1. A KLASSZIKUS FIZIKA ÉRVÉNYESSÉGÉNEK

HATÁRAI

A XIX. század végén mindössze néhány probléma maradt megoldatlanul a fizika egyes fejezeteiből. Ilyen volt például a hőmérsékleti sugárzás problémaköre, a szilárd anyag fajhőjének viselkedése a hőmérséklet függvényében, és egyes anyagok ún. láthatatlan sugárzásának megmagyarázása. Abban azonban szinte minden fizikus egyetértett, hogy ezen problémák megértése (azaz a megfigyelt jelenségeknek matematikai formulákba való sűrítése) a klasszikus mechanika, az elektrodinamika, a termodinamika, vagy a statisztikus mechanika jól kidolgozott keretein belül lehetséges, és csupán idő kérdése a megfelelő válasz megadása.

Ezzel szemben, éppen ezen megválaszolatlan kérdések voltak azok, amelyek mintegy kikényszerítették egy új gondolkodásmód, egy új tudományág létrejöttét, amelyet ma KVANTUMMECHANIKA névvel illetünk. A kvantummechanika tudománya nyitott utat az anyag mikrostruktúrájának megértéséhez, feltárásához, a világról alkotott képünk módosulásához.

1.1. HŐMÉRSÉKLETI SUGÁRZÁS (Rayleigh-Jeans-, Wien-, Planck-féle sugárzási törvény).

Feketetest: minden beeső fényt elnyel ⇒ minden anyagi testnél erősebben sugároz izzítás hatására. (Egy lehetséges megvalósítása: lyuk egy a oldalú üreges fémkockán.)

Kérdés: adott T hőmérsékleten mennyi energiát sugároz ki a feketetest egységnyi térfogata a fény egységnyi frekvencia-intervallumára vonatkoztatva, azaz

U(ν, T) =?

A fény elektromágneses hullám λ hullámhosszal, ν frekvenciával (λν = c, c = 2, 9979 × 10^{8} m s^{−1} a fénysebesség.) Az üregben állóhullámok alakulnak ki. Állóhullámokat egydimenzióban így írhatjuk: ψ(x) ∼ sin kx, ahol ψ(0) = ψ(a) = 0 a határfeltételek miatt.

Tehát a k hullámszámra a következő feltétel adódik:

ka = nπ → k = n\frac{π}{a} = \frac{2π}{λ} = 2π \frac{ν}{c} , n = 0, 1, ...

A feketetestet üregrezonátorként foghatjuk fel, amelyben térbeli állóhullámok alakulnak ki. Ezek hullámszám vektorának három komponensére a következő feltételek adódnak:

k_{x}a = n_{1}π, n_{1} = 0, 1, ...
k_{y}a = n_{2}π, n_{2} = 0, 1, ...
k_{z}a = n_{3}π, n_{3} = 0, 1, ...

azaz ⇒ k^{2} = \frac{π^{2}}{a^{2}} (n_{1}^{2} + n_{2}^{2} + n_{3}^{2}) = 4π^{2} \frac{ν^{2}}{c^{2}}

Meghatározzuk a lehetséges (n_{1}, n_{2}, n_{3}) módusok Z számát ν′ < ν esetére.

Jelölés: R^{2} ≡ n_{1}^{2} + n_{2}^{2} + n_{3}^{2} = (\frac{2πν}{c} \frac{a}{π})^{2}

A teljes térfogatban ν−nél kisebb módusok Z száma az R sugarú gömb térfogatának nyolcada, szorozva 2-vel (a kétféle módus miatt):

Z(ν) = 2 · \frac{1}{8} · \frac{4π}{3} R^{3}.

A ν és ν + dν közötti módusok dZ száma V = a^{3} térfogatban:

dZ(ν) = 8π(\frac{a}{c})^{3}ν^{2}dν = \frac{8π}{c^{3}} V ν^{2}dν

Mennyi energiát képviselnek ezek a módusok (oszcillátorok)?

Ha egy oszcillátorra jutó átlagos energia ϵ̄, akkor a ν és ν + dν közötti frekvencia intervallumban térfogategységenként

dW = \frac{dZ}{V} ϵ̄ = \frac{8π}{c^{3}} ϵ̄ν^{2}dν ≡ U(ν, T)dν

energia van, azaz

U(ν, T) = \frac{8π}{c^{3}} ϵ̄ν^{2}.  (1)

A statisztikus mechanika képes az

ϵ̄ = ϵ̄(T) = E_{tot}/N_{tot}

átlagenergia meghatározására hőmérsékleti egyensúly esetén. Legyen ui. az N_{tot} számú megkülönböztethető objektum (oszcillátor) közül N_{n} számúnak ϵ_{n} energiája és tegyük fel, hogy

ϵ_{n} = n ε_{0}, n = 1, 2, ...

(Vegyük észre, hogy ε_{0} → 0 határátmenet esetén az egyes módus-csoportok közötti energia folytonosan változik, amint azt megszámlálhatóan végtelen számú módus esetén el is várjuk első pillanatban.)

A Boltzmann eloszlás szerint (k_{B} a továbbiakban a Boltzmann állandót jelöli: k_{B} = 1, 38×10^{−23}J/^{o}K = 3, 29 × 10^{−24}cal/^{o}K):

\frac{N_{n}}{N_{tot}} = \frac{e^{− \frac{ϵn}{k_{B} T}}}{∑_{n} e^{− \frac{ϵn}{k_{B} T}}}

A rendszer egyetlen objektumára jutó átlagos energia (x = 1/k_{B}T):

ϵ̄(T) = \frac{E_{tot}}{N_{tot}} = ∑_{n} \frac{N_{n}}{N_{tot}} ϵ_{n} =

\frac{∑_{n=0}^{∞} ϵ_{n}e^{−ϵnx}}{∑_{n=0}^{∞} e^{−ϵnx}} = \frac{∑_{n=0}^{∞} nε_{0}e^{−nε_{0}x}}{∑_{n=0}^{∞} e^{−nε_{0}x}} = ^{\frac{−∂/∂x ∑_{n=0}^{∞} e^{−nε_{0}x}}{1+e^{−ε_{0}x}+(e^{−ε_{0}x})^{2}+...}} = \frac{−∂/∂x[1/(1−e^{−ε_{0}x})]}{1/(1−e^{−ε_{0}x})} = \frac{ε_{0}e^{−ε_{0}x}/(1−e^{−ε_{0}x})^{2}}{1/(1−e^{−ε_{0}x})} =

\frac{ε_{0}e^{−ε_{0}/k_{B} T}}{1−e^{−ε_{0}/k_{B} T}} =

ϵ̄(T) = \frac{ε_{0}}{e^{ε_{0}/k_{B}T} − 1}  (2)

= \frac{+ε_{0}}{ε_{0}/k_{B}T + \frac{1}{2} (ε_{0}/k_{B}T)^{2}+...} = \frac{k_{B}T}{1+ \frac{1}{2} ε_{0}/k_{B}T +...}

Klasszikus határátmenet (ε_{0} → 0) esetén: ϵ̄(T) = k_{B}T (ekvipartició tétele!), azaz

U(ν, T) = \frac{8π}{c^{3}} k_{B}T ν^{2}

Ez a Rayleigh-Jeans-féle sugárzási törvény, amely csak kis ν-kre érvényes, ui. a kisugárzott összenergiára (E_{tot} = ∫_{0}^{∞} U(ν, T)dν = ∞) végtelent ad, ami nyilvánvaló ellentétben áll a tapasztalattal.

Planck gondolt arra 1900-ban, hogy a módusok átlagenergiája, ϵ̄(T), esetleg túl erősen van képviselve a nagyfrekvenciás tartományban (s ettől lesz ∞ az energia), azaz ϵ̄(T) < k_{B}T egyenlőtlenség teljesülésére lenne szükség nagy ν-k esetén. Ez elérhető az

ε_{0} = hν

munkahipotézis bevezetésével (ld. (2) utáni sorfejtés nevezőjét). Ezzel

U(ν, T) = \frac{8πh}{c^{3}}ν^{3} \frac{1}{e^{hν/k_{B}T} − 1},  (3)

amely a Planck-féle sugárzási törvény (h = 6, 62620 × 10^{−34} Js a Planck állandó).

ν → 0 esetén visszaadja a Rayleigh-Jeans törvényt:

U ∼ k_{B}T ν^{2},

ν → ∞ esetén pedig a Wien-féle sugárzási törvényt:

U ∼ ν^{3}e^{− \frac{hν}{k_{B} T}} ,

amely a sugárzás nagyfrekvenciás tartományában érvényes.

Ezenkívül megadja a ún. Wien-féle eltolódási törvényt:

λ_{max}T = const

(λ_{max} jelenti az adott T hőmérséklethez tartozó maximális energiájú sugárzás hullámhosszát; a tétel bizonyításához nyilvánvalóan dU/dλ = 0-t kell meghatározni.)

Továbbá megkapjuk a Stefan-Boltzmann törvényt, amely kimondja, hogy a teljes kisugárzott energia arányos a hőmérséklet negyedik hatványával:

E_{tot} = ∫_{0}^{∞} U(ν, T)dν = const T^{4}

(=\frac{8πk_{B}^{4}}{c^{3}h^{3}} T^{4} ∫_{0}^{∞} dx\frac{x^{3}}{e^{x}−1}).

A Planck-féle sugárzási törvény teljes összhangban van a tapasztalattal. Amellett, hogy különféle gyakorlati alkalmazásai vannak (pl. csillagfelszín hőmérsékletek meghatározása), elvi jelentősége felbecsülhetetlen. Először jelent meg a Planck-féle hatáskvantum, a h állandó. Először jelent meg a kvantum fogalma kvantitativ módon, matematikai formulában. Az egyes frekvencia-módusok legkisebb energiája (az ε_{0}) nem lehet végtelenül kicsi, hanem véges adagokban, a frekvenciával arányos kvantumokban jelentkezik és a módusok energiái ennek az ε_{0} kvantumnak egészszámú többszörösei lehetnek csak. A Planck-féle sugárzási törvény mérföldkő a fizika történetében, s egyben a kvantumfizika születését jelenti.

1.2. SZILÁRD ANYAG FAJHŐJE (Einstein). FÉNYELEKTROMOS JELENSÉG (Einstein). COMPTON EFFEKTUS (Compton).

a) SZILÁRD ANYAG FAJHŐJE. [Vizsgálata megmutatta, hogy a szilárd anyag energiája is kvantált, mint a fényé.]

Fajhő (C): az az energia mennyiség, amelyet a gramm-molekulasúlynyi anyaggal közölni kell ahhoz, hogy hőmérsékletét egy fokkal emeljük (ekvivalens a molhővel):

C = \frac{ΔE}{ΔT} = \frac{dE}{dT} .  (4)

1 gramm-molekulasúlynyi anyagban L = 6 × 10^{23} molekula van.

1 gramm-molekulasúlynyi kristályt 3L oszcillátorral jellemezhetjük.

1 gramm-molekulasúlynyi kristály (szilárd anyag) energiája:

E = 3Lϵ̄

(ϵ̄ az egy módusra [oszcillátorra] jutó átlagenergia, L a Loschmidt szám).

Klasszikus határátmenetben (ϵ̄ → k_{B}T)

E = 3Lk_{B}T.

A fajhő: C = dE/dT = 3Lk_{B} ≈ 6cal/^{o}K

Ez a Doulong-Petit szabály, amely kis hőmérsékletekre nem érvényes.

Hogy a T → 0 viselkedést is megmagyarázza, Einsteinnek támadt az a merész gondolata 1906-ban, hogy alkalmazza a fény-oszcillátorokra egyszer már bevált eloszlási törvényt a szilárd testeket alkotó anyagi részecskék (hő-)rezgéseire is. Azaz

ϵ̄ = \frac{hν}{e^{hν/k_{B}T} − 1} = \frac{k_{B}T_{0}}{e^{T_{0}/T} − 1},  (5)

ahol hν/k_{B}T = T_{0}/T ( most T a változó, T_{0} = hν/k_{B} pedig egy kristályra jellemző mennyiség).

Ezzel a fajhő:

C = 3 L \frac{d ϵ̄}{d T}

= −\frac{3Lk_{B}T_{0}}{(e^{T_{0}/T} − 1)^{2}} e^{T_{0}/T} (−\frac{T_{0}}{T^{2}} ) = 3Lk_{B} (\frac{T_{0}}{T} )^{2} \frac{e^{T_{0}/T}}{(e^{T_{0}/T} − 1)^{2}}  (6)

Mármost két eset lehetséges: T >> T_{0}, C → 3Lk_{B}(\frac{T_{0}}{T})^{2} \frac{1}{(T_{0}/T)^{2}} = 3Lk_{B} ≈ 6 cal/^{o}K,

azaz visszakaptuk a Doulong-Petit szabályt; a másik eset T << T_{0}, C → 3Lk_{B}(\frac{T_{0}}{T})^{2}e^{−T_{0}/T} ,

amely kvalitatíve megadja a fajhő viselkedését kis hőmérsékletektre (2. ábra).

b) FÉNYELEKTROMOS JELENSÉG. [Bizonyítékot szolgáltat ”fényrészecskék” (fotonok) létezésére.]

Tapasztalati tény, hogy egyes anyagok (pl. Na, vagy Zn) fénnyel való besugárzás hatására elektronokat bocsátanak ki. A kibocsátott elektronok kinetikus energiájának maximuma független a fénysugár intenzitásától és csakis a fény frekvenciájától (ν) függ, méghozzá lineárisan. Másrészt a fényintenzitás növelésével egyenes arányban nő a kibocsátott elektronok száma. E tapasztalati tények vezették Einsteint 1905ben arra a felismerésre, hogy a fény és

az anyag elektronjai között egyedi ütközési folyamat játszódik le, amelyre az energiamérleg a következőképpen írható:

hν = \frac{1}{2}mv_{max}^{2} + A.  (7)

A az ún. kilépési munkát jelenti, amely energia ahhoz szükséges, hogy az elektron kiszabaduljon a fémben kötött állapotából. A (7) összefüggés, amely teljes egyezésben áll a tapasztalattal, E = hν energiamennyiséget tulajdonít az egyedi kölcsönhatási folyamatban résztvevő fényrészecskének. (vö. Planck ε_{0} = hν munkahipotézisével.)

Az egyedi elektronokkal kölcsönható fényrészecskéket Einstein fotonoknak nevezte el, és az ún. tűsugárzás (adott irányba haladó véges hosszúságú hullámvonulat) szemléleti képet fűzte a folyamathoz.

c) COMPTON EFFEKTUS (1923) [Bizonyítékot szolgáltat arra, hogy a fotonok E = hν energiával és \frac{E}{c} = \frac{hν}{c} impulzussal rendelkeznek.] A jelenség lényege abban áll, hogy anyagon való áthaladás (szóródás) révén a fény hullámhossza, ill. frekvenciája megváltozik (λ nő, ν csökken). A megváltozás mértéke csupán a szórási szög (θ) függvénye.

Képletbe sűrítve a tapasztalati tényeket, írhatjuk:

Δλ = λ_{2} − λ_{1} = λ_{0}(1 − cos θ),  (8)

ahol λ_{0} = h/mc a szóró anyagtól független fizikai álladó (m az elektron nyugalmi tömege).

(8) frekvenciákra érvényes alakja:

Δν = ν_{2} − ν_{1} = −\frac{hν_{1}^{2}}{mc^{2}} (1 − cos θ),  (9)

Mindkét tapasztalati képlet megmagyarázható a foton és a szóró anyag egy elektronja közötti kölcsönhatásra felírt energiamérleg és impulzusmérleg segítségével.

a) energiamérleg:

hν_{1} = hν_{2} + \frac{1}{2}mv^{2};

b) impulzusmérleg (x és y irányban):

\frac{hν_{1}}{c} = \frac{hν_{2}}{c} cos θ + mv cos α,

0 = \frac{hν_{2}}{c} sin θ − mv sin α.

A három egyenlet elegendő az ismeretlen v (elektron sebesség) és az α (elektron eltérülési szög) kiküszöbölésére és a fenti (8)-(9) tapasztalati képletek levezetésére. A levezetésnél kihasználandó az a további tapasztalat, hogy a megváltozások az eredeti frekvenciához, ill. hullámhosszhoz képest elhanyagolhatók (tehát pl. ν_{1} >> Δν = ν_{2} − ν_{1}, azaz ν_{1} ≈ ν_{2}).

1.3. AZ ANYAG HULLÁMTERMÉSZETE.

a) de BROGLIE-FÉLE HULLÁMOK. [Megtudjuk, hogy az anyagi részecskék is rendelkeznek hullámtulajdonságokkal]

de Broglie 1924-ben gondolt arra elsőként, hogy ha a fény, amely elektromágneses hullám, részecsketulajdonságokat mutat (ui. a fény energiával és impulzussal rendelkező foton-részecskékből áll), akkor talán fordítva is igaz, és minden m v impulzusú (m tömegű és v sebességű) részecske hullámtulajdonsággal is rendelkezik. A kapcsolatot a fény↔foton analógiából sejtette meg: a foton energiája E = hν, impulzusa p = hν/c; a fény hullámhossza kifejezhető a foton impulzusával (λν = c miatt) a következőképp: λ = h/p. Ezt általánosítva kis sebességű anyagi részecskére, kapjuk a hullámtulajdonságok és részecsketulajdonságok közti fontos de Broglie-féle összefüggést:

λ = \frac{h}{m v} . (10)

Makroszkopikus világunkban a (10) által az anyagi testhez rendelt hullámhossz mérhetetlenül kicsiny. Pl. egy 1 tonnás autó (10) szerinti hullámhossza, miközben 100 km/h sebességgel halad, λ_{autȯ} = 2.4 × 10^{−37} m.

A mikroszkópikus világban azonban kimutatható λ létezése, azaz érvényre jut a részecskék hullám természete. Gyorsítsunk pl. elektronokat U feszültséggel. A gyorsítás hatására az elektronok mv^{2}/2 = e U energiára tesznek szert (e az elektron töltése), amiből impulzusuk p = m v = \sqrt{2meU}-nek adódik. Így az elektron hullámhossza:

λ_{elektron} = h/mv = h/\sqrt{2me} · 1/\sqrt{U} = \sqrt{\frac{150}{U}} · 10^{−10} m

(amennyiben U-t Volt-ban mérjük és figyelembe vesszük, hogy m = 9, 10940 × 10^{−31}kg, e = 1, 60218 × 10^{−19}C, h = 6, 6262 × 10^{−34} Js ). Összehasonlításképpen: egy atom átmérője ≈ 10^{−10} m = 1 Å, tehát az atomok világában az elektron hullám jellegének lényeges szerepe lehet.

b) Davisson-Germer ELEKTRON INTERFERENCIA KÍSÉRLETE (1927)

Hogy ez így van, azaz, hogy az anyagrészecskék interferenciára képesek, azt először Davisson és Germer mutatta ki 1927-ben, elektronnyalábot ejtve vékony fémfóliára. Az elektronok (feltételezett) hullámhosszát az előbbi képlet szerint U-val szabályozták. Egy szcintillációs felfogóernyőn olyan interferenciaképet észleltek, amilyent röntgensugárzással is kaptak (akkor, ha λ_{röntgen} = λ_{elektron}).

Magyarázat: egy λ hullámhosszal és ν = 1/τ frekvenciával rendelkező, balról jobbra tovaterjedő, egydimenziós síkhullám (ami de Broglie feltételezése nyomán a szabad elektronhoz rendelendő) a következőképpen írható:

Ψ(x, t) = Ae^{2πi( \frac{x}{λ} − \frac{t}{τ} )} = Ψ(x + λ, t + τ)

(τ−t periódusidőnek hívjuk; egy szabad hullám tulajdonsága az, hogy térben λ szerint, időben τ szerint periódikus).

Mármost Ψ−t kifejezhetjük a hullámot karakterizáló (λ, τ = 1/ν) mennyiségek helyett az anyagi részecskék mozgására jellemző (p, E) mennyiségekkel is, de Broglie (λ = h/p), ill. Planck és Einstein (E = hν = h/τ) által megadott elemi összefüggések segítségével:

Ψ(x, t) = Ae^{\frac{2πi}{h} (p x−E t)} = Ae^{\frac{i}{ℏ} (p x−E t)}

ahol bevezettük (az exponensben) Dirac nyomán az ún. ”h-vonás” állandót:

ℏ = h/2π = 1, 05457 × 10^{−34}Js = 6.582 × 10^{−16} eV s.

Az elektron-hullám intenzitása, ami az ernyőn észlelhető: I = |Ψ|^{2} = |A|^{2}.

Koherens forrásból származó elektronok hulláma szóródás után:

Ψ = Ae^{\frac{i}{ℏ} (p x−E t)} + Ae^{\frac{i}{ℏ} (p [x+d]−E t)}

(az egyik lehetséges pályán az elektron-hullám d = d_{1} + d_{2} úttal többet tesz meg, ld. az 5. ábrát.)

Ebből az intenzitás:

I = |Ψ|^{2} = 2A^{2}(1 + cos \frac{pd}{ℏ})

Mármost a d útkülönbség fix, és a fémbeli rácstávolsággal, valamint a fixen tartott beesési szöggel kapcsolatos. Az elektron impulzusa (p = h/λ = h\sqrt{U/150}), ill. λ hullámhossza viszont hangolható az elektront gyorsító U feszültség változtatásával, s ezáltal az I elektron-intenzitásban változást tapasztalhatunk az alábbiak szerint:

cos \frac{pd}{ℏ} = cos 2π \frac{p}{h}d = cos 2π \frac{d}{λ} = \begin{cases}1, & ha 2π \frac{d}{λ} = 2 n π → λ = \frac{d}{n} → I = 4 A^{2} \\ 0, & ha 2π \frac{d}{λ} = (2 n + 1) \frac{π}{2} → λ = \frac{4}{2 n+1} d → I = 2 A^{2} \\ −1, & ha 2π \frac{d}{λ} = (2 n + 1) π → λ = \frac{2}{2 n+1} d → I = 0 (!) \end{cases}

U változtatásával Davisson és Germer pontosan a fenti meggondolás alapján számított intenzitás növekedést (ill. hiányt ! ) észlelte.

c) JÖNSSON KÉTRÉSES (YOUNG-FÉLE) ELEKTRONELHAJLÁSI KÍSÉRLETE (1961)

Jönsson elektronokkal végezte el 1961-ben Young, a XVIII-XIX. században élt angol fizikus híres kétréses fényinterferencia kísérletét. A két 50 μm × 0.3μm keresztmetszetű rés egymástól 10 μm távolságra helyezkedik el (ld. az ábrát). A felfogóernyőn kialakuló intenzitás maximum jól mutatja a koherens elektronok hullámtulajdonságából fakadó interferenciaképet abban az esetben, amikor mindkét rés nyitva van. d) ATOMEJTÉSES INTERFERENCIA KÍSÉRLET (1992)

F. és K. Shimizu, valamint H. Takuma japán fizikusok 1992-ben Tokióban ultralassú metastabil neon atomokkal végeztek el kétréses interferencia kísérletet. A két 2 μm szélességű, egymástól 6 μm távolságra elhelyezkedő résen (6.b Ábra) a mágneses csapdából a lézeres legerjesztés révén kiszabaduló, és a gravitációs erő hatására a résnél max. 2 m/s sebességre szert tevő, 1s_{3} állapotban levő metastabilis atomok interferenciája okozza a megfigyelt tipikus elhajlási képet, amelyet a fluoreszkáló ernyőn (is) észleltek (részletek megtalálhatók: Phys. Rev. A 46, R17 (1992) alatt).

1.4. RUTHERFORD KÍSÉRLET, AZ ATOM SZERKEZETE. AZ ATOMOK VONALAS SZÍNKÉPE. FRANCK-HERTZ KÍSÉRLET.

a) AZ ATOM SZERKEZETE, RUTHERFORD KÍSÉRLETE. [Első evidencia arra nézve, hogy az anyagot alkotó atomok ”darabos” szerkezetűek, térkitöltésük nem folytonos.]

Századunk elején J.J. Thompson, az elektron felfedezőjének atomképe volt általánosan elfogadott. Eszerint az atomot tömegének túlnyomó részét képviselő homogén eloszlású pozitív töltés, valamint ebben a folytonos háttértöltésben szabályosan elhelyezkedő, elektrodinamikai erők hatására egyensúlyban levő, a pozitív töltést leárnyékoló elektronok alkotják. Ez az atommodell csupán az atomok semlegességét és az elektronok származási helyét volt hivatott megmagyarázni, de pl. a vonalas színkép keletkezésére már nem tudott kijelentést tenni.

Rutherford 1911-ben α−sugárzást bocsátott vékony fémfóliára. A Thompson-modell érvényessége esetén a 2e pozitív töltéssel rendelkező α−részecskéknek gyakorlatilag eltérülés nélkül kellett volna áthaladni az atomokat alkotó folytonos eloszlású pozitív felhőn. Ezzel szemben a beesési iránytól jelentős eltérülési szöggel szórt α−részecskéket is detektáltak a kísérletben, ami az atom túlnyomó tömegét alkotó pozitív töltés nem folytonos, hanem kis térfogatra koncentrált mivoltát jelentette.

Az atom ezen kis térfogatú, pozitív töltésű részét hívjuk atommagnak. Az atomnak csak az ilyen kis térfogatban elhelyezkedő pozitív töltésű része képes olyan intenzív elektromos erőteret létesíteni, amellyel a jelentős mértékű α−részecske eltérülést magyarázhatjuk. (Magfizikai kurzusban később részletes matematikai tárgyalást is nyer ez a kérdés.)

Rutherford tehát kísérlete révén felfedezte az atommagot. A kísérletből meghatározható volt az atommag töltése (Z), amely egyezőnek bizonyult a rendszámmal, az elemek periódusos rendszerben elfoglalt helyének sorszámával. A kísérletből következtetni lehetett az atommag méretére is, amely ∼ 10^{−15}m-nek adódott. A helyes atomkép csak 1932-ben, a neutron felfedezése után alakult ki. Eszerint az atom Z protonból, N neutronból és Z elektronból áll, mérete ∼ 10^{−10}m, tömegének túlnyomó része a magban koncentrálódik. b) AZ ATOMOK VONALAS SZÍNKÉPE. [Megtudjuk, hogy az atomok csak meghatározott frekvenciájú fényt képesek emittálni, ill. abszorbeálni.]

A múlt század végén, e század elején, elsősorban Balmer, Ritz és Rydberg spektroszkópiai munkássága nyomán ismertté vált, hogy a hidrogéngáz által kibocsátott, ill. elnyelt fény spektruma (frekvenciákra való eloszlása) ún. termekbe, egész számokkal kapcsolatos mennyiségekbe rendezhető. Így pl. a hidrogéngáz látható színképére a következő képlet érvényes:

\frac{1}{λ_{n}} = R (\frac{1}{2^{2}} − \frac{1}{(2 + n)^{2}} ) , n = 1, 2, 3, 4...

ahol R = 10967775, 9 m^{−1} egy tapasztalatilag meghatározott konstans, az ún. Rydberg állandó.

c) A FRANCK-HERTZ KÍSÉRLET. [Megtudjuk, hogy az atomok energiából is csak meghatározott adagokat képesek felvenni.]

1913-ban, Bohr javaslatára, Franck és Hertz katódsugárcső felhasználásával az ábrán látható kísérletet végezte el. A csőben higanygőz van. A K katód és az R_{1} rács közötti gyorsító feszültség V. Az R_{1} és R_{2} rácsok között nincs feszültségkülönbség, az R_{2} rács és az A anód között pedig −V lassító feszültség van. A kísérleti tapasztalat szerint a V gyorsító feszültség növelése hatására az anódra eljutó elektronok száma (az I áramerősség) egy ideig nő, majd V = 4, 9 V elérésekor csökken, ezután újra nő. Hasonló intenzitás csökkenés figyelhető meg V = n × 4, 9 eV értéknél is (n egészszám).

Magyarázat: a Hg-gáz atomokkal az n × 4, 9 eV kinetikus energiájú elektronok rugalmatlanlanul ütköznek, miközben energiát veszítenek, ezért nem képesek legyőzni az anód és R_{2} közti lassító feszültséget, ez okozza az intenzitás csökkenést. Más V értékeknél az elektronok rugalmasan ütköznek az atomokkal, így növekvő feszültség hatására növekvő számban repülnek ki a katódból s érkeznek el az anódra. Az atomok szempontjából ez azt jelenti, hogy csak bizonyos, meghatározott energiájú elektronokkal tudnak kölcsönhatásba lépni, azoktól energiát felvenni.

1.5. A BOHR-FÉLE ATOMMODELL ÉS KORLÁTAI.

1913-ban Bohr a hidrogénatom vonalas színképének tanulmányozása során észrevette, hogy az atom elektronjának impulzusmomentumára és energiájára kirótt két kvantumfeltétel segítségével magyarázni tudja a színkép szerkezetét. Bohr két posztulátuma a következő volt:

a) az elektron csak meghatározott, kiválasztott pályákon keringhet és ezeken az ún. stacioner pályákon nem sugároz. A pályákat a Bohr-féle kvantumfeltétel határozza meg:

m_{e}v_{n}r_{n} = nℏ, n = 1, 2, ...,  (10)

ahol n a lehetséges pályákat számozza le, v_{n} és r_{n} jelöli az n−edik pályán keringő m_{e} tömegű elektron sebességét és a pálya sugarát.

b) Az atom az elektronnak egy E_{n} energiájú pályáról egy E_{m} energiájú pályára való átmenete közben fényt sugároz ki (ill. nyel el), amelynek ν frekvenciáját a következő összefüggés határozza meg:

E_{n} − E_{m} = ℏ ω = h ν[= ε_{0}(!)].  (11)

A két posztulátumhoz a következő meggondolásokat lehet fűzni. Az a) kvantumfeltétel (bár ezt Bohr még nem tudhatta) azt jelenti, hogy az elektronhoz tartozó de Broglie hullámhossz éppen egész számszor (n−szer) mérhető fel a körpálya kerületére. A (10)–es összefüggés ui. a következő alakba írható át:

2 r_{n} π = n \frac{h}{m_{e} v_{n}} = n λ_{n},

amely éppen azt jelenthetné, hogy stacionárius állóhullámok (elektronhullámok) alakulnak ki az atomban. Másrészt – Z e töltésű magot feltételezve az atom középpontjában – az a) feltételt az erők egyensúlyát kifejező

m_{e} \frac{v_{n}^{2}}{r_{n}} = k \frac{Z e^{2}}{r_{n}^{2}} , (k = 1/(4πε_{0}), ε_{0} = 8, 85 × 10^{−12} AsV^{−1}m^{−1} diel.konst)

képlettel ötvözve, kiszámíthatjuk az n−edik pályán keringő elektron v_{n} sebességét, ill. a pálya r_{n} sugarát:

v_{n} = k \frac{Z e^{2}}{ℏ n} ,

r_{n} = \frac{a_{0}}{Z} n^{2},

ahol a_{0} = \frac{ℏ^{2}}{m_{e}ke^{2}} = 5, 3 × 10^{−11}m egy állandót, az ún. Bohr sugarat jelöli.

Továbbá kiszámolható az n−dik pályán keringő elektron energiája:

E_{n} = E_{kin} + E_{pot} = \frac{1}{2}m_{e}v_{n}^{2} − k \frac{Z e^{2}}{r_{n}} = −\frac{1}{2} \frac{m_{e}(kZe^{2})^{2}}{ℏ^{2}} \frac{1}{n^{2}} .  (12)

A b) posztulátum segítségével kiszámolhatjuk az n → m átmenethez tartozó fény hullámhosszát (λ_{nm}, n > m) :

E_{n} − E_{m} = \frac{1}{2} \frac{m_{e}(kZe^{2})^{2}}{ℏ^{2}} (\frac{1}{m^{2}} − \frac{1}{n^{2}} ) = h ν_{nm} = \frac{h c}{λ_{nm}} →

→ \frac{1}{λ_{nm}} = \frac{1}{4π} \frac{m_{e}}{ℏ^{3}c}(kZe^{2})^{2}(\frac{1}{m^{2}} − \frac{1}{n^{2}} )

Ezt a képletet összevetve a vonalas színképek c. fejezetben felírt képlettel, láthatjuk a b) hipotézis további erejét: a korábban csak a mérésekből meghatározható tapasztalati állandót, az R Rydbergállandót visszavezette korábban megismert fizikai állandókra.

R = \frac{1}{4π} \frac{m_{e}}{ℏ^{3}c}(ke^{2})^{2} = 10967775, 9 m^{−1}.

Bár a (12)-es képlet nagy pontossággal megadja a hidrogénatom energiaszintjeit, s így spektrumának szerkezetét, a tizenhárom év múlva felfedezett kvantummechanika rávilágított a Bohr-féle atommodell tarthatatlanságára. Az első Bohr-féle posztulátum (a (10) egyenlet) szerint az impulzusmomentum értéke n ℏ, azaz a hidrogénatom alapállapotában is van impulzusmomentuma az elektronnak. Később látni fogjuk, hogy a kvantummechanika és a kísérletek szerint alapállapotban az impulzusmomentum értéke zérus. További hiányossága a Bohr-féle elméletnek, hogy többelektronos rendszerekre (pl. a He atomra) nem, vagy csak nagyon nehezen volt általánosítható (ellipszis pályák bevezetésével), de a szolgáltatott energiaspektrum kifejezések pontosságban kívánnivalót hagytak maguk után a (12) kifejezés pontosságához viszonyítva. Legfőbb baj azonban a Bohr-féle atommodellel kapcsolatban az, hogy az általa sugallt bolygórendszerhez hasonlatos atomkép teljesen tarthatatlan. A kvantummechanika megmutatta, hogy a pálya (tehát a sebesség és hely) fogalma a mikrovilágban nem értelmezhető, így az atomi elektronok mozgását a bolygók mozgásához hasonlítani nem lehetséges.