physics_saveliev_3 (535941), страница 45

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

Текст из файла (страница 45)

Прп таком расположении анода разряд гаснет. Поэтому трубку снабжают особым анодом А, отстоящим от катода дальше, чем антикатод. Для стеканвя зарядов с антпкатода он соединяется накоротко с анодом. 272 В электронных трубках (рис. 168) свободные электроны возникают вследствие термоэлектронной эмиссии с нагреваемого током катода (вольфрамовой спирали). Цилиндр Ц служит для фокусировки электронного пучка. Давление газа в таких трубках составляет 10-э —:1О-' мм рт. ст.

Л~иикатод трубки Ак служит одновременно н анодом. Электронные трубки гораздо устойчивее и проще в эксплуатации. По этой причине ионные трубки теперь применяются редко. гг Ан Почти вся энергия электронов выделяется на анти- катоде в виде тепла (в излу- + чение превращается лишь 1 — 3% энергии). Поэтому в Рке 168. мощных трубках антикатод приходится интенсивно охлаждать. С этой целью в тсле антикатода делаются каналы, по которым циркулирует охлаждающая жидкость (вода или масло). Если между катодом и антикатодом приложено напря>кение (/, электроны разгоняются до энергии еК Попав в вещество антикатода, электроны испытывают сильное торможение и становятся источником электромагнитных волн.

Интенсивность излучения равна /.н, егмг ер ьмс' (см, т. П, формулу (!14.5)). Предположим, что ускорение электрона в остается постоянным по величине в течение всего времени торможения т. Тогда интенсивность излучения также будет постоянной, н за время торможения электрон излучит энергию: где и, — начальная скорость электрона. Полученный результат показывает, что заметное излучение может наблюдаться лишь при резком торможении быстрых электронов. Иа рентгеновские трубки подается напряжение до 50 кэв. Пройдя такую разность потенциалов, электрон приобретает скорость порядка 273 0,4 с.

Особенно большая скорость может быть сообщена электронам в бетатроне (см. т. П, $ !04), Энергии в 50 Мэв соответствует скорость, равная 0,99995 с. Направив ускоренный в бетатроне пучок электронов на твердую мишень, получают рентгеновские лучи весьма малой длины волны, с1ем меньше длина волны, тем меньше поглощаются лучи в веществе. Поэтому рентгеновские лучи, получаемые на бетатроне, обладают особенно боль- шой проникающей способс~/ У=ХУла постыл.

а2 При достаточно большой скорости электронов, кроме тормозного нзлучен и я (т. е. излучения„обусловленного торможением элетронов), возбуждается также характеристическое излучение (вызвангг мгга ное возбуждением внутренних электронных оболочек атомов антикатода). Это излучение рассматривается в $ 78. Сейчас нас будет интересовать лишь тормозное излучение. Согласно классической электродннамнке прн торможении электрона должны возникать волны всех длин — от нуля до бесконечности. Длина волны, на которую приходится максимум интенсивности излучения, должна уменьшаться по мере увеличения скорости электронов, т.

е. напряжения на трубке У. На рис. 169 даны экспериментальные кривые распределения интенсивности тормозного рентгеновского излучения по длинам волн, полученные для разных значений (7. Как видно из рисунка, выводы теории в основном подтверждаются на опыте. Однако имеется одно принципиальное отступление от требований классическои электродинамики. Оно заключается в том, что кривые распределения интенсивности не идут к началу координат, а обрываются при конечных значениях длины волны Х,ц,. Экспериментально установлено, что коротковолновая граница тормоз.

ного рентгеновского спектра Х,м, связана с ускоряющим 274 напряжением У соотношением: л.~ = 12 390 (55.1) где Х ы выражена в ангстремах, а У вЂ” в вольтах. Существование коротковолновой границы непосредствейно вытекает из квантовой природы излучения. Действительно, если излучение возникает за счет энергии, теряемой электроном при торможении, то величина кванта Ьа не может превысить энергию электрона еУ: Ьв я 'еУ.

Отсюда получается, что частота излучения не может превысить значения ы „ = еУ/Ь, а следовательно длина волны не может быть меньше значения: 2яа (2ялс/е) (55.2) ты ц Таким образом, мы пришли к эмпирическому соотношению (55,1). Найденное из сопоставления (55.1) и (55.2) значение. й хорошо согласуется со значениями, определенными ииымн способами.

Из всех методов определения Ь метод, основанный на измерении коротковолновой границы тормозного рентгеновского спектра, считается самым точным. 2 56. Фотоэффект Фотоэлек~рическим эффектом или фотоэффектом называется непускание электронов веществом под действием света. Это явление было открыто в 1887 г. Г. Герцем, который заметил, что проскакивание искры между цинковыми шариками разрядника значительно облегчается, если один из шариков осветить ультрафиолетовыми лучами. В 1888 — 1889 гг. А. Г.

Столетов подверг фотоэффект тщательному исследованию и установил следующие закономерности: 1) испускаемые под действием света заряды имеют отрицательный знак; 2) наибольшее действие оказывают ультрафиолетовые лучи; 3) величина испущенного телом заряда пропорциональна поглощенной нм световой энергии. В 1898 г. Ленард и Томсон, измерив удельный заряд испускаемых под действием света частиц, установили, что эти частицы являются электронами, 275 Схема современной установки для исследования фотоэффекта показана на рис. !70. Свет проникает через кварцевое окошко Кв в эвакуированный баллон и освещает катод К, изготовленный нз исследуемого материала.

Электроны, исрущенные вследствие фотрэффек- та, перемещаются под действисм вз электрического поля к аноду А. В результате в цепи прибора течет фототок, измеряемый гальванометром Г. Напряжение между анодом и катодом можно изменять с помощью потенциомев тра П. г Фотоэффекг в сильной степе- ни зависит ог состояния освещае- Ф "! мой поверхности (в частности от находящихся на ней окислов н Ряс 170. адсорбированных веществ), Мил- ликен разработал прибор, позволяющий удалять с изучаемой поверхности, находящейся в высоком вакууме, поверхностную пленку. Существенное усовершенствование методики исследования фотоэффекта было осуществлено П. И'.

Лукнрским и С. С. Прилежаевым, которые применили метод сферического конденсатора. Анодом в их установке служили посеребренные стенки стеклянного сферического баллона. В центре баллона размегцался катод в виде шарика. На рнс. 171 изображена вольт-амперная характеристика, т. е. кривая, показы- гб 7/ вающая зависимость фото- тока 1 от напряжения между Рис. 171.

электродами 17 при неизменном потоке света Ф. Из этой кривой видно, что при некотором, не очень большом напряжении фототок достигает насыщении — все электроны, испущенные катодом, попадают на анод. Следовательно, сила тока насыщения 1, определяется количеством электронов, испускаемых катодом в единицу времени под действием света, Рис. !72 где а н ср — константы, причем а не зависит от материала катода. График функции (56.3) дан на рис. !72. Умножив (56.3) на е н заменив е(7, согласно (56.!), получим: ! — ти- =аею — е~р. П1 При гу = 0 фототок не исчезает. Это служит свидетельством того, что электроны покидают катод со скоростью, отлнчнои от нуля.

Для того чтобы фототок стал равным нулю, нужно приложить з а де р ж и в а ю ще е напряжение (уа (его называют также задержива ющи м потенциалом). Прп таком напряжении ни одному из электронов, даже обладающему прн вылете нз катода наибольшим значением скорости о, не удается преодолеть задерживающее поле и достигнуть анода. Поэтому можно написать, что — тп,'„= е(7,, (56,!) где т — масса электрона. Таким образом, измерив задерживающее напряжение (7, можно определить максимальное значение скорости фото- электронов' ). При неизменном спектралыюм составе падающего на катод света сила тока насыщения (т.

е. количество испускаемых электро- атиЩа нов! строго пропорциональна све- «Ь ш товому потоку Ф: l и („сс сР. (56.2) Это утверткдение носит название закона Столетова. Задерживающее напряжение !уз от интенсивности света не зависит. Проведя измерения яа упоминавшемся выше приборе, Миллнкен установил, что при освещении катода монохроматнческим светом (7, изменяется с частотой света ш по линейному закону: (7,=ам — ф, (56.3) '! В случае предложенной Лунирсним и Прилежаевым формы злентродов нривая вблизи Г7~ идез очень нруто, ч,то позволяет определить Ы, с большей точностью. О» )из = —.

'Р а (56,5) Соответственно для длины волны получается условие: 2пса 7 ~хо= (э (56.6) Частота ьтз или длина волны Хз называется красной границей фотоэффекта. Ее можно яайти, определив частоту, при которой задерживающее напряжение обращается в нуль (см. рис. 172). Законы фотоэффекта противоречат представлениям волновой теории света. Согласно этим представлениям, под действием электромагнитной световой волны электроны вещества должны совершать вынужденные колебания с амплитудой, пропорциона,чьной амплитуде волны. При достаточной интенсивности колебаний связь электрона с веществом может быть нарушена и электроны будут вылетать наружу со скоростью, величина которой должна зависеть от амплитуды падающего света (т. е. от его интенсивности). В действительности такой зависимости нет — скорость электронов зависит только от частоты падающего света.

Эйнштейн (1905) показал, что все закономерности фотоэффекта легко объясняются, если предположить, что свет поглощается такими же порциями Ьы (квантами), какими он, по предположению Планка, испускается. По мысли Эйнштейна энергия, полученная электроном, доставляется ему в виде кванта Ьы, который усваивается им целиком. Часть этой энергии, равная работе выхода е~р (см. т, 11, $74), затрачивается на то, чтобы электрон мог покинуть тело. Если электрон освобождается светом не у самой поверхности, а на некоторой глубине, то часть энергии, равная Пг', может быть потеряна вследствие случайных столкновений в веществе.

Характеристики

Список файлов книги