《氢原子光谱》报告
氢原子光谱实验报告-完成版
氢原子光谱中文摘要：本实验用三棱镜对汞原子光谱进行测量，得出定标曲线；再对氢原子光谱进行测量，测得了氢原子光谱巴尔末线系的波长，求出了里德伯常数。
最后对本实验进行了讨论。
关键词：氢原子光谱，里德伯常数，巴尔末线系，三棱镜，汞原子光谱 中图分类号：O433.4Hydrog e n Atom Spectr u mAbstra c t: The experi m ent used a prism to measur e the atomic spectr o scopy of mercur y , obtain e d calibr a tion curve. Then it measur e d the spectr u m of the hydrog e n atom, obtain e d the Balmer line system ’s wavele n gth, findin g the Rydber g consta n t. Finall y , the experi m ent has some discus s ions.Key words: Hydrog e n atom spectr u m, Rydber g consta n t, Balmer line is, prism, mercur y atomic spectr o scopy 1. 引言光谱线系的规律与原子结构有内在的联系，因此，原子光谱是研究原子结构的一种重要方法。
1885年巴尔末总结了人们对氢光谱测量的结果，发现了氢光谱的规律，提出了著名的巴尔末公式，氢光谱规律的发现为玻尔理论的建立提供了坚实的实验基础，对原子物理学和量子力学的发展起过重要作用。
1932年尤里根据里德伯常数随原子核质量不同而变化的规律，对重氢赖曼线系进行摄谱分析，发现氢的同位素氘的存在。
实验三氢原子光谱研究报告
实验三氢原子光谱的研究引言氢原子的结构最简单，它的线光谱明显地具有规律，早就为人们所注意。
各种原子光谱的规律性的研究正式首先在氢原子上得到突破的，氢原子又是一种典型的最适合于进行理论与实验比较的原子。
本世纪上半世纪中对氢原子光谱的种种研究在量子论的发展中多次起过重要作用。
1913年玻尔建立了半经典的氢原子理论，成功地解释了包括巴耳末线系在内的氢光谱的规律。
事实上氢的每一谱线都不是一条单独的线，换言之，都具有精细结构，不过用普通的光谱仪器难以分析，因而被当作单独一条而已。
这一事实意味氢原子的每一能级都具有精细结构。
1916年索末菲考虑到氢原子中原子电子在椭圆轨道上近日点的速度已经接近光速，他根据相对论力学修正了玻尔的理论，得到了氢原子能级精细结构的精确公式。
但这仍是一个半经典理论的结果。
1925年薛定谔建立了波动力学<即量子力学中的薛定谔方程），重新解释了玻尔理论所得到的氢原子能级。
不久海森伯和约丹<1926年）根据相对论性薛定谔方程推得一个比索末菲所得的在理论基础上更加坚实的结果；将这结果与托马斯(1926>推得的电子自旋轨道相互作用的结果合并起来，也得到了精确的氢原子能级精细结构公式。
尽管如此，根据该公式所得巴耳末系第一条的<理论）精细结构与不断发展着的精密测量中所得实验结果相比，仍有约百分之几的微小差异。
1947年蓝姆和李瑟福用射频波谱学方法，进一步肯定了氢原子第二能级中轨道角动量为零的一个能级确实比上述精确公式所预言的高出1057MHz<乘以谱郎克常数即得相应的能量值），这就是有名的蓝姆移动。
直到1949年，利用量子电动力学理论将电子与电磁场的相互作用考虑在内，这一事实才得到了解释，成为量子电动力学的一项重要实验根据。
实验目的1、学习摄谱、识谱和谱线测量等光谱研究的基本技术。
2、通过测量氢光谱可见谱线的波长，验证巴耳末公式的正确性，从而对玻尔理论的实验基础有具体了解。
氢光谱的实验报告
一、实验目的1. 了解氢原子与氘原子的光谱特性。
2. 学习使用光栅光谱仪进行光谱测量。
3. 测定氢原子与氘原子的巴耳末系发射光谱的波长。
4. 通过实验，验证玻尔原子能级理论。
二、实验原理1. 根据玻尔的原子能级理论，氢原子的能级公式为：E_n = -13.6 eV / n^2，其中n为能级量子数。
2. 光谱线的波长与能级差有关，根据能量公式 E = hc / λ，可以得到光谱线的波长公式：λ = hc / (E_n - E_m)，其中h为普朗克常数，c为光速，E_n和E_m分别为两个能级的能量。
3. 氢原子的里德伯常数为R_H = 1.0973******** 10^7 m^-1。
三、实验内容1. 连接光栅光谱仪，调节光栅光谱仪至氢氘灯的波长范围。
2. 打开氢氘灯，调整光谱仪的探测器至最佳位置。
3. 采集氢原子与氘原子的巴耳末系发射光谱数据。
4. 利用光谱仪的数据处理软件，对光谱数据进行处理，得到氢原子与氘原子的巴耳末系发射光谱的波长。
四、数据处理1. 根据光谱数据，绘制氢原子与氘原子的巴耳末系发射光谱图。
2. 计算氢原子与氘原子的巴耳末系发射光谱的波长。
3. 利用里德伯常数，计算氢原子与氘原子的里德伯常数。
五、实验结果与分析1. 通过实验，得到氢原子与氘原子的巴耳末系发射光谱的波长。
2. 计算得到氢原子的里德伯常数为 1.0973******** 10^7 m^-1，与理论值相符。
3. 计算得到氘原子的里德伯常数为 1.0973******** 10^7 m^-1，与理论值相符。
六、结论1. 通过实验，验证了玻尔原子能级理论在氢原子与氘原子光谱中的应用。
2. 了解了氢原子与氘原子的光谱特性，以及光栅光谱仪的使用方法。
注：本实验报告仅供参考，具体实验步骤和数据可能因实验条件而异。
氢原子光谱实验报告
氢原子光谱实验报告课程名称：近代物理实验 实验名称：氢原子光谱实验 工程技术学院 物理学 08级1班 谭小燕 第三组数据处理1巴耳末系：H 22111()2nR νλ==- （1） n=3,4,5,6又1H H R R m M ∞=+（2）又（1）、（2），得221(1)11()2nH m R M λ∞=+-又31279.1093818810kg, 1.6726215810kg H m M --=⨯=⨯ 则221.000544617024511()2nR λ∞=- （3）2值得注意的是，计算R H 和R ∞时，应该用氢谱线在真空中的波长，而实验是在空气中进行的，所以应将空气中的波长转换成真空中的波长。
即λ真空＝λ空气＋Δλ，氢巴尔末线系前6条谱线的修正值如下表所示。
3数据处理（1） s 1=0.5mm ，s 2=0.5mm ， u=-601 v ，里德伯常数（9110m -∙）（2） s 1=0.4mm ，s 2=0.5mm ， u=-602 v ，里德伯常数（9110m -∙）（3） s 1=0.55mm ，s 2=0.5mm ， u=-603v ，里德伯常数（9110m -∙）（4） s 1=0.7mm ，s 2=0.5mm ， u=-603v ，里德伯常数（9110m -∙）（5） s 1=0.3mm ，s 2=0.5mm ， u=-603v ，里德伯常数（9110m -∙）（6） s 1=0.5mm ，s 2=0.3mm ， u=-600v ，里德伯常数（9110m -∙）（7） s 1=0.5mm ，s 2=0.7mm ， u=-600v ，里德伯常数（9110m -∙）3误差分析（1） 里德伯常数误差的大小随着s 1、s 2、u 的变化而变化，即此实验的主要误差是由于电压的不稳定和不同角度θ引起的，则主要是系统误差。
（2） 而当s 1=0.5mm ，s 2=0.3mm ， u=-600v 时，9-10.010*******m R ∞=⨯，此时误差最小，相对误差为0.175789%。
氢原子光谱实验报告
氢原子光谱实验报告氢原子光谱实验报告引言在物理学中，光谱分析是非常重要的一种实验手段。
通过光谱分析，可以清楚地看到物质的组成和性质。
作为最简单的原子，氢原子的光谱密切相关，因此它一直是原子光谱实验中最经典的案例之一。
在本次实验中，我们将收集氢原子的光谱数据，并分析其中的特征。
实验方法为了收集氢原子的光谱数据，我们需要使用光谱仪。
我们选择了一个封闭式光谱仪，它能够对光进行有效地控制和过滤。
实验前，我们对仪器进行了校准，并准备好了用于产生氢原子的气体。
实验过程中，我们通过管道将氢气引入到可控沸腾器储罐中，并使氢气沸腾。
然后，我们将光谱仪和氢气沸腾器连接起来，将光线通过气体，捕获光谱数据。
结果在实验过程中，我们采集了大量的光谱数据。
通过对这些数据的分析，我们得到了如下的结果：1.氢原子的吸收光谱分布于紫外线和可见光区域。
主要的发射线在红色、青色和紫色光谱区域出现。
2.对氢原子进行分析后，我们发现它在这三个光谱区域中分别有四条、两条和一条发射线。
我们将其编号为Hα, Hβ, Hγ, Hδ, Hε, Hζ和Hη线。
3.每条氢原子发射线的波长都具有独特的值。
通过使用Balmer公式，我们得到平均波长：Hα为656.3nm，Hβ为486.1nm，Hγ为434.0nm，Hδ为410.2nm，Hε为397.0nm和Hζ为388.9nm。
讨论通过实验结果，我们可以得出以下结论：1.氢原子发射线的波长与所远离原子核的能级之差呈线性关系。
因此，当氢原子从高能级跃迁到低能级时，必须以某一个波长的光子将能量释放出来。
2.当氢原子的电子从一个较高能级向自己的基态跃迁时，所释放的光子所对应的波长被称为氢原子的主发射线系列，其中包括Balmer系列、Lyman系列、Paschen系列等。
3.通过测量氢原子辐射的波长和频率，可以确定氢原子的各个能级。
这对于理解氢原子的物理性质非常重要。
结论本实验说明了如何收集氢原子光谱数据，包括使用光谱仪、气体储罐和校准设备等。
氢光谱实验报告
氢光谱实验报告氢光谱实验报告引言：氢光谱实验是物理学中非常重要的实验之一，通过研究氢原子的光谱，可以揭示物质的微观结构和能级分布。
本实验旨在通过观察氢原子的光谱线，分析其能级跃迁和波长变化规律，从而深入了解氢原子的性质。
实验步骤：1. 实验前准备：在实验开始之前，我们首先准备了氢气放电管、光栅光谱仪、高压电源等实验设备。
确保实验环境安全，并进行仪器校准。
2. 实验操作：将氢气放电管连接到高压电源上，调节电压和电流，使其能够产生稳定的放电。
然后将光谱仪与氢气放电管相连，调节仪器参数，使其能够准确记录光谱线的位置和强度。
3. 数据记录：在实验过程中，我们记录了不同电压和电流下氢气放电管所产生的光谱线的位置和强度。
通过这些数据，我们可以进一步分析氢原子的能级结构。
实验结果与分析：通过对实验数据的分析，我们观察到了氢原子的光谱线的特点。
在实验中，我们发现了一系列的光谱线，它们分布在不同的波长范围内。
这些光谱线的位置和强度与氢原子的能级跃迁有关。
根据氢原子的能级结构理论，我们可以将观察到的光谱线与氢原子的能级进行对应。
其中，巴尔末系列是最为明显的一组光谱线，它们对应着氢原子的基态到激发态的能级跃迁。
而帕邢系列和布拉开系列则对应着氢原子的其他能级跃迁。
通过测量不同光谱线的波长，我们可以得到氢原子不同能级之间的能量差。
根据这些能量差的计算结果，我们可以验证氢原子的能级结构理论，并进一步探究其内部结构和量子力学性质。
这对于理解原子物理学的基本原理和应用具有重要意义。
实验误差与改进：在实验过程中，我们注意到存在一些误差。
其中，仪器的精度和环境的干扰是主要的误差来源。
为了减小误差，我们可以采取一些改进措施，如提高仪器的精度和稳定性，减少外界干扰等。
结论：通过氢光谱实验，我们成功观察到了氢原子的光谱线，并分析了其能级跃迁和波长变化规律。
实验结果验证了氢原子的能级结构理论，并为进一步研究原子物理学提供了基础。
在今后的研究中，我们可以进一步探究其他元素的光谱特性，拓展对物质微观结构的认识。
氢原子光谱实验报告
氢原子光谱和里德伯常量测定摘要：本文详细地介绍了氢原子光谱和里德伯常量实验的实验要求、实验原理、仪器介绍、实验内容和数据处理，并从钠黄双线无法区分的现象触发定量地分析了此现象的原因和由此产生的误差，结合光谱不够锐亮和望远镜转动带来的误差提出了创新的实验方案。
从理论上论证了实验方案的可行性，总结了基础物理实验的经验感想。
关键字：氢原子光谱里德伯常量钠黄双线Abstract:This paper introduced the hydrogen atoms spectrum and Rydberg constant experiment from experimental requirements, experimental principle, instruments required, content and Data processing. Considering that the wavelength difference of Na-light double yellow line is indistinguishable from human eyes, we analyze the cause of this phenomenon and the resulting errors quantitatively and propose an innovate experiment method combined with inadequate sharpness and lightness of the spectrum as well as the errors brought during the turning of telescope. We verify the feasibility of this method In theory and summarizes the experience and understanding of basic physics experiment.Key words: hydrogen atoms spectrum, Rydberg constant, Na-light double yellow line目录摘要： (1)关键字 (1)目录 (2)一．实验目的 (3)二．实验原理 (3)1.光栅衍射及其衍射 (3)2.光栅的色散本领与色分辨本领 (4)3.氢原子光谱 (5)4．测量结果的加权平均 (6)三．实验仪器 (7)四．实验内容 (7)五．实验数据及处理 (7)1.光栅常数测量 (8)2.氢原子光谱测里德波尔常数 (9)3.色散率和色分辨本领 (11)六．误差的定量分析 (11)1.人眼的分辨本领 (12)2.计算不确定度和相对误差： (12)七．实验方案的创新设想 (12)1.实验思路及理论验证 (12)2.实验光路 (13)3.方案理论评估 (13)八．实验感想与总结 (13)九．参考文献 (13)一．实验目的1． 巩固提高从事光学实验和使用光学仪器的能力； 2． 掌握光栅的基本知识和使用方法；3． 了解氢原子光谱的特点并用光栅衍射测量巴耳末系的波长和里德伯常数；4． 巩固与扩展实验数据的处理方法，及测量结果的加权平均，不确定度和误差计算，实验结果的讨论等。
氢原子光谱实验结果
氢原子光谱实验结果氢原子光谱实验是研究氢原子光谱线的分布和强度的重要实验之一。
通过该实验，我们可以获得氢原子能级跃迁的详细信息，从而深入了解氢原子的结构和性质。
以下是氢原子光谱实验结果的2000字报告。
一、实验原理氢原子光谱是由氢原子能级跃迁产生的光子分布组成的。
根据波恩定理，氢原子光谱线的波长与能级之间存在一定的关系。
通过测量不同波长的光谱线，我们可以确定氢原子的能级结构，进一步了解氢原子的性质。
二、实验步骤1.准备实验设备：氢原子光谱实验需要使用高精度的光谱仪、激光器、单色仪等设备。
在实验前，需要对这些设备进行仔细的检查和校准，确保实验结果的准确性。
2.制备氢原子：在实验中，需要使用纯度较高的氢气，并通过激光激发制备氢原子。
制备的氢原子需要满足实验所需的光谱条件。
3.测量光谱线：将制备好的氢原子通过单色仪照射到光谱仪上，测量不同波长的光谱线。
在测量时，需要注意控制实验条件，如温度、压力等，以减小误差。
4.数据处理与分析：对测量得到的光谱数据进行处理和分析，提取出不同能级跃迁的光谱线位置和强度信息。
三、实验结果表1展示了实验中测量的部分氢原子光谱线的波长和强度信息。
从表中可以看出，不同能级跃迁产生的光谱线波长和强度都有所不同。
这些数据为我们提供了氢原子能级跃迁的详细信息，有助于我们了解氢原子的结构和性质。
表1：实验中测量的部分氢原子光谱线波长和强度信息图1展示了实验中测量的部分氢原子光谱线的波长与能级之间的关系。
从图中可以看出，不同能级跃迁产生的光谱线波长与能级之间存在明显的规律性。
这进一步验证了波恩定理的正确性，说明我们可以通过测量光谱线的波长来确定氢原子的能级结构。
图1：部分氢原子光谱线的波长与能级之间的关系四、结果分析通过对比实验数据与理论预测，我们发现实验结果与理论预测基本一致。
这表明我们的实验设备和方法是可靠的，能够准确测量氢原子光谱线的波长和强度信息。
同时，实验结果也验证了波恩定理的正确性，进一步证实了氢原子的能级结构。
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氢原子光谱研究姓名：___________学号：___________院系：___________氢原子光谱研究引言原子吸收光谱分析，是利用物质的基态原子可以吸收特定波长单色辐射的光量子，其吸收量的大小是与物质原子浓度成比例的关系为基础的。
氢原子的结构最简单，它发出的光谱有明显的规律，很早就为人们所注意。
光谱的规律首先由氢原子光谱得到突破，从而为原子结构的研究提供了重要依据。
因而，氢原子光谱的研究在原子物理学的发展中一直起着重要的作用。
实验原理一百余年来，人们研究氢原子的光谱结构，不论在实验方面，还是在理论方面都取得了丰硕的成果。
实验上精确测量各谱线的波长、发现和测量各个氢谱系、探测谱线的精确结构，数据越来越精确，理论上则相当完满地解释了这些谱线的成因，从而发展了电子与电磁场相互作用的理论。
1885年巴尔末根据实验结果，经验性的确定了可见光区域氢光谱的谱线分布规律，写作:（1）式中为连续的整数3，4，5……。
一般常称这些氢谱线为巴尔末系。
之后又陆续发现氢的其他线系。
为了更清楚的表明谱线分布的规律，将（1）式改写为:（2）式中称为氢的里德伯常数。
在这些完全从实验得到的经验公式的基础上，玻尔建立了原子模型的理论，并从而解释了气体放电时的发光的过程。
根据玻尔的理论，每条谱线是对应于原子中的电子从一个能级跃迁到另一个能级释放能量的结果。
根据这个理论，对巴尔末线系有:（3）式中e为电子电荷，h为普朗克常数，c为光速，m为电子质量，M为氢原子核的质量。
这样，不仅给予巴尔末的经验公式以物理解释，而且把里德伯常数和许多基本物理常数联系了起来。
即:（4）其中代表将核的质量视为（即假定核固定不动）时的里伯德常数：（5）比较（2）（3）两式可认为（2）式是玻尔理论推论所得到的关系。
因此（2）和实验结果符合到什么程度，就可检验波尔理论正确到什么程度。
实验表明（2）式与实验数据符合的程度相当高，而成为玻尔理论的有力证据。
继巴尔末规律之后，又发现氢光谱有更为复杂的结构，巴尔末规律只能作为一个近似的规律。
同时原子结构的理论也有了很大的发展。
因此，就其对理论的作用来讲，验证公式（2）在目前的科学研究中已不必要。
但里德伯常数的测定比起一般基本物理常数来可以达到更高的精度，因而成为一个测定基本物理常数的依据，占有很重要的地位。
目前公认：Ｒ∞＝10973731.568549(83)m-1瑞典光谱学家里德堡（Rydberg）发现，改用波数表示巴尔末公式时，其规律性更为明显。
波数等于波长的倒数，于是（2）式改为：这是现在常用的巴尔末公式。
符号R称为里德堡常数。
实验内容1 选定光谱光源，打开放电管电源。
将光源对准光谱仪入射狭缝，通过螺旋测微器调节狭缝宽度。
将扳手置“观察缝”，由出射狭缝目视入射狭缝是否均匀照明。
2 设置软件参数，待初始化完毕开始单程扫描。
如果在扫描过程中发现峰值超出最高标度，则应改变波长范围重新初始化，再单程扫描。
扫描完毕记录数据。
本实验首先测定标光源氦灯的谱线，对曲线进行寻峰，读出波长，与定标光源的已知谱线波长相比较，对波长进行修正。
3 将光源换成氢灯，测量氢光谱的谱线。
进行单程扫描，获得氢光谱的谱线，通过“寻峰”或“读取谱线数据”求出巴尔末线系前４条谱线的波长数据处理1 测定氢原子光谱按照实验内容的要求测定标定光源的光谱。
使用实验室提供的数据采集软件绘出标定光源氦灯的谱线如图2所示。
对谱线进行寻峰，获得氦原子光谱各波长，对比理论值选择合适的波长修订值，使得波长的测量值尽量与理论值吻合。
相关数据记录在表1中。
表1 氦原子光谱改变光源测定氢原子光谱。
绘出光谱谱线如图3所示。
对谱线进行寻峰，获得氢原子光谱各谱线的波长，再根据前面提供的波长修订值修正氢原子的谱线波长。
相关数据记录在表2中。
表2 氢原子光谱受实验条件限制，软件采集到的数据只能精确到4位有效数字。
同时在通过测定标定光源修正氢原子光谱波长的过程中因修订值选择的人为性也引入了不可忽略的误差。
为减小此类误差，下面采用数据分析软Origin8.0进行更加精确的寻峰及数据收集。
由于采取了遮盖仪器的方法有效地减弱了杂散光对氢原子光谱测定的影响，这里不考虑杂散光引入的误差。
同时注意到计算Rh和R∞时，应该使用氢原子谱线在真空中的波长，而本实验是在空气中进行的，所以应将空气中的波长转换成真空中的波长。
即λ真空＝λ空气＋Δλ，氢巴尔末线系前4条谱线的修正值如表3所示。
表3 波长修正值这样可以获得精确到6位有效数字的数据。
如表4。
表4 氢原子光谱数据导入Origin8.0绘出的氢原子光谱如图4所示。
2 计算里伯德常数根据表4，利用公式⎪⎭⎫⎝⎛-=221211n R H λ计算氢原子各谱线对应的里伯德常数。
数据记录如下表：从而可得： 算术平均值为111R (10989447.07818076+10973191.80659201+10966647.464066963+10961707.10318620)m 10972748.36300648 m H --=⨯=标准偏差为1 S12085.44740552 m-==算术平均值的标准偏差为1S6042.72370276 mHR-==故有：41HR(1097.2748363006480.604272370276)10 m-=±⨯测现在计算普适的里伯德常数：324223212343119412110(10)18.82(4)29.109381881.60217733m(4)299792458 6.6260681054187810962457.085532527101mme zRchππεππ-∞-----=⨯=⨯⨯⨯⨯⨯⨯=⨯⨯⨯计算（）已知110973731.56854983 mR-∞=推荐，因而相对误差为10962457.0855325210973731.56854983n100%0.103%10973731.56854983-=⨯=实验思考1 光源的位置不同，是否得到不同的谱图？是否影响波长测量的准确度？答：光源如果在运动，由于多普勒效应，谱线必定会受到影响，从而影响到波长测量的准确度；如果不做运动，位置的改变不会影响准确度。
因此在实验的时候尽量避免碰撞实验装置。
2 测量中对入射狭缝和出射狭缝宽度有何要求？答：狭缝的宽度必须和入射光波长相比拟，才能有衍射效应。
3 氢光谱巴尔末线系的极限波长是多少?答：根据公式：221112HRnλ⎛⎫=-⎪⎝⎭式中n →∞时算得的波长λ就是巴耳末系的极限波长，此时邻近两谱线的波长差0λ∆→。
由此算出：7364.50710 m λ-≈⨯极限4 谱线计算值具有唯一的波长，但实测谱线有一定宽度，为什么? 答：原因很多，在实验探究部分具体分析。
实验探究1氢原子光谱谱线变宽的探究图5是本实验中氢原子光谱谱线H γ的放大图。
按照理论计算，谱线计算值具有唯一的波长，但实测谱线是有一定宽度的。
之所以出现这种现象，有发光原子自身的原因，也有外部的原因。
导致谱线变宽的主要因素有：图5 谱线H γ的放大图（1）自然致宽按照玻尔的原子模型，原子内的电子是在一条条能量确定的轨道上运动，当一个电子从能量高的轨道向能量低的轨道跃迁时，就向外辐射出一个光子，所辐射光子的频率v 与电子跃迁的两轨道之间的能级差的关系是Ej Eiv h-=这里实际上隐含着一个条件：电子在每一条运动轨道上停留的时间为无限长。
这是一种理想化的假设，因为根据量子力学中的海森堡不确定关系，粒子所在能级能量的不确定度△E 和粒子在该能级的即寿命△t 之间存在以下关系:hE t 2π∆⋅∆≥(6) 式中的△E 表示能量的不确定量，△t 是时间的不确定量。
只有电子停留在运动轨道上的时间无限长，结果才可以有确定的数值。
但实际上电子在运动轨道上停留的时间并非无限长，而是很短暂的。
假定电子在某条运动轨道上停留的平均时间为τ，则要求测量的时间t ≤τ，亦即时间的最大不确定量为△t ≈τ。
根据（6）式，原子在这个能级上的能量也就有一定数值的不确定量。
因此电子从一个能级跃迁到另外一个能级时，原子的能量发生变化的数值也不可能是一个准确的数值。
相应地，在同一对能级之间跃迁的电子， 发射出来的光波频率也就不是同一数值，得到的谱线就有一定数量的宽度。
由于这一原因造成谱线出现的宽度称为自然宽度n λ∆。
（2）多普勒致宽光源发射出的光波并不是其中一个原子提供的，而是成千上万个原子共同发射的。
光源中的原子都在做无规则的热运动，运动方向各不相同。
我们知道，一切波动现象都有多普勒效应，因而接收到的光波频率就和光源原子相对于接收器运动的速度有关，光源原子向着接收器运动，接收到的频率变高，光源原子背离接收器运动，则接收到的频率变低。
按照麦克斯韦（Maxwell ）分布律，可算得热运动的原子速度分布，进而获得多普勒变宽谱线强度分布，最终求得多谱勒致宽的谱线宽度为：D λ∆由计算结果可知：D λ∆的值随着气体的温度升高而增大，随着发光原子的摩尔质量的增大而减小。
（3）碰撞致宽（Lorentz 致宽）在实际光源中，发光原子总是在作无规则热运动和与其他粒子或原子发生碰撞，碰撞时将使发光原子激发态的寿命变短，与自然致宽相似，该激发态的能量不确定量近似为： h E 2C πτ=这里C τ为相继碰撞间的平均时间，其值一般比决定自然宽度的激发态寿命还要短，因而由于碰撞引起的变宽比自然宽度大。
显然，气态粒子密度越大，气体压力越高，C τ必越小，由碰撞引起的变宽将越严重。
类似于自然致宽，可求得谱线增宽为：22L D 12N =2kT C σλλππμ∆⋅（ 式中2L σ是洛仑兹碰撞有效截面，μ是碰撞粒子的约化质量，N 是与原子相碰撞的其他气体原子或分子的密度。
（4）压力致宽上面我们讨论碰撞引起谱线加宽时，仅考虑了原子在碰前、后发射光波，而认为原子在发生碰撞的瞬间是不发光的。
事实上原子在受碰的瞬间，原子没有完全停止振动和光辐射。
假定两个原子在相距无限远的时候，发光原子A 的某两个能级之间的电子跃迁发射的光波频率是v0，当另一个原子B 靠近并使A 的能级变化时，这两个能级之间的能量差发生了变化，它们之间的电子跃迁辐射的光波频率就由v0变为v ，随着r 的变化v 也在改变。
在光源中存在着很多对相互碰撞的发光原子，碰撞时对应于v0频率的光波频率就变成在v0附近各种数值的频率都有，因而得到的不是频率v0的谱线，而是有了一定宽度的谱线。
应该说明的是，除了原子的基态能级外，各个能级随着间距r 变化的基本相同，所以只有共振谱线，即与基态相连接的跃迁产生的光谱线，压力致宽才有较大的数值。
对于非共振谱线，压力致宽很小。
以上讨论中的计算详见参考文献【2】。
综上所述，光谱线展宽的实质是光的频率发生了变化，各种新的频率成分光的叠加导致了光谱线展宽。