1625913952-eb24d9660fd97b365f78091f0a818088 (532682), страница 27

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

Текст из файла (страница 27)

Если мы доказали, что эксперимент имеет корпускулярный характер, то ни при каких условиях нам не удастся доказать, что он одновременно имеет и волновой характер. Разумеется, справедливо и обратное. Проиллюстрируем это еще одним примером. Рассмотрим интерференционный опыт Юнга (гл. 1У, й 1), когда диафрагма имеет две щели. На экране мы обнаруживаем систему интерференционных полос.

Сделав экран из вещества, Э У. Протворе«ое лес«ау волновой о коркускуляркой теор«злое 12о дающего заметный фотоэлектрический эффект, мы можем продемонстрировать корпускулярную природу света даже на полосах интерференции. Казалось бы, здесь-то уж, во всяком случае, мы имеем дело с опытом, в котором свет одновременно выступает в обоих своих обличиях — и в виде корпускул, и в виде волн. Однако на самом деле это не так. Действительно, говорить о частице абсолютно лишенв смысла, пока не определены экспериментально по крайней мере две точки ее траектории.

Точно так же совершенно бессмысленно говорить о волне, пока не зарегистрированы по крайней мере два интерференционных максимума. Йамереваясь экспериментом «продемонстрировать корпускулу», прежде всего мы должны будем выяснить вопрос, через какую именно щель — верхнюю илн нижнюю— пролегает ее путь к экрану. Поэтому нам придется повторить весь опыт еще раз, не только заменив экран чувствнтельным к фотоэффекту рецептором, но и использовав какое-то приспособление, позволяющее решить, сквозь какую щель прошел свет (например, тонкую фотографическую пленку или что-нибудь в этом роде). Но этот «контрольный пункт» в щели неизбежно столкнет световой квант с его незозмущенной траектории, поэтому вероятность попадания кванта в ту же точку рецептора (экрана) будет уже отличаться от первоначальной.

Таким образом, наши предыдущие заключения, выведенные из волновых представлений об интерференции, оказываются иллюзорными. Итак, если целью эксперимента является регистрация интерференционного изображения, то мы принципиально не можем определить нн одной точки пути светового кванта,. до того как он упадет на экран. В заключение сделаем еще несколько общих замечаний о философской стороне дела.

В. первую очередь ясно, что дуализм «волна — частица» и органически связанный с ним индетерминизм принуждают нас отказаться от любых попыток построить детерминистскую теорию, Действительно, закон причинности, утверждающий, что весь ход событий в изолнрованной системе полностью определяется состоянием системы в момент времени 1 О, теряет силу, по крайней мере в смысле классической физики. Что же касается новой теории, то оиа допускает две точки зрения на причинность. С одной стороны, мы можем рассматривать все процессы, подчеркивая их наглядные свойства и последовательно интерпретируя их в терминах корпускул и волн.

В этом случае приходится, вне сомнения, считать, что закон причинности нарушается. С другой стороны, можно, как это и делается в последующем развитии теории, описывать мгновенное состояние системы посредством комплексной функции ф, удовлетворяющей некоторому дифференциальному уран Гл. Лт. Волны — частицы нению. Тогда зависимость функции чр от времени полностью определяется ее формой в момент г О, так что эволюция этой функции строго причинна, Однако физический смысл придается лишь величине ~чр~и (квадрат амплитуды) и другим примерно так же сконструированным квадратичным выражениям (матричным элементам), совокупность которых определяет функцию чр только частично, Отсюда следует, что начальные значения функции чр принципиально нельзя найти полностью даже в том случае, если в момент г О все физически наблюдаемые величины известны точно.

Такая точка зрения эквивалентна утверждению, что события развиваются в соответствии со строгой причинностью, но что начальное состояние системы во всех его деталях нам неизвестно. Итак, закон причинности в этом смысле опять-таки оказывается бессодержательным. В силу самой своей природы физика лишена детерминизма и по этой причине является законным и безраздельным владением статистики. СТРУКТУРА АТОМА И СПЕКТРАЛЬНЫЕ ЛИНИИ Я 1. Атом Бора; стационарные орбиты для простого нернодннеского движения Мы уже представили целый ряд аргументов (гл.

1Ч, $2), доказывающих, что классические законы движения теряют силу в сфере явлений, разыгрывающихся внутри атома. Читатель, конечно, помнит, например, о чрезвычайной стабильности атомов н о существовании резко выраженных спектральных линий.

С классической точки зрения этн факты абсолютно непостижимы. Объяснение атомных спектров, данное Бором н изложенное нами в $3 гл. 1Ч, указывает ту дорогу, по которой мы должны идти к нашей цели — построению новой механики атома. Фактически еще задолго до открытия волновой природы материи Бор успешно заложил основы атомной механики, по крайней мере в ее черновом предварительном варианте.

Эта теория была в дальнейшем развита самим Бором н его сотрудниками, наиболее видным нз которых был Крамерс. Основополагающая идея принципа соответствия (Бор, 1923 г.) в широком ее пониманнн состоит в следующем. Законы классической физики прекрасно выдержали суровую экспериментальную проверку во всех процессах движения от макроскопического вплоть до микроскопического — движения атома как целого (кннетнческая теория материи). Поэтому нужно принять как непререкаемый н без всяких ограничений необходимый постулат, что новая, пусть еше неизвестная, механика должна в применении ко всем таким проблемам давать тот же результат, что н классическая физика.

Другими словами, необходимо потребовать, чтобы в предельном случае больших масс нли макроскопических траекторий новая механика переходила в классическую. Конкретное представление о значении принципа соответствия нетрудно видеть на примере атома водорода, который состоит, согласно Резерфорду, нз массивного ядра н вращающегося вокруг него электрона. По законам классической механики (первому закону Кеплера) орбита электрона представляет собой эллипс нлн в некоторых случаях окружность; з 128 Гл. У. Структура атома и електралькме ликии последующем мы ограничимся как раз этим частным случаем. Пусть радиус круговой орбиты равен а и пусть, далее, орбитальное движение характеризуется угловой скоростью ов, Два эти параметра связаны друг с другом соотношением авввэ ъ ов которое соответствует третьему закону Кеплера н следует нз равенства центростремительной силы н силы кулонозского прнтяжения Уехав, где 2 в зарядовое число ядра (равное 1 для Н, 2 для Не+, 3 для ?лв+ и т.

д.). Сейчас нас интересует главным образом энергия вращающегося электрона. По закону сохранения энергии сумма кинетической и потенциальной энергий постоянна: ав Уев -а- авива — — = Е. а В этом уравнении энергия, определенная лишь с точностью до аддитивной постоянной, нормирована таким образом, что Е оказывается равной работе, которую нужно затратить, чтобы удалить электрон из атома, т. е. переместить его на бесконечно далекое расстояние от ядра (а-в оо) и оставить там в состоянии покоя (аов-вО).

Комбинируя написанные выше уравнения, получаем ов уФ~ / .Евевовав ~ Ь Е = — — авввэ = — — = — ~ 2 лв1 (~ 8 Отсюда следует, что величина 1Е (в твевлв ар 6 постоянна. Отметим, что это равенство справедливо и для эллиптических орбит (с большой полуосью а). При этом ов нужно понимать как 2вв(Т, где Т вЂ” период обращения электрона (см. также приложение 14), Так выглядит атом водорода с точки зрения классических идей и общих принципов теории; любому радиусу орбиты а или любой угловой скорости ав соответствует определенная энергия Е, в то время как а или ав могут принимать какие угол. но значения.

Иначе обстоит дело в свете гипотезы Бора (гл. 1Ч, $3), по которой атом может находиться лишь в определенных дискретных состояниях, причем переход из одного состояния с энергией Е, в другое состояние с меньшей энергией Е, сопровождается излучением, отвечающим спектральной линии частоты Лч=Ев— 4 Ь Агом Бора; етацеонаркыо орбиты — Еа. Из частот излучения и поглощения можно найти энергии отдельных боровских состояний. В настоящее время закономерности спектральных линий водорода известны очень хорошо (фнг. 36).

В 1885 г. Вальмер впервые показал, что линии, расположенные в видимой части спектра в а это и все, которые тогда были известны, — подчиняются формуле т= Д (~ — -т), где каждому целому лг>2 соответствует спектральная линия, а константа 1г, как впоследствии очень точно вычислил Пашен (1916 г.), равна Я=109678 с.к ', ее называют теперь постоянной Ридберга. Здесь ч в согласии с принятой в спектроскопии традицией означает волловоо чис- 4ббГ 4З40 4/ОЗ ббаб Фиг. 36.

Схема линна серне Бальмера, унававн врвнаные ааа вгааааниа анана абваванавна. Ао, т. е. число длин волны, укладывающихся в одном сантиметре, ч=1/Х. Форма приведенной выше зависимости наводит на мысль, что общий закон для спектральных частот можно получить, заменив в формуле четверку (=2е) на аа: ч= Я~-~ — — а).

Характеристики

Список файлов книги