Д.В. Сивухин - Общий курс физики. Том 5. Атомная и ядерная физика, страница 5

Напротив, положение точки Ид меняется с частотой и, так как от (Рл. 1 Кванты света 20 частоты зависит максимальная энергия гп,н~„,/2, которой определяется величина Ъл + Г,. Прн увеличении частоты характеристики будут смещаться влево, но абсцисса Ьп будет оставаться неизменной. Если характеристики строить в таком масштабе, чтобы на них ток насыщения всегда изображался ордннатами одинаковой величины, то все они будут проходить через одну и ту жс точку С. В начале п.

6 было отмечено преимущество сферического конденсатора перед плоским. Теперь, после изложения идеи метода определения максимальной кинетической энергии фотоэлектрона, можно указать на другое преимущество. В случае плоского конденсатора для попадания фотоэлектронов на анод имеют значение не полные скорос"гн нх, а только составляющие, перпендикулярные к поверхности анода. Касательные составляющие приводят к тому, что характеристика фотоэлемента в точках А и С не пересекает горизонтальные прямые, а подходит к ним асимптотически. Это затрудняет определение положения самих точек А и С.

В сферическом же конденсаторе с малым внутренним шариком этого не получается, так как все скорости фотоэлектронов практически радиальные, т. е, нормальны к поверхности анода. Точная экспериментальная проверка формулы Эйнштейна была впервые осуществлена Ричардсоном (1879 — 1959) и Карлом Комптоном (1887-1954) в 1912 г., а еще более тщагельно Миллнкеном (1868— 1953) в 1916 г.

Обе работы подтвердили формулу Эйнштейна, хотя и были не совсем свободны от 3 возражений. В наиболее чистых условиях проверка была произведена П. И. Лукирским (1894 — 1954) н С.С. Прилежаевым в 1926 г. Схема их установй ! ки приведена на рис.3. При<:::> ~1 бор представлял собой сферическии конденсатор, в котором создавался вакуум, с найв б 1~ ~~ — — ружной обкладкой в виде слоя серебра, нанесенного на внут- Р .3 реннюю поверхность сферы 5' нс. 3 (с диаметром 11 см). Внутренней обкладкой служил шарик Х (с диаметром 1,5 см) из металла, с поверхности которого изучался фотоэффект.

Чтобы шарик можно было легко заменять, он навинчнвался на стержень, связанный со шлифом. Кварцевая изоляция устраняла возможность влияния ползучих зарядов со стекла. Шарик Х можно было освещать через отверстие А, закрытое кварцевой пластинкой. Свет поступал от ртутной дуги, предварительно пройдя через монохроматор М. Был изучен фотоэффект с металлов: А1, Хп, Яп, М, А8, Сд, РЬ, Сп, Р1. На рис.4 приведены характеристики фотоэлемента для цинка (Л = 230,2; 253,7; 313,0 нм для кривых 1, 9, Я соответственно). Для других металлов характеристики имели аналогичный вид. Все они построены в таком масштабе, в котором ток насыщения условно принят равным 100.

При этом 52) Фотоэлектрический э44ект. условии все кривые для одного и того же металла, но при различных длинах волн сверху пересекались в одной и той же точке, в которой они переходили в горизонтальные участки. Это находится в согласии с тем, что было сказано выше. Авторы получили ЮО для постоянной Планка значение Ь = 658 10 ат эрг с (если пересчитать нх результат г э на современное значение заряда электрона), 7. Для рентгеновских лучей энергия светового кванта Рис. 4 Йо велика по сравнению с работой выхода А. Иными словами, частота и велика по сравнению с частотой ос низкочастотной границы фотоэффекта. В этом случае в уравнении (2.1) величиной А можно пренебречь и написать Π— 0,5 О 2 2 (2А) или (2.5) ер = Ио, Ьс 1240 г мин (2.6) где еЪ' — энергия электрона, выраженная через ускоряющее напряжение.

Эзв формула справедлива ие только для прямого фотоэффекта, в котором энергия световых квантов переходит в кинетическую энергию электронов. Она относится и к обратному фотоэффекту, в котором рентгеновские кванты получаются за счет кинетической энергии электронов, бомбардирующих металл.

Именно такой процесс происходит в рентгеновских трубках. В этом случае формула (2.5) определяет максимальную частоту, с которой могут попускаться рензтеновские лучи антикатодом при заданном напряжении на трубке. Существование максимальной граничной частоты подтверждается опытом. Это также говорит в пользу квантовой теории света. При бомбардировке антикатода электроны тормозятся, из-за чего возникает так называемое тормозное рентгеновское излучение.

Спектр этого излучения при разложении по длинам волн оказывается сплошным, как и спектр видимого белого света. По этой причине сплошное рентгеновское излучение называется белым. Его спектральная интенсивность прн различных напряжениях на трубке представлена кривыми на рис. 5 (для вольфрамового антикатода). В сторону длинных волн кривая интенсивности спадает полого, асимптотически приближаясь к нулю с увеличением длины волны. Напротив, со стороны коротких волн кривая интенсивности резко обрывается при некотором значении длины волны, называемой коротковолновой границей сплошного рентгеновского излучения. Эта граница определяется формулой (2.5), из которой следует (Гл. ! Кванты света 22 где напряжение на трубке !г измеряется в киловольтах. Коротковолновая граница не зависит от материала антикатода, а определяется только напряжением на труб- 12 ке.

Если увеличивать напряже- 50 кВ ние выше определенного предеВольфрам ла, зависящего от материала ан10г тикатода, то на сплошное излу4О чение накладываются узкие спеко 8 трапьные линии, составляющие о так называемое хара кпгеристическос излучение аитикатода. Но и в этом случае коротковолно- К 8О вая граница рентгеновского спектра существует и определяется 2 25 прежней формулой (2.6). Существование такой границы является одним из наиболее ярких проявлений корпускулярных свойств О 2 О,1 О,о О,8 Л, д рентгеновского излучения.

Измерение коротковолновой границы рентгеновского излучения дает один из методов точного определения постоянной 1!ланка (и Для этого служит формула (2.6). 'Га же формула применяется ги1я измерения длин волн очень жесткого рентгеновского и гамма-излучения. 8. До сих пор при рассмотрении фотоэффекта мы акцентировали внимание на корпускулярны с свойствах света.

Но фотонам свойственны также и волновые свойства света. Нроявляются ли они в явлениях фотоэффекта? На этот вопрос следует ответить утвердительно. Волновые свойства проявляются в закономерностях так называемого селективного (т.е. избирательного) фотоэффекта. Обозначим через 1л силу фототока насыщения, отнесенную к единичному интервалу длин волн и к единице поглощенной лучистой энергии. Для фотоэффекта, называемого нормальным, величина ?л монотонно убывает с длиной волны, стремясь к нулю на длинноволновой границе Л = Ло (рис.б). Но если электрический вектор падающей волны не перпендикулярен Рис.

5 400 700 Л,нм Рис. 0 Рис. 7 52) Фотоэлектрический э44схт. с 80 4 40 300 400 500 Л, ни к плоскости падения, то у ряда металлов, особенно щелочных, на кривой 1л(Л) наблюдается резко выраженный макс мум в определенной области спектра. У натрия, например, максимум лежит при Л = 340 нм, у калия при Л = 435 нм, у алюминия при Л = 215 нм и т.д. (см. кривую на рис. 7, относящуюся к сплаву калия и натрия). Вероятно, аналогичные максимумы существуют и для других металлов, но лежат далеко в коротковолновой области спектра., а потому труднодоступны для наблюдения. чэотоэффектз характеризующийся подобными максимумами на кривой 1л(Л), и называется селехтивным. Максимум на кривой 1л(Л) для селективного фотоэффекта напоминаег резонансный максимум при вынужденных колебаниях гармонического осциллятора. Поэтому можно сказать, что электроны в металле при селективном фотоэффекте ведут себя так, как если бы они обладали собсгпвенными частотами, в окрестности которых и наблюдаются максимумы величины 1л(Л).

Другая особенность селективного фотоэффекта, в которой также проявляются волновые свойства света, состоит в том, что интенсивность фототока сильно зависит, от поляризации падающего света и от угла падения. Сслетпивный фотвэффект ие иаблюдаспюя, когда электрический вектор падающей волны перпендикулярен к плвскостпи надетая, а таахже с 1 япсиссти ~~ при нормальном падении све- с х 1 падения та.

В обоих случаях в падающем свете есть составляющая электрического поля, касательная к границе металла, но нет нормальной составляющей. Явление происходит так, как если бы селективность фогоэффскта была обусловлена составляющей электрического вектора, нормальной к поверхности металла. Нормальная составляющая более эффективна для Рнс, 8 вырывания электрона из металла, чем касательная составляющая. В частности, селективность фотоэффекта выражена наиболее резко при скользящем падении поляризованного света, электрический вектор которого лежит в плоскости падения.

Для иллюстрации высказанных утверждений на рис. 8 приведена зависимость!л(Л) от Л для различных поляризаций падающего света, а на рис. 9 — зависимость от угла падения. Рисунки относятся к тому же сплаву калия и натрия, что и рис. 7. 9. С изобретением лазеров появилась возможность экспериментировать с мощными пучками света и наблюдать нелинейные особенности фотоэффекта. Если интенсивность света достаточно велика, то электрон, прежде чем покинуть катод, может претерпеть столкновение не с одним, а с несколькими фотон ми (многофвтонный процесс).