Савельев - Курс общей физики Том 3 - Оптика, Атомная физика, элементарные частицы (934757), страница 44
Текст из файла (страница 44)
Интенсивность излучения равна ( у~1, (см, т. П, формулу (114.5)). Предположим, что ускорение электрона ю остается постоянным по величине в течение всего времени торможения т. Тогда интенсивность излучения также будет постоянной, и за время торможения электрон излучит энергию: где пл — начальная скорость электрона. Полученный результат показывает, что заметное излучение может наблюдаться лишь при резком торможении быстрых электронов. На рентгеновские трубки подается напряжение до 50 кзв.
Пройдя такую разность потенциалов, электрон приобретает скорость порядка 273 0,4 с. Особенно большая скорость может быть сообщена электронам в бетатроне (см. т. 11, $104). Энергии в 50 Мээ соответствует скорость, равная 0,99995 с. Направив ускоренный в бетатроне пучок электронов на твердую мишень, получают рентгеновские лучи весьма малой длины волны. Чем меньше длина волны, тем меньше поглощаются лучи в веществе. Поэтому рентгеновские лучи, получаемые на бетатроне, обладают особенно боль- шей проникающей способ- Ы и=БПнв постыл. ~И При достаточно большой скорости электронов, кроме тормозного излучения (т.
е. излучения„обусловленного торможением элетронов), возбуждается также хара ктеристическое излучение (вызваи- Е/-Жгв нос возбуждением внутренних электронных оболочек атомов аитикатода). Это излучение рассматривается в % 78. Сейчас нас будет интересовать лишь тормозное излучение. Согласно классической электродинамике при 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 (/. На рис. 169 даны экспериментальные кривые распределения интенсивности тормозного рентгеновского излучения по длинам волн, полученные для разных значений К Как видно из рисунка, выввды теории в основном подтверждаются на опыте. Однако имеется одно принципиальное отступление от требований классическом электродинамики. Оно заключается в том, что кривые распределения интенсивности не идут к началу координат, а обрываются при конечных значениях длины волны Хщь,.-Экспериментально установлено, что коротковолновая граница тормозного рентгеновского спектра З,вм связана с ускоряющим 274 напряженнем 0 соотношением: (55.1) где Х м мвыражена в ангстремах, а У вЂ” в вольтах.
Существование коротковолновой границы непосредствейно вытекает нз квантовой природы излучения. Действительно, если излучение возникает за счет энергии, теряемой электроном при торможении, то величина кванта Ьо не может превысить энергию электрона еУ: йм <еи. Отсюда получается, что частота излучения не может превысить значения е „= ей!8, а следовательно длина волны не может быть меньше значения: йт~ (2яэс!е) (55.2) <~так Таким образом, мы пришли к эмпирическому соотношению (бб.!). Найденное из сопоставления (55.!) и (55.2) значение, й хорошо согласуется со значениями, определенными иными способами. Из всех методов определения а метод. основанный на измерении коротковолновой границы тормозного рентгеновского спектра, считается самым точным.
$56. Фотоэффект Фотоэлектрическим 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 испущеиного телом заряда пропорциональна поглощенной им световой энергии.
В 1898 г. Ленард и Томсон, измерив удельный заряд испускаемых под действием света частиц, установили, что эти частицы являются электронамн. 27б Схема современной установки для исследования фотоэффекта показана на рнс. 170. Свет проникает через кварцевое окошко .Кв в эвакуированный баллон и освещает катод К, изготовленный из исследуемого материала. Электронй, исрущенные вследствие фотоэффек- та, перемещаются под действием лэ электрического поля к аноду Л. В результате в цепи прибора течет фототок, измеряемый гальванометром Г. Напряхсение межл д ду анодом и катодом можно изменять с помощью потенциомев тра П.
г Фотоэффекг в сильной степе- ни зависит ог состояния освещае- 1"! мой поверхности (в частности от нвходящвхся па пей окислов и р с. !то. адсорбированных веществ). Мнл- ликен разработал прибор, позволяющий удалять с изучаемой поверхности, находящейся в высоком вакууме, поверхностную пленку. Существенное усовершенствование методики исследования фотоэффекта было осуществлено. П. И. Лукирским и С. С. Прнлежаевым, которые применили метод сферического конденсатора.
Анодом в их установке служили посереб- Е ренные стенки стеклянного сферического баллона. В центре баллона размещался катод в виде шарика. На рис. 171 изображена вольт-амперная характеристика, т. е. кривая, показы- е~ 0 и вающая зависимость фото- тока ! от напряжения между ркс. !?!. электродами 1/ при неизменном потоке света Ф. Из этой кривой видно, что при некотором, не очень большом напряжении фототок достигает насыщения — все электроны, испущенные катодом, попадают на анод. Следовательно, сила тока насыщения ! определяется количеством электронов, испускаемых катодом в единицу времени под действием света, При (у = 0 фототок не исчезает.
Это служит свидетельствам того, что электроны покидают катод со скоростью, отличной от нуля. Для того чтобы фототок стал равным нулю, нужно приложить задерживающее напряжение 1/, (его называют также задержива ющим потенциалом). При таком напряжении ни одному из электронов, даже обладающему при вылете иэ катода наибольшим значением скорости о, не удается преодолеть задерживающее поле и достигнуть анода. Поэтому можно написать, что — тит =е0, 2 ж где лт — масса электрона.
Таким образом, измерив задерживающее напряжение 1/, можно определить максимальное значение скорости фотоэлектровов'). и, При неизменном спектральном составе падающего на катод света сила тока насыщения (т.е. количество испускаемых электра- лстЩл нов) строго пропорциональна световому поток Ф: у р и оа 1'„счт Ф.
(56.2) Это утверждение носит название закона Столетова. Задерживающее напряжение Рис. 172. 0а от интенсивности света не зависит. Проведя измерения на упоминавшемся выше приборе, Милликен установил, что при освещении катода монохроматическим светом О, изменяется с частотой света ы по линейному закону: с1а = лы — % (56.3) где а и «р — константы, причем а не зависит от материала катода. График функции (56.3) дан на рис. 172. Умножив (56.3) на е и заменив е(У, согласно (56.1), получим: 1 — тп' = аеы — ечр. 2 ти '1 В случае предложенной Лукирскин н Г!рнлежаевын форам алеитродов кривая вблизи с1» идет очень круто, ссо позволяет определить ба с болыней точностью.
Из последнего соотношения вытекает, что для того, чтобы электроны могли покинуть катод под действием света (для того, чтобы о,„была вещественной), необходимо выполнение условия: аа~~~р или ы > ы0 = ° Ф И (56.5) Соответственно для длины волны получается условие: Х~~ Хз= —. 2яса Ф (56.6) Частота ам или длина волны Хз называется красной границей фотоэффекта. Ее можно найти, 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, пропорциональной 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 в 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 Эйнштейнй энергия, полученная электроном, доставляется ему в ниде кванта Ьв, который усваивается им целиком. Часть этой энергии, равная работе выхода ер (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 В", может быть потеряна вследствие случайных столкновений в веществе. Остаток энергии образует кинетическую энергию )гх электрона, покинувшего вещество. Энергия яхь будет максимальна, если 278 йг' = О. В этом случае должно выполняться соотношение: ов = — то' +еф, 1 (56.7) которое называется фор мул ой Эйнштейна. Легко видеть„что выражение (56.7) совпадает с эмпирической формулой (56.4), Отсюда вытекает, что последний член в (56.4) представляет собой работу выхода, а коэффициент .а равен Ь(е.
Следовательно, определив тангенс угла наклона прямой на рис. 172, можно найти отношение постоянной Планка Ь к элементарному заряду е. Полученное таким образом значение й совпадает со значениями, найденными из спектрального распределения равновесного теплового излучения и из коротковолновой границы тормозного рентгеновского спектра. Отрезок <г, отсекаемый продолжением прямой на оси У, (см, рис. 172), дает потенциал выхода для вещества, из которого сделан катод.
Теория Эйнштейна объясняет также пропорциональность силы тока насыщения („ падающему световому потоку Ф. Действителыю, величина светового потока определяется числом квантов света, падающих на поверхность в единицу времени. Вместе с тем число освобождаемых электронов должно быть пропорционально числу падающих квантов. Заметим, что, как показывает опыт, лишь ьщлая часть квантов передает свою энергию фотоэлектронам.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
