> Энциклопедический словарь Гранат, страница > Сек

Сек

(15),

если- V выражать в вольтах. Общепринято выражать скорость v электронов в вольтах. Когда электрон ударяется в поверхность антикатода, то его энергия — т v2=eV превращается в одну

кванту hv рентгенового луча. Таким образом, имеем

mv2=eV=hv. .. . (16) z

Подставив e и h, и заменив v через с: X, где с скорость света, получаем

V(вольт.).×(А)=12340. .. (17)

Таким образом, может быть найдена длина волны×рентгенового луча в онгстремах, если известна разность потенциалов между катодом и антикатодом в вольтах, то есть напряжение, действующее в рентгеновой трубке. При сравнительно небольших скоростях Г (в вольтах!) электронов, получается непрерывный („белый“, смотрите выше) спектр рентгеновых лучей. При определенных скоростях V появляются части линейного спектра рентгеновых и притом сразу целые группы линий. Чем меньше А-, тем меньше лучи Рентгена поглощаются при прохождении через материю. Лучи, мало поглощаемые, называются жесткими, более поглощаемые—мягкими. Лучи, образующие сплошной спектр, называются рассеянными, а лучи, дающие линейный спектр — характеристичными для данного элемента. Они появляются, если этот элемент входит в состав антикатода (например, сплав) или в состав того вещества, которым антикатод покрыт. Говоря просто о рентгеновом спектре какого-либо элемента, подразумевают спектр характеристический. Особен ность этого спектра заключается в следующем. Спектр в инфракрасной, видимой, и ультрафиолетовых частях имеет для каждого элемента свой особый вид. Число спектральных линий, их расположение и относительная интенсивность весьма различны для различных элементов. Все элементы имеют в известных, но весьма широких пределах совершенно одинаковые рентгеновы спектры: число,

относительное расположение и относительная яркость линий не зависят от лучеиспускающего вещества. Поэтому можно вообще говорить о „рентгеновом спектре“, о его структуре, не называя вещества, дающего этот спектр. Влияние этого вещества сказывается только на том положении которое вся совокупность спектральных линий занимает на общей спектральной шкале лучистой энергии. Это значит, что длины волн рентгеновых лучей зависят от лучеиспуска»

щего элемента, причем эта зависимость простая: чем больше порядковое число Z элемента, тем более его рент-геновый спектр отодвинут в сторону уменьшающихся длин волн, тем более жестки все лучи. При переходе от одного элемента к другому весь спектр, как целое, перемещается в ту или другую сторону. Мозли открыл и закон этого смещения: корень квадратный из частоты v колебаний для каждой линии есть линейная функция порядкового числа Z элементов. Спектр рентгеновых лучей состоит из нескольких групп близких друг другу линий; отдельные группы весьма далеки друг от друга. Эти группы получили в порядке убывающей жесткости названия К, L, М и N. Расстояние групп К и L доходит до нескольких октав. Так, например, для вольфрама группа

К расположена между 178 А(0,178 А) и 213 h, группа L между 1025 А и 1675 А, группа М между 6066 А и

6973 А (6,973 А). Не все 4 группы существуют или могли наблюдаться у всех элементов. Группа К исследована для всех элементов от Na (Z=11) до Ft (Z=78); группа L от Fe (26) до U (92); группа М от Dy (66) до TJ (92); группа N известна только для Bi (83), ТА (90) и V (92). Для элементов от Na (11) до Мп (25) известны только линии К; все три группы К, L и М найдены для“ немногих элементов от Dy (66) до Ft (78). Не все линии данной группы могли быть фактически наблюдаемы во всех элементах, вообще имеющих эту группу; иногда они слишком слабы, иногда они лежат вне пределов возможных наблюдений. Группа К состоит из 4-х главных линий и около 8-ми очень слабых; последние находятся только в спектрах легких элементов от Na (11) до Va (23). Длины волн колеблются от 11883 А

(11,889 А) у Na до 158,2 а“ у Pt. Кроме того, Дессауер и Бак (Dessauer, Back, 1919) нашли для Ь (92) две линиио

154 А и 104 А=0,104 А; последнее число представляет наименьшую (наиболее жесткий луч) из наблюдавшихся до этих пор длин волн рентгеновыхлучей (если не считать лучей у, смотрите выше). Группа L содержит до 23 различных линий, которые все имеются у вольфрама. Длины волн этих линий колеблются для различных элементовот 0,597 A (Ur) до 17,66 А у Fe (26). Последнее число дает наибольшую (наиболее мягкий луч) из известных длин волн рентгеновых лучей. Группа М была открыта Зигбаном (Siegbahn, 1916); Хялмар (Hjalniar, 1923) нашел до 17-ти линий у Ur. Длины волн

расположены между 2,248 A (Ur) до 9,323 (Dy). Группу N открыл Делейзек (Delejsek, 1922); Хялмар нашел у О и Th по 5-ти линий, для которых >

О О

находится между 8,691 А и 13,805 А, и одну линию у Bi с длиной волны

= 13,208 А.

До 1913 г. задача спектрального анализа заключалась в изучении спектров испускания и поглощения всевозможных веществ. В настоящее время эта задача заменилась совершенно другой, гораздо более глубокой: определить для каждой спектральной линии механизм ее возникновения, то есть то изменение, которое происходит внутри атома, когда он испускает лучистую энергию, дающую эту линию. Постановка и постепенное решение этой задачи стали возможными только после того, как датский ученый Бор (Niels Bohr, 1913) создал свое учение о строении атома. Необходимо здесь напомнить основы этого учения. Атом любого элемента, порядковое число которого Z, состоит из ядра, вокруг которого вращаются электроны, подобно тому как планеты вращаются вокруг солнца, и по тем же законам Кеплера. Число вращающихся электронов равно порядковому числу Z. Положительный заряд, эквивалентный электрону, называется ротонтаковым является ядро атома водорода. Пусть А атомный вес элемента, который, после работ Астона (Aston) об изотонах, считается за число целое. Ядро состоит из А протонов, в которых сосредоточена почти вся масса атома, и из (А—Z) электронов, так что общее число электронов в

3 «

нейтральном атоме также равно Z. Вокруг ядра атома водорода (один протон) вращается один электрон. Ядро атома гелия (Я =4, Z— 2), тождественного с частицей а, испускаемой многими радиоактивными веществами, состоит из 4 протонов и 2 электронов; вокруг этого ядра вращаются два электрона. Вокруг ядра атома лития (А=7, Z=3, 7 протонов к 4 электрона) вращаются три электрона и так далее Вокруг ядра атома цинка (Z= 30) вращаются 30 электронов; наконец, вокруг ядра атома урана (Я=92) вращаются 92 электрона. Ядро действует, как положительный заряд E—Ze, где е заряд электрона, рассматриваемый как величина положительная, т.-е заряд протона. Учение Бора построено на трех постулатах. Из них первый относится к орбитам электронов; эти орбиты Бор считает за круговые. Постулат утверждает, что не все орбиты, то есть радиусы орбит, возможны, а лишь некоторые, удовлетворяющие определенному условию. Пусть av а2, ая сг> радиусы возможных орбит в возрастающем порядке, так что ах радиус орбиты, ближайшей к ядру. Постулат первый: движение электронов может совершаться только по таким орбитам, на которых момент количества движения электрона равен целому кратному от h: 2тг, где h постоянная Планка. Это дает равенство

mvtai=k—(18),

671

где vt скорость электрона на ft-той возможной орбите; ft целое число, m масса электрона. Классическая электродинамика учит, что электрон, движущийся с ускорением, безразлично— тангенциальным или нормальным, должен непрерывно испускать лучистую энергию насчет энергии своего движения. Бор вводит постулат второй, когда электрон движется по одной ИЗ возможных орбит, удовлетворяющих условию (18), то он вовсе не луче-испускает. Пусть энергия атома, когда электрон находится на ft-той орбите. Оказывается, смотрите ниже, что Jk тем больше, чем больше к. Пусть г < к, тогда J; < J/,. Когда электронперескакивает или „падает“ с к-той орбиты на г-тую, то атом теряет энергию Jk—Jf. Постулат третий; когда электрон падает от одной возможной орбиты на другую, лежащую ближе к ядру, то энергия, потерянная атомом, переходит в одну кванту лучистой энергии, испускаемой атомом в этот момент. Пусть v частота колебаний в испускаемом луче. Тогда

Ек — Е{=У. .. . (191

Эта формула дает возможность вычислить частоту, а затем и длину волны испускаемого луча. Обратный переход электрона, то есть поднятие электрона с г-той орбиты на ft-тую, возможен только при внешнем воздействии, сопряженным с притоком энергии. Таким воздействием может служить приток извне лучистой энергии, одна кванта которой тратится на соответствующее изменение энергии атома, причем формула (19) остается в силе. Другой случай воздействия мы имеем, когда свободно движущийся электрон ударяется в атом. В этом случае

eV=E),—Ej=liv (20),

где с заряд, У скорость электрона (в вольтах); v частота того луча, который испускается при обратном падении электрона с ft-той на г-тую орбиту; длина волны этого луча определяется формулой (17). Когда электрон поднят с его нормальной орбиты на одну из „выше“ лежащих возможных, то атом называется возбужденным, если же электрон выброшен за пределы атома, то последний называется ионизированным. Ионизация может быть простая, двойная, тройная и так далее, смотря по числу потерянных электронов; при этом пользуются обозначениями вроде Не“, Li“, Вси так далее Воспользоваться формулой (19) возможно только в случае, когда вокруг ядра движется только один электрон, ибо уже при двух электронах мы имеем неразрешимую „задачу трех тел“ небесной механики, и величины Д и Е,-не могут быть вычислены. Поэтому нижеследующее относится только к случаю одного электрона, вращающегося вокруг ядра, то есть к водороду Н и иоьи-

шрованному гелию Ие+; Li“, Be еще не удалось получить. Для круговой орбиты мы имеем (сила равна массе на ускорение)

Ее vе

—5=т —

я, а,

или

Ее,

—=тьГ (21)

Формулы (21) и (18), в которые надо вставить г вместо к, дают возможность определить а,- и ге,-; для II заряд ядра Е=е, для Не“ имеем Е=2е. Затем легко вычислить энергии /, и It и по формуле (19) частоту, которую напишем в виде vki, или волновое число=vk,i-c> где с скорость света. Если считать ядро неподвижным и вообще его заряд Е=е Z, где Z порядковое число элемента, то этим путем получается для волнового числа формула невполне точная. Ядро также движется, а именно вращается около центра инерции ядра и электрона; оказывается, что если принять во внимание движение ядра, то в формуле для волнового числа прибавляется множитель М: (М 4 т), где М масса ядра, т масса электрона. Этот множитель равен 1840:1841 для водорода, 7360:7361 для Не“. Окончательная формула:

nki

2 я- т е“ М П с hs .11 4- tn i

Если положить

2 и I т I г /Л

(23),

то для водорода (Z=1)

„ 1840/1 1

R1841 (t к“) (24)

Для поиизироваиного Не“

_ 7860/1 1

Ы 8 ‘7861 (i v)

(25)

Если в (24) подставить численные значения величин т, е, с и li, то получается как раз постоянная Ридберга (7). Таким образом, постоянная Ридберга, появляющаяся в формулах спектральных серий, оказалась выраженной через массу и заряд электрона, скорость

Света и постоянную Планка! В этом заключался первый из великих результатов учения Бора. Множитель М: (М- -т) можно принять равным еди нице для всех элементов после гелия. Сравнивая (24) и (25) с (3) и (5), мы 1840

видим, что Е(Я)=——JB, В (Нс) =

7860 „

= ijggj Д а это дает В (Не)=1,00041

В (Н) в полном согласии с (6). Итак, теория Бора не только вполне обленила, почему для Н и Не постоянная Ридберга немного меньше, чем для других элементов, но и вполне точно определила отношение этих ее двух значений. В этом заключался второй поразительный результат учения Бора. Но внешнему виду формулы (24) и (25) вполне соответствуют формулам (3) и (5), если в первых двух считать г постоянным и 7с=г —J- 1, г + 2, г 4- 3 и так далее Этим об’яснено и происхождение спектральных серий:

Серия спектральных линий получается, когда электроны падают на одну и ту же г-тую возможную орбиту от различных выше лежащих £-тых (к > г) орбит, на которые они были подняты при возбуждении атома. Серия Бальмера (г=2), см. (3), получается, когда электроны падают на вторую орбиту с 3-ей, 4-ой и так далее, и то же самое относится к серии (5) гелия. Ультрафиолетовая серия водорода и — В

возникает, когда электроныпадают на первую орбиту, а две инфракрасные серии, о которых выше было сказано—когда электроны падают на третью и на четвертую орбиты. В каждой серии яркость линий убывает, если идти от головной линии (к=г 4- 1> к хвосту. Это обясняется тем. что наблюдаемая яркость спектральных линий зависит от числа атомов, претерпевших ту степень возбуждения, которая должна подготовить испускание лучей соответствующей длины волны. Слабое возбуждение (к небольшое) более вероятно и потому чаще происходит, чем сильное (к большое) возбуждение, вследствие чего и обратные небольшие падения (к — г небольшое) чаще встречаются, чемпадения большие. Бор предположил, что электроны движутся по круговым орбитам. Зомжрфельд (1916) ввел движения по эллипсам, на которых скорость электрона меняется. Принимая во внимание формулу (13), Зоммер-фельд (1916) мог вполне обяснить происхождение спутников спектральных линий водорода и гелия и теоретически предсказать их расположение. Пашен (Paschen) на опыте подтвердил правильность предсказаний Зоммер-фельда. В атомах, содержащих более одного электрона вне ядра, то есть от двух (гелий) до 92-х (уран), все электронные орбиты могут быть разделены на так называемым электронные слои, как бы обхватывающие друг друга, причем, однако, орбиты одного слоя могут проникать в слои, лежащие ниже, то есть ближе к ядру атома. Эти слои обозначаются, если идти от ядра, буквами К, L, М, N, О, Р, Q. Общее число электронов в атоме (вне ядра) равняется порядковому числу Zэлемента в периодической системе Менделеева. Если идти вдоль этой системы от Н до Ur, то каждый следующий элемент получается из предыдущего добавлением одного электрона и соответствующего изменения в ядре. Таким образом, происходит постепенное построение слоев. Число электронов в окончательно построенных слоях следующее:

к г. м v о Р Q

2 8 8 18 18 32 6

Эти числа с точностью соответствуют числам элементов в семи периодах системы Менделеева. Электроны во внешнем слое, построение которого не закончено, называются валентными; от них зависят химические свойства элементов. К валентным электронам относится все то, что было сказано относительно случая, когда вокруг ядра вращается всего только один электрон (Я, Не“). Для валентных электронов существуют также, кроме нормальных, еще ряды возможных орбит, на которые эти электроны переходят при возбуждении атомов. Когда один или несколько электронов выбрасываются за пределы атома, то это дает простую, двойную и так далее ионизацию атома. Когда один из валентныхатомов переходит от одной из возможных орбит на другую, лежащую ниже, то происходит лучеиспускание согласно формуле (19), и возникают спектральные сергш, причем каждая серия соответствует переходам электронов к одной и той же нижней (г-той) орбите от различных выше лежащих (А-тых) орбит. Точное вычисление энергий Ek и Е; сделать невозможно, если число вращающихся электронов больше одного. Однако, ЗоммерфевьОу удалось, путем введения некоторых упрощенных представлений относительно действия на валентный электрон остальных частей атома, вывести для терма формулу, совершенно совпадающую с формулой (10). Таким образом было об’яснено появление добавочных величин s, р, d, f, g и общий вид сериальных формул (12). Комбинационный принцип Рица и самостоятельное значение отдельных термов делаются понятными, если принять во внимание, что по теории Бора каждый терм равняется определенному значению энергии атома, соответствующему определенному положению электрона на одной из возможных орбит. Электроны каждого слоя делятся на подгруппы, кроме слоя К. Слой L содержит 2 подгруппы, слой М— 3, N—4 подгруппы, слой О должен бы содержать 5 подгрупп, а Р—6 подгрупп, но даже в атоме урана они имеют только но 3 подгруппы, а слой О, вместо семи, только одну группу. Подгруппа может содержать до 8-ми электронов. Для благородных газов последняя подгруппа внешнего слоя содержит 8 электронов; она как бы заполнена; валентных электронов нет и потому газы химически недеятельны (гелий сюда не относится). Число валентных электронов, содержащихся во внешнем, еще не готовом слое, равно номеру той группы периодической системы, к которой элемент принадлежит. Это число равно 1 для щелочных, 2 для щелочно-земельных металлов и так далее; оно равно 7 для галоидов. Мы видели, что для каждого элемента следует отличать спектры дуговой и искровой. Между линиями того и другого никогда не наблюдаются комбинации, то есть не существует сочетаний термов, принадлежащихдвум различным спектрам. По мнению, впервые высказанному Бором и ныне общепринятому, дуговой спектр получается от нейтрального атома, искровой же от атома ионизированного, то есть уже потерявшего один из электронов внешнего слоя. В первом случае один из валентных электронов был поднят на одну из возможных орбит. При этом оставшаяся часть атома должна действовать на удалившийся электрон приблизительно так, как один положительный заряд + е в ядре, так что получается нечто, напоминающее атом водорода. В числителе терма стоит постоянная Ридберга R. Этим объясняется некоторое сходство между дуговым спектром щелочных металлов (один внешний валентный электрон) и спектром водорода. Во втором случае один из электронов выброшен из атома, а другое поднят на одну из возможных орбит Этот электрон находится под влиянием, которое, в грубом приближении, равно влиянию заряда-)-2е в центре атома. Атом напоминает в этом случае атом ионизированного гелия Не“. В числителе термов приходится писать 4 R вместо S. Особенно должно существовать сходство между спектрами щелочно-земельных металлов (два валентных атома) и спектром гелия. В 1919 г. Зоммерфельд и Коссель (Kossel) высказали закон смещения: искровой спектр всякого элемента, по своему общему характеру, одинаков с дуговым спектром предыдущего в периодической системе элемента, то есть порядковое число которого на единицу меньше, а, след., число электронов, окружающих ядро, также на единицу меньше. Элемент и предыдущий ему принадлежат соседним группам периодической системы, причем первую и последнюю (щелочные металлы и благородные газы) также следует считать за соседние. Когда атом элемента подвергся ионизации, то есть потерял один электрон, то его внешний слой, от которого, прежде всего, зависит характер спектра, делается одинаковым по числу электронов со внешним слоем атома предыдущего элемента. Остается разница в составе и строении ядра и, в связи с этим, и в расположении электронных орбит. Это, очевидно, вполне об’ясняет закон смещения и невое-можность существования комбинационных линий. Заметим, что щелочные металлы (группа I) имеют дуговые спектры из дублетов, щелочно-земельные (группа II я) из одиночных линий, дублетов и триплетов, а благородные газы дают спектры, состоящие из огромного числа линий. Искровой спектр щелочных металлов действительно состоит из огромного числа линий, то есть он похож на многолинейный дуговой спектр предыдущего благородного газа. В 1923 и 1924 годах появились работы, в которых произведены подробные сравнения искровых спектров калия, рубидия и цезия, соответственно со спектрами аргона, криптона и неона. При искровом разряде усиливаются дублеты в спектре щелочно-земельных металлов.Оказывается, что термы дублетов Mg, Са, Sr, Ва имеют множитель 4 R (как у Не“), откуда и следует, что эти дублеты принадлежат ионизированным атомам. Наконец, оказалось, что искровой спектр земель АI и Sc содержит триплеты, аналогичные триплетам дугового спектра Mgt и Са. Предыдущее может служит иллюстрацией того, что выше было сказано о современной задаче спектрального анализа: указать механизм возникновения всего того, что наблюдается в спектрах испускания к поглощения. Такою же иллюстрацией послужит и все нижеследующее. В спектрах газов и паров наблюдаются части непрерывного спектра, который начинается там, где кончается хвост серии, и тянется в сторону убывающих длит волн (направо). Теория Бора дает им следующее об’яснение. Сериальные линии определяются равенством (19): Ek —

— E;=hv. Мы получаем край хвоста, когда электрон падает от „предела атома“, то есть весьма удаленной орбиты (fc=со), на ту У-тую, которою определяется данная серия. Положим, что для этого края В=Е, так что Е —

— Е;=liv. Однако, может случиться, что ионизированный атом улавливает какой - либо из свободно движущихся электронов, вырванных из других атомов. Такой электрон может обладатьпроизвольной скоростью v, а след, и энергией т v- Если этот электроностановится на г-той орбите, то увеличение энергии атома будет равняться— Е, +2 >nv2 и будет испускаться луч, частота v которого определитсяравенством Е — Е{ -f- — mv-=hr. Отсюда

»=v + mu2. . (26)

Так как v не подвержено никаким условиям, то г может иметь какие угодно значения, которые больше v, чем и обясняется возникновение непрерывного спектра, начинающегося у края хвоста спектральной серии. Это об’яснение приложимо, например, к ионизированным атомам водорода и натрия. Другой случай непрерывного спектра мы имеем у галоидов, внешний слой которых имеет (смотрите выше) семь электронов. Атомы галоидов имеют большое „сродство“ к электронам, то есть стремление заполнить внешний слой восьмым электроном. Вот этот-то восьмой электрон может присоединиться к атому галоида, причем испускается луч, частота которого зависит от случайной энергии этого электрона, вследствие чего и возникает непрерывный спектр. Таковой спектр нашел Штейбинг (Steubing) в парах иода. Различные закономерности, которые относятся к спектрам поглощения газов и паров, также обгоняются теорией Бора. Так, наггр., невозбужденные газы поглощают лучи только той серии, которые испускаются при переходах электрона от выше лежащих орбит на орбиту нормальную. Но когда атомы газа возбуждены и валентный электрон уже находится на г-той орбите, то притекающая извне лучистая энергия может быть затрачена на поднятие электрона от г-той орбиты на какую либо к-тую, где к > г. В этом случае спектр поглощения содержит линию той серии спектра испускания, которая получается при падениях электронов на е-тую серию. Возможен также

Сплошной спектр поглощения, когда притекающая лучистая энергия выбрасывает электрон за пределы атома, причем этот электрон может еще приобрести произвольно большую живую силу. Формула, аналогичная (26), обяс-няет происхождение сплошного спектра поглощения. Полосатые спектры получаются при лучеиспускании молекул. И здесь общие основы теории Бора многое раз‘яснили, но возможность полной математической теории сильно уменьшена тем обстоятельством, что нам неизвестно строение хотя бы простейшей молекулы Н2. Тем не менее теория смогла указать на общий механизм возникновения полосатых спектров и обяснить главнейшие из относящихся к ним закономерностей. Для молекулы следует отличать три рода движений: 1. вращение молекулы; 2. вибрационное движение атомов, входящих в состав молекулы; 3. движение электронов. Общего поступательного движения всей молекулы рассматривать не приходится. Каждое из трех интрамолекулярных движений может подвергаться изменениям. При вращении может, прежде всего, меняться угловая скорость; затем также и ось вращения, когда число атомов в молекуле больше двух. Вибрации могут быть гармонические или, особенно при больших амплитудах, сложные, разлагающиеся на ряд гармонических Гряд Фурье). Изменение в движениях электронов может заключаться в том, что электроны переходят от одних возможных орбит к другим, или меняется расположение и форма орбит. Каждое из трех изменений вызывает изменение общей энергии молекулы. Если эта энергия уменьшается от .7., до Jj, то испускается луч, частота v которого определяется, как для отдельного атома, формулой J2—J, =hv. Та же формула дает частоту поглощаемого луча, когда притекающая извне лучистая энергия тратится на увеличение энергии молекулы от .7, до ./2. Ряд обстоятельств усложняет весь вопрос. Прежде всого легко сообразить, что каждое изменение одного из трех движений вызывает изменение двух остальных. Так, например, при изменении угловой скорости вращения меняютсярасстояния между атомами, а это должно влиять на частоту вибраций и на распределение электронных орбит. Бьерум (Bierrum, 1912), Шварц-тильд (Schwarzschild, 1916) и др. развили теорию полосатых спектров, исходя из таких соображений. Подобно тому, как возможны лишь электронные орбиты, удовлетворяющие условию (18), так и угловые скорости ш вращения молекулы не все возможны, а только те, при которых момент количества движения вращающейся молекулы равен целому числу h: 2 г.где h постоянная Планка. Пусть К момент инерции, тогдаг h 2~п

(27),

где г=1, 2, 3 и так далее дает возможные угловые скорости. Для ротационной энергии имеем

(28>

Когда вращение скачком меняется от к-той угловой скорости к 7-той, то вышеприведенная формула дает

’-8 -<29)’

если допустить, что момент инерции не изменился. При постоянном г и к== г+1, г + 2, г + 3 получаем ряд линий, для которых частоты вида v=а -}- Ьк2, что соответствует формуле, которую дал Деландр для полосатых спектров. Линии (29) составляют так называемым ротационный спектр, который наблюдался некоторыми учеными в далекой инфракрасной части (до >-=100 ), особенно для паров воды. Изменение вибраций можно рассмотреть только для случая двуатомной молекулы. Когда меняются одновременно и вращения и вибрации, то получается ротационно-вибрационный полосатый спектр, сравнительно легко наблюдаемый в близкой инфракрасной ( равно нескольким р> или даже в видимой части. Водород и гелий могут дать многолинейные спектры. Их происхождение то же, что и в полосатых спектрах, но в водороде линии так сильно раздвинуты, что полосыне образуются. Спектр лее гелия представляет ясный переход к полосатым спектрам. Изучение полосатых спектров двуатомных газов дает возможность определить расстояние г атомов друг от друга и момент инерции К Так, для MCI получилось г=1,26.10 ~8см., К=2,6.Ю-40 гр. см2. Вопрос об энергии вращения молекул играет большую роль в учении о теплоемкости газов и паров. Таким образом, открылась глубокая, неожиданная связь между такими, казалось бы, далекими друг от друга отделами физики, как спектральный анализ и учение о теплоемкости! С рентгеновым спектром новая теооия справилась гораздо полнее, чем со спектрами инфракрасными, видимыми и ультрафиолетовыми. Причина заключается в сравнительной простоте рентгенового спектра, который (смотрите выше) один и тот же для всех элементов; меняется только его положение на общей шкале спектра лучистой энергии. Учение о механизме возникновения рентгеновых лучей основано на следующем. Выше было сказано, что электроны, окружающие ядро атома, распадаются на слои К, L, М, N, О. Р. Q, причем число „готовых“ слоев тем больше, чем больше порядковое число Z элемента. Валентные электроны наружного слоя могут двигаться по различным возможным орбитам, причем энергия атома зависит от той орбиты, по которой движется валентный электрон. Эти орбиты можно поэтому рассматривать, как поверхности уровня энергии. Оказывается, что и во внутренних, готовых электронных слоях существуют вполне определенные поверхности уровня, причем каждому уровню соответствует определенная энергия атома. Число уровней в различных слоях следующее:

Слоя .К L М N О PC

Число уровней. .1 3 5 7 5 3 (е) Г ‘

Эти уровни обозначаются, в порядке возрастающей энергии, следующим образом: слой К, уровень К: слой L, уровни 7ЛЧ, Ь2, слой -1/, уровни М5, М4, М3, М2, слой N. уровни N-, N, Nx: слой О, уровни 05, (>4 0{, слой Р, уровни Р3, Р2, Р,

Вся теория рентгеновых лучей основана на следующем положении: рентгеновы лучи возникают, когда электрон одного из внутренних готовых слоев, находящийся на определенном уровне энергии, выбрасывается до пределов или за пределы атома. Исходный уровень удобно изобразить общим символом А;, где А одна из букв К, L, Мит. д., и г один из числовых индексов, возможных для данного слоя. Вырванный из уровня А{ электрон не может остановиться на каком-либо уровне одного из вышележащих внутренних слоев, так как все эти слои заполнены электронами, все места заняты. Он, пожалуй, может остановиться на внешнем слое, если этот слой еще не заполнен; но в большинстве случаев он вылетит за пределы атома. Это выбрасывание может быть произведено, во - первых, ударом электрона, движущегося со скоростью V вольт, см. (15), как, например, в рентгеновых трубках, в которых V есть разность потенциалов катода и антикатода; во-вторых, при поглощении атомом одной кванты‘рентгеновых лучей, притекающих извне, как это происходит при возникновении вторичных рентгеновых лучей. Рентгеновый характеристичный спектр состоит (смотрите выше из ’рупп линий, которые мы обозначим буквами К, L, М и N, то есть теми же, как и электронные слои атома. Когда электрон вырван из слоя .1 и притом от уровня А;, то на освободившееся место может перескочить электрон от одного из выше лежащих слоев В, от уровня ВЛ. Пусть А,- и Вк обозначают не только уровни энергии, но и значения энергии, соответствующие этим уровням. Тогда при падении электрона возникает рентгеновый луч, частота v kotodoto определяется из равенства

Bt—Ai=hv. . (31).

Одинаковость обозначении (К, L, М, N и так далее) слоев и групп рентгеновых лучей основана на следующем: когда электрон выбрасывается из слоя К, то при падении электронов от выше лежащих слоев L, М, N и так далее возникают рентгеновы лучи К; когда электрон вылетает из слоя L, то при падении электронов из слоев М, Лт, О и так далее возникают рентгеновы лучи L. Аналогично происходит возникновение лучей М и N. Не безразлично от которого из трех уровней слоя L, пяти уровней слоя М и так далее был отнят электрон, ибо на этот уровень падают электроны от уровней вышележащих. Каждый рентгеновый луч характеризуется, таким образом, двумя уровнями энергии двух различных внутренних электронных слоев атома. Точное указание двух уровней для каждого из рентгеновых лучей представляет задачу систематики этих лучей. Эту задачу можно в настоящее время считать вполне решенной. В связи с этим находится рациональный метод обозначения самих рентгеновых лучей. До недавнего времени эти лучи обозначались весьма неудобно греческими буквами с приставкой числовых или иных индексов, причем различные авторы пользовались неодинаковыми обозначениями. Кроме того, приходилось для каждого луча добавлять указание на группу К, L и так далее, так как одни и те же обозначения а, а, р, /е, и так далее гстречались во всех группах. Теперь рентгеновый луч обозначается простым указанием характеризующих его двух. уровней энергии. При этом безразлично, символ которого из двух уровней энергии ставить первым и который вторым, так как электрон всегда переходит от вышележащего уровня к нижележащему, причем второй определяет и ту группу (К, L и так далее), к которой принадлежит обозначаемый луч. Можно, например, написать обозначение лучей ВуМъ MiOi или 1/jL, 04М2. Ясно, что в первом случае электрон переходит от уровня к уровню Ьу, и луч принадлежит группе L; во втором случае электрон переходит ОТ уровня О.| к уровню Мъ и луч взят из группы М. Понятно, почему все элементы, имеющие достаточно большое порядковое число, дают вполне одинаковый спектр рентгеновых лучей. Происходит это от того, что внутренние законченные слои, в кото-торых эти лучи возникают, в атомах этих элементов построены одинаково. Когда в рентгеновой трубке постепенно увеличивать скорость V (в кольтах)

электронов катодного луча, ударяющих в антикатод, то все лучи группы К появляются сразу. Это об’ясняется тем, что при достижении V такой величины, при которой вырывается один из двух электронов слоя К, в имеющихся налицо атомах, число которых мы считаем огромным, начинается падение электронов от различных вышележащих уровней, вследствие чего и появляются сразу все лучи К. В слое L находятся три уровня Ls, L, и Ljj с увеличением скорости V сперва выбрасывается электрон из уровня (энергия наименьшая); требуется большая энергия, чтобы выбросить электрон из слоя Li-i, и еще большая—из слоя L,. Поэтому лучи L должны появляться последовательно тремя группами, если постепенно увеличивать V, что в действительности и наблюдается. В рентгеновых спектрах замечаются дублеты линий с одинаковой разностью чисел колебаний vf, они особенно тщательно изучены в спектре лучей L. Их происхождение двоякое. Во-первых, в слое L находятся два уровня энергии L, и Ls; ясно, что если от какого-либо одного из выше лежащих уровней А{ падают электроны на эти уровни, то получаются две линии, для которых разность частот не зависит от исходного уровня А(. Второго рода дублеты получаются, когда от двух различных уровней h, и Ак одного и того лее из слоев .1/. X, О и так далее падают электроны на один и тот же уровень слоя L. Весьма важно, что не существует рентгенового спектра поглощения в смысле закона Кирхгофа, то есть соответствующего спектру Испускания. И этот факт легко объясняется. Линия спектра испускания h,В получается при падении электрона от уровня Вk на освободившееся место уровня А,- Когда через слой данного вещества проходят „белые“ рентгеновыелучн, то та же самая линия была бы поглощена при поднятии электрона от уровня h,-к уровню Вк.. Но такое поднятие невозможно, так как слой В весь заполнен, и в нем нет свободного места. Внешняя притекающая энергия может быть израсходована только на выбрасывание электрона до предела или запредел атома. Непрерывный спектр рассеянных (смотрите выше) рентгеновых лучей получается при скоростях F электронов, которые недостаточны, чтобы вызвать лучи характеристические. Этот спектр отнюдь не исчезает, когда последние появляются, так что линейный спектр всегда выступает на фоне спектра непрерывного. Этот последний имеет резкий край со стороны убывающих длин волн (справа). По мере увеличения скорости V, длина волны Хт этого края передвигается дальше направо. Дуан и Гунт (Duane, Hunt, 1916) нашли закон смещения этого края; он выражается формулой

VXm=Const(32>

Происхождение непрерывного спектра и этот закон смещения края объясняются очень просто, если допустить, что при ударе электрона чаете его энергии теряется и переходит в одну кванту рентгенового луча. Тогда мы имеем равенствотг,

kcV=hv=—(33).

где с скорость света и а правильная дробь. Так как к никаким условиям не подвержена, то при данном V получаются всевозможные X, которые и дают непрерывный спектр. Когда «=1, то есть вся энергия электрона превращается в кванту лучистой энергии, мы получаем eV=hc:Xm, т. е. VXm=hc:e. Вставив численные значения li, с и е, получаем формулу (17). Выражая V в киловольтах, имеем

V(киловольт.) Хт(А)=12,345. . (34), а это и выражает закон смещения края (32). Все изложенное ясно показывает, как успешно спектральный, анализ ныне решает свою новую задачу: разъяснить механизм возникновения всевозможных спектров и тех закономерностей, которые в них наблюдаются.

ЛИТЕРАТУРА. H.Kayser, „Ilnndbuch d.Spektro-skopie“, С т., Leipzig, 1900—1912; Нильс Бор, -Три статьи о спектрах и строении атома-, П.. 1923; Sommcrfeld, „Atombau und Spektrallinion“, 4-е ивя., 1924; Э. Резерфорд, .Строение атома и искусств. рааложение элементов“, 1923; A. FowPr, „Report, on Series of line spektra“, London, 1922; W. !/. Ilickst „Treatise on the analysis of spektra“, Cambridge, 1922; F. Paschen u. R. Gdize, „Seriengesetze d. Linien-spektren“, Berlin, 1922 (табл.); R. Pohl,,0. Physifc

d. Rontgenstrnhlen“, Braunschweig, 1912; У. X. Браг: и У. .1. Бра::, „Рентгеновские лучи и строение кристаллов“4, пер. Г. В. Вульфа. М., 1916; М. Sieg-„Spektroskopie d. ROntsenstnihlen“, Berlin. 1924; R. L>doux-Lchard et A. Dauvillicrs. „La physique des rayons X.“, Paris, 1921; E. Marx, „Hundbuch d. Ra-diologie“, т. V, ctd. 151—688, 1919; M. dc Broglie, „Les KayOAS X.,“ Paris, 1922: G IV. C. Kaye, „X — Rays. 4-е изд., London, 1923.

0. Хвольсон.