Пред.
След.
Макеты страниц
Распознанный текст, спецсимволы и формулы могут содержать ошибки, поэтому с корректным вариантом рекомендуем ознакомиться на отсканированных изображениях учебника выше Также, советуем воспользоваться поиском по сайту, мы уверены, что вы сможете найти больше информации по нужной Вам тематике 1. Результаты, изложенные в предыдущем параграфе, являются убедительным экспериментальным подтверждением постулатов Бора. Постулаты Бора лежат в основе физических представлений, которыми руководствовались при создании и совершенствовании оптических квантовых генераторов (лазеров) (см. т. IV, гл. XI), открывших принципиально новые пути не только в физике, но и в технике и других отраслях науки. То обстоятельство, что эти приборы работают в соответствии с предсказаниями теории, свидетельствует о правильности последней, а следовательно, и о правильности самих постулатов Бора. В этом параграфе приводятся другие экспериментальные факты, подтверждающие постулаты Бора. Сюда относятся прежде всего опыты Джеймса Франка (1882-1964) и Густава Герца ( $1887-1975)$, начатые незадолго до появления теории Бора. Первоначальная цель их состояла в измерении потенциалов ионизации атомов. Но эти опыты принесли экспериментальное подтверждение постулатов Бора, т. е. решили более важную задачу. В опытах Франка и Герца через исследуемый газ проходили ускоренные электроны. При столкновении с атомами газа последние могли переходить в возбужденные состояния, каждое из которых характеризуется определенным значением энергии. Если энергетические уровни атома дискретны, как утверждает первый постулат Бора, то кинетическая энергия электронов должна быть не меньше некоторой минимальной величины, чтобы они начали возбуждать атомы газа. Такой метод возбуждения атомов особенно пригоден для инертных газов и паров металлов, так как атомы этих веществ не обладают электронным сродством, т. е. не проявляют склонности к захвату электронов и образованию отрицательных ионов. Франк и Герц в своих первых опытах пользовались парами ртути. Разумеется, ртутный пар должен быть сравнительно плотным, чтобы электроны сталкивались с атомами достаточно часто. Опыты производились при различных плотностях ртутного пара. С этой целью лампа, в которую было введено несколько капель ртути, помещалась в печь, температуру которой можно было менять и поддерживать постоянной во время опыта. Электронный ток $I$ на коллектор измеряется гальванометром. Амперметр $A$ служит для контроля постоянства тока накала. Стеклянный баллон, в который заключены накаливаемый катод, сетка и коллектор, на рис. 22 не изображен. Если бы в сосуде поддерживался вакуум, то примерная зависимость термоэлектронного тока $I$ от ускоряющего напряжения $V$ представлялась бы кривой, приведенной на рис. 23. Из-за пространственного заряда эта кривая в самом начальном участке следовала бы закону трех вторых. При больших напряжениях получался бы ток насыщения, не зависящий от $V$ (см. т. III, $\S 101$ ). Опыт показал, что при наличии в сосуде ртутных паров или других газов кривая $I=I(V)$ имеет качественно совсем другой вид. На пей появляются резко выраженные максимумы и минимумы тока. Для ртути (рис. 24) расстояния между двумя Положение меняется, когда энергия электрона достигает значения $\mathscr{E}_{1}=4,9$ эВ или больше. Тогда электрон сможет затратить свою кинетическую энергию или часть ее на возбуждение атома ртути. В этом случае столкновения называются неупругими. Если при этом оставшейся кинетической энергии электрона окажется недостаточно, чтобы преодолеть задерживающий потенциал $V_{1}$, то электрон на коллектор $P$ не попадет, и с ростом напряжения $V$ электронный ток $I$ начнет убывать. При достижении энергии $\mathscr{E}_{1}$ ток $I$ не падает скачкообразно до нуля, так как не все скорости электронов одинаковы, хотя бы потому, что при вылете из нити получается тепловой разброс скоростей. Кроме того, для преодоления задерживающего поля имеет значение не полная скорость электрона, а только ее продольная составляющая, т. е. составляющая вдоль поля; поперечная составляющая роли не играет. А эта составляющая меняется при упругих столкновениях – сохраняется только полная скорость. Все это ведет к сглаживанию кривой $I=I(V)$. Этим ке объясняется, почему максимумы на кривой тока получаются не точно при энергии $\mathscr{E}_{1}$, достаточной для возбуждения атома, а при энергии несколько меньшей. При дальнейшем возрастании ускоряющего напряжения электрон, оставшийся после упругого столкновения в ускоряющем поле, может вторично набрать энергию, достаточную для возбуждения первого энергетического уровня атома $\mathscr{E}_{1}$. Если он снова претерпит неупругое столкновение и потеряет энергию, то при достаточно высоком потенциале $V$ он может в третий раз ускориться до энергии, необходимой для возбуждения того же первого энергетического уровня атома, и т. д. В результате таких многократных возбуждений уровня $\mathscr{E}_{1}$ на кривой $I=I(V)$ и появляются максимумы вблизи значений энергии $\mathscr{E}_{1}, 2 \mathscr{E}_{1}, 3 \mathscr{E}_{1}$ и т. д. Наличие контактной разности потенциалов между катодом и сеткой искажает показания вольтметра $V$, смещая всю кривую $I=I(V)$ вправо или влево. Однако контактная разность потенциалов исключается, если величину $\mathscr{E}_{1}$ определять по расстоянию между соседними максимумами тока $I=I(V)$, которое от нее не зависит. Более совершенный и чувствительный метод измерения критических потенцналов был разработан Герцем. В этом методе электроны, вылетевцие ия катода $K$ (рис. 25) и ускоренные потенциалом $V$, попадают в свободное от поля прострапство, ограниченное цилиндрической сеткой, изображенной на рис. 25 пунктиром (мериднональный разрез). Там происходят их столкновения с аломами газа. ГІр упругих столкновениях электроны, не теряя энер гии, отклоняются и могут вылетать через боковую поверхность сетки в слабое задерживающее поле, создаваемое потенциалом $V_{1} \approx 0,1 \mathrm{~B}$, наложенным между сеткой и окружающим ее собирающим электродом $P$ (коллектором). Энергия электронов достаточна, чтобы преололеть $V_{1}$ и попасть на $P$. Если же при увеличснии ускоряющего напряжения $V$ появятся неупругие столкновения, то после столкновения энергия электрона может оказаться недостаточной, чтобы преодолеть задерживающеє поле и попасть на коллектор $P$. Ток на коллектор $P$ измеряется гальванометром $G$ Измерения производятся при двух близких значениях задерживающего потенциала: $V_{1}=0$ и, например, $V_{1}=$ $=0,1 \mathrm{~B}$. Пока столкновения упругие, показания гальванометра в обоих случаях практически одинаковы. Если же ускоряющее напряжение $V$ достигает значения одного из критических потенциалов, то появляются неупругие столкнове ния, и во втором случае (т. е. при $V_{1}=0,1$ В) ток в гальванометре $G$ резко падает. Разность показаний гальванометра при $V_{1}=0$ и $V_{1}=0,1$ В может служить мерой для числа электронов, вылетевших из сетки с энергией меньше 0,1 эВ, т. е. для числа электронов, испытавших неупругие столкновения в окрестности рассматриваемого критического потенциала. Так как электроны сталкиваются с атомами там, где электрического поля нет, то после столкновения они не могут вновь набрать энергию, достаточную для возбуждения атома. По этой причине на кривой $I=I(V)$ уже не появятся равноотстоящие максимумы, соответствующие одному и тому же критическому потенциалу. Кратного повторения таких макснмумов, как было раньше, не про. изойдет. Непосредственное исключение контактной разности потенциалов окажется невозможным. Однако контактную разность потенциалов можно найти и затем учссть сс влияние, если известно значение хотя бы одного критического погенциала. Можно также воспользоваться смесью двух газов, для одного из которых критические потенциалы известны. Конечно, для наблюдения этого свечения стеклянный баллон, в котором находятся пары ртути и остальная аппаратура, не годится, так как стекло непрозрачно для ультрафиолетовых лучей. Не годится и стеклянная оптика для исследования спектрального состава излучения. Подходящими материалами могут быть кварц или флюорит, прозрачные соответственно приблизительно до 180 и 120 нм. По длине волны линии $\lambda=253,7$ нм можно вычислить и первый критический потенциал ртути, и притом значительно точнее, чем по максимумам на кривой $l=I(V)$, получаемой в опытах Франка и Герца. Для этой цели можно воспользоваться формулой Подстановка в нее численных значений дает Полагая в этой формуле $\lambda=253,7$ нм, найдем $V=4,887$ В, что хорошо согласуется со значением 4,9 В, полученным в опытах Франка и Герца. При более совершенной методике эксперимента у атомов ртути обнаруживается второй критический потенциал $V=6,7$ В. При этом при переходе в основное состояние появляется излучение с длиной волны $\lambda=184,9$ нм. Этой спектральной линии по формуле (14.1) соответствует $V=6,705$ В, что также находится в превосходном согласии с опытом. Третий критический потенциал ртути 10,4 В является уже ионизационным. Следовательно, при $V>10,4$ В должны происходить переходы из несвязанных состояний на все нижележащие энергетические уровни. И действительно, опыт показал, что при этом возбуждается полный атомный спектр ртути. Допустим, например, что лампа заполнена парами натрия. Опыт показывает, что пары натрия не светятся, если ускоряющее напряжение $V$ меньше 2,1 В. При напряжении 2,1 В начинает возбуждаться только желтая $D$-линия натрия $\lambda=589,6$ нм. Значит, она является резонансной линией, а $V=2,1 \mathrm{~B}$ – резонапсным потенциалом. Его величину можно уточнить, подставив значение $\lambda$ в формулу (14.1). Это дает $V=2,103$ В. При дальнейшем увеличении ускоряющего напряжения появляются остальные линии спектра испускания натрия.
|
1 |
Оглавление
|