Теоретичні відомості. У результаті класичних дослідів Резерфорда по розсіянню a- частинок тонкими

У результаті класичних дослідів Резерфорда по розсіянню a- частинок тонкими металічними плівками (1908 рік) була встановлена ядерна або планетарна модель атома. Згідно цієї моделі атом складається з позитивно зарядженого ядра й оточуючих його електронів. Згідно класичної механіки така система може знаходитись в рівновазі, якщо електрони будуть обертатися навколо ядра по якимось орбітам. Однак з точки зору класичної електродинаміки такий атом має бути нестійким, оскільки при русі з прискоренням під дією відцентрової сили електрони мають випромінювати енергію у вигляді електромагнітних хвиль і отже падати на ядро. Разом із тим частота обертання має неперервно змінюватись, тобто виникає суцільний спектр випромінювання. У той же час всі експериментальні факти вказували на те, що атоми представляють собою досить стійкі з’єднання і випромінюють вони не суцільний спектр, а окремі спектральні лінії.

Щоб вийти з цих ускладнень датський фізик Нільс Бор в 1913 році переніс ідею Планка про кванти, яка дозволила вивести правильну формулу для інтенсивності випромінювання абсолютно чорного тіла на довільні атомні системи. В основу розвиненої ним квантової теорії атома Бор поклав два постулати.

1. Атоми й атомні системи можуть тривало перебувати тільки в певних стаціонарних станах, в яких, не дивлячись на рух заряджених частинок, що в них відбуваються, вони не випромінюють і не поглинають енергію. У цих станах атомні системи володіють енергіями, що утворюють дискретний ряд E₁,E₂,…,E_n. Усяка зміна енергії може відбуватися лише стрибкоподібно з одного з цих станів в інший.

2. При переході з одного стаціонарного стану в інший атоми випромінюють або поглинають випромінювання тільки певної частоти. Випромінювання це строго монохроматичне, а його частота n визначається з умови частот Бора

(1)

Практично здійснити первірку цих постулатів можна за допомогою наступного досліду. У скляній трубці (рис.1) з досліджуваним газом (при досить низькому тиску) розміщено джерело електронів (нитка розжарення К), сітка G₁, G₂ колектор електронів. А. Поле між катодом і сіткою, створене прискорюючою напругою U_приск., надає електронам енергію E=eU_приск. Частина цих електронів пролітає крізь сітку і, пройшовши деякий шлях в газі, попадає в гальмуюче поле, між сіткою G₂ і колектором А, на які подана затримуюча напруга U_затр.. Ті електрони, які досягають колектора, утворюють струм в його ланцюгу, що вимірюється міліамперметром.

Рис.1. Схема досліду Франка-Герца.

Сітки G₁ і G₂ з’єднані між собою так, що в просторі між ними поле відсутнє. Тут головним чином і здійснюються зіткнення. Слід врахувати, що при зіткненнях електронів з атомами багатьох речовин можуть утворюватись від’ємні іони, якщо речовина володіє енергією електронної спорідненості. Такі речовини непридатні для досліду. Для досліду вибирають речовини, атоми яких не можуть з’єднуватись з електронами при даних швидкостях. Це інертні гази, водень, пари металів (наприклад, ртуть).

Нехай на колектор подана невелика напруга U_затр.=0.5 В. Тоді електрони з енергією менш ніж 0.5 В не можуть подолати гальмівне поле і не попадуть на колектор (вони будуть притягатись сіткою). Будемо поступово збільшувати прискорюючу напругу починаючи з нуля, і слідкувати за струмом колектора J_к. Поки енергія електронів не перевищить eU_затр., струм колектора буде нульовим. Як тільки eU_приск стане більше eU_затр. (ми нехтуємо тепловим рухом і контактною різницею потенціалів), струм з’явиться і далі буде зростати, як для вакуумної лампи, поки не стануться непружні зіткнення (див. рис.2).

При непружних зіткненнях частина електронів повністю витратить свою енергію і не зможе попасти на колектор: струм різко зменшиться (точка 1 на рис.2), атоми газу тут переходять в перший збуджений стан. Прискорюючий потенціал, який відповідає точці 1, називається першим потенціалом збудження. При подальшому підвищенні U_приск струм знову буде рости, поки електрони не зможуть збудити атом в наступний другий збуджений стан.

Таким чином, коли початкова енергія електрона менше, ніж енергія першого збудженого стану атома, то такий електрон майже не змінить швидкість при зіткненні. Станеться пружне зіткнення, при якому зміниться тільки напрям руху електрона, а обмін енергією буде незначним внаслідок великої різниці мас. Якщо ж початкова енергія атома зростає на Е_n за рахунок кінетичної енергії електронів, останні будуть розсіюватися як при непружніх зіткненнях.

Швидкість електронів задається прискорюючою напругою, а розподіл електронів по швидкостях після бомбардування можно дослідити за допомогою затримуючого поля.

Така картина буде при умові, що в прискорюючому проміжку не стануться зіткнення (тобто довжина проміжку значно менше довжини вільного пробігу електрона), а затримуюча напруга досить мала (менше інтервалу між потенціалами збудження). На цей раз ми зможемо визначити різниця, наприклад, між першим і другим потенціалами збудження, але для точного визначення самих потенціалів цей метод не придатний, оскільки ми не знаємо контактної різниці потенціалів між катодом і вакуумом. Існують й інші обставини, які збільшують похибку вимірювання потенціалів збудження, ускладнюють форму кривої колекторного струму.

Щоб відійти від цих складностей, досліди проводять наступним чином. Прискорюючий проміжок роблять значно довше, ніж вільний пробіг електрона (умова ця істотньо залежить від концентрації досліджуваного газу). Тоді непружні зіткнення стануться в прискорюючому проміжку. Як тільки електрон отримає необхідну для збудження енергію, від тратить її в співудари, потім знову прискорюється і знову втрачає енергію, збуджуючи кожний раз атом до першого збудженого стану. Коли на сітці буде потенціал, достатній для збудження, коло сітки утворюється зона непружніх зіткнень, а на кривій колекторного струму – перший провал. Зі зростанням U_приск ця зона зміщується до катоду, потім поблизу сітку утворюється друга зона непружніх зіткнень, а на кривій – другий провал. Таким чином, можна отримати і третій провал, якщо U_приск для нього менше потенціалу іонізації. Картина буде схожа на попередню (рис.2), але тепер інтервали між провалами будуть однаковими і рівними першому потенціалу збудження (рис.3). Отримати таку криву можна і за допомогою односіткової лампи. Оскільки інтервали між енергетичними рівнями в реальному атомі не є однаковими, то отримавши на досліді криву з трьома рівновіддаленими провалами, можна бути впевненим, що ця крива отримана при вищевказаних умовах, і що відстань між провалами рівна першому потенціалу збудження.

Величина провалів залежить від розподілу прискорених електронів по швидкостям, затримуючого потенціалу, конструкції електродної системи, тиску і температури газу і ефективного перерізу збудження.

Дата добавления: 2015-10-24