Лекция. Кіріспе Микрофизика дамуының кезеңдері Бөлшектер арасындағы өзара әсерлесу түрлері Атомдық жүйелердің түрлері және олардың құрамы
Тежеулік рентген сәулесі спектрінің қысқа толқындық шекарасы
жүктеу/скачать 4,76 Mb.
|
СРС
- Бұл бет үшін навигация:
- 4. Комптон эффекті
| 3. Тежеулік рентген сәулесі спектрінің қысқа толқындық шекарасы.
Егер энергия кванты А шығу жұмысынан әлдеқайда басым болса, онда (5) Эйнштейн теңдеуі мына түрге келеді : = Кmax . (6) Осы өрнекті басқаша мағыналауға да болады: жарық кванты энергиясының электронның кинетикалық энергиясына ауысуы емес, керісінше, U потенциалдар айырымымен үдетілген электрондардың кинетикалық энергиясының электрондар металда шұғыл тежелгенде пайда болатын кванттар энергиясына айналуы ретінде деп, сонда K=eU=. (4) Дәл осындай процесс рентгендік түтікшеде өтеді. Ол токпен қыздырылатын катоды (термоэлектрондар көзі) және оған қарама-қарсы орналастырылған аноды (антикатод деп аталатын) бар вакуумдық баллон. Электрондардың үдетілуі катод пен антикатод арасына түсірілетін U жоғары кернеумен іске асырылады. U кернеудің әсерінен электрондар энергияға дейін үдетіледі. Металл антикатодқа түсіп, электрондар шұғыл тежеледі, осының салдарынан тежеулік рентген сәулесі деп аталатын сәуле пайда болады. Толқын ұзындық бойынша жіктелгенде осы сәуленің спектрі, көрінетін ақ жарықтың спектрі сияқты, тұтас болып шығады. Және осы спектрдің қысқа толқынды шекарасы болатындығы тағайындалған (2-сурет). Классикалық электромагниттік теория тұрғысынан қысқа толқындық шекара жалпы болмауы тиіс. Ал корпускулалық тұрғыдан қысқа толқындық шекараның болуы өте оңай түсіндіріледі. Шынында да, егер сәуле электрон тежелгенде оның жоғалатын энергиясы есебінен пайда болатын болса, онда квант шамасы электронның eU энергиясынан үлкен болуы мүмкін емес. Осыдан сәуленің ω жиілігі ωmax= / мәнінен үлкен бола алмайды. Демек, шығарылған сәуленің толқын ұзындығы: (8) мәнінен кіші бола алмайды (мұнда U, кВ, ал λmin, нм). Қысқа толқынды шекараның болуы рентген сәулесінің кванттық қасиеттерінің ең бір айқын білінуі болып табылады. 4. Комптон эффекті. Комптон фотонға энергия және импульс тән екендігін бақылауға болатын құбылыс ашты (1923). Осы тәжірибенің нәтижелері - электромагниттік сәуленің өзінің кванттық табиғаты жайындағы Эйнштейн жорамалының тағы бір сенімді расталуы болды. К омптон қатаң рентген сәулесінің жеңіл атомдардан тұратын графит, парафин сияқты және т.б. зат үлгілерінен шашырауын зерттеді (3-сурет). Комптон шашыраған сәуле спектрінің құрамында толқын ұзындығы λ0 бастапқы сызықтан басқа, толқын ұзындығы λ>λ0, ығысқан сызық пайда болатынын байқады. Бұл комптондық ығысу деп, ал құбылыстың өзі Комптон эффекті деп аталады. Тәжірибе бақыланатын ∆λ=λ-λ0 комптондық ығысудың - шашыратушы зат үлгісінің материалына (затына) және түсетін сәуленің λ0 толқын ұзындығына тәуелді болмайтындығын, тек шашыраған және бастапқы түсетін сәулелердің бағыттары арасындағы Ө бұрышпен анықталатындығын көрсетті: , (9) мұндағы нм - электронның комптондық толқын ұзындығы, m - электрон массасы. Классикалық толқындық теория комптондық шашыраудың заңдылықтарын және ең алдымен ығысқан құраушының қалай пайда болатынын түсіндіруге жарамсыз болды. Осы теорияға сәйкес шашырау механизмі түсетін толқынның электромагниттік өрісінің электрондарды «тербеліске» түсіруімен түсіндіріледі. Осы жағдайда шашыраған сәуленің жиілігі түсетін сәуленің жиілігімен дәл келуі тиіс, яғни толқын ұзындығы өзгермеуі тиіс. Бұлар тек кванттық теория негізінде түсіндірілді. Комптон рентген квантының толқын ұзындығы өзгеріп шашырауын оның электронмен жеке соқтығысу актысының нәтижесі ретінде қарастыру керек деп ұйғарды. Сонда Комптон эффекті тыныштықта тұрған еркін электроннан фотонның серпімді шашырауы ретінде қарастырылады. Фотон электронмен соқтығысып, оған өзінің энергиясы мен импульсының бір бөлігін береді және қозғалыс бағытын өзгертеді (шашырайды). Фотон энергиясының кемуі шашыраған сәуленің толқын ұзындығының өскендігін білдіреді. Тәжірибеде қолданылған заттарда электронның атоммен байланыс энергиясы рентген квантының (фотонның) электронмен соқтығысқанда оған беретін энергиясымен салыстырғанда өте кіші болады. Бұл шашырау бұрышы неғұрлым үлкен болса, соғұрлым жақсы орындалады. Осыдан жеңіл атомдардағы электронның байланыс энергиясын атом ішінде барлық шашырау бұрыштарында ескермеуге, яғни электрондарды еркін деп санауға болады. Сонда λ-λ0 комптондық ығысудың барлық заттар үшін бірдей болатындығы бірден түсінікті болады. Бірақ бұл жеңіл атомдар үшін ғана дұрыс. Ауыр атомдардың ішкі электрондары үшін осындай көрініс жарамайды. Ф отонның еркін электронмен соқтығысуын қарастырайық (4-сурет). Сонда энергияның және импульстың сақталу заңдары орындалуы тиіс екендігін ескереміз. Соқтығысу нәтижесінде электрон релятивті болып шығуы мүмкін. Сондықтан осы процесс релятивтік динамика негізінде қарастырылады. Алғашында тыныштықта тұрған тыныштық энергиясы Е0e = mc2 еркін электронға энергиясы ε0=ħω0 және импульсы р0= ε0/с фотон келіп соқтығысатын болсын. Соқтығысқаннан кейін фотонның энергиясы ε=ħω, ал серпілген электронның энергиясы мен импульсы Ее және ре болады. Фотон-электрон жүйесінің энергиясы мен импульсының сақталу заңдарына сәйкес соқтығысқанға дейін және соқтығысқаннан кейін мына теңдіктерді жазамыз: E0e + ε0= Ee + ε; , (10) ; Энергияның сақталу және импульстың сақталу () заңдарынан (косинустар теоремасын пайдаланып, 4-суретті қара) p0 = ħω0/c; p = ħω/c; ; ; формулалары ескерілгенде комптондық ығысу үшін (9) формула алынады. Шашыраған сәуледе ығыспаған сызықтың пайда болуына, шашыратушы зат атомдарының ішкі электрондары себепші болады. Осы электрондардың байланыс энергиясы, әсіресе ауыр атомдағы, рентген фотондарының энергияларымен шамалас, демек, мұндай электрондарды енді еркін деп санауға болмайды. Осы жағдайда рентген фотоны атомның өзімен соқтығысып, онымен энергия және импульсымен алмасады. Ал атом массасы электрон массасынан өте үлкен болатындықтан, атомнан шашырағанда атомға фотон энергиясының болмашы аз бөлігі беріледі. Сондықтан осы жағдайда шашыраған сәуленің λ толқын ұзындығы іс жүзінде түсетін сәуленің λ0 толқын ұзындығымен бірдей болады. 5. Қара дененің сәуле шығаруы, Комптон эффекті, фотоэффект сияқты құбылыстарды жарық бөлшектер (кванттар–фотондар) ағыны ретінде қарастырылғанда түсіндіруге болады. Ал жарықтың интерференция, дифракция және поляризация құбылыстары жарықты электромагниттік толқын деп қарастырғанда ғана түсіндіріледі. Жарықтың қысымы және сынуы толқындық теория бойынша да, кванттық теория бойынша да түсіндіріледі. Сонымен, жарықтың корпускулалық–толқындық дуа-лизмі (екі жақтылығы) байқалады: бір құбылыстарда оның толқындық табиғаты білінеді де, ол өзін электромагниттік толқын сияқты көрсетеді, басқа құбылыстарда жарықтың корпускулалық (кванттық) табиғаты білінеді де, ол өзін фотондар (кванттар) ағыны ретінде көрсетеді. жүктеу/скачать 4,76 Mb. Достарыңызбен бөлісу:
|