1625913952-eb24d9660fd97b365f78091f0a818088 (532682), страница 22

Просмтор этого файла доступен только зарегистрированным пользователям. Но у нас супер быстрая регистрация: достаточно только электронной почты!

Текст из файла (страница 22)

Преимущество такой постановки опыта состоит в том, что при этом можно наблюдать сам процесс появления заряда на металлических пылинках. Для этого нужно только заставить нх парить и электрическом поле, как это делалось в капельном методе Миллнкена при определении элементарного электрического заряда е.

Каждый акт фотоизлучення электрона проявляет себя в ускорении, приобретенном частицей благодаря увеличению заряда. Если считать, что падающий свет действительно представляет собой переменное электромагнитное поле, то нетрудно вычислить, зная размер пылинок, то время, в течение которого частичка металла поглотит достаточное для выброса электрона количество энергии.

По порядку величины это время составляет несколько секунд. Если бы правильной оказалась классическая теория света, то фотоэлектрон никоим образом не смог бы покинуть пылинку раньше чем через несколько секунд после начала облучении. Но на опыте наблюдается как раз противо. положная картина — фотонзлучение электронов начинается тот. час же вслед за началом облучения. Этот результат не объясним иначе, как на основе допущения, что свет представляет собой поток световых квантов, которые могут выбить электрон непосредственно в момент столкновения с частицей металла.

ф З.-Квантовая теория атома Квантовая гипотеза Планка в своей первоначальной форме утверждала, что каждой спектральной линни соответствует гармонический осциллятор с определенной частотой ч, который в отличие от классической теории может поглотить или испустить не произвольную порцию энергии, а только целое число элементарных порций Ьч.

Нильс Бор (1913 г.) сделал большой шаг вперед на пути выяснения связи этих «осцилляторов» друг с другом и со строением атома в целом. Он отказался от представления о том, что электроны в самом деле ведут себя как осцилляторы, т. е. связаны квазиупругими силами. Основную идею Бора можно приблизительно выразить такими словами. Атом ни в коей мере не похож на классическую механическую систему, которая может поглощать энергию сколь угодно малыми порциями, Из факта существования узких спектральных линий поглощения и излучения, с одной стороны, и из гипотезы световых квантов Эйнштейна — с другой, следует скорее тот вывод, что атом может находиться только з определенных дискретных стационарных состояниях с энергиями Еь Еь Еь.... 106 Гд.

1:и=. Валми — кабуани Таким образом, атом может поглощать лишь излучение таких частот т, что Ьч равно как раз той порции энергии, которая нужна для перевода атома из одного стационарного состояния в другое, более высокое. Поэтому линии ноглои(ения определяются уравнениями Ее — Ео Ьуь Ез — Ео )зчь ..., где Ео— энергия самого низкого состояния, которое характерно для атома в отсутствие каких-либо возбуждающих влияний.

Если по какой-то причине атом возбуждается, т. е. переходит в состояние с энергией Е )Еь то он может вернуть зту энергию в виде излучения. Следовательно, он может испустить г ф .З2.К а аяр р ц. атом в третьем воабучкбеииом состоннин Моасет нааучнтЬ Онобтвн Внбе В ВИВЕ бинете Коавта С Чаотетеатм. акое В виме ДвУ* кваисов, сумма частот которнт. доамиа быть в точности равна тм. любые световые кванты, энергия которых в точности равна разности энергий каких-то стационарных состояний. Линии излучения определяются поэтому уравнением Ев — Е„муи * Прямым подтверждением теории служит следующий факт. Коль скоро гипотеза Бора соответствует действительности, то возбужденный атом может возвращаться в основное состояние различными путями, отдавая каждый раз избыток энергии излучаемым квантам.

Например, атом в третьем возбужденном состоянии может либо непосредственно вернуться в основное состояние (прн этом испущенный световой квант будет обладать частотой ум, так как разница в энергиях равна Ез — Ео), либо, например, перейти сначала в первое возбужденное состояние Ез (испустив квант энергии Ьузс), а уже затем в в основное (что соответствует частоте ччо) и т, д. (фиг. 32). Поскольку в совокупности испущения энергия во всех случаях, несомненно, остается одной и той же, а именно равной Е, — Ео, частоты излучения должны подчиняться следующим соотношениям: туз="сб1+'тЗО=та +УЗО маг'+Чсбз+ У1б З 8, Квантовая творим атома 107 Этот комбинационный пршщии должен выполняться при всех обстоятельствах, а так как он непосредственно следует из квантовых представлений, то им можно воспользоваться для экспериментальной проверки теории. Правда, исторически все сложи« лось как раз наоборот — комбинационный принцип был выдвинут Ритцем иа основе анализа накопившихся к тому времени спектроскопических данных еще за восемь лет до создания боровской теории.

Никоим образом не следует думать, однако, что все возможные «комбинационные линии» н в самом деле доступны наблюдениям, т. е. обладают сколько-нибудь заметной интенсивностью. Другое непосредственное подтверждение боровской теории дискретных атомных уровней энергии дал опыт Франка и Герца (19!4 г.). Если атомы хаким-то путем получают энергию, например в результате взаимодействия с электронами при бомбардировке вещества электронным пучком, то поглощение энергии происходит как раз такими порциями, которые соответствуют энергиям возбуждения атома.

Так, если кинетическая энергия налетающих электронов меньше разности между энергиями основного и первого возбужденного состояний атома, то электроны не передают атомам воесе никакой энергии (не говоря, конечно, о ничтожном количестве энергии, которое передается в силу законов упругогостолкнозення и которое влияет только на поступательное движение сталкивающихся частиц).

В силу этого по отношению к низко- энергетическим воздействиям основное состояние атома вполне устойчиво. Именно такого рода слабыевоздействия испытывает атом, в частности при соударениях, обусловленных тепловым движением в газе. Это нетрудно проверить путем следующих грубых подсчетов. Как известно из гл. 1, средняя кинетическая энергия частицы газа равна Е=т/ааТ, где /т=)т/Ь 1,37Х Х10-" зрг/град.

Если бы при соударении зся эта энергия шла на возбуждение атома, то поглощенный атомом энергетический квант определялся бы соотношением Ьч=т/тАТ. Полагая Т=ЗЮ' К (комнатная температура), получаем, что частота о была бы примерно равна 10м век-'. Но, с другой стороны, частоты линий поглощения в видттмой нли даже в инфракрасной части спектра составляют около 10" или 10" свк-'. Поэтому «тепловое возбуждение» атома возможно лишь при более высоких температурах. Вернемся, однако, к опыту Франка и Герца. Как мы уже видели, атом остается в основном состоянии, если энергия Е электронов меньше минимальной энергии возбуждения Ет — Еы Если же Е становится больше Ет — Ео, но меньше Еа — Еы то в результате столкновения атом может перейти в первое возбуж- Гл. у'т'. полни — чагтвци денное состояние. Возвращаясь а основное состояние, он может яспустить световой квант только с частотой первой спектральной линия ч1 чм.

Если, далее, Е+Е, лежит между Ез и Еэ то атом может переходить либо в первое, либо во второе возбужденное состояние. Соответственно частоты излучения будут теперь равны чм, чз1 и чм. Аналогично рассматриваются и другие возможные ситуации (фото 12). Но можно также измерить и энергию электронов после столкновения, замедляя их в поле с известной разностью потенциалов и подсчитывая число электронов, проникших сквозь него.

При этом окавывается, что наблюдаемые энергетические соотношения полностью подтверждают ожидаемый результат — энергия, потерянная электроном Е' п и столкновении, в точности равна энергии возбуждения атома в — Ео У 4. ЭййФвнпг Комнттгона Явления, которые мы рассматривали до сих пор, доказывают только тот факт, что энергетичеокий обмен между светом и атомом или между электронами и атомом носит квантовый характер. Что касается корпускулярной природы самого света, то она самым очевидным образом доказывается законами изменения частот при рассеянии рентгеновских лучей. Мы уже обсуждали (гл.

111, $2) классическую теорию рассеяния рентгеновских лучей на сравнительно слабо связанных (почти свободных) электронах. Мы пришли к выводу, что рассеянная волна имеет всегда ту же частоту ч, что и падающая; электрон колеблется в том же ритме, что и напряженность электрического поля в исходном излучении, поэтому он как всякий переменный диполь создает вторичную волну той же частоты. Исследуя рассеяние рентгеновского света на парафине, Комптон обнаружил (1922 г.), что лучи, рассеянные на угол меньше 90', обладают большей длиной волны, чем исходное излу« ченне, так что частота ч' вторичной волны оказывается вопреки классической теории меньше, чем частота ч первоначального поля. С позиций волновой теории это явление необъяснимо.

Характеристики

Список файлов книги