1612725063-eb24d9660fd97b365f78091f0a818088 (828996), страница 22

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

Текст из файла (страница 22)

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. Однако с корпускулярной точки зрения (Комптон, Дебай) этот результат вполне понятен. Рассмотрим упругое столкновение двух частиц в светового кванта и электрона (фиг. 33). В процессе столкновения квант йч передает часть своей энергии электрону.

Таким образом, собственная энергия кванта уменьшится и, следовательно, энергия )тч' рассеянного кванта окажется меньше йч. Точное вычисление энергетических потерь светового кванта проводится так же, как и в случае столкновения двух упругих сфер: нужно воспользоваться законами сохране- З а. Эффект долсмтома иия полного импульса и полной энергии.

Подробный расчет приведен в приложении 10, здесь же мы просто сформулируем окончательный результат. Формула Комитона для изменения длины волны светового кванта в результате столкновения имеет вид Ил=23. з1п' —, ф — о 2' где Хо — — —, — — 0,0242А есть так называемая комптоновская длина волны. Согласно формуле, увеличение длины волны совершенно не зависит от самой длины волны и определяется только углом рассеяния ~р.

Фмг, 33. Эффект Комптовуь Сталкнваясь с влектроном, световой квант нарекает аму часть своев евертян, мовтону в рааультате рассеввня таяна волны кванта увелнчнвается. Теоретическое предсказание оказалось в полном согласии с опытом. Во-первых, как это проверил сам Комптон, формула Комптона дает правильную зависимость Ь3, от у. Во-вторых, Комптоиу удалось зафиксировать электроны отдачи, которые забирают у светового кванта энергию йм — Ьм' и появлением которых, согласно теории, неизбежно сопровождается процесс. При этом такие электроны наблюдаются не только в твердых телах, ио и в камере Вильсона, где их можно увидеть непосредственно. Но, как показали Комптон и Симон, можно пойти даже дальше и экспериментально проверить предсказанную теорией' связь между углом рассеяния светового кванта ср и отклонения электрона ф.

Правда, световой квант не оставляет следа в камере Вильсона, но тем не менее направление движения рассеянного кванта все же можно иногда найти. Для этого нужно только, чтобы претерпевший рассеяние квант рассеялся еще раз. Тогда появится еще один электрон отдачи, н направление движения кванта определится прямой, соединяющей начальные точки треков двух этих электронов. Хотя интерпретация таких опытов часто содержит в себе элемент неуверенности (поскольку обычно возникает целый ряд треков и не всегда можно однозначно решить, какие именно связаны друг с другом е ио Гл, 1У.

Волны — частицы указанном выше смысле, т. е. обусловлены одним и тем же световым квантом), Комптону и Симону все же удалось с достаточной надежностью установить совпадение теоретических и экспериментальных результатов. Дальнейшее подтверждение корпускулярных воззрений на механизм комптон-зффекта было получено Боте и Гейгером. Изучая рассеяние рентгеновских лучей на водороде, они регистрировали момент появления электрона отдачи с помощью счетчика Гейгера. Другой счетчик при этом фиксировал момент прохождения рассеянного светового кванта. Таким способом удалось доказать, что рассеяние кванта и вылет электрона отдачи происходят одновременно. Работы Якобсена, Боте и других исследователей (1936 г.), использовавших мощное современное оборудование, недвусмысленно подтвердили факт одновременного появления электрона отдачи и рассеянного светового кваята.

Таким образом, комптоновское рассеяние представляет собой типичный пример процесса, в котором свет ведет себя как частица с вполне определенной энергией и вполне определенным импульсом. Объяснение описазлых опытных данных на осиове волновой теории света, по«видимому, абсолютно невозможно. С другой стороны, явление интерференции совершенно несовместимо с корпускулярными представлениями о свете. Вплоть до последних лет казалось, что устранение этого противоречия е теории лежит за пределами человеческих возможностей. ф б.

Характеристики

Список файлов книги