VersuchsprotokollGrundpraktikum Physikalische Chemie WS 09/10

Versuch 10: Spektralanalyse

Assistent: Dr. Ute KolbVersuchsdurchführung: 20.01.2010Protokollabgabe: 27.01.2010

Gruppe B2

Carmen Fischer carmen�@students.uni-mainz.deDaniel Limbach dlimbach@students.uni-mainz.deNadine Leber nleber@students.uni-mainz.deSven Otto svenotto@students.uni-mainz.de

Inhaltsverzeichnis

I. Versuch 10: Spektralanalyse 3

1. Theoretische Grundlagen 3

1.1. Bohrsches Atommodell . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 31.2. Beschreibung der Linienspektren . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 5

2. Durchführung 6

3. Auswertung 7

3.1. Erstellung der Eichkurve . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 73.2. Bestimmung der Spektrallinien von H2, He, Ne, Ar, N2 . . . . . . . . . . . 103.3. Berechnung der Rydberg-Konstanten . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 133.4. Die Balmer-Serie . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 17

4. Fazit 18

II. Anhang 19

5. Literatur-, Tabellen- und Abbildungsverzeichnis 19

6. Orginaldaten 20

Teil I.

Versuch 10: Spektralanalyse

1. Theoretische Grundlagen

In diesem Versuch arbeitet man mit einem Prismenspektrometer, in dem man die Emissi-onsspektren unterschiedlicher Elemente betrachtet. Dazu verwendet man Damp�ampen, diedurch Anlegen einer Spannung gezündet werden. Die verwendeten Elemente müssen gasför-mig oder leicht in die Gasphase zu bringen sein, also einen hohen Dampfdruck aufweisen,damit eine Anregung der Elektronen möglich wird und somit die zu beobachtende Emissiongemessen werden kann. Dabei werden die Banden sichtbar, die das Licht der entsprechendenWellenlänge emitieren. Anders ist dies bei Absorptionsspektren. Dort fehlen dem Spektrumdie Banden des absorbierten Lichts, sodass insgesammt die Komplementärfarbe des absor-bierten Licht zu sehen ist. Da im Versuch jedoch Emissionsspektren erzeugt werden, soll hiernicht weiter auf Absorptionsspektren eingegangen werden.

1.1. Bohrsches Atommodell

Die Grundlagen zur Berechnung der dem Spektrum entsprechenden Energiezustände bildetdas Bohrsche Atommodell. Nils Bohr ging dabei von einem Wassersto�atom aus und pos-tulierte, dass sich Elektronen mit einer Geschwindigkeit v um den Kern auf stabilen Kreis-bahnen bewegen. Damit das Elektron auf einer stabilen Kreisbahn bleibt, geht die klassischeMechanik davon aus, dass auf das Teilchen zwei entgegengesetzte Kräfte wirken, die sichgegenseitig aufheben müssen. Diese Kräfte sind als die elektrostatische Anziehungskraft oderCoulomb-Kraft FC und die Zentrifugalkraft FZ bekannt. Dies lässt sich wie folgt beschreiben:

FC =1

4πε0

· Q1 ·Q2

r2n

= − e2

4πε0 · r2n

(1)

FZ =me · v2

n

rn(2)

FZ!

== FC

⇒ mev2n

rn= −

(− e2

4πε0r2n

)mev

2n =

e2

4πε0rn(3)

Dabei sind Q1 und Q2 der Ladung von Kern und Elektron. Diese sind betraglich gleich groÿund entsprechen der Elementarladung e = 1, 602 · 10−19C.Weiter ist ε0 = 8, 85 · 10−12 As

V mdie Dielektrizitätskonstante im Vakuum, rn der Radius der

Kreisbahn n und me = 9, 11 · 10−31 kg die Masse des Elektrons.Problematisch an dieser Annahme sind jedoch die Gesetze der klassischen Elektrodynamik.

3

Die Maxwell-Gleichungen besagen, dass eine beschleunigte Ladung, wie in diesem Fall dasbewegte Elektron auf der Kreisbahn, kontinuierlich Energie verlieren und diese als Licht ab-strahlen müsste. Somit würde das Elektron auf einer Spiralbahn dem Kern immer näherkommen und schlieÿlich mit diesem kollidieren. Desweiteren würden so kontinuierliche Spek-tren aufgenommen, da die Radien Elektorenenbahnen nicht diskret wären.Da dies nicht der Beobachtung entsprach stellte Bohr ein zweites Postulat auf. Er ging davonaus, dass sich die Elektronen nur auf bestimmten Bahnen strahlungfrei bewegen könnten unddass der Wechsel von einer Bahn auf die andere instantan ohne einen Weg vonstatten geht.Um die Bahn zu wechseln muss die erhaltene bzw. verlorene Energie des Elektrons in Formvon elektormagnetischer Strahlung transportiert werden.In seinem dritten Postulat de�nierte Bohr dann diese strahlungsfreien Bahnen. Dabei ist derBetrag des Bahndrehimpuls ~L ein ganzzahliges Vielfaches des planckschen Wirkungsquan-tums ~.

|~L| = |~r × ~p | = m · v · r = n · ~ = n · h2π

mitn ∈ N (4)

v2 =n2h2

4π2 ·m2e · r2

n

(5)

Setzt man diesen Ausdruck nun in Gleichung 3 ein so erhält man:

rn = n2 · h2 · ε0

π ·me · e2≈ n2 · 0, 053nm (6)

Um die Energiezustände der Elektronen zu bestimmen, die sich auf den strahlungsfreienBahnen bewegen, geht man davon aus. dass es zu keinem Energieverlust kommt. Somitergibt sich:

En = Ekin + Epot =1

2mev

2n −

e2

4πε0rn(7)

wobei die kinetische Energie bekannt und die potentielle Energie über das Wegintegral derKraft zu berechnen wird:

Epot = −rn∫∞

FCdr = − e2

4πε0rn(8)

Aus Gleichung 3 und 6, die in Gleichung 7 eingesetzt werden erhält man schlieÿlich diemöglichen Energiezustände En, wobei deutlich wird, das ein Elektron nur ganz bestimmteEnergiezustände (− 1

n2 )annehmen kann. Dabei spricht man von quantisierten Energiezustän-den.

En = − 1

n2· mee

4

8ε20h

2︸ ︷︷ ︸const

(9)

4

1.2. Beschreibung der Linienspektren

Da man nun die Energiezustände des Elektons vom Wassersto� berechnen kann, macht mansich nun das Wissen von Einstein und Planck zu Nutze, um die Spektrallinien beschreiben zukönnen. Dabei geht man davon aus, das ein angeregtes Elektron in einem angeregten Niveaubei der Rückkehr in einen energieärmeren Zustand die Energiedi�erenz in Form von Lichtabgibt.

E = h · ν (10)

ν =c

λ(11)

E =h · cλ

(12)

Zur Bestimmung der Spektrallinien verwendet man die reziproke Wellenzahl λ−1, die sich mitden in Gleichung 9 bestimmten Energien berechnen lässt.

1

λ=E2 − E1

hc=

mee4

8ε20h

3c·(

1

n21

− 1

n22

)mitn2 > n1 (13)

Betrachtet man den Spezialfall n1 = 1 und n2 =∞, so erhält man

1

λ=

∆Enhc

=mee

4

8ε20h

3c︸ ︷︷ ︸R∞

(14)

mit R∞ als Rydberg-Konstante. Multipliziert man diese mit hc, so erhält man die Energie,die nötig ist, um ein Elektron vom Energiezustand n1 = 1 ins Unendliche anzuregen, dasAtom also zu ionisieren. In Abbildung 1 ist das Emissionsspektrum von Quecksilber gezeigt.

Abbildung 1: Emissionssperkrum von Quecksilber (aus [3])

5

2. Durchführung

In diesem Versuch wurden die Linienspektren von Quecksilber, Wassersto�, Helium, Neon,Argon und Sticksto� mit Hilfe eines Prismenspektrometers aufgenommen. Hierzu wurden diebeiden Enden der Quecksilber-Damp�ampe an den Elektroden befestig und die Spannung soweit erhöht, bis die Lampe leuchtete. Diese wurde nun so vor dem Spalt positioniert, dass dieIntentsität dahinter maximal war. Das Prisma wurde entsprechend der Markierung eingesetztund danach nicht mehr bewegt. Es wurde zunächst dreimal das Quecksilberspektrum aufge-nommen, da dieses zur Erstellung einer Eichkurve verwendet werden sollte. Dieses Spektrumbietet sich zum Eichen an, weil es nur wenige aber dafür klar zu sehende Linien enthält (sieheAbbildung 1).Dazu visierte man die sichtbaren Spektrallinien mit dem Fadenkreuz des Okulars an undlas den Ablenkwinkel an der Noniusscheibe auf zwei Nachkommastellen genau ab. Der be-schriebene Vorgang wurde für alle Spektrallinien aller Lampen der oben genannten Elementewiederholt. Vor dem Wechseln der Lampen wurde die Spannungsquelle ausgeschaltet, nachdem Wechsel wurde die neue Lampe wieder so vor dem Spalt positioniert, dass das Linien-spektrum gut zu erkennen war.Das Sticksto�spektrum konnte aufgrund starken Flackerns der Lampe nur qualitativ festge-halten werden. Ein Bestimmen der Ablenkwinkel war nicht möglich.

Abbildung 2: Schematischer Aufbau des Prismenspektrometer (aus [1])

6

3. Auswertung

3.1. Erstellung der Eichkurve

Für die Erstellung nutzt man die Spektrallinien der Quecksilbergaslampe, diese leuchtet beiAnlegen einer Hochspannung bläulich. Die gemessenen Werte der einzelnen Spektrallinien(siehe Tabelle 1) werden gemittelt und gegen die jeweilige Wellenlänge aufgetragen, die imSkript als Literaturwert angegeben war. Die erhaltenen Kurve wird durch ein Polynom zwei-ten Grades angenähert. Um die Werte in einem Graphen auftragen zu können, wurden dieBogenminuten durch 60” geteilt um so eine Dezimalzahl zu erhalten, die die Nachkommas-telle der Gradzahl darstellt.Desweiteren wurde keine Angabe zu einem Fehler gemacht, da das Einstellen des Faden-kreuzes auf die Spektrallinie, sich teilweise sehr schwierig gestaltete. Die Wahl eines Fehlerswäre hier sehr willkürlich, deshalb wurde kein Fehler angenommen, nichtsdestotrotz sind alleWerte als fehlerbehaftet zu betrachten.Für die Eichkurve konnte als Fehler die Standardabweichung s angenommen werden.

Tabelle 1: Werte zur Erstellung der Eichkurve

gemessene Werte und in Grad umgerechnete WerteλLit θ1

θ1/◦ θ2θ2/◦ θ3

θ3/◦ θ/◦ s/◦

404,7 50◦34" 50,60 51◦17" 51,28 50◦45" 50,75 50,87 0,37435,8 49◦30" 49,50 49◦49" 49,63 49◦39" 49,65 49,59 0,08491,6 48◦32" 48,53 48◦26" 48,43 48◦27" 48,45 48,47 0,05546,0 47◦53" 47,88 47◦44" 47,73 47◦51" 47,85 47,82 0,08577,0 47◦18" 47,30 47◦33" 47,55 47◦34" 47,57 47,47 0,15623,4 46◦39" 46,65 45◦55" 45,92 46◦48" 46,8 46,46 0,47

Die grau hinterlegten Werte werden in Abbildung 3 aufgetragen:

7

Abbildung 3: Eichkurve mit Polynom zweiten Grades

Der Fit zweiten Grades ergibt:

θ = m2 · λ2 +m1 · λ+ b (15)

θ = (5, 374± 1, 623) · 10−5 · λ2 − (0, 06696± 0, 01628) · λ+ (69, 73± 4, 023) (16)

Man sieht, dass der erste und letzte Wert zum einen extrem von der Eichkurve abweichen,aber auch zum anderen, dass die Fehlerbalken sehr viel gröÿer sind als bei den restlichenWerten. Der Grund ist, dass diese zwei Linien eine sehr schwache Intensität aufweisen undentsprechend schwer präzise zu bestimmen waren. Da die restlichen Linien eine relativ hoheIntensität aufwiesen und diese auch kaum von der angelegten Eichkurve abweichen, ist dieEichkurve doch als relativ gut zu bewerten. Sie kann deshalb ohne gröÿere Bedenken für diefolgende Bestimmung der Spektrallinien der anderen Elemente benutzt werden.Bei der Bestimmung der Wellenlängen für die Spektrallinien der anderen Elemente ergibtsich das Problem, dass die angelegte quadratische Kurve nicht den gesamten Messbereichabdeckt sondern bei etwa 650 nm und 47,19 ◦ das Minimum hat und sich so alle Werte unter47,19 ◦ nicht bestimmen lassen.

8

Es wird deshalb ein Polynom ersten Grades angelegt, der mit Sicherheit den gesamten Mess-bereich abdeckt, ob diese Wahl aus theoretischen Gründen sinnvoll ist, ist aus der Versuchs-vorschrift nicht ersichtlich.Der neue Fit ist in Abbildung 4 gezeigt. Man kann hier sehen, dass mit Ausnahme des erstenalle Messwerte nah an der Eichgerade liegen.

Abbildung 4: Eichkurve mit Polynom ersten Grades

Man erhält:

θ = m · λ+ b (17)

θ = −(0, 01578± 8, 541 · 10−4) · λ+ (56, 359± 0, 427) (18)

9

3.2. Bestimmung der Spektrallinien von H2, He, Ne, Ar, N2

Anhand von Gleichung 18 lassen sich die gemessenen Winkel der Spektren in die dazuge-hörigen Wellenlängen umrechnen. Diese sind in den folgenden Tabellen für die jeweiligenElemente aufgelistet.Zusätzlich wurde versucht den jeweiligen Banden ein Literaturwert (Quelle [2]) zuzuordnen.Dies erwies sich jedoch nicht in allen Fällen als einfach, da einerseits des öfteren mehrereLiteraturwerte zur Auswahl standen und andereseits einige Messwerte sich nicht in der Näheeines Literaturwertes befanden. Bei letzteren wurde somit auf eine Zuordnung verzichtet.

Tabelle 2: Wellenlängen der Spektrallinien von Wassersto�

θ/◦ λ/nm λLit/nm

49,58 429,6 434,048,57 493,6 486,147,43 565,9 -46,85 602,6 656,3

Wie zu erwarten wurden beim Wassersto� nur wenige diskrete Linien im sichtbaren Bereichgefunden. Diese entsprechen denen der Balmer-Serie (siehe Aufgabe4). Anhand der starkenersten roten Linie wird auch deutlich, dass diese erste Anregung nur eine vergleichsweisegeringe Energie benötigt.Die beiden letzten Linien waren nur schwer zu erkennen und di�us, sodass sie möglicherweisevon der Umgebung kamen. Dies würde die groÿe Abweichung von der Literatur bzw. dieNichtentsprechung zu selbiger erklären.

Tabelle 3: Wellenlängen der Spektrallinien von Helium

θ/◦ λ/nm λLit/nm

49,23 451,8 447,148,43 502,5 501,648,27 512,6 501,648,20 512,8 504,847,33 572,2 587,646,78 607,0 667,8

10

Tabelle 4: Wellenlängen der Spektrallinien von Neon

θ/◦ λ/nm λLit/nm

47,83 540,5 540,147,77 544,3 543,347,40 567,7 566,347,33 572,2 -47,30 574,1 -47,25 577,2 -47,20 580,4 -47,18 581,7 -47,13 584,9 585,247,08 588,08 588,247,03 591,2 591,446,97 595,0 594,546,93 597,5 597,646,85 602,6 603,046,82 604,5 604,646,75 608,9 609,6

Tabelle 5: Wellenlängen der Spektrallinien von Argon

θ/◦ λ/nm λLit/nm

50,15 393,5 394,749,77 417,6 418,249,62 427,1 427,249,15 456,8 454,548,80 479,0 479,948,08 524,7 524,647,72 547,5 547,347,68 550,0 550,647,58 556,3 555,947,33 572,2 571,347,18 581,7 580,246,90 599,4 599,546,62 617,2 617,3

Die Linien der Edelgase im sichtbaren Bereich sind auf den ersten Blick erstaunlich, da manaufgrund der höheren Kernladung und der abgeschlossenen Valenzschale eine wesentlich hö-here Anregungsernergie und somit eine Emission im UV-Bereich erwarten würde. Die vielenLinien lassen sich jedoch dadurch erklären, dass die angeregten Elektronen nicht auf direktemWeg zurückfallen sondern über verschiedene Zwischenzustände einnehmen auf dem Weg zum

11

Grundzustand. Die Energiedi�erenz zwischen diesen einzelnen Zuständen ist geringer und so-mit wird langwelligere, sichtbare Strahlung emittiert. Die groÿe Vielzahl von Linien deutetauf eine groÿe Zahl von möglichen Zwischenzuständen hin.Die ausgeprägten Spektren lassen sich desweiteren mit der gröÿeren Anzahl an Elektronenbegründen.

Das Spektrum von Sticksto� konnte aufgrund des starken Flackerns der Gaslampe nur qua-litativ aufgenommen werden:

Abbildung 5: Skizziertes Emissionsspektrum von N2

Auch hier ist zu erkennen, dass eine Vielzahl von Zwischenzuständen existieren müssen.

12

3.3. Berechnung der Rydberg-Konstanten

Für die Bestimmung der Rydberg-Konstanten macht man sich Gleichung 13 zunutze. Dafürmisst man die sogenannte Balmer-Serie mit dem Prismenspektrometer, dies sind die Spek-trallinien die man sehen kann, wenn das Elektron von einem höheren Energieniveau auf daszweite Energieniveau "fällt". Im Folgenden sind die Wellenlängen der sichtbaren Spektralli-nien nochmals angegegeben, sowie der zugehörige Übergang. Die Vorgehensweise dabei istganz einfach, die gröÿte Wellenlänge wird dann emittiert, wenn das Elektron von Niveau 3auf 2 fällt, usw.

Tabelle 6: gemessene Balmer Serie mit Wassersto�

θ/◦ λ/nm λlit/nm1/λ1/m

Übergang (n2 → n1) 1/n22

46,85 602,6 656,3 1,659·106 3→ 2 0,111147,43 565,9 - 1,767·106 4→ 2 0,062548,57 493,6 486,1 2,026·106 5→ 2 0,040049,58 429,6 434,0 2,328·106 6→ 2 0,0278

Um die Rydberg-Konstante zu ermitteln trägt man 1λgegen 1

n22auf, man erwartet einen

linearen Zusammenhang mit der Steigung m = −R∞ und einem Achsenschnitt b = R∞n2

1=

R∞4. Die Abbildung und die lineare Regression wurde mit Origin erstellt bzw. berechnet.

Abbildung 6: 1λ gegen 1

n22

13

Die Werte für Steigung und Achsenschnitt sind wie folgt:

m = −7, 14683 · 106 ± 2, 69646 · 106 1/m (19)

b = 2, 37641 · 106 ± 0, 18399 · 106 1/m (20)

Die daraus berechneten Werte für die Rydberg-Konstante sind:

aus m berechnet: R∞,m = 7, 14683 · 106 ± 2, 69646 · 106 1/m (21)

aus b berechnet: R∞,b = 9, 50564 · 106 ± 0, 73596 · 106 1/m (22)

Die Abweichung vom Literaturwert mit R∞,Lit = 10973731 1/m zeigt dass die Bestimmungsehr ungenau war:

|R∞,m −R∞,Lit|R∞,Lit

= 34, 9% (23)

|R∞,b −R∞,Lit|R∞,Lit

= 13, 4% (24)

Bei einer Betrachtung der erhaltenen Werte für die Spektrallinien von Wassersto� fällt auf,dass die Werte für 602,6 nm und 565,9 nm entweder gar keinen Vergleich mit der Literaturzulassen oder sehr stark von dem Literaturwert abweichen, deshalb werden diesen Spektralli-nien für die weiteren Betrachtung vernachlässigt und die Rydberg-Konstante neu berechnet,dabei gibt es eine neue Zuordnung der Übergänge:

Tabelle 7: gemessene Balmer Serie mit Wassersto�

θ/◦ λ/nm λlit/nm1/λ1/m

Übergang (n2 → n1) 1/n22

48,57 493,6 486,1 2,026·106 3→ 2 0,111149,58 429,6 434,0 2,328·106 4→ 2 0,0625

Dies wird wie oben beschrieben erneut aufgetragen und aus den erhaltenen Werten der li-nearen Regression R∞ berechnet:

14

Abbildung 7: 1λ gegen 1

n22

Die neuen Werte sind:

m = −6, 20934 · 106 1/m (25)

b = 2, 71586 · 106 1/m (26)

(27)

Es kann kein Fehler angegeben werden, da hier nur zwei Messwerte für die lineare Regressionmiteinbezogen wurden.

Aus dem Fit folgt für die Rydberg-Konstante und die Abweichungen zum Literaturwert:

aus m berechnet: R∞,m = 6, 20934 · 106 1/m (28)

aus b berechnet: R∞,b = 10, 86344 · 106 1/m (29)

15

|R∞,m −R∞,Lit|R∞,Lit

= 43, 4% (30)

|R∞,b −R∞,Lit|R∞,Lit

= 1, 0% (31)

Es fällt auf, dass bei allen Auswertungen der Achsenschnitt immer den besseren Wert liefert,deshalb wird dieser als Endergebnis genommen. Es muss natürlich nochmals erwähnt werden,dass in der Rechnung ein Fehler für die Wellenlängen der bestimmten Spektrallinien nichtauftaucht, dies wurde oben schon begründet. Wenn ein Fehler angenommen wurde, dannhätte unser Endergebnis auch einen Fehler, es ist natürlich auch keine Überraschung, dassder Wert eine so geringe Abweichung zum Literaturwert besitzt. Es wurden für diesen Wertnur zwei Werte benutzt, was in der linearen Regression keinen Fehler hervorruft und die zweiWerte stimmten schon von Anfang an, sehr gut mit den Literaturwerten überein.Bei Beachtung aller bestimmten Spektrallinien für Wassersto� und der willkürlichen Wahl ei-nes Fehlers für die Wellenlängen würde der bestimmte Wert für die Rydberg-Konstante einensehr viel gröÿeren Fehler besitzen und eine sehr viel gröÿere Abweichung zum Literaturwertbesitzen. Dies ist bei der ersten Auftragung von 1

λgegen 1

n22ersichtlich.

16

3.4. Die Balmer-Serie

Die 1885 von dem Schweizer Johann Jackob Balmer durch Zufall entdeckte Balmer-Seriebeschreibt das Spektrum, das ensteht wenn im Wassersto�atom Elektronen aus angeregtenZuständen zurück auf die zweite Schale (n = 2) fallen. Die dabei emittierte Strahlung liegtim sichtbaren Bereich.

Abbildung 8: Emissionsserien des Wassersto�s

Aus der von Balmer empirisch aufgestellten Gleichung wurde von Rydberg die allgemeineRydberg-Formel abgeleitet (Gleichung 13). Diese Beschreibt auch die anderen Emissionsseriendes Wassersto�s (Lyman, Paschen, Brackett und Pfund).

17

4. Fazit

Der Versuch hat mit genügend groÿen Einschränkungen zwar einen sehr genauen Wert fürdie Rydbergkonstante geliefert (∆rel = 0, 3 ), jedoch wurden dafür zwei von vier Messwertenvernachlässigt.Insgesamt kann man sagen, dass dieser Versuch eher nur einen qualitativen Eindruck vonAtomspektren verscha�t. Aufgrund des kaum sehbaren Fadenkreuzes, welches bei feinen Li-nien zusaätzlich noch zu dick erschien, und des Umstands, dass bei Tageslicht gearbeitetwurde, war ein genaues Einstellen des Winkels in den meisten Fällen nicht möglich. Um tat-sächlich sichere Werte zu erhalten, sollte jedes Atomspektrum mehrmals vermessen werdenum so die mit Sicherheit vorkommenden Ausreiÿer auszuschlieÿen. Da dies nicht der Fall war,kann man diesem Versuch wohl eher nur eine qualitative Aussage zugestehen, nämlich die,dass es diskrete Energieniveaus gibt.Interessanter sind dabei die theoretischen Hintergründe, da diese die beobachteten Spektral-linien quantitativ beschreiben können.Schön konnte jedoch verdeutlicht werden, dass Atome mit wenigen Elektronen und gerin-ger Kernladung weniger Übergänge im sichtbaren Bereich des Lichts besitzen, als solchemit mehr Elektronen und höherer Kernladung. Insofern ist dieser Versuch für die qualitativeBetrachtung und des �Sichtbarmachen� der Quantenmechanik sehr interessant.

18

Teil II.

Anhang

5. Literatur-, Tabellen- und Abbildungsverzeichnis

Literatur

[1] Grundpraktikum Physikalische Chemie Skriptum für das Wintersemester 2009,2010

- Dr. Nuri Blachnik, Dr. Michael Maskos, Dr. Wolfgang Schärtl; 28.01.2009;http://www.uni-mainz.de/FB/Chemie/fbhome/physc/Dateien/PCGPR_

Scriptum_(Komplett).pdf

[2] CRC Handbook of Chemistry and Physics - Lide, David R.; 84th Edition; CRC Press,Inc; Boca Raton, Florida; 2004

[3] http://commons.wikimedia.org/

Tabellenverzeichnis

1. Werte zur Erstellung der Eichkurve . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 72. Wellenlängen der Spektrallinien von Wassersto� . . . . . . . . . . . . . . . 103. Wellenlängen der Spektrallinien von Helium . . . . . . . . . . . . . . . . . . 104. Wellenlängen der Spektrallinien von Neon . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 115. Wellenlängen der Spektrallinien von Argon . . . . . . . . . . . . . . . . . . 116. gemessene Balmer Serie mit Wassersto� . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 137. gemessene Balmer Serie mit Wassersto� . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 14

Abbildungsverzeichnis

1. Emissionssperkrum von Quecksilber . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 52. Schematischer Aufbau des Prismenspektrometer . . . . . . . . . . . . . . . 63. Eichkurve mit Polynom zweiten Grades . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 84. Eichkurve mit Polynom ersten Grades . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 95. Skizziertes Emissionsspektrum von N2 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 126. Rydbergberechnung 1 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 137. Rydbergberechnung 1 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 158. Emissionsserien des Wassersto�s . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 179. Versuch 10: Orginaldaten, Seite 1 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 2010. Versuch 10: Orginaldaten, Seite 2 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 2111. Versuch 10: Orginaldaten, Seite 3 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 22

19

6. Orginaldaten

Abbildung 9: Versuch 10: Orginaldaten, Seite 1

20

Abbildung 10: Versuch 10: Orginaldaten, Seite 2

21

Abbildung 11: Versuch 10: Orginaldaten, Seite 3

22