Атом водню та його спектр з теорією Бора

Ефект Комптона

Ефект Комптона

Корпускулярні властивості світла особливо чітко проявляються в явищі розсіювання рентгенівських променів. У 1923 році А. Комптон, досліджуючи розсіяння монохроматичних рентгенівських променів речовинами з легкими атомами (парафін, бор), виявив, що у складі розсіяного випромінювання поряд з випромінюванням початкової довжини хвилі λ спостерігається також випромінювання більшої довжини хвилі λ'. Довжина хвилі λ' розсіяного випромінювання більша за довжину хвилі λ падаючого випромінювання, причому різниця Δλ= λ' -λ не залежить від довжини хвилі λ падаючого випромінювання і природи розсіювальної речовини, а визначається лише величиною кута розсіювання.

маса спокою електрона.

Тиск світла

Тиск світла

Тиск світла, тиск, вироблюваний світлом на тіла, що відображають або поглинаючі. Д. с. вперше було експериментальне відкрито і виміряно П. Н. Лебедевим (1899). Величина Д. с. навіть для найсильніших джерел світла (Сонце, електрична дуга) нікчемно мала і маскується в земних умовах побічними явищами (конвекційними струмами, радіометричними силами, див.(дивися) Радіометричний ефект), які можуть перевищувати в тисячі разів величину Д. с. Для виявлення Д. с. Лебедев виготовив спеціальні прилади і виконав досліди, що представляють чудовий приклад мистецтва експерименту. Основною частиною приладу Лебедева служили плоскі легкі крильця (діаметром 5 мм) з різних металів (платина, алюміній, нікель) і слюди (мал. 1). Крильця підвішувалися на тонкій скляній нитці і поміщалися усередині скляної судини G (мал. 2), з якої викачувалося повітря. На крильця за допомогою спеціальної оптичної системи і дзеркал прямувало світло від сильної електричної дуги Ст Переміщення дзеркал S 1 , S 4 давало можливість змінювати напрям падіння світла на крильця. Пристрій приладу і методика виміру дозволили звести до мінімуму що заважають радіометричні сили і виявити Д. с. на крильця, що відображають або поглинаючі, які під його дією відхилялися і закручували нитку. У 1907—10 Лебедев досліджував Д. с. на гази, що було ще важче, оскільки Д. с. на гази в сотні разів менше, ніж на тверді тіла. Результати експериментів Лебедева і пізніших дослідників повністю узгоджуються із значенням Д. с., визначеним на основі електромагнітної теорії світла (Дж. До. Максвелл, 1873), що з'явилося ще одним важливим підтвердженням теорії електромагнітного поля Фарадея — Максвелла. Згідно електромагнітної теорії світла, тиск, який надає на поверхню тіла плоска електромагнітна хвиля, падаюча перпендикулярно до поверхні, дорівнює щільності і електромагнітній енергії (енергії, увязненій в одиниці об'єму) біля поверхні. Ця енергія складається з енергії падаючих і енергії відбитих від тіла хвиль. Якщо потужність електромагнітної хвилі, падаючої на 1 см ^2поверхні тіла, рівна S ерг/см^2(сік), коефіцієнт віддзеркалення електромагнігной енергії від поверхні тіла рівний R, те поблизу поверхні щільність енергії u = S• (1+r) /c (з — швидкість світла). Цій величині і рівне Д. с. на поверхню тіла: р = S (1 + R) /з(ерг/см^3або дж/м^3). Наприклад, потужність сонячного випромінювання, що приходить на Землю, рівна 1,4•10^6ерг/ (см^2(сік) або 1,4•10^3вт/м^2, отже, для абсолютної поглинаючої поверхні (коли R = 0) р = 4,3 •10^-5lдін/см^2= 4,3•10^-6н/м^2.Загальний тиск сонячного випромінювання на Землю рівний 6•10^13дінів (6•10^8н), що в 10^13раз менше сили тяжіння Сонця. Ізотропне рівноважне випромінювання також чинить тиск на систему (тіло), з якою воно знаходиться в термодинамічній рівновазі: р = u/3=1/3•st^4, де s — постійна Стефана — Больцмана, Т — температура випромінювання. Існування Д. с. показує, що потік випромінювання володіє не лише енергією, але і імпульсом, а отже, і масою. З точки зору квантової теорії, Д. с. — результат передачі тілам імпульсу фотонів (квантів енергії електромагнітного поля) в процесах поглинання або віддзеркалення світла. Квантова теорія дає для Д. с. ті ж формули. Особливо важливу роль Д. с. грає в двох протилежних по масштабах областях явищ — в явищах астрономічних і явищах атомарних. У астрофізику Д. с. поряд з тиском газу забезпечує стабільність зірок, протидіючи силам гравітаційного стискування (при температурі ~ 10^7градусів в надрах зірок Д. с. досягає десятків млн. атмосфер). Д. с. істотно для динаміки навколозоряного і міжзоряного газу; дією Д. с. пояснюються деякі форми кометних хвостів (див. Комети). Д. с. викликає обурення орбіт штучних супутників Землі (особливо легких супутників-балонів типа «Ехо-камера» з великою відзеркалювальною поверхнею). До атомарних ефектів Д. с. відноситься «світлова віддача», яку випробовує збуджений атом при випусканні фотона. ДО Д. с. близьке явище передачі гамма-квантами частини свого імпульсу електронам, на яких вони розсіваються (див. Комптон-ефект), або ядрам атомів кристала в процесах випромінювання і поглинання (див.Мессбауера ефект).

 

5 Досліди Резерфорда по розсіюванню α – частинок

 

Розсіювання α -частинки в атомі Томсона (а) і в атомі Резерфорда (б).

 

Таким чином, досліди Резерфорда і його співробітників привели до висновку, що в центрі атома знаходиться щільне позитивно заряджене ядро, діаметр якого не перевищує 10-14-10-15 м. Це ядро займає тільки 10-12 частина повного об'єму атома, але містить весь позитивний заряд і не менш 99,95 % його маси.
Речовин, що складають ядро атома, слід було приписати колосальну щільність порядку з ≈ 1015 г/см3. Заряд ядра повинен бути дорівнює сумарному заряду всіх електронів, що входять до складу атома. Згодом вдалося встановити, що якщо заряд електрона прийняти за одиницю, то заряд ядра в точності дорівнює номеру даного елементу в таблиці Менделєєва.

 

Рівняння Шреденгера

Рівняння руху мікрочастинок мусить враховувати їхні хвильові властивості, тому воно повинне бути хвильовим, подібно рівнянню, яке описує електромагнітні хвилі. Основне хвильове рівняння квантової механіки запропоноване Е.Шредін-гером у 1926 році, і з нього можна одержати аналітичний вираз для y-функцій у кожному конкретному випадку. Його справедливість підтверджується згодою оде-ржаних з його допомогою результатів із дослідними даними. Воно має вид звич-

ного хвильового рівняння: де V – швидкість поширення хвилі де Бройля. При вільному русі частинки, хвильова функція є плоскою хвилею де Брой-

ля. Відношення w₀/V=k – хвильовому числу, яке зв'язане із довжиною хвилі спів-відношенням: k=2p/l. Підставивши сюди вираз довжини хвилі де Бройля частинки l=h/m×V, одержимо рівняння Шредінгера для стаціонарних (незалежних від ча-

су) силових полів: де враховано, що h=h/2p, а кінетична енергія частинки надана, як різниця між її повною енергією Е і потенціа-

льною U(x,y,z). У це рівняння, як параметр, входить повна енергія частинки Е. Із теорії диференціальних рівнянь випливає, що рівняння Шредінгера має рішення не при будь-яких значеннях енергії Е, а лише при певному наборі значень, які називають власними значеннями. Вони можуть утворювати як неперервний, так і дискретний ряд енергій. y-Функції, які відповідають власним значенням енергії, називають власними хвильовими функціями.

Найпростішим прикладом вирішення рівняння Шредінгера є рішення задачі про рух частинки у одновимірній потенціальній ямі розміром l із нескінченно високими стінками. Якщо усередині ями на частинку не діють силові поля, то її потенціальна енергія у ямі (для 0£x£l) U(x)=0, а поза ямою (для х<0 і х>l) прямує до нескінченності U(x)=¥. Оскільки частинка не може проникнути за нескінченно високі стінки ями, то y-функція за межами ями дорівнює нулю. Тому, за умови неперервності хвильової функції, вона дорівнює нулю і на межах ями, тобто y(0)=y(l)=0. Усередині ж ями y-функція відмінна від нуля. Хвильове рівняння

для y-функции усередині одновимірної ями набуває вигляду: Використовуючи позначення 2mE/h^2=k^2, перепишемо рівняння у вигляді: Рішенням його є гармонічна функція:y(x)=A×sin(w0×x+j). Із граничної умови y(0)=0, маємо: y(0)=А×sin(j)=0. Звідки випливає, що початкова фаза j=0. З іншої граничної умови y(l)

=0 маємо y(l)=А×sin(w₀×l)=0. Це співвідношення справедливе при умові: w₀×l=±p×n,

 

 

Домішкові напівпровідники

Деякі домішки і деякі види дефектів кристалічної гратки суттєво впливають на електричні властивості напівпровідників. Один домішковий атом бору, або індію на 100 тисяч атомів основного напівпровідника (кремнію або германію), збільшує провідність напівпровідника не менше ніж у тисячу разів.

І кремній і германій кристалізуються у структуру типу алмазу. В такій структурі кожен чотиривалентний атом напівпровідника вступає у взаємодію з кожним із чотирьох сусідніх атомів (Рис. 2.37), утворюючи спільні ковалентні пари. Такий напівпровідник буде мати власну провідність.

Якщо тепер добавити в кристалічну структуру домішковий п’ятивалентний або тривалентний атом, то він займе в гратці місце одного із основних атомів. Важливою особливістю таких напівпровідників є те, що в них при наявності домішок, крім власної провідності, виникає додаткова – домішкова провідність. Змінюючи концентрацію домішки, можна змінювати кількість носіїв заряду того чи іншого знака. Завдяки цьому створюються напівпровідники з переважною концентрацією – або негативно, або позитивно заряджених носіїв.

Ця особливість напівпровідників і відкриває широкі можливості для їх практичного застосування.

Домішковий п’ятивалентний атом порівняно легко втрачає один із п’яти валентних електронів, який не використаний для утворення стійкого ковалентного зв’язку. Енергія іонізації цього п’ятого електрона не перевищує 0,05 еВ, що значно менше ширини забороненої зони основного напівпровідника (∆Е=0,75 еВ для германію і ∆Е=1,12 еВ для кремнію).

Рис. 2.37

Домішкові атоми з валентністю, вищою на одиницю від основного напівпровідника стають джерелом електронів для зони провідності, а тому називаються донорними атомами. Донорні атоми в зонній структурі напівпровідника утворюють домішковий донорний рівень, який розміщується біля стелі забороненої зони, поряд з зоною провідності (рис. 2.38).

Коли як домішку використати індій, атоми якого тривалентні, то характер провідності напівпровідника зміниться. Тепер для встановлення нормальних ковалентних зв’язків із сусідніми атомами атому індію не вистачає одного електрона. Внаслідок цього в кристалічній структура утворюється неповноцінна (без одного електрона) ковалентна пара, яку називають діркою. Кількість дірок у кристалі дорівнюватиме кількості домішкових атомів.

Рис. 2.38

Такі домішки називають акцепторами (приймачами електронів). Коли в кристалі створюється електричне поле, дірки переміщуються по полю і створюють діркову провідність. Напівпровідники з переважанням діркової провідності над електронною називають напівпровідниками р-типу.

Домішкові атоми з валентністю, меншою на одиницю валентності основного напівпровідника, утворюють рівень вакантних дірок, який на енергетичній схемі розміщується біля дна забороненої зони, поряд з валентною зоною. Цей рівень називається акцепторним рівнем(рис. 2.39).

Рис. 2.39

Провідність домішкових напівпровідників при малих енергіях збудження в першу чергу забезпечується домішковими атомами, енергії іонізації яких досить малі порівняно з шириною забороненої зони. На рис.2.40 показана залежність ln провідності домішкових напівпровідників від температури.

На цій залежності ділянка “ab” визначає провідність напівпровідника за рахунок лише домішкових акцепторних або донорних атомів. Ділянка “cd” – визначає лише власну провідність напівпровідника.

Домішкові атоми при деяких температурах стають повністю задіяними в провідності. Однак при цих температурах енергії для збудження електронів основних носіїв у валентній зоні ще не достатньо. Тому зростання температури в цьому випадку супроводжується певним “зменшенням” провідності напівпровідника.

Рис. 2.40

Ця особливість провідності домішкового напівпровідника показана на ділянці “bc”. В точці “b” всі домішкові атоми беруть участь у здійсненні провідності. Тому ділянка “bc” показує, що провідність домішкових атомів повністю себе вичерпала і залишається при подальшому підвищенні температури, незмінною.

При досягненні більш високої температури, в провідності напівпровідника починають брати участь атоми основного напівпровідника валентної зони. При цій температурі енергія зовнішнього збудження стає співрозмірною з шириною забороненої зони. Ділянка “cd” рис. 2.40 показує, що власна провідність напівпровідника стає, порівняно з домішковою провідністю, домінуючою.

 

Будова атомних ядер

Ядро́ — центральна частина атома, в якій зосереджена основна частина маси атома (більш ніж 99,9 %). Ядро має позитивний заряд, і саме від величини заряду ядра залежить, який хімічний елементпредставлений атомом.

У порівнянні з розмірами атома, який визначається радіусом електронних орбіт, розміри ядра надзвичайно малі — 10−15—10−14 м, тобто приблизно у 10—100 тис. разів менші від розміру самого атома.

Атомне ядро ​​складається з нуклонів — позитивно заряджених протонів та нейтральних нейтронів, близьких за масою та іншими властивостями частинок, які взаємодіють між собою через сильну взаємодію.

Ядро найпростішого атома — атома водню (ізотоп протій) — є одним протоном.

Атомне ядро, що розглядається як клас частинок із певним числом протонів та нейтронів, називають нуклідом. Число протонів у ядрі називають його зарядовим числом Z — це число дорівнює порядковому номеру елемента у періодичній системі елементів і збігається з кількістю електронів нейтрального атома, визначаючи, таким чином, хімічні властивості відповідного елемента. Кількість нейтронів у ядрі називають його ізотопічним числом N. Ядра з однаковою кількістю протонів та різною кількістю нейтронів називають ізотопами. Ядра з однаковою кількістю нейтронів, але різною кількістю протонів — називають ізотонами. Повна кількість нуклонів у ядрі називається його масовим числом A (зрозуміло, що A=N+Z та приблизно дорівнює середній масі атома, зазначеній у таблиці Менделєєва). Нукліди з однаковим масовим числом, але різним протон-нейтронним складом називають ізобарами.

Як і будь-яка квантова система, ядра можуть перебувати в метастабільному збудженому стані, в окремих випадках час життя такого стану може бути доволі тривалим (наприклад, обчислюватися роками). Такі збуджені стани ядер називаються ядерними ізомерами

Маса

Через різницю в кількості нейтронів A-Z ізотопи одного елемента можуть мати різну масу M(A,Z) яка є важливою характеристикою ядра. У ядерній фізиці масу ядер вимірюють в атомних одиницях маси (а. о. м.), за одну а. о. м. беруть 1/12 частину маси нукліду 12C, тобто 1/12 маси ізотопу вуглецю з масовим числом 12. Стандартна маса, яка зазвичай наводиться для нукліда — це маса нейтрального атома. Для визначення маси ядра потрібно від маси атома відняти суму мас всіхелектронів (точніше значення вийде, якщо врахувати ще й енергію зв'язку електронів з ядром).

Крім того, в ядерній фізиці часто застосовується енергетичний еквівалент маси. За співвідношенням Ейнштейна кожному значенню маси M відповідає повна енергія:

E= - швидкість світла.

Ядерні сили, що тримають ядро вкупі, в кілька раз сильніші ніж електромагнітні. Від'ємна потенціальна енергія нуклонів досягає значень, які роблять відчутним ефект внаслідок принципу еквівалентності маси та енергії — зв'язані нуклони мають меншу масу ніж вільні, див. розділ дефект маси.

 

Ядерні сили

ЯДЕРНІ СИЛИ ТА ЕНЕРГІЯ ЗВ'ЯЗКУ АТОМНИХ ЯДЕР

Нуклони в ядрі атома утримуються завдяки ядерним силам, які є проявом однієї з чотирьох фундаментальних взаємодій — сильної взаємодії. За своєю природою вони короткодіючі (г~ 10^{-15 м), але дуже інтенсивні. У межах атомного ядра вони майже у 100 разів переважають сили електростатичної взаємодії двох протонів і в 1038 разів — силу їхньої гравітаційної взаємодії. Проте на відстанях, більших за розміри ядер, вони настільки малі, що їхньою дією можна знехтувати.}

Ядерні сили діють незалежно від наявності в нуклонах електричного заряду. Внаслідок цього в атомному ядрі утримуються електронейтральні нейтрони і не розлітаються однойменно заряджені протони. Експериментальні дослідження сил ядерної взаємодії протон-протонних, протон-нейтронних і нейтрон-нейтронних пар показали, що в усіх випадках вони однакові і не залежать від типу нуклона.

Ядерні сили — короткодіючі, оскільки проявляють себе на відстанях у межах атомного ядра (10^{-15 м)}

Обмінний характер ядерної взаємодії подібний до ковалентного зв'язку між атомами в молекулі, де роль такого «посередника» відіграють валентні електрони

У 1935 р. японський фізик X. Юкава висунув припущення, що природа ядерних сил полягає в їхньому обмінному характері, тобто, за його передбаченням, наявність ядерних сил зумовлює гіпотетична частинка ненульової маси, якою обмінюються між собою нуклони під час взаємодії.

Пізніше, у 1947 р. така частинка була експериментально виявлена і названа пі-мезоном. Встановлено, що залежно від типу взаємодіючої пари нуклонів (протон—протон, нейтрон—нейтрон, протон—нейтрон, нейтрон—протон) існує три види пі-мезонів: позитивний (п⁺), негативний (п^-) і нейтральний (п⁰). Перші два мають масу спокою, яка дорівнює 274 масам електрона те, що відповідає приблизно 140 МеВ; маса спокою третього дорівнює 264 те, що відповідає приблизно 135 МеВ.

Пі-мезони не входять до складу протонів і нейтронів. Вони лише виявляють себе в ядерній взаємодії як обмінні частинки, завдяки яким відбувається сильна взаємодія в атомному ядрі. Ця взаємодія є чинником об'єднання нуклонів у стабільне атомне ядро. Зв 'язаний стан нуклонів у ядрі характеризується енергією зв'язку, яка витрачається на те, щоб утримувати протони і нейтрони у такому стані. Тобто це енергія, потрібна для виконання роботи проти дії ядерних сил, що утримують нуклони в ядрі у зв'язаному стані.

Якщо порівняти масу атомних ядер із сумою мас нуклонів, які їх складають, то з'ясується, що вони не збігаються: маса ядра завжди менша за масу її складових. Тому кажуть, що існує дефект мас Δm, який визначається різницею суми мас Z протонів і N нейтронів та маси ядра m_я:

Пі-мезони — це кванти ядерного поля, подібні до фотонів, які є квантами електромагнітного поля

Пі-мезони інколи називають піонами

Енергія зв'язку ядра атома — це та мінімальна енергія, яку треба затратити, щоб роз'єднати ядро на окремі нуклони, що входять до його складу

Точні вимірювання мас атомних ядер показали, що т_я < Zт_р + Nт_п

Причина виникнення дефекту мас полягає в тому, що для утворення ядра з вільних протонів і нейтронів потрібно виконати роботу, яка чисельно дорівнює енергії зв'язку. Отже, дефект мас визначає енергію зв'язку ядра. Взявши до уваги формулу взаємозв'язку маси та енергії, отримаємо:

Природно, що енергія зв'язку різних ядер може бути різною. Проте якщо віднести її до числа нуклонів, то спостерігається певна іалежність питомої енергії зв'язку нуклона в ядрі від масового числа атома А (мал. 8.1).

 

Феноменологічнімоделі ядра.

1. Крапельна модель (Френкель, Бор, 1936 р).

Для неїхарактерні:

а) малийрадіусдіїядерних сил,

б) стала густина,

в) насиченість.

Але ядра, згідно з цієюмоделлю, звичайно не підлягали законам квантовоїмеханіки. Незважаючи на цілу низку недоліків, ця модель дозволила отриматиемпіричну формулу для енергійзв’язку, за якогобув установлений критерійстійкості ядер. Найбільшстабільніті ядра при даному А і з даним Z, яківідповідаютьнайменшомузначеннюDЕ_зв.

 

2. Оболонкова модель (Гепперт-Майер, Енсен 1949 р).

На відмінувідкрапельноїмоделі тут існуютьоболонки і підоболоноки. А критерійстійкостіпов’язаний з існуванняммагічнихабодвічімагічних чисел: 2, 8, 20, 28, 50, 82, 126. Тобтостабільні ядра – це:

а) магічні ядра, у якихкількістьабопротонів, абонейтронівдорівнюєцим числам;

б) двічімагічні ядра –найстабільніші, у яких і кількістьпротонів, і кількістьнейтронівдорівнюєцим числам.

, ,

 

Ядерніреакції.

При розглядіядернихреакцій ми виходимо з того, що в цьомувипадкуповиннівиконуватисязаконизбереження:

а) закон збереження заряду: åZ_i = åZ_i

до післяреакції

б) закон збереженнямаси: åm_i = åm_i

до після

в) закон збереженняімпульсу; імпульсного квантового числа.

 

У загальномувиглядіядерніреакціївідбуваються таким чином, щовиконується закон збереженняенергії. Кількістьенергії, яка виділяєтьсяабопоглинається, являє собою:

Q = Dm ^. c²

Dm – дефект мас,

Dm = (m₁ + m₂) –(m₃ + m₄)

до реакції сума масчастинок, щоутворюютьсяпісляреакції

(11)

 

Dm = 1 а.о.м = 1,67 ^. 10^-27 кг

Q₁ = 1,67 ^. 10^-27. (3^.10⁸)² = 1,67 ^. 9^.10^-11 Дж

Енергія в 1еВ являє собою енергію, яку одержує один електрон, пройшовширізницюпотенціалівв 1В.

1 еВ = 1,6 ^. 10^-19. 1В = 1,6 ^. 10^-19 Дж

Виходячи з цього,

MeB, якщо Dmа.о.м.

 

Ефект Комптона

Ефект Комптона

Корпускулярні властивості світла особливо чітко проявляються в явищі розсіювання рентгенівських променів. У 1923 році А. Комптон, досліджуючи розсіяння монохроматичних рентгенівських променів речовинами з легкими атомами (парафін, бор), виявив, що у складі розсіяного випромінювання поряд з випромінюванням початкової довжини хвилі λ спостерігається також випромінювання більшої довжини хвилі λ'. Довжина хвилі λ' розсіяного випромінювання більша за довжину хвилі λ падаючого випромінювання, причому різниця Δλ= λ' -λ не залежить від довжини хвилі λ падаючого випромінювання і природи розсіювальної речовини, а визначається лише величиною кута розсіювання.

маса спокою електрона.

Тиск світла

Тиск світла

Тиск світла, тиск, вироблюваний світлом на тіла, що відображають або поглинаючі. Д. с. вперше було експериментальне відкрито і виміряно П. Н. Лебедевим (1899). Величина Д. с. навіть для найсильніших джерел світла (Сонце, електрична дуга) нікчемно мала і маскується в земних умовах побічними явищами (конвекційними струмами, радіометричними силами, див.(дивися) Радіометричний ефект), які можуть перевищувати в тисячі разів величину Д. с. Для виявлення Д. с. Лебедев виготовив спеціальні прилади і виконав досліди, що представляють чудовий приклад мистецтва експерименту. Основною частиною приладу Лебедева служили плоскі легкі крильця (діаметром 5 мм) з різних металів (платина, алюміній, нікель) і слюди (мал. 1). Крильця підвішувалися на тонкій скляній нитці і поміщалися усередині скляної судини G (мал. 2), з якої викачувалося повітря. На крильця за допомогою спеціальної оптичної системи і дзеркал прямувало світло від сильної електричної дуги Ст Переміщення дзеркал S 1 , S 4 давало можливість змінювати напрям падіння світла на крильця. Пристрій приладу і методика виміру дозволили звести до мінімуму що заважають радіометричні сили і виявити Д. с. на крильця, що відображають або поглинаючі, які під його дією відхилялися і закручували нитку. У 1907—10 Лебедев досліджував Д. с. на гази, що було ще важче, оскільки Д. с. на гази в сотні разів менше, ніж на тверді тіла. Результати експериментів Лебедева і пізніших дослідників повністю узгоджуються із значенням Д. с., визначеним на основі електромагнітної теорії світла (Дж. До. Максвелл, 1873), що з'явилося ще одним важливим підтвердженням теорії електромагнітного поля Фарадея — Максвелла. Згідно електромагнітної теорії світла, тиск, який надає на поверхню тіла плоска електромагнітна хвиля, падаюча перпендикулярно до поверхні, дорівнює щільності і електромагнітній енергії (енергії, увязненій в одиниці об'єму) біля поверхні. Ця енергія складається з енергії падаючих і енергії відбитих від тіла хвиль. Якщо потужність електромагнітної хвилі, падаючої на 1 см ^2поверхні тіла, рівна S ерг/см^2(сік), коефіцієнт віддзеркалення електромагнігной енергії від поверхні тіла рівний R, те поблизу поверхні щільність енергії u = S• (1+r) /c (з — швидкість світла). Цій величині і рівне Д. с. на поверхню тіла: р = S (1 + R) /з(ерг/см^3або дж/м^3). Наприклад, потужність сонячного випромінювання, що приходить на Землю, рівна 1,4•10^6ерг/ (см^2(сік) або 1,4•10^3вт/м^2, отже, для абсолютної поглинаючої поверхні (коли R = 0) р = 4,3 •10^-5lдін/см^2= 4,3•10^-6н/м^2.Загальний тиск сонячного випромінювання на Землю рівний 6•10^13дінів (6•10^8н), що в 10^13раз менше сили тяжіння Сонця. Ізотропне рівноважне випромінювання також чинить тиск на систему (тіло), з якою воно знаходиться в термодинамічній рівновазі: р = u/3=1/3•st^4, де s — постійна Стефана — Больцмана, Т — температура випромінювання. Існування Д. с. показує, що потік випромінювання володіє не лише енергією, але і імпульсом, а отже, і масою. З точки зору квантової теорії, Д. с. — результат передачі тілам імпульсу фотонів (квантів енергії електромагнітного поля) в процесах поглинання або віддзеркалення світла. Квантова теорія дає для Д. с. ті ж формули. Особливо важливу роль Д. с. грає в двох протилежних по масштабах областях явищ — в явищах астрономічних і явищах атомарних. У астрофізику Д. с. поряд з тиском газу забезпечує стабільність зірок, протидіючи силам гравітаційного стискування (при температурі ~ 10^7градусів в надрах зірок Д. с. досягає десятків млн. атмосфер). Д. с. істотно для динаміки навколозоряного і міжзоряного газу; дією Д. с. пояснюються деякі форми кометних хвостів (див. Комети). Д. с. викликає обурення орбіт штучних супутників Землі (особливо легких супутників-балонів типа «Ехо-камера» з великою відзеркалювальною поверхнею). До атомарних ефектів Д. с. відноситься «світлова віддача», яку випробовує збуджений атом при випусканні фотона. ДО Д. с. близьке явище передачі гамма-квантами частини свого імпульсу електронам, на яких вони розсіваються (див. Комптон-ефект), або ядрам атомів кристала в процесах випромінювання і поглинання (див.Мессбауера ефект).

 

5 Досліди Резерфорда по розсіюванню α – частинок

 

Розсіювання α -частинки в атомі Томсона (а) і в атомі Резерфорда (б).

 

Таким чином, досліди Резерфорда і його співробітників привели до висновку, що в центрі атома знаходиться щільне позитивно заряджене ядро, діаметр якого не перевищує 10-14-10-15 м. Це ядро займає тільки 10-12 частина повного об'єму атома, але містить весь позитивний заряд і не менш 99,95 % його маси.
Речовин, що складають ядро атома, слід було приписати колосальну щільність порядку з ≈ 1015 г/см3. Заряд ядра повинен бути дорівнює сумарному заряду всіх електронів, що входять до складу атома. Згодом вдалося встановити, що якщо заряд електрона прийняти за одиницю, то заряд ядра в точності дорівнює номеру даного елементу в таблиці Менделєєва.

 

Атом водню та його спектр з теорією Бора

Спектральні лінії, що відрізняються різними значеннями k, утворюють серію ліній, яка називається серією Бальмера. В спектрі випромінювання водню виявлено 37 ліній серії Бальмера. Із збільшенням k лінії серії зближуються, а значення визначає границю серії, до якої з боку більших частот прилягає суцільний спектр: . Крім того, виявляється, що зі збільшенням номера лінії її інтенсивність зменшується.

На початку ХХ ст. в спектрі водню було виявлено ще декілька серій ліній, які знаходяться у невидимій області випромінювання.

В ультрафіолетовій області – серія Лаймана:

, ;

в інфрачервоній області – серія Пашена:

, ;

серія Брекета:

, ; (1.3)

серія Пфунда:

, ;

серія Хемфрі:

, .

Всі серії у спектрі водню можуть бути описані однією формулою, яка називається узагальненою формулою Бальмера

(1.4)

де n=1, 2, 3,… і визначає серію, а k=n+1, n+2, n+3,… – визначає окремі лінії серії.

Наведені серіальні формули підібрані емпірично і довгий час не мали теоретичного обґрунтування.

Перша спроба побудови якісно нової теорії атома була зроблена в 1913 р. Н.Бором. Він поставив перед собою мету зв’язати в єдине ціле емпіричні закономірності лінійчатих спектрів, ядерну модель атома Резерфорда і квантовий характер випромінювання та поглинання світла.

Теорія Бора застосовна до атома водню і водневоподібних атомів, які складаються з ядра з зарядом і одного електрона, що обертається навколо ядра: , ,….

В основу своєї теорії Бор поклав три постулати.

Перший постулат Бора (постулат стаціонарних станів): існують деякі стаціонарні стани атома з відповідними значеннями енергії перебуваючи в яких, він не випромінює і не поглинає енергії.

Цим стаціонарним станам відповідають цілком визначені (стаціонарні) орбіти, по яких рухаються електрони, які, нез­важаючи на наявність у них прискорення, електромагнітних хвиль не випромінюють.

Другий постулат Бора (правило квантування орбіт): в стаціонарному стані атома електрон, рухаючись по коловій орбіті, повинен мати квантові значення моменту імпульсу, які задовольняють умову

, , , (1.5)

де m – маса електрона, – його швидкість, – радіус орбіти електрона.

Третій постулат Бора (правило частот): при переході атома з одного стаціонарного стану в інший випромінюється або поглинається один фотон з енергією , яка дорівнює різниці енергій відповідних стаціонарних станів.

Випромінювання фотона відбувається при переході атома зі стану з більшою енергією у стан з меншою енергією , тобто при переході електрона з орбіти більш віддаленої від ядра на ближчу до ядра орбіту. Поглинання енергії супроводжується переходом атома в стан з більшою енергією, і електрон переходить на віддаленішу від ядра орбіту. Набір можливих частот квантових переходів і визначає лінійчатий спектр атома.

 

Радикальні висновки про будову атома, що слідували з дослідів Резерфорда, змушували багатьох вчених сумніватися в їх справедливості. Не виключенням був і сам Резерфорд, який опублікував результати своїх досліджень тільки через два роки (у 1911 р.) Після виконання перших експериментів.
Спираючись на класичні уявлення про рух мікрочастинок, Резерфорд запропонував планетарну модель атома. Відповідно до цієї моделі, в центрі атома розташовується позитивно заряджене ядро, в якому зосереджена майже вся маса атома.
Атом в цілому нейтральний. Навколо ядра, подібно до планет, обертаються під дією кулонівських сил з боку ядра електрони.
Перебувати в стані спокою електрони не можуть, так як вони впали б на ядро.