣角量子数; 恒有 l ≥∣m∣, 对于确定的l，可取(2l+1)个m值; 当对K值进行这种限制后，可得方程收敛解形式为：其中系数由归一化条件得：5、 Θ(θ) 方程的解： 联属勒让得函数nullnull当将k=l(l+1)代入方程后，进一步整理得：——联属拉盖尔方程通过求解，可以得到：这里n=1,2,3…≥l+1 ;主量子数6、 R(r)方程的解对于每一个n值均有相应径向波函数其中nullnull7、氢原子或类氢原子的完全波函数　nullnull内容提要： 量子数： 在n维空间运动的粒子有n个量子数，氢原子及类氢离子 中的电子在三维空间运动，因此有三个量子数。 量子数的意义： （1）主量子数n：主要决定能量( n=1，2，3，…….）（3）磁量子数m: 决定核外电子角动量在z方向上分量的大小 （m=0, ±1, ±2, ……. ±l ） （2）角量子数l: 决定角动量大小（l=0,1,2,3，……. ≤n)null1、 量子数: 正象在一个三维势箱中需要有三个量子数来描述其中粒子运动状态一样，对于类氢离子的一个电子也需要三个量子数n, l,m来完全确定它的状态。他们的取值分别为：磁量子数 m, m=0,±1 ,±2 , …±l 角量子数 l, l=0,1,2,…,n-1主量子数 n, n=1,2,3,… null2、 量子数的意义: （1）主量子数 n ：主要决定能量 E 对单电子体系，在相同n，而l,m不同的状态时，其能量是相同的，这些状态互称简并态。对于一个给定的n，可以有n个不同的l的值，对各个l值，又有(2l+1)个不同m的可能值null根据以前学的角动量平方算符（P49式1-11）,化为球极坐标方括号内部分正好与勒让德方程式中括号部分一样,且令k=l(l+1)即后者是前者的本征值。由于l决定了角动量的大小，称它为角量子数.μB称为玻尔磁子，作为磁矩的最小自然单位（2） 角量子数l : 决定角动量大小null(3) 磁量子数 m:决定核外电子角动量在z方向上分量的大小 角动量在z方向上分量的算符的球坐标形式为：作用于波函数ψ上，有: 可见由三个量子数n,l,m 决定的波函数可以描述原子中电子的运动，习惯上称为轨道运动。null 为了进一步了解原子分子的电子结构以及化学反应中电子运动状态的改变或电子云的重新分布的情况，有必要来专门讨论一下波函数和电子运动的图像问题。 氢原子基态图示径向分布图 角度分布图 空间分布图null1、 氢原基态的各种图示电子云示意图 如果用小黑点的疏密来表示空间 各点的几率密度ψ21s的大小。 则黑点密度大的地方表示那里的 电子出现的几率密度大。 稀则ψ21s小。这样小黑点形象的 描绘了电子在空间的几率密度分布。 所以又叫做“电子云”。 null界面图 取电子出现的 总几率在90% 范围为一界面， 用界面图表示。 等密度面 将电子云几率密度 分布相等的各点连 起来,就形成了空间 的曲面。 null它表明在半径为r 的球面上单位厚度 (dr=1)球壳内电子 出现的几率。 考查半径为r、厚度为dr的球壳内电子出现的几率，靠核近处，几率密度很大，但是球面太小，电子出现的几率未必大；反之，离核远的地方球面很大，但该处几率密度较小，因此几率也不会最大。可以想象，一定在空间某个r处会出现几率最大的情况，我们用径向分布函数D来描述这种情况。D=r2R21s可以证明：令： 可见 对于氢原子1s态来说，在玻尔半径（r= a0）球面上发现电子的几率最大。而该态的界面半径：得r≈2.6a0null2、 径向分布图 径向波函数R(n,l),是反应在任意给定角度方向上,波函数ψ 随r变化的情况。它取决于主量子数和角量子数的大小且满足 归一化条件。 径向密度函数R(n,l)2,是反应在任意给定角度方向上, 电子云密度随r变化的情况。径向分布函数D(r),,是指在半径r处单位厚度球壳层内 找到电子的几率。径向截面数 ( n-l-1 ) 个，径向极值 （ n-l )个null 图一 氢原子径向函数null图二 径向密度函数图 null 图三 径向分布函数图null对图象的说明：径向波函数： 径向分布节面数为n-l-1个，这和R(r)数中不等于0的因子外，剩下的r多项式中最高的阶次是一致的，只有S态才有非0值。径向密度函数：此图表明S轨道上的电子在原子核处有一个相当大的几率密度，而P轨道和d轨道上的电子则在原子核处的几率为0。径向分布函数：对于相同的n来说， l越大径向分布曲线最高峰离核越远，但是其次级峰恰可能出现在距核较近区。这样就产生了各轨道间的相互渗透现象，即：钻穿效应。null 3、 角度分布图 讨论分子的静态结构及在化学反应中发生的化学键变化时，我们最关心的还是轨道和电子云的角度分布Yl,m(θ,φ) ，它是波函数的角度部分，可以借助通过原点的一个或几个平面上Y函数的极坐标剖面图来表示电子的角度分布图。 由于Y与主量子数无关，所以我们只要讨论不同l的各类即可。null 以下是几类角度分布图示例： (1) S轨道 (2) P轨道PzPxPynull氢原子d-轨道( l = 2 )角度分布nullnull4、 空间分布图 有了电子云的角度分布，并不就等于它的空间形状。 因为电子云的实际形状要同时考虑它的径向分布和角度分布。例如： 3Pz的 径向分布有两个 极大值一个径向节面，而它的 角度分布有一个角节面，所以 实际的电子云图象就有两个极 大值，两个节面。 nullnullnullnullnullnullnullnullnullnullnullnullnullnullnull例题nullnullnullnull多电子原子与氢原子及类氢离子间的最主要区别： 含有两个或两个以上的电子，如He, Li等对多电子原子的薛定锷方程为:null对于式子：电子的动能算符；原子核对电子的吸引位能算符；电子之间的排斥位能算符；其中：对上式的几点说明：null有关原子单位：简化形式：导出单位：null 假定：每个电子都在原子核的静电场及其它电子的有效平均场中独立运动着，于是，在该电子的势能函数中，其它电子的坐标都在对电子排斥能求平均的过程中被去除掉了，唯独剩下该电子自己的坐标ri作为变量。故，可认为电子 i的总势能为： 这相当于，把其它电子都看成按一定几率分布的“电子云”模型，那么， 此“电子云”的静电场就是有效平均场的主要成分， 轨道近似或单电子近似方法： null 轨道近似或单电子近似方法： null1. 中心力场近似：因此，null2. 半处理方法——屏蔽模型斯莱脱公式null屏蔽常数的计算： 一般外层电子对内层电子的屏蔽作用较小，但因电子的波动性使各轨道的径向分布相互渗透，外层电子的径向分布曲线在距核较近的周围空间也有一定分布(即钻穿效应）； 对内层电子也有屏蔽作用但通常情况下一般不予考虑; 内层电子对外层电子的屏蔽作用较大，达0.85——1.00； 同层电子为0.20——0.45。 半经验处理方法——屏蔽模型 斯莱脱方法：斯莱脱方法：①将核外电子分组，除ns和np并为一组外，其余的凡n, l两个量子数不全同的均自成一组。如：1 s;   2s, 2p;   3s,3p;  3d;   4s,4p;   4d;   4f  等 ②外层电子对内层电子的屏蔽作用为0 ③1s组内的电子之间的屏蔽系数为σ1s= 0.30，其余各组内电子之间的屏蔽系数为σ= 0.35 斯莱脱方法斯莱脱方法④对于s, p电子，内一层每个电子对它的屏蔽系数是σ= 0.85，内二层及更内层的电子对它的屏蔽系数均是σ=1（这个方法适用于n = 1 ~ 4）  有效主量子数： n’= 1, 2, 3, 3.7, 4.0, 4.2……. n= 1, 2, 3, 4, 5, 6…….斯莱脱方法例题１：斯莱脱方法例题１：例1. 按中心势场的屏蔽模型求Li原子能级,原子总能量.(1s=0.3 , 2s=2.0) 解： (1,2,3)=1s(1)1s(2)2s(3) 例题１例题１例2. 计算C 原子的总能量 例2. 计算C 原子的总能量 解：电子排布c :1s22s22p2 按斯莱托规则，相当于 c :1s2（2sp）4 E1S  = ─13.6×(Z─σ1s-1s)2/n2 = ─13.6×(6─ 0.3)2/12 = ─441.86 eV E2Sp  = ─13.6×(Z─σ1s-2sp─σsp-sp)2/n2 = ─13.6×(6 ─ 2×0.85 ─3×0.35)2/22 = ─143.65/4 = ─35.91 eV例2例2原子总能 E = 2E1s+2E2s+2E2p = 2E1s+4Esp   = 2×(─ 441.86) + 4×(─143.65/4) = ─1027.37 eV null 半经验处理方法——屏蔽模型 null自 洽 场 模 型 1928年哈特利根据轨道近似的思想提出i电子受到其他电子的排斥作用能为：|ψj|2dτj为j电子出现在dτj中的概率； е2/(4πε0rij)|Ψj|2 dτj为j电子出现在dτj中对i电子排斥能的贡献；∫е2/4πε0rij|Ψj|2 dτj表示j电子出现在整个空间对i电子的排斥能之和（注意积分后不再出现j电子坐标）。由于j电子不止一个，须对所有其他电子对i电子的排斥能进行累加,于是有上式。null此式称为原子的哈特利方程。这是一个积分微分方程，要解方程须知所有j电子的|ψj|2，而ψj也正是要求的波函数。因而陷入了要求方程解须先知方程解的困难。这可以通过自洽场的技术来解决。此时 i电子的薛定谔方程为null求解此方程可先假设n个归一化的波函数j (j=1,2,3，…，n)称为零级波函数，用这些波函数求V（ri），代入方程求解得到一组新的波函数j(j=1，2，3，…，n）称为一级近似波函数，再以一级近似波函数求V（ri），进而求得质量更好的二级近似波函数，反复迭代,直到两次计算结果(波函数或相应的轨道能)相吻合在一个预先设置的误差范围内为止。 迭代次数的多少常与初值有关，初值可取完全忽略电子间排斥作用的波函数作为零级波函数。null迭代举例： 例如方程x=10+lgx，先知x才能求出x;为此人们采用迭代法求解这类方程。既先假设一个x0（一个合理值）代入方程求得x1， x1与x0不一致，即⊿x≠0，但x1比x0更接近方程解，再以x1代入求x2，反复代入直至⊿x=0或某一微小值，这一过程称为迭代，这种求解方程的方法称为自洽场法（SCF）。null 例：对于方程x=10+lgx，x0=11 ⊿=xi+1-xi x1=10+lgx0=11.041392685 ⊿=0.041392685 x2=10+lgx0=11.043023856 ⊿=0.001631171 x3=10+lgx0=11.043088010 ⊿=0.000064154 x4=10+lgx0=11.043090533 ⊿=0.000002523 x5=10+lgx0=11.043090633 ⊿=0.000000100 x6=10+lgx0=11.043090636 ⊿=0.000000003 x7=10+lgx0=11.043090637 ⊿=0.000000001 x8=10+lgx0=11.043090637 ⊿=0.000000000 经8次迭代完全自洽，x=11.043090637，如认为⊿=10-6即自洽，只需迭代5次。null注意： 轨道能Ei=Ēi(动能) +Ēi(核吸引能)+Ēi(其它电子对i的平均排斥能) 在计算V（ri）时仅对i≠j作了限制，所有电子轨道能的总和为 ∑Ei= ∑Ēi(动能)+∑Ēi(核吸引能)+2Ē(全部电子平均排斥能) 所以 E=∑Ei - ∑∑Jij (iE4s。 第四周期元素，当有d电子填充时,如镍Ni，E3dβ＝－18.7eV，E4sβ＝-7.53ev, E3d< E4s 。 第二长周期从37号（铷）开始，第三长周期从55号（铯）开始，第四长周期从87号（钫）开始也有类似的所谓能级“倒置”的现象。引起能级倒置的原因可定性地用钻穿效应和屏蔽效应等因素加以解释。 null钻穿效应 : n和l有所不同的轨道上的电子由于电子云径向分布的差异引起轨道能不同的效应。 可用电子ⅰ的 衡量其钻穿深度。 rⅰ是电子ⅰ离核距离,其倒数的平均值 <1/ rⅰ>可由轨道核吸引能 E核吸引,ⅰ =-z〈1/(4πε0 r I) 〉计算。 r p, ⅰ =1/<1/ rⅰ>null例如: Ni 的3F谱项中 4s电子的rp, 4s =0.1280nm， 3d电子的r p,3d=0.0381nm, 这表示3d电子离核平均距离较4s小，即钻穿得较4s为深，或在核附近出现的机率较4s大。这正是3d的核吸引位能低于4s的原因。 null屏蔽效应来源于每个电子所受到其他电子的排斥作用。 索末菲尔德（A.Sommerfeld）、斯莱特等用屏蔽常数表达屏蔽效应的大小。原子中某自旋-轨道i 上电子的屏蔽常数σi表示这个ⅰ电子所受到的其他各电子的排斥作用的总结果相当于抵消（屏蔽）掉若干个核电荷的吸引作用。他们并认为这σi是其他各自旋－轨道j上的电子对它的屏蔽常数σj→i的加和， σi =∑ σj→i jnullσj→i的一些规律，其要点简述如下： （1） 较内层电子，即钻穿较深的电子，对较外层电子的屏蔽常数在0.85~1之间。它们的钻穿深度差异愈大则这种屏蔽常数愈接近1。 （2） 同层次电子，其钻穿深度相同、相互间屏蔽常数显著地小于1，但仍很重要，一般在0.2~0.45左右。 （3） 较外层电子对较内层电子的屏蔽常数（外屏蔽效应）更小，在初步讨论问题时可忽略不计。 null习题1 关于原子轨道能量的大小如下叙述是正确的是 ) A. 电子按轨道能大小顺序排入原子 B. 原子轨道能的高低可用（n＋0.7ι）判断 C. 同种轨道的能量值是一个恒定值 D. 不同轨道的原子轨道能级顺序不尽相同 (D)习题2 Li 2+离子的轨道能级次序为 A. 6s>5d>4f B. 6s<5d<4f C .无法比较 D. 存在交叉 (A) null (1)保里不相容原理 (2)能量最低原理 (3)洪特规则 二、原子核外电子排布的原则null（1）保里不相容原理 根据全同粒子反对称性的要求，在同一原子中，不能有两个或两个以上的电子具有相同的四个量子数n、ι、m和m s。也就是说，在每一个原子轨道中，最多只能容纳两个电子，且自旋必须相反。 这样，每个壳层所能容纳的电子数可按下式计算 n－1 ∑ 2(2l+1)=2n2 l＝0 相应于K、L、M、…各电子层，n＝1，2，3， …，所能容纳的电子数分别为2，8，18， …。对应于确定的n、l值，可有2(2 l ＋1)个m和ms不同的量子态，故对s亚层来说(l ＝0)，可以填充2个电子，对p、d、f亚层，可分别填充6，10，14个电子。null习题3如原子基态的第六层电子只有4个电子，则原子的第五层电子数为（ ） A. 8 B. 18 C. 32 D. 8~18习题4已知某元素在氙之前，当此原子失去2个电子后，在它的角量子数为2的轨道上，电子恰为全满，推测此元素为（ ） A. Zn B. Cd C. Ca D. Sr BBnull(2)能量最低原理 原子核外电子的排布，在符合保里原理的前提下应尽可能使体系的总能量为最低，这就是能量最低原理。 在绝大多数情况下电子是按轨道能次序n+0.7l填充到n、l 轨道中去的。 但对第一长周期过渡元素而言是ε3d<ε4s 。为何电子优先填入能量较高的轨道呢？这主要是因为在这种情况下3d电子钻穿深度显著超过4s，与其他3d电子及内实电子间排斥较大，且使内实电子变得稍“松弛”一些，这可使内实电子位能升高。总的结果使原子整体的能量比先填入4s轨道时为高。 null(3)洪特规则 根据原子光谱数据规律，具有最大自旋S值的谱项能级最低，这就说明在角量子数l 相同的等价轨道上排布电子时，应尽可能分占磁量子数m值不同的轨道，且自旋平行（ms都取1/2或-1/2）。 此外，具有充满闭壳层p6、d10，f14等或半充满开壳层p3、d5、f7等组态，与其他的可能组态相比，其取同向自旋的电子数为最多，故可获得的交换能补偿最多，表现为最稳定。 例如在第四周期中： Cr不是4s2 3d4而是4s1 3d5 Cu不是4s2 3d9而是4s1 3d10  null 习题5同一周期元素的第一电离能，基本上随着原子序数的增加而增加，但并不是单调上升，如第二周期的Be，N, Ne都比相邻的元素第一电离能为高，为什么？答案： 同一周期元素电子层数相同，随着核电荷增加核对电子吸引力增加，而电子数增加排斥力增加较小，所以随着原子序数增加失去电子所需能量增大，电离势基本上依次增大。当轨道出现半满、全满、全空的情况时，例如Be（1s22s2），N(1s22s22p3)，Ne(1s22s22p3) ，失去一个电子所需能量比其邻近元素的原子要大，所以电离能并非单调上升。 null习题6 不看元素周期表排出第82号元素的电子组态并指出它在元素周期表中的位置指出元素名称推测其主要的化学性质价态等。答案：电子组态【Xe】6s24f145d106p2，从电子层数可知在第六周期，从最后填充的是p电子可知是p区元素，最外层电子数是4，所以是第IV主族元素，名称为铅，金属元素，它有Pb4＋和Pb2＋，由于相对论效应促使6s2电子不易失去而常保持低价态。三. 离子的电子层结构三. 离子的电子层结构在原子的电子填充顺序中，电子相互作用能往往起着重要作用；而离子的电子排布中，核吸引作用能却成为起支配性因素。这一情况也出现在多原子的内层轨道占据顺序上。所以实际上离子中电子的排布顺序更主要的是按主量子数的大小由低向高的。即为： 1s,2s,2p,3s,3p,3d,4s,4p, 4d,5s,5p,4f,5d,6s,6p,5f,6d,… nullnp先于ns，其次是ns,(n-1)d，最后(n-2)f1 周期表中p区元素是s2px或d10s2px，或f14d10s2px，x=1～6。当x=6时，能级组恰好充满，形成稳定的惰气原子。当x=1～5时，它可以得到（6-x）个电子成为（6-x）价负离子；或在失去x个p电子后成为x价正电子，如果再进一步失去2个电子，就使化合价再升高+2价，至于d电子和f电子，一般不电离。 所以，在原子的最外层能级组中，如同时有ns，np，（n-1)d和（n-2)f电子的话，那么可以按照离子的电子排布（n+0.4l）规则进行电离。null ds区元素d10sx，x=1或2，一般先失去x个s电子变成x价正离子，有时可再失去1～2个电子成为（x+1）或（x+2）价正离子。 243 d区元素dxs2，x=1～8。它们常常失去2个电子和不等数目的电子而呈现出变价。 s区元素sx，x=1或2，电离时就失去x个s电子成为x价正离子。null