Fizyka współczesna : wykład przystępny nowych pojęć fizyki współczesnej

/ 


, , ,/ 


,,/'" /' / '-.;
--,.------ 


.. 


./ I _ ././ // 
//,y
//# / 
/ 
 / 


.'" 


o" 
l 


/' 


" 


/ 


/ 
,/ 


/' 


/ 


/' 


/ 


,/ 


/" 


/' 


" 



''-"i: 
n
 
 
:::
:
N
:::Il
lt
 Ii '_i
>>>
--
>>>
...... 


I(/

, 


CI 
ct) 
ł łr'
 
 

 ł. I e,- 
t- I 

. 

.
>>>
, 


J1
 




f
/
7"
 rrł 
 .xlt'dj..r P 
':11 _ 

 


., 
 

 h 44 
w
1
 \łJ:-(

 

.
'/ 
/"'- 
.u-;( 7
'
 
-vt I
 
 ",' /./

. 


 
'f /
 .,' ?
"4f1 
 q U'p- 


.
 'r
/ 

 dL'/,:
' 
£:- 
:t
'''. cy 
 
y ¥ 
;
7 ( 

 
'!'7
 


 ttd
i 
( 
 

t'
>>>
B IB L] O T E'KA 
"Ma the si s Polskiej" 


CZASOPISMA MA TEMA TYCZNO -FIZYCZNEGO 


. 


'" 


O. D. CHWOLSON 
\ FIZYKAr WSPÓŁCZESNA 
, 


WYKŁAD PRZYSTĘFN y NOWYCH 
POJĘĆ FIZYKI WSPÓŁCZESNEJ 


TŁUMACZYŁ 
ST. WARHAFTMAI\; 
. \ 


, 


-.. 
", 
.. 
, 
\ 
'- 
, 
\ 


': ". " 


------- 



.J 


.. 


, 


W A R S Z A W A - 1931 
NAKł.ADEM REDAKCJI "MATHESIS POLSKIEJ" 
SKŁAD GŁÓWNY W KSIĄZNICY-ATLAS T. N. S. W. 


t. 


Ą 


" * 


'" .
>>>
, 
,
O.ł1L\5'
 5'ht.5
'1-\--5

 


FIZYKA 
, 
WSPOŁCZESNA 
, 


WYKŁAD PRZYSTĘPNY NOWYCH 
POJĘĆ FIZYKI WSPÓŁCZESNEJ 


NAPISAŁ 


O. D. CHWOLSON 


PROFESOR UNIWERSYTETU W LENINGRADZIE 


Z TRZECIEGO (1931) ZNACZNIE UZU- 
PEŁNIONEGO WYDANIA aR YGINAŁU 
TŁUMACZYŁ 
ST. W ARHAFTMAN 


Z 42 fig. w tekście 


Bi'i1
iiiiii 
000000140534 


W A R S Z A W A - 1931 
NAKŁADEM REDAKCJI "MA THESIS POLSKIEJ" 
SKŁAD GŁÓWNY W KSIĄZNICY-ATLAS T. N. S. W.
>>>
j' 
,I 


',,' 
 ." -, 
, 


WSZELKIE PRAWA ZASTRZEŻONE 


\
: 


Drukarnie ..MONOLIT" Warszawa. Ogrodowe I. Tel
 701-92.
>>>
Z PRZEDMOWY DO WYDANIA PIERWSZEGO. 


.. 


W ciągu bieżącego stulecia, ściślej zaś mówiąc, począwszy od 1895 r., 
fizyka doznała, jak wiadomo, zasadniczego przeobrażenia, ulegając ogrom- 
nej ewolucji. W odstępie kilku zaledwie lat (1895 - 1900) wykryto pro- 
mienie R O n t g e n a, ciała promieniotwórcze, zjawisko Z e e m a n a, po 
raz pierwszy też powstało podstawowe w chwili obecnej pojęcie wszy- 
stkich dział6w fizyki, - pojęcie kwantów. W tym czasie położono jednak 
tylko podwaliny nowej nauki, która dopiero w bieżącem stuleciu rozwi- 
nęła się w sposób niebywały. 
Rozwój ten polega przedewszystkiem na wykryciu licznych zupełnie 
nowych .zjawisk oraz wspólnego źródła takich zjawisk, które wydawały 
się przedtem niczem ze sobą niezwiązane. Powstały nowe teorje, tłuma- 
czące duże grupy zjawisk i pozwalające sięgnąć głęboko w owe dla obser- 
wacyj bezpośrednich niedostępne dziedziny, będące źr6dłem przemian, kt6- 
re możemy obserwować, badać oraz stosować do celów technicznych; wy- 
starczy podać jeden. tylko przykład: teorję budowy atomu. 
Rozwój ten wzbogacił naukę licznemi nowemi pojęciami i odpowia- 
dającemi im nowemi terminami. Pojęcia te i terminy przenikają stopniowo 
do szerokich warstw laików. Spotyka się je w artykułach, które choć nie 
są przeznaczone dla specjalistów, lecz niezawsze są napisane w spos6b 
przystępny dla ogółu; są one prócz tego rozrzucone w wielu czasopismach. 
Nie ulega jednak wątpliwości, że bardzo wiele osób nietylko słyszało 
o nowych postępach fizyki i interesuje się temi postępami, lecz pragnęłoby 
się z niemi zapoznać. Dzieła specjalne są dla tej kategorji czytelników 
prawie zupełnie niedostępne, przedewszystkiem ze względu na to, że czy- 
telnicy ci nietylko nie są obznajmieni z wyższą matematyką, ale zdążyli 
nawet gruntownie zapomnieć wiele rozdziałów szkolnej algebry i geome- 
trji, np. trygonometrję. Celem niniejszej książki jest zaspokoić wymagania 
tych właśnie czytelników. Aby ten cel osiągnąć, książka nie moż
 mieć 
charakteru podręcznika, k1:óry wymaga kolejnego studjowania wszystkich 
rozdział6w od początku do końca. Czytelnik winien mieć możność łatwe- 
go odszukani;:t dowolnego interesującego go zagadnienia, nie czytając sze-
>>>
VI 


regu rozdziałów poprzedzających. W tym też celu podano w kilku miej- 
scach krótkie powtórzenia tematów, które już poprzednio były szczegóło- 
wo omawiane, oraz liczne odsyłacze do ustępów poprzedzających. Bardzo 
szczegółowy skorowidz ułatwia odnalezienie każdego specjalnego zagad- 
nienia lub terminu, które czytelnik pragnie poznać. 
Co się tyczy matematyki, to udało mi się w tej książce prawie zupd- 
nie uniknąć jej stosowania. Przytoczono tylko najprostsze równania, które 
nie sprawią trudności nikomu, kto wie, że wielkości można oznaczać lite- 
ramI. 


Prof. O. Chwolson. 


Leningrad, w lutym 1928 r. 



 


PRZEDMOWA DO WYDANIA DRUGIEGO. 


Wydanie to uzupełniłem dwoma rozdziałami: "Rozwiązanie zagadki 
nebulium" oraz "Zjawisko R a m a n a, M a n d e l s t a m a i L a n d s b e r- 
g a", znacznie też rozszerzyłem rozdział o promieniowaniu kosmicznem 
(promienie H e s s a). Pozatern wprowadziłem ponad 40 drobnych uzupeł- 
nień. Nowy tekst stanowi około dwu arkuszy druku. Tekst wydania 
pierwszego starannie przejrzałem; usunięto z niego niewielką tylko liczbę 
stronic. Rozdział XV pozostawiłem prawie bez zmiany, chociaż w chwili 
obecnej wyłania się stopniowo możność popularnego wykładu pewnych za- 
łożeń i zdobyczy nowej mikromechaniki. Zadanie to jest jednak bardzo 
trudne, i otwarcie przyznaję, że dotychczas nie mam jeszcze planu takiego 
wykładu. 


Prof. O. Chwolson. 


Leningrad, w kwietniu 1929 r. 


PRZEDMOWA DO WYDANIA TRZECIEGO. 


Wydanie to w sposób istotny różni się od poprzednich. Poza szere- 
giem drobniejszych uzupełnień, napisałem przedewszystkiem nowy roz- 
dział, "Teorja elektronowa metali", następnie rozszerzyłem znacznie roz-
>>>
VII 


dział poświęcony nowej mikromechanice. Pozwoliło mi to rozpatrzeć mi- 
mochodem cały szereg zagadnień, np. wyłożyć teorję względności czasu 
E i n s t e i n a. 


Prof. O. ChwoLson. 


Leningrad, w kwietniu 1930 r. 


OD TŁUMACZA. 


Względy, które skłoniły autora tego dzieła do popularnego opracowa- 
nia przeglądu nowych zdobyczy fizyki, pozostają w całej pełni słuszne 
r6wnież dla czytelników polskich. T o właśnie jest powodem ukazania się 
polskiej edycji tej książki, tern bardziej, że niema w języku polskim dzieła 
o podobnie szerokim zakresie oraz o tak przystępnem opracowaniu. Z dzieł 
zaś popularnych w obcych językach, książka prof. O. C h w o l s o n a jest, 
zdaniem tłumacza, najbardziej dostępna dla polskiej publiczności. Zresztą, 
zalety dydaktyczne dzieł prof. O. C h w o l s o n a są powszechnie znane, 
a przyswojenie ich przez bogate literatury naukowe Zachodu jest najl..
p- 
szym tego dowodem. 
Tłumaczenie niniejsze jest pierwszą w naszej literaturze książką, kt6- 
ra zawiera prawie całą terminologję polską nowych pojęć fizyki współ- 
czesnej. Nieustalenie tej terminologji, która jest w każdem niemal środo- 
wisku uniwersyteckiem inna, stanowiło też pewną trudność dla tłumacza. 
To też wdzięczny jestem p. Dr. Wł. K a p u ś c i ń s k i e m u, członkowi 
Komisji dla ustalenia słownictwa fizycznego przy Polskiem Tow. Fi- 
zycznem, kt6ry zechciał łaskawie wziąć na siebie uciążliwy trud przejrze- 
nia korekt niniejszego tłumaczenia. . 
Miłym dla mnie obowiązkiem jest również podziękować serdecznie 
p. prof. O. C h w o l s o n o w i za żywe zainteresowanie się polskiem wy- 
,daniem jego książki. 


St. Warhaftman. 


Warszawa, w grudniu 1930 r.
>>>
".
>>>
ROZDZIAŁ L 


WSTĘP. 


Olbrzymie postępy fizyki w XX wieku, ściślej mówiąc, od 1895 roku, 
polegają przedewszystkiem na odkryciu całego szeregu zupełnie 'nowych 
zjawisk, a więc takich, które są nietylko odmianą względnie rozszerze- 
niem lub uog61nieniem zjawisk już znanych. W naj ściślejszym związku 
z temi odkryciami jest powstanie nowych teoryj, które usiłują wytłuma- 
czyć bardziej lub mniej obszerne dziedziny zjawisk fizycznych, biorąc 
za punkt wyjścia pewne hipotetyczne przypuszczenia, które dotyczą za- 
sadniczych własności danej grupy zjawisk. Teorje te usiłują przeniknąć 
zakulisową stronę zjawisk fizycznych, niedostępną dla obserwacyj bez- 
pośrednich; celem ich jest r6wnież ustalenie wszystkich charaktery. 
stycznych jakościowych cech zjawisk oraz ich ścisłych współzależno- 
ści ilościowych. Odkryciu nowych zjawisk oraz powstawaniu nowych 
teoryj towarzyszył wspaniały rozwój fizyki doświadczalnej. Wszystkie 
wspomniane zdobycze naukowe dały nam zupełnie nowy światopogląd. 
Całokształt tych zdobyczy doprowadził do powstania zgoła nowej fizyki 
XX w., zasadniczo r6żnej od fizyki końca ub. stulecia (do 1895 r.). Są to 
jak gdyby dwie nauki, różniące się nietylko swą faktyczną treścią, lecz, 
co ważniejsza, owemi ideami zasadniczemi, które przedewszystkiem 
określają charakterystyczne cechy naszego fizycznego światopoglądu. 
Nowe odkrycia i nowe poglądy, dotyczące całego szeregu rozdziałów 
dawnej fizyki, stworzyły również bardzo wiele nowych rozdziałów nauki, 
charakterystycznych dla nowej fizyki. Nowe teorje oddziaływają przy- 
tern na wszystkie prawie rozdziały dawnej fizyki, wpływając nietylko 
na spos6b tłumaczenia zjaWlisk, ale często również i na metody dal- 
szego ich badania, innemi słowy, oddziaływają na zasadnicze motywy, 
kierujące uczonymi w twórczej pracy naukowej. W chwili obecnej wszyst- 
kie dziedziny fizyki znajdują się w ścisłym ze sobą związku, przeplatają 
się wzajemnie, granice ich coraz bardziej się zacierają, i może w przyszło- 
ści, niezbyt zresztą jeszcze bliskiej, wyłoni się obraz fizyki, która stanowić 
będzie jednolitą całość. Obejmie ona cały zespół własności nieuorgani- 


Chwolson. Fizyka Wsp6łczesna. 1*
>>>
2 


Wstęp 


zowanej (t. j. martwej) materji, zjawisk, które w niej mają mIeJsce, oraz 
praw, które niemi rządzą. Zupełnie' inny obraz roztaczała dawna fizy- 
ka, składająca się z oddzielnych, prawie zupełnie od siebie odosobnionych 
rozdziałów, wyraźnie odgraniczonych, a połączonych wewnętrznie tylko 
niewieloma ci zresztą niejako przypadkowemi więzami. Te ostatnie 
wydawały się często łącznikiem czysto formalnym, nie będąc zgoła wy- 
nikiem głębiej ukrytych przyczyn. 
WSP.omnieliśmy już o tern, jak duże postępy uczyniła fizyka d.oświad- 
czalna. W pierwszym więc rzędzie uległy zasadniczym przemjan.om liczne 
przyrządy pomiarowe, któremi się dawna fizyka posługiwała. Zostały one 
znacznie udoskonalone, wobec czego dokładność pomiarów ogromnie 
wzrosłi. Gdy bowiem przyrządy są,niedoskonałe, dają one wyniki również 
mał.o dokładne. W tym wypadku błędy. obserwacyj są duże, co maże 
zupełl1lie zatrzeć .owe niewielkie zmiany wielkości mierz.onej spowwJo- 
wane drugorzędnemi, a więc tylko słabo oddziaływającemi przyczyna- 
mi. To też .obecność tych właśnie przyczyn, które same przez się są, 
być m.oże, bardzo ważne, i istotne, pozostaje niedostrzegalna. Im jednak 
przyrząd jest dokładniejszy, lub, jak zwykle się tr..ówi, im jest czulszy, tern 
większe są widoki wykrycia za jego pomocą dział.;.jących w naturze przy- 
czyn, których obecność i zasady działania mogą być dla nauki ogromnie do- 
niosłe, chociaż wywierają słabe tylko działanie. Mogą one nawet spowc- 
dować powstanie nowych dział6w fizyki, i w sposób bardzo istotny wpły- 
nąć na te lub inne konstrukcje teoretyczne. Udoskonaleniu przyrządów 
do pomiaru zdawna znanych wielkości fizycznych, towarzyszyło równieŻ 
wynalezienie, a następnie stopniowe udoskonalenie nowych przyrządów, 
przeznacwnych do pomiaru licznych wielkości fizycznych, które uczeni 
poznali. w związku z odkryciem dotychczas nieznanych zjawisk. 
W praktyce laboratoryjnej bardzo dużą rolę odgrywają różnego rodzaju 
przyrządy pomocnicze, które służą nie 'do pomiaru wielkości fizycznych, 
lecz do różnych czynnvści, niezbędnych przy badaniach fizycznych. 
I w tym wypadku widzimy z jednej strony ogromne udoskonalenie przy- 
rządów pomocniczych, będących w użyciu dawnej fizyki, z drugiej zaś 
strony weszły w użycie w praktyce laboratoryjnej nowe bardzo poży- 
teczny przyrządy, ułatwiające różne czynności. Przytoczymy po jed- 
nym przykładzie obu tych rodzajów przyrządów pomocniczych. Wiado- 
mo, jak wielką rolę jeszcze w dawnej fizyce, odgrywały pompy pneuma- 
tyczne; służą one do wypomp.owywania, lub ściślej mówiąc, rozrzedzania 
powietrza lub innego gazu, wypełniającego dane naczynie. Dawniej były 
w użyciu eksperymentatorów jedynie pompy tłokowe, któremi koszt.:m 
ogromnej pracy osiągano rozrzedzen11a do !/:! mm ciśnienia słupa rtęci.
>>>
Wstęp 


Już w XIX w. 
konstruowano pompy rtęciowe, któremi osiągano roz- 
rzedzenia do tysiącznej części mm, wymagało to jednak bardzo długiego 
działania pompy. W XX w. wynaleziono cały szereg nowych metod roz- 
rzedzenia gaz6w, budując równocześnie coraz doskonalszt- pompy, odpo- 
wiadające tym metodom. Nowe pompy działają z dużą szybkością i dają 
możność osiągania rozrzedzeń do jednej stumiljonowej - i nawet jeszcze 
mniejszej części mm ciśnienia słupa rtęci. Wśród zupełnie nowych przyrzą- 
dów pomocniczych wspomnimy tylko o cudownej lampie katodowej, znaj- 
dującej szerokie zastosowanie jako detektor i wzmacniacz w komunikacji 
radjowej. Lampa ta może śłużyć jako prostownik prądów zmiennych i g
- 
nerator drgań elektrycznych. 
Rozwój metod doświadczalnych pozwolił urzeczywistnić cały szereg 
zjawisk, kt6rych możliwości nauka była wprawdzie bardziej lub mniej 
pewna, nie była jednak w stanie ich zrealizować. Oto przykład. W XIX w_ 
udało się skroplić, a nawet zestalić wszystkie substancje, które w zwykłej, 
np. pokojowej', temperaturze znajdują się w stanie gazowym. Osiągnięto 
przy tern temperaturę - I 900 C. i skroplono a następnie zestalono wszyst- 
ki.e gazy, z wyjątkiem wodoru i helu. W XX wieku zdobycze w dziedzi- 
nie niskich temperatur szły w takim tempie, że udało się otrzymać tempe- 
raturę - 272,20 c., odległej od t. zw. temperatury bezwzględnego zera 
(- 273,1 0 c.) tylko o O,9() c.! Wynik ten osiągnięto w 1925 róku. Na 
długo przedtem skroplono, a następnie zestalono wodór, wreszcie skroplono 
hel. Wkońcu osiągnięto również zestalenie helu (1926 r.). Jednakże olbrzy- 
mie znaczenie realizacji tak zdumiewająco niskich temperatur polega nie- 
tylko na stwierdzeniu przez fizykę doświadczalną słuszności dawno przy- 
puszczanej i spodziewanej możliwości skroplenia i zestalenia wszystkich 
gaz6w. O wiele Wiażniejszem je
t to, że cO'raz większe doskonalenie me- 
tod otrzymywania coraz to niższych temperatur spowodowało powstanie 
nowej nauki: "fizyki niskich temperatur", badającej właściwości i zjawi- 
ska, zachodzące w martwej materji, w zgoła nowych warunkach, przy 
temperaturze nietylko niższej od - 1900 c., lecz bardzo bliskiej zera bez- 
względnego. W ten sposób prawie wszystkie rozdziały fizyki zostały 
wzbogacone nieznanemi dotychczas danemi. Otrzymano przy tern cały 
szereg zdumiewających, nowych faktów, częściowo zupełnie niespodzie- 
wanych, a nawet wręcz sprzecznych z temi, których oczekiwano. Fizyka 
XX w. rozszerzyła i w sposób niesłychanie głęboki przekształciła zwłasz 
cza naukę o elektryczności i energji promienistej, przyczem dwa te 
działy fizyki zespoliły się w jedną, nierozdzielną całość. Głębokie te zmia- 
ny wpłynęły przedewszystkiem na fizykę cząsteczkową. Bada ona zjawi- 
ska, zachodzące w ciałach gazowych, ciekłych i stałych, które nauka usi-
>>>
4 


Wstęp 


łuje tłumaczyć cząsteczkową budową materji. W związku z tern powstah 
teorja budowy atomu, a w naj ściślejszym związku z nią - nowa teorja 
widm. Wspomnimy jeszcze o wyjaśnieniu wewnętrznej budowy kryszta- 
lów, co jest jedną z bardziej interesujących zdobyczy fizyki cząsteczkowej. 
Okazało się, ze budowa ta jest inną, niż przypuszczano dawniej. Pomija- 
my już inne dziedziny fizyki, na które oddziałały nowe odkrycia i teorje. 
Na uboczu znajduje się jedna z największych zdobyczy fizyki współ- 
czesnej - zasada względności. W tej książce nie będziemy o niej mówić, 
niemożliwy jest bowiem krótki wykład tej zasady, z drugiej zaś strony 
istnieje w języku rosyjskim dostateczna ilość książek, poświęconych jej 
om6wieniu 1) 
Zdobycze fizyki dały się odczuć i w innych naukach, przedewszystkiem 
w chemii oraz w tej części astronomji, która powstała w ubiegłem stule- 
ciu i znana jest pod nazwą astrofizyki. 


l) Niestety nie można tego samego powiedzieć o piśmiennictwie połskiem. (Przyp. 
dum.).
>>>
ROZDZIAŁ II. 


MATERJA, ELEKTRYCZNOŚĆ, ENERGJA I MASA. 



 1. Materja. 


W niniejszym rozdziale nie będziemy początkowo wspominać o nowych 
poglądach, dotyczących związku lub ściślej mówiąc, identyczności mate- 
rji i elektryczności. Chwilowo będziemy je uważali za dwa zupełnie od- 
osobnione światy, za jakie je przyjmowano mniej więcej do 1913 roku. 
Wszyscy oczywiście wiedzą dobrze, że materja (substancja), z któ- 
rej składają się otaczające nas ciała, jest dwojakiego rodzaju: materja 
elementarna czyli pierwiastki oraz materja złożona, czyli związki (ści- 
ślej - związki chemiczne). Często używa się wyrażeń: ciała elementarne 
i złożone. Jednakowoż tego rodzaju oznaczenie jest nieścisłe, bowiem 
"ciało" jest pojęciem bardziej ogólnem; każde ciało może się składać z wie- 
lu r6żnych substancyj. Pierwiastki składają się z atomów, które do nie.. 
dawna uważano za bezwzględnie jednakowe dla każdego danego pier- 
wiastka. Wykażemy jeszcze w niniejszym paragrafie, że nie odpowiada 
to rzeczywistości. Substancje złożone składają się z cząsteczek, te ostatnie 
zaś z atomów tych pierwiastków, których związkiem chemicznym jest 
dana substancja złożona. Wszystkie cząsteczki danego związku składają 
-się z tej samej liczby atomów odpowiednich pierwiastków. Ponieważ jed- 
nak atomy tego samego pierwiastka mogą być niejednakowe, jasnem jest 
tedy, że cząsteczki jednej i tej samej substancjj złożonej mogą się również 
r6żnić międ
y sobą. Przekonamy się zresztą, że nie dotyczy to wszyst- 
kich związków chemicznych. 
Wspominaliśmy, że pierwiastki składają się z atomów, związki zaś z czą- 
steczek. Musimy tu wprowadzić bardzo ważną poprawkę, dotyczącą prze- 
dewszystkiem pierwiastków, znajdujących się w stanie gazowym. Okazuje 
się, że wiele gazów składa się również z cząsteczek, nie zaś z poszczegól. 
nych atom6w. Cząsteczki te zawierają dwa, trzy i większą liczbę atomów, 
lecz oczywiście tego samego rodzaju, to jest tego samego pierwiastka. Wo- 
góle odróżniamy gazy jednoatomowe, dwuatomowe, trójatomowe i t. d.,
>>>
6 


Materja, elektryczność, energja, masa 


[II 


zależnie od liczby atomów w cząsteczce gazu. Bardzo ciekawe są gazy 
jednoatomowe, któremi mogą być oczywiście tylko pierwiastki. Należą do 
nich gazy stosunkowo niedawno odkryte jako części składowe naszej atmo- 
sfery, jak np. neon, argon (prawie I % atmosfery), krypton i ksenon: 
gazy te noszą nazwę szlachetnych (nieczynnych), ponieważ nie' łączą się 

 z innemi pierwiastkami i nie są zdolne do reakcyj chemicznych. Do gazów 
jednoatomowych należą również: 1. Hel. Pierwiastek ten jest szczególnie 
interesujący, i wkrótce będziemy mieli z nim do czynienia. Hel jest tylko 
4 razy gęstszy od wodoru. W Ameryce, gdzie ,zostaje wytwa,rzany w du- 
żych ilościach, używa się helu do napełniania sterowców. Trudnoby go 
obecnie zaliczyć do gazów "szlachetnych«, gdyż w 1926 r. wykryto 
związki helu z rtęcią. 2. Emanacja 1), pierwiastek promieniotwórczy 
gazowy, prawie napewno szlachetny. 3. Pary metali. Udowodniono jed- 
noatomowość w wypadku par rtęci, sodu, potasu i kadmu. Zachodzi 
dUŹle prawpodopobieństwo, że pary wszystkich metali zawierają jedynie 
niewielką ilość cząsteczek dwu- i wieloatomowych. 
pp dwuatomowych gazowych (w zwykłej temperaturze) .pierwiastków 
należą: wodór, tlen, azot, chlor i pary bromu i jodu. Istnieją oczywiście 
dwuatomowe gazy złożone, t. j. nie pierwiastki, jak nprz. tlenek węgla 
(jeden atom węgla i jeden atom tlenu), tlenek azotu (jeden atom azotu i je- 
den atom tlenu), chlorowodór (po jednym atomie chloru i wodoru). 
J Rozróżniamy cząsteczki heteropolarne i homeopolarne. Heteropolarne 
(różnobiegunowe) cząsteczki składają się z dwu części, które, jak się później 
przekonamy, są naładowane różnoimiennemi ładunkami elektrycznemi. 
Przyczynia się to do zaakcentowania ich charakteru "biegunowego«; mają 
bowiem jakgdyby dwa przeciwległe bieguny. Tego rodzaju cząsteczki 
powstają z atomów dwu pierwiastków, znacznie różniących się własno- 
ściami chemicznemi, znajdujących się zatem (p. 
 2 niniejszego rozdziału) 
w bardzo od siebie odległych grupach tablicy M e n d e l e j e w a. Typo- 
wym przykładem cząsteczki heteropolarnej jest nprz. cząsteczka soli ku- 
chennej, składająca się z jednego atomu metalu sodu i jednego atomu chlo- 
ru, z których sód ma ładunek elektryczny dodatni, chlor zaś-ujemny., Na- 
tomiast cząsteczki homeopolarne (jednakowobiegunowe) nie posiadają tych 
właściwości. Należą do nich cząsteczki wyżej przytoczonych pierwiastków 
gazowych, t.j. wodoru, azotu, tlenu, chloru i t.d. Następnie, związki pier- 
wiastków o pokrewnych .własnościach chemicznych, jak nprz. cząsteczka, 
składająca się z dwu atomów chloru i dwu atomów bromu (chlor i brom 
znajdują się w tej samej grupie tablicy M e n d e l e j e w a i mają bardzo 


1) Zwany również r a d o n e m. (Przyp. tłum.). 


ł
>>>
Sd 


Materja 


7 


podobne własności chemiczne). Należą tu również cząsteczki, składające się 
z grup atomów, jak nprz. cząsteczka etanu, zawierająca dwa atomy wę- 
gla i sześć atomów wodoru. 
\ Ostatnio dokonano. bardzo ciekawego odkry
ia, .które ,:ykazało, ż
 
I w pewnych gazach Jednoatomowych tworzą SIę meustanme cząsteczkI 
i dwuatomowe, które jednakowoż są bardzo nietrwałe, i z tego powodu 
szybko się rozpadają na poszczególne atomy. To też ogólna liczba czą- 
steczek dwuatomowych w tego rodzaju gazie "jednoatomowym" pozo- 
staje stosUllkowo bardzo mała. Istnienie cząsteczek dwuatomowych udo- 
wodniono np. dla helu i pary rtęoi. Rozpatrzymy później (rozdz. III, 

 4) zjawiska, które do tego wniosku prowadzą. Do pierwiastków gazo- 
wych trójatomowych należą nprz. ozon, którego cząsteczka składa się 
z trzech atomów tlenu. Z pośród wieloatomowych - wymienimy tylko 
parę siarki, której cząsteczki mogą zawierać bardzo rozmaite liczby ato- 
mów, dochodzące do ośmiu. 
Ciężary atomów różnych piel wiastków różnią się znacznie od siebie. 
Początkowo porównywanO' ciężary wszystkich atomów z ciężarem atomu 
WO'doru, przyjętym za jednO'stkę. Okazało się przy tern, że ciężar atomu 
tlenu jest nieco mniejszy od 16. W chwili obecnej jednostka ciężaru atomu 
została zmieniona, umówiono się mianowicie, że ciężar atomu tlenu rów-/ 
na slię 16, t. j. za jednostkę ciężaru atomu przyjęto 1116 ciężaru atomu 
tlenu. Otrzymane w ten sposób liczby nazywamy ciężarem atomowym I 
odpowiednich pierwiastków. Tak więc ciężar atomO'wy tlenu przyjęty
 
został za 16. Stąd wynika, że ciężar atomowy wodoru wynosi I,007 8 . Cię- 
żary atomowe ws.zystkich innych pierwiastków zostały przez chemików 
bardzo starannie wyznaczone, przyczem dla pewnych pierwiastków, np. 
helu, węgla, azotu i siarki, otrzymanO' liczby, które w granicach dokładno- 
ści dokonYWlanych pomiarów były liczbami całkowitemi. Dla większości 
pierwiastków, ciężary atomowe były. jednak liczbami z ułamkami, o tak 
znacznej części ułamkowej, że nie można jej było zupełnie wytłumaczyć nie- 
dokładnoŚcią pomiarów. Przytoczymy dwa przykłady: ciężar atomowy 
chloru wynosi 35,46, 'l"tęci-2oo,6. Liczby te zostały wyznaczone przez wie- 
lu uczonych z taką dokładnością, że wątpliwości mogą dotyczyć tylko dru- 
giego znaku dziesiętnegO'. Lecz oto w 1918 roku uczony angielski F. W. 
A s t o n dokonał bardzo doniosłegO' odkrycia, wyróżnionego nagrodą 
Nobla, dowodząc, że jeśli przyjąć ciężar atomowy tlenu za 16, to cię- 
iary atomowe wszystkich innych pierwiastków będą liczbami całkowi- 
temi. W takim razie jednak, jak wytłumaczyć niewątpliwe ułamki, któ- 
rych przykłady przytoczyliśmy wyżej? Okazuje się, jak to już wspomi- 
naliśmy, że w wielu pierwiaSitkach atomy są ,nie jednakowe, że należy
>>>
8 


Materja, elektryczność, energja, masa 


[II 


tJ 


odróżniać jakgdyby różnego rodzaju atomy jednego i tego samego pier
 
wiastka, przyczem liczba tych rodzajów dochodzi do jedenastu (np. dla cy- 
nY]jJeśli zebrać jednakowe atomy w oddzielne gromadki, wówczas otrzy- 
mamy różne odmiany tego samego pierwiastka, które nazywamy jego izoto- 
pami; nazwę tę wprowadził S o d d y w 1913 r. Ciężary atomowe 
tych właśnie izotopów są liczbami całkowitemi; zbiór izotopów danego 
pierwiastka stanowi t. zw. plejadę. Jako przykład mogą służyć !:hlor 
i nęć. Ciężar atomowy chloru wynosi, jak już wiemy, H,46. Okazuje się, 
że chlor ma dwa izotopy, że istnieją dwa różne "chlory", których cię- 
żary atomowe wynoszą H i 37. Chlor, który znamy z chemji, jest miesza- 
ninq dwu izotopów, w której, jak wskazuje liczba 3546, znaczną przewa- 
gę ma odmiana chloru o ciężarze atomowym równym H. Rtęć, z którą ma- 
my do czynienia nietylko w chemji i w fizyce, lecz i w życiu codziennem 
(termometry, barometry rtęciowe), posiada ciężar atomowy 200,6. A s t o n 
wykazał (1926 i 1927), że rtęć ma 7 izotopów, t. j., że istnieje 7 różnych 
"rtęci", co wobec nieużywania nazwy tego pierwiastka w liczbie mnogiej, 
brzmi dość dziwnie; ciężary atomowe tych izotopów są: 196, 198, 199, 200, 
201,202 i 204. 
ie wszystkie jednak pierwiastki mają izotopy, np. wodór, 
hel, węgiel, azot, tlen, fosfór, sód nie posiadają izotopów. Zwykły ciężar 
atomowy jest wartościq przeciętnq' ciężar6w wszystkich atomów tych od- 
mian, z których składa się dany pierwiastek. W praktyce chemicznej ma- 
my do czynienia tylko z tym ciężarem atomowym, zazwyczaj podanym 
w tablicach chemicznych. Należałoby obecnie nadać mu nazwę specjalną, 
ciężar atomowy np. praktyczny, mieszany lub tablicowy. 
Do zagadnienia izotopów wrócimy jeszcze (rozdz. XL); mzpatrzymy 
je wtedy bardziej szczegółowo, zwłaszcza izotopy ciał promieniotwórczych. 
Obecnie (1927) zostało udowodnione, że za'chodzą odchylenia od pra- 
wa liczb całkowitych A s t o n a; najciekawszym jest przytoczony wyżej 
przykład ciężaru atomowego wodoru J ,0078; odchylenie niewielkie, lecz 
niewątpliwe. Istnieją i inne tego rodzaju odchylenia, lecz sprawa ta za- 
częła się wyjaśniać dopiero w 1927 r. W dalszym ciągu poznamy nie- 
słychanie ciekawe wytłumaczenie odchyleń ciężarów atomowych od liczb 
całkowitych. 
Ciężarem czqsteczkowym związ]m chemiczn
go na
ywamy ciężar jed- 
nej cząsteczki, równy sumie ciężarów atomów, z których się ta cząsteczka 

 
, składa. Przy obliczaniu ciężarów cząsteczkowych, gdy nie wymaga się 
zbyt wielkiej dokładności, można przyjąć ciężar atomowy wodoru za jed- 
ność. Tak więc ciężar cząsteczkowy wody wynosi 18 [jeden atom tlenu (16) 
i dwa atomy wodo
Jeśli związek chemiczny zawiera pierwiastki, któ- 
re mają izotopy, wf".czas cząsteczki tego związku są niejednakowe, lecz
>>>
d 


Materja 


9 


istnieją rozne ich odmiany. Dla przykładu weźmy sól kuchenną, której 
cząsteczka składa się z jednego atomu chloru i jednego atomu metalu sodu: 
tablicowe ciężary atomowe tych pierwiastków są odpowiednio 35,46 i 23,0 
(sód nie posiada izotopów), zatem ciężar cząsteczkowy soli kuchennej wy- 
nosi 35,46 + 23,0= 58,46. W rzeczywistości jednak niema cząsteczek 
o ciężarze 58,46. Nasuwa się oczywiście przypuszczenie, że sól kuchenna 
posiada dwa rodzaje cząsteczek, przyczem jedne zawierają atom chloru 
o ciężarze 35, drugie zaś o ciężarze 37. Tak więc ciężar pierwszych jest 
35 + 23 = 58, natomiast drugich 37 + 23 = 60. Gdybyśmy potrafili od- 
dzielić je od siebie, wówczas mielibyśmy dwa rodzaje soli kuchennej; moż- 
na udowodnić, że gęstości tych soli byłyby w stosunku ich ciężarów czą- 
steczkowych, t. j. jak 58 : 60 lub jak 29 : 30, t. j. różniłyby się od siebie 
więcej niż o 3 % ! 
-..Q..ę
 ?-r cz
t e
 rlwwy p
erwia.stków dwuatomg'!£y'ch (
azówl jest oczy- 
wiście równy podwojonemu ciężarowi atomQwemu. Tak więc ciężar czą- 
steczkowy wodoru jest 2 lub dokładniej 2,0156; ciężar cząsteczkowy tlenu 
16 X 2 = 32, chloru 35,46 X 2 = 7°,92. 
Przypomnijmy jeszcze, że Kram':' c ząg eczkJ L dowol!}ego_ciała nazy- 

amy taką jeg010ść
 ,ż-ę ciężą! je1-wyrażony" w ,gr
mach" jest li-c
b o;-o 
równy prakty
znemu_ ciężarowi cząsteczkowelll
 tego ciała. 
Tak nprz. gram-cząsteczka wodoru równa jest 2 gr tego gazu (dwu- 
atomowego); gram-cząsteczka tlenu równa jest 32 gr tlenu; dla wody 
gram-cząsteczka wynosi 18 gr, dla soli kuchennej 58,46 gr. W wypadku 
_gazów j
dnoato,?:owych _ mó
imy o gT-a !fl
atomie: t
nprz-40-_g 
-at,9m 
helu równy jest 4 gr tego gazą, ' 
Wreszcie przypomnijmy jeden z ważniejszych faktów, że gram-cząstecz 
 
ka, jakiegokolwiek ciała zawiera jedną i tę samą liczbę cząsteczek, którą 
oznaczymy literą N. Liczba ta nazywa się liczbą A vo g a d r y lub licz- 
bą A v o g a d r y - M i 11 i k a n a, ponieważ uczony amerykański R. A. 
M i 11 i k a n dokonał (I9U) najdokładniejszego wyznaczenia tej liczby. 
Wynosi ona: 


t./ 


N = 6.062 X 10 23 


(I) 


t. j. składa się z 24 cyfr! Olbrzymią tę liczbę, którą otrzymamy, mnożąc 
miljard przez miljard przez sześćset tysięcy, można zilustrować w sposób 
następujący. Weźmy jedną dwudziestotysięczną część gram-cząsteczki do- 
wolnego gazu; zawiera ona w przybliżeniu 


[ 
n=- 
N=3 X 10 19 , 
20.000 


(2) 


.
>>>
10 


Materja, elektryczność, energja, masa 


[II 


cząsteczek zajmie przy 00 i normalnem ciśnieniu atmosferycznem obję- 
tość nieco większą od jednego centymetra sześciennego; jest to objętość 
niewielkiego naparstka. Zamknijmy gaz. ten w maleńkiem naczyniu, 
posiadającem drobniutki otworek w jednej ze ścianek; wyobraźmy so- 
bie, że wypuszczamy nazewnątrz w ciągu każdej sekundy miljon czą- 
steczek. Bez trudu obliczymy, że cały centymetr sześcienny gazu będzie 
wypuszczony w ciągu jednego miljona lat! Przykład ten wskazuje, jak 
wielka jest liczba cząsteczek, zawarta w tak małej objętości gazu, i jak 
niezmiernie małe są cząsteczki. Będzie to jeszcze bardziej widocznem, 
jeśli weźmiemy pod uwagę, że we wskazanych warunkach cząsteczki 
zajmują tylko niewielką część centymetra sześciennego, gdyż w stosunku 
,do swej wielkości są w znacznych od siebie odległościach. Dowodzi tego 
fakt, że przy silnem oziębianiu i ściskaniu, objętość gazu może być ogromnie 
zmniejszona, np. w pewnych wypadkach do tysiącznej części objętości 
w warunkach normalnych./ 



 2. Układ Mendelejewa. 


Niedawne to stosunkowo czasy, gdy układ perjodyczny pierwiastków, 
wielkie odkrycie, które w końcu sześćdziesiątych lat XIX wieku okr.yło nie- 
śmiertelną sławą swego autora, D. I. M e n d e l e j e wal), oraz naukę ro- 
syjską, jedynie zrzadka było wymieniane nawet w obszernych podręczni- 
kach fizyki. Układu tego nie rozpatrywano szczegółowo i nie przytaczano 
w całości; nie odgrywał on w fizyce żadnej wydatniejszej roli, zaliczano 
go bowiem całkowicie do chemji. Począwszy jednak od 1913 r., zagadnienie 
układu M e n d e l e j e w a weszło całkowicie w obręb fizyki, która nie- 
tylko szeroko zeń korzysta, lecz potrafiła również wykryć prawdziwe zna- 
czenie owych tworzących układ okresów poziomych i kolumn pionowych. 
Nie jest to jednak ws.zystko: fizyce zawdzięczamy całkowite wytłuma,cze- 
nieperjodyczności własności chemicznych pierwiastków oraz, co jest szcze- 
gć'lnie doniosłe, wielu odchyleń od elementarnego schematu, który spotyka- 
my w tablicy. Lecz rzeczą najważniejszą i najbardziej uderzającą jest ra- 
czej to, że fizyka zdołała z całą dokładnością wska'zać nietylko ogólną 
liczbę wszystkich istniejących pierwiastków (od wodoru do uranu), lecz 
np. również liczbę t. zw.' ziem rzadkich. 
Pierwiastki umieszczone są w tablicy M e n d e l e j e w a w określonym 
porządku, począwszy od pierwszego, wodoru, do ostatniego, uranu (metal). 


1) Sławę tego odkrycia dzieli M e n d e l e j e w z L o t a r j u s z e m M e y e r'em, 
który prawie równocześnie doszedł do, tych samych wyników. (Przyp. tłum.).
>>>
S 2] 


Układ Mendełejewa 


II 


Wszystkie pierwiastki można kolejno ponumerować. Jednakże tego ro- 
dzaju numeracja miałaby do 1913 r. charakter jedynie przypadkowy i chwi- 
lowy, każdorazowe bowiem wykrycie nowego pierwiastka spowodowa- 
łoby zmianę, mianowicie powiększenie o jedność numerów pierwiastków. 
znajdujących się w tablicy M e n d e l e j e w a na dalszem miejscu od 
pierwiastka nowego. Numer pierwiastka nie mógł być oczywiście uważa- 
ny za jego cechę charakterystyczną; tembardziej więc nie podejrzewa- 
no zgoła jakiegokolwiek związku pomiędzy tym numerem a liczbową 
wartością kt6rejkolwiek wielkości, charakteryzującej chell
:c7-ne bą.!ź 
fizyczne własności danego pierwiastka. 
Zasadnicza zmiana nastąpiła dopiero w 1913 r. Młody uczony angiel- 
ski M o s e l e y (poległ na wojnie) udowodnił w dwu nieśmiertelnych pra- 
cach, że w szeregu pierwiastków od wodoru do uranu istnieją tylko 9 2 pier- 
wiastki, i że zapomocą promieni rontgenowskich możliwem jest wyznacze- 
nie numeru każdego ze znanych pierwiastków (p. rozdz. V, 
 2). Jedno- 
cześnie poznano oczywiście ogólną liczbę i numery pierwiastków jeszczt: 
nie wykrytych. Okazało się w ten sposób, że każdemu pierwiastkowi od- 
powiada zupełnie określona liczba, która nazywa się jego numerem lub 
liczbą porządkową (mówi się również czasem o numerze atomowym). 
Numer porządkowy, który oznaczać będziemy symbolem Z, odgrywa do- 
niosłą rolę w nauce współczesnej. Jego istotne, czysto fizyczne znaczenie 
poznamy, rozpatrując budowę atomu, metodę, zaś, którą posługiwał się 
M o s e l e y dla wyznaczenia numerów porządkowych pierwiastków - 
w rozdz. V, poświęconym nowym odkryciom w dziedzinie promieni 
R o n t g e n a. 
Każdy pierwiastek oznaczamy jedną lub dwiema literami łacińskiemi, 
a mianowicie, prawie zawsze pierwszemi literami ich nazw łacińskich 
(nprz. miedź - Cu od cuprum) lub w innym języku, jeżeli nazwy te nie 
są we wszystkich językach jednakowe. Odnosi się to wogóle do pierwiast- 
ków, wykrytych w ubiegłem i bi,eżącem stuleciu; lecz i tu, są wyjątki, 
ponieważ niektóre nowe pierwiastki otrzymały różne nazwy w różnych 
krajach. Dążeniem naszem jest, aby książka niniejsza była dostępna rów- 
nież dla czytelników, których interesują nowe zdobycze fizyki, ale któ- 
rzy zdążyli już jednak gruntownie zapomnieć szkolne wiadomości z che- 
mji, i nie pamiętają chemicznych symbolów pierwiastków. Tablica M e n- 
d e l e j e w a w jej wsp6łczesnym stanie, którą podajemy niżej, będzie dla 
tych czytelników mało zrozumiałą. W braku miejsca jednak nie można 
tam umieścić nazw pierwiastków. To też dla wygody tej kategorji czy- 
telników podajemy inną jeszcze tablicę, zawierającą nazwy pierwiastków, 
ich skr6ty chemiczne, numer porządkowy Z oraz ciężar atomowy A. Po-
>>>
12 


Materja, elektryczność, energja, masa 


[II 


dajemy w tej tablicy nie wszystkie pierwiastki, ograniczając się przede- 
wszystkiem do ogólnie znanych, następnie zaś do tych, z któremi będziemy 
się spotykać w dalszym ciągu tej książki./ 
W tablicach podane są ciężary atomowe średnie, t. j. przeciętne warto- 
ki, które otrzymujemy przy zwykłem wyznaczaniu tych wielkości (spo- 
sobami chemicznemi). Odnosi się to oczywiście tylko do tych pierwiast- 
ków, które mają izotopy, w pozostałych wypadkach podane w tablicach 
ciężary atomowe są liczbami całkowitemi lub bardzo nieznacznie od nich 
się różnią. Liczby te stanowią istotną wartość tej wielkoki w założe- 
niu, że ciężar atomowy tlenu przyjęty jest za 16. Tablica r M e n d e l e- 
j e w a nasuwa szereg uwag, które ponumerujemy, aby można było wygo- 
dnie się na nie powoływać; przekonamy się później, jak wielką rolę ode- 
grały uwagi te w fizyce wsp6łczesnej. ' , 
1. Zbiór 92 pierwiastków od wodoru (H) do uranu (U), rozpada 
się na dziewięć kolumn, od I do VIII, oraz kolumnę zerową (o), zawierają- 
cą gazy jednoatomowe. Grupy te tworzą kolumny pionowe. Kolumnę 
zerową umieszcza się często na początku tablicy, t. j. z lewej strony przed 
kolumną I. Jednakowoż, z punktu widzenia współczesnej teorji budowy 
atomów (ob. rozdz. IV), właściwsze jest umieszczenie kolumny zerowej po 
kolumnie VIII. Każda z pierwszych siedmiu kolumn zawiera zkolei dwie 
Fodkolumny, oznaczone literami a i b. Wszystkie pierwiastki, należące do 
jednej i tej samej podkolumny, posiadają bardzo zbliżone własności che- 
miczne. Będziemy później do nazwy pierwiastka dodawać w nawiasach je- 
go numer porządkowy, co umożliwi szybkie odnalezienie go w tablicy 
M e n d e l e j e w a, oraz jego symbol chemiczny, nprz. brom (35, Br). 
2. Poza podziałem pierwiastków na kolumny pionowe i podgrupy, są one 
jeszcze uszeregowane w poziomo ułożone okresy, których liczba równa się 
siedmiu. Następnie widzimy jeszcze podział na poziome szeregi, których 
ogólna liczba wynosi 10. Pierwsze trzy okresy oraz siódmy zawierają 
po jednym szeregu, czwarty, piąty i szósty - po dwa szeregi. Pierwszy 
szereg szóstego okresu zawiera dwa wiersze. Liczba pierwiastków, zawar- 
tych w poszczególnych okresach, jest następująca: 


Okresy 
Liczba pierwiastków 


I II III IV V VI VII 
2 8 8 18 r8 32 6 


(3) 


Okres siódmy należy uważać za niedokończony. Nie znamy pierwiast- 
ków, których ciężar atomowy byłby większy od ciężaru atomowego uranu 
(23 8 ,13). Jednakże nie można zaprzeczyć możliwości ich istnienia. Liczby 
porządkowe Z tych pierwiastków byłyby większe od 92.
>>>
2] 


Układ Mendełej.:wa 


.... 


- I

 
",N '" "'N ,\0 Iso 
e :tg Z
 (31; :: . Q
 
N 
0 0 o 
RI 
N..,r 00'" I \O 00 't M \0\0 
.-N .- M M LO .- \0'- I 
I 
z P6. I 

, ...C ...M 
f- C\! co.. N. 
LO
 LO 
00 00 \00 000'1 
NLOI 't .- \O .- I'- .- 
 8 't 1 1-;201. 
... -o .....- 
"" I 0'1 N OM .....M' 
E I'-cO LOO 't
 1'-0'1 

 NLO 't .- \O LO I'- .- 
:o:: .- 
'" ::I 001. 
"'"'t p:: I';. ::I 
00 .- 
o o 
\0.0 I 't o \00'1 
N LO 't .- MN I'- .- 
- \O LO 
.- 
...Q I
glu[;) 1....\0 I--:M . 
P=I.- M 0'1. LO 
... 0'1' 't c: O' '" SM '" 00 
0'1 I'- . 
M I
'" LO \O 
"" 
 N '" 't p:. '"'l 

 l '-I'-
 0'1 I'- .- NO \O 
c:1 LO..,r M \O
 LO 00 
:o:: NLO 't I'- .- 
- 
...Q og "'\Ol "'N "'LO * 00 
o '" . f-
 co.. o 
0'1 o .- 
... oog \.O f'J" '-- 'tl'- 
o NN \O 
ą. .- M 
E -D .- M U .- M LO'- d!; N :: .-. 

 I 't 
 't N
 
c:1 .- N-D -o 't 00 
:o:: NLO 't 0'1 Z
 I'- .- 0'1 N 
I o..,r - 
:...Q I Zgs I co..
 I
\O ...C \O \O
 '-0 
0'1 '" I'-
 P=lo 
....... ą.. tO
'" :
 
;:[ ...C M'" 
"" ZLO .- .- '" '" 
E I 
,I-M LON ....N f- "'. 00 0 co..;::- 

 .- co.. o) .- N m8- 
c:1 Mol .-M' MOO 
:o:: NLO 't 0'1 0'10 I'- .- 
LO 't - 
.- 
=- UO --\O I "'o Ic:o I...C .- 
-...Q o "'o O \O
 '" I'- ... co.. N 
... \Oo
 't ex) ._ N NN I

 OM -- 
 ..c: N 
-= 
E I N .- N f- 
. N I'- .- :t
Ib:!
 f- -. 

 .- M N .- roo N 
c:1 I N I'- 0""';- LO 't N I'- OM 
"'" N 't 't 0'1 .- I'- .- 0'1 N 
I 
=...c I P=I b:! -I'- I "'N I .5 Oł, ::la _ 0'1 I 
0'\ O 1'-. ....:1.0 f- '"'l 
... ILO
 M-D l v .-1'- 
0'1 0'1 .- "'o co
 I 
 
E .- N u a ,...,..-1\0 ;- bl 't .- ....:I 0'1. 1'-'- 

 :
IM 00 ...C LO 0'1 N 
c:1 0'100 I'- M 
:o:: N 't MOO LO .- ;-M' OO
 
I'- _ 
= .... 1l3%1 ",\O 0'- 
I I c: 00 I'- I bJJ.- 
......c NM ::I"'t :t
 
E 0.0 '" . ",I'- 
",N 
N Ul'-lo::2 ",M 100'- I P=l M f-P6I°
 p:: 0'1. 

 P=l0 M o M \D "I;;f' 'ł""""" ... 0'1'- co LO 
N..,r 100 . I'- 
"'" c:1 't'" co I'- \O M \O CON 
.,......-tN N""," (V) co tl') ,- ....""" CON 

I o Z
 I "'
 
\O 
-;;...c :::1'- 
i I 
 !£ ::IN' 
ULll r-:- 
"" 0'1 M ...C LO O'I
I 
E 

lu
I:tLll 

 :to '--'t N\O 
't I'- * 
"'" c:1 o ....:10'1 _N mO\ 1'-..0 'ł""""" L.C)(V"'} M 
I 
ł"""'I ,....: (V) \ef _N 'ł"""""(V) MCO tl')'ł""""" (Q
 
en .- I N I M I 't I LO I \O I I'- I-
I O' I O 

 .- 

 
... 
E I ...... r ...... I 2:: I I ., I ...... 
...... ...... ...... :  
... ...... 
co I 
" , , , 



 

 
C1) 
:E' 
C1) 
""O 
s:: 
C1) 
::s 


Q 



 
... 
00 

 d\ 
.... 
: '-' 

- 
 
ł-:I --O 

 
 
f- 
 
.
 
... 
C1) 
'p. 
. 
t:: 
N 
tJ 
. 
"'O 
O 
"i:;' 
C1) 
o.. 
"'O 
C'I 
1;; 
:: 


l}
>>>
4 


Materja, et:ktryczność, energja, masa 


[II 


TABLICA 2. 


, N B
 6 
 I B-..:: 
o '" c '" c 
p., 
 p.,
 '" 
Nazwa ..a .... - Nazwa ..a .... - 
'" o e '" 
 '" o e '" 
 
..a-' - oN o ..a-' - .N 
N "'O J) CI)' e N "'O J) CI)' o 
u 
 u 1;.3 
I u e 
;J N 
.... 
I .1 - 
1 Wodór H 1,0078 42 Molibden Mo 96,0 
2 Hel He 4,002 44 Ruten .1 Ru 101,7 
3 Lit . Li 6,940 45 Rod Rh 102,9 
I Pallad 
5 Bor B 10,82 46 . I Pd 106,7 
6 Węgiel I C 12,000 47 Srebro Ag 107,880 
7 Azot N 14,008 48 Kadm Cd 112,41 
8 Tlen O 16,0000 50 Cyna Sn 118,70 
9 Fluor F 19,000 51 Antymon Sb 121,76 
10 Neon Ne 20,18 52 Tellur Te 127,5 
11 Sód Na 22,997 53 Jod J 126,93 
12 Magnez Mg 24,32 54 Ksenon '1 Xe 130,2 
13 Głin . Al 26,97 55 Cez '1 Cs 132,81 
14 Krzem Si 28,06 56 Bar .\ Ba 137,36 
15 Fosfór P 31,02 ':7 Lantan I La 138,90 
16 Siarka S 32,06 72 Hafn I 178,6 
' Hf I 
17 Chlor CI 35,457 73 Tantal Ta 181,5 
18 Argon A 39,94 74 WoH ram W 184,0 
19 Potas K 39,104 76 Osm Os 190,9 
20 Wapń I Ca 40,07 77 Iryd , Ir 193,1 
24 I Chrom Cr 52,01 78 Platyna rt 195,23 
I 
25 Mangan Mn 54,93 79 Złoto . I Au 197,2 
26 Zełazo Fe 55,84 80 Rtęć I Hg 200,6 
27 Kobalt Co 58,94 81 Tał .1 TI 204,39 
28 Nikiel Ni 58,69 82 Ołów ! Pb 207,21 
29 Miedź Cu 63,57 83 Bizmut Bi 209,00 
30 Cynk Zn 65,38 84 Polon Po 210,0 
33 Arsen As 74,96 86 Emanacja Ern 222,0 
34 Selen Se 79,2 88 Rad Ra 225,97 
35 Brorr:. Br 79,916 89 Aktyp Ac (227) 
36 Krypton Rr 82,9 90 Tor Th 232,12 
37 Rubid Rb 85,45 91 Protaktyn Pa (231) 
38 Stront : I Sr 87,63 92 Uran I U 238,13 
40 Cyrkon Zr 91,22 
..
>>>
2] 


Układ Mendelejewa 


15 


Jeśli rozpatrzeć pierwiastki kolejno według rosnących liczb porządko- 
wych, wówczas, jak widzieliśmy, w każdym okresie powtarzają się zbli- 
żone własności chemiczne; stąd nazwa układu perjodycznego. Umożliwia 
to przewidywanie własności pierwiastków jeszcze nie odkrytych, czego 
też, jak powszechnie wiadomo, dokonał D. I. M e n d e l e je w. W ten spo- 
sób można np. przewidzieć, że nieznany jeszcze pierwiastek o liczbie po- 
rządkowe) 85 powinien należeć do chlorowców: fluor (9, F), chlor (q, CI), 
brom (35, Br), jod (53, J). 
3. Z pośród 92 pierwiastków, które muszą istnieć od wodoru (I, H) do 
uranu (92, U) były znane do 1925 r. 87, pozostałe zaś o liczbach porząd- 
kowych 43, 61, 75, 85 i 87, nie były jeszcze wtedy wykryte. Na wiosnę 
1925 r. uczeni berlińscy W. N o d d a c k, I d a T a c k e i O. B e r g wy- 
kryli dwa nowe pierwiastki o liczbach porządkowych 43 i 75, które ze 
względu na swe własności chemiczne muszą być zbliżone do manganu (25, 
Mn). Nazwano je masurium (43, Ma) i rhenium (75, Re). Pozostałe trzy 
numery (61, 85 i 87) zostały w naszej tablicy oznaczone gwiazdkami. 
W ciągu ostatnich lat ukazywały się niejednokrotnie prace różnych uczo- 
nych, którzy utrzymują, że wykryli ślady również i tych pierwiast- 
ków. Jednabe realność tych odkryć jest jeszcze chwilowo bardzo wątpii- 
wa. Uczeni, którzy utrzymują, że wykryli pierwiastek 61, nazwali go 
illinjum, inni zaś - florencjum; dotychczas jednak sprawa istnienia tego 
pierwiastka nic może być uważana za ostatecznie rozstrzygniętą. 
4. Pewne podkolumny pierwiastków mają swe specjalne nazwy, które 
tu podajemy, będziemy ich bowiem często używali. 
Kolumna I, a. Lit (3, Li), sód (II, Na), potas (19, K), rubid (37, Rb) 
i cez (55, Cs) noszą nazwę metali alkalicznych. Widać z tablicy, że nie. 
znany chwilowo pierwiastek 87 należy do metali alkalicznych. 
Kolumna II, a. Należą do niej, między innerni, ,magnez (12, Mg), wapń 
(20, Ca), stront (38, Sr), bar (56, Ba) i rad (88, Ra), które noszą nazwę 
I metali ziem alkalicznych. 
Kolumna III. Nie będziemy przytaczali należących do tej grupy pi.er- 
wiastków. które noszą czasami nazwę ziem. Należą do nich glin (13, Al), 
oraz t. zw. ziemie rzadkie, o których będzie mowa niżej. Odegrały one, 
jak się czytelnicy dowiedzą w dalszym ciągu, ważną rolę w powstaniu 
teorji budowy atomu. 
Kolumna VII, b. Fluor (9, F), chlor (q, CI), brom (35, Br), jod (53, J) 
noszą nazwę chlorowców. Widać z tablicy, że nieznany pierwiastek 85 
powinien należeć do chlorowców. 
Kolumna zerowa. Pierwiastki jednoatomowe, które do niej należą, zostały
>>>
16 


Materja, elektryczność, energja, masa 


[II 


już poprzednio wyszczególnione i nazwane gazami nieczynnemi. Wartoby 
już zrezygnować z przestarzałej nazwy gazów "szlachetnych" 1). 
5. Porównywając ciężary atomowe A z liczbą porządkową Z, widzi- 
my, że dla niewielkich Z w przybliżeniu, a czasami nawet zupełnie ściśle 
l;czba porządkowa równa się połowie ciężaru atomowego, tak więc mamy 


I 
Z=-A; 
L 


(4) 


np. węgiel (6, q, azot (7, N), tlen (8, O), neon (ID, Ne), krzem (14, Si), 
siarka (16, S), wapń (20, Ca). Im większe są Z i A, tern bardziej cięż.ar 
atomowy A przewyższa 2Z; dla uranu mamy już A = 2,6 Z. 
6. Jeśli przyjrzymy się wszystkim poziomym szeregom pierwiastków 
w porządku liczb rosnących od I do 92, wówczas stwierdzimy, że wraz 
ze wzrostem liczby porządkowej rośnie również ciężar atomowy pier- 
wiastka. Jednakże w czterech miejscach tablicy widzimy, że wzrostowi 
liczby porządkowej o jedność odpowiada zmniejszenie się a nie wzrost cię- 
żaru atomowego, a mianowicie: 
Liczba porządkowa Z Ciężar atomowy A 
Argon (Ar) 18 39,94 I 
Potas (K) 19 39,104 I 
Kobalt (Co) 27 5 8 ,94 I 
Nikiel (Ni) 28 5 8 ,69 I 
( (5) 
Tellur (Te) 52 12 7,5 I 
Jod (]) 53 126,93 I 
Tor (Th) 90 232,1 I 
Protaktyn (Pa) 9 I 23I I 
Zmniejszenie ciężarów atomowych nie jest wielkie, jednak zachodzi nie- 
wątpliwie. Odchylenia te nie dały się do niedawna wytłumaczyć. Przeko- 
namy się jednak, że współczesna teorja izotopów podała wreszcie ich 
przyczynę. 
7. Rozpatrując tablicę I, widzimy, że jeśli weźmiemy jednocześnie pe- 
wien poziomy szereg oraz pewną podgrupę, to odpowiada im prawie 
zawsze jeden i tylko jeden pierwiastek, znajdujący się na przecięciu da- 
nego szeregu i danej podgrupy. Weźmy np. rząd 7-my i podgrupę IVb; 
na przecięciu znajduje się cyna (50, Sn). Istnieją jednak dwa ważne wy- 
jątki, a mianowicie: 


l) Używam jednak w tekście nazwy gaz6w s z ł a c h e t n y c h, jako og6lnie 
przyjętej w polskiej tcrminologji naukowej. (Przyp. tłum.).
>>>
2] 


Układ Mendelejewa 


17 


I) Wyjątek tąJki stanowią wszystkich dziewięć pierwiastków, zawartych 
w grupie VIII, która nie dzieli się na podgrupy. Widzimy tutaj w trzech 
miejscach zamiast jednego - trzy pierwiastki, są to tak zwane triady. V 
Składniki każdej triady pod względem swych własności chemicznych, czę- 
ściowo zaś i fizycznych, są bardzo do siebie podobne. Triady te zawierają 
następujące pierwiastki: 


Pierwsza triada: Zelazo (26, Fe) 
Kobalt (27, Co) 
Nikiel (28, Ni) 
Druga triada: Ruten (44, Ru) 
Rod (45, Rh) (6) 
Pallad (46, Pd) 
Trzecia triada: Osm (76, Os) 
Iryd (77, Ir) 
Platym
, (78, Pt) 


2) Jeszcze dziwniejszy wyjątek znajdujemy w tablicy na miejscu prze- 
cięcia szeregu 8-go i podgrupy III, a. Mamy tutaj zamiast jednego piętna- 
ście pierwiastków. Z pośród tych ostatnich, tylko lantan (57, La) jest na 
właściwem miejscu. Pozostałe 14, o liczbach porządkowych od 58 do 7 1 
zostały uwydatnione w czarnej obwódce. Są to t. zw. ziemie rzadkie, 
których nazwy ni
 są nam w tej chwili potrzebne. Pierwiastek nieznany 
o liczbie porządkowej 61 należy, jak widać, do tych ziem rzadkich. Wy. 
obraźmy sobie, że wszystkich 1:5 pierwiastków (od 57 do 71) umieszczo- 
no w tern samem mi-ejscu, gdzie się znajduje tylko jeden lantan (57, La); 
w6wczas pierwiastki od 72 (hafn, Hf) do 78 (platyna, Pt) przeszłyby do 
górnego wiersza ósmego szeregu, dolny zaś wiersz tego szeregu znikłby 
zupełnie. Stąd widzimy, że okresy VI taksamo jak IV i V składają się 
z dwóch szeregów. Jasną jest rzeczą, że wszystkie trzy triady grupy VIII, 
ściśle biorąc, należą do grupy VIII, a. Dwa rozpatrywane przez nas wyjąt- 
ki (triady i ziemie rzadki,e) były do niedawna również zagadką. Jednakże 
postępy współczesnej fizyki umożliwiły ich wyjaśnienie i wytłumaczyły 
pojawienie się triad i piętnastu pierwiastków tam, gdzie należałoby się 
spodziewać tylko po jednym pierwiastku. 
8. Do 1922 r. pod liczbą porządkową Z = 72 znajdował się pierwiastek, 
kt6ry nosi nazwę "tul 11« (tul - nazwa jednej z ziem rzadkich, miano- 
wicie Z = 69, Tu) i zaliczał się również do ziem rzadkich. Jednakże 
w 1922 r. duńscy uczeni C o s t e r i H e v e s y w Kopenhadze wykryli 
nowy pierwiastek, który nazwali hafnem (Hf) (Hafnia - zlatynizowana 
nazwa Kopenhagi). Pierwiastek ten ma liczbę porządkową Z = 72; co się 


ChwoIson. Fizyka Współczesna. 2*
>>>
18 


Materja, elektryczność, energja, masa 


[II 


, 


zaś tyczy jego własności chemicznych, to jest on bardzo zbliżony do cyr- 
konu (40, Zr), t. j. należy do grupy IV,a; tul II wogóle nie istnieje. Wiel- 
kiem zwycięstwem współczesnej fizyki była przepowiednia, że liczba ziem 
rzadkich powinna wynosić 14 i, że z tego względu pierwiastek Z = 71- 
nie może do nich należeć, lecz powinien się zawierać w grupie IV,a. 
Do tej sprawy jeszcze wrócimy. 
9. Znaczenie układu perjodycznego nie polega jedynie na tern, że włas- 
ności chemiczne pierwiastków ulegają zmianom perjodycznym wraz ze 
wzrostem liczby porządkowej. Również szereg ich własn05ci fizycz- 
nych jest w bezp05rednim zwiqzku z rozmieszczeniem pierwiastków 
w układzie perjodycznym. Należy j'cdnak odr6żni,ć tu dwa przypadki tego 
rodzaju zależności, mające zgoła odmienny charakter. W pierwszym przy- 
padku widzimy, że tlana własność fizyczna pierwiastka okazuje bar- 
dziej lub mniej wyraźną perjodyczność, zgodną z przebitgiem .okresów 
tablicy M e n d e l e j e w a. Należą tutaj np. t. zw. objętość atomowa, t. j. 
objętość gram atomu (p. wyżej) pierwiastka; następnie spółczynnik ściśli- 
wości objętościowej, spółczynnik rozszerzalności cieplnej, temperatura 
topnienia, przewodnictwo elektryczne, pewne własności magnetyczne i t. d 
W przypadku drugim nie możemy stwierdzić ani śladu perjodyczności 
zmian pewnych własności pierwiastków. Wielkości fizyczne, które charak- 
teryzują te własności, ulegajq mniej lub więcej stopniowy'm zmianom, gdy 
posuwamy się w kierunku rosnących liczb porządkowych. Przekonamy się 
później, w jaki sposób fizyka współczesna zdołała wykryć głębokie przy- 
czyny owej zasadniczej różnicy pomiędzy zależnością dwu grup własnoścI 
fizycznych pierwiastków od ich miejsca w układzie perjodycznym, 
ID. Ostatnie 12 pierwiastków tab
i;;;y Nr. I, od Z = 81 do Z = 9 2 , są 
pierwiastkami promieniotwórczemi; z pośród tych, pierwiastki Z = 85 
i Z = 87 nie zostały jeszcze odkryte. Promieniotwórczość rozpatrzymy 
później szczegółowo. Tutaj ograniczymy się tylko do nielicznych uwag. 
Wszystkie pierwiastki promieniotwórcze mają izotopy, tak więc każ- 
demu z pośród dziesięciu (dwa nie zostały jeszcze odkryte) odpowiada 
plejada odmian odpowiedniego pierwiastka; liczba tych odmian dochodzi 
do ośmiu. Pierwsze trzy pierwiastki mają również po jednej odmianie 
trwałej, t. j. niepromieniotwórczej. Należą tu tal (81, Tl), ołów (82, Pb), 
i bizmut (83, Bi). Wszystkie odmiany pozostałych siedmiu pierwiastków 
(Z = 84, 86, 88, 89, 90, 91 i 92) są promieniotwórcze. . 
Rozpatrzyiiśmy w dziesięciu punktach dość dokładnie tablicę D. I. M e n- 
d e l e j e w a. Jak widzimy z ostatnich słów prawie wszystkich wyszcze- 
gólnionych punktów, należy wszystko, co wyżej zostało rozpatrzone, rozu- 
mieć raczej, jako postawienie całego szeregu zagadnień. Zobaczymy póź-
>>>
3] 


Światopogłąd mołekularno-kinetyczny. 


19 


niej, jak fizyka współczesna oświetliła zespół zagadnień, związanych z ta- 
blicą M e n d e l e j e w a, z jaką przejrzystością i prostotą wytłumaczyła 
odchylenia, które w tej tablicy spotykamy, usuwając w ten sposób niemiły 
posmak wątpliwości, wywołany pozornemi lukami jednego z najwspanial- 
szych tworów myśli ludzkiej. 



 3. Światopogląd molekularno-kinetyczny. 


Hipoteza cz
c zk2Fej ,
d0W:Lmatedi stal}£wi 
ną 
-podstaw , 
współczesnego św;iatopoglądu. Nie należy już w tym wypadku mówić wła- 
ściwie o hipotezie, gdyż prawdopodobieństwo jej zdawna osiągnęło granicę, 
gdzie hipoteza staje się pewnikiem. To samo da się powiedzieć o teorji 
kinetycznej, która zakłada, że wszystki;' ;;ęści składow
 materji' są w nie- 
ustannym ruchl!' Obie 
e teorje łącznie nazwać można światopoglądem_ 
molekularno-kinetycznym. Teorja kinetyczna stosuje się do wszystkich 
stan6w materji: gazowego, ciekłego i stałego; naj szczegółowiej jednak zo- 
stała opracowana teorja kinetyczna gazów. Nie będziemy jej tu zresztą 
omawiać, stanowi bowiem wielką zdobycz naukową drugiej połowy zeszłe- 
go stulecia. Niniejszy paragraf ma tylko na celu omQ.Fi
n
e nowszych ba- 
dań, które ostatecznie stwierdziły słuszność teorji kinetycznej. 
Przypomnijmy przedewszystkiem ' 
isk o .ruchów_ B,r o w n
. Bota- 
nik angielski J3...2..b. e r J B r o w nj IJ73- 1.858) wykrył W.I 827 r. pod mi- 
kroskopem, że maleńkie stałe drobiny, znajdujące się w ciekłych czę- 
ściach składowych rośli
, będąc w nich, jak się zwykło mówić, zawie- 
szone, są w nieustannym ruchu, jakby drgają. O)V
drganie, które pazyv;:t- 
no ruchem _ B r o w n a, nigdy nie ustaje i występuje przy wszelkich 
temperaturach. Ruch ten jest dostrzegalny dla wszystkich dostatecznie 
maleńkich drobin, znajdujących się w dowolnej cie_czy lub gazie, np. 
w powietrzu. Drgająca drobina może być zarówno cząstką ciała sta- 
łego, jak i kropelką cieczy, np. tłuszczu w wodzie, bądź też banieczką 
dowolnego gazu. 
W ciągu XIX w. nie zwrócono prawie żadnej uwagi na zadziwiające 
wykryte przez B r o w n a zjawisko; było ono całkowicie prawie za- 
pomniane; jego doniosłe znaczenie naukowe wyszło na jaw dopiero w bie- 
żącem stuleciu. Do owego czasu interesowało ono tylko nielicznych uczo- 
nych; niektórzy z nich dali następujące tłumaczenie tego zjawiska: cząstecz- 
ki cieczy lub gazu wykonywają szybkie nieuporządkowane ruchy, zderzając 
się ze sobą nieustann
e. Przy kaidem zderzeniu zmienia się kierunek i pręd- 
kość poszczególnych drobin. Ruch ten nazywa się cieplnym, ponieważ
>>>
20 


Materja, elektryczność, energja, masa 


[II 


rI 


J 


jego energja stanowi część zawartego w ciele ciepła. Zauważmy przy tej 
okazji, że dalszemi częściami energji cieplnej są: I-O energja ruchu obro- 
towego cząsteczek, 2-0 energja ruchów drgających, zawartych w cząsteczce 
atomów, t. zw. energja wewnątrzatomowa. Zagadnienia energji wewnątrz- 
atomowej nie będziemy tu poruszać. Drobina, zawieszona w cieczy lub ga- 
zie, ulega niezliczonym zderzeniom z cząsteczkami, które w swym nieupo- 
rządkowanym ruchu postępowym pędzą na nią ze wszech stron. Liczba 
zderzeń, którym w danej chwili ulegają dwie dowolne przeciwległe części 


7 
V A 
,...... ....
 7 ....-'1 

 ." 
'\ , 
\ \ 
\ 
 
".I. 
j ./ 
\ IT 
I ./ r.. 
y 
\ . 
1....- 
\17 - 1-', 1\ &- 
ri 
.p. 
 :iII 
'{ 
 I.... V 
... 't- 
/i 
, '\ ,/ 
ft 
\\ / , 
\ '7 :'\ J [.,.. 
 
\" 
I
 


Fig. I. 
drobiny, nie będzie zupełnie jednakowa; uderzenia z jednej strony będą 
miały pewną przewagę. Pod wpływem tej przewagi, t. j. pchnięcia z jed- 
nej strony, ciało większe nie byłoby nawet w sposób widoczny przesunięte 
ze swego miejsca, gdy tymczasem maleńka drobina zostanie odrzucona 
wbok. W następnej chwili przewaga okaże się z innej strony, i drobina 
przesunie się w innym kierunku. W konsekwencji otrzymamy nieprawi- 
dłowe drgania drobiny, co w związku z jej bardzo 
ałemi wymiara- 
mi przekształci się w ruch zygzakowaty, nieprawidłowy (fig. 1). Jeśli po- 
dane tłumaczenie odpowiada rzeczywistości, wtedy jasnem się staje zna-
>>>
3] 


Światopogląd molekularno-kinetyczny 


21 


czenie naukowe ruchów B r o w n a, gdyż unaocznia ono niejako ruchy 
cząsteczek. Tłumaczenie powyższe było naogół przyjęte w końcu ubiegłego 
stulecia, jednak dopiero w wieku bieżącym oceniono całkowicie jego 
doniosłość naukową. Należało teraz przypuszczenie to sprawdzić, bo- 
wiem bez sprawdzianu doświadczalnego podane tłumaczenie jest tyl- 
ko dowcipną, niczem jednakże niepopartą, ani też nieuzasadnioną hi- 
potezą. 
Możliwość wspomnianego sprawdzianu powstała dopiero w 1905-1906 
roku, gdy E i n s t e i n (wówczas w Zurychu) _ i S m 91 u c h o w s k i 
(w Krakowie) po raz pierwszy rozpatrzyli zjawisko ruchów B 
2..w n a 
teoretycznie. Zanim jednak przejdziemy do prac wspomnianych uczo- 
nych, musimy zwrócić uwagę na piękne dzieło uczonego francuskiego 
p e r r i n a (1909). Podajemy tu wykres P e r r i n a (fig. I). Zawiera on 
tory trzech drobin o średnicy równej w przybliżeniu tysiącznej części mili- 
metra. Punkty oznacza ją położenia drobin w równych odstępach czasu, 
mianowicie co 30 sekund; położenia te zostały połączone linjami prostemi. 
Nie należy jednak sądzić, że drobina rzeczywiście w ciągu 30 sek, była 
w ruchu wzdłuż prostej. Jej ruch istotny był o wiele bardziej skompliko- 
wany od wskazanego na wykresie; każdy z odcinków prostej należy sobie 
wyobrazić jako złożoną lin ję łamaną, taką jak cały nasz wykres, z kolei 
zaś każdy odcinek tej łamanej jako składający się z całego szeregu 
drobnych zygzaków, odpowiadających drganiom drobiny. Całko- 
wita droga, którą wyobraża wykres, została przebyta w ciągu 25 mi- 
nut; długość tej drogi, a więc też każdej z prostych części składowych 
można wyznaczyć na skali rysunku, na którym 320 podziałek siatki 
odpowiada jednemu milimetrowi, całkowita zaś szerokość wykresu, za- 
wierającego 20 podziałek, stanowi 1116 milimetra. Po tej dygresji mo- 
żemy przystąpić do omówienia ruchów B r o w n a, które były teore- 
tycznie przewidziane 'pr
z E i_,IU j e i n a i.-5-w Ql u -h Q W . \5 i 
 g: Q. 
Wyobraźmy sobie mianowicie, że ruch dowolnej drobiny obserwowa- 
no w ciągu dłuższego czasu, i że zanotowano długości wszystkich pro- 
stych części składowych, przebytych w rów_1ych odstępach czasu. Jak 
widać z fig. I, długości te są nader różne. Obliczmy przeciętną długość 
wszystkich tych części. Łatwo pojąć, że gdyby dla tej samej drobiny 
i w tych samych warunkach raz jeszcze zmierzyć wszystkie, nader różne 
części długiej drogi drobiny, wtedy długość przeciętna wypadłaby niemal 
dokładnie taka sama. Przeciętna długość drogi przebytej w danym czasie 
(np. w 30 sek) przez daną drobinę w danej cieczy przy danej temperaturze 
powinna być wielkością zupełnie określoną, zależną jedynie od rozmiarów 
drobiny, od własności cieczy i od temperatury. E i n s t e i n i S m o l u-
>>>
22 


Materja, elektryczność, energja, masa 


[II 


c h O W S k i przewidzieli, że jeśli ruchy B r o w n a są rzeczywiście wywo- 
łanę- ruchem cieplnym cząsteczek cieczy lub gazu, wówczas muszą niemi 
rządzić poniższe trzy prawa. Wyznaczmy doświadczalnie przeciętną 
długość drogi, o jakiej mówiliśmy wyżej, i pomnóżmy przez siebie otrzy- 
maną liczbę jednostek długości (nprz. tysiączne części milimetra). Iloczyn 
równa się kwadratowi przeciętnej drogi drobiny. Trzy wspomniane prawa- 
zasadnicze orzekają, że kwadrat ten musi być: 
1. proporcjonalny do temperatury absolutnej (temperatury Celsiusa do- 
panej do liczby 273,1); 
ł 2. odwrotnie proporcjonalny do średnicy 
robiny, którą wyobrażamy 
, sobie w postaci kulistej; 
, 3. odwrotnie proporcjonalny do lepkości cieczy, t. j. do t. zw. spółczyn- 
nika tarcia wewnętrznego; tarcie wewnętrzne powstaje wtedy, gdy czą- 
steczki sąsiednie cieczy poruszają się z niejednakową prędkością. Istnieją 
metody doświadczalne, pozwalające bardzo dokładnie wyznaczyć spół- 
czynnik tarcia wewnętrznego ciał ciekłych i gazowych. 
Łatwo zrozumieć, jak wielkie znaczenie naukowe miało doświadczalne 
sprawdzenie tych trzech praw, przewidzianych teoretycznie. Dokonali 
tego uczony szwedzki S v e d b e r g i już wspomniany przez nas P e r r i n. 
W ogólnym zarysie badacze potwierdzili prawdziwość wszystkich trzech 
praw. Szczególnie wielkie jednak znaczenie mają zadziwiające bada- 
nia doświadczalne uczonych amerykańskich: H. .F l e t c h e r a (191 I), 
wykonane w laboratorjum R. M i II i k a n a, a następnie prace samego 
MUlikana (1913). Zbadali oni po raz pierwszy bardzo dokła- 
dnie i bardzo dowcipną metodą ruchy B r o w n a w gazach. Obserwacje 
tych uczonych wypadły zupełnie zgodnie ze wzorem, wyprowadzonym na 
drodze teoretycznej. Wspomniane wyżej prace teoretyczne i doświadczalne 
potwierdziły w zupełności prawdziwość przytoczonego wytłumaczenia ru- 
chów B r o w na. Dowiodły więc one ostatecznie istnienie ruchu cieplnego 
cząsteczek, stwierdzając w ten sposób, ż
hi l?otezy ,J

cią
e_2 odstaw ą1P2:- 
lekularno-kinet y,(
.p.! 
go światopogh du, są pewnikami. 
--.. --- ,- .-- 
",' l 
,,' 


\
..:...
" ." 
o. . . ... ..
,. ._:..:.. 



 4. Elektryczność. 


Wiadomo, że istmeJą dwa rodzaje elektry
ści1- dod
tpja i _ujepna, 
które nie powstają niezależnie jedna od drugiej, lecz zawsze jednocze- 

nie i przy tern w jednakowych ilościach, t. j. takich, które działają jed-. 
nakowemi siłami. Siły te natomiast są oczywiście skierowane w strony 
przeciwne. Mniej więcej do końca ubiegłego wieku przypuszczano, że- uha
>>>
4] 


Elektryczność. 


2} 


rodzaje elektryczhości, mają zupełnie identyczne własności, za wyjątkiem 
kierunku sit Nauka w
półczesna zmieniła ten pogląd w sposób 2,.tsadnicLY. 
.Jae ktryczność ujemn

_
ładą się z pos
zególnych najdrobniejszycn aą,- 
steczeb: (jakgdyby atom6w elektryczności), które nosz ą nazwęJCle.k t rmtó7vJ 
Elektryczność dodatnia składa się rówąież z podobnych czą
tecz;t k:&e 
_n;;ywamY.lproto-;:;;'mi mektron i proto n 
ająjfdn, 40w e n;.!?ojE.-t._ i:. 
_składają się z jednakowych i,lości elektryczności. Ciało, posiadające jeJ- 
nakową liczbę elektronów i protonów zupełnie równomiernie rozmieszczo- 
nych, wydaje się nienaelektryzowanem, lub, jak będziemy je nazywali, 

oiętne!lf ' Ciało jest naelekt ry
owan_e, jeżeli posiada !liejednakową- lic z...:- 
__bę el ektron6w J. p rotonów, przycze
 jest naelekt
yzowane dodat
io lub 
- ujemnie, zależnie od tego, czy przewaga liczebna jest po stronie pro- 
"'" - 
tonów czy też elektronów. 
Musimy już obecnie zwrócić uwagę na jedną bardzo istotną różnicę 
pomiędzy elektronami i protonami., Elektr
nJ!. są ogromn-Ż 
 !u 
hli'lR!.e, znaj- 
dują się wszędzie, czasami pojedyńczo, np. w powietrzu, czasami w ol- 
brzymich masach, które stanowią strumienie elektronów. Prawie wszędzie, 
gdzie spotkamy pojęcie ruchomej elektryczności, mamy faktycznie C0 czy- 
nienia ze strumieniami elektron6w. Ta.k.-np. istota do
rze znanego z.ja- 
wj_
 ,£!ądu elektry
znego sprowadza się do ruchu elektronów we- 
wnątrz 'przewodników. Natomiast protony są bardzo nieruchliwe, 
znajdują się w pewnych - ok
e
lo
ych '
iejscach materji; szczegółY:- po- 
znamy w rozdziale o budowie atomu. Pojedyńczych protonów ni
 spo- 
tykamy nawet w powietrzu. Strumienie swobodnych protonów spotyka- 
my tylko w bardzo niewielu zjawiskach, nad któremi nie będziemy się 
tu zatrzymywali. Możemy obecnie rozstrzygnąć zagadnienie, na czem po- 
lega elektryzacja ciała obojętnego, o którem przypuszczamy, że zawiera 
jednakowe ilości elektronów i protonów. Ponieważ tylko elektrony, nie 
zaś protony są w ruchu, tern samem więc łatwo to pytanie rozstrzygnąć. 
Dodatnia elektryzacja ciała nie może być spow 'oyal)a dop.łYiWe ro:::' , 

t"." i'fil 
ł ton6w z zewnątrz, lecz tylko odpływem częś . Z\." ar łłlsł-ł,.i'ififter 1e el
; 
n6w do ciał sąsiednich. Elektryzacja ujemna ł"1oże blć Je'Jymt
utklen 
dopływu elektronów z Lewnątrz, lecz OCZYWI ie fł,
 
\\
ływuhprotonó 
I od ciała obojętnego. Jako przykład rozpatrzymy 

XP0aekt y 
zacji przez pocieranie choćby laku o futro, przyczem a ryzuje się 
ujemnie, futro - dodatnio. W tym wypadku mamy skutkiem tarcia przej- 
ście elektronów od futra do laku, wobec cLego w pierwszerr. mamy prze- 
wagę protonów, w drugim - elektronów. Obraz ten powinien za- 
stąpić stary, gdzie była mowa o rozkładzie wskutek tarcia obojętnej
>>>
,24 


Materja, elektryczność, energja, masa 


[II 


mieszaniny,_ znajdującej się we wszystkich ciałach na dwie elektryczności, 
z których jedna przechodzi do laku, druga - do futra. 
Elektron i proton-to bardzo małe i przy tern jednakowe iloki dw,=! ro- 
dzajów elektryczności. Do pomiaru tych ilości, t. j. ładunków elektron.u 
i protonu używamy'_jednostki ilości elektryczności, którą wyznacza się 
w sposób następujący: za jednos_tkę przyjmujemy taką ilość-ł-którą- na 
ró w
ą- sobico. i ?-Ilajd1,1jącą się w odległości I cm działa z siłą- jednej dYDY 
(siła !
 równa się ciężarowi 1,02 miligrama). Wyobrażamy sobie przy tern 
obie jednostki niejako skupionemi w dwu punktach. Ta, bardzo nieznacz- 
na w zwykłym sensie słowa, jednostka nazywa się jednostką elektroga- 
t czn, ifl.-st.). Bardzo często, zwłaszcza w technice, używa się drugiej 
jednostki, która jest trzydzieści tysięcy miljonów razy większa, naz¥-wa- 
_..
_ją jednostkq, " elektromagnetycznq (el.-mg.). Przypominamy w tern 
miejscu, że przy natężeniu prądu I ampera przepływa przez dany ob- 
wód w każdej sekundzie 0,1 eI.-mg. jednostek ilości elektryczności. 
Ładunek elektronu został wyznaczony przez wielu uczonych (po raz pierw- 
szy w 1897, następnie w I
ajdokładniejsze pomiary wykonał M i l- 
I i kan. Pracę swą rozpoczął M i II i k a n w 1908 r., publikując w 1910 r. 
prowizoryczne i jeszcze niedość ścisłe rezultaty (błąd wynosił 2,5 %). 
Bardziej dokładne pomiary zapomocą nowego, niezwykle pomysłowo 
skonstruowanego przyrządu wykonał M i II i k a n w latach 19 1 4- 1 9 16 ; 
l w 19q r. opublikował ostateczne wyniki. Okazało się, że 


r 
. 1 lub 
L (10-10 = 1: 10 ). 


2,095 miljonów elektronów = 1 el.-st. jedno ilości elektr. 


ładunek elektronu = 4,774.10-10 el.-st. jedno ilości elektr. 


ł 
f (7) 
J 


Widzimy stąd jak maleńkim jest ładunek elektronu oraz równy mu 
ładunek protonu. J!: 
Na podstawie powyższego łatwo obliczyć, że przy natężeniu prądu 
I ampera przepływa przez obwód w ciągu sekundy 


6,288 tryljonów elektronów, 


(8) 


przyjmujemy przy tern tryl jon = miljon X miljon X mil jon. 
Ładunki elektronu i protonu są jednakowe, lecz ich masy (które mie,.. 
rzymy ciężarem) są zasadniczo ró
Masa elektronu jest obecnie bar- 
dzo dokładnie wyznaczoną; okazuje się, że 
masa elektronu jest 1840 razy mniejszą od masy atomu w
doru. 

 _. ._.___-.. - 
. - . - - . 
,I
>>>
$ 4] 


Elektryczność 


.l5 


w 
 I wskazaliśmy, że dwa gramy wodoru zawierają olbrzymią liczbę N 
cząsteczek dwuatomowych, gdzie N jest liczbą A v o g a d r o - M i II i- 
k a n a, p. (I). Jasną jest rzeczą, że gram wodoru zawiera taką samą liczb
 
'atomów wodoru. Stąd łatwo wyznaczyć liczbę elektronów, których ogól- 
na masa równa się jednemu gramowi. Okazuje się, że 
jeden gram elektronów zawiera około 10.:'7 ,elektronów .J.!.£) 
- -. .-...-- --...... ..... b.. V 
- 
(cyfra I i 27 zer!). O niesłychanej wielkości ładunku jednego grama ujem- 
nej elektryczności można powziąć wyobrażenie na podstawie poniższych 
danych. Siła wzajemnego odpychania dwu elektronów jest bardzo nie- 
wielka, będąc odwrotnie proporcjonalną do kwadratu ich wzajemnej odle- 
głości. Gdyby nawet odległość dwu elektronów wynosiła jedną miljonową 
część milimetra, to wzajemne odpychanie wynosiłoby w przybliżeniu jedną 
czterdziestotysięczną część ciężaru miligrama. Jednakże na zasadzie .

 
łatwo obliczyć, że dwa gramy elektronów, znajdując się w odległości mi-' 
ljona kilometrów, odpychają się z siłą równą ciężarowi dwudziestu miljo- 
nów kilogramów Załóżmy, że jeden z nich znajduje się na ziemi, drugi 
zaś na słońcu (odległość 150 miljonów kilometrów), wówczas siła ich wza- 
jemnego odpychania wynosiłaby 120.0 kg. Przypuśćmy dalej, że jeden 
z tych gramów pozostał na słońcu, drugi zaś na naj dalszej ze znanych nam 
planet, N!:'ptunie 1 ) (odległość wynosi 4500. mil jonów kilometrów), to i wów- 
czas siła wzajemnego odpychania byłaby większa od jednego kilograma. 
Co się tyczy wymiarów elektronu" to posiadamy choć nieŚcisłe, jednak 
w pewnem przybliżeniu dokładne dane. Pr z..Y.E
zf
ając, ż
.
It:

ron...E?-,: 
kształt kulisty, otrzymujemy, że na linji o długości jednego milimetra moż- 
na obok 'siebie rzędem umieścić dwieście pięćdziesiąt tysięcy mil jonów 
elektronów. Wymiary elektronu są bardzo małe w porównaniu z wy- 
miarami atomu wodoru. Jednakże, gdyby ułożyć w jednym rzędzie elek- 
trony, zawarte w wyżej wspomnianym "gramie elektronów«, otrzyma- 
libyśmy łańcuch o długości czterech tysięcy miljonów kilometrów, t. j. 
28 razy większy od odległości Ziemi od Słońca! 
Nauka dotychczas nie wykryła żadnych zjawisk, które pozwalałyby 
wnioskować o jakiejkolwiek budowie elektronu. Ożywioną dyskusję wy- 
wołało w swoim czasie zagadnienie, czy elektron może zmieniać swój 
kształt, t. j. ulegać zniekształceniom pod wpływem działających nań sił. 
W chwili obecnej przypuszczamy, że tego rodzaju zniekształcenia są mo- 
żliwe. W 1926 r. powstała teorja szybko obracającego się elektronu; od- 
grywa ona obecnie wielką rolę w zagadnieniu budowy atomu. 


1) W marcu 1930 r. wykryto planetę Pluton, kt6rej odległość od słońca jest w pr
y- 
bliżeniu IYz razy większa od odległości Neptuna. (Przyp. d.).
>>>
26 


łviaterja, elektryczność, energja, masa 


[II 


Ładunki elektronu i protonu są jednakowe, masy ich jednak różnią się 
znacznie (p. 
 5). Możemy przyjąć, że 


masa protonu równa si,ę masie atomu wodoru. 


(II) 


Ściślej mówiąc, masa atomu wodoru równa się masie jednego protonu 
dodanej do masy elektronu. Ponieważ masa elektronu jest bardzo mała, 
p. (9), możemy ją pominąć. Z (9) wynika, że 

mMą, Rro
 Qnu jest 1840 r,az większa
,d_ masy elektronu. (u) 
, 
Pomimo dużej jego ma;Y, wymiary protonu mus
ą być bardzo małe 
nawet w stosunku do wymiarów elektronu. 
Na zakończenie powiemy parę słów o subelektronach, o których wostat- 
nich 18-tu latach pisano bodajże za wiele. Wybitny fizyk eksperymen- 
tator, prof. F. E h r e n h a f t w Wiedniu opublikował w 1909 r. wyniki 
swych doświadczeń,. mające według niego świadczyć o istnieniu czą- 
steczek elektryczności ujemnej o ładunku wielokrotnie mniejszym od wy- 
znaczonego przez M i II i k a n a ładunku elektronu, p. (7). Cząsteczki 
te nazwano subelektronami. Minęło już od tej chwili lat' I 8, spór zaś o ich 
istnienie nie jest jeszcze zakończony. E h r e n h a f t oraz jego uczniowie 
i współpracownicy z podziwu godnym uporem udowadniają istnienie sub- 
elektronów, wykonywając wciąż nowe doświadczenia. Wiele zaś innych 
uczonych w różnych krajach publikuje prace, usiłujące obalić dowody 
i rozumowania E h r e n h a f t a. Należy jednak zauważyć, że prócz tej 
grupy, nikt, zdaje się, nie wierzy w istnienie subelektronów, a szkoła wie- 
deńska nie rezygnuje ze swych poglądów mimo przewlekłego sporu. 


@ 5. Energja i masa. 


W dalszym ciągu będziemy bardzo często mówili  energji i przypomi- 
nali jednostki, służące do jej pomiaru. Odnoszące się tu zagadnienia są 
omówione w licznych artykułach popularnych oraz wielu dziełach dydak- 
tycznych, możemy przeto naukę o energji uważać za znaną. Jednakże nie- 
którzy czytelnicy mogą nie pamiętać szczegółów, zwłaszcza nazw jedno- 
stek energji, które są w użyciu. Z tego powodu uważamy za pożyteczne 
przypomnieć w sposób zwięzły rzeczy najbardziej istotne. 
_Powiadamy, żel wykonywamy pracę, gdy przezwyciężamy jakikol:- 
o::: wiek __opó
'1 gdy np. podnosimy ciężar. 
aie 4nostkę--PTacy przyj!llll_- 
. jemy kilogr amometr (kgm); jest to praca podniesienia jednego kilograma 
na wy so k o śC jedńego metra, przy zachowaniu bardzo istotnego, zazwyczaj
>>>
5] 


Energja i masa. 


27 


zapominanego warunku, że wspomniany kilogram na początku i na końcu 
drogi musi posiadać tę samą prędkość lub też pozostawać w spoczynku 
(prędkość zero). Drugą jednostką pracy, której będziemy często używać, jest "t.- 
o 'T"" jest to bardzo nieznaczna praca podniesienia I 02 miligrama na wyso- 
kość jednego centymetra (praca muchy). Miljon ergów nosi nazwę megaerg, r 
dziesięć-p
ga
rgów stanowi joul, równY
!()2 k.gm. O tern, co jest zdolrie j.... 
. , 
do wykonania pracy, powiadamy, że posiada zasób energji, który zostaje {/ fI1./V\. 
zużyty przy wykonywaniu tej pracy, t. zn., że zasób energji jest właśnie wy- 
znaczony pracą, kt6ra może być wykonana przy jego zużyciu. Energja ist- 
nieje w różnych postaciach; wspomnijmy tu o rozmaitych odmianach energji 
kinetycznej, t. j. takiej, przy której zdolność do wykonania pracy jest zależ- 
na od ruchu czegokolwiek. Należy tu energja ciała będącego w ruchu
 
gja ta jesl!, proporcjonalna do kwadratu prędkości ruchu; następnie-ciepło, 
t. j. energja kinetyczna ruchu cząsteczek i atomów; tutaj też należy prąd 
elektryczny, którego zdolność do wykonywania pracy jest ogólnie znana; 
wreszcie energja promieniowania, którego wypadkiem szczególnym jest 
światło widzialne. Nie będziemy wyszczególniać postaci energji poten- 
cjalnej; należy do nich przedewszystkiem energja ciał, które się przycią- 
gają lub odpychają (ciążenie powszechne, ładunki elektryczne, magnesy). 
Rozmaite postacie energji mogą przechodzić jedna w drugą, ogólny zasób 
energji nie ulega przy tern zmianie; na tern polega zasada zachowania ener- 
gji. Jt:dnos'tk.ą
 ns ji jest.t

a '
i ilośćpr
y wżyciu ,której zos
aL
y- 
konana jednostka pracy. Będzie tedy naturalnem, że jednostkę energji na- 
-;ywa Ć będziemy taks
mo jak jednostkę pracy. W ten sposób jedno
tkami _ i 
energji są: erg, megaerg i joul, może nią być również kilogramometr. Do 
pomiar6w energji cieplnej - pmściej ilości ciepł2. - używamy zwykle 1c 4 "ą- 
specjalnej jednostki - kalorji małej (ogrzewa gram wody od 14,5 0 do · 
15,5 0 C). Okazuje się, że I joul równa się 0,24 małych kaloryj; wynib ' 
stąd, że jedna kalorja mała równa się 4,2 joula, lub 42 megaergów, lub 
42 miljonom ergów. Tysiąc kaloryj małych stanowi kalorję wielką (ogrze- 
wa I kg wody od 14,5 do 15,5 0 C.).)( 
Każde ciało posiada określoną masę,! niezależną od miejsca, w którem 
się to ciało znajduje, tak więc czy to na poziomie morza, na wysokiej górze, 
na równiku, na biegunach, na księżycu, czy też na słońcu,-masa jest wszę- 
dzie jednakowa. Wiadomo, że gdy na ciało swobodne działa dowolna Siła j 
stała, wówczas ciało to porusza się z pewnem przyśpieszeniem, które jest do 
tej siły proporcjonalne. Jednakże różne ciała pod wpływem tej samej siły 
poruszają się z niejednakowemi przyśpieszeniami. Aby różne ciała otrzyma- 
ły te same przyśpieszenia, należy działać na nie różnemi siłami., M.a
y roz- 
maitych ciał są proporcjonalne do sił, któremi należy działać na te ciała,
>>>
28 


Materja, elektryczno
ć, energja, masa 


[I 


aby nadać im jednakowe przyśpieszenia. Ciężar ciała, t. J. Jego ciśnienie 
na podstawę, wywołane przyciąganiem Ziemi, zależy od miejsca, w któ- 
rem się to ciało znajduje. Ciężar ciała na Ziemi zależy od wysokości nad 
poziomem morza oraz od szerokości geograficznej; ciężar tego samego ciała 
na Ziemi, Księżycu, na Słońcu okazałby się zupełnie różnym. Okazuje się 
jednak, że jeżeli ważyć różne ciała w tern samem miejscu, to masa ciała 
) _ jest proporcjonalna do jego ciężaru (p. niżej). Za jednostkę masy prz} j- 
mujemy glam, równy tysiącznej części kilograma wzorcowego, który został 
wykonany w q99 r. i przechowuje się w pobliżu Paryża. 0,001 jego cię- 
żaru (w Pa'ryżu) nazywa się również "gramem". Dla odróżnienia mówi się 
czasem o gramie masy i gramie ciężaru. Jeżeli ciało, posiadające gram-masę, 
podniesiemy na wysoką górę, wówczas masa jego pozostaje bez zmiany 
gram-masą, ciężar jego będzie jednak już mniejszy od grama. Masa, którą 
wyznaczamy z wielkości przyśpieszenia przy danej sile nazywamy masą 
i hezwładną' Prawo powszechnego ciążenia powiada, że przyciąganie wza- 
jemne dwu ciał jest proporcjonalne do iloczynu ich mas i odwrotnie propor- 
cjonalne do kwadratu ich odległości. Masa, o której mowa w powyższej 
zasadzie, nosi nazwę mas)' grawitacyjnej lub ciężkiej. Dla różnych 
ciał masy bezwładne są proporcjonalne do mas grawitacyjnych. Jeśli 
za jednostki przyjmiemy masę bezwładną i masę grawitacyjną te- 
go samego ciała, wówczas otrzymamy, że dla wszystkich ciał 
masa bezwładna i masa grawitacyjna są sobie równe, t. j. wy- 
rażają się tą samą liczbą odpowiednich jednostek. Ciężar ciała, 
który jest przypadkiem szczególnym ciążenia powszechnego, jest oczywi- 
ście proporcjonalny do masy grawitacyjnej ciała. Ta ostatnia zaś, jak to 
przed chwilą mówiliśmy, jest proporcjonalna do masy bezwładnej, a przy 
odpowiednim doborze jednostek nawet jej równa. Stąd wynika właśnie 
wskazana wyżej pmporcjonalność masy ciała (bezwładnej) i jego ciężaru. 

ajdokładniejsze doświadczenia przeprowadzone przez uczonego węgier- 
skiego E 6 t V 6 s a w zupełności potwierdziły, że masa bezwładna ciała 
jest proporcjonalna do masy grawitacyjnej. 
Przejdziemy obecnie do rozpatrzenia dwti najbardziej zadziwiają- 
cych zdobyczy naukowych XX w., z których pierwsza dotyczy związku 
pomiędzy pojęciami masy i energją, druga zaś tylko masy. W ciągu dru- 
giej połowy XIX w., z chwilą, gdy powstała nauka o energji (w latach 
czterdziestych), nie podejrzewano nawet jakiegokolwiek pokrewieństwa, 
cóż dopiero tożsamości, między tak zdawałoby się odmiennemi wielkościa- 
lp.i fizycznemi, jak masa i energja. Istniał tylko czysto liczbowy związek, 
-orzekający, że energja kinetyczna ruchu postępowego jest proporcjonalna 
do masy ciała. Nowa nauka wykryła niepomiernie głębszą zależność,
>>>
5] 


Energja i masa. 


29 


prowadząca do zupełnego utożsamienia tych dwu wielkości fizycznych. 
umówimy się masę wyrażać w gramach, energję zaś w ergach. Przypo- 
mnijmy poza tern, że prędkość światła (300.000 kmJsek), wyrażona w cm na 
sek, wynosi 3.1010 (cyfra 3 i ID zer), t. j. trzydzieści tysięcy milj.onów 
centymetrów na sekundę. Kwadrat tej liczby stanowi olbrzymią licz- 
bę 9.1020 (cyfra 9 i 20 zer). 
Otóż nauka XX w. twierdzi: Wszelka energja posiada masę, której war 
 
tość otrzymamy, dzieląc wielkość energji przez kwadrat prędkości świa- 
tła. Oczywiście, że energja, masa i prędkość światła nie mogą być mie- 
rzone jednostkami zupełnie dowolnemi, lecz ściśle określonemi, które od- 
powiadaJ
 sobie nawzajem, t. zw. jednostkami bezwzględnf'mi. Nie będzie- 
my się na tern zatrzymywać; wystarczy nadmienić, że jednostki wzmian- 
kowane wyżej spełniają ten warunek. W ten sposób otrzymujemy zależ- 
ność następującą: 


wartość en:rgji w ergach 
Masa energji w gramach = - '---- 
9. 1020 


(13) 
......-.. 


Zak
ność ta wyraźnie wskazuje, że olbrzymia w zwykłym sensie słowa 
ilość energji posiada bardzo nieznaczną masę. Aby energja miała masę 
jednego grama, musi ułamek "'!! (n) równać się jedności. Wynika stąd, :Te 
9.1020 ergów posiada masę I gr (14) 
Na tej podstawie łatwo obliczyć, że 
21,6 tysięcy miljonów małych kaloryj mają masę I mgr, ( 
lub 21,6 miljonów dużych kaloryj mają masę I mgr. \ 
I5) 
Tonna zawiera 1000 kg, z (15) więc wynika, że I mgr ciepła może ogrzać 
216 tonn wody od 00 do 1000, t. j. do wrzenia. Zasadnicze twierdzenie 
o masie energji pozwala wyprowadzić szereg wniosków. 
1. Ciało ogrzane posiada większą masę, a więc i większy ciężar od 
ciała zimnego. Jednak widać z (15), że dla ciał i temperatur, z jakiemi 
mamy do czynienia w laboratorjum, różnica mas (lub ciężarów) będzie 
bardzo niewielka, i oczywiście nie może być doświadczalnie sprawdzona. 
216 tonn wody przy ogrzaniu do 100° waży o I mgr więcej, niż przy 0°. 
2. Przy reakcjach chemicznych - nprz. podczas spalania węgla lub 
wodoru - wydziela ją się znaczne ilości ciepła, które posiadają pewną 
masę; podczas reakcji chemicznej masa ta ginie. Podstawa chemji , slawna 
zasadacJ


o.'lI!41!i'!. mat!.,rji, t. j. masy lu
 ciężaru, okazuje się niepr aw dzi__ \ 
wą! Lecz odchylenia od tego prawa są bardzo małe i nie mogą być za-=l 
uważone przy pomiarach. Jeśli 2 gr wodoru łą-czą się z 16 gr tlenu, wów-
>>>
3° 


Materja, elektryczność, energja, masa 


[11 


czas zgodnie z zasadą musimy otrzymać 18 gr wody. W rzeczywistości 
otrzymamy o 3,2 miljonowych części miligrama mniej, co oczywiście nie 
może być wykazane przy pomocy pomiarów. . 
3. . Energja promienista, której poświęcimy' rozdział następny i której 
przypadkiem szczególnym jest światło, działające na nasz organ wzroku, 
posiada masę, a więc ciężar. Słońce i wszystkie gwiazdy wysyłają olbrzymie 
ilości energji promieni.stej, wskutek czego masa ich powinna stopnio- 
wo się zmniejszać, co ma ogromne znaczenie w,astronomji i odgrywa dużą 
rolę we współczesnej teorji ewolucji gwiazd. Im mniejszą jes,t masa 
gwiazd, tern, ogólnie biorąc, "starszą" jest Igwiazda, tern więcej czasu 
upłynęło od chwili jej utworzenia się z pierwotnej mgławicy. 
Jeżeli energja posiada masę, t. zn., jest identyczna z pewną masą, 
wtedy i naodwrót, wszelka masa jest identy'czna z pewną energją, którą 
obliczamy, mnożąc tę masę przez kwadrat prędkości światła. Stosując te 

ame jednostki masy, energji i prs;dkości, otrzymamy następujący schemat 
analogiczny do (13): 
Energja masy w ergach == wartości masy w gramach X 9.1020. (16) 


Mówimy tutaj o masie w spoczynku, t. j. nie posiadającej energji kine- 
tycznej ruchu; nie bierzemy w tym wypadku pod uwagę energji cieplnej 
lub innej z którejkolwiek znanych już form energji. Mowa tu o nowej 
postaci energji, która jest ukryta we wszelkiej masie, t. j. we wszelkiej ma- 
terji. Drugą zasadę możemy również sformułować w ten sposób: wszelka 
materja jEst identyczna z pewną energją. Musimy, chwilowo tylko teore- 
tycznie, przypuścić możliwość. przekształcenia materji w energję, przy- 
czem materja przestałaby wtedy istnieć. Zależność (16) wskazuje, że gdy- 
by udało się gram dowolnej materji przekształcić w energję, wówczas 
otrzymalibyśmy ją w ilości 9.1020 erg, kt6re mogłyby 216 tonn wody ogrzać 
od 0° do 100°. Na tern polegają fantastyczne pomysły tak często spoty- 
kane w łrtykułach popularnych, np. możliwość transportu statku 
oceanicznego z Europy do Ameryki zapomocą kawałka materji, 
mieszczącego się w kieszonce kamizelki. Jednakże nie potrafimy jeszcz
 
przekształcać materji w energję: gdyby to się stało kiedykolwiek możliwe, 
wówczas życie ludzkości nabrałoby innego wyglądu, o czem tymczasem 
można tylko marzyć. Znając liczbę atomów, zawartą w jednym gramie 
wodoru (p. wyżej: 6,06.10 23 ), łatwo obliczyć, że nawet masa jednego 
atomu wodoru jest równoważna energji 0,0015 ergów. 
T ak więc nowa nauka doprowadziła do wspaniałego poglądu o iden- 
tyczności materji i energji, o możliwości przekształcenia materji w energję, 
co przypuszczalnie tylko chwilowo jest nie do urzeczywistnienia. Jest
>>>
5] 


Energja i ma
a. 


3 1 


jednak rzeczą możliwą, że tego rodzaju przekształcenia odbywają się samo- 
rzutni.e w naturze, i często stosuje się ten pogląd do wytłumaczenia pewnych 
jeszcze niezupełnie wyjaśnionych zjawisk fizycznych. Jeśli materja może 
przekształcić się w energję, to powstaje oczywiście zagadnienie możli- 
wości odJE!!!.tnej Pr.zm!iJ!!!Y e 1?;.ersÓi 'liLmaterie . Słońce i gwiaz'dy wysyłają 
nieprzerwanie olbrzymie ilości energji promienistej. Gdzie się one po- 
dziewają? Ostatniemi czasy astronomowie zajmują się szczególnie gorli- 
wie zagadnieniami kosmogonicznemi powstawania ciał niebieskich. Ła- 
two pojąć, że sprawa powstawania w określonych - oczywiście bliżej 
nieznanych - warunkach początkowo choćby tylko pojedyńczych ato- 
m6w lub elektronów i protonów musi odgrywać dużą rolę we wszystkich 
d
ć chwiejnych, a czasami i zgoła fantastycznych rozumowaniach. do- 
tyczących tego zagadnienia. Kto po r z pierwszy poznaje wyżej przy- 
toczone poglądy, zostaje porwany !rzez cały szereg nasuwających się tu za- 
gadnień, których rozwiązania należy oczekiwać w miarę dalszego rozwoju 
nauki. Chwilowo cały ten obszar nauki pokryty jest gęstą mgłą, i praw- 
dopodobnie jeszcze niemało asu upłynie, zanim się ona rozwieje. 
Wspomnieliśmy wyżej "o dwu najbardziej zadziwiających zdobyczach 
naukowych XX wieku". Pierwszą r,ozpatrzyliśmy przed chwilą; przejdzie- 
my obecnie do drugiej, która będąc ściśle z tamtą związana, ma jednak 
zupełnie odmienny charakter. W tym wypadku niema tych wątpliwości, 
wszystko jest stosunkowo jasne i proste, gdyż bardzo ścisłe do- 
świadczenia wielu uczonych bezwzględnie potwierdziły prawdziwość 
tej zdobyczy naukowej, która głosi: _11} a
iała ru.sl2orn.:e o. rą ś l1 i !. 
wraz ze wzrostem jego prędkości i dąży, do ',Dartości njesk(;n1_ąenie wielkiej, 
gdy-prędkość ciała zbliża się do prędkości ś
iada. Bardzo łatwo zrozu- 
mieć istotę tego zjawiska. Widzieliśmy, że masy rozmaitych ciał są pro- 
porcjonalne do sił, kt6re muszą na nie działać, aby nadać im pewne dowol- 
ne, lecz dla wszystkich ciał jednakowe przyśpieszenie. Prawo przytoczone 
stwierdza, że jeśli ciało j'est już w ruchu, wówczas dla nadania mu okre- 
ślonego przyśpieszenia potrzeba większej siły, niż gdy jest w spoczynku, 
co oznacza, że masa ciała uległa zwiększeniu. Im większą jest prędkość 
ruchu, tern w:iększą jest potrzebna siła, a więc i masa ciała. Jed- 
nakże dla niezbyt dużych prędkości przyrost masy jest bardzo nie- 
znaczy, staje się on widoczny jedynie dla olbrzymich prędkości, bli- 
skich prędkości światła, t. j. 300.000 km/sek. Tego rodl,aju prędko- 
ki ciał nie znajdujemy ani na Ziemi, gdzie mamy tylko niewielką licz- 
bę kilometr6w na sekundę, ani też w przestrzeniach kosmicznych (pręd- 
kości ciał niebieskich wyrażają się małą liczbą dziesiątków kilometrów na 
sekundę i tylko w rzadkich wypadkach przekraczają IDO km/sek). Przy 


,
>>>
J2 


Materja, elektryczność, energja, masa 


[II 


zwiększaniu prędkości masa rośnie początkowo bardzo powoli; przy pręd- 
kości 30.000 km/sek przyrost masy jest już widoczny. Poczynając od 
prędkości 270.000 kmfsek (0,9 prędkości światła), masa rośnie bardzo 
szybko i staje się nieskończenie wielką dla prędkości równej prędkości 
światła. Oznacza to, że prędkość światła jest granicą możliwej prędkpści _ 
dowolnego ciała, i _że _J;!
 _ta nie może _ być nigdy osią gn i ę ta ---1ll a 
j akic hk?lwiek działających n
 ciało sił. Niema takich 'l!Jarunków, rzy 
-k.!Źych ciało mogłoby mieć prędkość 'l!J.iększą od prędkości światja.;. 
. Zaleźność masy od prędkości wyraża równanie 


\ - 
( mo 
' m=--.- 
. l/,....
 


( I7) 


m o,macza masę ciała ruchomego, mo masę ciała w spoczynku, v - pręd- 
kość ciała, c - prędkość światła. Przy v = o mamy m = mo; przy 
v = c otrzymujemy m nieskończenie wielkie, v większe od c jest nie- 
możliwe, ponieważ m staje się urojone. 
Wzór powyższy można sprawdzić doświadczalnie przez obserwację 
elektronów, które, jak widzieliśmy, posiadają masę. Prędkość elektronów 
osiąga w pewnych wypadkach 0,95 prędkości światła. Skomplikowane 
doświadczenia, wykonane przez wielu uczonych, potwierdziły, że masa 
elektronu rośnie wraz ze wzrostem jego prędkości i przy tern zgodnie ze 
wzorem (17)' 


,
>>>
ROZDZIAŁ III. 


ENERGJA PROMIENISTA. 



 l. Wstęp. 


Światłem nazywamy tylko tę bardzo nieznaczną część wszystkich postaci 
energji promienistej, która działa na siatkówkę naszego oka. Rozgrzane 
do białego żaru ciała stałe i ciekłe wysyłają t. zw. promienie białe, których 
widmo, otrzymywane np. zapomoc ą pryzmatu , jest ogólnie znane. Widmo 
można też otrzymać zapomocą t. zw: . siatki dyfr
,k
xin
; nie będziemy 
się tu zatrzymywać na szczegółach budowy tego przyzrądu, opis jego 
podamy w rozdz. V, 
 6. Umówimy się, że widmo będziemy sobie wyobra- 
żać w formie poziomego pasa, w którem koniec czerwony znajduje się 
z lewej strony, fioletowy - z prau'ej. Pomiędzy nimi zaś barwy promie- 
ni przechodzą jedna w drugą w ten sposób, że ilość różnobarwnych pro- 
mieni jest, ściśle biorąc, niezliczona i tylko warunkowo można między 
czerwonym i fiołkowym kresem widma odróżnić grupy promieni poma- 
rańczowych, żółtych, zielonych. błękitnych i ciemnoniebi,eskich. Pozostałe 
formy energji promienistej dają widma, znajdujące się z prawej i lewej 
strony widma światła widzialnego, przy tern widmo z lewej strony jest, 
ściśle biorąc, nieograniczone. 
Istnieją r6żne poglądy na istotę energji promienistej. Chwilowo_ będzie- 
my się opierać na teorji elektroma -rnet
11f.j, według któr,ej energia pro- 
mienista jest rozchodzącem się w przestrzeni drganiem elektromagnety:z- 
.
!11::. To ostatnie pojęcie jest dzięki ogromnemu rozpo'Wszechnieniu radja 
bardzo popularne. R6żn,ę "posta
ie_ energji promi
tej różnią się jedy- 
nie częstością drgan,. t. j. liczbą_.dr
ńg
un9ę. 
 próżni 
szyst kie 
Jormy energji pr?mi:ni
,1£.i rozchodzą _si z je
o

. prędkością, z
ną 
zwykle pr
ością 
a
łai. wr.ncsi ona:' 
prędkość światła = 300.000 km/sek = 3.1010 km/sek. (I) 
Ostatnia liczba (cyfra 3 i dziesięć zer) równa się trzydziestu tysiącom 
miljon6w centymetrów na seku
dę. Przypomnijmy tutaj, że _długością fali 


Chwolson. Fizyka Współczesna. 3*
>>>
34 


Energja promienista 


[II 


l!azywamx: dro
ę p
ebytą rzez ruch falowL w cią
u trwa n
,
jedn 
Ko_ 
_ drgani
 Ze zmniejszeniem częstości drgania powiększa się oczywiście 
długość fali, której wartość otrzymamy, jeżeli prędkość (I) podzielimy 
przez częstość drgań. J as nem jest, że .i. łI!ZOŚć ft!li i.es
 odwrotnie P!!!l!9!.;- 
cjonalna do cz!!.tości drga;.ń,._ Oznaczmy częstość drgań grecką literą v (ni), 
dł
 gorć fali grecką literą), (lambda), prędkość światła - przez c 
Mamy wówczas równość: 


t VA= D 


(I ,a) 


Jeżeli c wyrazić przez liczbę (I), to długość fali musi być wyrażona 
w centymetrach. W związku z przyjętym przez nas rozkładem wid- 
ma energji promienistej długość fali rośnie w kierunku od lewej strony ku 
prawej. Częstość drgań elektromagnetycznych lub długość fali są dla pro- 
mienia charakterystyczne; będziemy zazwyczaj używać tej ostatniej. Jeżeli 
posuwać się wzdłuż widma energji promienistej od końca lewego do pra- 
wego, to okaże się, że długość fali stopniowo maleje, począwszy od 
dowolnej liczby kilometrów do długości stosunkowo bardzo małej 
nawet w porównaniu z wymiarami atomu. Stąd widać, że do pomiaru 
długości fali dogodnem jest w różnych częściach widma używać różnych 
jednostek długości. Wymienimy te, które są używane obecnie. W czę- 
ści widma, znajdującej się dalej nalewo od części widzialnej, uży- 
wamy początkowo kilometrów, następnie metrów i milimetrów. Lecz 
milimetr jest już jednostką zbyt wielką, w obszarach jeszcze bardzo od- 
ległych od części widzialnej, należy tam używać mniejszej jednostki zwa- 
nej mikronem, którą oznaczamy literą grecką p. (mi); równa się ona ty- 
siącznej części milimetra, 


milimetr = 1000 P" 


(2) 


Tej jednostki używamy w części widzialnej widma oraz w dość długim 
obszarze, znajdującym się nalewo od niej. Po prawej stronie używamy 
jeszcze mniejszej jednostki długości, którą nazywamy "a
gs tr.£E1errr 
_i 'Oznaczamy liter, A (nazwa tej jednostki wprowadzona została dla 
uczczenia szwedzkiego 'uczoneg'O A n g s t r o m a). \ngstrom t. j. A równa 
się dziesięciotysięcwej części .!Ł -- -
 " 


o c 
I IŁ = 1000'0 A; I mm = 10 miljanów A. 


(3) 


Zauważmy, że długość angstroma jest w przybliżeniu równa wymiarom 
atomu. Angstrom używany jest w części widzialnej widma (łącznie z p.)
>>>
d 


Wstęp 


35 


oraz we wszystkich niemal dziedzinach z jej prawej strony. Jednakże w naj- 
bardziej odległych częściach widma wprow
dzo.!!2. og,atnio je,ggę l11
i
j- 

zą jed nostkę długości, 
ą oznacza 
 ię literą X. Jest ona 1000 raz}' 
mniejs z a od ang s1J;.o!TI . . 
I A -- 1000 X; I mm-= 10000 milj'Onów ( 1010) X. i (4) 


Porównywając krańcowe jednostki pomiaru długości fali energji promie- 
nistej, a mianowicie kilometr i X, widzimy, że jedna jest dziesięć tysięcy 
miljonów miljonów razy większa od drugiej: 


I km== 10 16 X 


(5) 


(jedynka i 16 zer). Będziemy później często używać zapożyczonego z aku- 
styki terminu "oletawa". Wiadomo, że oktawą nazywamy odstęp pomię- 
dzy dwoma tonami, z których jeden ma dwa razy większą liczbę 
drgań 'Od drugiego, lub też, co jest równ'Oznaczne; dwa razy mniejszą dłu- 
gość fali. Wprowadzamy to samo pojęcie do nauki o energji promienistej, 
dzieląc cały obszar widma na oktawy. Nazywamy więc oktawą odci- 
nek widma, zawartego pomiędzy promieniami, których długości fal są 
'" '" 
np. 100 m I 5
 m, 30 mm i 15 mm, 80 p- i 40 tJ-,300 A i 15 0 A, 200 X 
i 100 X., 
Podamy przedewszystkiem zwykły przegląd różnych rodzajów energji 
promienistej, t. j. przegląd odpowiednich części widma, oraz rozciągłości 
tych części w ich 'Obecńym stanie. Wszystkie sz.czegóły łącznie z hi,storją 
ich odkrycia rozpatrzymy później. 
I. Widmo widzialne rozciąga się od długości fali (dl. f.) 0,76 
.-koniec 
". o 
czerwieni) do dl. f. 0,4 p- (koniec fioJetu), lub od 7600 A do 4000 A. 
Nie zawiera ono ani jednej całkowitej oktawy. 
2. Widmo podczerwone znajduje się z lewej strony widma widzialnego. 
W chwilI i obecnej zbadan'O je od o,76.P- do 343 P. = 0,343 mm, co sta- 
nowi około 9 oktaw. Promieniowanie to badał głównie uczony niemiecki, 
H. R u b e n s. W ten sposób niewidzialne widmo podczerwone jest pra- 
wie 10 razy dłuższe od części widzialnej. 
J. Fale Hertza. W tej książce fal tych obszernie 'Omawiać nie będzie- 
my, wobec czego poświęcimy im tutaj słów parę. Fale H e r t Z a znaj- 
dują zastosowanie przy telegrafie i telefoni,e bez drutu; na ich zastoso- 
waniu polega również komunikacja radjowa, która owładnęła ostat- 
nio światem. Pierwsze fale, otrzymane przez H e r t z a (H. H e r t z 
IR57 - 18 94-) około 1888 roku miały długość fali 9 m. Można z łatwością
>>>
3 6 


Energja promienista 


[III 


otrzymać fale dowolnie wielkiej długości, jednakże znaczenie naukowe 
i techniczne mają tylko te, kt6rych długość fali nie przekracza paru 
kilometrów. Zatrzymajmy się zupełnie dowolnie, na długości fali 4 km, 
odrzucając dalszą lewą stronę widma. Z prawej strony widmo fal 
H e r t z a zostało zbadane do długości fali 3 mm. W komunikacji ra- 
djowej stosują fale, których długość przy różnych urządzeniach waha 
się od paru dziesiątków metrów (komunikacja kr6tkofalowa) do 1000 m 
i więcej (komunikacja długofalowa). Całe widmo H e r t z a od dl. 4 km 
do 3 mm obejmuje około 20 oktaw. Pomiędzy falami H e r t z a oraz 
krańcowemi promieniami R u b e n s a znajduje się odstęp (dl. fali 3 mm 
do 0,343 mm). Badaniem promieniowań, odpowiadających temu odstępowi, 
zajmowały Slię z powodzeniem dwie uczone rosyjskie, M. A. L e w i c- 
k a j a w Leningradzie (1924-1927) oraz A. A. G ł a g o l e w a - Ark a- 
d j e w a w Moskwie (1924), jak również uczeni amerykańscy E. F. N i- 
c h o l s i J. D. T e a r (1922). Dotychczas nie udało się jednak wyod- 
rębnić w tej dziedzinie promieniowań jednorodnych, co umożliwiłoby do- 
kładne zbadanie ich własności. 
4. Widmo nadfiołkowe znajduje się naprawo od fiołkowej części wid
 
ma widzialnego. W chwili obecnej zostało ono zbadane od dl. f. 0,4 iL 

 o . 
lub 4000 A do dl. f. 136 A; całkowita długość tej dziedziny wynosi pięć 
oktaw. 
5. Promienie Rontgena. Widmo tych promieni znajduje się dalej na- 
prawo od promieni nadfiołkowych. Dokładnie zbadana część tego widma 
ciągnie się od dl. f. 20 A do mniej więcej 1!t4 A, lub od 20.000 X do 
7 0 X, co stanowi ponad osiem oktaw. Długość fali promienia skrajnego 
z prawej strony wynosi 1/14 wymiarów atomu. Środek tego widma 
znajduje się w odległości 13 oktaw od środka widma widzialnego, koniec 
zaś z prawej strony, w odległości 16 oktaw od krańcowych widzialnych 
promieni fiołkowych. Pomiędzy widmem nadfiołkowem i widmem pro- 
o 
mieni R o n t g e n a znajduje się odstęp, który ciągnie się od dl. f. 13 6 A 
do 20 1; zajmuje on prawie trzy oktawy. Dotychczas nie udało się jeszcze 
zapełnić tej luki tak, aby można było otrzymać i zbadać promień dowolnej 
dl. f. lub dowolną grupę promieni. Drogą pośrednią wykryto jednak obec- 
ność poszczególnych promieni w tej dziedzinie dzięki ich specjalnym wła- 
snościom. Mają one charakter promieni rontgenowskich i mogą być 
do nich zaliczone; są rozmieszczone we wszystkich trzech oktawach 
dziedziny pośredniej, niektóre zaś znajdują się w podanej wyżej dzie- 
dzinie promieni nadfiołkowych. Z pewną przesadą można powiedzieć, 
że widmo promieni rontgenowskich pokrywa częściowo widmo nad- 
fiołkowe.
>>>
2] 


Widmo ciągłe 


37 


W ten sposób zakończyliśmy krótki przegląd poszczególnych dziedzin 
widma energji promi,enistej, które, jeżeli pominąć wspomniane promienie 
dziedzin pośrednich, udało się dokładnie zbadać na drodze doświadczalnej. 
Razem wzięte stanowią one widmo, które ciągnie się od dowolnie przez nas 
wybranej dl. f. 4 km do dl. f. 71 X i obejmują 50 oktaw, z których 
na światło widzialne przypada mniej więcej jedna oktawa. Stosunek długo- 
ści fal lub częstości drgań skrajnych promieni tego widma wynosi 5. ro14 , 
t. j. 500 miljonów miljonów. Z początkiem siedemdziesiątych lat XIX 
stulecia (gdy autor tej książki jeszcze się uczył) znane były poza widmem 
widzialnem niewielkie części widma nadfiołk,owego i podczerwonego. 
Cała znana wówczas część widma energji promienistej nie przekraczała 
3 lub 4 oktaw; stosunek długości fali lub częstości drgań skrajnych pro- 
mieni równał się mniej ,więcej 12, teraz zaś wynosi 5,10 14 ' 
6. Promienie gamma (grecka litera r), emitowane przez ciała pro- 
mieniotwórcze. Widmo tych promieni, nazywane czasami ultrar6ntge- 
nowskiem, pokrywa się w części z widmem krańcowych (z prawej stro- 
ny) promieni r6ntgenowskich. W 1922 r. udało się pewnemu uczonemu 
angielskiemu zbadać te promienie w przybliżeniu do dl. f. 19 X, t. j. 
prawie dwie oktawy. Zdaniem tego uczonego ciągną się one do dl. f. 
5 X, t. j. jeszcze o dwie oktawy dalej naprawo. 
7. Promienie. Hessa lub kosmiczne zostały wykryte przez uczonego 
niemieckiego O. F. H e s s a w 19II r., i były następnie badane przez 
wielu uczonych, między innemi szczególnie przez K o l h () r s t e r a 
w Niemczech, L. W. M y s o w s k i e g o w Leningradzie i M i II i k a n a 
w Ameryce. Jednakże zupełnie niesłusznie nazywa się je często promie- 
niami M i II i k a n a. Czynią to oczywiście ci, którzy nie są obznajmieni 
z historją ich odkrycia oraz wieloma odnoszącemi się do tych promieni 
pracami, wykonanemi przed M i 11 i k a fi e m. Dotychczas mało jeszcze 
wiemy o dl. f. tych promieni. Należy przypuścić, że dochodzą one do 0,1 
X, t. j. 9 oktaw dalej od krańcowych promieni r6ntgenowskich. Gdyby to 
było słusznem, długość widma energji promienistej wzrosłaby do 59 oktaw, 
zaś stosunek dl. f. lub częstości drgań promieni krańcowych (od 4 km. 
do 0,1 X) - do 1,5. 1017 . t') ....r; lA 1 I 
""
 



 2. Widmo ciągłe. Ciało doskonale chłonące. 


Należy odróżnić widma emisyjne i widma pochłaniania, czyli absorbcyj- 
ne. Zajmiemy się przedewszystkiem widmami emisyjnemi. Jak sama nazwa 
wskazuje, jest to wdmo energji promienistej, wysyłanej przez różne ciała
>>>
3 8 


Energja promienista 


[III 


stałe, ciekłe lub gazowe; rozpatrując w poprzednim paragrafie poszcze- 
gólne dziedziny całego widma energji promienistej, mieliśmy przedewszyst- 
kiem na myśli widma emisyjne. Rozróżniamy trzy rodzaj e takich w idm: 
ciągłe, prążkow
 i paSJJ:1Pwę.. Rozpoczniemy od ciągłych. 
wid
o ilazywa si ę cj qgłem, jeŚli zajmuje bez przerw niezbyt małą 
część poziomego pasa, który rozpatrzyliśmy w 
 1. Rozgrzane do 
białego żaru ciała stałe i ciekłe ,eroi_tują t. z
 pr0!'Ei
n
 białe. których 
widmo pokrywa nietylko część widzialną, ale też większą część podczer- 
wonej i znaczną część nadfiołkowej. Ciągłe, t. j. nieprzerwa ne CZtOŚ9- po- 
j
.,
iajui
 równifLw wid m.i!£!Lpromieni rontgenowski h oraz...promieni 
gamm, 
. 
Gdy mamy do czynienia z widmem ciągłem, niezależnie od tego, czy 
znajduje się ono w podczerwonej, widzialnej, nadfiołkowej lub ront- 
genowskiej części widma, czy też jednoczeŚnie' w paru dziedzinach są- 
siednich, powstaje do!!io_słe zagadnienie rQzkładu energji_w zdłlJż tego 
wi dm,! . Istota zagadnienia polega na następującem. Podzielmy w myśli 
dane widmo ciągłe na wielką liczbę bardzo wąskich pasm poprzecznych 
w ten sposób, aby wszystkie promienie, odpowiadające jednemu tego ro- 
dzaju pasemku, można było uWJ1.żać za monochromaty::zne, 
-'- j..Ju
jące 
prawie jedpakową długoś' {ąli. Jednakże bierzemy pasemka o równej 
szerokości: co oznacza, że różnica długości fali promieni krańcowych 
(z obu końców) będzie we wszystkich pasemkach jednakowa. Zbiór pro- 
. mieni, zawartych w tern pasemku, posiada ,określoną energję, którą 
możemy zmierzyć. JeŚli pomiaru tego dokonamy dla wszystkich pase- 
mek, na które podzieliliśmy widmo ciągłe, wówczas przekonamy się, że za- 
soby energji są w nich niejednakowe, tak więc otrzymujemy jasny obraz roz- 
kładu energji wzdłuż widma; poznajemy, jakie promienie wchodzą 
w skład widma w dużej "ilości", t. j. posiadając wielkie natężenie, oraz 
jakie - w małej. Nie będziemy tu poruszać widma ciągłego promieni 
rontgenowskich, w których rozkład energji nie został jeszcze w zupełno- 
ści zbadany. Zwróćmy się natomiast do widma promieni, wysyłanych przez 
ciała stałe'i ciekłe, znajdujące się w okreŚlonej temperaturze, którą będzie- 
my mierzyli w skali bezwzględnej (tO C + 273,10). 
Istnieją różne metody dla zbadania rozkładu energji w wiedmie cią- 
głem, wszystkie jednak polegają na przekształceniu energji promieni- 
stej w energję cieplną oraz na pomiarze otrzymanego w ten sposób ogrza- 
nia. W tym celu kierujemy promienie na zaczernioną - nprz. pokrytą 
cienką warstwą sadzy - powierzchnię ciała stałego. Energja promieni- 
sta zostaje przy tern pochłonięta przez warstwę powierzchniową ciała, 
przechodząc w energję cieplną. Wyobraźmy sobie, że otrzymaliśmy widmo 
na ekranie (lub w płaszczyźnie ogniskowej okularu lunety). 
I
>>>
2] 


Ciało doskonale chłonące 


39 


Weźmy teraz termometr rtęciowy z wąziutkim i długim zaczernionym 
zbiornikiem, który umieŚcimy obok sam
o ekranu w pasie widma. Zbior- 
nik zostanie wówczas ogrzany odpowie
io do energji pasemka, które nań 
pada i termometr wskaże stopień tego nagrzania. Jednak ten dość 
gruby sposób nie może dawać dokładnych wyników; w wielu częściach 
widma termometr nie wykryje zgoła żadnego ogrzania, aczkolwiek obec- 
ność energji promienistej jest niewątpliwa. Istnieją bez porównania bar- 
dziej precyzyjne metody. Należy tu przedewszystkiem metoda długiego 
lecz wąskiego termoogniwa (zaczernionego), nadzwyczajnie czułego na 
najmniejsze ogrzanie. Drugi, często używany sposób, polega na stoso- 
waniu bolometru, o którem powiemy słów parę. Główną część bolome- 
tru stanowi bardzo cienki zaczerniony drucik, włączony w t. zw. mo- 
stek W h e a t s t o n a, pozwalający bardzo dokładnie śledzić opór 
elektryczny drucika, który zależy od jego temperatury; opór ten rośnie 
wraz ze wzrostem t
mperatury. Jeśli drucik umieŚcimy w płaszczyźnie 
1 przy tern wpoprzek widma, wtedy padnie nań jego wąskie pasemko. Za- 
leżnie od zmiany oporu elektrycznego drucika, sądzimy o jego ogrzaniu, 
a zatem i o energji pasemka. Przesuwaj
c drucik wzdłuż widma, otrzy- 
mujemy dokładny obraz rozkładu energji wzdłuż widma. 
Gdy źródłem energji promienistej jest ciało stałe lub ciekłe, wówczas 
rozkład energji w jego widmie jest następujący. W pewnem okreŚlonem 
miejscu widma energja jest największa; promień, który odpowiada temu 
miejscu, posiada długość fali o największej energji. W' obie strony od 
tego miejsca energja zmniejsza się w sposób ciągły i wreszcie staje się nie- 
dostrzegalriie mała. Miejsce widma, gdzie znajduje się maksimum energji, 
jak r6wnież długość całej dostępnej obserwacji jego części, zależą od tem- 
peratury ciała promieniującego oraz od jego własności. Wogóle, gdy tem- 
peratura ciała jest niższą od czerwonego żaru, przy której pojawiają 
się pierwsze wdzialne promienie ciemnoczerwo
e, całe widmo znaj- 
duje się w części podczerwonej. Przy podwyższaniu temperatury za- ' 
 
chodzą zmiany następujące: I) we wszystkich częściach widma energja 
rośnie; 2) widmo wydłuża się w obie strony; 3) maksimum energji prze- 
suwa się wprawo, t. j. w kierunku mniejszych długości fali. ) 
Uczony niemiecki W i II y W i e n wykrył zadziwiające "prawo prze- 
sunięć" maksimum energji, które jednakże odnosi się tylko do określonego 
rodzaju ciał, zwanych "doskonale chłonqcemi" 1). Musimy teraz wspomnieć 
o ciałach fikcyjnych, które odegrały niemal pierwszorzędną rolę przy po- 


1) Mniej wła
ciwą wydaje się często używana w tym wypadku nazwa ciała 
"doskonale czarnego", kt6rej też używa autor. (Przyp. tłum.).
>>>
.. 


4° 


Energja promicnista 


[lU 


, ,1 
VI 


wstaniu nowej fizyki w początkach beżącego stulecia. Doskonale chłoną- 
cem nazywamy 'ciało, które pochlania wszystkie padające nań promienie, 
nie odbija zaś ani nie przepuszcza żadnych promieni. W temperaturze 
niższej od czerwonego żaru ciało doskonale ch10nące będzie oczywiście wy- 
dawać się zupełnie czarnem, w zwykłem sensie słowa. Jednakże w wyso- 
kich temperaturach (białego żaru), gdy ciało emituje całe widmo widzalne, 
jakoteż i promienie nadfiołkowe, będzie ono oślepiająco białem; pomimo 
to będzi,emy je nazywać doskonale chłonącem, jeżeli również w wysokiej 
tiemperaturze w dalszym ciągu pochłania wszystkie padające nań promienie. 
Jakkolwek brzmi to dziwnie, słońce różni się prawdopodobnie bardzo mało 
od ciała doskonale chłonącego 1), ponieważ należy wątpić, czy jakiekol- 
wiek promienie padające z zewnątrz na słońce, zostaną odeń odbite. Teorja 
wskazuje, że wszystkie doskonale chłonące ciała promieniują zupełnie jed- 
lA nakowo, t. j. w jednakowych temperaturach dają widma identyczne za- 
równo co do wielkości, jak i praw rozkładu energji. T ej zasadzie poświęco- 
no bardzo wiele prac zarówno teoretycznych, jak i doświadczalnych; jed- 
ną z ostatnich wykonał w 1921 [., nakrótko przed swoją śmiercią, wspom- 
niany już poprzednio R u b e n s. 
Prawo przesunięć maksimum energji w widmie ciała doskonale chło- 
nącego, wykryte przez W. W i e n a, polega naOnastępującem: długość fali 
energji maksymalnej, jest odwrotnie proporcjonalna do temperatury bez- 
względnej; jeśli liczbę 2880 podzielić przez temperaturę bezwzględną, 
wówczas otrzymamy długość fali maksimum energji, wyrażonej w jedno- 
stkach [L. Prawo to wskazuje, że dla wszystkich prawie ciał, które spo- 
tykamy na kuli ziemskiej, maksimum emitowanej energji znajduje się 
w podczerwonej części widma. Przy 1000 0 K (litera K oznacza bezwzględ- 
ną skalę temperatur w ten sposób, że tOK , tOC + 273,1), t. j. 7270 C, 
maksimum znajduje się dla dług
lci fali 3 (1" i dopiero przy 6000 0 K 
(57 2 7 0 C) jest ono w środku widma widzialnego, t. j. dla 0,5 (1'. Pro- 
mieniowane ciała doskonale chłonącego czyni .zadość jeszcze trzem pra- 
wom następującym. 
Prawo Stefana-Boltzmanna. CalkowiJ 
nergja_ '!VJ!f.ył,qna przez .ciał o 
doskon k.1C!nq( 
 !.
iJ: r.ąPPr
j9J1:aI11ie do ..cz'/lLarte' -potęgztemJ1.eJ:i.- 
tury bezw

.?ędnej,' (którą oznaczać.. będzie
y prz
z T):Ó
nacza' to, że 
jeŚl
 T l'ośiiie np. dwukrotnie, wówczas energja całkowita rośnie 16-krot- 
nie. Drugie prawo głosi: energja maksymalna w widmie ciała dosko- 
nale chłonącego rośnie propo;cionalnie do piątej pot{gi temperatury bez- 


1) Zestawienie będzie tem dziwniejsze, jeżeli, używając dawnego terminu, bę- 
dziemy m6wili o słońcu, jako ciele absolutnie czarnem. (Przyp. tłum.).
>>>
3] 


Wprowadzenie pojęcia kwantów. 


4 1 


wzgl d11;e j. tak więc rośnie ona np. 243 razy, gdy T rośnie trzy- 
k rotnie. Szczególnie ważnem jest prawo trzecie : promieniowani.ę- ciała _ 
4 kona le 'bJonące o 'est maks main. Tak więc wszyst k ie ciała niedo- 
skonale chłonące promIemUJą w tej samej temperaturze słabiej, aniżeli 
ciało doskpnale chłonące. Jednakże rozkład energji wzdłuż widma ciągłe- 
go ciała stałego lub ciekłego, lecz nie doskonale chłonącego, jest, ogÓlnie bio- 
rąc, analogiczny do rozkładu, który daje ciało doskonale chłonące: 
w pewnem miejscu widma mamy maksimum energji, która z obu stron 
ulega stopniowemu zmniejszeniu aż do wartości niedo
trzegalnie małych. 
Jednakże prawa W i e n a, S t e f a n a i innych tu się nie stosują. Jeśli 
rozkład energji w widmie jako funkcja długości fali da nam graficznie 
pewną krzywą, to dla ciała niedoskonale chłonącego znajdzie się ona 
niżej tej samej krzywej dla ciała doskonale chłonącego. Dla ciał nie- 
doskonale chłonących w niezbyt wysokich temperaturach maksimum 
energji znajduje się również w podczerwonej części. Wskutek tego tylko 
niewielka część całkowicie emitowanej, energji prżypada na część widzial- 
ną. Tak np., w zwykłej żarówce elektrycznej tylko 6% energji przy- 
pada na część widzialną, 94 % zaś na niewidzialną podczerwoną dziedzi- 
nę widma; w łuku Volty, nie bacząc na jego oślepiający blask, część wi- 
dzialna energji promienrstej stanowi tylko 10,4 % całkowItej energji emi- 
towanej. 



 3. Wprowadzenie pojęcia kwantów. 


Przejdziemy obecnie do zasadniczego zagadnienia 
ładu en
t 

w 'o/., i!!..1J.:li
 _c!qgłe.rn, , ciała doskonq.le 
hł.f!nącego. Zagadnienie to długo 
absorbowało umysły uczonych, 

!o zaś "ro

i,ązan prz
z 11. p l a n- 
ck a".w., 1900 r. \X'szystkie otaczające nas ciała nie są, jak wiadomo, do- 
skonale chlonącemi, gdyby zaś nawet ciała takie istniały, to wątpliwą jest 
rzeczą, czy możnaby je było wykryć, t. j. udowodnić, że dla wszystkich 
temperatur, od najniższych do najwyższych pochłaniają one energję promie- 
nistą wszystkich długości fali. Stale natomiast obserwujemy, że ciała od- 
bijają lub nawet przepuszczają ten lub inny rodzaj promieni. Okazuje 
się jednak, że możą-a l!

u:zn

 otrzytp.ać,,,strllmień. ,enęrgji promienistej. 

t6ry co do, sweg.? składu będziejdenwc
l}X.R;..
t!1!I?ieniem ep.,e};"gji pJ;"O- 
.!Ei
Q,istej, "eQ1itowanym przez ciałQ do
kQllał-f:, b
JJ.ilj:,:e,. przyczem iden- 
tyczność ta zachodzi dla wszystJkich temperatur. Sztuczne ciało dosko- 
nale chłonące zostało w praktyce urzeczywistnione po raz pierwszy 
w 1895 roku przez uczonych niemieckich W. W i e n a i L u mm e- 
r a. Istotną jego część stanowi puste walcowate naczynie z mate-
>>>
4 2 


Energja promienista 


[III 


rjału. który wytrzymuje silne ogrzanie (platyna, węgiel i t. p.). Wa- 
lec jest z obu stron zamknięty, lecz w jednej z jego podstaw znajduje się 
maleńki otworek. Cały walec ogrzewamy (zwykle prądem elektrycznym) 
do określonej temperatury T. Można teoretycznie udowodnić, że energja 
promienista, której strumień wydostaje się z wnętrza walca przez wspo- 
mniany otworek, jest właśnie owem żądanem promieniowaniem ciała do- 
skonale chłonącego. Rozkładając 6w strumień, otrzymujemy żądane widmo 
ciała doskonale chłonącego i .'lt1j
-,sPJ)
Qb_.jesteJmy w, 
tanie ..J)J.H
tt1Il Ć 

floświadczalnie "a,s."!}' obraz rpzkłacł-.u er:
rĘji w wiE:1!l
e iała dQ
 
le 
chłonącego. ZmIeniając temperaturę T walca, możemy otrzymać rozkład 
-';-idma. dla wszelkich możliwych temperatur. Tego rodzaju empiryczne 
badanie ciała doskonale chłonącego przeprowadzone było przez wielu 
uczonych, ostatnio zaś w 1921 roku szczególnie starannie przez R u- 
b e n s a. Tak więc, rozkład energji w widmie ciała doskonale chłonącego 
jest w tej chwili dokładnie znany, z mniejszą zaś nieco dokładnością 
był znany już w końcu ubiegłego stulecia. 
Olbrzymie jednak znaczenie teoretyczne praw emisji ciała doskonale 
chłonącego '!ostało wyjaśnione o wiele wcześniej przed skonstruowaniem ta- 
kiego ciała w 1895 r., i wielu uczonych, wychodząc z określonych założeń 
hipotetycznych, dotyczących mechanizmu promieniowana, usi1owało wy- 
prowadzić teoretycznie prawo emisji ciała doskonale chłonącego. Innemi 
słowy, st

!lSWJ ię ?-na.l
źć w..
!!r! k.t?ł.:y'b w raż' ł enc;r,gj;..promieniow.ił
 
jako funkCję dwu ,'Y"ie
koŚ-Ci:, długości fali i temperatury. Pierwszej próby 
'; tym "ki;runku dok


i W
 A. Mi c h e l s o n (
 Moskwie) w 1887 r. 
co stanowi jego bardzo dużą zasługę Zależność przez niego wyprowadzo- 
na nie odpowiada jednak rzeczywistości, gdyż nie czyniła zadość 
prawu W i e n a i S t e f a n a - B o l t Z m a n n a. Cały szereg wzorów, 
zaproponowanych przez innych uczonych, okazał się niezgodny z danemi 
doświadczenia. Dawały one zależność energji od długości fali i tempera- 
tury, różną od tej, którą daj'ą wspomniane metody doświadczalne. 
.B.oz'Y.tązanie zagadnienia podał M.. P l a n c k na posiedzeniu Nie_n:


 
kiego Towarzystwa Fizycznego 14 grudnia 1900 r. Jest to data po- 
'w.stani; nowej fizyki, 'fizyk( XX w., da,ta ow
tania ,?i

.i.a 
want
'I!:' 
iił:..I?-ych zwi'llil,
, Tch ,?-

1p .'poj
ć fizyc
nych, grających obecnie niemal 
najważniejszą rolę we wszystkich działach fizyki. Wspaniałą ewolucję 
fizyki mogło wywołać jedynie wprowadzenie zupełnie nowej idei w za- 
sadnicze motywy teoretycznego wywodu wzoru na rozkład energji w wi- 
dmie ciała doskonale chłonącego. Przechodzimy teraz do wyłożenia tego 
poglądu. Jakkolwiekbądź wyobrażano sobie mechanizm promieniowania 
przy wyprowadzeniu szukanej zależności, w każdym razie zakładano zgod-
>>>
3] 


Wprowadzenie pojęcia kwantów 


43 


nie, że energja promienista wysyłana jest przez określone "ośrodki promie- 
niowania", które znajdują się w dużej liczbie wewnątrz ciała emitującego. 
Ośrod.ki te nosza jeszcze n::lzw
 rad:atorów. O wen r;:l(liatorj}mi 


ły 
b Ć ąsteci
I
L,atom IUL e_e
troDY' co się zas tyczy samego mechanizmu 
przemiany dowolnej ormy cnergji - radiatorów w energję promienistą, to 
i tu można było stawiać różnego rodzaju hipotezy. Oczywiście wspo- 
mniane OŚlOdki emisji, jeśli padnie na nie z zewnątrz strumień energji pro- 
mienistej odpowiedniej długości fali (na którą ośrodki te są nastrojone) mo- 
gą odgrywać r6wnież rolę ośrodków pochłaniania, przyczem energja po- 
chłonięta ulega przemianie w jedną z możliwych form energji danego 
ośrodka. Jakkolwiek założenia hipotetyczne, będące podstawą wywodów 
teoretycznych badaczy, którzy przed P l a n c k'iem szukali wzoru emisji 
ciała doskonale chłonącego, były bardzo różnorodne, to jednak miały one 
wszystkie wspólny punkt wyjścia: zakładały one zgodnie. że ener 'a ro- 
mienista zostaje wysyłana i pochłaniana przę:z (!środki strum:eniem cią!{l- m. 
Lecz P l a -n c {. WD1.1.ł wlasme na nIeśI T'd;'an(.:'
n-la y o
m sI 
 
XUH e- 
ni one 7'1łożen;p ;es" nIep'
a
 ,,'7iwe, że energja p,r0l!l 

ni 
ta zostaje emito- I 
wana . pochłaniana nie strumieniem nieprzerwanym, lecz w ilościach zu- 
pelnie określonych, niejako poszczególnemi porcjami lub kroplami. Te 
-- 
· odrębne ilaści, które możnab anal ogic
pie nazwać atomami ełłergji
ro - 
miemsteJ nosze nazw 'l antO'lv. ,P óźniej P l a n c k z
 nił swą teo
 


kła,dając, ze
 e
;

g)a promiemsta ,zos
.::ł-i
 je dymuwiwF'ana pos


 e.
 


mTkwan,t
mil)ec
 .I?ochłaniana c
ągłym st!,umimiem. Ostatecznie.,. 
jednak odrzucił t - hi '1otezę. ,. . 
''''-P
.żekó;;;
y się p'órniej, że .
gf?4

lllt..emisii i abs?r
cji _ :.nergj,i .,g
(),- 
mieni.ste' s
atc.?,my i czqsteczki. Tak więc P l a n c k zafoży ł, że radiatorr 
;fsyłają i 'P'achł
niają energję p
'
tą 
dd
l eTńe m l k;; antami. Wy- 
chodząc z tego załozenia, wyprowadził teoretycznie wzór, który daje pra- 
wo rozkładu energji w widmie ciała doskonale chłonącego w dowolnej 
temperaturze. Nie będziemy tu podawać dość skomplikowanego, wzoru 
P l a n c k a, i oczywiście nie mamy możności wskazać metody jego wy- 
wodu, którego zrozumienie wymaga głębszej znajomości matematyki wyż- 
szej, termodynamiki, rachunku prawdopodobieństwa i t. d. Nietyle waż- 
nym jest dla nas sam wzó ile fakt, iż w Iraźa on -w J }osób niewc.tp!.i'!fJ 
łra'1f
 rokładu: enenÓi w widmie ciała dOJkonae c 'J ,onc.Ce!{? ,otrzy
ane 
OWIem zen wanOSCI energJ1 zgaozaJą SIę dokładme z danemi, które 
daje doświadczenie. \V 1920 r. N e r n s t powątpiewał w słuszność 
wzoru P l a n c k a dla dużych długości fali, t. j. dla dalekiej podczerwieni. 
Wykonany jednak w6wczas (1921) przez R u b e n s a nowy szereg do- 
świadczeń, kt6ry sięgał promieni o dl. f. 52,2 p. (prawie 5 oktaw od promie-
>>>
44 


Energja promienista 


[II 


ni czerwOliych wlewo), w obrębie temperatur od -IJooC do 15558oC, dał 
zupełną zgodność z wzorem P l a n c k a. Zasadnicza hipoteza, doty
ząca 
emisji i absorbcji energji promienistej poszczególnemi kwantami, otrzymała 
w ten sposób trwałą podstawę. ---- 
- 
Teorja P l a n c k a daje również wielkość kwantu w zależności od ro- 
łzaju promieniowania, t. j. jego położenia w widmie energji promienistei. 
Unikamy wogóle wywodów matematycZnych, tym razem jednak uczyni- 
my wyjątek ze względu na podstawowe znaczen,ie i dużą prostotę wymie- 
nionej zależności. Wprowadzimy też greckie symbole, których się tu po- 
wszechnie używa. Wielkości kwantu 'est ta ilość erze .. t kant 
uosabia t. '. ato lu cz
s
ecz _
 e nor zowo mit , ochlania. 
W mIenion, I osć e
e,rgp, lu
 l?P
Śc
ej kwant, b
d
iemIl

er

ć w
g

h 
roZQz. I, 
 5), oznaczać zaś przez ,;- € p l 
 n c.k zn
lazł, .że :wiel k ?i. ć 
kwant

l
ż.r o, rOt za JU pronlleniowania
 1. n;\
nowicie.. źe -kwan!. je
t 
proporcjonaln do cz
s


ci 
rgań, t. j. do liczby drgań na sekundę. 
-'rzekonI11
W-f ,się (n;zdz. }I,
 I), że,długość fali, jes,t o
,,:,rotniC: J?ropor - 
cjonalna 
o_c


tu
ci drgań; to też kwant j est odwrotn!
 ,proporcjWł-'!:.?!!Y 
do dłu ości fali. Kwanty rosną zatem w Wl .mle od lewej strony ku -. ra- 
we . dalekiej podczerwieni 'kwanty są bardzo małe; natomiast w promie- 
niach rontgenowskich, w promieniach gamma oraz kosmicznych są one. 
największe. ,O
naczmy częst()ść drgań przez v; wtedy E jest proporcjonalne 

. Sp 
łczynn 
k, proporcjonalt?ości 0:z:nl:c
aIl1
 p
zez h. Je s
.!

 ia
 
stała P l a n c k a, której należy się słusznie nazwa władczym współcze- 
...
 ,- ... 
"..
, '- 
snej 'izyk'i, ma ona bowiem ogromne znaczenie we ""wszystkich prawie jej 
łziaia
h. T ak więc piszemy 


€=hv. 


(I) 


Wartość liczbowa stałej h zależy tylko od wyboru jednostek, któremi 
mierzymy energję E; częstość y jest liczbą zupełnie określoną, ponieważ 
zgodziliśmy się na jednostkę czasu - sekundę. Z drugiej strony zgodnie 
z umową kwanty € mamy również mierzyć w ergach, wymiar h jest 
przeto zupełnie określony. Kwant jest w porównaniu z ergiem wielkością 
bardzo małą, zaś liczba 11 drgań elektromagnetycznych (na sek) jest 
naogół olbrzymia, nprz. 5.1014 w środkowej części widma widzialnego, 
4. 1019 dla skrajnych promieni rontgenowskich. Stąd wynika, że h musi 
być wielkością niezmiernie małą, a mianowicie: 


E (w ergach) = hv 
h = 6,54.10-27 = 6'
i- erg. sek. 
10 


ł 
I 
( 
J 


(2)
>>>
S 31 


Wprowadzenie pojęcia kwant6w 


45 


Tak więc, jeśli kwant wyrazić w ergach, zaś częstość y brać na sek, 
wtedy h równa się liczbie 6,54 podzielonej przez jedność z 27 zerami. 
Wielkość h nosi jeszcze z pewnych. ",zgl
dQw "nazwę kwantu działania 

. . , ....
 .;.;; _ .,.1 ,

_'- . - 
, w odróżnien{u od E, który jest kwantem energji. Dla 'zilustrowania wiel- 
gci lw;-ł'ł-t6; 'E, przyt.oczy
y- dwa pr
ykłady. Kwant energji promie- 
nistej, .odpowiadającej średniej części widma widzialnego (dl. f. 0,5 p,). 
wynosI 


10(0,5 p,) = 3,9'10- 12 = 3'?2 erg. 
ID 


Oznacza to, że .około 250.000 miljonów kwantów tego promienia posiada 
energję jednego erga. Gdyby istotnie promienie H e S s a (kosmiczne) miały 
dl. f. 0,5 X (rozdz. II, 
 I), wtedy kwant takiego promieniowania miałby 
energJę 


I 
10= -- era, 
50 000 b 


tak więc już 5 0 . 000 kwantów stan.owiłoby energję jednego erga. W ścisłym 
związku z zagadnieniem promieniowania i pochłaniania energji promieni- 
stej przez atomy znajduje się jeszcze inne bardzo doniosłe zagadnienie, 
o kt6rem podamy chwilowo parę uwag wstępnych, by później jeszcze doń 
powr6cić. Jeśli mianowicie emitujący radiator traci i pochłania energję- 
całkowitemi kwantami s, możnaby stąd wnioskować, że całkowity 
zas6b energji J tego ośrodka musi ,być całkowitą wielokrotnością s, t. j., 
że J może posiadać tylko znaczenia: 


J = o, S, 2 10 , 4 10 i t. d. 


(3) 


Rozumowanie to jest jednak błędne. Musimy bowiem założyć, że 
w pewnych wypadkach energja radiatora może również przybierać zna- 
czenia 


I 
J=-s, 
2 


I 
I -c, 
2 


I I I 
2 - s, 3 - s, 4 - S 
2 2 2 


t. d. 


(4) 


Wynika stąd w każdym razie doniosły wniosek: energja radiatora nie 
może przybierać zupełnie dowolnych, t. j. jakichkolwiek wart.ości, te ostat- 
nie są natomiast ściśle określone i stanowią ciąg wielkości, którego po- 
szczególne wyrazy różnią się od siebie o jeden kwant. Każdel11 u ,zasobowi 
energji odpowiada określony stan radiatora. Wniosek""-te
 mozna sfói-mu-. 
ł
wać jeszcze inaczej:' radiator 
ianowicie nie m0ż.e ist
ieĆ 
' do

l
ym
>>>
\Ą 


4 6 


Energja promienista 


[III 


stanie ener etycznym. Możliwym jest diań tylko pewien ści{!e określon.J! 

iąg oszczeg6[nych stalzó'.w. W każdym z tych stanów radiator moż
ać 
w
 ciągu' pe
;;
g
 oheślonego choćby bardzo krótkiego czasu, w pewnych 
zaś wypadkach też nieograniczenie długo. Z tego też powodu wymienione 
wyżej możliwe stany radiatora noszą jeszcze nazwę trwałych 1). W in- 
nych stanach, znajdujących się pomiędzy ustalonemi radiator istnieć nie 
może, Pojęcie oddzielnych stanów radiatora jest dla fizyki współczesnej 
charakterystyczne, znika z niej bowiem stopniowo pojęcie ciągłości. Już 
w starożytności spotykamy pogląd, że materja nie wypełnia całkowicie 
przestrzeni, lecz składa się z poszczególnych cząstek t. j. atomów. Ten sam 
pogląd znajdujemy następnie w nauce o elektryczności, gdzie wprowadza- 
my pojęcie elektronów i protonów. Szczególnie wyraźnie wreszcie występu- 
je ta idea w hipotezie kwantów energji promienistej, gdzie przyjmuje nową 
niespodziewaną postać zwłaszcza w pojęciu możliwych dla radiatora sta- 
nów trwałych. Doskonały zdawna znany przykład nieciągłości dają widma 
prążkowe, które rozpatrzymy w paragrafie następnym. To, co wyżej zo- 
stało wyłożone, można w następujący sposób uogólnić. Nazwijmv ukła- 
dem zespół złożony, lecz będący jednocześnie pewną całością, zbiorem w ten 
lub inny sposób związanych ze sobą elektronów i protonów. Przekonamy 
się w teorji budowy atomu, że przykładem takiego układu jest atom. W za- 
stosowaniu do "układu" podany wyżej nowy pogląd przybiera postać na- 
stępującą. Każdemu' możliwemu stanowi układu odpowiada zupełnie okre- 
ślony zasób energji tego układu. Wielkość tego zasobu nie może być zupeł- 
nie dowolna; poszczególne możliwe jego wartości tworzą ciąg oddziel- 
nych, ściśle określonych wielkości, które oznaczymy przez: 


J = lI, h, h, 14, h i t. d. 


(4,a) 


Niemożliwe są wartości leżące pomiędzy wymienionemi w ciągu do- 
wolnego skończonego czasu. Innemi słowy, w ciągu skończonego, choćby 
bardzo krótkiego cżasu, układ może znajdować się tylko w ściśle określo- 
nych, odntbnych stanach, które można nazwać trwałemi. W stanach po- 
średnich układ znaleźć się nie może; w ciągu choćby dowolnie krótkiego 
czasu może on przez te stany tylko przechodzić przy przejściu z jednego 
stanu możliwego w inny. Wartości (3) i (4) stanów energji radiatora 
są tylko poszczcgólnemi przypadkami ciągu (4,a), gdy wielkości h. h, 
]S, 14 i t. d. stanowią postęp arytmetyczny, w którym różnica wyrazów 
sąsiednich jest jednakowa i równa kwantowi c. 


1) Używa się też terminu stany stateczne. (Przyp. dum.).
>>>
4] 


Widma prążkowe i pasmowe 



 4. Wislma prążkowe i pasmowe. 


\'V 
 2 tego rozdziału mówiliśmy, że wi4ma.e1?is 'ne s '. prąż
o' 
'v:
 i.J?as
.owe. Widmom ciągłym poświęcone były 
 2 i 
 3. Przechodzimy 
obecnie do widm prążkowych i pasmowych. Oba te rodzaje widm wy- 
syłają. jak dla krótkości będziemy mówili, śu;iec, ce azy) pary. Wid.mo 
prąż
owe składa się z oddzielnych jasnych prązow, 'rozrzuconych w róż- 
nych C częśClach"'
idma; oczywiście barwa każdego' prążkawidzial- 
neg:;)' odpowiada -położeniu, które w widmie zajmuje, to znaczy jest 
identyczna z barwą tegoż miejsca w widmie ciągłem. L.

z.b
 P!"ą ż - 
k6w daneg
.świ.ec


&?, Ę,

,u lu
 pąry mo
e być ?ard
?,wielka' i sięgać 
wielu tysięcy, przyczem występować one mogą w podczerwonej, widzialnej 
.) 
adfiołkO'
ej części widma. Natężenie lub blask prążków tego samego 
widma jest różne, począwszy od najjaśniejszych, a skończywszy na ledwo 
widzialnych. Należy podkreślić, że wiele ciał obok widma prążko'Wego wy- 
syła również poszczególne odcinki widma ciągłego. Części te są przy tern 
rzeczywiście ciągłe, t. j. nie dają się w dalszym ciągu rozkładać na oddzielne 
bliskie siebie prążki, nawet przy silnej dyspersji, która, powiększając długość 
widma, rozsuwa tern samem poszczególne jego części i pozwala obserwować 
drobniej.sze szczegóły jego budowy. 

idma, asm
wp składaj, s
. 
 s

re
.ufas1l1 'ó

i


r.,?
o
ci, wystę
 
PUJącyc l w rożnych częscIach WI ma. Kazde pasmo posIada zazwyczaj 
wyraźną granicę z jednej strony, z drugiej natomiast-blask jego stopniowo 
słabnie do zera, nie może więc być mowy o okreŚlonym brzegu lub wogóle 
miejscu, gdzie się pa.smo kończy. Wyraźna granica pasma może się znajdo' 
wać zarówno z jego lewej jak i prawej 'strony. Pasma, o których mo- 
wa, nie są nigdy ciągłcmi; rozkładają się one przy dO'statecznie sil- 
nej dyspersji na dużą liczbę bardzo cienkich i bliskich siebie prążków. 
l,iczba, rozkład i względny blask prążków lub pasm są charakterystycz' 
ne dl
' danego 'emitującego gazu Tub pary. i;uw
życ jed
;k n;leży,iz 
ta 
anl., 

b
t-:i'iic'a dawa
' mo'i
cały' szew
 różnych widm, zalc::żnie od 
" -,._" 
rz cz n 
_!óra ,
misjo wL'YQ1
 . Przypomnijmy, że taką przyczyną 
jest zazwyczaj przejście-prądu elektrycznego przez gaz lub parę, do czego 
używa się zwykle rurki geisslerowskiej, łuku Volty lub wyładowania iskro- 
wego_ Emisja gazów i par może być wywołana i innemi sposobami; 
do tych należy fotoluminescencja, którą rozpatrzymy sZ,czegółowo później 
(rozdz. V). 

!
m T 9.2E9Jię.._ię. atomy. emi ują ':.'Ji4rY?a prążkowe, cząsteczki, za} - 
Jas,,!!o'f,!Ję. Nie dowodzI iOJedriak, aby gazy skł
daJącesę ż dwuato

wych 
cząs 'ecze nie mogły dawać widma prążkowego. Okazuje się przeciwnie, 
że np. wod6r, aLOt, tlęn, a więc gazy dwuatomowe, dają z łatwością wi- 


47 


\ 


v
>>>
4 8 


Energja promienista 


[III 


dma prążkowe. Tłumaczy się to tern, że przy prze/sClu elektryczności 
przez wymienion-e gazy następuje przedewszystkiem rozkład czqsteczki 

...-- . .., . 
na atomy, które też są następnie źródłem obserwowanej emisJi, da- 
jącej widmo prążkowe. Jeżeli jednak wspomniany rozkład dwu- lub 
wieloatomowych cząsteczek nie zachodzi, wtedy otrzymamy zawsze 
widma pasmowe. 
Bardzo ciekawym jest przypadek, wykryty stosunkowo niedawno, któ- 
ry jest jak gdyby odwrotnym do wyżej rozpatrzonego. W rozdz. II, 
 I 
mówiliśmy mianowicie o istnieniu gazów jednoatomowych, do których na- 
leżą gazy szlachetne oraz pary metali, przedewszystkiem - rtęci. Wska- 
zaliśmy tam również, że w pewnych jednoatomowych gazach, przede- 
wszystkiem zaś w helu i parach rtęci, tworzą się nietrwałe, t. j. 
szybko rozpadające się cząsteczki dwuatomowe. Obecnie łatwo zdać 
sobie sprawę, jaką drogą został ten niespodziewany fakt wykryty. 
Chodzi o to, że w widmach helu i rtęci, w pewnych ściśle określo- 
nych warunkach można zauważyć łącznie z licznemi prążkami również 
i poszczególne pasma, które też świadczą o obecności w tych naogół jed- 
noatomowych gazach cząsteczek złożonych. Dalsze badania wykazały, 
że mamy w tym wypadku do czynienia z dwuatomowemi cząsteczkami 
rtęci i helu. Okazało się następnie, że tego rodzaju dwuatomowe cząsteczki 
powstają również w parach sodu, potasu, cynku, kadmu i wapnia. We 
wszystkich tych wypadkach atomy, które wchodzą w skład cząsteczki, są 
bardzo słabo ze sobą związane, to też tory elektronów są mało zmienione. 
Dowodzi tego pozatern podobieństwo pomiędzy rozkładem pasm widma 
cząsteczkowego oraz prążków widma atomowego. Widma pasmowe 
świadczą również o istnieniu różnych związków nietrwałych, których nie 
można otrzymać metodami chemji. Należą tu związki wodorowe (wodor- 
ki) metali cynku, kadmu, rtęci, magnezu i wapnia, których cząsteczki 
składają się z jednego atomu wodoru i jednego atomu metalu. W 1928 r. 
na tej samej drodze wykryto związek wodorowy glinu oraz inne związki, 
np. związki dwu metali alkalicznych, związki talu z rtęcią, indu z kad- 
mem. ledynie widmom pasmowym zawdzi

?:a!llY wykrycie krótkotrwa- 
ł cb i niep!:zewidzianych przez chemję związM'Y. - 
Zajmiemy się obecnie widmami prążkowemi. Składają się one, jak iuż 
mówiliśmy, z licznych prążków rozrzuconych w podczerwonej, widzial- 
nej i nadfiołkowej częściach widma; każdemu prążkowi odpowiada ściśle 
określona częstość drgań. W ciągu dłuższego czasu usiłowano wykryć ja- 
kiekolwiek związki pomiędzy liczbami, wyrażającemi częstość drgań prąż- 
ków widma dowolnego pierwiastka. Osiągnął to po raz pierwszy B a l m e r, 
nauczyciel gimnazjalny w Bazylei, dla widma wodoru, w 1885 r. W czę-
>>>
4] 


Widma prążkowe i pasmowe. 


49 


ści widzialnej widma wodoru mamy tylko 5 prążków: czerwony, zielony, 
niebieski i dwa fiołkowe; oznacza się je zwykle przez u., 
, " 0, 8. Prócz 
widzialnych znajdujemy w widmie wodoru jeszcze liczne prążki w nad- 
fiolecie; ostatnio wykryto również stosunkowo niewielką ich ilość w pol, 
czerwieni. 
rupę,prążków"któ,re.są niewątpliwie ze sobą zw.iąza.ne pewną 

ależnością, nazywa się serjq prqżków. Zależność pomiędzy prążkami tej 
samej serji polega nietylko na związku czysto matematycznym częstości 
drgań, odpowiadających poszczególnym prążkom; prążki tej samej serji 
mają też pewne jednakowe własności. Tak np. wygląd prążków, a więc 
czy są wyraźne, czy też rozmyte, jest w serji identyczny; podobnie i inne 
własności prążków tej samej serji są jednakowe; będzie o tern mowa w roz- 
dziale omawiającym wpływ sł magnetycznych na emisję promieniowania. 
(Zjawisko Z e e m a n a, rozdz. XIV). 
Daw n
 
?u_zauważon,o, że 
e
n,e wid
1a .
kładają się z dwójek, t.. j. 
p;ą-żkó"w uJo*.
!}y.
h .,£ąral\1i.. Należą tu widma par metali alkalicznych. 
Jako przykład może służyć znany podwójny żółty prążek sodu. Stwier- 
dzono również, że pewne widma składają się z trójek, t. j. z grup o trzech 
prążkach. Należą tu np. pary ziem alkalicznych, magnezu, wapnia, cynku 
i in. W 
,
ą-
flXch la!ac? wykryt
 serje, składające się z grup pięciu, sied- 
miu .i 'Yi


z,
-ilis:z1:Jy ,prążków; tego rodzaju gru noszą nazwę multi- 
.1Ictó' , 
Dokładne zbadanie widm prążkowych różnych pierwiastków przy- 
czyniło się do powstania bardzo obszernego działu nauki o budowie 
widm, t. j. o podziale wszystkich prążków widmowych na serje oraz o za- 
leżnościach, którym prążki te podlegają. Ne będziemy się zatrzymywali 
nad tą ogromną dziedziną poczęści bardzo skomplikowanych faktów. 
Ograniczymy się jedynie do niewielu szczegółów, z któremi spotkamy się, 
przy omawianiu teorji budow'J' atomu. Tak więc wykryto przedewszyst- 
kiem, że w wielu widmach istnieje szereg niejako niezależnych od siebie s,e- 
ryj, z kt6rych trzy dają się obserwować stosunkowo łatwo, czwarta za
 
i piąta - w rzadkich tylko wypadkach i niewielkiej tylko liczbie prąż- 
k6w. Wszystkie te serje stanowią układ seryj; w wielu widmach znale- 
ziono parę takich układów seryj. Serje te mogą być pojedyńcze (składa- 
jące się z pojedyńczych prążków) lub dwójkowe, trójkowe i t. d. Nie 
będziemy się zatrzymywali tu oi:zywiście nad licznemi związkami, które 
zostały w tej dziedzinie wykryte. Zanotujemy tylko fakt bardzo zna- 
mienny. Każdą serję rozpoczyna t. zw. prążek czołowy, którym jest 
prążek najjaśniejszy (pojedyńczy, dwójkowy, trójkowy, zależnie od ro- 
dzaju serji). Od prążka czołowego serja ciągnie się zawsze z lewej ku 
prawej stronie, t. j. w kierunku malejących długości fali. Blask (natęże- 


Chwalsan. Fizyka W spółczesna. .. *
>>>
50 


Energja promienista 


[III 


nie emisji) prążków stopniowo słabnie, maleje również odległość prąż- 
ków sąsiednich. Prążki układają się coraz to gęściej, i wreszcie two-, 
rzą zakończenie serji, w kt6rem nie można już oddzielić jednego prążka od 
drugiego. Liczba prążków w zakończeniu serji jest w pewnym sensie nie- 
skończenie wielka. Zakończenie serji posiada zupełnie określoną granicę, 
położenie której, jak się przekonamy, może być teoretycznie zupełnie ści- 
śle wyznaczone, chociaż trudno byłoby wskazać je doświadczalnie. T ak 
więc każda serja posiada z obu stron zupełnie określone granice. 
Musimy poznać dokładnie widmo wodoru, mające ogromne znacze- 
nie w teorji budowy atomu. W widmie wodoru wykryto cztery serje 
prążków pojedyńczych. Pierwsza (nazwiemy ją później drugą) nosi na- 
zwę serji B a l m e r a, ku czci uczonego, który wykrył prawa rozkładu 
jej prążków (p. wyżej); należą do niej prążki widzialne, czerwony, zie- 
lony, niebieski i dwa fiołkowe, o których już wspominali
my. Prążek 
czerwony jest czołowym serji; jego dl. f. wynosi 6562,8 A. Wszystkie 
prążki, począwszy od szóstego, znajdują się już w nadfiolecie; do chwili 
obecnej udało się zaobserwować (poczęści w widmach gwiazd) pierw- 
sze 3I prążków serji B a l m era. Koniec serji znajduje się dla długo- 
o 
ści fali 3647,0 A. Godnem uwagi j1est to, że poza tym końcem ciągnie 
się jeszcze widmo ciągłe dalej ku prawej stronie. Słabnie ono stopniowo 
w ten sposób, że ustalenie dokładnego położenia jego końca jest niemo- 
żliwe; w przybliżeniu można stwierdzić, że widmo ciągłe ciągnie się do 
o 
długości fali 2000 A. Unikamy wzorów matematycznych, jednakże tym 
razem uczynimy wyjątek i podamy wzór na serję B a l m e r a, który 
natychmiast daje częstości 11 wszystkich prążków tej serji. Dajemy go 
w postaci nieco zmienionej, w jakiej stale się go obecnie stosuje. Sławny 
ten wzór ma mianowicie postać następującą: 


1I=R
 : -- 
2 f ł 
R = 3,29.1015 r 
k = 3, 4, 5, 6, 7 i t. d. J 


(5) 


We wzorze tym liczba R nazywa się stałą R y d b e r g a ku czci sław- 
nego uczonego szwedzkiego, który ogłosił wiele prac o prążkach widmo- 
wych. R rAJ e r g odkrył fakt zadziwiający, że ta sama stała R U;

 
dzi do wszy.s.thch wzorów, wyrażających częstość drgań prążków ser1!j 
di2:. o l n,ych widrnprążkowych. jeżeli zami'ast k p
dstawić kólejn o li
 
 
by 3, 4, 5, 6, 7 i t. d. do nieskortczoności, wówczas otrzymamy częstości 
drgań 11 wszystkich prążków serji B a l m e r a od czołowego prążka 
aż do końca. Dla k = 3 mamy:
>>>
4] 


Widma prążkowe i pasmowe. 


51 


v = R { : - ; } = ;6 R = 3
 ;3,29'I015, 


..,.-,- . "'" '!' -" .... """'" ..-t'\J .
 


Aby otrzymać długoscI należy pręd- 
kość światła, t. j. 3.1010 podzielić przez v, p. 
 I, wzór (I,a). W ten 
sposób otrzymamy zupełne dokładnie długość fali czołowego prążka 
(czerwonego) serji B a l m e r a, która wynosi 6562,8 A. Jeżeli podstawi- 
my k = 4, 'otrzymamy 


v = R I : - I
 ł = ;6 R = ;6 
3,29
I015, 


- .- 
stąd zaś znowu zupełnie dokładnie długość fali drugiego (zielonego) 
prążka tej samej serji, a mianowicie 4861,3 l Weźmy k = 5, wtedy 


t I J } 21 ' 
V = R --- = -
 ,R = 0,21=3,29'10 15 , 
1 2 
 IDO 
_ . lU. th.lJ 


mamy teraz długość fali trzeciego (niebieskiego) prążka serji B a l m e- 
r a - 4340.5 A, co jest zupełnie zgodne z danemi doświadczalnemi dla 
wodoru. Jeżeli we wzorze (5) weźmiemy kolejno k = 6, 7, 8, 9, i t. d., 
to otrzymamy częstości a więc i długości fali wszystkich następnych 
prążk6w serji B a l m era. Dla k nieskończenie wielkiego otrzymamy 
granicę serji, t. j. koniec jej "zakończenia". W tym wypadku drugi wyraz 
w nawiasie staje się zerem, pozostaje 


I I I 
V = - R =-'3,29=10 15 , 
4 4 


stąd zaś szukana długość fali wynosi 3647,0 A. Jest to właśnie teoretycz- 
ne wyznaczenie granicy serji, o którem wyżej była mowa, a którego do- 
świadczalnie dokładnie dokonać nie można. Wzór (5) dla pewnych wzglę- 
d6w, rozpatrzonych niżej, przepiszemy w postaci: 


V=Rt 2
 - 
2 } l 
R = 3,29'Id5 . j 
k - 3,4, 5,6,7 I t. d. 


(6) 


Druga serja prążków widma wodoru (którą byłoby właściwiej nazwać 
pierwszą, zaś serję B a l m e r a - drugą) znajduje się w dalekim nad- 
fiolecie. Częstości drgań jej prążków wyznacza wzór:
>>>
52 


Energja promienista 


[III 


v=R (1- 
2 ),' 
CO możemy analogicznie do (6) napisać w postaci 


v - R { 
_L ł 
- 1 2 k
 
R = 3,2,9"10 15 
k=2" 3.4,5,6 i t. d. 


l 
I 
f 
J 


(7) 


Dla k = 2 znajdujemy dla czołowego prążka serji 


( 
I 


_ { II } 3 _ 3 
v - R -- =-R--' 3,29=1015, 
1 2 2,2 4 4 


o 
stąd zaś długość jego fali wynosi 1215,7 A. Następnie k = 3, 4 i t. d. 
dają długości fali drugiego, trzeciego i t. d. prążków tej serji również 
zupełnie zgodnie z doświadczeniem. Zauważmy, że serja ta nosi nazwę 
głównej. Dla k nieskończenie wielkiego otrzymujemy y granicy tej serji 
I 
v = R = 3,29.1015 


o 
zaś na długość fali - 9II,75 A. Przekonamy się, że musi nim być skrajny 
(z prawej strony) prążek całego widma wodoru. Istotnie w naj dalszej 
części widma nadfiołkowego, którą zbadano do długości fali 136 A (rozd. 
III, 
 I) nie znaleziono an! jednego prążka wodoru. Trzecia serja wodoru 
znajduje się w podczerwi

hi; wzór jej jest następujący: 


v = R f ; -p ł = R t ;2 - ;2 ł 
k=4, 5,6,7,8 i t. d. 
Dla k = 4 mamy czołowy prążek tej serji, najdalszą od widma widzial- 
nego. W tym wypadku 


(8) 


v 


f I Ił 7 7 
R 9-
61 = 144 R= 144 .
,29'I015, 


zaś długość fali, wynosi 1,8751 p.; dla drugiego prążka (k = 5) znaj- 
dujemy długość_o fali 1,2817 p,. Te dwa prążki znalazł p a s c h e n (1908) 
i następnie jeszcze parę dalszych prążków B r a c k e t t (1922). Granica tej 
serji (k - ni -skończenie wielkie) znajduje się dla v = 1/9 R, odpowiada
>>>
4) 


Widma prążkowe i pasmowe 


53 


to długoki fali 0,8205 1-1', co już jest niezbyt dalekq od widma widzialnego. 
Wreszci.e, czwarta serja widma wodoru znajduje się w dalszej podczer- 
wieni, częstości prążków tej serji, zgodnie z teorją, daje wzór: 


y =R {

- 
d =R{ :2 - . id 1 
k = h 6, 7, 8, 9 i t. d. I 


(9) 


Dla k = 5 i k = 6 mamy czołowy prążek o fali 40,5 (L oraz drugi 
prążek dla 2,63 (L. Dwa te prążki wykrył dokładnie w miejscach prze- 
widzianych również B r a c k e t t (1922); granica tej serji. odpowiada 
v = 1116 R, t. j. znajduje się przy długości fali 1,459 (L. Rozpatrując wzory 
(6), (7), (8) i (9), widzimy że są one wszystkit jednego typu i stanowią wy- 
padki szczególne jedynego ogólnego wzoru:' 


Y=R{ :2 - ł:
 } I 
R = 3,29. 1015 l 
i = I, 2, 3, 4, 5 i t. d. I 
k = i + I, i + 2, i + 3,i + 4 i t. d. J 


(ID) 


Wzór powyższy wyraża cZęstość drgań wszystkich prążków wszyst- 
kich seryj widma wodoru. Serje różnią się liczbą całkowitą i, która dla 
danej serji jest stałą. Poszczególne prążki wyznacza liczba całkowita k, 
kt6ra musi być większa od i. Jeśli weźmiemy i = 5 i k = 6, 7, 8 i t. d 
lub i = 6 i k = 7, 8, 9 i t. d., wtedy otrzymamy piątą i szóstą serję wo- 
doru, które znajdują się w coraz dalszych czękiach podczerwieni. Łatwo 
zrozumieć, że granice wszystkich seryj mus;zą leżeć przy 


= -
 R =
 . 15 
Y' 2 '2 3,29 ID 
l l 
 
i = i, 2, 3, 4, 5 i t. d. 


(II) 


We wzorach (ID) i (II) otrzymujemy pierwszą t. j. nadfiołkową serję 
(powyżej mówiliśmy o niej jako o drugiej), jeżeli przyjąć i = I; serja 
B a l m e r a odpowiada liczbie i = 2; gdy i = 3, 4 i t. d. otrzymujemy 
r6żne serje podczerwone widma wodoru. . 
Rozpatrzone wyżej widmo wodoru, które jest widmem prążkowem, 
wysYIają atomy wodoru; oczywiście emisję tę poprzedzać musi rozkład, 
lub, jak się zwykle m6wi, dysocjacja cząsteczek dwuatomowych, z któ- 
rych się składa zwykły wodór. Okazuje się jednak, że w pewnych
>>>
54 


Energja promienista 


[III 


warunkach, gdy wzbudzający świecenie gazu prąd elektryczny jest bar- 
dzo słaby, można zauważyć w rurce geisslerowskiej inne jeszcze widma, 
zwane wielolinjowemi, emitowane, jak wykazały badania, niewątpliwie 
przez cząsteczki wodoru, które wskutek małego natężenia prądu elek- 
trycznego nie mogły ulec dysocjacji. Wiemy, że cząsteczki dają widma 
pasmowe, przyczem pasma składają się z licznych gęsto rozłożonych 
prążków. Dla cząsteczki wodoru wszystkie te prążki są jednak bardzo 
rozsunięte; każde pasmo wyradza się jakgdyby w układ rozsuniętych 
prążków, występujących w dużej liczbie, zwłaszcza w części widzialnej, 
w której atom daje tylko 5 prążków serji B a l m era. Prace wielu 
uczonych, rozpoczęte w 1912 r. i ogłaszane obficie w latach 1926 i 19 2 7, 
stwierdzają, że prążki widma cząsteczek wodoru mogą być połączone 
w grupy, z których każda jest jak gdyby rozsuniętem pasmem, przyczem 
prążki każdej grupy podlegają zupełnie innym prawom, niż te, które 
są objęte wzorem (ID). Zostały one wykryte jeszcze w 1886 r. przez 
D e s l a n d r e s'a dla prążków, wchodzących w skład pasm typowych 
widm pasmowych. W ten sposób wielolin jowe widmo wodoru jest nie- 
wątpliwie zwyrodniałem widmem pasmowem. 



 5. Widma prąŻkowe i pasmowe (c. d.). 


Prócz rozpatrzonego wyżej szczegółowo widma wodoru, musimy je- 
szcze omówić bardzo interesujące widmo helu, którego znajomość będzie 
nam później potrzebna. Odróżniamy trzy rodzaje widma helu. Pierwsze 
otrzymujemy, gdy przez hel przechodzi wyładowanie iskrowe, np. cewki 
indukcy;nej. Otrzymywane wówczas widmo jest, co do swego ogólnego 
charakteru, bardzo zbliżone do widma wodoru, wszystkie jego serje wy- 
znacza wzór (ID) z tą jednak różnicą, że zamiast sp6łczynnika R mamy 
4 R, i że stała R jest dla helu nieco większa, niż dla wodoru, a mianowicie 


R (hel) 
R(wo dór) = 1,0004 1 


(rr,a) 


Różnica jest niewielka i wynosi 0,04 %; przekonamy się jednak, jak waż- 
ną rolę odegrała ta liczba w początkach powstama nowej teorji budo- 
wy atomu (1914). Drugie widmo, otrzymyw:ane zapomocą płonącego 
w helu łuku Volty składa się jakgdyby z dwu nałożonych na siebie 
widm, z których jedno zawiera prążki pojedyńcze, drugie zaś - 
dwójkowe. W każdem z nich stwierdzono serje widmowe. Przeko-
>>>
S 5] 


Widma prążkowe i pasmowe 


ss 


namy się później, że widmo tego samego atomu me może składać 
się z seryj, z których jedne zawierałyby prążki pojedyńcze lub trój- 
kowe, drugie zaś - dwójkowe. Drugie widmo (łukowe) jest nie- 
wątpliwie emitowane _przez _ at?my, 
elu, 

óI:e n
 1l1
gły JJrzem

nie. 
zwanej jonizacjq. onizac.a ole a na tern że atom -helu traci 'eden 
e ,)r 'on; zJ;';"isko to rozpatrzymy pozmej dokła nie. Drugie widmo 
otrzymujemy niewątpliwie od atomów zwykłego, niezmienionego helu. 
Obecność pojedyńczych i dwójkowych seryj wskazuje, że hel składa się 
z dwu gatunków atomów, mających zupełnie jednakowy ciężar atomo 
wy 4; nie są one więc w każdym razie przykładem izotopów, którym bę- 
dzie poświęcona część rozdz. XI. Wspomniane dwa gatunki helu noszą na- 
zw r helu i Dr o u" pierwszy d
J'e ;id

, składające się z prążków 
pojedyńczych, drugi zaś z dwójkowych. Różnią się one niewątpliwie 
wewnętrzną budową swych atomów, rozkładem mianowicie tych czę- 
ści, z których owe atomy są zbudowane. Nie możemy jednak dotych- 
czas wymienić dokładnie istoty owej różnicy, najbardziej jednak przy- 
jętą hipotczę rozpatrzymy później. Trzecie widmo helu, wielolinjowe, 
zostało wykryte w 1913 r. Wysyłają je niewątpliwie dwuatomowe czqstecz- 
ki helu, powstające z atomów, z których każdy pod wpływem silnych wy- 
ładowań elektrycznych stracił jeden elektron. Cząsteczki te tworzą się 
prawdopodobnie ciągle, lecz wskutek swej nietrwałości rozpadają się 
szybko na atomy. Widmo wielolinjowe zbliża się pod względem wyglądu 
zewnętrznego do widm pasmowych bardziej, niż analogiczne widnIo 'wo- 
doru. Zawiera ono grupy prążków, przypominające pasmo o mniej 'o'.it;:ccj 
wyraźnych głowicach. 
,_Co_si
"W

y.,.inpych_ pierwi
stków (ga.zów lub par),. ograniczymy si
 
do jednej doniosłej uwagi. W ostatnich latach, stwierdzopo mianowicie, 
że pierwiastki dawać mogły cały szereg, czasami do siedmir", widm prqżko- 
wych, odpowiadających różnym możliwym stanom jonizacji atomu (p 
riizeJ. Pierwszy tego rodz'aju przykład wykryto w 1923 r., najwięcej 
zaś, począwszy od 1926 r. Poszczególne te widma oznacza się obecnie cy- 
frami rzymskiemi umieszczonemi obok symbolów literowych. (rozdz. II, 

 2, tabl. 2). Cyfra I odnosi się przy tern do atomu normalnego, cyfry 
II, III i t. d. do atomów, które uległy przemianom jonizacyjnym: rosnąca 
liczba rzymska wskazuje rosnący stopień tej przemiany. Widmo normal- 
ne (I) otrzymuje się w łuku Volty i nosi z tego powodu nazwę widma 
łukowego; pozostałe (II, .III i t. d.) występuje w wyładowaniach iskro- 
wych, noszą one też Z tego powodu nazwę widm iskrowych. Widmem 
łukowem helu (He) jest właśnie He I, iskrowem zaś - He II. 
W 1923 r. P a s c h e n wykrył widma glinu Al II i Al III, magnezu
>>>
56 


Energja promienista 


[IIL 


Mg II i chloru CI II. Następnie znaleziono np. widma krzemu do 
Si IV, węgla do C IV, magnezu do Mg IV, tlenu do O III azotu do N III, 
cyrkonu do Zr IV, miedzi Cu II, żelaza do Fe III, ołowiu do Pb IV, 
manganu do Mn VII, chromu do Cr V, potasu do K IV, arsenu do As V, 
cyny do Sn V i t. d. Widzimy stąd, że 

żde.m. Y pi
rw
a1it ko
i odp o- 
cw
aą
_.cał T szereK.,w

m-2!::;ł

o
ych zgoł
 
'ebie nieI?f,)p 
c.h:. Do 
zaga nień tych Jeszcze wrócimy. 
Obecnie przejdziemy do bardzo doniosłego dla późniejszych rozważań 
zagadnien\a zależności ogólnego charakteru widma prążkowego pier- 
wiastka od jego miejsca w układzie perjodycznym M e n d e l e j e w a 
(rozdz. II, 
 I, tab!. I i 2). Mówiliśmy już, że wszystkie widma pier- 
wiastków mogą być tylko dwu rodzajów: albo wszystkie serje danego 
widma składają się z dwójek, albo tcż poszczególne serje mogą się skła- 
dać z prążków pojedyńczych, inne zaś z trójek; natomiast nie jest rzeczą 
możliwą, aby w tern samem widmie jedne serje składały się z dwójek. inne 
zaś z prążków pojedyńczych lub trójek. Od czasu wykrycia multipletów 
można tę zasadę sformułować ogólniej. Zapoczątkowane w 1922 r. ba- 
dania wykazały, że wszystkie se,.je muszq składać się z prqżków parzy- 
stej, bqdź nieparzystej wielokrotnoki. Tak więc w danem widmie po- 
szczególne serje mogą się np. składać z dwójek, inne z czwórek, dalsze 
z szóstek, w innem zaś widmie jedne z nich mogą zawierać prążki po- 
jedyńcze, drugie - trójkowe, trzecie - piątkowe i t. d. PJ; 
jFY
 
si 
J;a
 lięv M_ep.9- ,ę-l.
 . w a. 9
az
'e 

 ż, 
qslystle.i
JPii1:slei.Jfj 
samej kolumny da' . widma tJf.1
o samego tl,P.!!:..!. j. b.ąclź pierw
zego (parzy- 
ste), 'bą4
' £'e
, ,J
giigo (nieparzyste '.gr1!PY pr.ct.#ków). 
 T d b e q; 
i .; ') I r f e l d Wykr li sław11ą zasade _ nas.t czości, ktora o-łosi: 
-. "'
. 
. - .. . "o 
 . 
-... 
eżeli w kolumnach ukła£ u perjodycznego przesuwac się w kierunku rosnq- 
cyc numero'
 1e
 u'mn, wo-ivtzas oba '£ypy widm--;;;;astępitfq po sobi n k
 -łej- 
11.0, Jeżeli w pierwiastkach jednej z kolu'
n układu p
rjodycznego ma
y 
serje widmowe z prążkami o parzystej wielokrotności, wtedy serje widm 
pierwiastków dwu grup z obu 
tron sąsiadujących będą zawierały prążki 
o nieparzystej wielokrotności. O
azuje się następnie, że największa moż- 
,liwa wielokrotp.ość prążków widmowych, a więc i'całkowita liczb
- 

.. --;... .yo-....- . .----... 
liw"}'ch wielokr(
tności rośn.ie stopniowo w kierunku od lewej ku praw!l , 
stronie 
f-blicy ,M,ę n d e I e j e w a, t. j. od metali __a)kalicznych do
:w 
szlach,etnych, przy tern rośnie o jedność przy przejściu od j'ednej kolumny do 
sąsiedniej prawej. Wiąże się z tern rosnąca kOV'lplikacja widma prążko- 
wego przy przesuwaniu się w prawo 'Od jednej kolumny t:J.blicy M e n d e- 
l e j e wado następnej. Widma pierwszych dwu kolumn są stosunkowo pro- 
ste, lecz wi'dma ostatnich składają się z bardzo dużej ilości prążków.
>>>
I 



 5] 


W'idma prążkowe i pasmowe 


57 


Do r. 1922 udało się wykryć serje prążków prawie wyłącznie w pierwiast- 
kach trzech pierwszych kolumn. Jest rzeczą możliwą, że już w niedalekiej 
przyszłości widma w'zystkich pierwiastków będą zbadane ,zupełnie do- 
kładnie, t, j. wszystkie ich prążki zostaną posegregowane według łączących 
serjt związków. Przegląd poszczególnych kolumn daje następującą charak- 
terystykę widm. Eierwszą kolu

a" p1etale alkaliczne: wszystkie serjt; skla- 
dają się z dwójek. Druga koluIpna, metale zięm alkalicznych: jednę ,z sęryj 
składają się z p:.-ążk6-w. pojedyńczych, inne Z trójkowych. TIze
ia kolumna: 
serje dW6j
k i czwórek. Czwarta: serje plążków pojedyńcrycn, trójkowych 
i piątkowych: W piątej muszą się znaleźć serje dwójek czwórek i s.z6stek. 
Zasad
 została wyjaśniona, możemy się przeto na tych przykłado:tch za- 
trzymać 
Mówiliśmy już o widmach tego samego pierwiastka, które oznaczamy 
cyframi I, II, III i t. d. Z pośród nich widmo I należy do atomu normalne- 
go, którego struktura pozostała bez zmiany; otrzymujemy je w rurce 
geisslerowskiej lub pod wpływem łuku Volty płonącego w danym gazie 
lub parze. Widma wyższego rzędu II, III i t. d. otrzymujemy podczas 
wyładowań iskrowych w tych pierwiastkach, gdy wyładowania te sta- 
ją się stopniowo coraz silniejsze. Wspominaliśmy już, aczkolwiek za- 
gadnienie budowy atomu będzie rozpatrzone w rozdz. IV, że drugie 
widmo otrzymujemy, gdy atom stracił jeden elektron. Możemy tu dodać, 
że widma II, III, IV i t. d. otrzymujemy, jeżeli od atomu oderwać I, 
2, 3 i t. d. elektronów. Możemy obecnie przejść do bardzo doniosłej za- 
sady przesunięć, wykrytej prz'ez K o s s e 1 a i S o m m e r f e l d a 
w 1919 roku; obecne, o wiele ogólniejsze sformułowanie tej zasa- 
dy jest następujące: rz każqq'(azowem 7rz.ejściz, 'W,. (z.eJ;egu. widm 
I, II, lU 1- IV) t,. d. od jednego _widma do następnego charakter jego ule- 
ga niejako przęsunięriu. Q jedno miejsce.wlewo w. szc:regu grup tablicy 
M e n d e l e' wa. Tak nprz. widmo II metali ziem alkalicznych jest 
podobnc do widma I metali alkalicznych, t. j. składa się już nie z seryj po. 
jedyńczych prążk6w i trójek, lecz zawiera wyłącznie serje dwójek. To samo 
dotyczy widm III pierwiastków trzeciej kolumny, widm IV-czwartej ko- 
lumny i t. d. Widmo IV pierwiastka szóstej kolumny (np. chromu; prążki 
nieparzystej wielokrotności) składa się z dwójek i czwórek. Gdy przy po- 
większeniu natężenia iskry i kolejnem przesuwaniu sę w ciągu liczb I, II, 
III i t, d. widmo dojdzie do typu meta
i a!kalicznych, wów.-:zas sąsiadem je- 
go z lewej strony okażą się gazy szlachetne. Mamy tu jaskrawą zmianę cha- 
rakteru widma, bowiem z najprostszego zmienia się ono w najbardziej 
złożone. Istotnie już w 1894 r. zauważono, że sód i potas pod wpływem 
silnych wyładowań iskrowych dają widmo wielolinjowe podobne do
>>>
58 


Energja promienista 


[III 


widm gazów szlachetnych. Począwszy od 1922 r. stwierdzono fakt ana- 
logiczny dla dwu innych metali alkalicznych - rubidu i cezu. 
Na początku 
 4 mówiliśmy o ogólnym wyglądzie widm pasmowych, 
wspominaliśmy też, że źródłem ich emisji są cząsteczki. Na fig. 2 mamy 
jedną z grup t. zw. pasm cyanowych, kt6re obserwujemy w łuku Volty 
pomiędzy elektrodami węglowemi. Widzimy tu grupę pięciu pasm; dłu- 
gość fali krawędzi tych pasm 'została podana w angstromach. Cała grupa 
znajduje się w nadfiolecie; krawędzie pasm zwrócone są w stronę rosną- 
cych fal, t. j. ku widzialnej części widma. Uczony francuski D e s l a n- 



- 


-=----
t
 


3 88 4 


3 8 7 2 


3862 ,855 3850 


Fig. 2 
d r e s wykrył w 1885 r. za:;adnicze prawa, którym czynią zadość prążki, 
zawarte, jak widzieliśmy, w widmie pasmowem. Ustalił on przedewszyst- 
bem, że wszystkie prążki danego pasma można rozłożyć na pewne 
szereg: ltlb serje prążków, które są jakby nałożone Jedne na drugie i biorą 
ws
ystkie początek w jedncm lLiejscu, a mianowicie w pobliżu krawędzi pa- 
sma. W miarę posuwania się od krawędzi, prążki tej samej serji rozsuwają 
się coraz b,.rdLiej, przyczem różnica częstości drgań dnu prążków są- 
siednich rośnie w postępie arytmetycznym. Wszystkie serje prążków tego 
samego pasma mają jednakową różnicę częstości prążków sąsiednich; na- 
tomiast serje rozmaitych pasm tego samego widma mają rozmaite różnice 
częstości drgań. Stąd wynika, że częstość drgań 'I prążków tej samej serji 
wyraża wzór postaci 


\I = a + bm 2 , 


(u) 


gdzie a i b są dla danej serji Jiczbami stałemi; m - liczba porządkowa 
1,2, 3,4 i t. d. prążków, licząc od początku serji, t. j. od krawędzi pasma. 
Z powyższego widać, że spółczynnik b jest prawie jednakowy dla 
wszystkich seryj tego samego pasma. Gdy mamy grupę pasm, wtedy ich 
krawędzie w kierunku do wewnątrz pasma, (t. j. od lewej ku prawej stro- 
nie na fig. 2) stopniowo się zbliżają do siebie. Pasma zbliżają się ku sobie 
więc w kierunku, w którym ich prążki się rozsuwa ją. Częstości \I dla kra- 
wędzi grupy pasm czynią zadość równaniu postaci (u), t. j.
>>>
5] 


Widma prążkowe i pasmowe 


59 


y = A + Bp2 


(I3) 


A i B są tu liczbami stałemi, p - liczbą porządkową I, 2, 3, 4, i t. d. 
pasma w danej ich grupie we wskazanej kolejności. 
Na zakończenie wspomnijmy jeszcze o widmach pochłanianił i prawie 
Kir c h h o f f a. Widma pochłaniania otrzymujemy, gdy prgmienie 
d?-jące widmo ciągI'e,. cholb y niezbyt. obszerne i położone w dowolnym 
odcinku widma, przepuścimy pI.:zez 
arstwę danego ciała. Ww{ęk- 
SZOŚCL wypadków objektem badania jest tu ciało pochłaniające; chodzi bo- 
wiem o wyznaczenie, jakie promienie ciało pochłania, co może służyć cenną 
wskazówką, dotyczącą wewnętrznej jego budowy. Temperatura ciała ba- 
danego musi być przy tern niezbyt wysoka. Czasami natomiast chodzi 
gł6wnie o zbadanie własności użytych promieni, co zwłaszcza dotyczy 
promieni o najkrótszej fali, t. j. promieni rontgenowskich, gamma i pro- 
mieni kosmicznych H e s s a. Własności tych promieni, zwłaszcza zaś dwóch 
ostanich nie są je-szcze dokładnie zbadane i z tego powodu charaktery- 
stycznepochłanianie tych promieni przez różne ciała może być ich bardzo 
istotną cechą. Oczywiście można przy tern otrzymać również pewne wska- 
z6wki, dctyczące ciała pochłaniającego, 
Badania polegają w tym wypadku na stwierdzeniu składu i natężenia 
promieni przed i po przejściu przez dane ciało. Zwykłe widmo pochła- 
niania jest widmem ciągłem, na tle którego brak pochłoniętych przez 
ciało badane promieni. Widmo pochłaniania może być ciągłe, prążkowe 
i p:,s,no\oTC', w tym ostatnim przypadku przy dostatecznie silnej dyspersji 
promienie pasma rozkładają się na oddzielne prążki. 
C9 się tyczy znanego ogólnie prawa Kir c h h o f f a, uzupełnimy pa- 
roma słowy zwykł T tekst, podawany w elementarnych podręcznikach 
fizyki. ,- , 
Zauważmy przedewszystkiem, że odnosi się ono tylko do promienio- 
'l£!ania cieplnego, t. j. takiego, które zostało wywołane wyłącznie przez 
energję cieplną ciała i jest funkcją jego temperatury. Nie stosuje się na- 
tomiast do t. zw. luminescencji, pr
y której światło widzialne emitowa- 
ne ie
!.. J?

 0.9powieqłEe$.? ",_wzro
tu. te
p.
ra.
ury pp. yr temperatu
ze 
zwykłej lub nawet bardzo niskiei
 Należą tu znane powszechnie zjawisk) 
rosTor

cencji.l fluorescencji, świecenie pewnych ciał przy stosunkowo 
słarem cgrzaniu (termoluminescencja), przy krystalizacji, przy tarciu 
i łamaniu (cukier), podczas pewnych reakcyj chemicznych, przy przej- 
ściu prądu elektrycznego przez gazy rozrzedzone; należy tu również 
świecenie pewnych organizm6w zwierzęcych i roślinnych. 
Prawo Kir c h h o f f a w stosunkowo prostern sformułowaniu brzmi:
>>>
60 


Energja promienista 


[III 


Każde ciało pochlania w danej temperaturze między innemi i te romi!?- 

e, -ktore__samo w teFtemperaturze emit;;j
. Twi
rdzenie 
dwrotne ni; 
jest słuszne; nie Jest bowiem prawdą, że ciaio pochłania tylko te promienie, 
które wysyła. Wystarczy wskazać na to, że otaczają nas ciała nieprze- 
zroczyste, t. j. pochłaniające wszystkie promienie widzialne, które jednak 
nie są przez nie emitowane; natomiast promienie, które ciało wysyła są 
napewno pochłaniane. 
Chwilowo poprzestaniemy na powyższych uwagach, dotyczących ener- 
gji promienistej; do wielu odnoszących się tu nowych zagadnień jeszcze po- 
wrócimy. Przedewszystkiem należy tu zagadnienie mechanizmu promie- 
niowania i pochłaniania, następnie promienie R o n t g e n a, promieni
 
gamma i promienie kosmiczne H e s s a, tu również należy zagadnienie 
wpływu sił elektrycznych i magnetycznych na promieniowanie, satelity 
prążków widmowych i wreszcie - kwantowa teorja światła.
>>>
ROZDZIAŁ IV. 


BUDOWA ATOMU I POWSTAWANIE WIDM. 



 1. Zarys historyczny. 


Rozdział ten będzie poświęcony jednemu z najważniejszych zagadnień 
fizyki współczesnej, zagadnieniu, które powstało i w całości rozwinęło 
się w XX wieku. Głównym bodźcem rozwoju nowej teorji były ogłoszone 
w 1913 r. prace uczonego duńskiego N i e l s a B o.hJ,
' Oddawna zostało 
stwierdzone, że materja naogół skład
 SIę z cząsteczek, cząsteczki zaś 
z atomów. Szczegóły tej budowy materji badane były w ciągu stu lat, 
przy tern prawie wyłącznie przez chemję. Dopiero w bieżącem stuleciu, 
nauka uczyniła krok dalszy, stawiając zagadnienia budowy atomu, przy- 
czem, co jest szczególnie charakterystyczne, cała ta praca została wyko- 
nana przez fizykę. Oddawna już £izyka wykryła i zbadała przynajmniej 
częściowo najrozmaitsze zjawiska, które prowadzą do zagadnienia budowy 
atomu, następnie zaś zagadnienie to rozwiązała; fizyka również wykryła 
wszystkie konsekwencje, do których nowa teorja atomu prowadzi. Po- 
zwoliło to wytłumaczyć wiele faktów i zjaWlisk, które do tego czasu były 
zagadką i nie dawały się ułożyć w schemat jakiejkolwiek logicznie zbudo- 
war.ej teorji. 
Nie będziemy się zatrzymywać nad częściowo już oddawna zbadanemi 
zjawiskami i faktami, które, jak mówiliśmy, skierowały twórczą myśl 
naukową do zagadnienia. budowy atomów pierwiastk6w chemicznych. 
Zjawiska te zgodnie wskazywały, że atomy zawierają ładunki elektryczne. 
Jako zjawisko najbardziej znane należy tu wymienić elektrolizę, t. j. po- 
wstawanie reakcyj chemicznych głównie w roztworach kwasów, zasad 
i soli, gdy zostają one włączone w obwód prądu elektrycznego. Było więc 
rzeczą niewątpliwą, że wewnątrz ciała elektrolitu) posuwają się w kierun- 
ku elektrod cząsteczki lub atomy (jony), przyczem jedne z nich są nośni- 
kami elektronów, drugie zaś są naelektryzowane dodatnio, lub, jak obec- 
nie mówimy, straciły elektrony (p. rozdz. II, 
 4). Należy tu wiele, 
poczęści również już oddawna zbadanych przypadków jonizacji .gazów,
>>>
.(;2 


Budowa atomu i powstawanie widm 


[Iv 


, 
przy której odrywają się od cząsteczek lub atomów gazu swobodne elek- 
tror.y, P!'zyczem atomy zostają w postaci dodatnio naelektryzowanych 
jonów. Wiadomo, że jedną z pierwszych własności promieni rontgenow- 
5kich, stwierdzonych przez ich odkrywcę, było zjawisko jonizacji gazów, 
przez które promienie te przechodzą. Wreszcie do wniosku o obecności 
ładunków elektrycznych wewnątrz atomów doprowadziły również no- 
woodkryte ciała promieniotwórcze, wysyłające strumienie bardzo szybko 
biegnących elektr'Onów (promienie beta) oraz cząstek alfa, dodatnio na- 
elektryzowanych, a więc takich, które, jak obecnie wiemy, utraciły każda 
po dwa elektrony. 
Zespół wymienionych zjawisk oraz jeszcze innych, jak np. foto- 
elektrycznych (p. rozdz. VIII), przekonał badaczy, że atomy pierwiast- 
ków chemicznych mają budowę złożoną, i nie są jednolitemi kuleczkami, 
za które je dawniej uważano. Powstało przekonanie, że atomy zawierają 
ładunki elektryczne, między innemi w postaci elektronów. Wiele róż- 
nych h
P'Otez z biegiem czasu tłumaczyło bud'Owę atomów, lub, jak się 
zwykle mówi, proponowan'O wiele "modeli atomu". Przyjrzyjmy się 
trzem model'Om podanym w bieżącem stuleciu, przed 1913 r. Pierwszy 
z nich zawdzięczamy lordowi K e l v i n o w i (W i II i a m T h o m- 
s o n, 1902), który przyjął, że atom ma kształt kuli, jednolicie wypełnio- 
nej elektrycznością dodatnią, wewnątrz której znajduje się liczba elek- 
tronów równoważna ładunkowi samej kuli, tak że w punktach od- 
dalonych 'Od powierzchni kuli będzie 'Ona elektrycznie obojętna. Model 
lorda K e l v i n a został później szczegółowo opracowany przez uczonego 
angielskiego J. J. T h o m s o n a (19 I O); ci es rył się on pTZez czał dłuższy 
dużem powodze
,iem. J. J. T h o m s o n zbadał warunki równowagi grup 
o różnej liczbie elektronów wewnątrz dodatniej kuli o wymiarach atomu, 
t. j. rządu 10- 8 cm. Przypuszczał on, że energja promienista emitowa- 
na jest plzez drgające wewnątrz kuli elektrony. Między innerni, J. J. 
T h o m s o n znalazł, że liczba elektronów w jego modelu musi w przybli- 
żeniu równać się połowie ciężaru atomowego pierwiastka. Jednakże mo'- 
del 
en nie mógł wytłumaczyć związków ilościowych, ujawniających się 
w vidmach, np. najprostszego wzoru B a l m e r a dla wodoru (rozdz. III, 

 4, wzór 6). Szereg dalszych badań doprowadZJi.ł uczonego angielskiego E. 
R u t h e r f o r d a (1912) do noweg'O modelu atomu. Według R u t h e r- 
f o r d a, atom składa się z jądra elektryczności dodatniej, dokoła którego 
krqżą elektrony, analogicznie do obrotu planet dookoła słońca. Wymiary 
jqdra są bardzo male (rzędu 10- 12 cm), lecz w nim skupiona jest cała masa 
atomu. Ładunek jądra jest równoważny ładunkowi wszystkich krążących 
dokoła r..iego elektronów. Uczony holenderski Van d e r B r o e k pier-
>>>
d 


Zarys historyczny 


63 


wszy założył, że liczba elektronów, krążących dookoła jądra atomu, 
musi równać się liczbie porządkowej pierwiastka Z (rozdz. II, 
 2, tabI. 
I i 2). Zwróćmy uwagę, że model R u t h e r f o r d a nie może wytłu- 
maczyć powstawania pojedyńczych i bardzo wyraźnych, t. j. cienkich 
prążków widmowych. 
W 1913 r. ukazały się trzy prace B o h r a, zawierające nową teorję 
budowy atomu, i od 
l 

v.:: gid_atuje się nowa era w dziejach fizyki. Od- 
tąd, jak się później przekonamy, teorja blidowy atomu oraz teorja po- 
wstawania widm stanowią nierozdżielną całość. Teorja B o h r a z 1913 r. 
UIegIaz bi
gi

 czasu różnorodnym przeobrażeniom; należało nawet zre- 
zygnować z pewnych zasadniczych jej cech. Pożyteczne jednak będzie 
wyłożyć teorję B O h r a w jej postaci pierwotnej (1913), tembardziej, że by- ' 
ła ona unkteW-F"yjśc,iil_91a:ry1 ? s e t e,y'a w nieśmiertelnej pracy"dotyczą- 
-
 cej "ly
na

-,
:p,ia liczq p()rząd
owy

. pier
iastk6
. -'W
po


eliśmy już 
O tern w rozdz. II, 
 2, bardziej szczegółowo zaś rozpatrzymy tę pracę 
w rozdz. V, poświęconym promieniom rontgenowskim. B o h r przyjmuje 
bez zastrzeżeń model atomu R u t h e r f o r d a, uzupełniony przez Van 
d er B r o e k'a: atom pierwiastka o liczbie porządkowej Z w tablicy M e n- 
d e l e j e w a składa się z jądra, którego ładunek E równy jest co do swej 
wielkości bezwzględnej ładunkowi Z protonów; możemy więc napisać: 


E = Z . e (protony) 


(I) 


. 


gdzie e jest ładunkiem elektronu, o którym była mowa w rozdz. II, 
 4; 
oczywiści,; we wzorze (I) e ma znak przeciwny, mowa bowiem o pro- 
tonach, a nie elektronach. Dookoła jądra, jeżeli atom jest w stanie obo- 
jętnym, t. j. nie stracił i nie zyskał ani jednego elektronu, obraca się i tu 
również Z elektronów; w tym wypadku atom jest nienaelektryzowany, 
i w odległdci dużej w porównaniu z j,ego wymiarami nie wykryjemy zupeł- 
nie pochodzących od atomu sił elektrycznych. Jądro składa się jednak nie- 
tylko z Z protonów, które zobojętniają Z krążących dookoła niego elek- 
tronów. Widzieliśmy mianowicie (rozdz. II, 
 4), że masa elektronu jest 
bardzo mała: jest ona 1840 razy mniejsza od masy atomu wodoru. To też 
możemy bez wielkiego błędu przyjąć, że ciężar jądra równy jest ciężaro- 
wi atomu, t. j. ciężarowi atomowemu A danego pierwiastka. Lecz ciężar 
protonu jest niemal dokładnie równy ciężarowi atomu wodoru, t. j. jednost- 
ce, którą mierzymy ciężary atomowe; odrzucamy tu bardzo nieznaczną róż- 
nicę pomiędzy ciężarem atomu wodoru i 1116 ciężaru atomu tlenu, który 
używaliśmy jako jednostkę ciężaru atomowego. Wynika z tego, że liczba 
protonów w jądrze musi równać się ciężaro'/,Vi atomowemu A danego
>>>
64 


Budowa atomu i powstawanie widm 


[IV 


pierwiastka. Przypomnijmy sobie, ie ciężary atomowe A pnyjmujemy za 
liczby całkowite (rozdz. II, 
 I) i że ciężary atomowe, które zostały poda- 
ne w tablicach I i 2 (rozdz. II, 
 2) odpowiadają mieszaninom różnych 
odmian czyli izotopów danego pierwiastka; są to praktyczne lub "tablico- 
wece ciężary atomowe. Wskazuje to, że cały ładunek dodatni E', znajdujący 
się wewnątrz jądra atomowego równa się nie Ze [p. wzór (I)] lecz Ae. wo- 
bec czego możemy napisać: 


ładunek dodatni jądra P' = Ae (protony) 


(2) 


Wiemy, że ciężar atomowy A jest o wiele większy od liczby porządko- 
wej [rozdz. II, 
 2, tab!. 2], t. j. liczba protonów w jądrze jest o wiele wię- 
ksza od iiczby elektronów zewnętrznych, t. j. otaczających jądro. Jednakże 
atom obojętny musi zawierać jednakowe ilości elektronów i protonów. 
Wskazuje to, że wewnątrz jądra muszą również znajdować się elektrony 
i przy tern w takiej ilości, aby ogólna liczba wewnętrznych i zewnętrznych 
elektron6w równała się liczbie A protonów w jądrze. Jasną jest rzeczą, że 
liczba wewnętrznych elektronów powinna równać się A - Z, możemy więc 
napisać: . 


ładunek ujemny jądra E" = (A - Zje (elektrony) 


(3) 


. Zestawiając powyższe wyniki otrzymujemy następUjący skład atomu: 


liczba elektronów zewnętrznych 
liczba protonów w jądrze 
liczba elektronów wewnętrznych 
ogólna liczba elektronów w atomie 


Z 
A 
A-Z 
A 


(4) 


Elektror:y wewnętrzne' noszą czasem nazwę wewnątrzjądrowych, ze- 
wnętrzne zaś - planetarnych, gdyż krążą dokoła jądra atomu tak, jak 
planety krążą dokoła słońca. 
Zastosujemy tę tabelkę do dwóch pierwszych pierwiastków tablicy 
Mendelejewa, wodoru i helu. Dla wodoru Z=I i A=I, dlatego 
też atom wodoru składa się z jednego protonu, dokoła którego krąży je- 
den elektron. Jądro atomu wodoru jest właśnie protonem. Wodór jest 
jedynym pierwiastkiem, którego jądro nie zawiera elektronów. Dla helu 
Z = 2 i A = 4. Stąd wynika, że jądro atomu helu zawiera A = 4 pro- 
tony i A - Z = 4 - 2 = 2 elektrony. Dokoła jądra krążą 2 elektro- 
ny. Jądro atomu helu jest właśnie tą sławną cząstką alfa, którą wyrzu- 
cają ciała promieniotwórcze. i która gra tak doniosłą rolę w fizyce współ.
>>>
Sd 


Zarys historyczny 


65 


czesnej. Rozpatrzymy dla przykładu skład atomów kilku pierwiastków
 
gwiazdka w tablicy obok ciężaru atomowego A oznacza, że wzięto jeden 
z izotopów. 
Widzimy więc np., że jądro atomu miedzi zawiera 63 protony i 34 
elektrony; dokoła jego jądra krąży 29 elektronów; jądro atomu uranu 


TABLICA 3. 
Liczba Ciężar Liczba Liczba Liczba I 
elektron. protonów elektron. 
Symbol porząd. atomowy zewnętrz. w jądrze wewnętrz. 
Z A Z A A-Z 


Pierwiastek 


Wapń. Ca 20 40* 20 40 20 
I 
Zelazo Fe 26 56* 26 56 30 
Miedź. Cu 29 63' 29 63 34 
Brom. Br I 35 79* 35 . 79,. 44 
Srebro I Ag 47 107* 47 107 60 
Jod J 53 127 53 I 127 74 
Złoto. . I Au 79 197 79 197 118 
, Rtęć Hg 80 202* 80 202 122 
I Ołów. Pb 82 207* 82 207 125 
! Rad Ra 88 226 88 226 138 
Uran. . U 92 238" 92 238 146 I 
I 


Wodór 
Hel . 
Lit 
Węgiel 
Azot 
Sód 
Glin 
Siarka. 


H 
He 
Li 


C 
N 
Na 
Al 
S 


1 
2 
3 
6 
7 
11 
13 
16 


12 
14 
23 
27 
32" 


1 
4 


1 
2 
3 
6 
7 
11 
13 
16 


1 
4 
7 
12 
14 
23 
27 
32 


2 
4 
6 
7 
12 
14 
16 


zawiera 238 protonów i 146 elektronów, a dokoła jego jądra krążą 92 
elektrony, tak więc atom uranu składa się z 476 składników! Łatwo zro- 
zumieć, że ogólna liczba wszystkich części składowych atomu wynosi zaw- 
sze 2A, jest więc r6wna podwójnemu ciężarowi atomowemu, liczba bo- 
wiem wszystkich elektronów równa się liczbie protonów, ta ostatnia zaś 
jest r6wna A. 


Chwolson. Fiz}"ka W sp6łczesna. s* 


7*
>>>
66 


Budowa atomu i powstawanie widm 


[IV 


Zanim przejdziemy do dalszego wykładu teorji B o h r a, musimy zwró- 
cić uwagę na następujące dwie okoliczności. Nauka XIX w. uważała pier- 
wiastki za substancje różne co do swej istoty. Przypuszczano, że w przy- 
rodzie istnieje duża liczba zasadniczych elementów (mówilibyś
y obecnie 
o 92), jakgdyby zupełnie samodzielnych, niczem ze sobą nie związanych, 
które oczywiście w żadnym razie nie mogą ulegać przemianom. Istotnie, 
idea przemian pierwiastków wydawała się nieziszczalnem marzeniem śred- 
niowiecznych alchemików. Atomy wydawały się temi ostatniemi cząstecz- 
kami ciał, które w żadnym razie nie mogły dalej się rozpaść na jeszcze 
mniejsze składniki. Atom miedzi składa się z miedzi, atom siarki z siarki; 
są to maleńkie, różne co do swej istoty ziarenka tej lub innej substancji Dzi- 
siaj atoli obraz ten uległ radykalnej zmianie. Atomy wszystkich Fierwiast- 
ków są mianowicie zbudowane według jednego i tego samego planu z elek- 
tronów i protonów. Idea przemiany jednego pierwiastka w drugi, teore- 
tycznie rzecz biorąc, przestaje być absurdem. Weźmy np. rtęć i złoto, znaj- 
łujące się obok siebie w tablicy M e n d e l e j e w a pod numerami 80 
i '79. Z liczb tablicy 3 widać, że atom rtęci ulegnie przemianie watom 
złota, jeżeli l° odjąć od elektronów zewnętrznych jeden elektror., co bar- 
dzo łatwo da się uskutecznić drogą jonizacji pary rtęci; 2° wyrwać 
 ją- 
dra atomu rtęci 5 protonów i 4 elektrony; 3° dokonać wewnątrz jądra ato- 
mu rtęci przestawienia części składowych, co prawdopodobnie okaże się ko-. 
niecznem. Ostatnich dwu zmian dokonać jeszcze nie umiemy, lecz praw- 
dopodobnie i to z biegiem czasu stanie się możliwe. Rozpatrzymy później 
próby sztucznego rozbicia jąder atomowych pewnych pierwiastków wy- 
konane z dodatnim wynikiem, co się zaś tyCZy samej id.
i Frzemiany 
jednego pierwiastka w drugi, to przywykliśmy już do niej oddawna dzię- 
ki badaniom zjawisk promieniotwórczych. 
Musimy jeszcze zwrócić uwagę na inną nową ideę następującą. 
Dawna nauka, uważając 92 pierwiastki za różne co do swej istoty 
substancje, wprowadzała tern samem pojęcie 92 różnych zasadniczych 
elementów wszechświata. Jeśli dodać jeszcze dwa rodzaje elektrycz- 
ności i wypełniający przestrzenie międzyplanetarne eter kosmicznv_ wów- 
czas otrzymujemy skomFlikowany system, w którym wszechświat zawie- 
ra conajmniej 95 różnych elementów podstawowych. Teraz jednak 92 
pierwiastki odpadły całkowicie; pozostają tylko dwa gatunki elektrycz- 
ności, oraz conajwyżej dwa elementy o dotychczas bliżej nieustalonym 
charakterze, będące nośnikami zjawisk energji promienistej. Tak więc 
zamiast 95 mamy tylko 4 różne elementy, które przeplatając się i współ- 
działając wzajemnie, tworzą 'całą nieuorganizowaną przyrodę martwą i są 
źródłem barwnej, nieskończonej różnorodności otaczającego. nas świata.
>>>
2] 


Teorja Bohra. Dwa pierwsze postułaty. 


67 


Nie mówimy tu oczywiście o zjawiskach przyrody żywej. Zastąpienie 95 
podstawowych elementów systemu świata 4-ema stanowi najwspanials1A. 
uproszczenie naszego światopoglądu, będące chlubą XX w. 



 2. Teorja B o h r a. Dwa pIerwsze postulaty. 


Nazwisko B o h r a wymieniliśmy niejednokrotnie w poprzedzającym 
, 
nie mówiliśmy jednak jeszcze wcale o najbardziej charakterystycz- 
nych, doniosłych i nowych szczegółach jego teorji. Widzieliśmy, że 
B o h, r w ogólnych zarysach przyjmuje model atomu R u t h e r f o r d a; 
jądro i krą
ące dokoła niego elektrony. Przejdziemy obecnie do rozpatrze- 
nia Ladziwiająco śmiałych nowych pomysłów, ściślej mówiąc tr
gc ,po- 
stulat
p;, które wprowadził B o h r i które stanowią istotę jego teorji. Trzy 
:t
 postulaty wydają się bardzo dziwne, jeśli nie dziwaczne. Jako po- 
stulaty, nie są one oczywiście niczem uzasadnione: są to twierdzenia 
apodyktyczne i jako takie muszą być bez wahania przyjęte. Usprawiedli- 
wiają je jedy
ie zadziwiające rezultaty, do których prowadzą',-oraz najzu. 
pdniejsza zgodność ich konsekwencyj teoretycznych z danemi licznych eks- 
p

 
t6w. Przedewszystkiem zaś przemawia ;a niemi to,' że teorja 
B o r a umożliwiła niezwykle drobiazgowe wytłumaczenie całego mn6-' 

twa różnorodnych zjawisk, które do owego czasu były zupełnie zagad- 
kowe. Szczególnie należy podkreślić, że zjednoczyła ona w kształtną 
i niezwykle elegancką całość wyjaśnienie takich zjawisk, których związ- 
ków wzajemnych dawn;ej nawet nie podejrzewano. Przejdźmy jednak 
do rozpatrzenia zasadniczych postulatów teorji B o h r a. . 
Postulat pierwszy. B o h r z akł
da. prz ede wsz lstkie !TI..L...-
e zesJ?ół ele.
- 
t_r.0nó
 ? aneg o atom
, krą.ży o w
.I?

r

ko'Yy;h tor a.
Q. 
1?J.Q1Q,.v
Ur 0k_ół 
B4ra, które o br
!:a si 
 
.Jch wspólnym śr 9dk u.. Ruch odbywa się o,czywjście 
pod wpły,wem .Jiłpr
y
ią.gąnia, pomiędzy dodatniell} jądrem . ujemn,em,i 
elektronami. Wielkość t 
P!
yciąg
.!lia określa pra
o_
_o...!l J o m.b .
?_.:we- 
dług którego jest ono wprost proporcjonalne do iloczynu dwu ładunków 
i odwrotnie proporcjonalne do kwadratu ich odległości wzajemnej. Analo- 
gja pomiędzy tern prawem a zasadą ciążenia powszechnego N e w t o n a 
rzuca się w oczy. To też należało oczekiwać, że elektrony, jak planet
' 
dokoła słońca, krążą po torach eliptycznych i że orbita kołowa jest 
tylko szczególnym przypadkiem eliptycznej. Przekonamy się później 
w istocie, jak wielką rolę odegrała w teorji B o h r a zamiana torów koło- 
wych na eliptyczne, zatrzymamy się jednak chwilowo na torach koło- 
wych, wprowadzonych pierwotnie przez B o h r a dla uproszczenia rachun
>>>
68 


Budowa atomu i powstawanie widm 


[IV 


k6w. Gdy dwa ciała są '!! r
hupod wpływem, w
..a",
,tp.nego o dd
iaływan ia, 
odb wa 
ącego. się zgoąme z prawem N e w t o n a, wtedy k.rążą"Qne ob.J! 
Z jednakową prędkością kątową dokoła swego wspólnego środka ciężkości, 
ktory yv tym wypadku właściwiej będzie nazywać środkiem bezwładności
 
Punkt ów leży bliżej ciała większego na prostej, która je łączy. Jeżeli masa 
jednego z tych ciał jest znaczna w por6wnaniu z masą drugiegO'; to można 
;ał
iyć, że pierwsze z nich pozostaje w spoczynku, drugie
 aś --b ąiy 
dok
i
 -
i
go jako nieruchomego środka. Przypadek taki mamy' w ru- 
chu' planet dokoło słońca. Jądro atomu i elektron krążą również dokoła 
swego wSl'ólne30 środka bezwładności; ponieważ jednak masa jądra jest 
stosunkowo bardzo wielka w porównaniu z masą elektronu (dla wodoru 
stosunek mas wynosi 1840), można w pierwszem przybliżeniu założyć, iż 
jądro atomu pozostaje w spoczynku w środku kołowego toru elektronu. 
Z zasad ruchu, odbywającego się zgodnie z prawem N e w t o n a, wiemy 
dalej, że romień toru kołowego może mieć wielkość dowolną, pr zy
m 
każdemu promieniowi odpowiada zupełnie określona wartość prędk
ś ci..ru- 
c
"planety" na jej orbicie. Wartość tej prędkości można w bardzo łatwy 
spos6b wyznaczyć, biorąc pod uwagę, że siła odśrodkowa, która powstaje 
przy ruchu obrotowym planety i jest skierowana nazewnątrz, musi rów- 
nać się sile przyciągania, dz
ałającej na planetę w kierunku promienia 
do środka. W ten sposób otrzymamy, że kwadrat prędkości jest odw{Q!- 
nit;...pfoporcjonalny do promienia orbity, a kwadrat promienia orbityj

 
WplOst proporcjona!ny do sześcianu czasu obiegu planety _ po torze 
1t2- 
wym. Drugie prawo (prawo K e p l e r a) jest słuszne również dl
 ru- 
chu po orbicie eliptycznej. Po tej dygresji możemy przejść do pierw- 
szego postulatu B o h r a. . B o h r zakłada, że elektron nie może oruszać 
się o torze kołowym o promieniu d
wolnym, lecz, że istniejLm
żQ' 
I. _".. .. ______.. 
lub, 'ak się czas
m mówi, "dozwolone" orbity l'rzyczem w prz ,estr
 eni 
l... ""--... 
pomIędzy niemI ruch kołowy elektronu jest niemożliwy. Orbity możliwe 
można poza tern u'azwać tr'wałemi lub statecznemi, po nich bowiem może 
elektron krążyć w ciągu pewnego czasu. Postulat B o h r a podaje, w jaki 
sposób można wybrać orbity możliwe, t. j. wyznaczyć ich promienie. Przy- 
pomnijmy sobie mianowicie, że w rozddz. III, 
 3 poznaliśmy liczbę, zwaną 
stałą P l a n c k a, oznaczoną symbolem h, która służy do wyznaczenia 
wielkości kwantu energji promienistej zapomocą równania (I); wartość 
liczbow2. h jest podana w równaniu (2). Ta właśnie liczba, która pojawiła 
się w nauce przy rozwiązaniu zagadnienia rozkładu energji w widmie ciała 
doskonal
 chłonącego, gra niezwykle doniosłą rolę w teorji budowy atomu 
B o h r a. Założ
!1i.e, B o hr a jest następujące: we*!py długo
 ŚL1tr ok rę 
u, _ 
po któr Tm krą
y elektron; 
. 'est p:2mieniem koła w cm; 
eźmr pastępnie 
wyraż.)U .' w cm'se rędkość v jegg ruchu ł:.a 
ym tor 
e koł owym i 'Y
>>>
2] 


T eorja Bohra. Dwa pierwsze postulaty 


69 


mas m elektronu w gr. Utwórzmy iloczYJ?"trzech czynników: 2'iC1", v i m; 
powini
 on row
;
 si całkowite i wielokrotności stałej P l a n c k a h, 
W ten sposób otrzymujemy wzór: 


2'iCrvm = kh \ 
k = 1,2,3,4 t. d. f 


(5) 


gdzie k jest dowolną liczbą całkowitą. Liczby m i h są w tym wzorze zna- 
ne. Kładąc k = I, otrzymujemy wkońcu (p. niżei) promień pierwszej mo- 
żliwej najbliższej jądra orbity elektronu; dla k = 2 otrzymamy pro- 
mień drugiej możliwej bardziej od jądra oddalo
ej orbity; k = 3 da trzecią, 
k = 4-czwartą orbitę możliwą i t. d. Łatwo spostrzec, ż
 równanie 
(5) samo przez się nie może służyć do bezpośredniego wyznaczania promieni 
orbit moiliwych, gdyż zawiera ono jeszcze niewiadomą prędkość v 
elektronu. Zobaczymy później, jak tę trudność można ominąć. Możemy 
obecnie sformułować 
Postulat pierwszy. W ruchu obroto'!:fJym elektronu dokoła jq4 ra atp'ł o 
mo.żliwe sWl.ko te ;'-bity, 
l '!-fetory cb_
loc
n '4ł_u,Ęoś
Lo.kręgl!, o..rb.i.
J'. 
21Cr przez prędkość v elektronu i jego m

ę "!l ':2w'!Q 

 tał
i. 
.l. a n c k a !J 
pomnożonej przez liczbę całkowitq, 
. j. dla których spełnione jest rów- 
nanlc'"(s). Wszystkie 'orbity' pośrednie są niemożliwe, elektron nie może 
się po nich poruszać. B o h r postulatu swego oczywiście nie odgadł, lecz 
zawdzięcza go pewnym rozumowaniom, główną j,::dnak rolę odegrała 
przy tern intuicja, niepodobna bowiem rozumowania jego uważać za 
ściśle uzasadnione. Należy jednak zwrócić uwagę na okoliczność nastę- 
pującą. Wspominaliśmy mianowicie w rozdz. III, 
 3, że radiator, 
t. ;. źródło emisji, może występować w szeregu ściśle określonych 
ustalonych i niezależnych od siebie stanów, różniące się tylko swemi za- 
sobami energji. Wypadek ten został wtedy uogólniony dla układu, i ciąg 
(4,a) oznaczał symbolicznie zasoby energji, odpowiadające możliwym sta- 
nom układu. Atom, składający się z elekt
onów i protonów, jest właśnie 
przykładem tego rodzaju "układu". Formułując swój pierwszy postulat, 
B o h r pierwszy świadomie wprowadził do teorji budowy atomu pojęcie 
"stanów możliwych". 
Piz'ej'dzmy do . .rugiego postulatu B o h r a. T eorja elektromagnetyczna 
światła wskazuje, że prostolinjowy i jednostajny ruch elektronu, t. j. ruch, 
w którym prędkość nie zmienia się ani co do swej wielkości, ani też 
kierunku, może trwać dowolnie długo. W każdym innym ruchu 
lektron 
musi emitować energję, t. j. energja kinetyczna jego ruchu musi 
w sposób ciągły przechodzić w energję promienistą, wskutek czego
>>>
.7 0 


Budowa atomu i powstawanie widm 


[IV 


prędkość ruchu będzie stopniowo się zmniejszać i elektron wreszcie na- 
pewno się zatrzyma. Oczywiście, jest to również słuszne dla ruchu ele- 
ktronu po torze kołowym. W rażącej jednak sprzeczności z tą podstawową 
konsekwencją dawnych teoryj B o h r sformułował swój 
Postulat drugi. GdJ! elektror; kr'iży po jednej z możli74'ych orf?i.1..J!Elg- 
wych. czyniqcych zadość postulatowi pierwszemu, t. j. równaniu (.11. wów- 
. 
 -- 
 , -- 
czas nie emituje on energji. Usiłowania jakiegokolwiek logicznego uz-asad- 
n i e nIa'fego p

 iat
 pozostały bez skutku. Jasną jest jednak rzeczą, że bez 
tego postulatu atom B o h r a nie mógłby trwać w równowadze, wszystkie 
bowiem elektrony planetarne, tracąc swą energję wskutek promieniowania, 
musiałyby ostatecznie 
paść na jądro atomowe. 



 3. Trzeci postulat teorji B o h r a. 


Zasady mechaniki elementarnej pozwalają z łatwością' obliczyć całko- 
wity zasób _w.ę'Yn
tr
nej ęp.ergji atomu, składającego się z jądra i jedp
go 
elektronu. 
ne
ję tę składają się energja _kin
tyczna ruchu elektr?!1 u 
i energia potencjalna wzajemnego przxciągani.a się jądra i elektronu. Wraz 
z odległością elektronu od jądra energja potencjalna rośnie, zaś energja 
kinetycz
a w tych warunkach maleje. Bardzo prosty rachunek wykdzuje, 
że c.c#kowita ener 'a, weuJn,ętrzna atomu jest tem większa, im więks z1l iest 
promień kołowe) orbity elektronu.' Zaopatrzmy wszystkie "możliwe" or- 
bit y w wsk
źniki, uważając najbliższą jądra za pierwszą; oznaczmy 
dwie dowolne liczby całkowite symbolami i i k; będziemy mówili o i-tej 
i k-tej orbitach. Uważajmy liczbę k za większą od i (k  i); liczb r, 2, 
3 i t. d. będziemy używali w charakterze wskaźników u dołu symbolów 
literowych dowolnych wielkości, odnoszących się do pierwszej, drugiej. 
trzeciej i t. d. orbit. Tak więc promienie orbit możliwych oznaczać będzie- 
my przez: 


r 1 , r 2 , r!ł,'" r i ..., rk i t. d. 


(6) 


gdzie 1'J jest promieniem najmniejszym, zaś rk 'jest większe od riO Pręd- 
kości elektronów na różnych orbitach możliwych oznaczać będziemy sym- 
bolicznie przez 


VI, V2, V3.u, Vi .u, Vk i t. d. 


(7) 


Największa prędkość jest, jak się przekonam v VI; prędkość Vk jest 
mniejsza od Vi' Wartość energji atomu w zależności od położenia elek- 
tronu oznaczymy przez
>>>
31 


Trzeci postulat teorji Bohra 


71 


h, h, h......,Ji ......, A i t. d. 


(8) 


N a zasadzie powyższego ]1 będzie tu najmniejszą wartokią energjI 
atomu, a następnie, co jest szczególnie ważne, 


Jk jest większe od Ji. 


(9) 


B o h r ! akłada, że m.0że nastąpić 1Jrzejście lu
, . a
 si 
 ,.:.z..£Sto mówi, 
sk.r;k. elektronu .z jedm!j orblty możliwej r a
, .rugą, i przy tern nietylko na 
sąsiednią, lecz i n
 jedną z dalszych. Skok może się odbyć zarówno w je- 
dną, jak i w drugą stronę, t. j. może on wywołać oddalenie się elektronu 
od jądra, jak np. przy przejściu z i-tej orbity na k-q, lub też zbliżenie 
się do jądra przy przejściu z k-tej orbity na i-tą. Jednakże te dwa przej- 
kia różnią się co do swej istoty, ponieważ energja Jk jest większa od J i. 
Gdy elektron oddala się od jądra atomu, przechodząc z jednej orbity na 
drugą, np. z i-tej ńa k-tą, wówczas zasób energji wewnętrznej atomu 
musi się powiększyć. Powiększenie to 'ednak może 'i "ąp¥ć 
.dynie ko- 
_

tem dopływu z zewnątrz, o powledmej {1
sCl ja
iejkolwiek for ll1 y ener- 
gji; iimem{ słowy, siły zewnętrzne muszą wykonać pracę, aby przes.unąć 
eleKtron 'Z 'ednej or
.ity na, dalszą.l\!o*.
 
? p
stąpi,ć wted;Y,.,Ę41 ato.1fl, zd
!za 
!.!.f nR.... z in;:ymc s
obcidni.t;...p0r.uszającym się elek
.roAen z c

sJką. ą-lfa 
(
 I tego rozdz. przed tab!. 3), lub z innym. atomem. Przejście 
elektronu ,,2,db wa si J'T tvp1 w}:')?adku-'ko
zt
m ,energii' kin
tycznej 
ruchu z

rza jące
o _ 
ię elektronu, cząstki alfa, bądź in,nego atomu. P

 j- 
ście może równ.ież 


dJ?ić 
osz.te"!: ene.r,gji. o1!!i
ni!t'.. 1 j'łcu
a atom 
z ja(l 0- 0  lwi
k źródła. Wymienione wypadki oddalania się elektronu od 
jądra atomowego, Fodczas kt6rego zostaje wykonana praca sił zewnętrz- 
nych, lub, co jest identyczne, zużywa się energja zewnętrzna, przypomi- 
nają uderzająco wypadek oddalania się ciała ciężkiego od powierzchni 
Ziemi, t. j. podniesienia tego ciała na pewną wysokość. Z te-'-o powodu 
korzystną rzeczą jest rozważać orbity jako leżqce niejako na różnej 
,J!Jy.sokofci od jądra atomu. Przejście z jednej orbity na iimą dalszą od jądra, 
bęaZ.

Y 
ażaY_ za ,podnoszenie ęlekironu, wymag
jące,..wyko
ania pra- 
L
yJ
 tem en.
r 
ji, 

2 
ewnąt
z do ływa. W rezultacie otrzymujemy 
powi kszenie energji atomu 'np. od ./; do }k. '. 
.
_ ,.. , \, -: ....FrP-_
4.
 
. . W zwykfym, normalnym stanie atomu, elektron jest w ruchu na pierw- 
sz

f£nde 
JbGiszej jąd
a; energja atomu El jest przy tern najmńiejsza. 
:Przypómir.:
i11Y, ,'z
 'w-' tym wypadkti mówimy o 
e
nętr
n
j, . ene
gji 
atomu; pomijam T żu'?
łn.ie e'1e!.gję ,ruchu .Postępowe
o .}:tQmu jak9 c

o
£i. 
Gdy poo OZla aniem przyczyn zewnętrznych elektron został podniesiony 
na' jedD: ą z dalszych orbit wtedy powiadamy, że atom jęst w stanie 
z,bu- 
...... . 
 . . .
>>>
7 2 


Budowa atomu i powstawanie widm 


[IV 


. - 
dzon m; im wyżej elektron, został podniesiony, tern większe jest wzbudze- 
me atomu. Jakkolw ieJ;: w
lkie jest wzbudzenie atomu) pazostaje_Oll 
elektr czr', C?boiętny. WzbuJ
e;;-Ie sc ł-
mikteryzowane jest większym, niż 
w stame normalnym zasabem energji wewnętrznej atomu, stapień wzbu- 
dzenia akreśla wysokość, na którą elektron został padniesiony, t. j. 
numer jego. arbity lub też warto.ść energji atomu. Ie
..U. :WW 1lw y 
ze v l 
t - ,f].e b Tły dostatecznie silne, "elektron może być z upeł
y- 
,rżuqmr.. pa

 obrę
 ltO
U 
 tym wypadku atom ...J;J! 
.:s
a'e b T l
k- 
t
 cznie obo 'ętn ITI; s taje się on dada 
nio na
 l e kt ryzował:ym. I 
 il!lY? 
że 'est zjomzow ny. Jon
3: 
}
, mo
 

 yc 

ycz
ina, p..
w
ina, potz:PW,q 
i t. . za ezme ad liczbyelektranów, które zostały z atomu usunięte. 
W rozdz. III, 
 5 mówiliśmy o różnego radzaju widmach I, II, III 
i t. d. tego samego pierwiastka, wspaminaliśmy też, że widma te emituje 
bądź atam abojętny (widmo I), bądź atam, który stracił jeden elektron (wi- 
dma II), dwa elektrany (widmo III) i t. d. Oczywiście, pacząwszy ad 
widma II mowa jest a atomach zjonizawanych. Przy janizacji zwykłej 
otrzymujemy widmo II, przy podwójnej - widmo III i t. d. ]v1pi em -y 

era
..".do?
ć, .że .ra,d.':za
 joniz
.cji z()_staią,.wyr
:ucane z atomu el.ek..
 
pl
neta[11e nie' zaś wew:nątrz-jąąrowe. To ograniczenie znacznie jeszcze 
zwęzimy. Prż
komlmy S1ę 
ian;wicie, że janizacja palega ! lka P.} 
wyrz\lcaniu, z ;ttamu elektronów najbardziej oddalanych od jądra, któ- 
ry
h 01;?-ł na l.ic
ba nigdy, nie pr

,(;

 7.
!.u; .nasfą one n

'Yą 
l
kj:i
- 
-Ów wartoś.-iowościowych wal
ncy'n .ch,
 4 tego. razdz.). Niekiedy są 
również wyrzucane Ż atomu elektrony niewartaściawościowe, nad czem 
jednak nie będziemy się zatrzymywali; zagadnienie to spatkamy raz jeszcze 
w lOzdz. V a promieniach rontgenowskich. 
Janizacja, o której wyżej była mawa, nazywa się -iodatni, pome- 
waż atom obojętny, który stracił jeden lub parę el
ktronów, staje się 
dodatnio naelektryzawanym i nasi nazwę jonu dodatniego; liczba proto- 
nów w nim zawartych jest większa od liczby elekt;anów. 


1Pie_ iJ:mxje5t_c
arakter ogólny i warunki przejścia elektron
- 
rl-!nku,przeciwn'J!.mJ_
' j. 
, dazwalanej' orbity, - na którą Po.przedni
,b.ył 
podniesiany 
a inną,. bliższą jądra wzbudzonego. atamu Tego. rodzaju 
przeJśd
 możemy nazwać. s ad!::£emc:.lektr,QVu, np. z k-tej orbity na 
i-tą. At
m maże w ciągu dawolnego. czasu pazostawać w ..1
m 
stanie
()rmalnym, który jest stanem równowagi, trwalej. N?;tap1ia;t 
atam wzbudzony znajduje się naogół w stanie równawagi nietrwałej; 
e1ektrOli . podniesi
ny sam - przez się śpada ivdoł
 pazo.stając w"'Clą- 
gu pewnego czasu na dowolnej orbicie, począwszy od drugiej. Zresztą 
przyczyny zewnętrzne, n
. zderzenia mogą niewątpliwie przyśpieszyć
>>>
31 


Trzeci postulat teorji Bohra 


73 


spadek elektronu. Może on nastąpić z dowolnej orbity odrazu na pierw- 
szą, przyczem znika wzbudzenie i atom wraca do stanu normalnego, lecz 
spadek może również odbyć się paroma skokami, jakgdyby poprzez szereg 
!'tacyj pośrednich, z których na każdej elektron na pewien czas się 
zatrzymuje. W tym przypadku wzbudzenie atomu zmniejsza się stop- 
niowo. Może też się zdarzyć, że do dodatnio zjonizowanego atomu przy- 
łącza się z zewnątrz elektron, który bądź to pozostaje na jednej z możli- 
wych orbit, bądź też spada odrazu na pierwszą z nich. W pierw
zym przy- 
padku mamy atom wzbudzony, w drugim - normalny. I w tym więc wy- 
padku atom wzbudzony po upływie pewnego czasu sam przez się bezpo- 
średnio lub poprzez szereg stacyj przejściowych wraca do stanu normalne- 
go. Bywa jednak i tak, że elektron zbliżający się z zewnątrz łączy się 
z niezjonizowanym normalnym lub też wzbudzonym atomem. \.V' ta. 
kich razach atom przestaje być elektrycznie obojętnym; staje się on ujem- 
nie zjonizowanym i nazywa się jonem ujemnym. Jonizacja ujemna może 
by.ć również zwykła, podwójna, potrójna i t. d. zależnie od liczby elektro- 
nów, które połączyły się z naszym atomem obojętnym. 
Po tej dygresji możemy powrócić do trzeciego postulatu B o h r a. Gdy 
elektron zostaje podniesiony, wówczas energja jego ulega zwiększeniu, co 
wymaga zużycia pracy sił zewnętrznych, które jest największe, gdy joni- 
zacji ulega atom normalny. Przeciwnie, gdy elektron spadnie wdół, 
energja jego ulega zmniejszeniu o wartość Ek - E;, gdy elektron spadnie 
np. z k-tej dozwolonej orbity na i-tą. W każdym jednak razie we 
wszystkich tych wypadkach zwalnia się pewna ilość energji. Możemy za- 
pytać, gdzie podziewa się energja stracona w ten sposób przez atom? 
Zgodnie z zasadą zachowania energji musi ona ulec przemianie w równo- 
ważną ilość innej formy energji. 1 J h r rozstrz 'ga to zagadnienie jak na- 
s

llje: mer 'a utrac rz s ada ziu .l  
 ron!" ul -ra rnie ener- 
gję promipYI;istq: atom staje się wówczas źródłem emisji czylI radia- 
toiem. TIość' energji wysyłanej jest przy tern oczywiście równa ilości utra- 
conej przez atom. Powstaje jednak zagadnienie pierwszorzędnej wagi :..isJ= 
kie-r,o rodzaju ene
!{' . promienis,tq. _'l!l s Ją atom p,odrzas spadku elektronu, 
.. '. raka jest -:zęstość 'e' dr ań? . (' . łaśn' ag.ądnienie rozstrzyga tr2;ec
 
postu at B o h r a. Oznaczmy mianowicie jak poprzednio szukaną częstość 
przez v; wyznacza ona miejsce emitowanego promieniowania w ogólnem 
widmie energji promienistej. W rozdz. III, 
 3, poznaliśmy teorję p.w c - 
k a, we4ł1f&,k!
rej radia!o!i emituj
 
n_ewję prom


i
tipdd
iel
wi kwąn- 
tarni przycz
m wielkość ", kwantu jest proporcjonafna do 
zęstości v 
i ;traza ';i
'. (p. tamz
). rów


iem r:I : r h
; wartość liczbową' stałej 
p l a n c k a h podaje wzór t2). Możemy o ecnie sformułować.
>>>
74 


Budowa atomu i powstawanie widm 


[IV 


Postula.t trzeci. Energja utracona przy przejściu (spadaniu) elektronu_ 
z jednej dozwolonej or 'ity 
a drugą; bliższą jądra atomowego, uleg7; prze-- 
mianie na jeden kwant energji promienistej, którą w tej samej chwili atom 

.- .._- 
emjtuje.' .Jrzypuścmy, że elektron spadnie z k-tej orbity i na i-tą, wtedy- 
energja zużyta wynosi lk - li' i zgodnie z postulatem trzecim, mamy 
zależność: 


lk - I = h. 


(ID) 


Gdy utraconą przez atom energję, wyrażoną w ergach, podzielimy przez 
stałą P l a n c k a h, otrzymamy częstość drgań 'I. Tak więc 


lk - li 
\I = h . 


(II) 


Widzimy, że częstość 'I zależy od liczb k i i, t. j. od numerów orbit, 
pomiędzy któremi miało miejsce przejście elektronu. To też do symbolu 
'I dodajemy dwa wskaźniki i i k; np. '1[,.2 oznacza częstość emisji przy 
przejściu elektronu z piątej orbity dozwolonej na drugą. W równaniach 
(10) i (II) należałoby zamiast y pisać Y;.k, nie będziemy już jednak kompli- 
kowali sprawy. Równanie (II) wskazuje, że częstość 'I jest tern większa, 
a więc emitowane przez atom prcmieniowanie leży tern dalej na prawo 
w widmie energji promienistej, im większą jest, dla danego i, r6żnica k-i, 
t. j im większą jest odległość k-tej orbity od i-tej, na którą elektron spada. 
Można oczywiście zamiast tego rozpatrywać przejście elektronu z okre- 
ślonej k-tej orbity na różne niżej leżące. Wogóle, gdy przejście elektronu od- 
bywa się pomiędzy dwiema oddalonemi od jądra orbitami, wtedy lk - li 
jest niewielkie, i emisja znajduje się gdzieś w lewej; podczerwonej czę,- 
ści widma. Gdy natomiast elektron spada na orbitę bliską jącra atomowego, 
przy tern z orbity dalszej, należy spodziewać się emisji nadfiołkowej. Gdy 
elektron trafi na pierwszą orbitę z zewnątrz otrzymujemy największe mo- 
żliwe Y; t:misja leży wtedy w widmie najbardziej naprawo, zazwyczaj' 
w dalekim nadfiolecie. 
Należy jeszcze wspomnieć o zjawisku, którego możliwość i doniosłość 
wykryte zostały dopiero w 1921 r., są to t. zw. zderzenia dru ie o 
ro
zaiu. Zakładaliśmy mianowicie, że przy przejściach;kk'ironu eneqda 
zużyta przez atom, przechodzi w energję promienistą.? u
dn ak 
padki,. 
*
 spadkowi elektronu nie towar;zys.
y emisja, lecz u
oln;
na przez.
padek 
energJa tilega przemianie 'v.;"i
ne formy energji, t. J. zostaje zużyta na jaką- 
kolwi
 Ińną' pra"2 ę .' Przypu
-Ćmy dla pr:zykładu, ż
 elektron nadbiegający 
z zewnątrz spot yk a na swej drodze atom wzbudzony. Mcże on wówczas 
jeszcze bardziej powiększyć wzbudzenie atomu, podnosząc wyżej jego elek- 
tron, albo może dany atom zjonizować, oddając mu część własnej energji
>>>
S41 


Szczegóły budowy atomu. 


75 


kinetycznej ruchu, przyczem prędkość jego ulegnie zmniejszeniu. Może się 
jednak zdarzyć, że przejście elektronu nastąpi w ten sposób, że wzbudze- 
nie atomu się zmniejszy lub nawet zniknie całkowicie, wyzwolona zaś 
przez to energja przejdzie do zderzającego się elektronu, wskutek czego 
prędkość tego ostatniego się zwiększy. Możliwem jest również zderzenie ato- 
mu wzbudzonego z innym normalnym, pn-yczem wzbudzenie pierw- 
szego może ulec zmniejszeniu lub nawet zniknąć zupełnie, gdy tymczasem 
drugi ulegnie wzbudzeniu, albo prędkość jego ruchu wzrośnie. Atom wzbu- 
dzony może również zderzyć się z dowolną cząsteczką, ta ostatnia 
może przy tern ulec zmianie, może zostać wzbudzoną lub nawet zdyso- 
cjowaną, t. j. może rozpaść się na dwie części. Są też jeszcze inne możli- 
wości zderzenia wzbudzonego atomu, którym nie towarzyszy przemiana 
wyzwolonej przez spadek elektronu energji w energję promienistą. Po- 
cząwszy od 1922 r., wykonano w tej dziedzinie bardzo wiele prac, cały 
też szereg zjawisk znalazł swe wytłumaczenie w tych zderzeniach drugiego, 
rodzaju. 


@ 4. Szczegóły budowy atomu. 


, Piminiemy chwilowo zagadnienie jądra atomowego, z"JmIemy się na- 
tomiast elektnnami zewnętrznemi. Liczba ich równa 'est liczbie 0- 
IZ Te pierwiastka i dQchodz: a urat;lU do 2. ozpatrzymy 
przedewszystkiem przypiaek najprostszy, gdy Z = I, t. j. gdy wokół ją- 
dra krąży tylko jedetl elektron na jednej z dozwolonych orbit, czyniących 
zadość równaniu (5); promienie tych orbit oznaczyliśmy przez rl, r2, ra 
i t. d. [p. (6»). gdzie rl jest promieniem orbity w normalnym stanie atomu. 
Wypadek taki mamy w atomie wodoru, w atomie pojedyńczo zjonizo- 
wanego helu, podwójnie zjonizowanego litu i t. d. Nawiasem zauważymy, 
że nie lab-ło się dotychczas zaobserwować tego ostatniego. 
W 
 2 wspominaliśmy, że B o h r przyjmował orbity elektronów za 
kołowe, chociaż w wypadku ogólnym należało się raczej spodziewać orbit 
eliptycznych. Zapomocą mechaniki elementarnej oraz pierwszego postu- 
latu można bardzo łatwo wyznaczyć promienie rl, r2, r3,"', rio . . . , rk 
i t. d. orbit dozwolonych oraz prędkości Vl, V2, V3, . .., Vi.. . ., Vk i t. d. 
jedynego elektronu na tych orbitach. Przepiszmy równość (5), odnoszącą 
się do k-tej orbity, gdzie k jest dowolną liczbą całkowitą dodatnią. Aby 
jeszcze bardziej podkreślić, że równanie odnosi się do k.-tej orbity, na- 
piszemy rk i Vk zamiast r i V; 


27trkVkm = kh. (12) 
Promień rk jest tu wyrażony w cm, prędkość Vk w cm/sek, masa m
>>>
7 6 


Budowa atomu i powstawanie widm 


(Iv 


elektronu w gr; oczywiście Tk i m są liczbami bardzo małemi, to też 
wartość liczbowa stałej P l a n c k a h (p. rozdz. III, 
 3, równo (2) 


h = 6,54.10-27 erg. sek. 


(13) 


jest wielkością bardzo małą; wreszcie k = I, 2, 3 i t. d. Zgodnie z zasa- 
dami mechaniki elementarnej, w ruchu kołowym elektronu dokoła jądra 
siła odśrodkowa i działająca na elektron w kierunku przeciwnym siła przy- 
ciągania jądra muszą być sobie równe. Siła odśrodkowa jest propor- 
cjonalna do masy elektronu i kwadratu jego prędkości oraz odwrotnie pro- 
porcjonalna do promienia orbity kołowej. Przyciąganie wyznacza prawo 
C o u 10m b a; jest ono równe iloczynowi ładunków E jądra i e elektronu, 
wyrażonych w jednostkach elektrostatycznych, p. rozdz. I, 
 4, podzielone- 
mu przez kwadrat promienia orbity. W ten sposób otrzymujemy związek: 


mVk 2 Ee 


lub 


rk rk 2 


Ee 
mVk 2 =- 
rk 


(14) 


Dwa równania, (u) i (I4) wystarczają zupełnie do obliczenia pro- 
mienia rk' t. j. k-tej dozwolonej orbity i prędkości Vk elektronu na tej 
orbicie, ponieważ wszystkie pozostałe wielkości, wchodzące w skład 
tych równań, są znane. Nie będziemy tu podawać wyników tych zresztą 
bardzo prostych rachunków, aby nie przeładowywać książki wzorami nie- 
zbyt w dalszym ciągu użytecznemi: celem naszym było wskazać drogę, 
na jakiej można wyznaczyć wartoŚc: orbit i prędkości elektronów. 
Wzory na promień r k i prędkość V k dają szereg ciekawych związków, na 
które zwrócimy tu uwagę. 
I J ,"c orbi. do . . lon- rp-gją się de siebie, jak kwadr a£Y ko- 
!e'nyc.
 l
czb porządkow);,c k tych orbit, t. J. jak liczby I, 4, 9,16, 25 
i t. d. Widzimy, że odległości tych orbit .rosną szybko i że dalsze orbity 
znajdują się daleko jedna od drugiej. 
2. .Lz;óżnych atom
ch promienie rk orbit jednakowego rzędu (k)...!!L 
odwrotnie proporcjonalne do ładunku E jądra atomu. Wynika stąd. że 
promleme orbit w atomie zjonizowanym helu są dwa razy mniejsze, zaś 
w podw:Sjnie zjonizowanym atomie litu - trzy razy mniejsze, niż w ato- 
mie wodoru. 
3. Prędkości V k elektronu na różnych dozwolonych orbitach są odwrot-
>>>
S 4] 


Szczegóły budowy atomu 


77 


nie proporcj-onalne do liczb porządkowych k tych orbit. Na dalekich 
orbitach ruch odbywa się więc stosunkowo powoli. 
4. W różnych atomach prędkości Vk elektronów na orbitach jednako- 
wego rzędu ',
_Ją wprost' proporcjonalne do ładunku E Jądra, atomu. w ten 
sp

ób w zjoniz
vlanfm atomie helu elektron biegnie dwa -razy prl(dzej, 
zaś w podwójnie zjonizowanym atomie litu - 3 razy prędzej, niż w ato- 
mie wodoru. 
. 
PrzYFomnijmy, że wszystko powiedziane wyżej odnosi się tylko do 
atomów, w których wokół jądra krąży tylko jeden elektron. Przytoczone 
związki świadczą, że jeżeli znane są promień pierwszej orbity w atomie 
wodoru i prędkość elektronu na niej, wtedy można odrazu otrzymać 
wszystkie promienie i wszystkie prędkości dla wszystkich jednoelektrono- 
wych atomów. OznacL:amy wielkości podstawowe, odnoszące się do pierw- 
szej orbity atomu wodoru przez ro i V o i przypomnijmy, że dla wod3ru 
ładunek jądra (jednego protonu) jest równy ładunkowi elektronu, t. j. 
w (14) mamy E=e. Rachunek daje: 


o 
ro = 0,5 3 2 . IO - B cm = 0,532 A 


(15) 


o 
. gdzie A oznacza angstromy, p. rozdz. III, 
 i, równo (3). Następnie oka- 
zu je się, że 


.).. 
Vo = 2,I9.Id8 cm/sek == 0,0°729 prędkości światła (16) 


Wyobraźmy sobie, że udało się usunąć 91 elektronów z atomu, uranu 
(jest ich ogółem 92) drogą 9I-krotnej jonizacji. Na podstawie zależności 
4 okazuje się, że prędkość pozostałego na pierwszej orbicie elektronu 
wynosiłaby 92 vo, t. j. 0,671 lub 67% prędkości światła, co sta-' 
nowi około 200.000 km/sekl Ze związku 2 zaś widać, że promień tej or- 
bity wyniósłby ro : 92, t. j. około 0,006 angs..roma. 
Bardzo łatwo można też obliczyć energję jednoelektronowego atomu. 
Okazuje się mianowicie, że jest ona tern mniejsza, im elektron jest bliższy 
jądra atomowego, t. j. im mniejszym jest numer porządkowy orbity, 
po której krąży; nie łJędziemy tu podawali wyników liczbowych. 
Wykonywając bardzo proste rachunki, założyliśmy, że elektron krąży 
wok6ł nieruchomego jądra; była o tern mowa w 
 2. Mechanika ele- 
mentarna wskazuje, jakim modyfikacjom ulegają obliczenia, gdy uwzględ- 
nić, że w istocie jądro i elektron krążą dokoła wspólnego środka cięż- 
kości (środka bezwładności). Okazuje się mianowicie, że otrzymany po- 
przednio promień rk należy pomnożyć, prędkość V k zaś podzielić przez
>>>
-7 8 


Budowa atomu i powstawanie widm 


[IV 


liczbę nazwijmy ją S, - która równa się masie jądra M podzielonej 
przez M + m, gdzie m jest jak zwykle masą elektronu, t J. przez 


M 
S= M+m. 


(17) 


Ponieważ m jest bardzo małe w porównaniu z M, więc, jak łatwo 
. sprawdzić, S bardzo mało różni się od jedności. Dla wodoru M = 1840 m, 
co daje 


S (wodór) = I - 0,0005435 


(I8,a) 


Dla helu M jest 4 razy większe, t. j. M = 7360 m., tak więc 


S (hel) = I - 0,0001359 


(I8,b) 


Dla innych pierwiastków, w których M jest jeszcze większe, można 
przyjąć S = 1. Istotnem jest, że (18, a) i (18, b) dają 


S (hel) 
5. (wodór) = 1,00041. 


(I8,c) 


Wartość powyższa zgadza się dokładnie z liczbą podaną w rozdz. III, 

 5, równo (II, a). Przekonamy się, jak doniosłe znaczenie miała ta zgod- 
ność dla teorji B o h r a. 
Z poprzedniego widać jasno, że zagadnienie ruchu jednego elektronu 
dokoła jądra atomowego jest w zupełności rozwiązane; praktycznie od
 
nosi się ono tylko do wodoru i zjonizowanego helu. Niestety, nie da sitt 
tego samego powiedzieć i o innych atomach, dla których liczba elektronów 
wynosi 2, 3, 4 i t. d. do 92. B o h r zakładał początkowo, że wszystkie 
elektrony krążą na orbitach kołowych i że na tym samym okręgu, w r6w- 
nych od siebie odległościach, może obiegać kilka elektron6w z jedna- 
kową prędkością. Jednakże ideę tego rodzaju "pierścieni elektronowych" 
trzeba było odrzucić, zwłaszcza, gdy się okazało, że elektrony krążą nie na 
'okręgach, lecz elipsach. Każdy elektron, który okrąża jądro atomu, poru- 
sza się niewątpliwie po swej własnej orbicie, nie zdołano jednak dotych- 
czas rozstrzygnąć ściśl;; zagadnienia wzajemnego rozmieszczenia orbit. Już 
w najprostszym przypadku dwu elektronów zewnętrznych (hel), gdy 
prócz przyciągania przez jądro, mamy jeszcze wzajemne oddziaływanie 
elektronów na siebie, napotykamy sławne ".zagadnienie trzech ciał", któ- 
rego całkowite rozwiązanie matematyczne nie zostało dotychczas znale- 
zione, Oczywiście niema mowy o rozwiązaniu zagadnienia dla 3, 4, 5 i t. d.
>>>
'
 4] 


Szczegóły budowy atomu 


79 


do 92 elektronów. Widzieliśmy (rozdz. III, 
 5), że widmo normalnego, 
niezłonizowan 
go hel




.

 się z dwu, nałożonyc ,\\,i r;ł J?ara

lu 
. i ortoneI u. 'lt ozn'ica między lllmI może polegać jedynie na rożnem wza- 

 ,- 
jemnem rozmieszczeniu orbit dwóch elektronów helu. Przypuszczano np., 
że w ortohelu obie orbity leżą w jednej płaszczyźnie, zaś w parahelu pła- 
szczyzny te tworzą kąt 60°. 
Aczkolwiek mechanika nie rozstrzyga zagadnienia ruchu elektronów 
pod wpływem nietylko ją.dra, lecz i ich wzajemnego na siebie oddziały- 
wania, jednak wiemy dość dużo o pewnych szczególnych ugrupowaniach 
tych orbit, jak się o tern niebawem przekonamy. 
Cząsteczki składają się z atomów; jednak o budowie wewnętrznej czą- 
steczk:., o rozkładzie wewnątrz niej orbit elektronów poszczególnych ato- 
mów, nie wiemy prawie nic. .r!
J.:
ła
e
 najpr,?sts
y'm ie,g cząs



"wo- 
doru, składająca się z dwu protonów i dwu elektronów.. B o h r zakłada, 
\-.", " . 
że oba elektrony krążą po orbicie kołowej, która leży w płaszczyźnie pro- 
stopadłej do łączacej oba protony prostej, i która przechodzi przez jej 
'środek; elektrony znajdują się przy tern stale na obu końcach średnicy or- 
bity. Trzeba było jednak zrezygnować z tego modelu cząsteczki wodoru 
zamienić zaś go bardziej prawdopodobnym jeszcze się nie powiodło. 
Tembardziej oczywiście niema co mówić o budowie bardziej złożonych 
cząsteczek. 
WidZieliśmy, że 'ądro a,t;.qm0'Y'ro liczbiepo
ządk
w:ej ! ')toczone 
jest Z ele

r.onaTi-.. tore B o h..r poc
ątkowo ulokował wzdłuż l
żących 
, w tej samej płaszczyźnie piedcieni elektronowych. Zakładano następnie, że 
"kafdy elektron ma swoją własną orbitę i że w
zystkie one mają rozkład 
przestrzenny, t. j. są względem siebie nachylone pod różnemi kątami, 
otacza ją; jądro ze wszystkich stron. Rozkład elektronów na pierścieniach 
zas::ąpiuIlO ugrupowaniem w warstwach elektronów. Każdej warstwie 
odpowiada określona wypełniająca lub jakby nasycająca ją liczba elektro- 
n6w. Nie wiemy, jak powstały atomy różnych pierwiastków, możemy jed
 
nak myślowo posuwać się w układzie perjodycznym od jednego pierwiast- 
ka do następnego, od wodoru (Z = I) począwszy, przyczem za każdym 
razem dodajemy po jednym elektronie zewnętrznym; pomijamy tu jedno- 
,czesną o wiele bardziej złożoną zmianę jądra. W ten sposób otrzymujemy 
obraz stopniowej budowy atomów, lub właściwie ich elektronowej osłony. 
Rozpada 
ię ona na określone warstwy, kt6re oznaczamy literami 


K, L, M, N, O, P, Q. 


, Warstwa K jest najbliższą jądra; następne są coraz dalsze. Nie na- 
Jeży jednak przypuszczać, że warstwy te poprostu otaczają jedna drugą,
>>>
80 


Budowa atomu i powstawanie widm 


[IV 


t. j., że np. orbity elektronów warstwy N znajdują SIę całkowicie ze- 
wnątrz warstwy M. W swych ruchach eliptycznych (jądro znajduje 
się w jednym z ognisk orbity) elektrony bądź zbliżają się, bądź też odda- 
lają od jądra. Elektrony np. warstwy N przenikają przy tern głęboko 
do warstw "niżej" leżących. Lecz najbardziej od jądra oddalone części 
orbit elektronów warstwy N leżą dalej od jądra, aniżeli najbardziej odle- 
głe części orbit elektronów warstwy M. Jeśli myślowo przejdziemy od wo
 
doru do uranu, wtedy okaże się, co następuje. Warstwa K zawiera ogółem 
tylko l ekktrony; wszystkie pozostałe warstwy są tymczasem zakończone, 
gdy zawierają 8 elektron6w, poczem następuje budowa warstwy następ- 
nej. Zdarza się jednak, że wkrótce po zbudowaniu nowej warstwy dalsza 
jej budowa zostaje przerwana, rozpoczyna się natomiast "nadbudowa" 
jednej z warstw głębszych. Warstwa N zostaje nawet dwa razy nadbu- 
dowana, przyczem liczba elektronów od 8 rośnie w niej początkowo do 
18, następnie zaś do 32. \XT tablicy 4 podane są wszystkie "budowy" 
i "nadbudowy" poszczególnych warstw. 


TABLICA 4. 
-- - NI -t 
Warstwy K L IM O P Q 
Pierwsza budowa 2, 8 8 8 8 8 Nie dOk Ończ'l 
Pierwsza nadbudowa ]8 ]8 ]8 I Nie dok ończ 
Druga nadbudowa . 32 J 
I 


Każda warstwa dzieli się z kolei na podgrupy. Liczbę podgrup w każ- 
dej warstwie oraz liczbę elektronów w każdej podgrupie przyjmuje się 
obecnie zgodnie z propozycją uczonych angielskich S t o n e r a i M a i n - 
S m i t h'a (1924). W tablicy 5 podane są liczby podgrup w każdej war- 
stwie (drugi wiersz), symboliczne oznaczenia podgrup .oraz liczbę elektro- 
nów w każdej podgrupie dla pierwszych czterech warstw. Pozostałe war- 
stwy nie są jeszcze zakończone nawet dla uranu. 


TABLICA 5. 


rrT 
I 
 L;'77 


M 
5 
M 11 M 21 M 22 M.
2 M.
3 
2 2 4 4 6 


l 
N 11 N 21 N 22 N 32 N.'!3 N 4B N
4 f 
2 2 4 4 6 6 8
 


N 


7
>>>
S 5] 


Budowa atomu a układ Mendelejewa 


81 


Dolne wskaźniki przy symbolach należy rozumieć jako zespoły po 
d" ie z liczb I, 2, 3, 4, pomiędzy którcmi należałoby po!tawić przecinki 
lub kreski; piszemy np. 21 zamiast 2, I lub 2-r. 
Zakładamy tu, że warstwy są zbudowane całkowicie, dlatego też ogól- 
na liczba ich elektronów wynosi 2, 8, 18 i 32, zgodnie z tablicą 4. 
Nadbudowa warstw wewnętrznych, której dotyczy tablicza 4, polega 
według S t o n e r a na budowie nowych podgrup. Przy pierwszej bu- 
dowie powstają zawsze pierwsze trzy podgrupy o liczbach elektro- 
nów 2 + 2 + 4 = 8. W nadbudowie warstwy M dodają się dwie 
podgrupy M 32 i M33 o 4 + 6 = ID elektronów. W warstwie N pierwsza 
nadbudowa daje podgrupy N 32 i N 33 również o ID elektronach, dru- 
ga zaś - podgrupy N 43 i N 44 o 6 + 8 = 14 elektronach, w zupełnej zgo- 
dzie z tabelką, dla warstwy N otrzymuje się bowiem ostatecznie 8 + ID + 
+ 14 = ° 32 elektrony. 
Wyjątkowo ważną rolę odgrywają w atomie każdego pierwiastka elek- 
trony, k t ó re znajdują SIę w warstwie zewnętrznej , o budowie jeszcze n ie za- 
onezonej, t. J. gdy liczba elektron6w nie osiągajeszcze w niej o fmi u. Noszą. 
one nazwę wartoJciowo
lo;;-ych'(w
lel1c Tln'
:b)i ,li
zba :ch może sięgać 
siedmiu. atomach o zewnętrznej warstwie z 8-ma elektronami, w któ- 
rych więc pierwsza budowa jest skończona, niema zupełnie elektronów wa- 
lencyjnych. Od liczb elekt zedewszystkiem 
chemi F ne własrI(»)c' a
o.»:u, oraz emisja atomu w dziedzinach po czerwo- 
nej, widzialnej i nadfiołkowej. Do elektronów wartościowościowych sto- 
suje się to, co w 

 2 i 3 było powiedziane o orbitach dozwolonych oraz 
przejściach elektronu z jednej na drugą. Zewnętrzną warstwę elektronów 
w danym atomie musimy uważać za ulegającą łatwo przekształceniom. Nie- 
tylko rozmieszczenie elektronów na orbitach dozwolonych, lecz również 
ich ogólna ilość może ulegać zmianom, co też odpowiada jonizacji dodatniej 
przy oderwaniu, ujemnej przy dodawaniu elektronów nadbiegających 
z zewnątrz. Natomiast warstwy wewnętrzne, w szczególności zaś podgrupy 
o już zakończonej budowie, są czemś jednolitem, co tylko z trudem i 
 wy- 
jątkowych warunkach ulega zmianom. 



 5. Budowa atomu a układ Mendelejewa. Poziomy energetyczne. 
Magneton. 


Mówiliśmy w poprzednim 
 o warstwach elektronowych, podgrupach 
tych warstw, oraz w jaki sposób można sobie myślowo wyobrazić ich 
pierwszą budowę, a przy posuwaniu się w tablicy M e n d e l e j e w a od 


Cbwolson, Fizyka W spółczesna. 6"
>>>
82 


. Budowa atomu i powstawanie widm 


[1'\ 


wodoru do uranu - ich stopniowe nadbudowy. Obecnie zwrócimy uwagę 
na śc£sł zwi zek, jaki zachodzi pomiędzy warstwami elekupnó' e- 
-. - .....- -, ol' ._ 
. _ . 
sami układ M e fi 
 e I c j e w 'a. L:.

*'ym '}"ze de
stk iell!J_ że 
l(;p,a c .
Hron6w walencyjnych w atomie określa pojęcie chemiczp.e war::. 
t
ściowoścl pierwiastka. Pierwiastki każdej pionowej kolumny mają 
w przypadku ogólnym (szczegóły chwilowo pomijamy) jedt.akową 
wartościowość. Każdorazowo zaś, gdy rozpoczyna się budow a now ej 
warstwy, t: j, r..rz b y

a jcden elektron zewnętrzny, otrzymujemy p ierw - 
sz I 'pierwiastek nowego o!:!:..esu, t. j. metal alkaliczny. Natomiast, gdy 
pierwsza budowa nowej warstwy się kończy, t. J. zawiera już ona wszyst- 
kie 8 elektronów, nie majłc przy tern zupełnie elektronów walencyjnych, 
wtedy otrzymujemy zawsze ostatni pierwiastek okresu, t. j. gaz szlachet- 
ny, w którym brak elektronu wartościowościowego jest wła£nie przy- 
czyną jego obojętności chemicznej. Sprawę komplikuje nadbudowa warstw 
wewnętrznych, skutkiem której okresy zawierają nie tylko 8, lecz i 18, 
a nawet 32 pierwiastki. Drugim wyjątkiem jest okres pierwszy, odpo- 
wiadający budowie warstwy K, która zamiast 8 zawiera tylko 2 elektro- 
ny. Zrobimy obecnie uważny przegląd budowy wszystkich warstw ele- 
ktronowych w związku z okresami tablicy M e n d e l e j e w a, do któ- 
rej też czytelników odsyłamy (p. rozdz. II, 
 2, tab!. I). 
Okres I i warstwa K. Mamy tu tylko dwa pierwiastki: wodór 
(I, H) z jednym i hel (2, He) z dwoma elektronami. Budowa warstwy K 
jest skończona, daje ona jednowartościowy wodór i gaz szlachetny hel 
(jest on zresztą niezupełnie obojętny chemicznie). Okres II (8 pierwiast- 
ków) i warstwa L (8 elektronów). W tym wypadku wszystko jest szcze- 
gólnie proste. Początkowo otrzymujemy metal alkaliczny lit (3, Li), na 
końcu zaś gaz szlachetny neon (ID, Ne); mamy zatem 8 pierwiastków 
w okresie i 8 elektronów w warstwie, która już dalszej nadbudowie nie 
podlega. Okres II l (8 pierwiastków) i warstwa M (8 elektronów przy 
pierwszej budowie). Mamy ponownie na początku metal alkaliczny sód 
(II, Na) i na końcu gaz szlachetny argon (18, Ar). Okres IV (I8 pierw- 
wiastków), pierwsza budowa warstwy N (18 elektronów) i nadbudowa 
czwartej i piątej podgrup warstwy M. Początkowo rozpoczyna się bu- 
dowa warstwy N, otrzymuj cm y tu metal alkaliczny fotas (19, K) i me- 
tal ziem alkali
znych wapń (20, Ca). Począwszy jednak od skandu 
(21, Sc) aż do niklu (28, Ni) trwa nadbudowa warstwy M. Od 
miedzi (29, Cu) rozpoczyna się dalsza pierwsza budowa warstwy 
N, która kończy się na' gazie szlachetnym kryptonie (36, Kr). Okres 
V (18 pierwiastków) jest zbudowany zupełnie analogicznie do IV. 
Budowa warstwy O rozpoczyna się od metalu alkalicznego rubidu (37,
>>>
5J 


Budowa atomu a układ Mendelejewa 


83 


Rb); następnie mamy pierwszą nadbudowę warstwy N (podgrupy 
N 32 i N,d, która zostaje zakończona dla palladu (46, Pd) i koń- 
czy się pierwsza budowa warstwy O, zakończona dla gazu szlachetnego 
ksenonu (54, Xe). W okresie VI (J2 pierwiastki) sprawa jest bardziej 
skomplikowana. Odbywa się mianowicie pierwsza budowa warstwy P, 
która rozpoczyna się ponownie dla metalu alkalicznego cezu (55, Cs) 
i kończy się na gazie szlachetnym emanacji (86, Em). Budowa ta zostaje 
jednak dwukrotnie przerywana wewnętrznemi nadbudowami. Początko- 
wo dobudowuje się całkowicie warstwa N, powstają podgrupy szósta i si6d- 
ma N 43 i N 44 , kt6re zawierają 6 + 8 = 14 elektronów, przyczem 
ctrzymujemy ziemie rzadkie od Z = 58 do Z = 7I. \V ten sposób teo- 
rja B o h r a była w stanie przewidzieć, że liczba ziem rzadkich powin- 
na wynosić 14. \Y/ rozdz. II, 
 2, punkty 7, II i 8 1 była już o tern mowa, 
widzimy obecnie na czem była oparta ta przepowiednia, będąca wielkim 
sukcesem teorji B o h r a. Jeśli wrócimy do okresu VI, to odbywa się tam 
następnie jeszcze pierwsza nadbudowa warstwy O, t. j. powstają j::odgrupy 
4- ta i 5-ta, w których, podobnie, jak w warstwach M i N, znajduje się 
4 + 6 = ro elektronów. W ten sposób w okresie VI mamy 8 + 14 + ID 
= J2 pierwiastki. Okres VII nie jest skończony; rozpoczyna się budo- 
wa warstwy Q, mamy tu na początku niewykryty metal alkaliczny 
Z = 82; nistępnie rozpoczyna się nadbudowa warstwy P, która jednak dla 
'Uranu (92, U) nie jest jeszcze skończona. Należy się sj::odziewać, że, jeśli 
istnieje pierwiastek Z = lI8, to będzie nim ponownie gaz szlachetny. 
Obecnie staje się zrozumiałą obecność wspomnianych w rozdz. II, 
 2, 
punkty 7, I i II, trzech triad i ziem rzadkich w tych miejscach tablicy 
M e n d e l e j e w a, gdzie mieści się nie jeden pierwiastek, lecz po trzy 
a nawet 15, które są przytem wszystkie w swych własnościach chemicz- 
nych niezwykle do siebie podobne. Tłumaczy się to tern, że pierwiastki, fi 
znajdujące się w tern samem miejscu tablicy, różnią się liczbą elehron6w , 
w podgrupach wewnętrznych, natomiast części zewnętrzne elektronu, od' j 
których z;Jleżą przedewszystkiem własności chemiczne pierwiastka, są jed- \ 
nakowe. Dotyczy to szczególnie ziem rzadkich, gdzie nadbudowa zachodzi 
w głębiej leżącej warstwie N. gdy tymczasem j::ierwsza b\!dowa następnej 
warstwy P jest już skończona, a nawet rozpoczęta została budowa war- 
stwy O. Istotnie, wiemy, że te właśnie pierwiastki cechują identyczne nad 
podziw własności chemiczne. 
W ścisłym związku z tablicą M e n d e l e j e'w a są wymienione przez 
-nas w rozdz. II, 
 2, ust. 9 własności pierwiastków, które zmieniają się 
perjodycznie, jeśli przejść całą tablicę w kierunku rosnących liczh po- 
;rządkowych Z od wodoru do uranu, oraz własności, które zmieniają się
>>>
v' 


84 


Budowa atomu i powstawanie widm 


[IV 


bez żadnej okresowości w jednym tylko kierunku. Obecnie staje się rz'eczą 
możliwą ogólne wytłumaczenie tego faktu, wskazujące przyczynę perjo- 
dyczno
ci jednych względnie nieperjodyczno
ci innych własno
ci. Spra- 
wa jest bardzo prosta. Własno
ci pierwszego rodzaju są uwarunkowane 
liczbą elektronów w warstwie zewnętrznej; należą do nich, jak widzie- 
li
my, przedewszystkiem wła
ciwo
ci chemiczne pierwiastków. Własno- 
ści drugiego rodzaju mają swe źródło w bardziej lub mniej zakończonych 
warstwach wewnętrznych, które są zupełnie analogiczne dla wszystkich 
pierwiastków, w których atomach warstwy te już istnieją (jeżeli pomi- 
nąć ich nadbudowy). Oczywi
cie nie można tu spodziewać się perjodycz- 
no
ci, lecz jedynie stopniowej ilościowej lub jako
ciowej (albo jednej 
i drugiej) zmiany w zależno
ci od stopniowo komplikującej się budowy 
atomu, która nie może nie wpływać na szczegóły budowy warstw we- 
wnętrznych. Zobaczymy, że widmo promieni rontgenowskich jest najbar- 
dziej jaskrawym przykładem zmiany niepcrjodycznej. 
Przejdźmy do jednego z doniosłych zagadnień teorji budowy atomu, 
mianowicie zagadnienia poziomó'w energetycznych w atomie. Mówimy 
zwykle o różnej wysoko
ci poziomu wody lub innej cieczy. Im wyższy 
jest poziom, tern większa jest praca, którą woda może wykonać przy 
spadaniu, a co zatem idzie, tern większy jest zas6b encrgji potencjal- 
nej. Każdej wysoko
ci poziomu odpowiada określon
. ilość energji. 
Przy obniżeniu poziomu wody zostaje przez nią wykonywana praca 
równa różnicy energji poziomów początkowego i końcowego; zasób ener- 
gji ulega wtedy zmniejszeniu. Natomiast, gdy poziom wody się podnosi, 
praca zostaje wykonana k03ztem energji zewnętrznej, zaś zasób energji 
wody wzrasta. W 
 2 i 
 3 poznaliśmy możliwe orbity elektronów w naj- 
prostszym przykładzie atomu, składającego się z jądra, dokoła którego krą- 
ży tylko jeden elektron. Każdej orbicie, na której znajduje się elektron, 
odpowiada pewien zasób cnergji atomu, p. (8), który jest tern większy, 
im dalej cd jądra znajduje się orbita, t. j. im wyżej jest umieszczona. 
Z tego względu możemy orbity dozwolone uważać za dozwolone pOLio- 
my energetyczne atomu jedno-elektronowego. W 
 3 omówiliśmy obszer- 
nie warunki przejścia elektronu w tę lub inną stronę, w 
 4 zaś wskaza- 
li
my, że stosuje się to równie do elektronów wartoŚciowościowych dowol- 
nego atomu. 
Zajmiemy się obecnie atomem, który już zawiera szereg warstw we- 
wnętrznych. Aby podnie
ć elektron walencyjny na wyższy poziom (do- 
zwoloną orbitę) lub wogóle usunąć go z atomu, t. j. atom zjonizować, ko- 
nieczną jest stosunkowo niewielka ilość pracy, zachodzi więc niewielka 
strata energji. Jak się okazuje może się jednak zdarzyć, że gdy na atom
>>>
5J 


Poziomy energetyczne. 


85 


aziałają bardzo wielkie siły zewnętrzne, zdolne wykonać stosunkowo du. 
żą ilość pracy, t. j. zużyć znaczny zasób energji, to wyrywają 
one elektron z orbity jednej z warstw wewnętrznych do warstwy K 
włącznie, choćby warstwy L, M, N i t. d. już były w atomie. Ponieważ 
wszystkie wyżej leżące orbity zajęte są przez elektrony, więc tego ro- 
azaju wyrzucanie elektronu z jego orbity sprowadza się do wyrzucania 
elektronu z atomu. W tym wypadku wewnątrz atomu powstaje puste 
miejsce, na które może przejść jeden z elektron6w warstw wyżej leżą- 
cych, jego zaś miejsce zajmie inny z orbity wyższej i t. d. Należy jednak 
zauważyć, że we wspomnianą lukę w atomie może też spaść nadbiegający 
z zewnątrz elektron. 
W związku z tern powstaje zagadnienie wyznaczenia wielkości wy- 
konanej pracy lub z.Iżytej .energji przy wyrywaniu elektronu z war- 
stwy wewnętrznej oraz wyjaśnienie zjawiska, jakie wywołuje we- 
wnątrz atomu spadanie el
ktronu z jednej orbity na opróżnioną niżej le- 
żącą. Zwłaszcza badanie widm rontgenowskich prowadzi do wniosków na- 
stępujących. Każdej podgrupie (tab!. 5) odpowiada określony poziom ener- 
getyczny, którego wysokość mierzy się pracą, wykonaną przy wyrzucaniu 
elektronu z tej podgrupy poza obręb atomu. Wszystkie orbity tej samej 
podgrupy, których liczbę podaje tablica 6, odpowiadają temu samemu 
poziomowi energetycznemu. Liczba poziom6w energetycznych w różnych 
warstwach elektronowych równa się liczbie podgrup. Tablica 6 daje nastę- 
pujące z
stawienie liczby podgrup. 


TABLICA 6. 


1_ Warst wy.. .. . . . .. ..'... .... . 
I Liczba poziomów energetycznych 


KLMNOP 


(19) 


I 3 5 7 (5) (3) 


Liczby dla warstw O i P odnoszą się do ostatnich pierwiastków ukła- 
du perjodycznego, w których budowa tych warstw nie jest skończona. 
Poziomy energetyczne będziemy, rzecz naturalna, oznaczać temi samemi 
symbolami, co i podgrupy. Odpowiedź na pierwsze z postawionych 
wyżej zagadnień jest więc prosta: praca usuwania elektronu z atomu jest 
okteślona przez poziom energetyczny podgrupy, w której się dany ele- 
ktron znajduje. Drugie zaś zagadnienie rozstrzyga odpowiedź następu- 
jąca: przy spadaniu elektronu wewnątrz atomu z jednej orbity na inną 
leżącą niżej, energja atomu ulega zmniejszeniu o wartość różnicy pozio- 
mów energetycznych podgrup, pomiędzy kt6remi przejście miało miej-
>>>
86 


Budowa atomu i powstawanie widm 


[IV 


sce. Poznamy później sposób wyznaczenia wartości poziomów energe- 
tycznych, t. j. wielkości pracy wyrzucania elektronu z danego poziomu 
(podgrupy) poza obręb atomu. 
W ścisłym związku z teorją budowy atomu B o h r a znajduje się za- 
gadnienie magnetonu. Elementarne wiadomości o magnetyźmie są wszyst- 
kim znane; przypomnijmy jedynie pewne szczegóły. Najprostsze zjawi- 
ska magnetyczne odbywają się w ten sposób, jakgdyby w ciałach nama- 
gnesowanych (magnesach) znajdowały siec dwie szczególnego rodzaju sub- 
stancje, które nazwiemy północnym i południowym magnetyzmem, do 
pewnego stopnia analogiczne do dwu rodzajów elektryczności, z tą jed- 
nak różnicą, że wspomniane "magnetyzmy" nigdy nie występują od- 
dzielnie. Ich wzajemne oddziaływanie odbywa się zgodnie z prawem 
C o u 10m b a, zupełnie analpgicznem do prawa ciążenia powszechnego. 
Za jednostkę "ilości magnetyzmu" przyjmujemy taką jej ilość, kt6ra na 
równą sobie a znajdującą się w odległości I cm działa z siłą jednej dyny 
(1,02 mgr). Oba rodzaje magnetyzmu znajdują się w każdym magnesie 
w jednah.owych ilośc:ach. Każdy magnes działa w znacznych odeń od- 
ległościach w ten 
Fosób, jak gdyby oba magnetyzmy były skupione 
w dwu określonych punktach, które noszą nazwę biegunów magnesu; 
prosta, łącząca bieguny, jest osią magnesu. Iloczyn ilości magnety- 
zmu skupionego w jednym z jego biegunów przez wyrażoną w cm od- 
ległość między niemi, nazywa się momentem magnetycznym ,11agnesu. Za 
jednostkę momentu magnetycznego uważamy moment magn
tyczny ma- 
gnesu, w każdym z biegunów którego znajduje się jednostka ilości ma- 
gnetyzmu, bieguny zaś są odległe od siebie o I cm. Przypomnijmy-jeszcze 
teorję wielkiego uczonego francuskiego A m p e r e'a, który wykrył równo- 
ważność działań prądu elektrycznego i magnesów. Doprowadziło to A m- 
p e r e'a do genjalnej idei, że każdy magnes składa się jakgdyby z najdrob- 
niejszych cząstek obieganych przez prąd elektryczny. Są to sławne magnesy 
/. 
 '.'/..... ' eiemeritarn'ł?
, A.m p e r e'a. Termin magneton został do nauki wpro- 
:
 ,.:.., wadz
ny w I"9
7 r. przez uczonego szwajcarskiego We i s s a (obecnie 
\
 ..... . w Sti'asbu
gu};który zakładał, że analogicznie do elementarnych ładun- 
. '
. ':' , '. _ ków .ęłektry6:ności, elektronów i protonów, magnetyzm składa się rów- 
.:.,.... J .1. / 
n.......'-.cnież z 'elementarnych cząsteczek, które nazwał magnetonami. Jeżeli po- 
gląd ten odpowiada rzeczywistości, 'to każda cząsteczka subJt",-ncji ma- 
gnetycznej 'musi się składać z całkowitej liczby magnetonów. Wiemy, że 
gram-cząsteczka każdej substancji zawiera jedną i tę samą liczbę czą- 
steczek N (liczba A v o g a d r y), p. rClzdz. II, 
 I, równ. (I). St
d wyni- 
ka, że cząsteczka namagnesowanej do nasycenia substancji maonetycznej. 
t. j. takiej, w której osie wszystkich elementarnych magnesów są do
>>>
$ 5] 


Magneton. 


87 


siebie równoległe, musi posiadać moment magnetyczny, będący całko- 
witą wielokrotnością pewnej liczby, a mianowicie N-krotnym momentcm 
magnetycznym magnetonu. Tego rodzaju moment magnetyczny We i s s 
nazywa gram - magnetonem. Doświadczenia wykonane zarówno przez 
We i s s a, jak i przez wielu innych uczonych ze znaczną liczbą sub- 
stancyj magnetycznych, w zupełności potwierdziły to przypuszczenie. 
Doświadczenia z żelazem i niklem dały wynik następujący. Gram-czą- 
steczka żelaza w bardzo niskiej temperaturze posiada moment magne- 
tyczny równy 13360 jednostkom momentu magnetycznego (p. wyżej), 
zaś gram-cząsteczka niklu 3370. Lecz 


13360 = II23,6 X II 
337 0 = II23,3 X 3 


Stąd We i s s wnioskuje, że cząsteczka czystego żelaza zawiera w ni- 
skiej temperaturze I I, cząsteczka niklu - 3 magnetony; następnie że 
gram-magneton zawiera I I23,J jednostek momentu magnetycznego. Je- 
żeli liczbę tę podzielić pru,z liczbę A v o g a d r y N, to dla momentu 
magnetycznego jednego magnetonu otrzymamy: 


18,5.10-22 jedno momentu magn. 


(20) 


We i s s zbadał r6wnież roztwory soli metali magnetycznych, przy- 
czem dla gram-magnetonu otrzymał liczbę II22,I, bardzo bliską Foprze- 
dnio znalezionej. Jest rzeczą ciekawą, że w atomie niklu, który wchodzi 
w skład soli, okazały się nie 3, ja-k poprzednio, lecz 16 magneton6w. Pra- 
ce wielu uczonych okazały, ze czą
teczka dan
j substancji, zawiera róż- 
ną liczbę "magnetonów We i:; s a", jak je obecnie nazywamy, zależnie 
od związku chemicznego, do które g o ta cząsteczka wcho ,, \ '" I:.. ,;
 1. , ""
 
" . 
1'" II:" ".

I" 'Dl 
 
W zWIązku z teofJą budowy atomu B o h r a powstał 
l:I1łJę
1f.0 ,:,.. 'f/JiC'ł--:t 
 
magnetonu, który otrzymał nazwę magnetonu B o h r et! WidzIe1Isrp1 Ia " - 'V 
m;anowicie, że według teorji A m p e r e'a, cząsteczki su a

' 
tre
""""",,,  
tycznej są okrążane przez pr
d elektryczny. Lecz elektron CWtl
 
 - t -; 
 
koła jądra atomowego można również uważać za prąd elektryczny, '.. 
re
o natężenie równe jest ilości elektr
Tc
ności, przechodzącej w ciągu se- 
kundy przez dowolny punkt orbity elektronu. Natężeme to dla ogól- 
nego przypadku orbity eliptycznej łatwL obliczyć, a więc można znaleźć 
moment magn":tyczny magnesu, który pcd względem swych własności mag- 
netycznych m6głby zastąpić jeden poruszający się elektron. Okazuje się, 
że ten moment magnetyczny równa się całkowitej wielokrotności pewnego
>>>
88 


Budowa atąmu i powstawanie widm 


[IV 


niejako elcmentar
ego momentu magnetycznego, który jest właśnie mo- 
mentem magnetycznym magnetonu B o h r a. Wartość tego ostatniego 
wyraża się zapomocą bardzo prostej zależności pomiędzy ładunkiem, ma- 
są elektronu oraz stałą P l a n c k a (rozdz. III, 
 3)' Mnożąc ją przez 
liczbę A v o g a d r y, otrzymamy dla gram - magnetonu B o h r a 5584 
jednostek momentu magnetycznego. W ten sposób okazuje się, że 


magneton B o h r a = 5 magnetonom W e i s s a 


(21) 



 6. Cząstki alfa. Budowa i rozpad jądra atomowego. 


W' 
 I była już mowa o cząstkach alfa, wyrzucanych przez ciała 
promieniotwórcze; obecnie możemy powiedzieć dokładniej, że wylatują one 
z jąder atomowych pierwiastków promieniotwórczych. Mówiliśmy rów- 
nież, że cząstka alfa jest identyczna z jądrem atomowem helu, t. j. 
z atomem helu, który stracił dwa elektrony, lub inaczej mówiąc, jest 
podwójnie zjonizowany. Z drugiej strony tablica 3 wskazuje, że cząstka 
alfa składa się z 4 protonów i 2 elektronów. Ponieważ zaś masa protonu 
jest 1840 razy większa od masy elektronu (rozdz. II, 
 4), więc stąd wy- 
nika, że masa cząstek alfa jest 7360 razy większa od masy elektronu. Pręd- 
kość cząstek alfa w chwili ich wyrzucania, zależy od rodzaju emitu- 
jących je ciał promieniotwórczych, przeciętnie jednak wynosi ona 18000 
kmfsek, co stanowi około 0,06 prędkości światła. Dzięki wielkiej stosun- 
kowo masie i olbrzymiej prędkości cząstki alfa mają ogromny zasób 
energji kinetycznej, mogą z tego powodu wykonać o wiele większą 
pr2cę, np. pokonać większe przeszkody, niż elektron pędzący z pręd- 
kością 0,9 prędkośic światła. Cząstka alfa, chociaż składa się z 4 
protonów i 2 elektronów, jest utworem zadziwiająco trwałym, który 
nie rozpada się w żadnych dostępnych dla nas warunkach. Jest to 
tern dziwniejsze, że dwa elektrony nic mogą utrzymać w równowadze 
4 proton6w, odpychających się wzajemnie. Musimy przyjąć, że w odle- 
głościach, w których protony znajdują się względem siebie w cząstce alfa 
ich wzajemne odpychanie przechodzi w przyciąganie. 
Podamy tu dowcipne rozumowanie, które choć nie tłumaczy trwa- 
łości cząstki alfa, daje jednak możność powiązania jej z inncm zjawi- 
skiem, rzucającem na tę sprawę pewne światło. W rozdz. II, 
 5 podaliśmy 
równość (16), orzekającą, że masa może ulec przemianie w energję przy- 
czcm bardzo niewielka ilość masy daje olbrzymie ilości energji. Następnie 
w rozdz. II, 
 I daliśmy wstępne wyjaśnienia o izotopach, wspominając 


....
>>>
6] 


Cząstki alfa. 


89 


przy tern, że jeśli przyjąć ciężar atomowy tlenu za 16, to ciężary atomowe 
czystych pierwiastków (nie mieszanin izotopów) są liczbami całkowitemi. 
Wyjątek stanowi wodór, którego ciężar atomowy wynosi 1,008 (ściślej 
1,007 8 ). Obecnie możemy podać zapowiedziane wytłumaczenie tego fak- 
tu. Przyjmując masę atomu tlenu równą 16, otrzymujemy dla m
sy cząstek 
alfa dokładnie 4, dla masy protonu zaś 1,008 (zaniedbujemy tu masy elek- 
tronów). Cząstka alfa składa się jednak z 4 protonów i dlatego masa jej 
wynosi 1,008 X 4 =4,03' Przechodząc zaŚ do gram-atomu otrzymamy, 
że gram-atom helu musi mieć masę 4,03 gr, natomiast jego rzeczywista 
masa wynosi tylko 4 gr. Gdzie więc znikły 0,03 gr? Uległy one przemia- 
nie w energję cieplną, gdy 4 protony połączyły się, tworząc jedną cząstkę 
alfa. Przykład znikania masy wskutek jej przemiany w ciepło po- 
daliśmy w rozdz. II, 
 5, ust. 2 po równo (16); przykład ten odnosi się 
do związków chemicznych, mianowicie do utworzenia gram - cząsteczki 
wody z wodoru i tlenu. Na podstawie równości (16) rozdz. II otrzy- 
mamy utworzoną z 0,03 gr a 'wyrażonq w ergach energję, jeżeli liczbę 
0,03 pomnożymy przez 9.1020; otrzymamy wtedy 0,27.1020 erg6w, co 
przy przeliczeniu na duże kalorje prowadzi do wniosku, że przy powsta- 
niu z protonów gram-atomu, t. j. 4 gr helu wydziela się 


300 miljonów dużych kaloryj l 
r6wnoważnych 700000 kgm pracy \ 


(22) 


Wielkość tych liczb uwydatni się szczególnie wówczas, gdy przypomnimy, 
że 'przy tworzeniu się gram-cząsteczki najbardziej trwałych związków che- 
micznych wydziela się ilość ciepła rzędu IDO dużych kaloryj; tu zaŚ mamy 
lic7bę trzy miljony razy większą! Aby rozbić na protony i elektlOny 4 gra- 
my helu (ściślej mówiąc, cząstek alfa) należałoby zużyć pracę 700000 kgm. 
Astronom angielski E d d i n g t o n (1923) udowodnił, że ilość ciepła, 
któraby się utworzyła, gdyby tylko parę procent znajdujących się na 
słońcu jąder atomowych wodoru (protonów) połączyło się w jądra helu. 
starczyłaby na miljony lat promieniowania słonecznego. Jeśli tak jest 
istotnie, to zrozumiałą staje się trwałość cząstek alfa, wiele miljonów ra- 
zy przewyższająca trwałość cząsteczek chemicznych. T ego, co powiedzie- 
liśmy, nie możemy jednak uważać za wytłumaczenie, zagadką bowiem po- 
zostanie czemu siły, działające pomiędzy... protonami i 2 elektronami, przy 
ich połączeniu się w jedną cząstkę alfa wykonywają tak olbrzymią pracę. 
Przechodzimy do opisu zadziwiających doświadczeń rozbicia jqdra ato- 
mowego, które powiodło się po raz pierwszy R u th e r f o r dowi w 1919 
roku. Mamy tu wypadek istotnego sztucznego rozkładu atomu, jonizacja
>>>
9 0 


Budowa atomu i powstawanie widm 


[IV 


bowiem jest tylko zmianą powierzchowną i iatwo zanikającą. Przypom- 
nijmy przedewszystkiem, co nazywamy zasięgiem cząstki. Nazwijmy 
cząstką aktywną taką, która w 
woim ruchu wewnątrz gazu może ten 
gaz zjonizować, lub uderzając o powierzchnię fluoryzującego ekranu mo- 
że wywołać na nim powstanie drobnych błysków świetlnych, t. zw. 
scyntylację, którą można dogodnie obserwować przez lupę lub mikro- 
skop. Tego rodzaju cząstkami aktywnemi mogą być elektrony, cząstki 
alfa, oraz, jak się obecnie okaza!o, pojedyńcze protony, t. j. zjonizo- 
wane atomy wodoru. Zasięgiem aktywnej cząstki nazywamy długość dro- 
gi, którą -;ząstka przebywa w danym ośrodku od miejsca swego powstania 
do miejsca, gdzie jej aktywność przestaje być widoczną, t. j. np. znikają 
wyw0łan
 przez nią scyntylacje. Zasięg zależy od rodzaju cząsteczki 
aktywnej, od jej prędkości początkowej, od rodzaju ośrodka i stopnia 
jego rozrzedzenia w wypadku ośrodka gazowego, który to przypadek tu 
zakładamy. Jest Izeczą istotną, że zasięg cząstek alfa w powietrzu FZY 
ciśnieniu jednej atmosfery waha się w zależności od wysyłającego je ciała 
promieniotwórczego od 2,5 do 8 cm; w wodorze zasięg wynosi około 25 cm. 
Cząstki alfa dzięki swej wielkiej energji i trwałości mogą odegrać 
rolę pocisków,' rozbijających jądra atomowe innych pierwiastk6w. Już 
w 1914 r. wykryto, że cząstki alfa, przechodząc przez wodór, roz- 
bijają jego cząsteczki na części składowe, t. j. na dwa atomy. W 1919 r. 
ukażały się 4 prace R u t h e r f o r d' a. W pierwszej autor potwierdza 
fakt rozbicia cząsteczek wodoru. W drugiej wykazuje, że czą.stki alFa 
odrywają zjonizowane atomy wodoru, t. j. protony od ciał, które obfi- 
tują w wodór, jak np. z parafiny. Trzecia praca nie zawierała specjal- 
nie ciekawych wyników. W czwartej natomiast R u t h e r f o r d po raz 
pierwszy oznajmił światu o rozbiciu jądra atomowego azotu. Gdy czą- 
stki alfa zderzają się z cząstkami azotu, wówczas z tych ostatnich wyla- 
tują pewnego rodzaju cząstki aktywne, których zasięg, okrcśl{)ny metodą 
scyntylacyj, dochodzi do 28 cm. Nie są to zjonizowane atomy azotu, 
bowiem obliczony przez R u t h e r f o r d a zasięg tych ostatnich nie 
może przekraczać 9 cm. Bezpośrednie obserwacje ruchu tych cząstek 
pod wpływem sił magnetycznych dowiodły w spos6b nie ulegający wąt- 
pliwości, że są to protony wyrwane z jqdra atomowego azotu. Ponie- 
waż proton, chwytając jeden z błędnie dokoła biegnących elekt.onów, 
ulega przemianie w obojętny atom wodoru, mniemano, że R u t h e r- 
f o r d otrzymał wodór z azotu, t. j. jeden pierwiastek z drugiego. Jest 
to oczywiście prawdą, daje jednak opaczne pojęcie o istocie rze- 
czy. Widzieliśmy wszak, że jądra wszystkich atomów zawierają pro- 
tony, t. j. atomy zjonizowanego wodoru. Z pewnym przybliżeniem moż-
>>>
6] 


Cząstki alfa. 


9 1 


na więc mówić, że zgodnie z teorją B o h r a, wszystkie pierwiastki me- 
tylko zawierają wod6r, lecz również 
kładają się z atomów wodoru 
(i elektronów). Istota więc wielkiego sukcesu doświadczalnego R u t h e r- 
f o r d'a polega na dmtarczeniu dowodu doświadczalnegc, że jądro ato- 
mowe azotu zawiera protony; tern samem więc sprawdzone zostało jedno, 
z zasadniczych założeń teorji B o h r a.' 
W 1920 r. R u t h e r f o r d udowodnił, że cząstki alfa wyrywają 
protony i zjonizowane atomy azotu z ciał stałych, będących związkami 
azotu (wIe kwasów azotowych i paracyan). Szczególnie doniosłe są pra- 
ce R u t h e r f o r d'a z lat 1921 i 1922. Powiodło mu się mianowicie wy- 
rwać protony z jąder atomowych boru, fluoru, sodu, glinu i fosforu; za- 
- sięg tych Frotonów wynosił, jak się okazało, od 40 do 90 cm. Szczegól- 
nie cit:kawym jest glin, podczas bombardowania bowiem jego atomÓw 
przez czą
,tki alfa, protony wyrzucane są nietylko w kierunku ruchu 
cząstek alfa, lecz we wszystkich możliwych kierunkach, między inne- 
mi w kierunku przeciwnym, t. j. na spotkanie pocisków alfa. Zasięg pro- 
tonów wynosi w kierunku prostym 90 cm, w przeciwnym zaś - 67 cm. 
Za
ięg cząstek alfa w tych doświadczeniach wynosił 9 cm; przy za- 
sięgu mniejszym od 7 cm. działanie :ych pocisków na glin ustaje. Nte- 
zwykle ciekawym jest fakt, że energja protonó'w, wylatujących z ato- 
mów glinu jest większa ([,4 razy) od er.ergji samych pocisków alfa; któ- 
re w nie uderzają. Dowodzi to, że czę
ć cncrgji protonów jest pocbodze- 
nia wewnątrzatomowego, t. j., że ud
rzenia cząstek alfa wywołuią we- 
wnątrz atomu glinu wybuch, który powoduje zwiększenie energii pro- 
tonów. Stan
wi to analog:ę ze zjawiskiem, zachodzącem w atomach 
pierwiastków promieniotwórczych, z tą jednak różnicą, że z jądra atomo. 
wego zostaje wyrzucvny proton, - jądro atomowe wodoru, - nie zaś 
cząstka alfa, - jądro atomowe helu. 
Tak więc R u t h e r f o r d'owi udało się wyrwać protony z jąder ato- 
mowych boru, azotu, fluoru, sodu, glinu i fosforu. Ciężary atomowe 
tych pierw:a
tków są: II, 14, 19, 23, 27 i 31. Przy dzieleniu przez 4 
wszystkie, te Fczby dają resztę 3, pr6cz azotu (14), który daje resztę 2. Ani 
;edna z tych liczb nie jest bez reszty podzielna przez 4. Przy omawianiu bll- 
dowy jądra atomowego przekonamy się o doniosłości tego faktu. W 1923 
roku R u t h e r f o r d wykrył, że we wszystkich sześciu pierwiastkach 
wyrzucanie protonów zachodzi 'we wszystkich kierunkach i przy tern 
w ilośc'ach w przybliżeniu jednakowych, lecz że zasię
 jest w r6żnych 
kierunkach różny. W tablicy 7 pierwsze dwa wiersze dają zasięg proto- 
nów w prostym i przeciwnym kierunku. 
Zwrćmy uwagę, że liczby porządkowe Z pierwiastków, od których uda-,
>>>
9 2 


Budowa atomu i powstawanie widm 


[IV 


ło się oderwać protony, są kolejnemi liczbami nieparzystemi od 5 do 15. 
Działania cząstek alfa na lit (Z = 3) i chlor (Z = 17) nie wykryto. 
Prócz boru, który ma dwa izotopy, pozostałe pięć są pierwiastkami "czy- 
." 
steml . 
Wszystkie wymienione prace zostały wykonane przez R u t h e r f o r- 
-d a i jego uczniów. W 1923 r. zaczęli to samo zagadnienie badać 
Kir s c h i P e t t e r s s o n w Wiedniu, którzy szczególnie w latach 19 26 
i 1927 przeprowadzili wraz ze swymi współpracownikami bardzo wielką 
liczbę badań, stosując odmienną od R u t h e r f o r d a metodę doświad- 
czalną. Angielscy uczeni podnoszą zarzuty przeciw osiągniętym w tych ba- 
daniach wynikom; spór nie jest dotychczas zakończony. W pierwszej swej 
pracy (1923), Kirsch i Pettersson znaleźli, że beryl (ciężar ato- 
mowy A = 9, Z = 4), krzem (A = 28, Z = 14) i magnez (trzy izo- 


TABLICA 7 
Bor Azot: Fluor I S6
lin I Fosf6r 


Kierunek prosty 
Kierunek przeciwny 
Stosunek 
Liczba porządkowa Z 


58 40 
38 18 
1,5 2,2 

 7 


65 
48 


158 90 
36 67 


! 65 
I 
49 


1,35 
9 


1,6 1,35 
11 113 


1,35 

 


topy, A = 24, 25, 26, Z = 12) mogą również ulec rozbiciu. Prawi- 
dła jednak, które stwierdził R u t h e r f o r d zupełnie się tu nie spraw- 
dzają: wszystkie Z są liczbami parzystemi, dwie zaś z liczb A dzie- 
lą są bez reszty przez 4. Podamy tylko parę wyników z pośród znacz- 
nej liczby prac uczonych wiedeńskich. Zwróćmy uwagę, że bardzo istot- 
nem jest zagadnienie dalszego losu samej zderzającej się cząstki alfa. Cho- 
-dzi mianowicie o to, czy odskakuje ona od jądra atomowego, od któ- 
rego oderwała proton, czy też pozostaje już wewnątrz tego jądra. 
P. G o ł u b e k znalazł w 1926 r., że protony oderwane mogą ze swej 
strony wywołać jonizację gazu, przez który przechodzą, t. j. oderwać 
od atomów gazu elektrony walencyjne. W 1927 r. udało się uczonym 
.angielskim zaobserwować dwa wypadki niewątpliwego utknięcia czą- 
stki alfa w jądrze atvmowem azotu. W Wiedniu powstał wtedy pogląd, 
że przy bardzo silnem bombardowaniu ciała niepromieniotwórcze, jak 
-ołów, miedź, cyna, węgiel i inne, mogą stać się promieniotwórczemi, 
promieniotwórcze zaś (uran, tor) mogą zmienić swe własnoki. Doświad- 
czenia przemawiały jednakże na niekorzyść tego poglądu. Uczonym wie- 
.aeńskim udało się następnie (1927) oderwać protony z węgla (grafit i biały
>>>
S 6) 


Budowa i rozpad jądra atomowego ' 


9} 


diament) oraz z żelaza. Przekonamy się później, jak doniosłem byłoby 
potwierdzenie faktu rozbicia atomu pierwiastków, których ciężar ato- 
mowy jest bez reszty podzielny przez 4, a więc np. krzemu, magnezu 
i węgla (A = 12). W 1927 r. podobne badania przeprowadzili B o t h e 
i F r a n z w Berlinie. Zbadali oni wszystkie pierwiastki od boru (Z = 5) 
do wapnia (Z = 20), lecz wydzielanie protonów stwierdza tylko dla 
boru, azotu, magnezu i glinu. Ponieważ izotopy magnezu ma ją A = 24, 
25 i 26, więc zagadnicnie pozostaje nadal otwarte. Ważną jest rzeczą, 
że B o t h e i F r a n z nie stwierdzili rozbicia atomów węgla (A = 12) 
i krzemu (A = 28). Między innerni, według obser
acyj tych uczo- 
nych, cząstki alfa są silnie odbijane przez węgiel. Wykonane przez 
nich W 1928 r. dalsze badania nową metodą dały dla berylu, węgla, 
glinu i żelaza wyniki niezgodne z wynikami uczonych wiedeńskich, 
ci ostatni jednak w swej najnowszej pracy (1929) podają w wątpli- 
wość stosowalność nowej metody i podtrzymują twierdzenie, że z ato- 
mów węgla również mogą być oderwane protony. Spór dotychczas 
nie jest zakończony. Jest jednak rzeczą niewątpliwą. że wszystkie 
pierwiastki od boru (Z = 5) do potasu (Z = 19), prócz węgla (6) i tle- 
nu (8) wyrzucają protony pod wpływem zderzeń z cząstkami alfa. 
Prócz wyżej wspomnianych należą tu je.szcze neon, magnez, chlor, argon 
i potas. Rozbicie jądra następuje tylko w wypadku szczególnie trafnego 
uderzenia. Okazuje się, że w przybliżeniu, na miljon zderzających się 
cząstek alfa tylko jedna wyzwala proton z jądra atomowego. 
Przejdziemy do jednego z donioślejszych zagadnień współczesnej fizy- 
ki, mi;;mowicie do zagadnienia budowy jądra atomowego. Stwierdzić na- 
leży, że w chwili obecnej (1930) jesteśmy jeszcze dalecy od rozwiązania 
tego zagadnienia. Znamy skład jądra atomowego, wiemy, że zawiera ono 
A protonów i (A - Z) elektronów; w 
 i w tabI. 3 podaliśmy te liczby 
dla 19 pI\::rwiastków, poczyn2.jąc od wodoru, a kończąc na uranie, którego 
jądro zawiera 238 protonów i 146 elektronów. Zagadnienie polega na 
tern, w jaki sposób protony i elektrony są rozmieszczone, jakie siły je wią- 
żą, jakie wykonywają ruchy i czy do jądra stosują się rozważania 
rozdz. III, 
 3 o szeregu możliwych stanów układu. Zachodzi pytanie, czy 
nie mogłoby dla jądra atomowego mieć znaczenie coś w rodzaju trzeciego 
postulatu B o h r a, wyrażonego w równo (ID). 
Skoro jednak nic nie wiemy o przestrzennem rozmieszczeniu części 
składowych jądra atomowego, to jednak dużo da się powiedzieć o ugru- 
powaniu tych części. Wiemy, że atomy pierwiastków promieniotw6rczych 
wyrzucają cząstki alfa, które są nader trwałem połączeniem 4 pr
 
tonów i 2 elektronów. Naturalnem więc będzie założenie, że we 


,
>>>
94 


Budowa atomu i powstawanie widm 


[1\ 


wszystkich jądrach atomowych protony i elektrony związane są w tego 
rodzaju grupy, t. j. w cząstki alfa, i że liczba tych grup jest dla danej 
liczby protonów i elektronów możliwie największą możliwą. Oczywiście 
w tym przypadku liczba swobodnych protonów w jądrze, kt6re jako reszty 
pozostałe FO budowie cząstek alfa nie weszły w skład tych cząstek, może 
wynosić !ylko o, 1,2 lub 3. W jądrze znajdujemy również A - Z elektro- 
n6w. Lecz w każdej cząstce alfa są niejako uwięzione dwa elektrony; 
łatwo więc stąd znak
źć liczbę swobodnych elektronów w jądrze atomo- 
wem. Podzielmy liczbę A protonów jądra przez 4 i załóżmy, że w ilora- 
zie otrzymujemy, liczbę n, reszta zaś jest p, mamy więc 


A = 4 n + p 1 
p = o, I, 2, 3 f 


(23) 


Wówczas n jest liczbą cząsteczek alfa w jądrze, p - liczbą swobodnych 
-protonów. Liczba p gra prawdopodobnie dużą rolę, będąc doniosłą charak- 
terystyką danego pierwiastka. Liczba "uwięzionych" elektron6w jest rów- 
na 2n, a ponieważ w jądrze znajduje się (A - Z) elektronów, więc liczba 
"sv:obodnych" elektr,:mów wynosi (A - Z - 2n). Lecz 2n = A - P, 
2 2 
a więc liczba ta równa się też
 (A + p) - Z; jest to liczba całkowita, po- 
2 o,' 
nieważ A + p jest zawsze liczbą parzystą, równą 4n + 2p. Ostatecznie 
otrzymujemy wynik następujący: jądro atomowe składa się z cząstek alfa, 
swobodnych protonów i swobodnych elektronów. Za charakterystyczne 
dla atomu przyjmujerr:y liczby całkowite A, Z i p. Dla jądra atomowego 
mamy lIczby następujące: 


Liczba cząstek alfa (n) 
Liczba swobodnych proton6w 
Liczba 
wobodnych elektronów 
Liczba "uwięzionych" elektronów (2n) 


Y4(A - p) l 
p " ( ) 
!/z(A + p) - Z ( 23,a 
!/z(A - p) J 


W 
 I podaliśmy tab!. 3, zawierającą ogólne liczby protonów i elektro- 
nów w jądrze. W tablicy 8 dajemy liczby cząstek alfa oraz swobodnych 
,protonów i elektronów w jądrach atomowych różnych pierwiastk6w. 
Por6wnywając liczby podane w tabI. 8, (w której gwindka wskazuje, 
że wzięto jeden z izotopów), z tab!. 3, widzimy, że ogromna większość za- 
wartych w jądrze atomowem elektronów, jest "uwięziona" w cząstkach 
"'alfa. W żelazie mamy ich ogółem 30, swobodnych tylko 2; w srebrze - 
'og6łem60, swobodnych 8; w uranie - ogółem 146, z których tylko 28
>>>
1 6] 


Budowa i rozpad jądra atomowego 


95 


są swobodne. Gdy ciężar atomowy pierwiastka jest podzielny przez 4, 
wtedy w jqdrze atomowem niema swobpdnych elektronów. Jasną jest 
rzeczą, że w rozpatrzonych wyżej doświadczeniach R u t h e r f o r d a 
następowało wyrywanie z jądra atomowego jednego ze swobodnych pro- 
tonów, nie zaś tych, kt6re są zawarte w cząstce alfa. Dla pięciu z pośr6d 
-sześciu pierwiastków, w których tego rodzaju rozbijanie atom
 ma miej- 
sce, liczba !wobodnych protonów jest możliwie największą, wynosi ona 
dla nich trzy, dwa zaś dla azotu. Gdy ciężar atomowy A dzieli się bez 
reszty przez 4, wtedy wyrywanie protonów jest niemożliwe. Oto dlaczego 
doświadczenia uczonych wiedeńskich, którzy twierdzą, że udało im się 
wyrwać protony z jąder atomowych węgla (A = u) i krzemu (A = 28), 
musiały wywołać wątpliwośc: i doprowadziły do sporów dotychczas nieza- 


TABLICA 8. 


Cząstek Swobod- Swobod- 
Pierwiastek A Z p alfa nych nych ełek- 
proton6w tron6w 
I I 
Węgieł 12 6 O 3 I O O 
Azot . 14 7 2 3 2 l 
I I 
Glin 27 13 3 6 I 3 2 
Siarka . 32 16 O 8 O O 
Wapń 40 20 O 10 O O 
Zelazo 56" 26 O 14 I O 2 
Srebro lOT 47 3 26 3 8 
Rtęć . 202';' 80 2 50 2 I 22 
Rad I 226 88 2 56 2 .1 26 I 
Uran. I 238 92 2 59 2 28 
; 


kończonych. Uczeni wiedeń
cy przeczą natomiast założeniu, że w jądrze 
atomowem wszystkie protony wchodzą w skład cząstki alfa po cztery 
i tylko reszta, p = O, I, 2, 3, pozostaje !wobodną. Jest to oczywiście 
zagadnienie olbrzymiej wagi. 
Uczony angielski W. D. H ark i n s zajął się zbadaniem, jakie pier- 
wiastki spotyka się najczęściej na kuli ziemskiej i w meteorytach, zakłada- 
jąc, że pierwia
tki te muszą mieć szczególnie trwałą budowę jądra. H a r- 
k i n s zn:JJazł, że 99 % całej masy ziemi składa się z pierwiastk6w o liczbie 
atomowej nie większej od 26 (żelazo); ciężary atomowe najbardziej roz- 
powszechnionych pierwia!tk6w są liczbami parzystemi. Szczeg61nie zaś 
rozpowszechnione są te, których ciężar atomowy jest podzielny bez reszty 
przez 4, a zatem gdy w jądrze atomowem brak zupełnie swobodnych pro-
>>>
9 6 


Budowa atomu i powstawanie widm 


[IV 


tonów, liczba zaś swobodnych elektronów wynosi Y2 A - Z, p. (23), gdzie 
należy przyjąć p = o. 
Co się tyczy zagadnienia wzajemnego rozmieszczenia cząstek alfa, pro- 
tonóW i elektronów w jądrze atomowem, to w sprawie tej nic dotychczas 
nie wiadomo. Niejednokrotnie wypowiadano pogląd, że cząstki alfa są 
skupione razem, tworząc jakby centralny rdzeń jądra, dokoła którego 
są rozmieszczone, będąc być może nawet w ruchu, swobodne protony 
i elektrony. Wzajemne odległości cząstek alfa oraz swobodnych protonów 
od rdzenia jądra są przy tern takie, że zamiast odpychania następuje wza- 
. ., 
Jemne przyClągame. 
Inni uczeni sądzą natomiast, że jądro atomowe składa się tylko z odo- 
sobnionych, niczem ze sobą nie związanych, pojedyńczych protonów 
i elektronów, negując możliwość jakiegokolwiek ich ugrupowania w czą- 
stki alfa. Według zdania tych uczonych, cząstki alfa sp
tyka się tylko 
w ją-drach atomowych pierwiastków promieniotwórczych, w niewielkiej 
zre
ztą ilości, równej liczbie faktycznie przez atom wysyłanych (nawet 
dla uranu mniej niż ID, a nie 59, p. tabI. 8). Bardzo ciekawe są pod 
tym względem prace z 1921 r. L i z y M e i t n e r (wybitna uczona, pro- 
fesor Uniw. w Berlinie), która przypuszcza, że elektrony swobodne w ją- 
drze, w większej liczbie występujące tylko w pierwiastkach dwu ostatnich 
okresów, nie są w rzeczywistości swobodne, lecz w grupach po dwa są do- 
łączone z zewnątrz do cząstek alfa i po jednemu do swobodnych 
elektronów, zobojętniając je w ten sposób. Łatwo widzieć z liczb 
tab!. 8, że pewna tylko część zawartych w jądrze atomowem cząstek alfa 
przyłączyć może po 2 elektrony. Dla jądra uranu (tab!. 8) L. M e i t n e r 
zakłada, że z 28 elektron6w swobodnych 2 elektrony są dołączone do dwu 
swobodnych protonów, pozostałe zaś 26 - po 2 do 13 cząstek alfa, które 
są w ten sposób przez nie zobojętnione, natomiast 59 - 13 = 4 6 cząstek 
alfa pozostają bez zmiany. Jasną jest rzeczą, że wymienione 46 cząstek 
zobojętnione są przez 92 elektrony zewnętrzne, które otaczają jądro atomu 
uranu. Szereg uczonych jest jednak przeciwny poglądom L i z y M e i t - 
n e r, proponując natomiast własne schematy ugrupowania części składo- 
wych jądra atomowego. Począwszy od 1927 r., zajął się tern zagadnieniem 
R u t h e r f o r d, stawiając nowe hipotezy o szczegółach budowy jądra 
atomowego. Zestawiając wyniki doświadczeń nad przejściem cząstek 
alfa przez warstwy różnych substancyj ze zjawiskami promieniotwórczemi, 
R u t h e r f o r d dochodzi do wniosku, że jądro atomowe ma następującą 
budowę. W środku jądra znajduje się masa dodatnio naładowana; 
promień jej nie przekracza 10- 12 cm. Wokół tego środka w dziedzinie 
do 1,5. I 0- 12 cm krążą przeważnie elektrony. Następnie do odległości
>>>
S 7] 


Powstawanie widm prążkowych. 


97 


6.10- 12 cm mamy dziedzinę, w której dokoła środka krążą obojętne cząstki 
alfa z dołączonemi do każdej dwoma elektronami, t. j. atomy helu. Te 
ostatnie są jednak odkształcone przez to, że owe dwa elektrony znajdują 
się o wiele bliżej cząstek aL-a, niż w zwykłym obojętnym atomie helu, 
w przeciwnym bowiem wypadku zostałyby one oderwane przez przycią- 
ganie centralnej masy, t. j. jądra atomu. 



 7. Powstawanie widm prążkowych. 


W rozdz. III, 

 4 i S rozpatrzyliśmy widma prążkowe wysyłane 
przez atomy świecących gazów lub par, np. przy przejściu przez 
nie prądu elektrycznego. Gazy wieloatomowe i pary dają również widma 
'prążkowe, jeżeli cząsteczki, z których się składają, ulegają rozpadowi pod 
wpływem rrądu. Poznaliśmy serje prążków widmowych i wiemy, że 
dla 'wodoru częstości drgań '\\-szystkich prążków wszystkich seryj wyraża 
wzór (ID). Dla zjonizowanego hElu mamy ten sam wzór z tą jednak różnicą, 
że zamiast R bierzemy spółczynnik 4 R, i że stała R w tym ostatnim wypad- 
ku jest o 0,04 % większa, niż R dla wodoru, p. równo (n,a). W obu tych 
przypadkach mamy do czynienia z atomami jednoelektronowemi 
W rozdz. IV, 

 2 i 3 poznaliśmy następn
e teorję budowy atomu B o h r a, 
przcd
wszystkiem zaś trzy jego postulaty, z których pierwszy i trzeci za- 
warte są w równaniach (S) i (ID) lub (n). 
Znaczenie historyczne teorji B o h r a oraz olbrzymie wrażenie wywarte 
przez nią na świat naukowy polega na tern, że po raz pierwszy dała ona 
. całkowite wyjaśnienie związleów, zachodzących w widmach prążkowych, 
przedewszystkiem atomów jednoelektronowych. Wskazaliśmy w 
 4 spo- 
sób, w jaki teorja B o h r a umożliwia wyznaczenie promieni orbit dozwo- 
lonych i prędkości elektronów na tych orbitach dla atomów jednodektro- 
nowych, jak atom wodoru i zjonizowany atom helu. Zagadnienie to roz- 
wiązują równania (12) i (14), z których pierwsze wyraża pierwszy postulat 
B o h r a, drugie zaś nasuwa mechanlka elementarna; w (14) E = Ze, gdzie 
dla wodoru Z = I, dla helu Z = 2. Wzorów na rk i V k nie podawaliśmy, 
wymieniliśmy jednak szereg wynikających z nich wniosków. Znając od- 
ległość elektronu od jądra i jego prędkość, łatwo obliczyć całkowity za- 
sób Jk energji atomu, składający się z energji kinetycznej ruchu ele- 
ktronu i energji potencjalnej przyciągających się wzajemnie elektronu 
i jądra. Zwróćmy się obecnie do trzecie&o postulatu B o h r a (
 3). Zgodnie 
z nim źródlem promieniowania jest przejście elektronu z dowolnej 
k-tej orbity na dowolną i-tą niższą, t. j. bliższą jądra, tak że i jest mniej- 


Chwol,on. Fizyka W'p6lcze,na. 7*
>>>
9 8 


Budowa atomu i powstawanie widm 


lIV 


sze od k. Przejście to wywołuje zmnzejszenie energji atomu o wartość 
fk - fi' uwolniona energja zaś ulega przemianie zgodnie z rÓwno (10) 
w jed
n kwant energji promienistej. Jeśli wykonać ten zupełnie elementarny 
rachuni:k, W na częstość 11 emitowanego promieniowania otrzymujemy 
wzór postaci: 


v = K ( i
 - k
 ) . 


(24) 


Postać tego równania jest zupełnie identyczna z postacią równania (ID) 
rozdz. III, 
 4, które daje częstość emisji wszystkich promieni wszyst- 
kich seryj widmowych atomów jednoelektronowych. Taki zbieg okoliczno- 
ści często jedynie całkowicie zewnętrzny niema dla nauki wielkiego znacze- 
nia i nie m6głby też wywrzeć większego wrażenia. Okazało się jednak, że 
otrzymana na podstawie postulatów B o h r a wielkość K równa się do-. 
kładnie wielkości R wspomnianego wzoru (I), który wyraża częstość v 
prążków, tworzących serje widmowe wodoru. Dla czytelników obeznanych 
z algebrą elementarną podajemy wyraż.
nie na K, otrzymane wyżej wska- 
zanym sposob.
m na podstawie teorji B o h r a : 


9, 4 
K = 
 me Z3 _ RZ3 
h; - . 


(25) 


Jeśli podstawimy tu ma
ę elekt:-onu w gr, ładunek e elektronu wjedn. 
e!. stat. (rozdz. I, 
 4), wartość rczbową stałej P l a n c k a h (rozdz. 
III, 
 3) i Z ,,= I dla wodoru, wÓwczas z całą dokładnością otrzymamy 
wartość liczbową stałej R y d b e r g a R. Tak więc teorja B o h r a tłu- 
maczy pod:odz
nie tei stałej i wyraża jej dokładną wartość Eczbową za- . 
pomocą masy i ładunku elektronu oraz stałej P l a n ck a. Ten wlaśn'e 
zadziwiający fakt musiał wywrzeć olbrzymie wrażenie i zwrócił odra7l1 
uwagę na geąjalną teo
ję B o h r a. Nie jest to jednak wsz}stko! 
W rozdz. III, 
 5 m6wiUmy, że dla widma zjonizowanego helu obser- 
wacje prowadzą do tego samego wzor\l, zamiast R mamy jednak 4R. Dla 
helu Z == 2 i wzór (25) rzeczywiście daje obecnie k = 4R. Gdyby udało się 
otrzymać widmo pary podwójnie zjonizowanego litu (2 = 3), to otrzy- 
malibyśmy napewno ten sam wzór (24), w którym jednak K = 9 R. Bez 
porównania ważniejszym jest fakt następujący. W rozdz. III, 
 5 mówi- 
liśmy, że stałe R dla wodoru i dla helu, otrzymane zapomocą najbardziej 
staranlew wymierzenia wiJm tych pi
rwiaHk6w, są niezupełnie zgodne, 
że mianow:cie R (hel) jest o 0,04 % większe od R (wodór), p. rozdz. III, 
równo (rr,a). Przekonamy się zaraz, w jaki Sfosób rozstrzyga tę kwestję 
teorja B o h r a. Przy wyprowadzeniu równo (24) i (25) zakladamy, że
>>>
7] 


Powstawanie widm prążkowych 


99 


elektron krąży dokoła jądra nieruchomego. W 
 4 za
 zaznaczyli
my, że, 
jeżeli rozpatrywać istotny ruch elektronu i jądra wokół wspólnego środ- 
ka ciężkości (bezwładności), to we wszystkich równar.iach pojawi się 
czynnik, którego wartość podaje równo (q). Ten sam. czynnik musi wy- 
stępować również w równo (25), a więc bardziej ścisłe teoretyczne wyra- 
żenie na stałą R R Y d b e r g a jest następujące: 


2'1t 2 me4. M 
R = 
_. . --.-, 
h 3 M+m 


(26) 



 


gdzie M jest masą jądra atomowego, m - masą elektronu. Jeżeli wZÓr 
ten zastosować początkowo dla wodoru (M == 1840 m), następnie dla 
helu (M = 7360 m), wtedy okazuje się, że R (hel) jest o 0.04 % większe, 
niż R (wodór), p. (18, c). Tak więc teorja B o h r a dała całkowite wy- 
tłumaczenie najbardziej subtelnego szczegółu, który wyszedł na jaw przy 
doświadczalnem porównaniu widm wodoru i helu. Był to właśnie dru- 
gi fakt, który wprowadził w zdumienie badaczy i zmusił do entuzjastycz- 
nego przyjęcia teorji B o h r a. 
Możemy obecnie obrazowo wytłumaczyć powstawanie seryj widmowych. 
W rozdz. III, 
 4 Foznaliśmy serje widmowe wodoru, które otrzymujemy, 
jeżeli w równo (ID) przyjąć na i określoną liczbę, a na k kolejne liczby 
i + I, i + 2, i + 3 i t. d. Dla i = I otrzymujemy serję nadfiołkową (7), 
dla i = 2 serję B a l m e r a, dla i = 3 i i = 4 dwie serjepodczerwone (8) 
i (9). Lecz równanie (10) rozdz. III jest identyczne z równaniem (24) ni- 
niejszego rozdziału, gdy w wyrażeniu (25) na K podstawimy Z = 1- JeŚli 
zwrócimy uwagę, że (24) daje częstości emisji przy przejściu elektronu 
z .k-tej t.a i-tą orbitę, to otrzymamy następujący obraz powstawania 
seryj widmowych wodoru. Każda serja widmowa otrzymuje się przy przej- 
ściu elektronu na pewnq orbitę określoną z różnych orbit wyżej leżących, 
t. j. z (i + I)-szej, (i + 2).-iej i t. d. Czolowy prążek serji otrzymujemy, 
gdy elektron przejdzie z (i + I)-szej orbity na i-tą Okoliczność, że widzi- 
my w widmie jednoczeŚnie wszystkie prążki danej serji tłumaczy się oczy- 
wiście tern, że mamy zawsze do czynienia nie z jednym atomem, lecz z za- 
wartą w gazie badanym wiellq ich liczbą. Jeśli przez gaz przepływa 
prąd elektryczny, następuje wzbudzenie atomów, p. 
 3, t. j. przejście 
elektronu z pierwszej orbity na dowolną wyższą, przyczem wysokość 
podniesienia zależy od natężenia wzbudzenia, któremu atom podlega. 
Elektron podniesiony spada następnie na dowolną orbitę niższą, przyczem 
otrzymujemy emisję odpowiadającą trzeciemu, postulatowi B o h r a. Blask 
czyli natężenie prążka widmowego zależy od liczby atomÓw, które w danej 
chwili ulegają temu samemu wzbudzeniu. Jasną jest rzeczą, że słabe wzbu-
>>>
100 


Budowa atomu i powstawanie widm 


[IV 


dzenia muszą zachodzić częściej, aniżeli silniejsze, 'i tem właśnie tłumaczy 
się fakt, że prążek czołowy posiada w każdej serji blask najsilniejszy, który 
gtopniowo maleje przy posuwaniu się od prążka czołowego do końca serj, 
widmowej. 
Zwróćmy się do seryj widmowych wodoru. Serja nadfiołkowa (i = I), 
rozd. III, 
 4, równo (7) powstaje przy przejściu elektronów na pierw- 
szą orbitę z drugiej, trzeciej, czwartej i t. d. Serję tę możemy nazwać 
o 
główną. Prążek czołowy, którego długość fali wynosi 1215.7 A otrzy- 
mujemy przy spadaniu elektronu z drugiej orbity na pierwszą. Granica 
serji znajduje się, jak widzieliśmy, dla długości fali 9II,74 A, gdy i = I, 
k jest nieskończenie wielkie a częstość v = R Obecnie sta je się zrozumia- 
łem, że w widmie wodorowem nie mogą istnieć i nie by!y też znalezione 
prążki o długości fali mniejszej od 9II,74 A, lub częstości v większej od 
stałej R. Istotnie, z og61nego wzoru (24), który dla wodoru (Z = I) daje, 
p. rozdz. III, 
 4, równo (ID): 


v=R (;2 - k
 )' 


widać, że największą możliwą wartość v a mianowicie v = R, otrzyma- 
my dla i = I i k nieskończenie wielkiego. Dla helu mamy 4R zamiast R, 
dlatego też granica serji posiada częstość v = 4R, a długość fali cztery 
" 
razy mniejszą, niż dla wodoru, mianowcie 227,94 A. Istotnie, w tej naj- 
dalszej dopiero niedawno wykrytej części widma nadfiołkowego, znanej 
obecnie do 136 A (rozdz. III, 
 I), znaleziono dużą liczbę prążków 
widmowych helu. 
Serja B a l m e r a (i = 2), rozdz. III, 
 4, równo (5), powstaje przy 
spadaniu elektronów na drugą orbitę z trzeciej, czwartej, piątej i t. d. 
Czerwony prążek czołowy tej serji (alfa) emitowany jest, gdy elektron 
spadnie z trzeciej na drugą, zielony (beta) - z czwartej na drugą, błękitny 
(gamma) - z piątej na drugą i t. d. Trzecią i czwartą serję wodoru, 
podczerwoną, rozdz. III,. 
 4 równo (8) i (9), otrzymujemy, gdy elektron 
spadnie na trzecią względnie na czwartą orbitę z czwartej, piątej i t. d. 
Okażemy obecnie, w jak prosty i elegancki spmób tłumaczy teorja B o h - 
r a jeszcze jeden szczegół, który stw:erdzić można w widmie wodoru oraz 
w innych widmach pr\żkowych gazów i par. Znajdujemy się w nich pr6cz 
prążk6w również odcinki widma ciągłego, kt6rych nawet przy użyciu 
dowolnie wielkiego rozszczep;en:a nie można rozłożyć na poszczee-ólne 
prążki; nie mogą więc one być częścią widm pasmowych, o których była
>>>
S7J 


Powstawanie widm prążkowych 


101 


mowa w rozdz. III, 
 5 i do których zresztą jeszcze wrócimy. Odcinek 
widma ciągłego rozpoczyna się przy granicy serji prążków, i ciągnie się 
w kierunku rosnących częstoki (wprawo). Tego rodzaju widmo ciągłe 
rozpoczyna się np. przy zakończeniu serji B a l m e r a, t. j. przy długości 
fali 3647,0 A; ciągnie się ono mniej więcej, jak wspominaliśmy w rozdz. 
') 
III, 
 4, do 2000 A. Pochodzenie tego' widma ciągłego tłumaczy się \ 
w sposób następujący. Częstość v promieniowania emitowanego wyznacza, 
zgodnie z trzecim postulatem Bohra, równo (II), które tu raz jeszcze 
podajemy: 


lk-l i 
V = - 1-" 


(27) 


Jk i li są wartościami energji atomu przed i po spadku elektronu. Gra- 
nica serji odpowiada przypadkowi k bardzo wielkiego, gdy elektron był 
podniesiony na orbitę daleką, po której biegnie stosunkowo powoli, tak że 
można zaniedbać jego energję kinetyczną. Oznaczmy poprostu przez } 
największą wartość wielkości lk' odpowiadająca granicy serji widmo- 
wej; częstość y promieniowania emitowanego wynosi: 


V -'-- l - ji_ 
- h ' 


(28) 


Może się jednak zdarzyć, że oddziaływanie, któremu ::.tom ulega, jest 
tak znaczne, iż elektron zostaje wyrzucony z atomu, ten ostami więc po- 
dlega jonizacji. W tym wypadku ten sam elektron lub raczej dowolny 
inny elektron swobodny może z zewnątrz wpaść na i-tą dozwoloną orbitę. 
Energja początkowa całego układu, składającego się ze zjonizowanego 
atomu i elektronu zewnętrznego, będzie w tym wypadku większą od } 
'0 wartość energji kinetycznej tego elektronu, którą oznaczymy przez lo. 
Zamiast J możemy teraz pisać J + lo. Oczywiście v ulegnie przy tern 
zwiitkszeniu, t. j. otrzymamy promieniowanie, leżące poza granicą serji. 
Lecz wartość lo. nie podlega żadnym warunkom ograniczającym, nie po
 
siaca ona wartości dozwolonych lub niedozwolonych. To też powstać 
mogą wszelkie możliwe wartości Y, począwszy od tej, kt6rą wyznacza 
równo (28), a to właśnie oznacza, że mogą powstać wszelkie możliwe pro- 
mieniowania, leżące dalej w stronę fal krótkich od granicy serji. Pro- 
mieniowania te będą właśnie stanowiły owo widmo ciągłe, które faktycznie 
obserwujemy.
>>>
102 


Budowa atomu i powstawanie widm 


(IV 



 8. Satelity. Kwantowanie. Wyrazy widmowe. 


"t 


Pozostaje jeszcze do rozpatrzenia jedna z wielkich zdobyczy teorji B o h- 
r a, którą nauka zawdzięcza uczonemu monachijskiemu A. S o m m e r- 
f e l d'owi (1916). Chodzi mianowicie o wytłumaczenie zjawiska sateli- 
tów 1) prqżków widmowych.. Przypomnijmy przedewszystkiem istotę 
zjawiska. W 1892 r. zauważono mianowicie po raz pierwszy, że bardzo 
wiele prążków widmowych r6żnych pierwiastk6w ma budowę złożonq. 
Przy bardzo silnem rozszczepieniu można wykryć, że nie stanowią one 
prążków pojedyńczych, lecz składają się z paru prążków, położonych 
nadzwyczaj blisko siebie. W większości wypadków okazuje się, że jeden 
z tych prążków (główny) jest najja
niejszy, pozostałe za
 są niezwykle 
cienkie i 
wiecą słabiej. T e wła
nie prążki noszą nazwę satelitów prążka 
głównego. Są jednak i takie wypadki, że prążek składa się z pewnej liczby 
składowych, w
ród których kilka ma blask jednakowy, a i między po- 
zostałem i są takie, których bla
k jest niewiele słabszy. W tym 
przypadku nie możemy odróżnić prążka gł6wnego i jego satelitów, lecz m6- 
wimy o "subtelnej "budowie" prążka. Do 1916 r. ta złożona budowa 
prążków była kompletną zagadką. S o m m e r f e l d po raz pierwszy 
uogólnił teorję B o h r a, która, jak widzidi
my, rozpatrywała tylko kołowe 
orbity elektronów, gdy tymczasem ruch ich odbywać się musi analogicz- 
nie do ruchu planet dokoła słońca, t. j. po torach eliptycznych, przyczem 
w jednym z ognisk elips znajduje się jądro atomu. Rachu
ki S o m m e r - 
f e l d a okazały się, rzecz jasna, o wiele bardziej skomplikowane od ra- 
chunków B o h r a, których sens ogólny byli
my w stanie wyłożyć w sposób 
elementarny. Będziemy teraz zmuszeni ograniczyć się jedynie do wyszcze- 
gólnienia wynik6w badań S o m m e r f e l d a. 
Okazało się więc przedewszystkiem, że liczba orbit dozwolonych, po 
których mogą krążyć elektrony, jest o wiele większa, niż to wynikało z obli- 
czeń B o h r a. Każda dozwolona orbita kołowa B o h r a zostaje zastą- 
piona grupą orbit dozwolonych, z których jedna jest kołową, wszystkie 
inne - eliptyczne. Liczba orbit w każdej grupie wynika z rozważań na- 
stępujących. Pierwsza orbita kołowa B o h r a pozostaje bez zmiany je- 
dyną dozwoloną. Zamiast drugiej mamy dwie orbity, z których 
jedna jest kołową, druga za
 eliptyczną. Trzecią zastępują trzy orbity, 
jedna kołowa i dwie eliptyczne. Czwartą - cztery: jedna kołowa 
i trzy eliptyczne i t. d. Ogólnie powiemy, że zamiast i-tej dozwo- 
lonej orbity B o h r a otrzymujemy i orbit dozwolonych, z których jedna 
jest kołowa, pozostał,
 za
 eliptyczne. Pozatern mamy zasadę następującą: 


I) Nazywają je też prążkami towarzyszqcemi. (Przyp. tłum.)
>>>
wszystkie orbity tej samej grupy posiadają jednakową półoś większą, 
(która dla orbity kołowej staje się oczywiście promieniem). Orbity elip- 
tyczne tej samej grupy różnią się swym mimośrodem, co przy jednakowej 
większej półosi sprowadza się do tego, że ich mniejsze osie są nierówne. 
S o m m e r f e l d obliczył energję atomu w zależności od toru, na którym 
elektron się znajduje, i otrzymał następujący bardzo doniosły wynik: 
wszystkie orbity tej samej grupy mają tę samą energję. Innemi słowy:
 
wszystkie orbity tej samej grupy odpowiadają temu samemu poziomowi 
energetycznemu. Oznaczmy przez li energj« atomu, gdy elektron krąży 
po dowolnej z pośr6d i orbit i-tej grupy; analogiczną w
cllwść dla k-tej gru- 
py oznaczmy przez lk' zakładając, jak przedtem, że k jest większe od i. 
Przypuśćmy obecnie, że elektron spada z dowolnej orbity k-tej grupy 
na dowolną orbitę i-tej. Zgodnie z trzecim postulatem B o h r a, otrzy- 
mamy emisję o częstości okreŚlonej 
przez równo (27). Wszelkie moż- 
liwe przejścia elektronu z orbit k- 
tej grupy na orbity i-tej grupy 
dają więc promieniowanie o tej 
samej częstości, t. j. prążki w tern 
samem miejscu widma, w którem 
znajduje się prążek, powstający 
przy przejściu z k. tej kołowej or- 
bity na i-tą. Wydawałoby się więc 
nap ozór, że badania S o m m er- 
f e l d a nie dały nic nowego. Nie 
jest to jednak wszystko. Uczony 
ten wprowadza jeszcze pewną 
istotną poprawkę. W rozdz. I, 
 5 
mówiliśmy, że masa ciała zależy 
od prędkości jego ruchu, że rośnie 
ona wraz ze wzrostem prędkości, lecz że zmiany masy są znaczniejsze do- 
piero dla prędkości niezbyt małych w stosunku do prędkości światła; poda- 
liśmy r6wnież związek (16), wyrażający zależność masy od jej prędkości v. 
W racht:.lkach, których wyniki przytcczono wyżej, S o m m e r f e l d 
przyjmował masę elektronu za stałą, t. j. jednakową przez cały czas ruchu 
i na wszystkich orbita.::h. Prędkość elektronu nie jest jednak znikomo małą 
w stosunku do prędkości światła; zmienia się ona w ciągu ruchu el.::ktro- 
nu po orbicie eliptycznej, osiągając wartość największą. gdy elektron 
znajduje się najbliżej jądra (perihelium) i najmniejszą, gdy jest on najdalej 
od jądra (aphelium). Pr6cz tego, na różnych orbitach i w różnych grupach 



 8] 


Satelity. 


.' 


: 


" 


Fig. 3. 


10} 


a../ 


v
>>>
1°4 


Budowa atomu i powstawanie widm 


[IV 


prędkość jest różna. Wynika stąd, że masa elektronu zmienia się w czasie 
ruchu i jest niejednakowa w różnych grupach. Ta zmiana masy jest bardzo 
nieznaczna; S o m m e r f e l d uwzględnił ją jednak, t. j. wprowadził do 
swoich rachunków poprawkę na zależność masy elektronów od ich pręd- 
kości. Rachunki te są bardzo skomplikowane, to też ograniczymy się je- 
dynie do podania paru wynikających z nich wniosków. 
Okazało się więc przedewszystkiem, że elektron, wskutek zależności jego 
masy od prędkości, krąży nie po zamkniętej elipsie, lecz pc elipsie obraca- 
jącej się wokół ogniska, w którem znajduje się jądro atomowe. Innemi 
słowy perihelium i aphelium przesuwają się, jeżeli przejść od j
dnego obro- 
tu na elipsie do następnego. Fig. 3 uwidacznia istotny kształt toru elektro- 
nu. W tym samym kierunku, co: ruch elektronu po orbicie odbywa się ruch 
perihelium i aphelium, które przf;suwają się - pierwsze wzdłuż we- 
wnętn.nego maleńkiego okręgu, drugie zaś - zewnętrznego więk- 
szego. O wiele ważniejszy jest wynik następujący: energja ] atomu nie 
jest zupełnie jednakowa dla różnych orbit tej samej grupy. Stąd wy- 
nika, że nie jest zgoła obojętnem, z której orbity k-tej grupy elektron 
spadnie na którąś orbitę i-tej grupy. Energja wyzwolona przy tych przej- 
ściach elektronu będzie niejednakowa, to też częstość emisji zgodnie z trze- 
:im postulatem B o h r a będzie nieco różna. Różne więc doz wolone 
przejścia elektronu z k-tej grupy orbit na i-tą grupę dają z tego powodu 
prążki widmowe niezupełnie się pokrywajqce. Natężenie poszczególnych 
'Prążków zależy od stopnia prawdopodobieństwa odpowiednich przejść 
elektronu. W ostatecznym wyniku mamy więc zamiast jednego prążka _ 
grupę prążków bardzo bliskich. W ten sposób wyjaśnione zostało pocho- 
dzenie satelitów prqżków widmowych. Na podstawie swych wzorów S o m- 
m e r f e l d obliczył liczbę i rozkład części składowych subtelnej budowy 
prążków wodoru i zjonizowanego helu. P a s c h e n, jeden z największych 
współczesnych specjali
tów w spektro
kopji (1916 r. w Ti.1bingen, obecnie 
w Berlinie) wykonał bardzo staranne badania satelitów prążków 
zjonizowanego helu i znalazł zupełną zgodność z wynikami rachunków 
S o m m e r f e l d a. Jak trudne są tego rodzaju badania, widać stąd, że 
krańcowe satelity jednego z prążków są w odległości 0,8 A, od siebie, gdy 
tymczasem odległość dwu prążków żółtej dwójki sodu wynosi 6 A. 
Zebraliśmy dotychczas materjał wystarczający, aby poznać dwa nowe 
pojęcIa będące obecnie stale w użyciu. Różnią się one zasadniczo: jedno 
z nich, kwantowanie, jest szczególnego rodzaju działaniem matematycz- 
nem, drugie natomiast, wyrazy widmowe, - to nazwa pewnej wielkości, 
którą spotykaliśmy już niejednokrotnie. 
Kwantowanie. W rozdz. III, 
 3 spotkaliśmy po raz pierwszy pogląd,
>>>
S 8J 


Kwantowanie. 


10 5 


że energja układu nie może mieć wartości dowolnych, lecz tylko pewne 
określone niezależne od siebie wartości h, h, ]Z, h i t. d., p. r6wn. (4,a). 
Przypad.::k analogiczny mieliśmy po raz drugi w rozdz. IV, 
 2, gdy była 
mowa o drugim postulacie B o h r a, [równo (5)]. Okazało się w6w- 
'czas, że pewna wielkość zJożona (21C rum) może przybierać jedynie ciąg 
określonych wartości (kh, gdzie k jest liczbą całkowitą), to zaś dopro- 
wadziło w 
 4 do wniosku, że promienie orbit kołowych B o h r a 
mogą przybierać tylko ciąg oddzielnych określonych wartości; wniosek 
analogiczny dotyczy również wartości energji atomu jednoelektronowego 
atomu. Powiedziane wyżej można uogólnić. Mianowicie przy badaniu 
zjawisk fizycznych, zachodzących w atomach i cząsteczkach, spotykamy 
stale wielkości, które mogą mieć tylko zupełnie określonf' wartości "do- 
zwolone", wszystkie inne zaś, zawarte pomiędzy niemi, są niemożliwe. 
Wyznaczenie wartości liczbowych pewnej wielkości atomowej nazywa 
się jej kwantowaniem. Polega ono na pewnych działaniach matema- 
tycznych, lub, jak się czasem mówi, pewnych receptach, których jednak 
tu rozpatrywać nie możemy, a tylko wyjaśnimy rzecz na przykładzie. 
W teorji B o h r a występuje często promień orbity kołcwej elektronu. 
Kwantowanie tego promienia prowadzi właśnie do wzoru (5) 
 2 niniej- 
szego rozdziału, która wyraża pierwszy postulat B o h r a. Liczby k, okre- 

lające ciąg możliwych wartości kwantowanego promienia, noszą nazwę 
liczb lewantowych. Mogą to być liczby całkowite I, 2, 3, 4 i t. d., jak 
w danym wypadku, lub liczby całkowite z połówkami, t. j. !/Z, I!/z, 2 !/z 
i t. d. Przechodząc od orbit kołowych do eliptycznych S o m m e r f e l d 
(19 16 ) po raz pierwszy napotkał zagadnienie, wymagające dwu kwanto- 
wań. Chodzi o to, że okrąg wyznacza w zupełności jedna wielkość, miano- 
wicie promień, przy danem położeniu środka tego okręgu (jądra atomowe- 
go); elipsę natomiast wyznaczają dwie wielkości, np. duża i mała półoś 
lub duża półoś i mimośr6d. Każda dozwolona orbita eliptyczna musi czy- 
nić zadość dwu warunkom kwantowym, dającym możliwe wielkości 
sprzężone, np. dużą półoś i mimośród. W tym przypadku każdą orbitę 
dozwoloną wyznaczają dwie liczby kwantowe. 
Rozpatrzmy jeszcze jeden przykład kwantowania., Wyobraźmy sobie, 
że na atom działa siła zewnętrzna, np. elektryczna lub magnetyczna, 
mająca określony kierunek. Przeprowadźmy przez jądro atomu prostą 
równoleEłą do tego kierunku i nazwijmy ją osią. Można w tym wypadku 
zapytać, czy płaszczyzna orbity elektronu może tworzyć dowolny kąt 
z tą osią. Okazuje się, że tak nie jest, lecz że kąt ten, t. j. nachylenie 
orbity do danej osi, musi czynić zadość pewnym warunkom kwantowym. 
Mamy tu kwantowanie w przestrzeni, które wykonywamy również zgod-
>>>
106 


Budowa atomu i powstawanie widm 


[IV 


nie z wspomnianą receptą. W tym wypadku mamy JUz trzy warunki 
kwantowe, a dopuszczalną orbitę charakteryzują trzy liczby, wyzna- 
czające np. dużą półoś i mimośród orbity oraz nachylenie jej płasz- 
czyzny do osi. 
Wyrazy widmowe. Jest to jedno z najdónioślejszych pojęć fizyki 
współczesnej; wyrazy widmowe wyznaczają częstość drgań \I prążk6w, 
widmowych. W rozdz. IV, 
 4 spotkaliśmy po raz pierwszy równo (5), 
wyrażające częstość drgań prążków' serji B a l m e r a dla wodoru. R jest 
stałą R y d b.e r g a, której wartość liczbową znajdujemy tamże; k = 3, 4, 
5, i t. d. Równania (6), (7), (8) i (9) dają następnie częstości drgań innych 
seryj \\-ocoru, równanie (ID) zaś - ogólną postać seryj widma prążkowego 
wodoru. Widzimy więc, że częstości wyrażają się jako różnice dwu liczb, 
noszących też nazwę wyrazów widmowych. Jeżeli związek (ID) przepisać 
w postaci 


'1=A I -A 2 , 


(29) 


w6wczas Al i A 2 są wyrazami widmowemi widma wodoru. Widzimy, 
że oba wyrazy widmowe są zbudowane zupełnie identycznie, różnią się 
tylko wskaźnikami i i k, przyczem dh danej ser}i i jest stab. dla wszy- 
stkich prążków, k zaś przyjmuje kolejne wartości i + I, i + 2, i + 3, 
i t. d. Dla zjonizowanego helu mamy te same wyrazy widmowe, z tą tylko 
różnicą, że spółczynnik R jest 4-krotnie większy. Mówiliśmy w 
 I ni- 
niejszego rozdziału, że teorja B o h r a prowadzi w zastowwaniu do ato- 
mów jednoelektronowych do ogólnego wzoru (24), w którym K = RZ2, 
p. (25), co dla zjonizowanego helu daje K = 4R, jeśli dla wodoru K = R. 
Jeżeli wyraz widmowy oznaczymy ogólnie przez A, to dla wyrazów 
widmowych wodoru 


R 
A = --2' 
n 


(30) 


gdzie n jest liczbą całkowitą, przyczem dla pierwszego wyrazu widmowe- 
go (Al) n = i, dla drugiego (A 2 ) n = k. Dla wyrazów widmowych zjoni- 
zowanego helu 


4 R 
A = --;J' 
n- 


(31) 


Trzeci postulat B o h r a wykrywa znaczenie fizyczne wyrazu wid- 
mowego. Napiszmy mianowicie wyrażające ten postulat równo (27)- 
w postaci:
>>>
9] 


Atomy wieloelektrowe 


1°7 


li ik 
y = h-h. 


(32) 


Porównywając ze wzorem (29), otrzymujemy następujące wyrażenie 
ogólne wyrazu widmowego: 


l 
A=T. 


(33) 


Wyraz widmowy równa się jednej z dopuszczalnych 'Wartości energji 
atomu, podzielonej przez stałą P l a n c k a, czyli wyraz widmowy repre- 
zentuje niejako jedną z dopuszczalnych wartości energji atomu. Nie 
dziw więc, że badanie wyrazów widmowych odgrywa pierwszorzędną 
rolę w fizyce współczesnej. Uwydatniają one szczególnie wyraźnie głęboką 
łączność pomiędzy budową atomu i widmem prążkowem, na które emisja 
jego się rozkłada. 



 9. Atomy wieloelektronowe. Widma poch!amama. 


Rozpatrywaliśmy dotychczas tylko widma atomów jednoelektrono- 
wych. Przejdziemy obecnie do pierwiastków, których atomy zawierają 
więcej elektronów. W 
 4 tego rozdz. była mowa, że teoretyczne' 
wyjaśnienie zagadnienia ruchu więcej, njż jednego elektronu dokoła jądra 
atomowego jest niemożliwe, lecz że tern niemniej, wiemy dużo o ugru- 
powaniu orbit tych elektron6w. Poznaliśmy warstwy elektronów, kt6rych 
pierwsza budowa była zakończona, gdy warstwa zawierała 8 elc:\:tronów; 
poznaliśmy następnie podgrupy i ich oznaczenia symh--.liczne (tab!. 5) 
oraz bardzo ważne pojęci
 elektronów wartościowościowych. W 
 5 
rozpatrzyliśmy związek pomiędzy budową atomu a jego miejscem 
w tablicy M e n d e l e j e w a, wprowadziliśmy pojęcie poziomów energe- 
tycznych i wskazaliśmy, że każdej podgrupie odpowiada określony po- 
ziom. W rozdz. III, 

 3 i 5 podaliśmy ogólne wiadomości o serjach prąż- 
ków widmowych, pojedyńczych, dwójkowych, tr6jkowych i wieloprążko- 
wych jak również o różnych widmach tego samego pierwiastka, oznacza- 
nych zwvkle symbolem chemicznym pierwiastka z dodaniem cyfry rzym- 
skiej I, II, III i t. d. Podaliśmy tam również zasadę przesunięć S o m m e r- 
f e l d a i K o s s e l'a (1919) oraz wprowadziliśmy nazwy widma łukowego 
(I) i widma iskrowego (II, III i t. d.). 
Rozpatrując atomy jednoelektronowe, zdołaliśmy wytłumaczyć serje 
widmowe przejściem elektronu z jednych orbit dozwolonych (zgodnych
>>>
""108 


Budowa atomu i powstawanie widm 


[IV 


z pierwszym postulatem) na inne, niżej leżące. Obecnie powstaje zagad. 
nienie inne, bez porównania obszerniejsze i bardziej skomplikowane: wska
 
zać mianowicie związek pomiędzy widmami prążkowemi atomów wielo- 
elektronowych a budową tych ostatnch. Praca nad tern zagadnieniem do- 
prowadziła do powstania ob5zernego działu nauki, której wykład opraco- 
wany przez S o m m t: r f e l d a zajął VI 4-em wydaniu jego dzieła "Bu- 
dowa atomu i prążki widmowl cc (1924) 862 strony; (zawiera ono zresztą 
jeszcze prócz tego widma pasmowe i promienie rontgenowskie). Musimy 
ograniczyć się tu jedynie do niewielu uwag og61nikowych. W chwil: obec- 
nej udało się rozwiklać dużą liczbę bardzo skomplikowanych widm, t. j. 
uszeregować ich prążki na serje, przyczem dla każdej serji częstości drgań 
wyraża określony wzór seryjny. Zaznaczmy, że naprzykład w widmie 
neonu znaleziono 32 serje prążków. Każdy wzór seryjny pierwiastka 
wieloelekcronowego może być przedstawiony symbolicznie w sposób po- 
dobny, jak we wzorze (29) wzór seryjny atomu jedno-elektronowego. 
Możemy obecnie napisać: 


'J=A 1 -A 2 


t. j. cZęstość drgań wyraża się różnicq d'J!JU wyrazów widmowych. Wyrazy 
te są jednak bardziej skomplikowane, niż (30) i (31). Względnie prosty 
przykład wyrazu ma postać: 


R 
A= (n+aj2' 


(35) 


gdzie n jest liczbą całkowitą, a - dodatkowym ułamkiem, który w wyra- 
zach Al i A 2 ma niejednakcwe wartości liczbow.
. Oto wszystko, co może- 
my tu powiedzieć o serjach widmowych. Widzieliśmy, że w atomach jed- 
noelektronowych emisja odbywa się zgodnie z trzecim postulatem, ob. 
(27), gdy elektron przechodzi z jednej orbity możliwej na drugą. \Vato- 
mach wieloelektronowych elektrony wartościowościowe mogą przy wzbu- 
dzaniu atomu przechodzić ze swych orbit normalnych na szereg wyższych 
orbit możliwych. Każdej z tych orbit odpowiada określona wartość energji 
atomu ]; każdemu przejściu jedn'ego z walencyjnych elektronów z pewnej 
możliwej orbity na inną niższą, towarzyszy, zgodnie z trzecim postu- 
latem B o h r a, emisja jednego kwantu energji promieniowania. W ten spo- 
sób i tu równości (p) i (33) pozostajq słuszne, t. j. wyraz widmowy równa 
się jednej z możliwych wartości energji atomu podzielonej przez stałą 
Plancka h. Komplikacje występują po pierwsze ze względu na to, 
:że elektron6w wędrujących może być więcej niż jeden, mianowicie tyle,
>>>
S 9] 


Atomy wieloelektronowe. 


109
 


ile jest elektronów walencyjnych; po drugie zaś, że energja atomu zależy 
nietyiko od jądra i elektronu przeskakującego, lecz i od liczby oraz rozmie-. 
szczenia wszystkich pozostałych elektronów, zarówno walencyjnych jak 
i przedewszystkiem zawartych we wszystkich niższych warstu'ach elektro- 
nowych. I w tym wypadku otrzymujemy serję przy przejściu elektronu na 
pewną określoną orbitę ze wszystkich wyżej leżących. Oznacza to, że 
w AJ, p. (34), liczba n ma wartość określoną i, a w A 2 n pIzyjmuje kolejno 
wartości n = i + I, i + 2, i + 3. Gdy i = I mamy serję główną, p. rozdz. 
III 
 4 i rozdz. IV 
 7. 
Obecnie łatwo nam wytłumaczyć powstanie widm I, II, III i t. d tego 
samego pierwiastka. Jeżeli atom jest wzbudzony niezbyt silnie, znajdując 
się np. pod wpływem wyładowania łuku Volty, wówczas jeden z elek- 
tronów zewnętrznych przechodzi ze swej orbity normalnej na jakąś wyż- 
szą, ?"dy tymczasem wszystkie fozostałe elektrony wartościowościowe po- 
zostają na swych normalnych orbitach. Przy spadaniu wędrujące
o elektro- 
nu otrzymujemy właśnie prążki widmowe normalnego widma łukowego (I). 
Przy wyładowaniu iskrou'em atom podlega silniejszym oddziafywa- 
niom. Jeden z elektronów walencyjnych zostaje wyrzucony poza obręb 
atomu, kt6ry ulega jonizacji, inny zaŚ elektron zewnętrzny odgrywa rolę 
elektronu przeskakującego. Spadek tego elektronu daje pierwsze widmo 
iskrowe II. Gdy dwa elektrony walencyjne zostają oderwane od atomu, 
t. j. gdy miała miejsce podwójna jonizacja, w6wczas trzeci elektron daje 
drugie widmo iskrowe III. Je
zcze s:lniejsze oddziaływacie wywołuje po- 
trójną jonizację atomu, przekoki zaś czwartego elektronu powodują po- 
wstanie trzeciego widma iskrowego IV i t. d. Łatwo obecnie zrozumieć 
prawo przesunięć wykryte przez S o m m e r f e l d a i K c s s e l a, rozdz. 
III 
 5. Istotnie FZY przejściu w szeregu widm I, II, III IV i t. d. od 
jednego::; nich do następn::go liczba elektronów wartościowościowych ma- 
leje o jedność, co odpowiada przemnięciu pierwiastka c jedno miejsce 
wlewo "T 
zeregu kolumn tablicy M e n d e l e j e w a. 
Gdy wędruje elektron atomu jednoelektronowego, wówczas znajduje się 
on tylko pod wpływem jądra atomu; widzieliśmy, że w tym wypadku 
postulaty B o h r a oraz zastosowanie praw mechaniki elementarnej pro- 
wadzą do tej samej postaci (30) wyrazu widmowego, jaki ustalono empi- 
rycznie (rozdz. III 
 4). Jednak w przypadku atomu wieloelektronowego 
wędrujący elektron jest pod wfływem zarówno jądra atomu jak i całej 
pozostałej "chmury" elektronów otaczających jądro. S o m m e r f e l d 
wyprowadził' teoretycznie w pierwszem przybliżeniu wyraz widmowy tej 
postaci (35), która została znaleziona emiprycznie, przy dokładniejszym 
zaś rachunku znalazł również wyraz widmowy bardziej skomplikowany,_ 
do kt6rego dochodzimy przy badaniu niektórych widm.
>>>
liro 


Budowa atomu i powstawanie widm 


[Iv 


D. S. R O ż d i e s t w i e n s kij i S o m m e r f e l d niezależnie jeden od 
(drugiego wykryli i wytłumaczyli ciekawy fakt następcjący. W wielu 
widmach spotykamy grupy prążków, których częstości można obliczyć 
. z wyrazów postaci (30); mówimy w tym wypadku o wodorowych czę- 
ściach widma. Nie zatrzymujemy się na omówieniu warunków doświad- 
'czalnych, podamy tylko fizyczne przyczyny ich powstawania. Wy- 
obraźmy sobie, że jeden z walencyjnych elektronów został przeniesiony na 
dalszą orbitę. W tym wypadku jądro i chmura otaczających je elektronów 
znajdują się daleko od tej orbity i wspólne ich działanie będzie w przy- 
bliżeniu takie, jakgdyby jądro i chmura elektronów były skupione w jed- 
nym punkcie. Jeżeli liczba porządkowa pierwiastka jest Z. to jądro działa 
jak Z protonów, chmura zaś jak Z - I elektronów, a wszystko razem 
oczywiście jak jeden proton. Jasną jest rzeczą, że elektron na orbicie da- 
lekiej znajduje się pod wpływem tych samych sił, co i wędrujący el
ktron 
atomu jednoelektronowego, np. atomu wodoru. Jeśli odległy ten elektron 
będzie spadać na orbitę r6wnież dostatecznie oddalone od jądra, to ana- 
logja z wodorem będzie zupełna. Promieniowanie otrzyrr.ane zaś, będzie 
się bardzo mało r6żnić od emisji wodoru przy spadaniu jego elektronu 
pomiędzy analogicznemi orbitami oddalonemi, co właśnie oznacza, że wy- 
razy widmowe będą miały postać (30). 
Ciekawym jest jeszcze przypadek następujący. W atomie wapnia mimy 
dwa elektrony wartościowościowe. Okazuje się, że wapń może dawać dwa 
rozmaite widma łukowe (I), t. j. powstające bez uprzedniej jonizacji 
atomu, dającej widmo iskrowe (II). Tłumaczy się to w następujący spo- 
sób. Jedno z widm powstaje, gdy tylko jeden z elektronów zewnętrz- 
nych wędruje, drugi zaś pozostaje na swej normalnej orbicie. Może 
się jednak zdarzyć, że jedm ż elektronów zewnętrznycl: został podnie- 
siony na odległą orbitę i przez pewien czas na niej pozostaje, a w ciągu 
tego czasu następuje nowe wzbudzenie atomu, które podnosi na pewną 
wy
okość drugi walencyjny elektron. Różne możliwe przejścia tego elek- 
tronu wywołują właśnie drugie widmo łukowe wapnia. Wyrazy dw6ch 
tych widm muszą różnić się między sobą, ponieważ zmienione rozmiesz- 
czenie części składowych atomu powoduje zmianę jego energji wewnętrz- 
nej, a zatem r6wnież i zmianę warto
ci wyrazów, p. (33), od których za- 
leży częstość drgań prążków widmowych. 
Zakbdaliśmy dotychczas, że emisja powstaje dzięki przeskokom wędru- 
jącego elektronu walencyjnego. Są jednak wypadki, gdy niema elektronów 
'walencyjnych i atom jest chemicznie mało czynny lub w0g61e nieczynny . 
Należą tu gazy szlachetne w ich stanie normalnym, zjonizowane metale 
alkaliczne, podwójnie zjonizowane metale ziem alkalicznych i t. d. W tym
>>>
:$ 9] 


Widma pochłaniania. 


II
 


wypadku pierwsza budowa zewnętrznej warstwy elektronów jest zakoń- 
,czona; zawiera ona 8 elektror.ów, które nie mogą być głównym czynnikiem 
przy reakcjach chemicznych (p. rozdz. X). Jednakże przy dostatecznie sil- 
nem oddziały.waniu zewnętrznem elektrony mogą ulegać wzbudzeniu, 
przyczem 8 elektronów warstwy zewnętrznej odgrywa rolę elektronów 
wartościowościowych. Jeden z nich może być podniesiony ze swej orbity 
normalnej na wyższą orbitę możliwą i powoduje powstawanie promienio- 
wania przy swych przejściach na orbity niższe. Nie jest już przy tern 
.obojętnem, który z pośród ośmiu elektronów został podniesiony, choćby 
dlatego, że w warstwie zewnętrznej mamy kilka poziomów energetycznych 
(
 5). Prócz tego atom może ulec jonizacji. Oczywiśc:e, istnieje tu duża 
1iczba różnych ewentualności i nie dziw, że np. w widmie neonu SfO- 
tykamy J2 różne serje prążków widmowych. 
W Śl:isłym związku z powyższym jest zagadnienie widm pochłaniania 
gazów i par (rozdz. III 
 5), które otrzymujemy, gdy światło "białe" 
przechodzi przez substancję i po przejściu rozkłada się na widmo. 
Pochłanianie jest zjawiskiem odwrotnem do emisji t. j. powstania 
je,lnego kwantu energji promienistej przy spadaniu elektronu z jednej orbi- 
ty na drugą, przyczem atom traci ilość energji h-h. Przy pochłania- 
'niu jeden kwant odpowiedniej wielkośc;i z pośród strumienia różnych pro- 
mieniowań przychodzących z zewnątrz zużywa się na pracę przejścia elek- 
tronu z pewnej orbity na wyższą, przyczem energja atomu zwiększa się 
o wartość h - h, równą kwantowi pochłoniętemu. Wyobraźmy sobie 
,obecnie, że gaz znajduje się w stanie normalnym, atomy jego nie są więc 
wzbudzone. W tym wypadku elektrony wartościowościowe lub odgrywa- 
jące ich rolę elektrony warstwy zewnętrznej są w ruchu wzdłuż swych nor- 
malnych orbit, t. j. pierwszych z pośród dopuszczalnych; jasną jest rzeczą, 
że przybywające kwanty wywołać mogą tylko podniesienie el.:::ktronu 
z normalnej (pierwszej) orbity na jedną z wyższych. Stąd wynika, że 
widmo pochłaniania gazu w stanie normalnym może zgadzać się tylko z tem 
widmem emisji, które występuje przy spadaniu elektronu na orbitę normal- 
ną; innemi słowy, w widmie pochłaniania otrzymujemy tylko tę serję wid- 
mową, która w widmie emisyjnem powstaje przy spadaniu elektronu na 
pierwszą orbitę. Przejście elektronu z drugiej, trzeciej, czwartej i t. d. orbi- 
ty na wyższe nie może się odbyć, ponieważ w drugiej, trzeciej i t. d. orbi- 
tach niema elektronów, gdy substancja znajduje się w stanie normalnym, 
t: j. niewzbudzonym. Inaczej sprawa się przedstawia, gdy atomy są już 
wzbudzone; wówczas odpowiednie kwanty mogą podnieść elektron jeszcze 
wyżej, co właśnie wywoła powstanie prążka absorbcyjnego, który koincy- 
,duje z jednym z prąków emisyjnych innych seryj widmowych. W ten sp 0-
>>>
uz 


Budowa atomu i powstawanie widm 


[Iv 


sób badania widm pochłaniania niewzbudzonych jednoatomowych gazów 
i par pozwala wyznaczyć orbitę normalną elektronu wędrującego. Tłuma- 
czy to czysto ilościowe sformułowanie prawa Kir c h h o f f a, które głosi, 
że wszelkiemu prążkowi widma pochłaniania gazu odpowiada prążek tej 
samej długości fali w widmie emisyjnem, jeśli oczywiście oba widma są 
obserwowane dla tego samego stanu gazu. Obecnie staje się zrozumiałe, że 
np. serja B a l m e r a widma wodoru nie występuje w absorbcji przy przej- 
ściu światła białego przez wodór, (który jest zupdnie przezroczysty dla 
wszystkich promieni widzialnych); widzieliśmy bowiem, że serję tę wywo- 
łują przeskoki elektronu na drugą orbitę, na której w wodorze normalnym 
niema elektronów. Ważniejsza jest jednak ta okoliczność, że normalny 
wodór składa się z cząsteczek dwuatomowych, dających widma wielo- 
linjowe, serję B a l m e r a zaś emitują atomy wodoru. Mamy tu więc do 
czynienia z dwoma zupdnie różnemi stanami substancji, to też lepszy jest 
przykład-helu, który w stanie normalnym jest zupełnie przezroczysty dla 
promieni widzialnych i niezbyt dalekich nadfiołkowych. Tłumaczy się to 
tern, że serja widmowa helu, odpowiadająca przejściu elektronu na jego 
pierwszą orbitę, znajduje się, jak widzieliśmy, w bard w odległej części 
widma nadfiołkowego. 



 10. Powstawanie widm pasmowych. 


\ 
Rozpatrywaliśmy dotychczas tylko widma prqżkowe i ich powstawa- 
tiie, opierając się na teorji B o h r a o budowie atomu. Rzeczą istotną są tu 
trzy postulaty B o h r a, z których pierwszy sprowadza się do tego, że or- 
bity elektronu muszą ulec kwantowaniu, że więc możliwe są tylko te 
orbity, które spełniają określone warunki kwantowe. 
Prze)uziemy teraz do widm pasmowych, o których wspoTJlinaliśmy 
krótko w rozdz. III, koniec 
 4 i następnie bardziej szczegółowo w 
 5 te- 
goż rozdziału. Obecnie musimy wytłumaczyć powstawanie tych widm 
w założeniu, że znana jest budowa cząsteczek, które, jak widzieliśmy, są 
źródłem w:dm pasmowych. W bardzo wielu wypadkach obserwujemy 
pasma nie w widmach emisyjnych, lecz w widmach pochłaniania; głuwice 
ich stanowią najbardziej ciemne miejsce pasma. Budowa pasma w' obu wy- 
padkach jest jednakowa i to samo dotyczy proces6w ich powstawania, 
które oczywiście należy brać w kierunkach przeciwnych. 
Współczesna teorja powstawania widm pasmowych powstała w I9I2 
roku, gdy została opublikowana praca uczonego szwedzkiego N. B j e r- 
r u mea. Fakt, że mamy do czynienia z cząsteczkami, określa natychmiast
>>>
SIO] 


Powstawanie widm pasmowych 


I1J 


charakter teorji widm pasmowych. Przypomnijmy sobie, że nie znamy 
dokładnie budowy ani jednej cząsteczki, nawet najprostszej z pośród wszy- 
stkich, - cząsteczki wodoru. Nie dziw przeto, że w teorji widm pasmo- 
wych w większym jeszcze stopniu stosujemy odgadywanie, niż w teorji 
widm prążkowych. Mamy na szczęście ideę kierującą w trzecim postulacie 
B o h r a, zgodnie z kt6rym energja promienista powstaje jako równowar- 
tość energji, znikającej w źródle emitującem przy pewnej zmianie jego 
układu, t. j. rozmieszczenia części składowych źr6dła lub ruchów, kt6re te 
części wykonywają. Pomimo to zbudowana dotychczas teorja odnosi się 
prawie wyłącznie tylko do najprostszego przypadku cząsteczki dwuatomo- 
wej. JeŚli cząsteczki dwuatomowe ulegają dysocjacji (rozpadowi), - np_ 
przy podwyższeniu temperatury (pary jodu), wówczas widmo pasmowe 
stopn:owo znika, a równoczeŚnie pojawia się emitowane przez atomy 
widmo prążkowe. 
Zasadnicza myśl teorji widm pasmowych jest następująca. Dla każdej 
cząsteczki jako całości możliwe są prócz ruchu postępowego jeszcze trzy 
rodzaje ruchów, z których każdy musi ulec kwantowaniu To znaczy, że 
wspomniane trzy ruchy nie mogą być zupełnie dowolne, lecz muszą czynić 
zadość ściśle okreŚlonym, nieciągłym warunkom kwantowym. Nie mie- 
liśmy możności wyjaśnić ogólnej metody kwantowania, przypomnijmy 
więc tylko, że w tym celu stosujemy pewne reguły matematyczne. Trzy 
ruchy, kt6re należy brać pod uwagę, są następujące: 
I. Ruch obrotowy całej cząsteczki dokoła osi, przechodzącej przez 
jej środek ciężkości. W wypadku cząsteczki dwuatomowej odpada obrót 
dokoła prostej, łącząc-=j dwa atomy (dokoła mi głównei), ponieważ ener- 
gja te\!0 obrotu jest niezmiernie mała. Pozostaje obrót dokoła prostej pro- 
stopadłej do głównej osi i przechodzącej przez środek ciężkości cząsteczki. 
Dla cząsteczki, zawierającej trzy lub więcej atomów, możliwe są zgodnie 
z zasadami mechaniki obroty dokoła trzech r6żnych osi. Energja ruchu 
obrotowe''o cząsteczek stanowi część 
kładową ener
ji cieplnej ciała, i z te- 
go powodu odl;rvwa dużą rok we W..\")6h::7eSm
} tl'oJ')i ";,,,p\
 "W\
,
;...,(Oyp ",...
 
zów. Tak więc to ostatnie zagadnienie jest związane z tern, które obecnie 
rozpatrujemy. Prace teoretyczne, dotyczące tych dwu zagadnień, czę- 
ściowo się przeplatają. Mamy tu ciekawy przykład głębokich zależności 
pomiędzy pozornie tak bardzo r6żniącemi się grupami zjawisk, zależności. 
które coraz częściej wykrywa fizyka wsr:ółczesna. Zdawałoby się, że po- 
miĘdzy ciepłem właściwem gazów a widmami pasmowemi, które powstają 
przy emisji lub pochłanianiu energji promienistej nie może być żadnego 
związku. _ Jednakże związek taki istnieje i polega on na znaczeniu, jakie 
kwantowanie ruchu obrotowego cząsteczek posiada dla obu rodzaj6w 
zjawisk 


Chwalsan. Fizyka Wsp6łczesna. 8*
>>>
114 


Budowa atomu i powstawanie widm 


[IV 


II. Ruch drgający atomów w cząsteczce względem siebie. W przy' 
padku gazu dwuatomowego drgania te odbywają się w kierunku gł6wnej 
osi cząsteczki. Należy tu odróżnić przypadek bardzo ffiałej amplitudy 
drgań, tak że można je uważać za harmoniczne, analogiczne do drgań wa- 
hadła db małych amplitud, oraz wypadek dużych amplitud. Ruchy drga- 
jące atomów muszą niewątpliwie również spełniać warunh.i kwantowe. 
III. Ruch elektronów, znajdujących się na zewnątrz jąder atomo- 
wych. Nie wiemy nic o rozkładzie orbit elektronów w cząsteczkach, tem- 
bardziej więc o możliwych ruchach tych elektron6w. Niewątpliwie jednak 
ruchy te muszą spełniać pewne warunki kwanwwe, kt6rym odpowiada 
szereg dopuszczalnych ruchów, t. j. rozkładów orbit elektronów. Ellergja 
cząsteczki ulega zmianom, gdy elektrony przechodzą od jednego z możli- 
wych ru
hów do drugiego. 
Całkowita energja j cząsteczki (nie licząc energji jej ruchu postępo- 
wego) składa się z trzech części: z energji Jr ruchu obrotowego (rotacyj- 
nego), z energji J" ruchu drgającego i wreszcie z energji Je. zależnej od po- 
łożenia orbit i prędkości elektron6w; a więc 


J = Jr + Jv + Je . 


(3 6 ) 


Każda z tych części składowych może pod wpływem przyczyn zew- 
nętrznych ulec zwiększeniu w stosunku do sw.
j wielkości normalnej, od- 
powiadającej niewzbudzonemu stanowi cząsteczki. Może ona przy- 
tern przyjmować jedYllie o
ueślom (r;ojedyńcze) wartości dozwolone. Po- 
wrót do wartości normalnej możliwy jest na drodze szeregu przejść (sko- 
ków) poprzez pośrednie wartości dozwolone. Każdemu przeiściu odpowiada 
pewne 
 kreślone zmniejszenie odpowiedniego składnika całkowitej energji 
cząsteczki j, przyczem następuje emisja kwantu energji promienistej, któ- 
rego częstość, zgodnie z trzecim postulatem B o h r a, równa się straconej 
przez cząsteczkę energji, podzielonej przez stałą P l a n c k a. Łatwo zro- 
zumieć, że w najogólniejszym przypadku, gdy ulegają zmianit wszystkie 
trzy składniki energji cząsteczki, otrzymujemy r;romieniowanie, którego 
częstość 11 składa się z trzech składnik6w, można więc napisać 


11 = 1Ir + 1Iv + 1Ie . 


(37) 


Jeśli zmienia się tylko prędkość obrotu cząsteczki, t. j. tylko energja 
1r. wtedy wszystkie możliwe według warunków kwantowych zmiany wiel- 
kości Jr dają szereg wielkości 1Ir. tworzących widmo, które nosi 
nazwę rotacyjnego. Jeżeli zmienia się Jr i Jv. wówczas otrzymujemy widmo 
rotacyjno-oscylacyjne. Okazuje się, że 1Iv ma wartość stosunkowo nie-
>>>
$ roI 


Powstawanie widm pasmowych 


lIS 


wielką, V r zas Jeszcze mniejszą. Dlatego też widma rotacyjne (11 = 1Ir ) 
znajdują się w dalekiej podczerwieni; spotykane w nich długo
ci fali są 
rzędu IDO (J. (rozdz. III, 
 I). Widma rotacyjno-oscylacyjne v = V r + V v ) 
występują w niezbyt odległej podczerwieni, długo
ci fali są tu rzędu ID (.1. 
Obecnoić jeszcze wielko
ci V e przesuwa widn::ió do czę
ci widzialnej lub 
nadI'iolkowej. 
Co się tyczy zmian wielko
ci Je i V e niema żadnej dotyczącej ich te- 
orji, co w związku z powiedzianem wyżej nie może nas zadziwić. Przypu- 
szczamy poprostu, ie wielkości te istnieją, t. j. że elektrony zarówno 
w cząsteczce jak i każdym atomie mają swoje kwantowane orbity i że przej- 

cia tych elektronów z jednej orbity na drugą dają składnik 'ile 
często
ci drgań. 
Mówili
my o cząsteczkach dwuatomowych. Gdy liczba atomów w czą- 
steczce jest większa od dwóch, choćby była równa tylko trzem, wówczas 
całe zagadnienie komplikuje się niesłychanie. Rozumo\v2.nia ogólne za- 
chowują swą moc, a więc i wyrażenia (36) i (37), lecz głębsza analiza 
okazuje się o wiele bardziej skomplikowaną, niż w wypadku cząsteczki 
dwuatomowej. Ruch obrotowy zgodnie z twierdzeniami łr..echaniki może 
odbywać się dokoła trzech osi głównych, jeśli tylko aton,y nie znajdują 
się na jednej prostej. Ruch drgający komplikuje się równie, gdyż każda 
para atomów może drgać na prostej, która je łączy. Przy trzech atomach 
mamy trzy, przy czterech - szdć, przy pięciu - dziesięć różnych drgań 
zasadniczych wewnątrz cząsteczki. 
Zagadnienie widm pasmowych komplikuje się jeszcze bardziej nawet 
dla cząsteczek dwuatomowych, a to na podstawie następujących rozu- 
mowań. Wyznaczyliśmy szukaną częstość obserwowanego promieniowa- 
nia cząsteczki przez zwykłe składanie trzech często
ci, które się otrzy- 
muje przy zmianie trzech składowych energji cząsteczki. Założyli
my inne- 
mi słowy, że zmiany tych składników cnergji nie wpływają jedna na drugą. 
Nie jest to jednak prawdziwe, gdyż zmiana każdego z trzech ruchów wpły- 
wa na pozostałe dwa ruchy. Trzy różne możliwe skoki, zmieniające stan 
cząsteczki, t. j. jedną z trzech składowych energji, współdziałają niej1ko 
i każdy z nich wpływa na dwa pozostałe. Tak np. zmiana prędko
ci ruc1.u 
obrotowego cząsteczki musi zmieniać odległo
ć pomiędzy jądrami obu ato- 
mów, a więc i siłę ich wzajemnego oddziaływania, wskutek czego musi 
ulec zmianie często
ć drgań jąder, gdy drgania nie są harmoniczne. Łatwo 
zrozumieć, że zmiany w ruchach obrotowym i drgającym wpływać muszą 
na stan grupy elektronowej i odwrotnie, gdyż ulegają zmianie warunki 
równowagi wewnątrzcząsteczkowej. Nie zatrzymujemy się nad dalszemi 
szczeg6łami i nie podajemy wyników kwantowania ruch6w obrotowego 


JI
>>>
116 


Budowa atomu i powstawanie widm 


[IV 


i drgającego. Wystarczy zaznaczyć, że zgodność pomiędzy wynikami teo- 
retycznemi a doświadczeniami, które przytoczyliśmy w rozdz. III 
 5, 
należy uznać za bardzo dobrą, szczególnie, gdy weźmiemy pod uwagę, że 
teorja nie jest w stanie wszechstronnie objąć bardzo skomplikowanego 
zjawiska cząsteczki emitującej. 
Powiemy jeszcze słów parę o doświadczalnem badaniu widm pasmo- 
wych gazów i par. Należą tu prace R u b e n s a i jego uczniów, pomiędzy 
któremi odznaczyła się E v a v. B a h r (Szwedka, 1913). Szczególnie tru- 
dne są badania widm oscylacyjnych, znajdujących się w dalekiej podczer- 
wieni. Tego rodzaju widma nie istnieją w gazach, składających się cząste- 
czek homeopolarnych (rozdz. II, 
 I), jak wodór, azot, tlen, chlor. Można 
je zaobserwować w gazach heteropolarnych, jak tlenek węgla, chloro- 
i bromowodór, para wodna i t. d. i przy tern tylko w postaci 'widm po- 
chłaniq,nia. R u b e n s i E v a v. B a h r zbadali głównie parę wodną i chlo- 
rowodór, przyczem osiągnęli długość fali 132 p.. Nie udało się jednak 
w tej dalekiej podczerwieni otrzymać rozszczepienia pasm na poszczególne 
prążki. Rozszczepienia po raz pierwszy osiągnęła E v a v, B a h r dla ro- 
tacyjno-oscylacyjnego pasma pochłaniania pary wodnej, leżącego koło dłu- 
gości fali 6,3 (.1; wykryto tam do 20 pojedyńczych prążków. Opierając się 
na wywodach teoretycznych, E v a v. B a h r zdołała stąd obliczyć położenie 
widma rotacyjnego pary wodnej i porównać rezultaty teorji z obserwacja- 
mi R u b e n s a. Zgodl1OŚć okazała się doskonałą, jak to wynika z następu- 
jącej tabliczki, zawierającej długość fali pasm rotacyjnego widma pary 
wodnej: 


R u b e n s obserwował 
E. v. B a h robliczyła 


106 79 
109 80 


66 
66,5 


58 50 (.1 
54 49 p. 


T eorja widma pasmowych da je możność doświadczalnego wyznaczenia 
odległości pomiędzy jądrami atomów, wchodzących w skład cząsteczki; od- 
ległość tę dogodniej wyrazić w angstromach (A). Dla tlenku węgla otrzy- 
o o o 
mu jemy 1,14 A, dla c
lofl)wodoru 1,27 A, dla bromowodoru 1,4 A, 
dla fluorowodoru 0,92 A. 



 11. Rozwiązanie zagadki nebulium. 


Rozpatrzymy obecnie doniosłą pracę B o w e n'a (1927), która roz- 
strzygnęła zagadkę nebulium, hypotetycznej substancji, zawartej, jak przy- 
puszczano, w mgławicach. Musiał to być pierwiastek, który nie miał jed- 


..
>>>
S II] 


Kozwiązanie zagadki ncbulium 


II7 


nak swego mIejSca w tablicy M e n d e l e j e w a. Ow hypotetyczny ne- 
bulium był przedmiotem różnorodnych bardziej lub mniej bezpłodnych spe- 
kulacyj kosmogonicznych. Przypomnijmy mianowicie, że na firmamencie 
niebieskim dostrzegamy wielką liczbę t. zw. mgławił:, które można 
podzielić na dwie grupy. Do pierwszej należą mgławice galaktyczne, do 
drugiej pozagalaktyczne. Pierwsze są masami kosmicznemi, które należą 
do naszego układu gwiazdowego, wyznaczonego przez drogę mleczną (po 
grecku galaktias, stąd galaktyczny). Mgławice drugiej grupy znajdują się 
bardzo 'daleko poza drogą mleczną; należą do nich między innemi wszyst- 
kie mgławice o kształcie spiralnym. Odległości mgławic spiralnych od nas 
są olbrzymie; tak np. mgławica w gwiazdozbiorze Andromedy znajduje 
się w odległości 850.000 lat światła, to znaczy, że promień świetlny, 
przebywający 300.000 km/sek, musi zużyć tę liczbę lat, aby przebyć 
drogę, która dzieli tę mgławicę od nas; widzimy więc ją obecnie taką, 
jaką była 850.000 lat temu. Nazwa "mgławic« jest dla tych ciał niebie- 
skich nieścisłą, są one bowiem niewątpliwie skupieniem gwiazd, analo- 
gicznemi do tego, który stanowi drogę mleczną. . 
W dalszym ciągu będziemy mieli do czynienia z mgławicami galak- 
tycznt:mi, które, jak mówiliśmy, wchodzą niewątpliwie w skład drogi 
mkcznej. Dzielą się one ze swej strony na dwie podgrupy: mgławice nie- 
regularne (rozproszone) i planetarne. Mgławice nieregulame mają postać 
całkowicie nieprawidłową; jako prototyp wymienić można znaną wielką 
mgławicę w gwiazdozbiorze Orjona. Mgławice planetarne mają często 
kształt kolisty, przypominający widziane przez lunetę planety. Stąd też 
powstała ich nazwa; jasną jest rzeczą, że nie mają one z planetami nic 
wspólnego. Mogą one również posiadać kształt eliptyczny, kształt pier- 
ścienia lub bardziej jeszcze skomplikowany; p.rawie zawsze mają one jed- 
nak wynźne brzegi. Wszystkie mgławice galaktyczne są istotnie praw- 
. dziwemi mgławicami (nie zbiorami gwiazd) bądź gazowemi, bądź też 
złożonemi z pyłu kosmicznego o drobinach znacznie większych od ato- 
mów lub cząsteczek. Liczba mgławic planetarnych jest niewielka; znamy 
ich ogółem około 150 (liczba mgławic spiralnych sięga natomiast wielu 
setek tysięcy). 
W pobliżu lub wewnątrz mgławicy galaktycznej znajduje się zawsze 
gwiazda, wyraźnie z nią związana. W mgławicach plantarnych gwiazda 
ta midti się dokładnie w ich środku. Jest rzeczą charakterystyczną, że 
gwiazda centralna należy zawsze do jednego z dwu typów gwiazd o szcze- 
gólnie wysokiej temperaturze, wahającej się pomiędzy 17000° C i 3 0000 ° 
C, a prawdopodobnie jeszcze wyższej. Badania H u b b l e'a wykazały nie- 
zbicie, że światło, które mgławica emituje, wywołane jest przez promienio-
>>>
118 


Budowa atomu i powstawanie widm 


[IV 


wanie tych wła
nie gwiazd gorących, przyczem promienicwanie może być 
korpuskularnem, t. j. składać się np. z elektronów, lub też bardzo krótko- 
falowem 
wiatłem nadfiołkowem. \V każdym razie 
wiatło wysyłane przez 
mg!awicę nie może być 
wiatłem gwiazdy wzbudzającej, odbitem lub roz- 
proszonem przez cząsteczki mgławicy, w tym bowiem wypadku widma 
mgławicy i gwiazdy musiałyby być zupełnie identyczne. Okazuje się na- 
tomiast, że widmo mgławicy ma zupełnie inny charakter, niż widmo 
gwiazdy centralnej. Gdy temperatura gwiazdy nie należy do najwyższych, 
wynosi np. 17::100° C, wówczas mgławica ma widmo ciągłe z Foszcze- 
gólnemi ciemnemi prążkami absorbcyjoemi; w temperaturze trochę wyż- 
szej pojawiają się w widmie łącznie z ciemnemi również Fojedyńcze jasne 
prążki emisyjne, występujące na ogólnem jasnem tle widma ciągłego. Przy 
jeszcze wyższych temperaturach gwiazdy wzbudzającej, widmo ciągłe 
mgławicy znika zupełnie i pozo:taje tylko szereg jasnycb. ,prążków, t. j. 
czyste widmo emisyjne, które też jedynie nas tu interesuje" 
Liczne jasne prążki widma emisyjnego mgławic galaktycznych zostały 
wcze
nie utożsamione, t. j. można było w
kazać atomy pieiwiastków, które 
je emitują. Należą tu jasne prążki serji B a l m e r a wodoru, które w pew- 
nych wypadkach można było stwIerdzić jeszcze w dalekim nadfiolecie; 
czasami występowało nawet widmo ciągłe, rozciągające się poza granicą 
serji B a l m e r a (rozdz. III, 
 4 i rozdz. IV, 
 7). Następnie: zna- 
leziono prążki zar6wno para- jak i ortohelu, (rozdz. VII, 
 5). Wre- 
szcje występują tu r6wnież słabe prążki w:dm iskrowych węgla, tlenu 
i azotu. Jednakże prócz wymienionych znajdujemy zawsze jeszcze szereg 
innych, roczę
ci bardzo jasnych prążków, których nie wykryto dotychczas 
w widmie żadnego z pierwiastk6w. Należą tu szczegó}nie bardzo jasne 
prqżki zielone o długo
ci fali 5006,84 A i 4958,91 A, oznaczane za- 
zwyczaj symbolami Nt i N 2 . Zalicza się tu również prążek 436,.2 A: 
leżący w pobliżu wod0rowego prążka H'( oraz szereg prążków nadfiołko- 
wych. W związku z tern powstał pObląd, że w mgławicach galaktycznych 
znajduje się nieobecny na ziemi lub jeszcze niewykryty pierwiastek, kt6ry 
otrzymał nazwę nebulium (po niemiecku mgławica - Nebel, po francusku 
mgławicowy - nebuleux, mgławica - nebuleuse, po angielsku mgławi- 
cowy - nebulous). W ciągu wielu lat zagadnienie nebulium, t. j. pocho- 
dzenia szeregu jasnych prążków w widmie mgławic galaktycznych było 
jedną z najbardziej zadziwiających zagadek gwiaździstego 
wiata. Na 
niekorzy
ć hipotezy o istnieniu nowego pierwiaHka, przemaw;ała, prócz 
okoliczno
ci, że nebulium nie miał swego miejsca w tablicy M e n - 
ci e l e j e w a, jeszcze sprawa następująca. Badanie widm ogromnej liczby 
gwiazd wykazało, że zawierają one różne pierwiastki mniej więcej w tej sa-
>>>
II) 


Rozwiązanie zagadki nebulium 


lIg 


mej proporcji, co Ziemia. Jasny bla
k prążków nebulium świadczył nato- 
miast, że powinien on znajdować się w mgławicach w stosunkowo olbrzy- 
mich ilościach. Należałoby się w:ęc spodziewać, że tego rodzaju substancja 
i na ziemi odgrywa dużą rolę, t. j. n:e należy do pierwiastków rzadko 
spotykanych. 
W ostatn:ch czasach dokonano nowych odkryć, które ogromnie powięk- 
szyły liczbę znanych widm prążkowych wysyłanych przez atomy pier- 
wia
.tk6w. W rozdz. III, 
 5 i rozdz. IV, 
 9 widzieEśmy, że każdy 
pierwZa
tek dawać może nie::ylko jedno, lecz ca!y szereg zupełnie różnych 
widm, kt6re oznaczamy cyframi rzym
kiemi I, II, III i t. d. dodanemi do 
symbolu chemicznego pierwiastka. Widmo I, łukowe, emit0wane jest przez 
atom obojętny, w którym jeden z elektron6w wartościowościowych wę- 
druje po 
wych możliwych orbitach (rozdz. IV, 
 2). Widma II, III i t. d., 
iskrowe, otrzymuje się, gdy atom uległ pojedyńczej, dwukrotnej i t. d. 
jonizacji t. j. stracił jt:den, dwa i t. d. elektron6w zewnętrznych. Oczy 
wiście, każdy pierwiastek może pcsiadać tyle różnych widm, ile elektro- 
n6w wartościowośc:owych zawiera jego atom. Stąd widać, że w przy- 
padku 0:?;61nym niema podstawy do twierdzenia, że w
zy.stkie prążki 
widmowe w,zystk;ch pierwiastków są już nam znane. 
Aby zrozumieć rozumowanie B o wen a, musimy poznać pewien 
szczegół zagadnienia powstawania widm prążkowych, który został wska- 
zany w 

 7 i 8 tego rozdz. WidzieUrny mianowicie, że dla każdego ato- 
mu istnieje szereg dopuszczalnych wartości jego energji i że szczegółowe 
badania wysyłanego przez dany pierwiastek widma prążkowego pozwala 
wyznaczyć odpowiadające atomowi tego pierwiastka wyrazy widmowe. 
Wyraz widmowy wyraża się zaromocą wzoru (33); jest on równy jednej 
z możliwych wartości energji a:omu, podzielonej przez stałą P l a n c k a 
(p. 
 8). Częstość drgań emitowanego przez atom promieniowania 
równa się zawsze różnicy dwu wyraz6w, odrowiadających dwu pozio- 
mom energetycznym, pomiędzy któremi zachodzi zmiana stanu atomu, 
wywołująca emisję. Stąd wynika, że jeśli wszystkie wyrazy widmowe, 
ściślej mówiqc wszystkie ich różnice, - są dla danego atomu znane, to mo- 
żna obl:czyć częstości v, a co zatem idzie długości fali A wszystkich pro- 
mieniowań, które dany atom teoretycznie może emitować Mogą tu nale- 
żeć również promieniowan:a, które w warunkach doświadczeń laborato- 
ryjnych nie mogły być z jakiegokolwiek powodu obserwowane. Łatwo 
jednak wskazać miejsce widma, gdzie powinny się ukazać. 
Jest rzeczą zdawna znaną, że nie wszystkie przejścia pomiędzy dwoma 
poziomami energetycznemi dają się istotnie zaobserwować, inaczej mó- 
wiąc: nie każda kombinacja dwu wyrazów widmowych odpowiada istot-
>>>
120 


Budowa atomu i powstawanie widm 


[IV 


nej emisji. Znaleziono dokładną zasadę wyboru, która wyznacza możliwe 
kombinacje wyrazów. Zmiany energji atomu, odpowiadające kombina- 
cjom niemożliwym otrzymały nieudatną nazwę przejH wzbronionych. 
Prążki widmowe, któreby można otrzymywać przy tego rodzaju przej- 
ściach, nie są obserwowane, można jednak łatwo obliczyć ich częstość drgań 
i długość fali. Możliwe są wszakże wypadki, że atom znajduje się w sta- 
nie, w kt.jrym wszystkie przejścia do stanów o mniejszej enc:rgji, a więc i do 
stanu normalnego są wzbronione; taki stan atomu nosi nazwę metatrwałego, 
i atom może się z niego Fydostać różnemi drogami. Tak np. może on 
ulec nowemu wzbudzeniu (rozdz. IV, 
 3), t. j. przejściu do wyższego po- 
ziomu energetycznego, z którego bezpośrednie lub pośrednie przejście do 
stanu normalnego nie jest wzbronione. Atom może się również zderzyć 
z innym atomem, przyczem nastąpi zderzenie drugiego rodzaju (rozdz. IV. 

 3), przy którem atom ze stanu mctatrwałego przejdzie do normalnego bez 
emisji; to samo może nastąpić przy uderzeniu atomu o ściankę naczynia. 
Nie należy jednak sądzić, że bezpośrednie przejście atomu ze stanu me- 
tatrwałego do normalnego z towarzyszącą temu przejściu emisją zgodnie 
z trzecim postulatem B o h r a [rozdz. IV, 
 3 r6wn (II)] jest zupełn:e wy- 
kluczone Chodzi mianowicie o to, że gdy atom ulega wzbudzeniu, ma on 
określony właściwy sobie, przeciętny czas przebywania we wspomnianym 
stanie zwiększonej (w stosunku do stanu normalnego) energji. Czas ten uda- 
ło się wyznaczyć przynajmniej w sfm6b przybliżony, r6żllemi spowbami. 
Jest on bardzo mały, r6wny mniej więcej 10- 8 sek, t. j. stomil jonowej 
części sekundy. Zauważmy, że chwila tak niezmiernie kr6ciutka w zna- 
czeniu potocznem nie jest wcale małą dla zdarzeń w świecie atomowym. 
Tak np. czas obiegu elektronu dokoła jądra atomu wodoru jest rzędu 
10- 16 sek. Bada:lia wykazały, że przeciętny czas przebywania atomu 
w stanie metatrwałym jest rzędu 10- 3 lub nawet 10- 2 selc, t. j. ty- 
siączna lub nawet setna część sekundy. Jest to dla świata atomowego całą 
wiecznością. Po upływie tego okresu, atom sam przez się wraca ze stanu 
metatrwałego do normalnego, przyczem następuje odpowiadająca temu 
przejściu emisja. W' ten sposób przejście "wzbronione" jednak może i po- 
winno się odbyć, jeśli tylko w ciągu przeciętnego okresu przebywania atomu 
w stanie meta trwałym nie zderzy się on z innym atomem lub ze ścianką 
naczynia, w którym to wypadku otrzymamy zderzenie drugiego rodzaju 
bez emisji. ' 
Łatwo wbie obecnie zdać sprawę, czemu przejścia wzbronione, a więc 
,i odpowiadające im prążki nie występują w warunkach badań laborato- 
ryjnych. Składają się na to dwie przyczyny: po pierwsze - małe wy- 
miary naczyń, zawierających badany gaz, wskutek czego atomy łatwo
>>>
II] 


Rozwiązanie zagadki nebulium 


121 


dosięgają jego ścianek, po drugie zaś zderzenia atomów między sobą za- 
,chodzą aż nadto często nawet przy tern krańcowem rozrzedzeniu, kt6re 
obecnie już jest łatwo osiągalne i przy którem ciśnienie gazu wynosi 

około miljonowej części milimetra słupa rtęci. W takich okolicznościach 
wyjątkowo jedynie atom może przetrwać całkowity czas swego przebywa- 
nia w stanie metatrwałym bez zderzenia. 
B o wen wychodził z założenia, że w mgławicach atomy metatrw
łe 
mają bardzo dużo szans zachowania swego stanu w ciągu dostatecznie 
długiego czasu; może więc w nich nastąpić przejście "wzbronione", a więc 
mogą powstać prążki, których nie udaje się zaobserwować na ziemi. Po- 
gląd ten okazał się słusznym, B o w en'owi udało się bowiem wskazać 
atomy bardzo dobrze znanych pierwiastków, które wysyłają owe tajemni- 
,cze prążki obserwowane w widmach mgławic galaktycznych. Nebulium nic 
istnieje i w dalszym ciągu nie będziemy już mówili o prążkach nebulium, 
lecz "nebulium". W mgławicach odpada oczywiście ewentualność 
zderzeń ze ściankami naczynia. Decydująca jednak okoliczność polega 
na tern, że stopień rozrzedzenia gazu w mgławicy znacznie przewyż- 
sza rozrzedzenie, które może być obecnie osiągnięte w naszych laborato- 
rjach. Obserwacje i obliczenia astronomów wykazały, że stopień rozrze- 
dzenia substancji w mgławicach galaktycznych musi być rzędu 10-10 mm 
słupa rtęci, t. j. jest on mniej więcej 10000 razy większy od osiągalnego 
na ziemi. Przeciętna długość drogi atomu od jednego zderzenia do następ- 
nego wynosi około I 140 km. zaś odstęp czasu pomiędzy dwoma zderze- 
niami dosięga 2 minut, t. j. o wiele więcej, aniżeli możliwy czas przeby- 
wania atomu w stanie metatrwałym. Późni.::jsze rachunki B o wen a dają 
jeszcze większe liczby dla przeciętnej długości drogi i czasu pomiędzy dwo- 
ma zderzeniami. W każdym razie warunki w mgławicach sprzyjają w du- 
żym stopniu powstaniu prążków wzbronionych, kt6re odpowiadają przej- 
ściu atomu ze stanu meta trwałego do normalnego. 
Opierając się na powyższych poglądach, B o wen przedewszystkiem 
postawił pytanie: Jakie atomy emitują tajemnicze prążki widmowe mgła- 
wic? W widmie tych ostatnich znajdują się prążki wodoru (H), helu (He), 
wesla (C), azotu (N) i tlenu (O). O zwykłych obojętnych atomach tych 
pierwiastków, t. j. o widmach łukowych H I, He I, C I N I i O I nie mogło 
być mowy. B o wen zwr6cił więc uwagę na widma iskrowe, otrzymywane 
z atomów zjonizowanych, które straciły jeden lub kilka elektronów war- 
tościowościowych i przekonał się ostatecznie, że zagadkowe prążki przypu- 
szczalnego nebulium są wzbronionemi prążkami widm O II, O III i N II; 
to znaczy, że emitują je atomy tlenu, które straciły jeden lub 
wa elektrony, 
i atomy azotu, które straciły jeden elektron, w chwili, gdy wymienione ato-
>>>
122 


Budowa atomu i powstawanie widm 


lIV 


my po upływie czasu przebywania 'W stanie metatrwałym wracają z tego 
stanu do stanu normalnego. Z przytoczonych wyżej rozważań wynika, że 
właśnie w mgławicach. dzięki krańcowemu rozrzedzeniu mogą powstać 
prążk.i wzbronione. 
Nie będziemy się zatrzymywali nad szczegółami rozumowań 
B o wen a. Ich ogólny tok jest z poprzedniego widoczny. Widma 
iskrowe O II, O III, i N ] I zostały otrzymane i zbadane przez różnych 
uczonych, przyczem szczególnie doniosłe były prace znakomitego specja- 
listy w spektroskopji A. F o w l e r'a. Dla wszystkich trzech atomów, które 
dają te widma, znaleziono poziomy energetyczne, a więc i wyrazy 
widmowe. Na zasadzie reguły wyboru można wyznaczyć przejścia wzbro- 
nione, a zatem i możliwe meta trwałe stany tych atomów. Znajomość wyra- 
zów pozwoliła wreszcie obliczyć częstości drgań i długości fali które 
muszą odpowiadać nieobscrwowanym na Ziemi przej
ciom ze stanów meta- 
trwałych do normalnych stanów atomu. 
Wykonywając te rachunki, B o wen zauważył natychmiast, ż.-: osiem 
intensywnych prążków "nebulium" z
adza 
;ę drkładnie cn d0 T'f)ł,,';'p";a 
ze wzbronionemi prążkami widm O II, O III i N II, a miedzy niemi dwie 
linje zielone NI i N 2 , które należą do podwójnie zjonIzowanego tknu 
O III. Uczony ten dowiódł w początkach 1928 r., że cztery jeszcze z po- 
śród sbbych prążków mgławic należy do niewzbrolllonych prążków 
widma O II, które obserwowal M e h u l. Co do dwu dalszych prążk6w, 
jest on zdania, że należą one do widm N IV i O IV. 
Wiadomo, że na firmamencie niebieskim pojawiają się czasami gwiazdy 
nowe o stopniowo zmniejszającym się blasku, który wkońcu niemal zu- 
pełnie zanika. Rozchodzi się od nich we wszystkich kierunkach jama 
mgławica, która z olbrzymią prędkością oddala się od gwiazdy central- 
nej i również powoli zanika. W widmie tych mgławic ob3erwowano rów- 
nież prążki "nebulium". W 1928 r. pojawił się szereg prac, w których 
usiłowano określić warunki fizyczne, przedewszystkiem więc gęstość tych 
mgławic, jak również mgławic galaktycznych, których widma badał B 0- 
wen. Prace te nie wniosły nic istotnie nowego. 
Wytłumaczenie prążków nebulium, podane przez B o w e n'a nasuwa 
cały szereg nowych zagadnień, oczekujących jeszcze swego rozwiązania. 
Należy tu przedewszystkiem zagadnienie mechanizmu wzbudzania ato- 
mów w mgławicach. Zródłem tego wzbudzenia jest oczywiście gwiazda cen.- 
tralna, która, jak widzieliśmy, posiada wyjątkowo wywką tempe- 
raturę 30000° i wyżej. Musi więc ona być źródłem intensywnych stru- 
mieni energji promienistej o bardzo krótkiej fali, jak również i strumieni 
elektronów. Jedne i drugie mogą być przyczyną wzbudzenia atomów 
w mgławicach galaktycznych (p. rozdz. VI, IX i XIV, 
 4).
>>>
II] 


Rozwiązanie zagadki neb'ulium 


12 3 


Tak więc tajemniczy "nebulium" okazał się mieszaniną tlenu i azotu. 
W Fewnym sensie można powiedzieć, że "nebulium" okazał się powie- 
trzem. Został on zdema
kowany. 
Rozwiązanie zagadki nebulium daje nam prawo spodziewać się, że 
w krótkim czasie rozwiążemy również inne pokrewne zagadnienia astro- 
nomiczne: W widmie korony slonecznej dobrze widzialnej podczas 
zaćmień słońca, znajduje się szereg prążków, których pochodzenie 
dotychczas nie jest ustalone. Przypisywano je nieznanemu pierwiastkowi 
"coronium". Okaże się prawdopodobnie, że prąiki coronium są również 
wzbronionemi prążkami widma iskrowego jednego z dawno znanych 
pierw:astk6w Cnajprawdopodobniej wapnia), więc i "coTOl).ium" zostanie 
zdemaskowane.
>>>
ROZDZIAŁ V. 


PROMIENIE RONTGENA. 



 1. Wstęp. 


W 1895 r. W. C. R o n t g e n wykrył nowego rodzaju promienie. któ- 
re nazwał promieniami X; nazwa ta utrzymała się dotychczas w książ- 
kach angielskich. Metoda otrzymywania promieni zapomocą szklanej 
zazwyczaj kulistej lampy rontgenowskiej, jest ogólnie znana. Lampa jest 
wypełniona bardzo rozrzedzonem Fowietrzem; zawiera ona trzy płytki 
metalowe: anodę i katodę, służące do przepuszczania przez nią prądu 
elektrycznego, oraz antikdtodę, która jest zwykle zewnątrz połączo- 
na z anodą. Z katody wychodzi prostopadle do jej powierzchni snop elek- 
tronów, t. zw. promienie katodowe, które uderzają o powierzchnię anti- 
katody. Początkowa prędkość elektronów przy wyjściu z katody jest sto- 
sunkowo mała, można ją więc zaniedbać. Pomiędzy katodą i antikatodą 
mamy r6żnicę napięć (potencjałów) elektrycznych V, wyrażaną w wol- 
tach. W skutek tego elektrony w drodze od katody do antikatody są pod 
wpływcm siły, która ich ruch przyśpiesza. Niech v będzie prędkością, 
którą mają elektrony w chwili uderzenia o powierzchnię antikatody; 
prędkość v zależy od różnicy potencja16w V, przebytej przez elektrony. 
Praca siły elektrycznej wykonana na elektronach jest proporcjonalna do 
V, zaś nabyta przez elektrony podczas ruchu energja kinetyczna jest pro- 
porcjonalna do kwadratu prędkości. Równość, zachoaząca pomiędzy 
wykonaną pracą a nabytą energją, wykazuje, że prędkość v jest pro- 
porcjonalna ilo pierwiastka hvadratO'lvego z różnicy potencjałów V. 
Istnieje prosta reguła: jeżeli pierwiastek kwadratowy V podzielić przez 5, 
w6wczas otrzymamy v wyrażone w procentach prędkoki światła: tak np. 
dla V = IDO wolt prędkość v r6wna się 2 % prędkości światła. W poniż- 
szej tabelce zostały podane prędkcści v w km/sek oraz częściach pręd- 
'kości światła dla różnych V: 


V= I 
V = 
 600 
5 00 


25 
3 000 


100 
6000 


10 000 wolt 
60000 km/sek 
prędkości światła. 


100 


50
>>>
I] 


W stęp 


12 5 


Jest rzeczą godną podziwu, jak wielkich prędkości nabywają elektrony 
.£2.P.rzeb yc
_
os
nkowo nieznacznej r6źnicy potencjałów. Ponieważ v jest' 
w zupełn
ci wyznac70ne przez wartoścrV, przeto ogólnie przyjęto jak- . 
kolwiek brzmi to dziwnie, wyrażać prędkość elektronów w woltach. Mówi 
śię nprz., że prędkośc elektronów wynosi Ibo wolt (zamiast 6000 kmfsek). 
Wygoda takiego oznaczania polega na tern, że różnice potencjałów V 
odczytujemy bezpośrednio na woltomierzu, zbyteczne są więc jakiekol- 
wiek obliczenia. 
Promienie R o n t g e n a powstają 

is

-:?-tikat?
y w któt: . 
trafiają o ile możliwe skoncentrowane promienie katodowe, pod wpływem 
;;d
;:;dń ardzo prędko biegnqcych elektronów o czqsteczki powierzchnio- 
wej warstwy antikatody. W ciągu q lat natura promieni rontge- 
nowskich była nieznaną. Odkrycie przez L a u e'go zjawisk, które zacho- 
dzą podczas przejścia promieni rontgeriowskich przez kryształy (p. 
 6), 
wykazało, że są one pewną formą energji promienistej, której widmo znaj- 
diIje' się po prawej stronie całkowitego widma energji promienistej, daleko 
poza skrajnym fioletem. Widmo promieni rontgenowskich zajmuje około 8 
. oktaw. Mówimy, że promienie rontgenowskie są miękkie lub t7pa[dę, cha- 
"';;1teryzując tern samem ich zdolność przechodzenia przęz matęr.ję; zdol- 
ność ta jest tern więk5za, (lub mniej5za), im promienie są bardziej twarde 
(lub miękkie). Pośród dw6ch promieni ten jest miększy, którego długość 
fali jest większa. Najbardziej miękkie promienie znajdują się z lewego, 
najtwardsze z prawego końca widma promieni rontgenowskich. Rvzkład 
tego widma był wskazany w rozdz. III, 
 I, ust. 5. 
Promienie ront.
e?ows
i
 J?c;!?ą
dawać widm:: c
qgłe i p
1żkowe; te oscat- 
nie były wykryte (1907 r.) przez B a r"!{: a l S'ad l era. Bar(fzo ważna 
cecha widma ciągłego promieni rontgenowskich polega na tern, że 
posiada ono wyraźną granicę od strony fal krótkich, t. j. z prawej strony. 
Granica ta fosiada tern m'niejszą długość fali, im większą jest prędkość 
v promieni katodowych, wywołujących daną emisję ciągłą. Do zagadnie- 
nia promieniowania ciągłego wr6cimy w 
 3. 
P":!!'Tif!..n.J2.wanie idmie prążk.9.!pem, t. j. analogicznęrn.do ..widm 
świecących gazów i par, nosi nazwę charakterystycznego. Widma te róż- 
nią-'-się jednak od tamtych w spos6b zasadniczy. Budowa widm gazów 
i par, t. j. liczba, natężenia i rozkład prążków, zależą od rodzaju oraz 
stanu substancji emitującej. Jedynie bardzo staranne i skomplikowane 
badania wykryć mogą, pewne cechy pokrewne w widmach różnych 
substancyj, jak o tern była mowa w dwu rozdziałach poprzednich. Zupeł- 
nie c() innego widzimy w widmach charakterystycznych, przy których 
powstawaniu odgrywa rolę materjał antikatody, lub pokrywający jej
>>>
126 


Promienie Rontgena 


[V 


powierzchnię. 
f7szystkie pierwiastki mają zupełnie analogicznie zbudowil- 
ne widma rontgenowskie przynajmniej w pewnych bardzo szerokich gr
- 
nicach. To znaczy, że liczba, względne położenie i względny blask pIąŻ- 
ków nie zależą od substancji emitującej. To też można czasem mówić 
wogóle o "widmie rontgenowskiem" i o jego budowie, nie dodając nazwy 
ciała, wysyłającego to widmo. Wpływ tego ciała uwydatnia się jedynie 
w położeniu, które cały zespół prążków zajmuje w ogólnej skali energji 
promienistej lub, inaczej m6wiąc, długość fali prążków zależy od rodzaju 
ciała, przyczem zależność ta jest bardzo prosta: im większa jest liczba po- 
rządkowa Z pierwiastka, tern bardziej jego widmo rontgenowskie jest prze- 
sunięte w stronę fal krótkich (w prawo), tern twardsze (przenikliwsze) 
są promienie, z których składa się całe "widmo promieni rontgenowskich u . 
Tak więc, zależność widma od rodzaju ciała uwydatnia się w położeniu 
lecz nie w strukturze widma; przy przejściu od jednego pierwiastka 
do drugiego widmo przesuwa się w całości w tę lub inną stronę. Ponieważ 
liczba porządkowa Z, z wyjątkiem 4 wypadków (rozdz. n) 
 2, punkt 6), 
t zmienia się równolegle do ciężaru atomowego A, zatem promienie ront- 
genowskie są tern twardsze, im cięższe są wysyłające je atomy. 
Widmo promieni rontgenowskich składa się z grup prążków. W chwi- 
li obecnej znamy cztery takie grupy, które oznacza się literami K, L, M 
i N. Każda grupa składa się z określonej liczby prążk6w, których wzajem- 
ne położ;:nia i blask są dokładnie zbada!1e. Z pośród nich g1Upa K jest naj- 
bardziej odległa od części widzialnej widma; zawiera ona promienie naj- 
twardsze o najkrótszej fali. Grupa L składa się z bardzie; miękkich pro- 
mieni; znajduje się ona bliżej promieni nadfioletowych i jest oddzielona od 
grupy K odstępem o długości kilku oktaw. Jeszcze miększe są pro- 
mienie grupy M, zaś najmiększemi okazują się wykryte w 1923 r. pro- 
mienie N, których długość fali jest największa. Jako przykład podamy roz- 
kład widma wolframu (Z = 75): grupa K znajduje się pomiędzy 
o o o 
IJ8X (0,IJ8A) i 212X; grupa L - pomiędzy 1.025 A i 1,675 A; grupa M 
o o 
pomiędzy 6,066 A i 6,973 A. Nie należy jednak przypuszczać, że we 
wszystkich pierwiastkach znaleziono wszystkie prążki wszystkich czte- 
rech grup. Jesteśmy jeszcze dalecy od tego, a składa się na to kilka przy- 
czyn następujących. 
Po pierwsze, każda grupa mogła być obserwowana jedynie dla 
określonego s!eregu pierwiastków, których liczby porządkowe Z są 
zawarte w granicach Z1 i Z2, gdzie Z1 jest mniejsze od Z2. Tak np. gru- 
pa K została zbadana dla wszystkich pierwiastków od sodu (Z1 = II) do 
platyny (Z2 = 78); zresztą w 1928 r. uczony francuski D a u v i 11 er 
'wykrył grupę K dla węgla (długość fali 45,3 A). Grupa L została zbadana
>>>
I] 


Wstęp 


127 


-od wanadu (Z=23) do uranu (Z=92); grupa M od dysF'rozu (Z=66) 
do uranu (Z = 92); grupę N obserwowano jedynie dla bizmutu (Z = 83) 
toru (Z = 90) i uranu (Z = 92). Wszystkie trzy grupy K, L i M łącznie 
zostały znalezione tylko w niewielu pierwiastkach od dysprozu (Z = 66) 
do platyny (Z = 78). Nie ulega wątpliwości, że wszystkie cztery grupy 
znajdują się w widmach wielu pierwiastków poza wskazanemi granicami, 
lecz odpowiednich promieni rontgenowskich nie zdołano wykryć, ponie- 
waż długcści ich fali są zbyt duże, wobec czego nie można było st,nować 
metody L a u e'go. Im bardziej długofalową jest dana grupa, tern większą 
musi być liczba porządkowa pierwiastków, w których widmie można ją 
.dogodnie obserwować. 
Po drugie jedna i ta sama grupa zawiera niejednakową liczbę prąż- 
ków w widmach różnych pierwiastków. Oznacza to, ż.
 z pośr6d prążków, 
które wchodzą w skJad da
ej grupy, wszystkie mogą być zauważone jedy-' 
nie w widmach niewielu pierwiastków. W pozostałych zd występują nie 
wszystkie prążki, przycze'11 mogą się na to składać r6żne przyczyny: 
albo długcść fali jest zbyt wielka, albo też prążki są za słabe, lub też 
pewne prążki nie mogą powstać ze względów, o kt6rych niżej pomówimy. 
Promieni.
 powstające na powierzchni antikatody nazywają się cza- 
sami pierwotnemi. Gdy promienie te padają na powierzchnię dowolnego 
ciała, wówczas powstają na tej powierzchni promienie rontgenowskie, 
które noszą nazwę 'wtórnych; mogą one z kolei wywołać promienie trze- 
ciego rzędu i t. d. Co się tyczy powstania pierwotnych i wtórnych promieni 
rontgenowskich, to rządzi niem następująca doniosła zasada. Ustalmy mia- 
nowicie, że promienie ka
odowe. będziemy uważać za tern. twar::lsze, ;m 
większą jes,t ich r't
kość w woltach. Warunek wzbudzenia promienia moż- 
na wysłowlc w sposób następujący: promienie wzbudzają-
e 1!!:..,!!ZC[ być 
t:JmJLdgę_g
'p'rą
nier: rp17b,udzanych. N:ifeiy'to i-ożu
fe[
 teiI spo;6b. że 
jeśli mowa o powstaniu promieni wtórnych, wtedy długość fali pierwotnych 
musi być mniejsza od długoŚci fali wzbudzanych przez ni,::: wt6rnych. Wa- 
runek ten odtJOwiada w zupe!ności znanej zasadzie S t ok e s'a, odnoszącej 
się do zjawisk fluorescencji. Jeśli natomiast mamy do czynienia z promie- 
niami pierwotnemi, wówczas twardość, t. j. prędkość elektronów (w wol- 
tach) musi przewyższać pewną wartość minimalną, V min, która stanowi 
jakgdyby r6wnowartość powstających promieni rontgenowskich. 
Do niedawna wydawał się mocno ugruntowanym niżej przytoczony 
fakt, mający bardzo doniosłe znaczenie. Przypuśćmy mianowicie, że 
przy wzbudzaniu promieni wtórnych długość fali promienia pierwotnego, 
bądź też przy wzbudzaniu promieni pierwotnych - wielkości V, osiągnęły 
wartości, odpowiadające warunkowi powstawania najtwardszego promienia
>>>
128 


Promienie Rontgena 


[V 


jednej z grup K, L, M; wtedy powstają natychmiast wszystkie prążki tej 
grupy. Można się było spodziewać, że mniej twarde promienie danej gru- 
py pojCJwiają się wcześniej, t. j. dla mniej twardego promieniowania wzb'.1- 
dzającego, lub dla prędkości elektronów mniejszej od V min, koniecznej do 
powstania najtwardszego promienia danej grupy. Bardzo dokładne bada- 
nia dowiodły niedawno, że tak nie jest. Okazało się mianowicie, 
że prążki grupy L powstają nie wszystkie jednocześnie, lecz że można je 
z kolei podzielić na trzy podgrupy takie, że wszystkie prążki tej samej 
podgrupy powstają jednocześnie, natomiast poszczególne podgrupy poja- 
wiają się nie odrazu, lecz jedna za drugą w mało różniących się od siebie 
warunkach. Względne natężenie prążków danej grupy nie zależy od tego, 
o ile V jest większe od V min. Ogólne natężenie całej gruFY jest natomiast 
tern większe, im większą jest różnica V - V min i rośnie propocjonalnie do 
pierwiastka kwadratowego sześcianu tej różnicy. 



 2. Prace Moseley'a. Przegląd grup K, L, M, N. Promienie alfa 
jako wzbudzające. 


W rozdz. I, 
 2 mieliśmy już sposobność wspomnieć o pracach młodego. 
uczonego angielskiego M o s e l e y'a, który ustalił, że liczba pierwiastków 
od wodoru do uranu wynosi 92, wyznaczył liczby porLądkowe wszystkich 
znanych podówczas pierwiastków i podał liczbę oraz mieisca w ta- 
blicy M e n d e l e j e w a pierwiastków jeszcze niewykrytych. Należy 
obecnie wyjaśnić sposób, w jaki M o s e l e y mógł osiągnąć tak wyjątko- 
we wyniki. Prace jego ukazały się w grudniu 1913 r. i kwietniu 1914 r. t , 
t. j. już po ukazaniu się dwu zasadniczych prac B o h r a o budowie ato- 
mu (lipiec i listopad 1913 r.), którego teorję M o s e l e y przyjmuje całko- 
WICIe. 
W. G. i W. L. B r a g g'o w i e (ojciec i syn) pierwsi zmierzyli w po- 
czątkach 1913 r. długość fali promieni charakterystycznych platyny. Na- 
stępnie M o s e l e y i D a r w i n (lipiec 1913 r.) rozszerzyli owe obserwa- 
cje, mierząc długość fali pięciu prążków i badając również widmo ciąc;łe, 
emitowane przez platynę; wreszcie W. G. B r a g g zmierzył długość fali 
pewnych prążków niklu, wolframu i radu. Z prac tych wynikało, że w wid- 
mie rontgenowskiem znajdują się gruPY prlżków K i L. W pracy z gru- 
dnia 1913 r. M o s e l e y pierwszy dowiódł, że w każdej z dwu grup 
K i L znajdują się przedewszystkiem dwa najsilniejsze prążki, kt6re 
oznaczył literami greckiem r;. i 
; czasami oznacza się je przez Kr;.. K
. 
La, L
. lub Kr;., K
, La' L
. Prążki a mają natężenie większe
>>>
2] 


Prace M o s e l e y' a 


12 9 


lub, jak się cZęsto mówi, są "silniejsze" od prążków 
, długość fali ich 
jest większa od długości fali tych ostatnich (prążki a. znajdują się po le- 
wej stronie prążków 
 ). Fig. 4 uwidocznia symbolicznie cztery prążki 
a. i 
 grup K i L, przyczem długość fali, zgodnie z umową maleje zlewa 
naprawo; jaśniejsze prążki a. są uwydatnione grubszemi kreskami. Prąż- 
ki (J. i 
, należące do tej samej grupy (K lub L), znajdują się bardzo blisko 
siebie, odległość ich wynosi kilka dziesiątych części A, natomiast odległość 
grup K i L danego pierwiastka sięga, jak mówiliśmy, paru oktaw. Tak 
np. dla srebra długość fali prążków K wynosi około 0,65 A, a prążków 
L - około 4,IJ A. M o s e l e y znalazł w grupie L, jeszcze trzy prążki 
prócz prążków a. i 
. Prążki K zostały przez niego zbadane dla pier- 
wiastków od glinu do srebra, prążki L od cyrkonu do złota. Tutaj właśnie 
dokonał M o s e l e y wielkiego odkrycia: znalazł mianowicie, że prążki 
K i L przesuwają się regularnie w stronę fal krótkich, w miarę wzra;tania 
liczb porządkowych pierwiastków. 
Okazało się więc, że położenie widma rontgenowskiego wyznacza licz,- 

a porządkowa Z. Wiedząc o ile widmo przesuwa się przy przejściu od 
a fJ f)I. fi jednego pierwiastka do sąsiedniego, M o s e- 

 l e y m6gł z położenia widma wyznac:z.yć 
. II. 
 )' liczby porządkowe wszystkich pierwiastk6w. 
L K Znalazł przy tern, że dla glinu Z =-= I3, ponie- 

 Fig. 4. waż od wodoru do glinu wszystkie miej
ca 
tablicy M e n d e l e j e w a są już dawno zajęte, i nie było powodu przy
 
puszczać, że 7f odstępie tym istnieją jakiekolwiek nieznane pierwiastki. 
Obecnie staje się zrozumiałem, że w ten sposób zdołano wyznaczyć ogól- 
ną liczbę pierwiastków od wodoru do uranu oraz liczby porządkowe pier- 
wiastków jeszcze niewykrytych. Okazało się również, że 
\układzie perjo- 
dycznym kobalt (27) znajduje się istotnie przed niklem (28), ch.ociaż cię- 
żar atomowy kobaltu jest większy niż niklu. Następnie stab się jasnem, 
że emisja promieni rontgenowskich jest zjawiskiem atomowem, gdyż ko- 
balt, który zawierał domieszkę niklu i żelaza, dawał jednocześnie prążki 
wszystkich trzech metali; mosiądz daje prążki cynku i miedzi. 
Fig. 5 (str. 13 0 ) przedstawia prążki K dla szeregu pierwiastków od 
arsmu do rodu. Z boku podano liczby porządkowe oraz symbole che- 
miczne pierwiastków. Aczkolwiek w rozdz. II, 
 2 tab I. 2 zestawione były 
nazwy pierwiastków wraz z ich symbolami chemicznemi, wymienimy dla 
wygody nazwy tych pierwiastków (z góry na dół), których widma K są 
widoczne na fig. 5: arsen (33), selen (34), brom (35), rubid (37), stront (3 8 ), 
niob (4 1 ) i rod (45). Na fig. 5 promienie są podane w odwrotnym po- 
rządku, niż brzmi nasza umowa, t. j. długości fali rosną, jeśli przesuwać się 


Chwolson. Fizyka W spółczesna. 9*
>>>
13° 


Promienie R o n t 
 e n a 


[V 


od lewej ku prawej stronie. Widma zawierają opr6cz prążków (J. i 
 
jeszcze pewne lin je oznaczone przez G.2 i 
:!. Bardzo ciekawe jest porówna- 
nie przesunięcia widm na lewo wraz ze zmianą numeru porządkowego Z 



 


] 
I 


__1,._ 
_1 
_1 
J 


1 f ..-fJJ a i,'Ct 
\/' \/ 


As 


33 


Se.- 


34 


\
 
, r I 
: ! 
_____ ___,_J._Ll_, _ .HI 
'I I 
l--'-
l: 

_
 J__ __..,.-j 
_H l I Rh 


Er'. 35 


37 


38 


41 


45 


Fig. 5- 


pierwiastka. W pierwszych trzech wierszach Z zmienia się o jedność: 
stwierdzamy w przybliżeniu (p. niżej) jednakowe przesunięcia widm. Na- 
stępnie Z rośnie od 35 do 37, t. j. o dwie jedności, czemu odpowiada po- 
dwójn.: ?rzesunięcie widma. Następnie 37 - 38 dają przesunięcia po- 
przednie, a 38 - 41 mniej więcej potrójne; wreszcie przejściu od Z = 4 1 
do Z = 45 towarzyszy mniej więcej poczwórne przesuniC[cie widma. 
M o s e l e y podał również prawo, które wiąże częstoŚĆ y drgań okre- 
ślonego prążka z liczbą porządkową Z pierwiastka emitującego. Prawo to,
>>>
2J 


Przegląd grup K, L, M, N 


13 1 


które okazało się później niezup.ełnie 
cisłem, głosi, że pierwiastek kwa- 
dratowy często
ci drgań jest linjową funkcją liczby porządkowej pier- 
wiastka. To znaczy, że 


,( Y--- a (Z - b), 


(I) 


gdzie a i b są liczbami stałemi, t. j. jednakowemi dla wszystkich pierwiast- 
ków, lecz różnemi dla różnych prążków; tak np. dla prążka Ka 
b = l, a dla La b = 7,4. Dokładniejsze pomiary wykazały, że równo
ć (I) 
nie jest zupełnie 
cisła, t. j., że istotna zależność y od Z jest nieco bardziej 
skomplikowana. Zauważmy jeszcze, że M o s e l e y pierwszy wypowie- 
dział pogląd, żeromienie rontgenowskie powstają, zgodnie z trzecim po- 
stulatem B o h r a, wskutek przeskoków elektronów pomiędzy orbitami, 
'żnajdującemi ,się w zakończonych lub na wpół zakończonych (niedobudo- 


mu 


nn
 


-A 


Fig. 6. 


'l!!

'ł'!Y
aJ:J.tJf.q,Eh el
ktronów, nie zaś jako wynik przeskok6w elektronów 
wartościowościowych. 
Przejdźmy do krótkiego przeglądu grup K, L, M, N. 
I. Grupa K. M o s e l e y znalazł tu tylko dwa prążki a i 
. Okazało 
się później, że każdy z tych prążków składa się z grupy składników, 
przyczem w każdej grupie dają się stosunkowo łatwo zaobserwować oraz 
dobrze są zbadan
 dwa prążki. Fig. 6 wyobraża schemat H j a l m a r a 
głównych prążków K pierwiastków lżejszych; i w tym wypadku długości 
fali rosną od lewej ku prawej stronie. Promieniowanie K zbadane jest od 
sodu (I I) do platy
y (78) oraz dla uranu (92). Dla sodu długości fali wy- 
noszą okolo 'II,7 A, dla platyny znajdują się pomiędzy 190,10 X i 15 8 ,2 
o 
X. Dla uranu długości fali promieni a i 
 są 154 X i 1°4 = 0,1 A. Za- 
dziwiającym jest ogromny stopień dokładności pomiarów długości fali 
promieni rontgenowskich! Znana' jest druga cyfra dziesiętna wartoki X, 
równa stutysięcznej części A, który równa się dziesięciomilj-onowej części 
jednego milimetra! Najważniejszym ośrodkiem naukowym, w którym 
odbywają się obecnie badania długości fali promieni rontgenowskich, jest 
instytut prof. M a n n e S i e g b a h n a w Uspali (Szwecja). W 1926 r.
>>>
13 2 


Pomioi. Ron,.,n\ 


IV 


T h o r a u s znalazł tam dla fluoru (Z = 9) długośt fali promienia K(J. 
o 
równą 18,30 A. Dla cięższych pierwiastków znaleziono poszczególne prąż- 
ki, nie Z2.warte w schemacie fig. 6. Jeżeli w lampie rontgenowskiej stopnio- 
wo zwit;kszać prędkość elektronów, wówczas wszystkie promienie grupy K 
pojawiają się jednocześnie. 
II. Grupa L. Ma ona budowę bardziej złożoną, niż grupa K, i zawiera 
23 różne prążki, które znajdujemy wszystkie w przypadku wolframu 
(Z = 74). Do 1924 r. promienie L były zbadane od uranu (92) do miedzi 
y, fJ2 fi, 00, !Jjz 
I \I V 
o . ' [][
I'
 _ 
"lIC'" 
'
 ! 1! 
, Ił 
ł i Ij 
t,j II 
I II ';!I I ! " I i " ':
 
. " ! ł ' 
') i t
- , ' " I, 
I;' l ł " ,
 
I '! 'lIiI! i II , ' , 
! "J!,I!, ' 
! "' Ilł ! !! y 
ł ;-..-'ti: ! 


- =\ 


. , 



 



 


",1 


:,.. 
, , 


Fig. 7. 


(29), przyczem dla miedzi znany jest tylko prążek 13,309 A; była to naj- 
większa zmierzona podówczas długość fali promieni rontgenowskich. Dla 
uranu znaleziono prążek 0,597 A tak że linje L różnych pierwiastków gru- 
powały się w dziedzinie, obejmującej około 4,5 oktaw. W 1924 r. pojawiła 
się praca M. S i e g b a h n a i T h o r a u s a, którym udało się zmierzyć 
długość fali promieni L dla niklu (28), kobaltu (27) i żelaza (26) oraz po- 
dać ściślejsze liczby dla miedzi (29) i cynku (30). Dla żelaza linja La ma 
długość fali IJ,66 A i w ten sposób osiągnięto rozszerzenie widma 
w kierunku fal dłuższych. Znaczniejsze jeszcze rozszerzenie osiągnął 
T h o r a u s w końcu 1926 r., mierząc długość fa
i La, dla manganu ( Z 25), 
chromu (Z = = 24) i wanadu (Z = 23); są one odpowiednio równe 193 9 A, 
21,53 A O i 24,2 A: W ciągu dwu lat stanowi to rozszerzenie widma prawie 
o 
o całą oktawę (od 13,3 do 24,2 A). Fig. 7 przedstawia prążki grupy L 
dla złota (Au, 79), talu (TI, 81), ołowiu (Pb, 82) i bizmutu (Bi, 83), we- 


"
>>>
2] 


Promienie alfa jako wzbudzające 


133 


dług zdjęć S i e g b a h n a i F r i m a n a; u góry podano oznaczenia prąż- 
ków literami greckiemi, których używa S i e g b ah n. Liczby porządko- 
we ostatnich trzech pierwiastków różnią się między sobą o jedność, widzi- 
my tu jednakowe przesunięcia widm na lewo, t. j. na rysunku w stronę 
fal krótkich. Dla pierwszych dwu pierwiastków różnica liczb po- 
rządkowych równa jest dwum (79 i 81) i przesunięcie widma jest rów- 
nież podwójne. Dałoby to możność przewidzieć istnienie jeszcze jednego 
pierwiastka pomiędzy złotem i talem, gdyby nie był on oddawna znany 
(rtęć, 80). Wszystkie prążki L podzielić można na trzy podgrupy, które leżą 
nie obok siebie, lecz jakgdyby się przeplatają; prążki tej samej podgmpy 
powstają JŁdnocześnie. 
III. Grupa M. Promieniowanie to wykrył S i e g b a h n w 1916 r. Zba- 
dali je dokładnie jego uczniowie W. S t e n s t r o m (1918) i E. H j a l m a r 
(19 2 4). Znaleziono do 23 prążk6w dla uranu. Wogóle grupa ta została zba- 
dana dla pierwiastk6w od uranu (92) do dysprozu (66); odpowiednie 
długości fali leżą pomiędzy 2,248 A (uran) i 9,509 A (dysproz). Cała 
grupa zajmuje ponad jed
ą oktawę, np. dla uranu 23 prążki mają dłu- 
o o 
gości fali od 2,248 A do 4,929 A. 
IV. Grupa N. Promieniowanie tej grupy wykrył D e l e j s e kw 1912 r. 
H j a l m a r znalazł 5 prążków dla uranu (od 8,691 do 12,874 i), 5 prąż- 
ków dla toru (od 9397 do 13,805 A) i jeden prążek dla bizmutu 
(13,208 i). 
Rozpatrywaliśmy dotychczas w charakterze wzbudzających promienie 
rontgenowskie tylko strumienie elektronów, t. j. promienie katodowe ude- 
rzające o antikatodę. Jednakże już w 1913 r. szereg uczonych angielskich, 
między innemi R u t h e r f o r d i R i c h a r d s o n, wykryli, że charakte- 
ryst' czne romi
nfowanie rontgenowskie może być również wywołane 
, ..... - - - - .. 
przez strumi
nie prorrzieni alfa, wysyłanych przez cia a promi
niotwórcze 
(r
z' L. IV:'
 6). Bardziej szczegółowo zbadał t
 zjawisko F. P. S l a t er 
{I9 2I ). Dowiódł on mianowicie, że promienie alfa, emitowane przez,wolną 
od dalszychproduktów rozpadu proin
eniotwórc ego (rozdz. XI) emanacj
 
radu, rz uderzaniu o powierzchnię platyny, złota i ołqwiu wywołują 
promIenie ro
tg



sl{
 ,K 1 L, zaś w cynie k pro 'rriienle' I(
 N
s,tęJ?!lle-B 9- 
t el_ra.l Z w dwu pracach, ogłoszonych w 1928 r 
!2!:
 rs
ając 
 no- 
wydi czulszych -metod, zdołali wykonat-pomIary d'ó'kt.dniejsze. W pierw- 
śz
J7tych prac 
tosowali promienie alfa polonium (rozdz. XI, 
 2) i zna- 
leźli promienie rontgenowskie K dla glinu, żelaza i cynku, jak również 
promienie L dla złota. W drugiej pracy (grudzień, 1928) używali oni rów- 
nież polonu i zdołali wykryć oraz dokładnie zbadać promienie rontge:"
>>>
134 


Promienie R () n t g e n a 


tV 


nowskle K dla siedmiu pierwiastków zawartych pomiędzy magnezem 
(Z = u) i cynkiem (Z = 30), w tej liczbie i dla siarki; następnie promie- 
nie L dla szeregu pierwiastków pomiędzy selenem (Z = 34) i złotem 
(Z = 79) i wreszcie nawet promienie M dla bizmutu (Z = 83)' Długości 
fali promieni rontgenowskich obserwowanych przez nich, znajdowały się 
pomiędzy 1,1 i ID A. Ciągłe promieniowanie rontgenowskie (
 I) nie po- 
jawiło się przy tern zupełnie w ilości dostrzegalnej. 



 3. Powstawanie promieni rontgenowskich. 


Przejdziemy do zasadniczego zagadnienia warunków powstawania 
promieni rontgenowskich. Przypomnijmy, że widma prążkowe w dziedzi- 
nie widzialnej, podczerwonej i nadfiołkowej są emitowane przy spadaniu 
jednego z elektronów zewnętrznej warstwy elektronowej z jednej z możli- 
wych orbit na inną. Ta warstwa zewnętrzna ma w różnych pierwiastkach 
bardzo różną budowę, ponieważ liczba elektronów waha się w niej od jed- 
nego-w atomach wodoru i metali alkalicznych-do ośmiu, w gazach szla- 
chetnych. W rozdz. IV, 
 4 była mowa o warstwach elektronowych, które 
oznaczamy literami K, L, M, N, O, P, Q; ogólna liczba warstw choćby 
jeszcze niezakończonych rośnie w miarę wzrastania liczby porządkowej Z 
pierwiastka. Przypomnijmy, że warstwa K zawiera tylko 2 elektrony, że 
warstwa L zakończona jest dopiero dla neonu (Z = 10), warstwa M roz- 
poczęta (8 -elektronów) dla argonu (Z = 18) i nadbudowana (18 elektro- 
nów) dla miedzi (Z = 29), warstwa N rozpoczęta dla kryptonu (Z = 36), 
po raz pierwszy dobudowana dla srebra (Z = 47) i ostatecmie zakończona 
(32 elektronów) tylko dla pierwiastka lutecium (ostatni z pośród ziem rzad- 
kich, Z = 71). Jasną jest rzeczą, że w pierwiastkach o małej liczbie porząd- 
kowej warstwy wyższe nie istnieją, co jest dla dalszeg.o ciągu bardzo 
.istotne. Przypomnijmy następnie, że każda z warstw począwszy od L roz- 
pada się na podgrupy. W tab I. 5 (rozdz. IV, 
 4) podano liczbę podgrup 
w każdej warstwie,oznaczenia tych podgrup, które będziemy w dalszym 
ciągu stosować, oraz liczbę orbit elektronowych w każdej podgrupie. War- 
stwy O, P i Q nawet dla atomu uranu jeszcze nie są zakończone; zakoń- 
czone podgrupy ich oznacza się zgodnie z schematem tablicy 5, t. j. np. 
0 11 , 0 2 1, 0 22 , 0 32 i t. d. W rozdz. IV, 
 5 widzieliśmy, że każdej pod- 
grupie odpowiada okreŚlony poziom energetyczny, jednakewy dla wszyst- 
kich orbit elektronowych, zawartych w danej podgrupie. 
Promiępic r, ijvJ;.g
rlQwskie sp'ow.()(!:(?,w.an.e
ą, zmian
ami zac l
p
zlf1.cemi 
w wewnętrznych warst

c
 
lektronC!wych at0m.u, które we w
.
t

,£
_
>>>
3] 


Powstawanie promieni rontgenowskich 


135 


'-pierwiastkach, gdzie wogóle istnieją (jeżeli nie liczyć nadbudówek), mają 
analogiczną budowę; i na tern polega fakt, że budowa widma promieni 
rontgenowskich jest dla wszystkich pierwiastków jednakowa. Na czem 
więc polegają zmiany wewnętrzne? Promienie rontgenowskie powstają, gdy 
z jednej z wewnętrznych warstw elektronowych 'odrywa się elektron Zo- 
staje on wyrzucony na peryferje atomu, ponieważ wszystkie warstwy 
środkowe są zajęte i nie mają wolnego miejsca, by zatrzymać ten elektron 
wyrwany z wewnątrz. Wyrzucenie elektronu może być wywołane przez 
uderzenie z zewnątrz nadbiegajcego elektronu, jak np. w lampach ront- 
genowskich przy uderzeniu promieni katodowych o powierzchnię anti- 
katody, lub pod działaniem, strumienia energji promienistej który zużywa 
się właśnie na pracę podniesienia elektronu na powierzchnię atomu. Każ. 
dy z elektronów, otaczających jądro atomowe, należy do pewnego poziomu 
energetycznego. Pracę wyrzucania elektronu okreŚla różnica energji po- 
ziomu, na którem się znajdował, i energji, odpowiadającej peryferji atomu; 
ta ostatnia jest oczywiście większa od pierwszej. 
Miejsce elektronu, który został wyrwany nie pozostaje puste; przechodzi 
nań (spada) elektron z jednego z poziomów energetycznych którejkolwiek 
warstwy "wyższej". Przejście to pociąga za sobą zmniejszenie energji ato- 
mu o wielkość, którą oznaczymy przez h - h; wtedy równość 


hv=h - h, 


(2) 


w którem h jest stałą P l a n c k a, daje, zgodnie z trzecim postulatem B o h- 
r a, częstość powstającego promieniowania r01Jtgenowskiego. Dla promieni 
r6ntgenowskich częstość v jest wiele razy większą, niż dla promieni wi- 
dzialnych i nadfiołkowych. Tłumaczy się to tern, że różnice energji pozio- 
mów wewnętrznych są o wiele większe, aniżeli r6żnice te dla dozwolonych 
orbit zewnętrznych. Przesunięcie widm rontgenowskich, gdy Z rośnie, 
w stronę rosnących v, ma swe źródło w tern, że wewnętrzne poziomy 
energetyczne ulegają zwiększaniu, gdy wzrasta ładunek jądra atomowego. 
Na miejsce zwolnione przy spadku elektronu przechodzi jeden z elek- 
I . .. . , .. .. 
tronow warstwy Jeszcze wyzszeJ, przyczem powstaje rowmez promIemo oo 
wanie rontgenowskie o innej oczywiście długości fali. Może to się powt6- 
rzyć parę razy, dopóki przybłąkany z zewnątrz elektron nie doprowadzi 
liczby elektronów w atomie do stanu pierwotnego. 
Oznaczyliśmy warstwy elektronów literami K, L, M, N, O, P, Q i te- 
mi samemi literami grupy promieni rontgenowskich K, L, M i N, a to z po- 
wodów następujących. Pod wpływem oddziaływania zewnętrznego ulega 
w przeważającej liczbie atomów wyrwaniu elektron z warstwy K. Wy-
>>>
13 6 


P ronlienie R 6 n t g e n a 



 -- If' 


IV 


wołuje to wędrówki elektronów z różn:ych wyższych poziomów energe
 
ty 
z
Jch I UE_, Fodgr
,p'na'- zwoln
ne
 n4iejsce 

e] warst

! ; pow'
taje 
wte CI y właśnie grupa promieni rontgenow-śkich, które oznaczyliśmy prżez 
. K. "Gdy" elektron' zostaje wyrwany r warstwy L, wówczas przej- 
ścia elektronów z wyższych poziomów energetycznych do warstwy 
L daje promienie rontgenowskie grupy L. To samo dotyczy również 
warstw M i N. Ogólnie biorąc, wszystkie promienie tej 
CJmergruPJL po- 
wstają przy spadani,!, e..
ktronó';/ 
a je
!?q i tą samą warstwę elekt !ono
t: L 
z r
żnych wyżej leżących pozioriiów"energetycznych. Bardzo ważną rolę 
gra tu zagadiilenie liczby poziomów energetycznych w różnych warstwach 
elektronowych. W warstwie K, zawierającej dwa elektrony, mamy tylko 
jeden poziom energetyczny. W warstwie L takich poziomów 
najdujemy 
trzy, i nie jest rzeczą obojętną, do którego z nich należał oderwany elek- 
tron, ponieważ elektrony spadają z wyższych poziomów M, N, O, i t. d. 
na ten poziom warstwy L (t. j. jej podgrupy), który stracił elektron. 
A zatem różnica II - h w równości (2), a właściwie wartość h zależeć 
będzie od poziomu warstwy L, na który elektron spadnie z poziomów 
wyższych. W warstwie M mamy pięć, w warstwie N s;l:'dem poziomów 
eneIgetycznych; długości fali promieni grup M i N muszą zależeć od po- 
ziomu do którego należał wyrwany elektron. 
Przytoczony tu mechanizm powstawania promieni rontgenowskich 
wskazuj,e, że każde promieniowanie zawarte w prążkowem, t. j. charakte- 
rystycznem widmie promieni rontgenowskich jest scharakteryzowane 
przez dwa poziomy energetyczne, pomiędzy któremi odbywa się przejście 
elektronu, zastępującego elektron bądź wyrwany z atomu przez oddziały- 
wanie zewnętrzne, bądź też taki, który sam przeszedł na miejsce wyrwa- 
nego elektronu. T. zw. systematyka widm rontgenowskich (p. 
 4) polega 
na dokładnem wyznaczeniu tych dwu poziomów energetycznych, które 
charakteryzują każdy prążek; systematyka może być uważana za skoń- 
czoną, gdy owe poziomy energetyczne będą wyznaczone dla wszystkich 
promieni rontgenowskich. Zagadnienie to można w chwili obecnej uważać 
za w znacznym stopniu rozwiązane. 
W związku z powyższem pozostaje zagadnienie racjonalnej symbo- 
liki promieni rontgenowskich. Z pośród niewielu przytoczonych przez 
nas przykładów widać, że prążki widm rontgenowskich były początkowo 
oznaczane literami greckiemi, czasami z dodaniem liczb u dołu lub kresek 
u góry. Jednakże oznaczenie takie musiało prowadzić do zupełnego chaosu. 
Niepodobna bowiem zapamiętać oznaczenia np. dla 23 prążków grupy 
L, w dodatku różni uczeni, nr. S o m m e r f e l d i S i e g b a h n, uży- 
wają w swych książkach i artykułach zupełnie odmiennej symboliki, co
>>>
3] 


Powstawanie promif'ni rontgenowskich 


137 


jeszcze bardziej powiększa plątaninę. W chwili obecnej wchodzi w użycie 
następująca racjonalna symbolika promieni r6ntgenowskich. W tabI. 5 
str. 80, podane zostały oznaczenia podgrup warstw elektronowych; każdej 
podgrupie odpowiada określony poziom energetyczny. Racjonalna symbo- 
lika promieni rontgenowskich polega na zwykłem zestawieniu tych dwu 
podgrup (poziomów energetycznych), które zgodnie z powiedzianem, cha- 
rakteryzują dane promieniowanie. Jasną jest rzeczą, że tego rodzaju sym- 
bolika tylko wtedy wyruguje oznaczanie promieni mniej lub więcej do- 
wolnemi literami, gdy systematyka promieni r6ntgenowskich będzie zu- 
pełnie wykończona, t. j. gdy dla wszystkich prążków znane będą odpo- 
wiadające im dwa poziomy energetyczne. Już jednak obecnie dla prze- 
ważającej większości prążków r6ntgenowskich dokładnie ustalono owe 
dwa poziomy, można więc w szerokich granicach zupełnie dobrze korzy- 
stać z racjonalnej symboliki widm r6ntgenowskich. Dla przykładu przy- 
toczymy szereg oznaczeń, nie wymagających zupełnie wyjaśnień 


L 22 - 
 K, M 22 -
 K, M.12 -
 L2-2' 0 21 - 
 Lu' N 43 -
 M1J3' 0 21 -
 M 32 , 
0 23 -
 N
 i t. d. 


Odra w widać, że pierwsze dwa promienie należą do grupy K, druga pa- 
ra - do grupy L, trzecia para - do grupy M, ostatni promień - do gru- 
py N. Zamiast strzałek można poprostu stawiać kreski, lub jeszcze pro' 
kiej pisać symbole podgrup obok: L22K, M32L22' 0 21 M 32 i t. d., jeżeli 
umówimy się, że elektron przechodzi z pierwszej podgrupy na drugą. 
Zresztą i ten warunek jest zbędny, ponieważ elektron przechodzi zawsze 
z wyższego poziomu na niższy. Gdybyśmy pisali L 22 M 32 zamiast 
M 32 L 22 , to i w tym wypadku byłoby rzeczą jasną, że elektron z podgrupy 
M 32 spada na jedną z czterech orbit podgrupy L 22 . 
Możemy obecnie wytłumaczyć jednoczesne pojawianie się wszystkich 
prążków grupy K, prążków zaś grupy L jakgdyby w trzech odstępach. 
Przypuśćmy, że mowa o pierwotnych promieniach r6ntgenowskich, wy- 
wołanych przez uderzenia elektronów. Dopóki (
 I) prędkość tych elektro- 
nów (wyrażona w woltach) jest zbyt mała, uderzenie ich jest niewystarcza- 
jące dla wyrwania jednego z dwu elektronów warstwy K. Gdy natomiast 
prędkość osiąga wartość dostateczną, wtedy w ogromnej liczbie atomów 
jeden z elektronów warstwy K zostaje wyrzucony poza obręb atomu. Gdy 
to nastąpi, rozpoczynają się natychmiast przejścia elektronów z różnych 
wyższych poziomów energetycznych. Te właśnie przejścia, - które można 
.symbolicznie przedstawić w postaci Aż K, gdzie A jest jedną z warstwy L, 
M, N i t. d. zaś i jest wskaźnikiem dwucyfrowym, wyznaczającym pod-
>>>
13 8 


Promienie R 6 n t g e n a 


IV 


grupę (poziom energetyczny) warstwy A, - wywołują odrazu emisję wszy- 
stkich promieni grupy K. Dla warstwy L sprawa się komplikuje, ponieważ 
mamy w niej trzy podgrupy Lu, L 21 i L 22 . Ostatnia z nich jest najwyższą 
i dlatego dla usunięcia z niej elektronu trzeba zużyć najmniejszą pracę; 
praca ta jest większa dla podgrupy L
l i jeszcze większa dla Lu. Stąd wy- 
nika, że przy stopniowem wzrastaniu prędkości elektronów promieni kato- 
dowych nastąpi przedewszystkiem wyrzucanie elektronu z podgrupy L 22 
atomów an
ikatody, wskutek czego odrazu powstaną te promienie grupy L, 
których ogólny symbol jest A i L22' gdzie A jest jedną z liter M, N, O 
i t. d. Przy dalszem wzrastaniu napięcia elektrycznego V pomiędzy katodą 
i antikatodą nastąpi chwila, gdy elektrony wyrwane będą z poziomów 
L 21 i wtedy powstaną odrazu wszystkie promienie o symbolu Aj L 21 . 
Wreszcie dla większej jeszcze prędkości elektronów wyrywanie nastąpi 
z podgrupy Lu i pojawią się odrazu wszystkie prążki A i Lu. 
Przejdziemy teraz do interesującego zagadnienia pochodzenia dwójek 
(dubletów) w widmie rontgenowskiem, t. j. par prążków, dla których róż- 
nica częstości drgań ma tę samą wartość. Okazuje się, że należy tu roz- 
różnić dwa rodzaje dwójek. Wytłumaczymy ich pochodzenie, rozpatrując 
grupę L. Pochodzenie dwójek pierwszego rodzaju w grupie prążków L tłu- 
maczy się w sposób następujący. W warstwie L znajdują się trzy poziomy 
energetyczne, z których wybierzmy dwa, np. L21 i L 22 ; Niech Aj będzie 
jednym z poziomów energetycznych wyższych warstw: M, N, O i t. d. 
Rozpatrzmy dwa prążki, które powstają przy przejściach elektronu z te- 
go samego poziomuA, na dwa poziomy L 21 i L 22 , i niech ich liczby drgań 
będą odpowiednio V2 i \/1, g,dzie '012  V 1, poniewaz poziom L 21 leży 
niżej (strata energji jest większa) od poziomu L 22 . Równość (2) daje łatwo 
zrozumiałe związki: 


h\/2 = J(A i ) - J(L 21 ) h\/1 


J(A;) - J(L 22 ). 


Odejmując, otrzymujemy: 


h( '01 2 - '01 1 ) = J (L 22 ) - J (L 21 ). 


(3) 


Widzimy, że różnica częstości '1 2 - VI nie zależy zupełnie od 
pierwotnego poziomu energetycznego Aj; stąd wynika, że jakikolwiek 
byłby ten poziom, różnica częstości drgań dwu powstających prążków Aj 
L 22 i Aj L21 jest jednakowa. W ten sposób otrzymujemy dwójki pierwsze- 
go rodzaju. Oczywista, iż w grupie K nie może być dwójek pierwszego ro- 
dzaju, ponieważ w warstwie K mamy jeden poZ!iom energetyczny.
>>>
S 3] 


Powstawanie promieni rontgenowskich 


139 . 


Dwójki drugiego rodzaju otrzymujemy, gdy elektron przechodzi do tego' 
samego poziomu warstwy L z dwu różnych poziomów A; i Ak jednej 
z warstw M, N, O i t. d. Rozumowania zupełnie podobne od poprzednich 
wskazują, że różnica liczby drgań dwu powstających przy tern prążków 
zależy tylko od poziomów A; i Ak' lecz nie zależy od poziomu war- 
stwy L, do którego elektrony przechodzą z poziomów A; i Ak' 
Daliśmy tu ogólne wytłumaczenie powstawania promieni rontgenowskich 
'i okazaliśmy, w jaki sposób wytłumaczenie to prowadzi do systematyki 
i racjonalnej 'symboliki widm tych promieni. Okazuje się jednak, że nie. 
wszystkie prążki widma rontgenowskiego można ułożyć w ogólny schemat 
wspomnianej systematyki. Pozostaje szereg prążków, szczególnie w grupie 
K, których pochodzenie do niedawna było niejasne. Prążki te są jakby 
satelitami prążków zasadniczych, których systematykę można uważać 
za ustaloną do pewnego stopnia. Są one bardzo słabe i znajdują się po stro- 
nie fal krótszych, niż prążki zasadnicze. W grupach L i M znajdujemy rów- 
nież takie satelity. Powstanie tych 'prążków wytłumaczył w 1921 r. We n- 
z e l w sposób następujący. W rozdz. IV, 
 9 widzieliśmy, że ten sam pier- 
wiastek może dawać szereg różnych widm optycznych, kt
re oznaczamy 
cyframi I, II, III, IV i t. d. Widmo I jest to widmo łukowe i otrzymuje 
się, gdy najpierw w atomie niezjonizowanym jeden z elektronów warto- 
ściowościowych wędruje pomiędzy swemi orbitami dopuszczalnemi. Pozo- 
stałe widma nazywają się iskrowe i powstają, gdy atom uległ najpierw zwy- 
kłej, podwójnej, potrójnej i t. d. jonizacji, a następnie jeden z pozostałych 
elektronów zewnętrznych odgrywa rolę elektronu wędrującego. Przy po- 
wstaniu widm iskrowych biorą więc udział 2, 3 i t. d. elektmny. Otóż 
Wen z e l wychodzi z następującego hipotetycznego założenia. Widzieli- 
śmy, że prążki K powstają wtedy, gdy z warstwy K zostaje wyrwany jeden 
z dwu elektronów. Może się wszakże zdarzyć, że z atomu zostają usunięte 
jednocześnie dwa, trzy i t. d. elektrony, np. oba elektrony warstwy Klub 
tylko jeden z nich i jeden z innych warstw, np. z warstwy L. Mogą być 
również odrazu usunięte trzy elektrony, np. dwa z warstwy K i jeden 
z innej warstwy; możliwe są też inne kombinacje. Biorąc pod uwagę pewną 
aczkolwiek daleką analogję z widmami iskrowemi w dziedzinie optycznej, 
Wen z e l nazywa widma otrzymywane w tych wypadkach, iskrowemi 
widmami rontgenowskiemi. Energja dowolnego poziomu nie jest jednako- 
wa w przypadku wyrywania jednego, dwóch, trzech i t. d. elektronów 
z atomu. Oczywista, że i częstości drgań otrzymuje się przy tern niezupełnie- 
jednakowe, a to, jak dowiódł Wen z e I, dość dobrze tłumaczy powsta- 
wanie prążków, nie odpowiadających wyżej podanemu najprostszemu 
schematowi.
>>>
I40 


Premienie R o n t g e n a 


[v 


Wszystko co zostało powiedziane w niniejszym 
 odnosi się do widm 
r6ntgenowskich prążkowych, t. j. do promieniowań charakterystycznych, 
których długości fali zależą od materjał
 antikatody. W 
 I mówiliśmy 
Q promieniach o widmie ciągłem, które powstają przy mniejszych prędko- 
ściach elektronów, niż promienie charakterystyczne, i które dają widmo cią- 
głe (lub "białe«), mające wyraźną granicę od strony większych częstości. 
Im większa jest prędkość V elektronów, tern bardziej naprawo granica ta 
się znajduje, t. j. dla fal tern krótszych. W 1916 r. wykryto następującą 
prostą zasadę: iloczyn napięcia V pomiędzy katodą i antikatodą lub, co na 
jedno wychodzi, prędkości elektronów w woltach przez długość fali granicy 
widma ciągłego jest wielkością stałą niezależną od materjału antikatody. 
Oznaczmy długość fali dowolnego promieniowania przez A, długość fali 
granicy widma ciągłego, która jest najmniejszą długością fali promieniowa- 
nia, wywołanego przez uderzenie elektronów o prędkości V, przez Ao. 
Przytoczoną zasadę wyraża więc prosta zależność: 


VA O = 12345 


(4) 


jeżeli V jest wyrażone w kilowoltach, długość fali zaś w A
 Związek ten 
łatwo wyprowadzić na podstawie następującego wyjaśnienia mechanizmu 
powstawania widma ciągłego promieni rontgenowskich. Gdy elektron 
'uderza o powierzchnię antikatody, zostaje on zatrzymany i całkowita 
'energja kinetyczna jego ruchu znika. Pewna drobna jej część przekształca 
się w jeden kwant h y energji promienistej, reszta zaś w inną formę energji, 
a mianowicie w ciepło; wiadomo bowiem, że antikatoda silnie się rozgrze- 
wa, gdy trafiają w nią promienie katodowe. Wartość tej części, która ulega 
przemianie w kwant h v energji promienistej, może być najrozmaitsza, za- 
leżnie od rodzaju uderzenia. Dlatego też otrzymuje się wszelkie możliwe 
częstości \I, t. j. widmo ciągłe promieni. W krańcowym przypadku całko- 
wita energja przechodzi w kwant h \I. Otrzymujemy wtedy największą 
Irożliwą częstość lub, co jest identycznem, najmniejszą możliwą długość fali 
Ao. Tak więc krańcowy promień widma ciągłego powstaje wtedy, gdy 
całkowita energja elektronu, nabyta w drodze od katody do antikatody, 
ulega przemianie w jeden kwant energji promienistej. Zasada wyrażona 
w równości (4) została sprawdzona przez wielu uczonych, którzy otrzymali 
zupełnie zgodne z nią wyniki. Niezależność wielkości Ao dla danego V 
od materjału antikatody była stwierdzona dla platyny, wolframu, rodu, 
srebra, miedzi, niklu i węgla, t. j. dla pierwiastków o ciężarze atomowym 
,'Od 195 do 12 oraz dla pewnych stopów. Prążki widma charakterystyczne- 


...
>>>
3] 


Powstawanie promieni r6ntgenowskich 


14 r 


go W chwili ich powstania nakładają się na tło widma ciągłego; dowodzi to. 
że dla większych V, gdy następuje wyrywanie elektronów z wewnętrznych 
warstw elektronowych atomów antikatody, część elektronów promieni ka- 
todowych ulega zahamowaniu, nie powodując wyrywania. Całkowita ener- 
gja całego widma ciągłego rośnie proporcjonalnie do kwadratu napięcia V 
lub proporcjonalnie do czwartej potęgi prędkości v, wyrażonej w zwykłych 
jednostkach prędkości, p. 
 I. 
Równość (4) oraz cały bieg naszych rozumowań wskazuje, że dłu- 
gość fali Ao, t. j. położenie ostrej granicy widma ciągłego promieni rontge- 
nowskich nie zależy zupełnie od materjału antikatody, w którą uderza stru- 
mień elektronów, lecz tylko od nabytej przez nie prędkości V w woltach. 
Bardzo ciekawem jest zagadnienie rozkładu energji w widmie ciągłem 
Okazuje się, że, poczynając od wyraźnej granicy, natężenie tego widma 
początkowo szybko rośnie do pewnego maximum, a następnie stopniowo 
maleje do zera. Oznaczmy przez )'m długość fali, dla której natężenie 
widma jest największe. Pierwszy D a u v i 11 i e r zbadał starannie to za- 
gadnienie i odnalazł, że 


Am = , I,3Ao. 


(4,a) 


Ponieważ Ao jest odwrotnie proporcjonalna do V, p. (4), WIęC (4,a) daje 
oczywiście: 


)'m V = Const. 


(4,b) 


Równość ta wskazuje, że położenie najbardziej jasnego miejsca widma cią- 
glego również nie zależy od materjału antikatody. Dla czytelników, 
którzy znają zasady teorji ciała doskonale chłonącego, wskażemy ana- 
logję, zachodzącą pomiędzy równością (4,b), a zasadą przesunięć W. 
W i e n a (1894). Pierwsza wskazuje, jak przesuwa się najjaśniejsza część 
widma promieni rontgenowskich w zależności od prędkości V elektronów, 
druga zaś daje zależność położenia maximum natężenia w widmie. 
ciała doskonale chłonącego od jego temperatury bezwzględnej T: 


Am T = Const. 


(4,C) 


Rolę temperatury gra w (4,b) prędkość elektronów. Analogja ta nasunęła 
uczonym myśl, że w widmie ciągłem rontgenowskiem energja jest wogóle. 
rozłożona tak, jak w widmie ciała doskonale chłonącego. Pogląd ten okazał 
się jednak niesłuszny. Całkowita energja j, zawarta w całem widmie cią- . 
głem rontgenowskiem, wyraża się wzorem: 


/
>>>
14 2 


Promienie R o n t g e n a 


[V 


f=CiV2Z, 


(4,d) 


gdzie i jest natężeniem prądu w lampie rontgenowskiej, Z - liczbą 
porządkową (rozdz. II, 
 2) pierwiastka na antikawdzie, C - spółczyn- 
nikiem proporcjonalności. Widzimy, że całkowita energja f rośnie 
proporcjonalnie do V2, natomiast całkowita energja, emitowana przez 
ciało doskonale chłonące rośnie zgodnie z prawem S t e f a n a (1879) pro- 
porcjonalnie do czwartej potęgi temperatury bezwzględnej. Znając energję, 
której nośnikiem jest strumień elektronów (wynosi ona i V), możemy łatwo 
znaleźć t. zw. spółczynnik działania użytecznego lampy rontgenowskiej, t. .j 
tę część zużytej w niej energji poruszających się elektronów, która przecho- 
dzi w energję promieni rontgenowskich. Oznaczmy ją przez d; wynosi ona: 


d=CVZ 


(4,e) 


Pomiary dają na C około 5.10-7 (jedna dwurniljonowa). Stąd wynika, że 
spółczynnik działania użytecznego lampy rontgenowskiej jest wogóle bar- 
dzo mały, nie przekraczając paru tysięcznych części. 
Najnowsze badania ustaliły, że równość D a u v i 11 i e r'a (4,a) jest 
w zasadzie słuszna, lecz liczbę 1,3 należy zastąpić przez 1,5. Okazało się 
,dalej, że spółczynnik C w równości (4,e) powinien być (prawdopodobnie) 
zmniejszony prawie o połowę, t. j. do 2,9.10-7. 



 4. Poziomy energetyczne. Systematyka promieni Rontgena. 


W rozdz. IV, 
 5 wzmiankowaliśmy o poziomach energetycznych, 
, przyczem każdej podgrupie odpowiadał jeden poziom. Oznaczenia podgrup 
podane w tab!. 5 mogą również służyć do oznaczania odpowiednich pozio- 
mów. Ogólna liczba poziomów energetycznych w warstwach od K do P 
włącznie wynosi 24, jak to wynika z tab!. 6; tab!. 5 zawiera tylko pierwsze 
16. Dokładne wyznaczenie wszystkich poziomów dla wszystkich pierwiast- 
ków stanowi zagadnienie dużej wagi, które można uważać za w znacznej 
mierze rozwiązane w czasach ostatnich. Poziomy energetyczne scharaktery- 
zować można różnemi wielkościami, wyrażającemi ich miarę. Zgodnie z de- 
finicją, każdemu poziomowi. energetycznemu odpowiada określona wartośĆ 
,energji atomu f. Przepiszmy ponownie zasadnicze równanie (2): . 


h v=h - h 


(5)
>>>
4] 


Poriómy energetyczne 


143 


h i h są tu wartościami energji dwu poziomów, y - częstością drgań 
promieniowania wysyłanego przy spadaniu elektronu z pierwszego poziomu 
na drugi. Wyznaczenie poziomów stało się możliwe jedynie dzięki staranne- 
mu zbadaniu widm rontgenowskich, t. j. określeniu długości fali wszystkich 
występujących w nich prążków. Zobaczymy niżej, w jaki sposób dokony- 
warny odnośnych pomiarów, liczby zaś przytoczone w 
 I dają pojęcie 
o ogromnym stopniu dokładności, przy tern osiąganym. 
Odpowiadająca dowolnemu poziomowi energja j wyznaczona jest 
przez ilość energji, którą należy zużyć, celem przeniesienia jednego elektro- 
nu z tego poziomu nazewnątrz atomu. Gdy promienie rontgenowskie po- 
wstają dzięki uderzeniom elektronów promieni katodowych, wówczas 
energja ta równa się energji kinetycznej uderzającego elektronu, i dlatego 


L 


Uran 92 
Rtęć 80 
Wolfram 74 
Bar 56 
Cyna 50 
CYl'kon 40 
Brom 35 
Cynk 30 
Wapń 20 
Sód 11 


TĄBLlCA 9. 


-- 
K L22 1vh3 N44 
'. 115,0 21,7 5,54 1,44 
82,9 14,8 3,57 0,82 
69,3 12,1 2,81 0,59 
37,4 5,99 1,29 0,25 
29,1 4,49 0,88 0,13 
18,0 2,51 I 0,43 0,05 
13,5 1,77 - - 
9,65 1,20 - - 
4,03 I - - - 
I 1,07 - , - 
 
I 


charakterystyką poziomu energetycznego może być prędkość elektronu. 
Wielkość V jest napięciem (różnicą potencjałów) pomiędzy katodą i an- 
tikatodą, które wywołuje równoczesne pojawienie się wszystkich pro- 
mieni rontgenowskich, odpowiadających danemu poziomowi energetyczne- 
mu. Mierząc V, znaleźlibyśmy v, a więc i żądaną energję j, równą energji 
kinetycznej elektronu, poruszającego się z prędkością v. Z mechaniki ele- 
me
tarnej wiemy, że energja ta równa się !/Zmv 2 , gdzie m jest masą elektro- 
nu. Jednak ten sposób wyznaczenia j jest praktyznie nieużyteczny, po- 
nieważ dokładny pomiar wartości V jest bardzo trudny i prócz tego 
dla warstwy L, M i t. d. różnice energij r6żnych poziomów tej samej war- 
stwy zaobserwowano dotychczas jedynie w warstw.ie L dla platyny. War- 
tości V są obecnie znane dla wszystkich poziomów, otrzymano je jednak 
drogą rachunków, mając wyznaczone na innej drodze J. S i e g b a h n po-
>>>
[44 


Promienie Rontgena 


IV 


daje tablicę wartości V dla poziomu K i dla najwyższych poziomów L22' 
M33 i N 44 warstw L, M i N, z której wyjmujemy kilka tylko liczb; dają 
one w kilowoltach prędkość elektronu, który podczas zderzenia może usu- 
nąć elektron z danego poziomu poza obręb atomu (p. tabl. 9). 
Widzimy, jak szybko zmniejsza się energja danego poziomu, gdy 
przechodzimy do atomów lżejszych, t. j. malejących liczb porządkowych, 
podanych w tablicy (od 92 do II). Energja zmniejsza się również szybko, 
gdy w tym samym atomie przechodzimy z jednego poziomu na drugi 
w kierunku peryferji atomu. 
Poziom energetyczny j może być scharakteryzowany pewną częstości-! 
drgań Vi' lub odpowiadającą jej długością fali I'i' Istotnie, gdy elektron 
spada z peryferji atomu na dany poziom, wówczas atom traci energję j, 
wzamian której powstaje jeden kwant hY i energji promienistej; te właśnie 
częstości Vi charakteryzują poziom energetyczny. Związek pomiędzy V 
. , " () 
a I'i wyraz a rownosc, p. 4, 


VI'i = 12 34 0 , 


(6) 


" 
jeżeli V jest dane w woltach, a A i w A. Wyobraźmy sobie, że elektron 
spada na dany poziom z poziomu najbliższego powierzchni atomu. Jasną 
jest rzeczą, że powstaje przy tern promień o długości fali Am, która nie 
o wiele tylko przewyższa szukaną I'i' charakteryzującą dany poziom. 
Lecz Am jest długością fali najtwardszego promienia tej grupy, którą otrzy- 
mujemy przy wyrwaniu elektronu z danego poziomu. Możemy zamiast A i 
wziąć Am' wtedy (6) daje możnoŚć obliczenia wielkości V. W ten sposób 
zostały też znalezione wartości V wyżej przytoczonej tabelki. 
W rozdz. IV, 
 8 wprowadziliśmy pojęcie wyrazów widmowych: 
cZęstość drgań równa jest różnicy dwu wyrazów, charakteryzujących dwie 
orbity} pomiędzy któremi następuje przejście elektronu. W teorji promieni 
rontgenowskich jest również mowa o wyrazach widmowych, przyczem 
każdy poziom energetyczny jest scharakteryzowany właściwym sobie wy- 
razem widmowym, różnica zaś wyrazów dwu poziom6w określa częstość 
drgań promieniowania, powstającego przy przejściu elektronu pomiędzy 
temi poziomami. Istnieje jeszcze kilka sposobów wyznaczania poziomów 
energetycznych; jeden z najbardziej interesujących i ważnych poznamy 
ni
co niżej, gdy będzie mowa o pochłanianiu promieni rontgenowskich. 
W 
 3 mówiliśmy, że systematyka promieni rontgenowskich polega na 
wyznaczeniu dla-każdego z tych promieni dwu poziomów energetycznych, 
pomiędzy któremi odbywa się przejście wzbudzającego dane promienio- 
wanie elektronu; inaczej mówiąc, jest to zagadnienie znalezienia racjonal-
>>>
S 4] 


Systematyka promieni rontgenowskich 


145 


nego oznaczania promieni rontgenowskich, które zostało rozpatrzone w 
 3. 
Zagadnienie to można w chwili obecnej uważać za rozwiązane. Jako przy- 
kład przytoczymy wyniki dla promieniowań grupy K, gdzie mamy cztery 
główne prążki. Podamy ich oznaczenia według S o m m e r f e l d a 
oraz według S i e g b a h n a, a następnie wynik dokonanej systematyki. 
t. j. oznaczenia racjonalne, przyczem strzałki opuszczamy (p. 
 3): 


Sommerfeld 
Siegbahn 
Oznaczenia racjonalne 


a' 


a 



 

l 
M 22 K 


1 

2 
N 22 K 


a2 


al 


L 21 K 


L 22 K 


Pozostałe słabsze prążki (satelity) należą do widma iskrowego, o któ- 
rem była mowa w 
 3. Systematyka promieni L jest w całości przeprowa- 
dzona dla 21 prążk6w. Przytoczymy jedynie kilka przykład6w dw6jek. 
Do dwójek pierwszego rodzaju należą (przejście z jednego określonego po- 
ziomu na dwa poziomy warstwy L): 


TABLICA 10. 


M 32 L 22 N 32 L22/ 0 32 L 22 M l1 L22/ Nu L 22 0 11 L 22 
M 32 L I1 N 32 L 2l I ,0 32 L 2I M I1 L 2I I N I1 L 21 0 11 Lm 


Mamy tu sześć dwójek o jednakowej różnicy częstości, która jest okre- 
ślona przez różnicę poziomów energetycznych L 22 i L 2h p. równo (3). R6w- 
nież w grupie M systematyka jest przeprowadzona dla 13 prążków. Mamy 
tu dwójki pierwszego rodzaju, dla których r6żnica częstości określona jest 
przez różnicę energji poziomów M 22 i M 21 : 


N 32 M 22 
N 32 M 21 


032 M 22 
0 32 M 21 


N u M22 
N u M21 


W grupie N wykryto po 5 prążków dla uranu i toru i jeden dla bizmu- 
tu. Pochodzenie tych promieni jest następujące: 


P 22N u 


022 N Il 


022N 21 


PU N 22 


033 N 22. 


Niejednokrotnie powstawało zagadnienie istnienia promieni rontge- 
nowskich jeszcze twardszych, niż promienie grupy K. W porządku alfa- 
betycznym należałoby je nazwać promieniami grupy J. Jednakże promie- 


Chwolson. Fizyka Wsp6lczesna. [O
>>>
14 6 


Promienie R o n t g e n a 


[V 


nie takie nie zostały wykryte. Gdyby te promienie istniały, musiałyby 
powstawać w warstwie elektronowej; jeszcze bliższej jądra, niż warstwa 
K. Lecz teorje budowy atomów oraz powstawania widm prążkowych 
prowadzą zgodnie do wniosku, że warstwa K jest najbliższa jądra atomo- 
wego i że warstwa J, któraby dawała promienie J, nie istnieje. Nie ulega 
więc wątpliwości, że promienie K są najtwardsze z pośród promieni ront- 
genowskich. Istnieją promienie jeszcze twardsze (promienie gamma i pro- 
mienie H e s s a, p. rozdz. III, 
 I), lecz są one zupełnie innego pochodze- 
nia, niż promienie R o n t g e n a; wrócimy do nich jeszcze w dalszym 
ciągu (ro.zdz. XII). 



 S. Pochłanianie promieni rontgenowskich. Przejście do promieni 
nadfiołkowych. 


Przejdziemy obecnie do zagadnienia pochłaniania promieni rontgenow- 
skich podczas przejścia przez warstwę dowolnego ciała. Okazuje się, że nie 
istnieje widmo prążkowe pochłaniania, któreby było zgodne z widmem 
emisyjnem tego samego ciała. Tłumaczymy ważny ten fakt w sposób ana- 
logiczny, jak niewystępowanie pewnych widm absorbcyjnych w gazach 
i parach, które daliśmy w rozdz. IV, 
 9. Przypuśćmy, że na płytkę pa- 
dają promienie rontgenowskie, dające widmo ciągłe. Widzieliśmy, że pro- 
mień rontgenowski powstaje wtedy, gdy pod wpływem oddziaływania ze- 
wnętrznego elektron zostaje wyrzucony z dowolnej warstwy A poza obręb 
atomu. Usunięty w ten sposób elektron nie może się zatrzymać w war- 
stwach środkowych, wszystkie bowiem miejsca są w nich zajęte przez 
elektrony. Jego miejsce w warstwie A zajmuje następnie elektron jednej 
z wyżej położonych warstw B, przyczem powstaje kwant hv promienia 
rontgenowskiego o częstości v lub długości fali A. Gdy teraz przez to samo 
ciało przejdą promienie rontgenowskie, zawierające promień o długości 
fali A, wtedy kwant tego promienia nie może zostać zużyty na podnie- 
sienie elektronu z warstwy A do warstwy B, ponieważ ta ostatnia jest za- 
pełniona; wynika stąd, że promień o długości fali A nie może być pochło- 
nięty przy przejściu przez dane ciało, a więc odpowiednie widmo pochła- 
t niania nie wystąpi. Pochłonięte mogą być tylko te promienie, których 
kwanty są dostatecznie duże, by mogły wyrwać elektron z pewnego do- 
" 
, 'wolnego poziomu energetycznego poza obręb atomu. Mamy tu do czynie- 
nia z przypadkiem szczególnym zjawiska fotoelektrycznego, które rozpa- 
trzymy później i które polega na wyrywaniu elektronów z atomów pod
>>>
S 5] 


Pochłanianie promieni rontgenowskich 


147 


wpływem energji promienistej, t. j. W tym wypadku pierwotnych promieni 
rontgenowskich. Oznaczmy, jak wyżej, przez )'i długość fali promienia, 
którego kwant może właśnie podnieść elektron z danego poziomu do ze- 
wnętrznej strefy atomu. Jasną jest rzeczą, iż kwanty wszystkich promieni, 
których długość fali ), jest mniejsza od Ai' nietylko podniosą elektron do 
zewnętrznej strefy atomu, lecz r6wnież udzieli mu pewnej prędkości, 
z którą też wyleci on z atomu. Wynika stąd, że wszystkie promienie, któ- 
rych długości fali ), są mniejsze, a w przypadku granicznym równe A i 
muszą być przez dane' ciało pochłaniane. W ten sposób staje się jasnem, że 
przy przejściu promieni rontgenowskich, dających widmo ciągłe przez war- 
stwę danego ciała, powstać musi ciągłe pasmo pochłaniania, którego kra- 
wędź od strony fal dłuższych znajduje się dokładnie przy długości fali Ai' 
charakteryzującej dany poziom energetyczny i dającej na podstawie równo 
(6), wartość V. Jeżeli fotografu- 
j_my widmo promieniowania, któ
 
re przeszło przez płytkę, to kra- 
wędź pasma pochłaniania niejako 
bezpośrednio unaocznia poziom 
energetyczny. Wszystkie promie- 
nie, dla których długość fali A 
jest większa od Ai' nie mogą pod- 
nieść elektronu choćby tylko do 
strefy zewnętrznej atomu; przecho- 
dzą one swobodnie poprzez warst- 
wę ciała badanego, jesli pominąć częściowe rozproszenie pmmieni wewnątrz 
ciała. Na fig. 8 mamy schemat takiej fotografji widma pochłaniania. Gór- 
na część odnosi się do grupy K, dolna - do grupy L. Długości fali maleją 
w kierunku od lewej ku prawej stronie tak, że należy sobie wyobrazić 
dolną część rysunku daleko z lewej strony górnej. Fotograf ja jest przed- 
stawiona tak, jak się ją zwykle bezpośrednio otrzymuje; to znaczy, że 
miejsca ciemne odpowiadają promieniom, które przeszły przez płytkę, zaś 
jasne - pasmom pochłaniania, które znajdują się z prawej strony krawę- 
dzi, wyznaczających długość fali A i . Na fig. 8 zaznaczono poziomy ener- 
getyczne K, Lu, L 21 i L22' podano tu położenia prążków odpowiednich 
grup, oznaczone literami greckiemi (według S o m m e r f e l d a). Widać 
wyraźnie, że długość fali Am (p. wyżej) najtwardszego promienia danej 
grupy jest nie o wiele dłuższa od długości fali A i . Tak np. w grupie K 
najtwardszy promień r (według S i e g b a h n a 
2, symbol racjonalny 
N 22 K) zI
ajduje się bardzo blisko krawędzi pasma pochłaniania. Krawędź 


i - -"" 

 i'
,f .=,' " 
f... J I H"x
sme,.,". ;.\, ;:
 
i: 'c'a' :j!7
' ". '.',
'-" ''?;J 
';"-
'. : . 

,i 
o

 
 } 



= 
.
- . 

 ,Jl, 4t;
ttt "'m. . 


Fig. 8.
>>>
14 8 


Promienie R o n t g e n a 


[V 


ta niezawsze jest wyraźna.Szczeg61nie dla lekkich pierwiastków ma ona 
czasem "budowę" złożoną: można w jej bezpośrednim sąsiedztwie dostrzec 
szereg ciemniejących prążk6w. K o s s e l wytłumaczył w 1920 r. pocho- 
dzenie tych prążków tern, że elektron wyrwany np. z warstwy K może 
zatrzymać się na jednej z "orbit dozwolonych", znajdujących się poza 
obrębem atomu. Dalsze zbadanie struktury krawędzi pasma pochłaniania 
doprowadziło do doniosłego, lecz dotychczas jeszcze niezupełnie wyjaśnio- 
riego odkrycia. Przypuszczano mianowicie do niedawna, że widmo ront- 
genowskie jest zjawiskiem czysto atomowem. Oznacza to, że -otrzymujemy 
widmo rontgenowskie danego pierwiastka niezależnie od rodzaju pokry- 
wającego powierzchnię antikatody związku chemicznego, w którym dany 
pierwiastek jest zawarty. Tak np. jest rzeczą zupełnie obojętną, czy anti- 
katoda składa się z czystej miedzi, lub też dowolnego innego metalu po- 
krytego warstwą tlenku miedzi, chlorku miedzi, siarczku miedzi, lub inne- 
go związku chemicznego, który zawiera jeden lub kilka atomów miedzi. 
Badanie struktury krawędzi pasma pochłaniania dowiodło, że przytoczone 
podstawowe założenie rontgenologji jest fałszywe: widmo rontgenowskie 
danego pierwiastka znajduje się w pewnej zależności od rodzaju związku 
chemicznego, zawierającego ten pierwiastek. Okazuje się, że wspomniana 
struktura, a nawet położenie krawędzi pasma nie są jednakowe dla róż- 
nych związków tego samego pierwiastka. W przypadku ogólnym można 
zauważyć obok krawędzi prócz pasm, znajdujących się z obu stron teore- 
tycznej krawędzi jeszcze wąski biały prążek, przypadający ściśle na miej- 
sce tejże. Badania r6żnych związków chloru i siarki dowiodły, że zamias! 
jednej krawędzi otrzymujemy jakby dwie, które przesuwają się w stronę 
fal krótkich w miarę, jak wzrasta wartościowość atomu w związkach 
(atom chloru bywa np. jedno-, pięcio i siedmiowartościowy). Dla fosforu 
okazuje się, że biały, czerwony i czarny fosfór dają nieco różne położenia 
kra wędzi pasma pochłaniania. 
Związek z wartościowością nie występuje tak wyraźnie w innych pier- 
wiastkach, częściowo też np. w siatce, której połączenia organiczne i nie- 
organiczne nawet przy tej samej wartościowości dają niejednakowe położe- 
nia krawędzi pasma pochłaniania. Wykazano, że biały prążek należy 
do czystego pierwiastka, wydziela jącego się ze związku pod wpływem 
przechodzących przezeń promieni rontgenowskich. Zbadano og6łem 12 r6ż- 
tlych pierwiastków, przyczem wykryto we wszystkich wpływ rodzaju 
związku chemicznego, w wielu zaś Drzypadkach widoczną zależność od 
wartościowości. Okazuje się, że nietylko widmo ciągłe, lecz i widmo prąż- 
kowe pierwiastka zależy od rodzaju związku chemicznego, np. odległość
>>>
5] 


Przej
cie do promieni nadfiołkowych 


149 


między dwoma prążkami pewnych dwójek jest niejednakowa w różnych 
związkach chloru i w różnych solach potasu. 
Wspominaliśmy o próbie K o s s e l'a wytłumaczenia zależności widma 
promieni rontgenowskich od związku chemicznego. Inne tłumaczenie po- 
daje D. C o s t e r (1924), według którego w atomie, zawartym w związku 
chemicznym, orbity elektronowe ulegają zakłóceniu, co też powinno wpły- 
wać zarówno na pochłanianie jak i emisję promieni rontgenowskich. Jed- 
nakże nie można jeszcze tego interesującego zagadnienia uważać za defini- 
tywnie rozstrzygnięte. 
Widmo nadfiołkowe zostało zbadane, jak widzieliśmy, do długości fali 
o 
13 6 A, promienie rontgenowskie zaś były niewątpliwie obserwowane do 
o 
24 A. Pozostaje odstęp mniej więcej 2!/z oktawy. W chwili obecnej można 
ten odstęp uważać za całkowicie wypełniony, ponieważ i-óżnemi, jakkol- 
wiek pośredniemi metodami, udało się dowieść istnienia wielkiej liczby 
promieniowań, pośrednich pomiędzy promieniami nadfiołkowemi i ront- 
genowskiemi. Powstaje tu ciekawe zagadnienie, co należy rozumieć, gdy 
mowa o promieniach rontgenowskich, t. j. czy można ustalić pewnego ro- 
dzaju gr:micę promieni rontgenowskich od strony fal długich. Przypomnij- 
my, że promienie K były obserwowane ('ą uranu do sodu (Z = II), pro- 
mienie L - do wanadu (Z , 23, T h o r a u s, 1926, p. 
 2), a promienie 
M do dysprozu (Z = 66). Przypomnijmy pozatern, że warstwa elektron()- 
wa K jest skończona już w atomie helu (2), tak, że począwszy od litu (Li, 
3), można ją uważać za wewnętrzną; warstwa L jest skończona dla neonu 
(ID) i staje się wewnętrzną, począwszy od sodu (Na, II'); warstwa M jest 
skończona w pierwszej nadbudówce dla argonu (18) i staje się wewnętrzną, 
począwszy od potasu (19); wreszcie warstwa N staje się wewnętrzną dla 
rubidu (37). Byłoby więc rzeczą naturalną nazywać rontgenowskiemi 
wszystkie promienie, które otrzymuje się w wyniku wyrywania elektronu 
z dowolnej warstwy wewnętrznej, leżącej poniżej niezakończonej war- 
stwy, złożonej z elektronów walencyjnych. W tym przypadku nie obser- 
wowane jeszcze promienie K muszą się znaleźć w pierwiastkach od neonu 
(ID) do litu (3), promienie L - u pierwiastk6w od tytanu (22) do sodu 
(II), promienie M u pierwiastk6w od terbu (65) do potasu (19); wreszcie 
promienie N muszą istnieć, począwszy od rubidu (37). Wszystkie promie- 
nie, które powstają w zewnętrznej warstwie elektron6w walencyjnych, na- 
leży w tym wypadku uważać za promienie nierontgenowskie. Jednakże 
tego rodzaju podział wydaje się sztucznym, i nie można go uważać za 
og61nie przyjęty. Niekt6rzy uczeni m6wią nawet o promieniach K, L, M 
wodoru.
>>>
15° 


Promienie R o n t g e n a 


LV 


Badanie promieni w dziedzinie pośredniej przeprowadzono metodą 
wtórnych promieni rontgenowskich, której istota jest następująca. W na- 
czyniu, zastępującem lampę rontgenowską, gaz jest rozrzedzony do naj- 
wyższego osiągalnego obecnie stopnia (rzędu jednej miljonowej mm rtęci); 
to też napięcie elektryczne V pomiędzy katodą i antikatodą nie może w tym 
wypadku wywołać prądu. Gdy jednakże zastąpimy katodę przez rozża- 
rzony drucik, który wysyła strumień elektronów w ilości rosnącej ze 
wzrostem temperatury drucika (p. rozdz. XIV), wówczas napięcie V 
pędzi elektrony w kierunku antikatody, i otrzymujemy w ten sposób ro- 
dzaj analogji do promieni katodowych. Uderzając o powierzchnię antika- 
tody, elektrony te wywołują początkowo promieniowanie rontgenowskie 
pierwotne o widmie ciągłem, gdy zaś V wzrośnie do pewnej wartości Vi' 
wtedy nagle powstają promienie charakterystyczne, odpowiadające jedne- 
mu z poziomów energetycznych atomów, zawartych w materjale antika- 
tody. Pod wpływem napięcia V płynie przez przyrząd prąd o natężeniu, 
które oznaczmy przez ], zależnem od temperatury drucika katodowego. 
Powstające promienie pierwotne, nie przechodząc przez ciało stałe (szkło, 
kwarc), padają na płytkę metalową, która wysyła elektrony wtór- 
ne. Mierzymy wówczas przy pomocy choćby czułego elektrometru na- 
tężenie strumienia tych właśnie elektronów, t. j. wtórnego promieniowania 
katodowego. W miarę wzrostu napięcia V (prędkości elektronów pier- 
wotnego promieniowania katodowego, uderzających o antikatodę), rośnie 
natężenie promieni rontgenowskich o widmie ciągłem, a więc również 
natężenie strumienia elektronów wtórnych. Gdy jednak V osiągnie war- 
tość Vi' wtedy powstaje promieniowanie charakterystyczne, i wzrost 
energji promieni rontgenowskich zaczyna nagle postępować szybciej. Do- 
tyczy to w tym samym stopniu natężenia strumienia wtórnych elek- 
tronów, które oznaczymy przez i, ściśle proporcjonalnego do natężenia 
prądu ]. Biorąc stosunek i : ] i kreśląc krzywą, ilustrującą zależność tego 
stosunku od napięcia V, widzimy, że krzywa ta posiada wyraźne załama- 
nia. \Vartości V, odpowiadające tym załamaniom, są właśnie szukanemi 
wartościami V, dla których na powierzchni antikatody pojawiają się gru- 
py K, L, M, N promieni rontgenowskich i którym odpowiadają długości 
fali Am (krawędzie widm pochłaniania). W ten sposób można otrzymać 
długości fal promieni, niewątpliwie bardzo bliskich długości fali Am naj- 
twardszych promieni rontgenowskich jednej z grup K, L, M, N. 
Pierwsze badania wskazaną metodą przeprowadzili O. M. R i- 
c h a r d s o n i C. B. B a z z o n i w 1921 r. Załamanie krzywej dla antika- 
tody pokrytej węglem wystąpiło dla V I = 286 wolt, co według równo (6), 
o 
w której należy przyjąć V = Vi' odpowiada "i = 43,4 A. Autorzy przy-
>>>
S 6J 


Promienie rontgenowskie a, kryształy 


15 r 


puszczają, że mieli tu do czynienia z promieniowaniem K dla węgla (Z = 
6). Antikatoda z molibdenu (Z = 42) dała załamania krzywej dla V i = 
35 6 wolt, t. j. A i = 34,8 A, co może odpowiadać jednemu z prążków grup 
M promieni rontgenowskich. Kur t h (1921) zbadał szereg substancyj 
i znalazł następujące wartości dla A i w A
 
Promieniowanie K: węgiel 42,6 tlen 23,8. 
Promieniowanie L: węgiel 375; glin IDO; krzem 82,5; żelazo 16,3; 
miedź 12,3. 
Promieniowanie M: glin 326; żelazo 54,3; miedź 41,6. 
Promieniowanie N: żelazo 247, miedź 116. 
Widzimy, że liczby te wkraczają daleko w dziedzinę już zbadanego 
krańcowego nadfioletu, który sięga 136 A. Po 1921 r., szczególnie zaś 
począwszy od 1924 r., wykonano bardzo wiele_badań opisaną metodą. 
Prace te w zupełności wypełniają lukę pomiędzy promieniami ront- 
genowskiemi i nadfiołkowemi. Ujemna ich strona polega na tern, że określa- 
ją one granice A i wzbudzenia promieni rontgenowskich K, L, M, N, lecz nie 
długości fali tych promieni, choby najtwardszych Am. Wiemy jedynie, że 
Am jest nieco większe od Ai' które jak mówiliśmy, wyznacza się drogą 
obserwacji strumienia elektronów wtórnych. Okazuje się jednak że 
można wyznaczyć długość fali promieni rontgenowskich, jeżeli zmierzyć 
prędkość elektronów wtórnych. Pomiar ten jednak nie może być wyko- 
nany z taką dokładnością, by można było odróżnić poszczególne prąż- 
ki grup K, L, M. Musimy zadowolić się wyznaczeniem jednej długości fali 
A, charakteryzującej tylko jedną z grup. W ten sposób P. S. Łuk i r s kij 
(Leningrad) znalazł dla węgla promieniowanie K przy 48,9 A: dla glinu 
o o 
promieniowanie L przy 154 A i promieniowanie M przy I 12 A. Przyrząd 
o nieco odmiennej budowie pozwolił znaleźć promieniowanie A i również 
dla gazów i par. 
Inną metodę bezpośredniego pomiaru długości fali w widmie pomię- 
dzy nadfioletem i dziedziną rontgenowską poznamy w 
 7 'niniejszego 
rozdziału. 



 6. Promienie rontgenowskie a kryształy. 


Natura nowego rodzaju promieni, wykrytych w 1895 r. przez R o n t- 
gena, pozostawała do 1912 nieznaną. Dopiero w tym czasie uczony nie- 
miecki M L a u e odkrył zjawiska, zachodzące przy przejściu promieni 
rontgenowskich przez płytkę krystaliczną. Odkrycie L a u e'go rozstrzyg-
>>>
[52 


Promienie R o n t g e n a 


[V 


nęło zagadnienie, wskazując wyraźnie, że promienie rontgenowskie są 
tylko szczególnym przypadkiem energji promienistej. Odkrycie to spowo- 
dowało powstanie dwu obszernych dziedzin nauki, z których jedna doty- 
czy promieni rontgenowskich, pozwalając przedewszystkiem wyznaczyć 
długoki fali tych promieni oraz ustalić ich systematykę. Równocześnie jed- 
nak w sposób niespodziewany nastąpiło jakby "oddziaływani f: wzajemne" 
pomiędzy promieniami rontgenowskiemi a kryształami, a więc rodzaj przy- 
sługi oddanej za przysługę. Promienie rontgenowskie spłaciły swój dług 
wdzięczności w stosunku do kryształów; pozwoliły mianowicie ze swej 
strony wykryć wewnętrznq budo'U'ę kryształów, rozstrzygnąć więc zagad- 
nienie rozmieszczenia cząste- 
czek i atom6w w krysztale; 
otrzymano w tej dziedzinie 
wyniki zupełnie nowe i nie- 
spodziewane. Powstała nowa 
teorja budowy ciał kI ysta- 
licznych, która ma już obec- 
nie niesłychanie bogatą lite- 
raturę, m. inn. wiele dzieł o 
charakterze pod;:-ęczników. 
,B' W ostatnich czasach nauka o 
kryształach ulega Jeszcze 
znacznemu rozszerzellIU; 
promienie rontgenowskie za- 
czynają bowiem rzucać światło r6wnież na budowę ciał bezpostaciowych. 
Zanim przystąpimy do omówienia istoty odkrycia L a u e'go, musimy 
pokrótce przypomnieć istotę pojęć interferencji i dyfrakcji. Jeżeli miano- 
wicie dwa promienie wychodzące z tego samego źródła po przebyciu dwu 
różnych dróg i po rozmaitych odbiciach i załamaniach spotykają się zno- 
wu w jednym punkcie, wówczas następuje w tym punkcie składanie obu od- 
powiadających tym promieniom drgań. Dwa drgania składa ją się przy tern 
w jedno o amplitudzie, która może być bardzo różna. Gdy np. oba drga- 
nia mają w każdej chwili jednakowy kierunek; wówczas otrzymujemy 
jedno drganie o amplitudzie podwojonej, t. j. o większem natężeniu. Jeżeli 
zaś drgania mają kierunki przeciwne, w6wczas znoszą się one wzajemnie, 
następuje brak jakiegokolwiek ruchu, t. j. zupełny spoczynek. Możliwe są 
oczywikie najrozmaitsze przypadki pośrednie. Tego rodzaju składanie 
drgań dwu promieni nazywa się interferencjq. Są również wypadki bar- 
dziej skomplikowane, gdy cały pęk promieni zbiera się w jednym punkcie, 
przyczem części składowe pęku przechodzą niejednakowe drogi od źr6- 


s 


s 


b 


a 


" 


a B 


lJ. 


N 


Fig, 9.
>>>
S 6] 


Promienie rontgenowskie a kryształy 


153 


dła drgań do punktu, w którym następuje składanie drgań wszystkich pro. 
mieni. I w tym wypadku wynik składania wszystkich drgań może być bar. 
dzo różny zależnie od polożenia punktu, w którym składanie się odbywa, 
a zjawisko otrzymane nosi nazwę uginania dyfrakcji. Szczególnie doniosły 
jest przypadek t. zw. siatki dyfrakcyjnej, składającej się z szeregu równo- 
ległych szczelin. Na fig. 9 mamy przekrój takiej siatki PQ; litery a ozna- 
czają przekroje szczelin, które są prostopadłe do płaszczyzny rysunku, tak 
więc a jest ich szerokością. Litera b oznacza odstępy pomiędzy szczelinami, 
przez którc promienie nie przechodzą. S są to promienie, które wychodząc 
z odległego źródła, dochodzą d? siatki. 
W tym przypadku wszystkie szczeliny 
siatki należy uważać za nowe ośrodki 
drgań, ad których rozchodzą się one w:: 
wsz:xstkich kierunkach. Na fig. 9 mamy 
uwidocznione pęki promieni, które roz- 
chodzą się ze szczelin w jednym tylko 
kierunku, równoległe do prostej BB'. Za 
pomocą soczewki dwuwypukłej można 
i e zebrać w jednym punkcie, w którym 
natężenie drgań zależeć będzie od kie- 
runku BB'. Rachunek daje wynik na- 
stępujący: jeżeli szczeliny są wąskie, a 
liczba ich bardzo wielka, wówczas w 
X pewnych określonych kierunkach roz- 
chodzą się od siatki jasne promienie; na- 
tomiast w kierunkach pośrednich drga- 
nia zupełnie rozchodzić się nie będą. 
Przypuśćmy, że mamy do czynienia z widzialnemi lub niewidzial- 
nemi promieniami energji promienistej. Z rachunków matematycznych wy- 
nika, że 'U'yznaczenie kierunku idących od siatki promieni o dużem na- 
tężeniu pozwala obliczyć długość fali promieniowania, padającego na siat- 
kę. Prócz siatek dyfrakcyjnych (przezroczystych) są jeszcze inne, kt6re no- 
szą nazwę odbijajqcych. Wyobraźmy sobie mianawicie płytkę metalową 
o polerowanej p'Owier:.:chni, na której zapomacą ostrza nakreślono cały 
szereg bardzo cienkich i bliskich rys, oddzielonych od siebie wąskiemi 
gładkiemi pasemkami; które stanowią siatkę. Jeżeli na tę płytkę padają np. 
promienie świetlne, wówczas ulegają one bezładnemu rozproszeniu przez 
rysy. Wszystkie zaś punkty pask6w gładkich stają się ośrodkami nowych, 
rozchodzących się na wszystkie strony drgań. Rachunek wskazuje, że nie 
jest to przypadek zwykłego odbicia, które 'Odbywa się zgodnie ze znanemi 


v 


(ąf) 


(tO (3f) 
, , 
" , 
" , 
. . 
 ; . ; .. . 
I' / 
. . r.'. .,'. · · 
, I ł (fJ) 
. .:.,'. ,. · .. ol 
· 
: f ./. · · · "t- 
. .:. .; . . -,. 
, I I 
 
. :-/ .,'. . . . . 
. {
 . . . 
'. . 
I,' " I 
.' I. I. . .
. . . 
"1 /' 
ł!" . fi · · · · 
I' , 
I / ' 
,./. JI · · · · · 
:,.. -'. . . . . . 
tli 
 
/,/. . . . . . . . 
f
/ 
O ' 


- . . 


Fig. 10.
>>>
154 


Promienie R 6 n t g e n a 


[V 


prawami, lecz że od powierzchni siatki rozchodzi się szereg promieni 
w kierunkach, stanowiących różne kąty z normalną do powierzchni siatki. 
Mierząc te kąty, można obliczyć dlugość fali promieni, które padają na 
siatkę. 
Krystalografja przypisywała oddawna kryształom budowę złożoną 
siatki przestrzennej, w której węzłach umieszczone są cząsteczki danej sub- 
stancji. Siatki takie otrzymuje się w przypadku trzech wzajemnie przeci- 
na jących się układów płaszczyzn, w każdym układzie równoległych do 
siebie i znajdujących się w równych odległościach, w ogólnym przypadku 
niejednakowych dla każdego układu. Wszystkie te płaszczyzny dzielą 
przestrzeń na jednakowe części w kształcie równoległościanów. W przy- 
padku szczególnym, gdy we wszystkich trzech wzajemnie do siebie prosto- 
padłych układach płaszczyzn wzajemne ich odległości są jednakowe, rów.. 
noległościany przechodzą w sześciany, i siatka staje się sześcienną. Wierz- 
chołki równoległościanów, a w wypadku szczególnym - sześcianów, t. j. 
punkty przecięcia wszystkich trzech płaszczyzn, należących do trzech 
różnych ich układów, są właśnie węzłami siatki, w których, jak przy- 
puszczano, mieszczą się cząsteczki. W każdej siatce przestrzennej można 
przeprowadzić płaszczyzny, szczególnie gęsto usiane węzłami. Weźmy 
siatkę sześcienną, w której wszystkie płaszczyzny wszystkich trzech wza- 
jemnie prostopadłych układów płaszczyzn grają zupełnie jednakową rolę. 
Jedną z nich bierzemy za płaszczyznę rysunku (fig. ID); węzły są ozna- 
czone kropkami. Dzielą one płaszczyznę na kwadraty, będące ścianami 
sześcianów, w których wierzchołkach znajdują się węzły siatki przestrzen- 
nej. Dwie płaszczyzny, przecinające płaszczyznę rysunku wzdłuż prostych 
X i Y i do niej prostopadłe, oraz sama płaszczyzna rysunku należą do 
trzech głównych układów płaszczyzn; spotykają się one w węźle O. Te 
trzy płaszczyzny i wszystkie do nich równoległe, należące do trzech ukła- 
dów płaszczyzn, są najgęściej usiane węzłami. Na fig. 10 (p. str. 153) po- 
dane są linje przecięcia płaszczyzn rysunku z czterema płaszczyznami (1,1), 
(2,1), (3,1) i (4,1), które są stosunkowo gęsto w stopniu coraz bardziej ma- 
lejącym usiane węzłami, tworzącemi na nich prawidłową siatkę. Płaszczyz- 
ny te nazywamy z tego względu siatkowemi. 
Celem poznania natury promieni rontgenowskich, kierowano je na 
zwykłą siatkę dyfrakcyjną, nie zdołano jednak otrzymać wyżej opisanego 
zjawiska. Wniosek z tego mógł być dwojaki: albo przypuszczenie, że pro- 
mienie rontgenowskie są szczególnym przypadkiem rozchodzenia się ruchu 
drgającego jest fałszywe, albo też, że długość ich fali jest bardzo mała 
w stosunku do szerokości szczeliny siatki dyfrakcyjnej. W przypuszczeniu, 
że zachodzi raczej ta druga. ewentualność, L a u e wpadł na pomysł skorzy-
>>>
S 6) 


Promienie rontgenowskie a kryształy 


155 


stania z kryształów, jako tej naturalnej dyfrakcyjnej siatki przestrzennej. 
którą nam daje w postaci gotowej przyroda. Pierwsze doświadczenie wy- 
konali K n i p p i n g i F r i e d r i c h (1912). Używali oni płytki krysta- 
licznej z błyszczu ołowianego, który należy do sZeŚciennego układu kry- 
ształów. Za kryształem umieszczonym prostopadle do promieni rontge- 
nowskich znajduje się płyta fotograficzna. Gdy promienie przechodzą 
przez kryształ, wówczas cząsteczki materjalne, znajdujące się w węzłach 
siatki przestrzennej, stają się nowemi centrami, z których rozchodzą się pro- 
mienie rontgenowskie. Na każdy punkt powierzchni płyty fotograficz- 


:'t
--łIl!!. :S


::-:: ,-' ,,-- 


--.. 
&.. ' 
, 


,
" 


-:'f.ffi? 


". .. 


"" 


,/ 

 
.""" 
. 


,tt 


.. 


.,. 



" 
. 


i 
J: 


_# .. 


",,;' .. 


I 


h . ":' 
" -,-'- 


\ 
'
 


f, 
-(:." 
ł 
r 
C 


. 


" 


....".. 


, 

 o 
l 


ł 


.' 


't '\ 


1& 


,- 1IIJ. 
.. 



 " 


,c.. 
, .
 


:b 


.. III, 


.. 


.., 
,.. 


',. 


, 

t 
/'.. 




 


.. 


.. 


- 


.... \. 


.. 
--
 01_ -==
,,_:
'i 
I 
Fig. 1 I 


nej padają promienie, wychodzące z niezliczonej liczby węzł6w siatki prze- 
strzennej. L a u e udowodnił metodami analizy matematycznej, że wszyst- 
kie te promienie ulegają' interferencji i muszą w pewnych punktach płyty 
fotograficznej wywołać intensywne oddziaływanie, w innych zaś bardzo 
słabe lub żadne. Na fig. I I mamy zdjęcie otrzymane zapomocą płytki 
Z błyszczu ołowianego. Czarną plamę w środku wywołują promienie, któ- 
re przeszły przez kryształ prostopadle do jego ścianek. Pozostałe plamki 
znajdują się w miejscach, gdzie wsp6łdziałanie promieni, wychodzących 
z węzłów siatki krystalicznej, jest maksymalne. Tego rodzaju zdjęcia noszą
>>>
15 6 


Promienie R Ci n t g e n a 


IV 


często nazwę diagramów L a u eCgo. Badania matematyczne wykazują, 
że z rozkładu plam na tych diagramach można obliczyć długoić lali pro 
mieni rontgenowskich. Przy tern jednak muszą być znane geometrycz- 
ne wymiary siatki przestrzennej, t. j. wzajemne odległości jej węzłów, Dla 
siatki sześciennej wystarczy znajomoić krawędzi szdcianu, t. j. odlegloici 
dwu sąsiednich węzłów, którą oznacza się zwykle przez d, i mierzy się 
o 
wA. 
Dw6ch uczonych angielskich W. G. B r a g g i W. L. B r a g b 
(ojciec i syn) oraz jednocześnie 'G. W. W u l f (Moskwa) podali inne wy- 
tłumaczenie pow
tawania diagramu L a u e'go umożliwiając lem samem 
dogodny pomiar dlugoici lali promieni rontgenowskich i wskazując jedno- 
cześnie nową drogę badania budowy materji. Zresztą B r a g g - ojciec 
pisze, ze pomysł zasadniczy należy do syna; cała 
zaś dalsza praca została wykonana przez nich 
wspólnie. Myśl ta polega na tern, że diagram L a- 
l:! u eCgo powstaje wskutek odbicia promieni rontge- 
nowskich od plaszczyzn siatkowych, szczególnie gę- 
sto usianych węzłami siatki przestrzennej, t. j. 
punktami, które stanowią nowe źr6dła promieni. 
Z tego względu badania B r a g gC ów dotyczyły 
nie przejicia promieni rontgenowskich przez płytkę 
krystaliczną, lecz odbicia ich od jej powierzchni. 
Przypuśćmy, że powierzchnia płytki jest płaszczyz- 
ną siatkową; ściślej mówiąc, że warstwa powierzch- 
niowa kryształu zawiera niezliczone wzajemnie równoległe płasz.,- 
czyzny siatkowe, . znajdujące się w odległości d od siebie. Bar- 
dzo proste rozumowanie geometryczne prowadzi do następującego wy- 
niku: załóżmy, że na powierzchnię płytki padają promienie rontge- 
nowskie określonej długości fali, tworząc pewien kąt z powierzchnią 
płytki; oznaczmy ten kat przez q; . Wówczas wszystkie węzły płaszczyzn 
siatkowych wysyłają promienie rontgenowskie, które, interferując, składają 
się na jeden intensywny promień w tym tylko wypadku, gdy długdć 
fali A promieni badanych, odległość d sąsiednich płaszczyzn siatkowych, 
oraz kąt q; nachylenia promieni czynią zadość pewnej prostej równości 
(podajemy ją dla czytelników obeznanych z elementami trygonometrji: 
2d5in r.f = n J" gdzie n jest liczbą całkowitą I, 2, 3 i t.. d.). 
Na fig. I.2 punkty uzmysławiają ponownie węzły siatki przestrzen- 
nej: AOP to kierunek promienia padającego, zaś OQ - kierunek 
promienia ugiętego, który wychodzi z kryształu i wywołuje ciemną plamkę 


p 


Id 


. 


. 


A 
Fig. 12
>>>
7] 


Pomiar długo
ci fali promieni rontgenowskich 


157 


na płytce fotograficznej. Łatwo udowodnić, że płaszczyzna MM, prosto- 
padła do płaszczyzny wykresu i dzieląca na połowę kąt między OP 
i OQ, jest płaszczyzną siatkową. Może nią również być jedna z natural- 
nych ścian kryształu. Wynika stąd, że powstanie promienia ugiętego OQ 
można rozpatrywać jako rezultat odbicia od płaszczyzny siatkowej MM. 
Dla promienia o danej długości fali i dla danego d istnieje szereg 
wartości rpl' rp2' rpw" kąta rp, które dają promień odbity o znacz- 
nem natężeniu. W tym przypadku mówimy o odbiciu pierwszego, drugiego 
i t. d. rzędu; im wyższy jest rząd odbicia, tern większy j,est kąt nachylenia 
promienia rp. Mamy tu do czyni
nia z odbiciem dyfrakcyjnem, które 
w swej istocie jest różne od odbicia zwykłego. Jeżeli mianowicie dla kąta rp 
ult:ga odbiciu promień o długości fali l"
 wówczas dla tego samego kąta !f 
l ł b db " / " .. dł /. h f l . A A A. d 
u eg y y o Icm rowmez prornIeme o ugoscIac a I -, -, - I t. . 
234 
Odbicie dyfrakcyjne następuje przy tern nie od jednej płaszczyzny, lecz od 
układu większej liczby płaszczyzn równoległych, których odległości wza- 
jemne oznaczyliśmy przez d. Rozkład węzłów na płaszczyźnie siatkowej
 
np. ich wzajemne odległości, żadnej roli tu nie odgrywają. Wszystkie węzły 
całego układu płaszczyzn równoległych i r6wnoodległych uczestniczą jed- 
nakowo w 1,1tworzeniu promienia "odbitego". Kierunek tego promienia 
można wyznaczyć zapomocą "kamery jonizacyjnej", w której wywołuje on 
jonizację gazu lub też, jak to się obecnie zwykle, czyni, zapomocą 
płytki fotcgraficznej. Mierząc kąt f.f i znając wielkość d, możemy łatwo- 
obliczyć dlugość fali A promienia rontgenowskiego. 



 7. Pomiar długości fali promieni rontgenowskich. 
Załamanie promieni rontgenowskich. 


Powiemy teraz słów parę o wpływie badań promieni rontgenowskich na 
postępy krystalografji, i o tern, co dały one nowego i nieoczekiwanego dla 
zagadnienia budowy kryształów. Nowe fakty zostały wykryte przez 
B r a g g 'ów, a ich istota polega na następującem. Mówiliśmy poprzed- 
nio, że w dawnej teorji budowy kryształów zakładano, iż cząsteczki 
substancji, z której składa się kryształ, znajdują się w węzłach siatki prze- 
strzennej. B r a g g'owie dowiedli (i za to zostali odznaczeni nagrodą 
Nobla), że w węzłach znajdują się nie całe cząsteczki, lecz ich części 
składowe, t. j. poszczególne atomy lub określone grupy atomów. Ta oko- 
liczność zachodzi jednak tylko w niewielu najprostszych przypadkach. Za- 
zwyczaj pewne atomy lub grupy atom6w znajdują się w węzłach siatki
>>>
:15 8 


Promienie R () n t g e n a 


IV 


zasadniczej, inne zaś - w okrdlonych miejscach krawędzi, ścian lub we- 
wnątrz obszarów, na które przestrzeń podzielona jest przez siatkę podsta
 
wową. Zdumiewające odkrycie B r a g g'ów dowodzi, że w kryształach nie 
może być mowy o poszczególnych cząsteczkach. Cały kryształ jest jakby je- 
dną olbrzymią cząsteczkq. W bardzo prostym przypadku soli kamiennej 
(układ sześcienny, oraz ogółem dwa różne atomy) okazuje się, że w węz- 
łach znajdują się nie cząsteczki chlorku sodu, lecz poszczególne atomy 
sodu i chloru, umieszczone naprzemian. W wierzchołkach sześcianu 
,o krawędzi równej d umieszczone są 4 atomy chloru i 4 atomy sodu, przy- 
.czem na końcach każdej z 12 krawędzi znajdują się atomy jednoimien- 
ne. Najbliższa odległość dwu jednoimien- 
nych atomów wynosi 2d. Na fig. 13 ma- 
my powtórzenie fig. I I; widzimy płasz- 
czyznę siatkową kryształu soli kamieI].- 
nej, przyczem czarne i białe kółeczka . 
oznaczają odpowiednio atomy sodu i 
chloru. Już w tym prostym przypadku 
okazuje się, że płaszczyzny siatkowe są 
niejednakowe pod względem rodzaju 
umieszczonych w nich atomów; należy 
rozróżnić płaszczyzny dwu rodzajów. 
W płaszczyznach X, Y,(2I) i (41) atomy 
sodu i chloru są umieszczone naprze- 
mian, natomiast w płaszczyznach (II) 
i (31) znajdują się tylko jednoimienne 
atomy. Powstało więc w krystalografji 
ogromnej wagi zagadnienie znalezienia 
zapomocq promieni rontgenowskich roz- 
kładu atomów lub grup atomów w siatce przestrzennej dla kryształów 
o dowolnym składzie chemicznym. Jak mówiliśmy, powstała nowa obszer- 
na dziedzina nauki, której nie możemy tu oczywiście rozpatrywać szcze- 
gółowo. 
Z powyższego wynika, że celem określenia długości fali Ą promieni 
rontgenowskich należy stosować siatki, dla których znana jest wielkość d, 
a następnie zmierzyć jeden z kąt6w Cf!' Cf2' Cf3 i t. d. odbicia dyfrakcyj- 
nego promieni badanych. 
Widzimy więc, jak doniosłe znaczenie ma ścisłe znalezienie 
wielkości d. Okazuje się jednak, że gdy d jest znane dla dowolnie obra- 
nego ciała, wówczas łatwo tę wielkość wyznaczyć dla jakichkolwiek in- 


(fI) '1') 
, 1 
1 1 
Y , 1 
o .. ? f 
. o ,t.,'o .'/0 . o 
o .:' ol. l . o. qf1 
" I 
 
. o,'. o,'. o . o ", 
oJ/o ;' o . o ,II" 
, I, , 
. ,'0,' .,' o . o !II o 
I I I ' 
o , " p . o fi' o . 
'" /' 
.:,'0'1_ o " o . o 
. I I " 
{,'" o ,fi o . o . 
, I I , 
,'; " o ,_ o . o . 
 
" I , 
'/sfJ .- o . o . o . 
'" ," 
t"!II o . o . o . & 
ł':" 


(
1) 
I 
I 
I 
o , o . 


x 


Fig. 13
>>>
S 7J 


Pomiar długości fali promieni rontgenowskich 


159 


nych ciał. Istotnie: przypuśćmy, że ciałem obranem jest sól kamienna, 
że wartość d została dla niej wyznaczona, i że zapomocą płytki tej soli 
zmierzyliśmy długość fali A zupełnie określonego promienia, np. pro- 
mieniowania K a. wolframu. Użyliśmy przy tern podanego wyżej wzoru, 
który wiąże wielkości d, J, i cp i daj.e możność obliczenia dowolnej z nich. 
gdy mamy dwie pozostałe. W tym wypadku znamy d dla soli kamiennej, 
notujemy kąt cp, dla którego otrzymujemy intensywne odbicie i obliczamy 
długość fali A. Bierzemy obecnie inny kryształ o jeszcz:: nieznanem d, 
kierujemy na jego powierzchnię promieniowanie K a. wolframu i wyznacza- 
my kąt cp. ObecnIe mamy J, i cp, a zatem ten sam wzór daje szukaną 
wartość d. Na tej właśnie drodze znaleziono wartości d dla kryształów 
wielu ciał. Widzimy więc, że j.edno z najbardziej podstawowych zagad- 
nień spektroskopji promieni rontgenowskich jest rozwiązane, jeżeli znamy 
wartość d dla jednego dowolnego zresztą ciała. Przyjmuj.emy za nie 
właśnie sól kamienną, której budowa krystaliczna, jak widzieliśmy, 
jest dokładnie znana. Dla soli kamiennej odległość d głównych płasz- 
czyzn siatkowych lub długość krawędzi sześcianów, w których wierz- 
chołkach znajdują się atomy sodu i chloru, wyznaczamy drogą ra- 
chunku na podstawie doświadczalnego pomiaru gęstości soli ka- 
miennej. Gęstość ta równa się 2,164 to znaczy, że masa I cm 3 soli wy- 
nosi 2,164 gr. Wiemy jednak, że gram - cząsteczka soli kamiennej, t. j. 
5 8 ,4 6 gr (suma ciężarów atomowych sodu 23,00 i chloru 35,46) zawie- 
ra 6,062.10 23 [liczba A v o g a d r y, p. rozdz. II, 
 I, r6wn. (I)] czą- 
steczek, t. j. takąż liczbę zarówno atomów chlorlł, jak i atomów sodu. 
Na każdy atom pnypada jeden sześcian, ponieważ należy on jednocze- 
śpie do ośmiu sześcianów, które zbiegają się w jednym punkcie. Znając 
objętość 58,46 gr i liczbę atomów w niej, łatwo obliczyć wielkość sześ- 
cianu, a więc i długość krawędzi d. W ten sposób znaleziono odległość 
dzajemną atomów d w siatce soli kamiennej 


d == 2,8 J 4 angstroma 


(7) 


Dokładność tej liczby zależy od dokładności, z jaką wyznaczona 
jest gęstość soli kamiennej i liczba A v'o g a d r y. Jest rzeczą możliwą, 
iż te wielkości uda się z czasem wyznaczyć z większą dokładnością; jed- 
nakże uczeni umówili się już nie zmieniać liczby (7), lecz uważać ją za 
raz na zawsze ustaloną. Chodzi o to, że nietyle ważna jest absolutna 
dokładność pomiaru długości fali, a więc wartość d, ile raczej to, aby 
liczne już wykonane pomiary długości fali wszystkich grup promieni 
rontgenowskich były pomiędzy sobą porównywalne, t. j. aby długości fali
>>>
160 


Promienie R o n t g c n a 


[V 


były wszędzie wyrażone w jednakowych jednostkach długości. Nie jest 
rzeczą konieczną, by jednostka ta równała się dokładnie owej jednostce 
angstroma, którą stosujemy w spektroskopji promieni widzialnych 
i nadfiołkowych. Ściśle mówiąc, równo (7) określa specjalną rontgenologicz- 
r'.1 jednostkę angstroma, która prawdopodobnie ńie różni się od zwykh:go 
spektroskopowego angstroma ponad 0,05 %. Podamy tu parę wyników po- 
miaru d dla różnych krpztałów, najmniejsze d znaleziono dla djamentu, 
mianowicie d = T,775 A; następnie (w A). 
S61 Szpat 
kamienna wapIenny 
d = 2,814 3, 02 9 0 4 


4,247 


7,57 8 


10,1 


Cukier 
c 
10,57 A 


Kwarc 


Gips 


Mika 


Aby zmierzyć długość fali A promienia rontgenowskiego, należy mieć 
kryształ, dla którego 2d jest większe od A. Stąd wynika, że zapomocą 
soli kamiennej niepodobna dokonać pomiaru dlugości fali, przekraczającej 
5,6 A, a nawet, stosując mikę lub cukier, nie można posunąć się po- 
e 
nad A = 20 A. To też powstała konieczność poszukiwania takich sub- 
stancyj krystalicznych, dla których odległość d równoległych płaszczyzn 
siatkowych byłaby jak największa. p.oszukiwania te zaczęły dawać rezul- 
taty od 1926 r. R. T h o r a u s wykonał w 1926 r. dokładne pomiary d 
dla kwasów laurowego i palmitowego. Znalazł on dla pierwszego 
d = 27,268 A, dla drugiego zaś d = 35,49 A. Wielkości te znacznie 
przewyższają d miki i cukru. Z badań całego szeregu uczonych wynika, 
że wiele kwasów tłuszczowych, alkohole, ketony i t. d., po zestaleniu 
się na płytce szklanej, wykazują taki układ cząsteczek, dla którego 
tworzą się płaszczyzny siatkowe o dużej odległości d. Uczony francu- 
ski J. J. T r i II a t zbadał dużą liczbę substancy jorgani cznych i znalazł po- 
między niemi takie, dla których d dochodzi do 92 A. 
. Z metody tej korzystał w całym szeregu swych prac A. D a u v i l- 
I i e r. Początkowo stosował on najcieńsze warstewki kwasu palmitowego 
lub stearynewego, przyczem grubość warstewki wynosiła około 0,001 mm. 
Już w pierwszej pracy znalazł on dla pewnych prążków serji K 
c o 
promieni rontgenowskich węgla - 43,3 A, dla boru - 73,5 A. 
Szczególnie godne uwagi są jego wyniki dla metalu toru; zmierzył on nie. 
tylko długości fali całego szeregu prążków, lecz r6wnież dowiódł, że na- 
leżą one do seryj N i O, z których ostatnia dotychczas nie była obserwowa- 
na. Oto są jego wyniki: 


tor 
serIe 


45,3 
N 


4 8 ,2 
O 


51,5 
N 


7 1 ,0 
O 


, o 
I2IA 
O
>>>
7] 


Pomiar długości fali promieni rontgenowskich 


161: 


Naimiększe promienie należą do serji O. Prążki serji L D a u V! l- 
I i e r zmierzył dla żelaza, miedzi, baru i t. d. Następnie znalazł prążki 
() o o 
K dla tlenu (24,8 A), węgla (45,5 A) i boru (73,5 A), a także prążki N 
dla baru (71,5 ..4). Dalsze opracowanie tego zagadnienia prawdopodobnie 
doprowadzi do możliwości badania promieni rontgenowskich o wiele 
miększych (o długości fali o wiele większej) od dotychczas zbadanych. 
Poznaliśmy w bardzo. ogólnikowych zarysach metodę wyznaczania 
długości fali A promieni rontgenowskich zapomocą kryształów, których 
płaszczyzny siatkowe, znajdujące się w warstwie Fowierzchniowej, odbi- 
jają promienie badane. Istnieją liczne odmiany tej metody, nie będziemy się 
jednak nad niemi zatrzymywali. Zbudowano r6żne przyrządy, z których 
szczególnie doniosłe i interesujące są spektrografy próżniowe, gdzie 
promienie rontgenowskie nie przechodzą w drodze od antikatody do 
płytki fotogratIcznej ani przez szkło, ani też przez jakikolwiek gaz. 
o 
Chodzi mianovricie o to, że gdy długość fali ), jest większa od I A
 
wówczas pochłania,?ie promieni w szkle staje się znacznem, zaś gdy A 
jest większe od 3 A -- również pochłanianie w powietrzu. T ymczasern 
jednak promienie M i N, jak wIdzielIśmy, mają długości fali o wIele prze- 
wyższające wskazaną granicę. Te miękkie promienie mogą być zbada- 
ne jedynie w próżni, t. j. w spektrografie próżniowym. Przyrząd taki już 
stosował M o s e l e y (1913) i wielu uczonych w odmiennych konstruk- 
cjach. Szczególnie ud0skonaloną budową wyróżniają się przyrządy uży- 
wane przez S i e g b a h n a i jego uczniów w instytucie w Upsali, o któ- 
rym już wspominaliśmy. Wciąż rosnącego znaczenia nabiera ostatnio za- 
stosowanie promieni rontgenowskich do badania struktury różnych ciał
 
np. do zbadania niejednorodności lub innych defektów używanych 
w technice tworzyw. 
Do niedawna stosowano jedną tylko metodę mierzenia długości fali 
promieni rontgenowskich, a mianowicie metodę odbicia ,od kryształ6w
 
których stała d była znana. W 
 6 tego rozdziału wspomnieliśmy o siat- 
kach dyfrakcyjnych, które w tej chwili są prawie wyłącznie stosowane 
do dokładnych pomiarów długości fali promieni podczerwonych, wi- 
dzialnych i nadfiołkowych. Im mniejsza jest mierzona długość fali, tern 
większa musi być liczba rys siatki na' jednostce długości, nF. na I mm. 
Istnieją metalowe siatki odbijające, na których znajduje się do 1700 rys na 
jednym mm. Lecz i tego rodzaju siatka jest zbyt mało subtelna, aby zdo- 
łała wykryć zjawiska dyfrakcyjne promieni rontgenowskich, z któremi 
nauka miała do czynienia w pierwszym ćwierćwieczu od chwili ich odkry- 
cia w 1895 r. Odkrycie L a u e g o (
 6), które zamieniło siatkę sztucz- 


ChwoIson. Fizyka Współczesna. II
>>>
162 


Promienie R o n t g e n a 


[V 


ną - naturalną krystaliczną, było, jak przekonaliśmy się, rozwiązan!em 
zagadnienia. Tutaj wlelkose d gra rolę wzajemnej odległości rys. Dla wli 
kamiennej d = 2,814 A, p. (7), co odpowiada w przybliżeniu 3,5 mil- 
jonom rys na I mm. Nawet dla d = IDO A, liczba rys wynosi sto tysię- 
cy na I mm. Teraz jest jednak mowa o promieniach r6ntgenowskich, znaj- 
dujących się w dziedzinie środkowej, a nawet koincydujących ze skraj- 
nym nadfioletem. Prócz tego znacznie udoskonalono metody doświ1.d- 
c:Leń ze' sztucznemi siatkami dyfrakcyjnemi. Wszystko to doprowadziło 
do nowych prób pomiaru długości fali promieni rontgenowskich zapo- 
mocą zwykłych siatek dyfrakcyjnych. Przewaga tej metody nad poprze- 
dnią polega na tern, że dla siatek dyfrakcYjnych wartość d jest znana 
z największą dokładnością, natomiast d dla kryształów oblicza się podług 
metody, którą wyłożyliśmy szczegółowo, p. przed równo (7). Metoda ta ko- 
rzysta z liczby A v o g a d r y, której stopiert dokładności nie jest osta- 
tecznie ustalony. 
Prawie wszystkie pomiary długości fali promieni r6ntgenowskich za- 
pomocą siatek dyfrakcyjnych były wykonane, od 1927 r. począwszy. Cie- 
kawe, że pierwszą z prób wykonali A. H. C o m p t o n i D o a n je- 
szcze w 1925 r. z siatką, która miała 50 rys na mm, przyczem udało im 
się zmierzyć długość fali promienia K dla molibdenu (około 0,7 A). Na- 
stępnie szereg pomiarów wykonał J e a n T h i b a u d z siatką szkla- 
ną (200 rys na mm). Otrzymał on dla promienia K ty. miedzi długość fali 
1,54 0 A, pomiary zapomocą kryształu dają w tych samych warunkach 
o 
1,53 8 A. Ta doskonała zgodność była po raz pierwszy sprawdzianem do- 
kładności wynik6w otrzymanych zapomocą kryształ6w; pośrednio też 
świadczy ona o dokładności lzczby A v o g a d r y. Następnie T h i- 
b a u d zmierzył długość fali różnych prążków serji K, L i M dla cale- 
o o 
go szeregu piewiastków: tlen (K = 23,5 A), azot (K = 31,3 A), węgiel 
o o " 
(K = 43,5 A), platyna, złoto, bor (K = 68,0 A), molibden (M = 65,0 A). 
Z pośród innych badaczy wymienimy O s g o o d a (1927), który zna- 
o 
lazł 15 prążków pomiędzy 40: 200 A, z tych M-dublet strontu okoł" 
o 
 
160 A, pasmo dla glinu około 166,6 A, p6źniej znalazł on r6wnież prą- 
żek M żelaza przy 215 A. F. L. H u n t dokonał podobnych pomiarów 
(200 rys na mm) dla szeregu pierwiastków. Między innemi znalazł on dla 
promienia M a platyny 61, dla promienia La żelaza IJ,8 A, oraz dla 
promienia K a węgla 46 A. Wreszcie A. P. R. Wad l u n d (1928) sto- 
sował twarde promienie r6ntgenowskie i otrzymał następujące godne uwagi 
wyniki dla promienia K a :
>>>
S 7] 


Załamanie promieni rontgenowskich 


16 3 


Pierwiastek Siatka dyfrakc. Kryształ 
Miedź o o 
1,5374 A 1,5373 A 
Zelazo 1,937 1,93 2 3 
Molibden 0,7 08 0,7°7 6 


Wszystkie przytoczone wyniki świadczą, że długości fali promieni 
Tontgenowskich mogą być mierzone przy pomocy siatek dyfrakcyjnych. 
Są one jednocześnie dowodem, że promienie rontgenowskie nietylko wy- 
pełniają widmo aż do promieni nadfiołkowych, lecz i zajmują jeszcze 
pewną część dziedziny tych ostatnich. 
Zwróćmy się do ciekawego zagadnienia załamania promieni rontgenow- 
skich. Sam R o n t g e n, jak wiadomo, nie mógł zauważyć załamania tych 
promieni podczas ich przejścia z jednego ośrodka do drugiego. W ciągu 
długiego czasu uważano, że załamanie nie istnieje, t. j. że sp6łczynnik 
załamania równa się jedności. Jednakże wykrycie odbicia dyfrakcyjne- 
go dało możność rozpatrzenia zagadnienia teoretycznie, okazało się przy- 
tern, że zjawisko załamania promieni rontgenowskich, choć w bardzo sła- 
bym stopniu, musi jednak zachodzić i że musi ono mieć kierunek prze- 
ciwny do obserwowanego zazwyczaj przy przechodzeniu promieni z po- 
wietrza, np. w ciecz lub ciało stałe; promień rontgenowski nie będzie 
się zbliżał, lecz oddalał od normalnej do powierzchni ciała. Oznacza to, 
że spółczynnik załamania n jest mniejszy od jedności; można go przed- 
. , . 
stawIC w postaCI: 


n = I -a 


(8) 


gdzie o jest wielkością bardzo małą. Teorja dała wyrażenie na o, przy- 
czem okazuje się, że o jest odwrotnie proporcjonalne do częstości drgań, 
t. j. że załamanie będzie tern mniejsze, im mniejszą. jest długość fali. Wo- 
góle o jest równe paru miljonowym częściom jedności. Gdy promień two- 
rzy bardzo mały kąt z powierzchnią ciała, wówczas musi mieć miejsce 
znane z fizyki elementarnej zjawisko całkowitego odbicia wewnętrznego. 
Tak np. dla kronglasu kąt całkowitego odbicia wynosi tylko 22 minu- 
ty. W ostatnich latach pojawiła się olbrzymia liczba prac doświadczal- 
nych, dotyczących zagadnienia załamania i odbicia (nie dyfrakcyjnego 
od kryształów) promieni rontgenowskich. Udało się zaobserwować zała- 
manie w cienkim pryzmacie i nawet otrzymać za jego pomocą widmo 
promieni rontgenowskich. Pierwsze, dotyczące tego zagadnienia prace, by- 
ły ogłoszone w 1926 r., zaś w końcu 1928 r. liczba tych prac przekra- 
czała 30. Prawie zawsze obserwowano kąt całkowitego odbicia, kt6ry da- 
je możność łatwego obliczenia spółczynnika załamania promieni.
>>>
16 4 


Promienie R o n t g e n a 


[V 


Wielu czytelnikom znane jest prawdopodobnie zjawisko dyspersji ano- 
malnej, t. j. nieprawidłowego załamania takich promieni, które są bliskie 
promieni przez to ciało pochłanianych. Zjawisko to jest już oddawna grun- 
townie zbadane zarówno doświadczalnie jak i teoretycznie dla promieni wi- 
dzialnych i nadfiołkowych. Ciekawe, że w 1928 r. udało się wielu uczo- 
nym dowieŚć zjawiska dyspersji anomalnej również dla promieni rontge- 
nowskich. 
W poprzednich rozdziałach rozpatrzyliśmy całe widmo energji pro- 
mienistej od skrajnych (z lewego ko6ca) promieni podczerwonych do skraj- 
nych (z prawego końca) rontgenowskich. Z pozostałych form energji pro- 
mienistej pominiemy w tej książce całkowicie promienie elektryczne 
(H e r t z a), kt6re znajdują zastosowanie w telegrafji i telefonji bez drutu 
(radjokomunikacja) i kt6rych długość fali ciągnie się od A = 2 mm do do- 
wolnie dużych wartości. W tej dziedzinie nie przybyło fizyce nic istotnie 
nowego, co mogłoby być ciekawem dla czytelników tej książki. Inna rzecz 
W technice. lecz odnośne zagadnienia nie należą do tematu niniejszej książ- 
ki. Naturalnemby było wślad za promieniami R o n t g e n a rozpatrzyć 
promienie gamma. które w widmie energji promienistej ściśle przylegają do 
promieni rontgenowskich, a częściowo nawet z niemi koincydują. Celem 
zakończenia przeglądu wszystkich postaci energji promienistej możnaby 
było również rozpatrzeć promienie H e s s a (kosmiczne). Wolimy jednak 
promienie gamma i promienie H e s s a rozpatrzeć po om6wieniu zjawisk 
promieniotw6rczych, do których promienie gamma należą całkowicie, 
i które w dużym stopniu wpływają na badania promieni H e s s a.
>>>
ROZDZIAŁ VI. 


WZBUDZANIE I JONIZACJA GAZÓW PRZEZ ZDERZENIA Z ELEKTRONAMI. 



 1. Wstęp. 


,w rozdziale niniejszym rozpatrzymy te oddziaływania na atom, które 
wywołują w nim przejście jednego z zewnętrznych (walencyjnych) elek- 
tronów z jego zwykłej orbity na którąś wyższą orbitę dozwoloną, lub też 
które usuwa ją go poza obręb atomu. Mówimy w tych vrypadkach o. wzbu- 
dzeniu względnie jonizacji atomu, przy której st
J
 się on jon
"; dodatnim. 
Takie oddziaływania wywierać może b_ą.
ź to 
trumień energji promieni- 

e.1,
ą..d
, też zderzenia z elektronami, cząstkami alfa lub jonami. Wpływ 
energji promienistej rozpatrzymy w osobnym rozdziale (rozdz. VIII, foto- 
elektryczność), tu natomiast będzie mowa prawie wyłącznie o zderzeniach 
z elektronami. W rozdziale poprzednim mieliśmy do czynienia z uderze- 
niami elektron6w o twardy materjał antikatody oraz z wyrywaniem elek- 
tronów z wewnętrznych warstw elektronowych, a więc zolbrzymierni 
prędkościami uderzających elektronów, które wyrażały się w kilowoltach. 
Obecnie omówimy przypadek zderzeń bardzo powolnych elektronów z ato- 
mami lub cząsteczkami gazów oraz przesunięcia jedynie zewnętrznych 
elektr
n6w; prędkość zderzających się elektron6w nie przekracza tu na- 
ogół dwu dziesiątków woltów. 
Zdeł-:
t;nie_.
 
że by
 , sRr

l.s
:.!
!?,!1i

!ę.żHte. Zgerzenie je.

 sprężyste, 
gdy atom nie ulega żadnym zmianom wewnętrznym. Nadbiegający elek- 
tron może zmienić kierunek swego ruchu, lecz zmiana jego prędkości za- 
leży naogół bardzo mało od stosunku jego masy do masy atomu. Jeśli sto- 
sunek ten jest bardzo mały (atom ciężki), wówczas można prędkość elek- 
tronu uważać za niezmienną 'przy zderzeniu. Zderzenie jest niesprężyste, 
gdy el
ktI:oll, traci widoczną część swej prędkościT;';k
tek 
d
;z
n'ia 
l
ga 
zniianie wewnętrzny stan atomu lub cząsteczki. Jeżeli prędkość uderzają- 
c
go elektronu V w woltach jest niewielka, to zderzenie z atomem może 
być sprężystem; dowiemy się nieco niżej, czemu jednak zderzenie z czq-
>>>
1615 


Wzbudzanie i jonizacja gazów 


[VI 


- 


steczką nie może być wogóle sprężystem. Gdy V osiąga pewną określoną 
fI k ' V '. lk 
wartosc, torą oznaczymy przez r, wowczas energJa e e tronu wystar- 
cza dokładnie do wykonania pracy podniesienia jednego z elektronów wa- 
lencyjnych z orbity normalnej na najbliższą dozwoloną. Wielkość V r 
nazywamy potencjałem rezonancyjnym, zaś emisję otrzymaną przy od- 
wrotnem przejściu podniesionego elektronu na orbitę normalną, - pro- 
mieniowaniem rezonancyjnem. Gdy V V r . wtedy część energji zderza- 
jącego się elektronu zostaje zużyta na podniesienie jednego z elektronów 
walencyjnych na dowolną wyższą orbitę, natomiast zderzający się elek- 
tron biegnie dalej z energją, która mu pozostała. Przy dalszym wzroście 
prędkości V osiąga ona wreszcie taką wartość Vi' dla której jeden z wa- 
lencyjnych elektronów zostaje wyrzucony poza pbręb atomu; ten ostatni 
ulega więc jonizacji i staje się jonem dodatnim. Wielkość Vi nosi "nazwę 
potencjału jonizacyjnego; bardzo doniosłe to pojęcie będzie głównym przed- 
miotem dociekań doświadczalnych, które w tym rozdziale rozpatrzymy. 
Gdy V  Vi' wtedy część energji zderzającego się elektronu może być 
przekazana wylatującemu elektronowi zewnętrznemu, który w tym wy- 
padku opuszcza atom z pewną energją ruchu; zmniejsza to jeszcze bardziej 
energję zderzającego się elektronu. 
Pomiędzy wielkościami V r i V i' dla dap.ego gazu charakterystycznych 
znajduje się jeszcze szereg innych wartości V, które zależą również od ro- 
dzaju gazu, i dla których elektron walencyjny podnosi się ze swej normal- 
nej orbity na drugą trzecią i t. d. z pośród orbit dozwolonych. Każdy 
z otrzymanych przy tern wzbudzonych stanów atomu jest związany z emi- 
sją. która następuje, gdy podniesiony elektron wraca bezpośrednio lub [rzez 
stacje pośrednie do swej orbity normalnej. Potencjały V r , Vi' jak rów- 
nież wspomniane potencjały pośrednie nazywają się potencjałami krytycz- 
nemi. Przy jeszcze większym wzroście prędkości V, mogą powstać nowe po- 
tencjały rezonancyjne i jonizacyjne, lecz tylko w wy[adku, gdy atom za- 
'Wiera więcej niż jeden elektron 'Wartościowościowy. Otrzymujemy tu atom 
podwójnie zjonizowany, i to samo może się powtórzyć również po raz 
trzeci i t. d. Występuje tu wyraźnie związek pomiędzy zjawiskami, które 
towarzyszą zderzeniu elektronu z atomem, a chemicznemi własnościami 
tego atomu, t. j. położeniem pierwiastka w tablicy M e n d e l e j e w a. 
Przy jeszcze dalszem powiększeniu prędkości V następuje wyrywanie elek- 
tronów z wewnętrznych warstw elektronowych atomu. Wywołuje to joni- 
zację atomu, w wyniku której powstają promienie romgenowskie. Rów- 
ność (6) rozdz. V, 
 4 można zastosować i w tym wypadku; przepisujemy 
ją bez dodatkowych znaków:
>>>
JIł 


SI] 


Wstęp 


16 7 


V), = 12 34 0 


(I) 


V jest prędkością w woltach zderzającego się elektronu; A - długością fali 
o 
w A promieniowania, które się otrzymuje, gdy podniesiony na dowolną 
orbitę elektron zewnętrzny wraca bezpośredmo na swoją orbitę normalną. 
Zakładamy przy tern, że całkowita energja zderzającego się elektronu zosta- 
ła zużyta na podniesienie elektronu zewnętrznego. W wypadku szczegól- 
nym mamy: 


V T A T = 12340 


(2) 


..... 


gdzie V T i AT są potencjałem rezonancyjnym oraz długością fali promie- 
niowania rezonancyjnego. Znając wartość dowolnego potencjału krytycz- 
nego, znajdujemy również wartość zużytej przy zderzeniu energji elektro- 
nu, a więc i pracy podniesienia elektronu walencyjnego. Mówiliśmy już 
przy tern, że orbity ,możliwe" można uważać za zewnętrzne oziomy 
_-..Iti...- _ 
e,!e!

t yczne , 
. rodłem elektronów, których zderzenia pragniemy badać doświadczal- 
nie, jest zawsze rozżarzony druClk (rozdz. XV, 
 5), wysyłający elektrony 
o prędkości początkowej równej zeru. Elektrony te wzbudzają lub jonizują 
atomy bądź cząsteczki gazu, przez który przechodzą. Obserwacje kompli- 
kują się dzięki całemu szeregowi okoliczności, z których zwrócimy uwagę 
na niektóre. ID Do elektronów, Foruszających się w gazie choćby bardzo 
rozrzedzonym, łatwo przyłączają się atomy lub cząsteczki tego gazu; 
tworzą się przy tern jony ujemne, mające stosunkowo dużą masę lecz małą 
prędkość. Z drugiej strony wewnątrz badanego gazu muszą działać siły 
elektryczne, których zadaniem jest przyśpieszać elektrony, wylatujące 
z żarzącego się drucika, i nadawać im pr
dkość V (w v.:oltach); inaczej 
mówiąc, w gazie musi istnieć pole elektryczne, którego napięcie wyznacza 
właśnie wielkość V, t. j. różnica potencjałów początku i końca przebie- 
ganej przez zderzające się elektrony drogi. To samo pole działa również 
na wspomniane ciężkie jony, przyśpieszają
 ruch tych ostatnich, co musi 
komplikować zjawiska, które zachodzą w gazie badanym. 2 0 Gdy skut- 
kiem zderzenia następuje jonizacja, powstają jony dodatnie, które ulegają 
również przyśpieszeniu w polu.elektrycznem, lecz mają kierunek przeciw- 
ny do kierunku elektronów. Mogą one r6wnież przy zderzeniu wywołać 
wzbudzenie i jonizację, lecz działają o wiele słabiej od elektronów swo- 
bodnych i tylko przy wielkich V wpływ ich może być widoczny. 30 Już 
pobudzone lub zjonizowane atomy lub cząsteczki mogą po raz drugi ulec 
zderzeniu, którego wpływ będzie inny, niż w wypadku zderzenia z czą-
>>>
.. 


.68 


Wzbudzanie i jonizacja gaz6w 


[VI 


steczkami obojętnemi. 4° Dużą rolę może odegrać przypadkowa domiesz. 
ka obcego gazu, szczególnie jeśli jego potencjał jonizacyjny jest niższy od 
Fotencjału gazu badanego. Pojawiają się n?we elektrony, których obecność 
komplikuje zjawiska obserwowane. 5° Wiemy, że wzbudzaniu i jonizacji 
atom6w i cząsteczek towarzyszy promieniowanie. Jeśli zostają emitowane 
promienie nadfiołkowe, wówczas mogą one ze swej strony wywołać wzbu- 
!zenie lub jonizację cząsteczek gazu. Pr6cz tego wywołują one emisję elek- 
tronów na powierzchniach ciał stałych (p. niżej, fotoelektryczność), które 
znajdując się np. wewnątrz naczynia, służą dla celów dokonywanego do- 
świadczenia. 
Mówiliśmy wyżej, że zderzenie sprężyste elektronów jest możliwe 
tylko w gazach jedno atomowych, t. j. w gazach szlachetnych i parach me- 
tali. Chodzi o to, że energja poruszającego się elektronu może zostać zużyta 
nietylko na wzbudzenie . lub jonizację cząsteczek, lecz również na inne 
zmiany, które wymagają wykonania pracy. Należy tu dysocjacja czą- 
steczki, t. j. rozpad jej na części składowe, gdy skutkiem zderzenia elek. 
tronu mamy niekiedy do czynienia z wzbudzonemi lub z jonizowanemi 
atomami lub grupami atomów, zawartych w cząsteczce. Prócz tego częś
 
energji zderzającego się elektronu może zużyć się na powiększenie rlichu 
we'Wnqtrzczqsteczkowego (rozdz. IV, 
 10). W ten sposób, część energji 
uderzającego elektronu zostaje zawsze zużyta, choćby wzbudzenie lub joni- 
zacja cząsteczek nie nastąpiła, z tego też powodu zderzenie nie może być 
całkowicie sprężyste. 



 2. Badania doświadczalne. 


Przed owstaniem teorji budowy atomu B o h r a pOJęCIe ", zbu dze- 
nia atomu' 'oczywiś
ie jeszcze n:ie istni
ło; mogła być mowa jedr;ł"ie o Joni- - 
zacJi. atomu. Dotyczące tego zagadnic


 Face zaczęły się ukaz ywać do- 
piero od 1900 r. P. L e n a r d dowiódł w 1903 r., że jonizacja nie polega 
na podziale atomów cząsteczki na dwie grupy, z których jedna jest na- 
elektryzowana dodatnio, druga zaś - ujemnie, jak do owego czasu przy- 
puszczano, lecz na oderwaniu swobodnego elektronu z atomu. L e n a r d 
wyznaczył potencjał jonizacyjny i znalazł: że dla zbadanych przez niego 
gazów jonizacja następuje okolo V = I I wolt. 
Pierwsze obszerne badania doświadczalne wykonali uczeni niemieccy 
J. F r a 11 c ki G. H e r t z w latach 1913 i 1914. W pracach tych nie mo- 
gli oni jeszcze korzystać z dotyczących budowy atomu pojęć B o h r a, 
dlatego też podane przez nich wytłumaczenie wyników doświadczeń oka-
>>>
$ 2] 


Badania doświadczałne 


16 9 


za/o się nieprawdziwem.,D8tyczy to przedewszystkiem owych potencjałów 
krytycznych, rezonansowego i innych pośrednich, które były przez nich 
faktycznie obserwowane i które uczeni ci uważali za potencjały joniza- 
cyjne. Aby dać pewne pojęcie o metodzie, którą stosowali F r a n c k 
i H e r t z do pomiaru tych rzekomo "jonizacyjnych" potencjałów V, 
zwróćmy się do schematu uwidocznionego na fig. 14. Wewnątrz szklanego 
ze wszystkich stron zamkniętego naczynia, zawierającego gaz badany, 
przeciągnięty jest drucik platynowy P, który rozżarza się prądem elek- 
trycznym, i zostaje prócz tego doprowadzony do potencjału + ID wolt 
(w stosunku do ziemi). Drut jest otoczony siatkq walcowatą platynową D, 
a następnie walcem F z platyny, który jest połączony z czułym elektrome- 
trem. Pomiędzy drutem i siatką ustalamy różnicę potencjał6w V, tak że 
potencjał siatki wynosi (ID + V) wolt, przyczem można go zmieniać do- 
wolnie; walec F ma początkowo potencjał zero, tak że między siatką i wal- 
cem jest różnica potencjałów r6wnież 
(ID + V) wolt, zaś siła elektryczna dzia- 
ła na elektrony w prz
strzeni środkowej 
w kierunku od walca do siatki. Elektro- 
ny wysyłane przez rozżarzony drucik 
pędzą do siatki i przechodzą przez nią 
z prędkością V wolt. Po przebyciu prze- 
strzeni pomiędzy siatką a walcem dostają się one w pole zwalniajqce, że zaś 
spadek potencjału w tej przestrzeni wynosi (V + ID) wolt, przeto elektrony, 
nie dochodząc do F, wracają do siatki D. Elektrometr pozostaje w spokoju. 
Jeżeli jednak elektrony, mające prędkość V wolt, zdołają w przestrzeni mię- 
dzy D i F wywołać jonizację cząsteczek gazu, wówczas powstające przy- 
tern jony dodatnie podążą do walca F, tak że nastąpi ładowanie elektro- 
metru. Jeśli więc stopniowo zwiększać V, wtedy dla pewnego V = V i 
rozpoczyna się ładowanie elektrometru, które przy dalszym wzroście V 
bardzo prędko rośnie, co wskazuje, że liczba jonów, dochodzących do F 
r6wnież rośnie. F r a n c k i H e r t z znaleźli tym sposobem następujące 
potencjały krytyczne: 


I 
F 
D 
----------7---------- 


f) 
F 


Fig. [4 


Hel 
V j = 20,5 


Argon Wodór 
12 II 


Tłen 


9 


Azot 
7,5 wolt 


Niezależnie od nich W. I. P a w ł o w (Leningrad) znalazł, że przy 
zderzeniu elektron6w potencjał jonizacyjny dla wodoru r6wna się I I wolt, 
dla helu - 20 wolt. Nie będziemy tu podawać treści wszystkich dalszych 
sześciu prac F r a n c k a i H e r t z a. Zaznaczymy jedynie, że w jednej 


.
>>>
1]0 


Wzbudzanie i jonizacja gaz6w 


(VI 


z nich autorowie dowiedli istnienia zderzeń sprężystych, mianowicie w ga- 
zach jednoatomowych szlachetnych. Jeżeli rozżarzony drucik pokryć war- 
stwą pewnych soli, np. fosforanów, wówczas wysyłają one jony dodatnie, 
których zderzenia były również badane. Okazało się, że jony te mają przy 
jednakowych prędkościach bez porównania mniejszą zdolność jonizacyjną; 
nie udało się jednak wyznaczyć ścisłej wartości potencjału jonizacyjnego. 
W. I. P a w ł o w otrzymał dla jonów dodatnich w wodorze potencjał joni- 
zacyjny równy w przybliżeniu ID wolt. Dla pary rtęcI F r a n c k i H e r t z 
otrzymali wartość 4,9 wolt, którą też uważali za potencjał jonizacyjny 
rtęci. Przekonamy się, że był to jeden z potencjałów krytycznych rtęci, 
której potencjał jonizacyjny jest w rzeczywistości znacznie wyższy. 
W ciągu następnych lat rozkwitła teorja B o h r a, a w związku z tern, 
począwszy od 19IJ r., ukazała się ogromna liczba (ponad IDO!) prac, 
dotyczących zagadnienia wpływu zderzenia elektronów powolnych z ato- 
mami i cząsteczkami ciał gazowych. Były one wykonane przeważnie przez 
uczonych amerykańskich i angielskich, a od 1919 r. ponownie pojawiły się 
w tej dziedzinie nazwiska F r a n c k a i jego współpracowników oraz 
H e r t z a. W angielskich pracach i książkach stosuje się termin potencja- 
/ów radjacyjnych, dla których elektron zostaje przerzucony ze swej zwy- 
kłej orbity na jakąkolwiek dozwoloną wyższą. Nazwa "radjacyjny" ma 
przypominać, że zderzenie elektronu wywołuje emisję promieni (radjację) 
w chwili powrotu elektronu na swą zwykłą orbitę. 
Poznamy obecnie wyw6d bardzo prostej równości, podanej już poprzed- 
nio, p. (I). Jeżeli mianowicie elektron w swym biegu np. od katody do 
antikatody znajduje się pod wpływem r6żnicy potencjałów, wynoszącej V 
wolt, wówczas nabywa on pewną energję ruchu, która może być zużyta na 
pracę podniesienia elektronu w atomie. Przy powrotnem spadaniu ten 
ostatni wysyła jeden kwant hY energji promienistej równy energji elek- 
tronu zderzającego się, a więc i pracy sił elektrycznych wykonanej na 
drodze, na końcach której różnica potencjałów wynosi V. Lecz z samej 
definicji pojęcia potencjału wynika, że praca ta równa się e V, gdzie e jest 
ładunkiem elektronu w jednostkach elektrostatycznych (rozdz. II, 
 4). 
Ostatecznie więc będziemy oczywiście mieli: 


eV=h\l 


(3) 


Wartość e dana jest w (7) rozdz. II, 
 4; stałą P l a n c k a h znamy ze 
wzoru (2) rozdz. III, 
 3. Jeżeli podstawić wartoki liczbowe e i h, oraz 
v = c: A, gdzie c = 3.1010 jest prędkością światła, zaś A długością fali 
wysyłanego promieniowania, wówczas otrzymujemy, w założeniu, że A 


.
>>>
S 2] 


Badania doświadczalne 


17 1 


o 
jest wyrażone w A, wzór (I) niniejszego rozdziału: 


VI- = 12340 


(4) 


Zwzązek ten pozwala obliczyć potencjały krytyczne, jeśli znane są długości 
fali promieniowań serji widmowej, która odpowiada spadaniu elektronu 
z wyższych orbit na orbitę normalną. Potencjał jonizacyjny Vi otrzyma- 
my, jeżeli na l- wziąć długość fali promieniowania, odpowiadającego gra- 
G N N' Z nicy serji widmowej, ponieważ praca podnie- 
I sienia elektronu na najdalszą orbitę bardzo 
l 
I mało się różni od pracy usunięcia go poza 
: £ obręb atomu, p. rozdz. V, 
 .4, fig. 8. Jednakże 
I 
: 
 w niewielu tylko wypadkach możemy z całą 
: O pewnością wskazać tego rodzaju serje widmo- 
: we. Choćbyśmy jednak zdołali obliczyć V za- 
I 
'V I V o pomocą równo (4), jasnem jest, jak ogromne 
-:L/J 
V a znaczenie ma bezpośrednie doświadczalne wy- 
znaczenie potencjałów krytycznych, jako pod- 
stawa założert hipotetycznych, na których 
oparta jest teorja B o h r a, a więc jako ich potwierdzenie. Jeżeli w (4) 
podstawić na l- długość fali pierwszego prążka tej samej serji widmowej 
(spadanie z drugiej orbity na pierwszą zwykłą), t. j. promieniowania rezo- 
nancyjnego, wówczaJs na V otrzymamy potencjał rezonancyjny V r' Jako 
przykład rozpatrzymy zastosowanie równości (4) do pary rtęci. W widmie 
o 
rtęci mamy serję nadfiołkową, której pierwszy prążek ma l- = 2537 A, 
zaś granica serji - l- = rr88 A. Jeżeli przyjąć, że otrzymujemy tę serję 
o 
podczas przejść elektronu na orbitę normalną, wówczas l- = 2537 A musi 
być prążkiem rezonancyjnym, i (4) daje V = 4,84 wolt jako potencjał re- 
zonancyjny V r ; jest to dokładnie ta wielkość, którą F r a n c k i H e r t z 
mylnie uważali za potencjał jonizacyjny rtęci. Ten ostatni otrzymamy,. 
choć niezupełnie dokładnif:, jeżeli w (4) podstawimy l- = rr88 A; daje to 
V = 10,3 wolt, wielkość, która musi być nie o wiele mniejsza od szukanego 
potencjału jonizacyjnego Vi' Podobne rozumowania dają dla cynku V = 
9,3 wolt, dla kadmu 8,95 wolt. 
, Uczeni amerykańscy B. D a v i s i F. G o u c h e r wprowadzili bardzo- 
istotne udoskonalenie budowy przyrządu F r a n c k a i H e r t z a; po- 
zwoliło ono odróżniać wzbudzenie. atomu lub cząsteczki od ich jonizacji. 
Schemat przyrządu tych uczonych przedstawiony jest na fig. 15; G jest tu 
żarzącym się drucikiem, N - siatką, Z .- płytką połączoną z elektrome- 


Fig. 15
>>>
17 2 


Wzbudzanie i jonizacja gaz6w 


[VI 


trem E. Pomiędzy G i N mamy różnicę potencjałów V1, która przy
pie- 
sza elektrony' wysyłane przez drucik G. Przed plytkq Z jest umieszczon.1 
druga siatka N I, i na tern polega istotne i ważne udoskonalenie metody 
F r a n c k a i H e r t z a. Pomiędzy N i N' mamy pole hamujące V 2 (jak 
.dla krótko
ci będziemy je nazywać), za
 między N' i Z słabe pole V 3  
V 2 , którego kierunek można zmieniać, jak to wskazują strzałki rJ. i 
. 
Wszystkie strzałki na fig. 15 dają kierunek sił, działających na elektrony. 
Przypu
ćmy początkowo, że elektrony, które nabyły na drodze od G do 
N prędko
ci VI wolt, wywołują w przestrzeni pomiędzy N i N' wzbu- 
dzenie cząstek gazu i związaną z tern emisję promieni nadfiołkowych. 
Promienie, padaijlc na lewą stronę siatki N' i na płytkę Z, wywołują efekt 
fotoelektryczny (p. rozdz. VIII), t. j. emisję elektronów powolnych. Jeżeli 
pomiędzy N i Z siły mają kierunek 
, wtedy elektrony zostają odegnane 
od płytki Z, która więc, wobec utraty elektronów, nabywa ładunek do- 
ó'atni. Jeżeli za
 siły mają, kierunek rJ., wówczas elektrony, które wyszły 
,z Z, wracają, pozostałe za
 na N' kierują się ku Z, tak że na Z powstaje 
ładunek ujemny. Tak więc przy zmianie kierunku pola V 3 znak elektry- 
zacji na elektrometrze E ulega zmianie. Przypu
ćmy obecnie, że pomiędzy 
N i N' następuje jonizacja cząsteczek gazu, tak że powstają jony dodatnie. 
Jony te ulegają przy
pieszf:niu pomiędzy N i N', poczem po przebyciu 
siatki N' trafiają one na Z, zupełnie niezależnie od kierunku pola V 3 , 
ponieważ V 3 jest o wiele mniejsze od V 2 i dla kierunku rJ. jest niewystar- 
.czające dla zatrzymania jonów, za
 dla kierunku 
 prędko
ć tych jonów 
tembardziej ro
nie. W tym wypadku, przy zmianie kierunku pola V 3, znak 
,elektryzacji w E nie ulega zmianie. Widzimy więc, że taka konstrukcja 
przyrządu pozwala odróżnić wzbudzenie cząsteczek gazu od ich jonizacji. 
Jeżeli pomiędzy pierwszym wzbudzeniem, które odpowiada potencjałowi 
-rezonancyjnemu, oraz jonizacją daje się zauważyć jeszcze wyraźny wzrost 
,elektryzacji, to wskazuje to na dalsze wzbudzenie, odpowiadające podnie- 
sieniu elektronu na wyższą orbitę. Dla pary rtęci D a v i s i G o u c h e r 
znaleźli pierwsze wzbudzenie przy 4,9 wolt, jonizację przy 10,4 wolt oraz 
o 
jeszcze drugie wzbudzenie dla 6,7 wolt. Równo
ć (4) daje A = 1849 A, 
co dokładnie odpowiada drugiemu prqżkowi tej serji widmowej, o której 
wyżej była mowa i w której A = 2537 A jest prążkiem czołowym, za
 
A = I 188 i granicą serji. 
Ogromnie interesująca jest następująca metoda do
wiadczalna, którą 
niezależnie od siebie zaczęło stosować wielu badaczy w latach 1919 i 19 20 . 
Zwróćmy się ponownie do fig. 15. Znowu mamy rozżarzony drucik G, 
,
wie siatki N i N' oraz płytkę Z, połączoną jednak nie z elektrometrem, 
, .
>>>
S 2) 


Badania doświadczalne 


Il} 


lecz poprzez galwanometr z ziemią. Siatka N znajduje się bardzo blisko 
drucika G, między niemi za
 ustalamy przy
pieszające elektrony pole V. 
Pomiędzy siatkami N i N', między któremi niema w tym wypadku żad- 
nego pola następuje zderzenie elektronów o prędko
ci V z atomami gazu 
lub pary. Natomiast pomiędzy N' i pobliską płytką Z ustalamy silne pole- 
elektryczne, które usuwa wszystkie pierwotne elektrony, t. j. te, które wy- 
szły z drucika G. W takim stanie rzeczy następuje między N i N' wzbu- 
dzenie atomów i emisja odpowiednich promieni nadfiołkowych, które, 


p-D.014D11b 
(\_IiO'CI 


10 
10 


Fig. rIO 


trafiając na płytkę Z, wyrzucają z niej elektrony wtórne, wskutek czego 
przez galwanometr płynie prąd J. Badając graficznie zależno
ć prądu J od 
prędko
ci V elektronów, otrzymujemy krzywą, mającą niekiedy liczne za- 
zwyczaj bardzo ostre przegięcia. Przegięcia te 
wiadczą o powstaniu no- 
wej emisji, której długo
ć fali oblicza się zapomocą równo (4), gdzie na V 
podstawiamy kolejno wartości, odpowiadające obserwowanym punktom
>>>
174 


Wzbudzanie i jonizacja gaz6w 


(VI 


przegięcia krzywej. Możemy wtedy stwierdzić, że szereg obserwowanych 
przegięć daje ciąg potencjałów krytycznych, te ostatnie zaś, zgodnie 
z równo (4), dają szereg prążków widmowych substancji badanej. Zalety 
tej zadziwiającej metody analizy widmowej w porównaniu z metodą 
optyczną polegają na tern, że nie mamy granicy od strony fal krótkich. 
Pozwala ona wykryć takie zmiany w atomie, które nie mogą być obser- 
wowane w widmach emisyjnych lu1- absorbcyjnych. Dla ilustracji dajemy 
na fig. 16 wynik obserwacji J. F r a n c k a i E. E i n s p o r n a (1920) nad 
parą rtęci. Mamy tu trzy krzywe, z których środkowa (I) podana jest 
w jednej skali, zaś dwie pozostałe w innej. Na wszystkich przegięciach 
wskazane są wartości liczbowe V; dla krzywej środkowej przegięcia wy- 
stępują od 4,68 do 8,3 wolt, dla bocznej lewej od 7,45 do 8,74, dla bocznej 
prawej - od 8,53 do 9,67 wolt. Każdemu przegięciu odpowiada określony 
prążek widmowy. Porównanie tych krzywych z temi, które są znane 
z badań optycznych dla rtęci, dowodzi, że metoda ta nietylko potwierdza 
istnienie prążków, które już zostały znalezione w widmie rtęci, lecz tez 
wskazuje na niewątpliwe istnienie szeregu prążków seryj widmowych, któ- 
re optycznie nie były jeszcze obserwowane. 
Ograniczymy się do podania niewielu tylko wyników wyznaczania po- 
tencjałów rezonancyjnych (V r ) i jonizacyjnych (Vi)' Dla ołowiu' V r = 
1,26 wolt, wielkość zastanawiająco mała, Vi = 7,93. Olbrzymi poten- 
cjał jonizacyjny ma hel, mianowicie Vi = 24,5 wolt. Jest rzeczą godną 
uwagi, że istnieje jeszcze jeden potencjał krytyczny V = 78,5 wolt, który 
odpowiada podwójnej jonizacji helu, t. j. oderwaniu od jego atomu naraz 
obu elektronów, tak że pozostaje cząstka alfa. 
Widzieliśmy, rozdz. III, 
 4 równo (7), że w widmie wodoru istnieje 
. o 
serja nadfiołkowa, której prążek czołowy ma długość fali A = 1215,7 A, 
o 
zaś granica serji znajduje się przy), = 911,75 A. W rozdz. IV 
 7 prze- 
konaliśmy się, że serja ta powstaje przy spadaniu elektronu z wyższych 
orbit na orbitę normalną, tak że długości fali A tej serji, podstawione 
do równo (4) muszą dać wszystkie potencjały krytyczne atomu wodoru. 
Nie będziemy ich wypisywać; wahają się one od 12340 : 1215,7 = 10,15 
wolt do 1234° : 9II,7 = 13,54 wolt. Sprawdzenie w ten sposób obliczo- 
nych wartości drogą bezpośredniego pomiaru potencjałów krytycznych 
powinno być ogromnie interesujące. Jednakże wartości obliczone dotyczą 
atomu wodoru, natomiast zwykły wodór składa się z cząsteczek dwuato- 
mowych. Dwu uczonym amerykańskim (P. S. O l m s t e a d i P. T. C o m- 
p t o n) udało się jednak w 1923 r. rozstrzygnąć trudne zagadnienie po- 
miaru potencjałów krytycznych dla wodoru jednoatomowego. Uczeni ci
>>>
S 2] 


Badania doświadczalne 


175 


zbudowali przyrząd, w którym rozrzedzony wodór znajdował się w tem- 
peraturze 28000 C i przy ciśnieniu paru setnych mm słupa rtęci; w tych 
warunkach wodór jest w 99% zdysocjowany, cząsteczki jego ulegają roz. 
padowi na atomy. W tych warunkach udało się stwierdzić szereg przegięć 
wyżej opisanej krzywej; przegięcia te dają potencjały krytyczne: 10,15 - 
12,05 - 12,70 - 13,00 - 13,IJ - 13,27 - 13,54 wolt. Liczby te w gra- 
nicach błędów obserwacyj (mniej niż 0,05 wolt) zgadzają się z obliczonemi 
według równo (4). 
Bardzo skomplikowanem jest zagadnienie zderzenia elektronów z czą- 
steczkami. Sprawą tą zajmowała się i otrzymała pozytywne wyniki T h e a 
K r li g e r w 1921 r. w wypadku cząsteczki wodoru. Wynik zderzenia mo- 
że być bardzo różny; zachodzi sześć następujących możliwych wypad- 
ków. l0 Jeden z elektronów zostaje, wyrwany z cząsteczki, tak że po- 
zostaje cząsteczka zjonizowana. 2° Cząsteczka rozpada się na obojęt- 
ny i wzbudzony atom; jonizacja nie następuje. 3°. Jeden z atomów 
jest obojętny, drugi zjonizowany. 4° Jeden z atomów został wzbudzo- 
ny, drugi zjonizowany. 50 Oba atomy zostały wzbudzone. 6° Oba 
atomy zostały zjonizowane. Z własnych doświadczeń T h e aKr li g e r 
znalazła pierwszą silną jonizację dla IJ,I wolt, drugą dla 30,4 wolt; 
przypuszcza ona, że liczby te odpowiadają wypadkom 3 i 5. Liczne ba- 
dania innych dwu- i wieloatomowych gazów, wykonane przez różnych 
uczonych dały bardzo sprzeczne wyniki, co nie jest rzeczą dziwną, jeśli 
&względnić ogromną liczbę możliwych wypadków zderzenia, szczególnie, 
gdy liczba atomÓw w cząsteczce jest większa od dwu. Z tego powodu nie 
podajemy żadnych liczbowych wartości. 
Jonizacja atomów i cząsteczek może być wywołana nietylko przez 
zderzenia elektronów, lecz również przez zderzenia jonów dodatnich. 
Szczególnie interesującem jest zagadnienie jonizacji przez uderzenia czą- 
stek alfa, t. j. podwójnie zjonizowanych atomów helu (rozdz. IV, 
 6). 
Okazało się, że zarówno szybkie jak i powolne cząstki alfa wyrywają 
z atomów tylko jeden elektron. Wyjątek stanowi hel, dla którego w 16% 
wszystkich obserwowanych zderzeń następuje wyrywanie dwu elektronów; 
przy spotkaniu z cząstkami alfa atom helu może się sam przekształcić 
w cząstkę alfa. '
>>>
ROZDZIAŁ VII. 


TEORJA KW ANTOW ŚWIETLNYCH ORAZ ZJAWISKA 
COMPTON A I RAMA N A. 



--'...,_. 
 
'-.-. . 



 l. Kwantowa teorja światła. 


Znana pod nazwą teorji emisyjnej teorja świa
ła N e w t o n a, zakłada, 
że ciała świ
cące wysyłają strumienie szczególnego rodzaju cząsteczek 
świetlnych, które biegną w przestrzeni z "prędkością światła« (300000 
kmfsek lub 3.1010 cmfsek.) N e w t o n 'owi znane było tylko światło wi- 
dzialne, a z teorji jego wynikało, że cząsteczki światła czerwonego mają 
największą masę, cząsteczki zaś fiołkowego - najmniejszą. Teorję N e w- 
t o n a zastąpiła w XIX w. teorja falowa, która, będąc w pierwotnej swej 
postaci teorją sprężystego eteru, uległa następnie przemianie w elektroma- 
gnetyczną teorję światła, uważającą en
rgję promienistą za rozchodzące 
się w przestrzeni drganie elektromagnetyczne. 
W rozdz. III, 
. 3 spotkaliśmy po raz pierwszy pojęcie kwantów świa- 
tła, jako ilości energji świetlnej emitowanej i pochłanianej przez atomy 
i cząsteczki. Wartość kwantu zależy od rodzaju energji promienistej, t. j. 
od długoki fali Ą lub częstości drgań y. Widzieliśmy, że 


l E - Y ot (I) 
gdzie E jest energją kwantu, h - stałą P l a n ck a. Częstość, jak zawsze, 
jest wzięta na sek; jeżdi E jest dane w ergach, wtedy wartość liczbowa h 
ma wartość, p. (2) W rozdz. III, 
 3: 


h = 6 54 . 10-27 = 6,54 
, 10 27 ' 


(2) 


Podaliśmy tam również wartość E dla światła widzialnego, dla kt6rego 
Ą = 0,5 (1- oraz dla promieni H e s s a, przy Ą = 0,5 X Będziemy tu 
również dla krótkości mówić o kwantach światła, aczkolwiek mowa 
o kwantach energji promienistej.
>>>
$1] 


Kwantowa teorja światła 


177 


Zasady teorji, która nosi obecni
 nazwę kwantowej teorji światła, sfor- 
mułował A. E i n s t e i n w 1905 r. Rozumowania jego są w istocie bardzo 
proste. Niech będzie ciało A, wysyłające strumień energji promienistej, oraz 
ciało B, kt6re pochłania trafiającą nań część tego strumienia. Ciała A i B 
mogą się znajdować w dowolnej od siebie odległości, w najbliższem są- 
siedztwie, czy też w odległości bil jonów mil (odległość mgławicy od Ziemi). 
Ciało A wysyła energję promienistą oddzielnemi kwantami; ciało B po- 
chłania tę samą energję również oddzielnemi kwantami tej samej wielkości. 
Zachodzi pytanie: co się dzieje z tą energją w drodze pomiędzy A i B? 
E i n s t e i n wypowiada tu następujący śmiały pogląd: strumień energji 
promienistej między A i B składa się z oddzielnych niezwiązanych ze sobą 
kwantów, pędzących z prędkością światła. Są one czemś w rodzaju atomów 
energji promienistej i noszą dla krótkości nazwę kwantów światła!); bę- 
dziemy bardzo często mówili poprostu o kwantach. Mamy tu wyraźny 
nawrót do N e w t o n 'owskiej teorji emisyjnej światła. Różnią się one jed- 
nak m. inn. tern, że według teorji emisyjnej masa cząsteczki świetlnej pro- 
mienia czerwonego jest największa, zaś fiołkowego - najmniejsza, nato- 
miast teorja E i n s t e i n a prowadzi do wniosku przeciwnego, jak to wy_ 
nika z równo (I), gdzie dla promienia fiołkowego częstość y jest większa, 
niż dla promienia cz,erwonego. 
Wiemy jednak, że olbrzymia liczba najrozmaitszych zjawisk, wywo- 
ływanych na swej drodze przez promienie widzialne i niewidzialne, kt6- 
re są głównym przedmiotem najobszerniejszego działu fizyki, optyki, 
znalazły świetne wytłumaczenie oparte całkowicie na pojęciu falo- 
wego charakteru energji promienistej. T eorja falowa zakłada rozcho- 
dzenie się ruchu drgającego, który charakteryzują wielkości takie, jak 
częstość drgań, ich amplituda, długość fali, jak również forma drgań 
i t. d. Teorja falowa tłumaczy odbicie i załamanie, interferencję i dy- 
frakcję, polaryzację wszystkich typów, załamanie podwójne, skręcenie 
płaszczyzny polaryzacji oraz inne czasami bardzo skomplikowane zja- 
wiska, które zachodzą w kryształach. Wszystkie te zjawiska tłu- 
maczy teorja falowa w sposób stosunkowo prosty, są one jej logiczną 
konsekwencją. Nie wydaje się natomiast, aby teorja kwantów światła 
zdołała w sposób prosty i dogodny wytłumaczyć którekolwiek ze wspo- 
mnianych zjawisk, za wyjątkiem może tylko odbicia. Najbardziej typo- 
wem z tych zjawisk jest interferencja promieni, powstanie której bardzo 
trudno sobie wyobrazić w inny sposób, jak tylko przez składanie kilku 
ruchów drgających. Według teorji kwantowej światła, strzępki energji pro- 


1) Nazywają je też często f o t o n a m i. (Przyp. tłum.) 


Chwolson. Fizyka Wsp6łczesna. u*
>>>
17 8 


Teorja kwant6w świetlnych oraz zjawiska Ramana i Comptona 


[VII 


mienistej pędzą pojedyńczo, nie będąc ze sobą niczem związane; biorąc za 
podstawę taki obIaz promieniowania światła, staje się niemożliwem w spo- 
sób prosty i zrozumiały wytłumaczenie wzajemnego oddziaływania pro- 
mieni, ich zobopólnego potęgowania lub unicestwiania się, które w tak 
obrazowy sposób wynika z teorji falowej drogą składania dwu przeciwnie 
skierowanych jednakowych drgań. 
\Y/ielkość kwantu wyznacza równo (I), w którem y jest częstością 
clrgań. Lecz teorja kwantów światła nie zawiera pojęcia drgań, to 
t:eż y jest tu tylko zwykłym spółczynnikiem liczbowym, niernającym 
zgoła znaczenia fizycznego. Równ. (I) należy obecnie uważać tylko ja- 
ko takie, które pozwala z języka teorji falowej przejść na język 
kwantów lub odwrotnie. Ujemna strona teorji kwantów światła puiega 
na tern, że nie zdołano otrzymać żadnych danych, tyczących się k
ztał- 
tu, a w szczególności wymiarów kwantów światła. Istotna więc różnica 
pomiędzy teorjami falową i kwantową jest następująca. Teorja falowa 
zakłada, że dokoła ośrodka emitującego tworzą się kuliste powierzchnie 
falowe; energja promienista jest więc wysyłana we wszystkich kierunkach. 
Według teorji kwantowej natomiast ośrodek emitujący wysyła pojedyńczy 
kwant, który leci w pewnym kierunku, zależnym od dotychczas niezna- 
nych, lecz bądź co bądź w sposób ciągły zmieniających się przyczyn; tak 
więc skutkiem wielkIej liczby poszczególnych emisyj otrzymujemy roz- 
chodzenie się energji promienistej we wszystkich kierunkach. Każda po- 
szczególna emisja ma wszakże kierunek ściśle określony; autorowie nie- 
mieccy mówią w tym wypadku o emisji punktowej lub szpilkowej. 
Mówiliśmy, że kwantowa teorja światła nie jest w stanie wytłumaczyć 
zjawisk, które wystę'pują w drodze między ciałem emitującem A i pochła- 
niającem B. Nasuwa się tedy zupełnie naturalne pytanie: czemu więc teorja 
kwantowa mogła wogóle powstać i w ciągu 25 lat przeciwstawiać się 
teorji falowej, nie będąc przez tę ostatnią pokonana? Odpowiedź jest 
prosta: okazuje się, że teorja kwantowa w sposób zadziwia"jąco prosty 
i obrazowy tłumaczy cały zespół licznych i różnorodnych zjawisk, które 
mają miejsce wewnątrz ciał A i B, w ich atomach i cząsteczkach; są one 
natomiast zupełnie niewytłumaczalne i niepojęte z punktu widzenia teorji 
falowej. Mamy na myśli przedewszystkiem wszystkie zjawiska związane 
z emisją lub absorbcją energji promienistej. Jedno z takich zjawisk, którego 
zbadanie po raz pierwszy doprowadziło do pojęcia kwantów, było już 
rozpatrywane w rozdz. III, 

 2 i 3, jest niem rozkład energji w widmie 
ciała doskonale chłonącego. W następnych rozdziałach poznaliśmy jeszcze 
szereg innych zjawisk, stosunkowo nawet mniej złożonych ocl promienio-
>>>
d 


Kwantowa teorja 
wiatła 


179 


wania ciała doskonale chłonącego, które zachodzą przeważnie w ciele po- 
chłaniająccm B. Należą do nich już wspominane niejednokrotnie: efekł 
fotoelektryczny, zjawiska fotoluminescencji, zjawiska fotochemiczne i inne. 
Tak więc musimy bezwarunkowo założyć, że ciało A wysyła, a ciało B 
pochłania energję świetlną oddzielnemi kwantami. W ten sposób otrzymu- 
jemy obraz następujący: na początku i na końcu drogi promienia wszystko 
dzieje się w całkowitej zgodzie z teorją kwantową, która w sposób łatwy 
i prosty tłumaczy zesp6ł odnośnych zjawisk; natomiast na całej długości 
drogi promienia zjawiska zachodzą zgodnie z teorją falową. Jak jednak 
można jednocześnie stosować dwie teorje, których pojęcia zasadnicze są 
zupełnie odmienne; jest pIzecież rzeczą trudną do zrozumienia, aby jedno 
i to samo zjawisko, - energja promienista, w szczególnym zaś wypadku 
światło widzialne, - w jednych miejscach miało jedne, w innych zaś zgoła 
różne właściwości? Jeśli pomimo wszystko na to się zgodzimy, to powsta- 
nie słuszne pytanie, z jednej strony w jaki sposób kwanty, wysyłane nie- 
wątpliwie przez ciało A, ulegają przemianie na drganie elektromagnetycz- 
ne, jakgdyby rozwijają się w powierzchnie falowe, a z drugiej strony, 
jakim sposobem ruch drgający, osiągając ciało B, przekształca się ponownie 
w kwanty, pochłaniane przez atomy lub cząsteczki ciała? Oczywistem 
więc jest, że obie teorje nie mogą istnieć równorzędnie. Liczne są usiłowa- 
nia wybrnięcia z tego błędnego koła, w którem ugrzęzła fizyka w ciągu 
ostatnich dwudziestu lat. Dopiero w I925 r. wyjście zaczęło się zarysowy- 
wać, o czem w krótkości pomówimy na końcu książki. Obecnie om6wimy 
szczegóły, dotyczące teorji kwantów światła. 
O wielkości kwantów w ergach była już mowa w rozdz. III, 
 3, po 
równo (2). Równ. (I) wiąże tę wielkość z częstością drgań. Jeżeli podstawić 
wartość liczbową stałej P l a n c k a h, p. (2), i zamiast częstości y wziąć 
c: A, gdzie c = 3.1010 jest prędkością światła, to, znajdziemy zależność 
kwantu od długości fali A. Mamy mianowicie: . 


1,9 6 
10 = ----o- er g 
1081-. ' 


(3) 


gdzie A jest wyrażone w angstromach. Jest rzeczą interesującą porównanie 
wielkości kwantu różnych promieni z inną spotykaną w fizyce bardzo ma- 
łą wartością energji, mianowicie z energją ruchu postępowego atomu lub 
cząsteczki gazu, którą oznaczymy przez k. Wiadomo, że k zależy wyłącz- 
nie od temperatury, a zupełnie nie zależy od rodzaju atomu lub cząsteczki. 
Won 


k 5,621 (4) 
= 10 14 erg. 

 -
>>>
180 


Teorja kwantów świetlnych oraz zjawiska Ramana i Comptona 


[VII 


Można obecnie rozstrzygnąć pytanie: jaką długość fali A ma promienio- 
wanie, którego kwant równa się k. Przyrównując związki (3) i (4), 'Znaj- 
dujemy p. rozdz. III, 
 I, równo (3). 


o 
A = 3,5' 10 5 A = 351L, (5) 
Promieniowanie to z ;;;jd tiJ'
się w dalekiej podczerwieni. Jeden kwant 
o 
krańcowego promieniowania rontgenowskiego (A = 0,072 A) równa się 
energji ruchu postępowego 4800000 cząsteczek w 0°. Kwant światła wi- 
dzialnego (A = 5000 A) równa się energji ruchu postępowego około 7 0 
cząsteczek w 0°. 
Omówimy teraz interesujące zagadnienie masy jednego kwantu. W rozdz. 
II, 
 S mieliśmy równo (IS), według którego otrzymujemy masę energji 
w gramach, jeżeli jej wartość liczbową podzieliI?-Y przez 9.102°, t. j. przez 
kwadrat prędkości światła w cm/sek. Oznaczając masę jednego kwantu 
przez mk' gdzie wskaźnik k przypomina, że mowa o masie kwantu, 
mamy 


s 
mk =-----:JO 
9. 10 
(mk w gr, E w ergach). Podstawiając tu zamIast £ jego wartość (3), 
otrzymamy masę kwantu 


(6) 


2,2 
mk = I02!ł" gr, 


(7) 


o 
gdzie A dane jest w A. Widzimy, że masa kwantu światła jest wiel- 
kością bardzo małą. Porównajmy ją z najmniejszą masą, o której mo- 
wa w innych działach fizyki, a którą jest masa elektronu, 1840 (azy 
mniejsza od masy atomu wodoru. W rozdz. I, 
 4, równo (ID) podaliśmy 
liczbę elektronów, mających masę jednego grama. Stąd łatwo znaleźć, że 
masa jednego elektronu wynosi 


0,9 
m = --:!f gr, 
10 


(8) 


\ / 


Przyr6wnując prawe strony równości (7) i (8), znajdujemy tJlugość fali 
promieniowania, którego kwant posiada masę równą masie jednego tlek- 
tronu; oznaczmy tę długość fali przez 1:; znajdziemy 


_ o 
A = 0,0243 A. 


(9) 


Ta długość fali (spotkamy się z nią jeszcze w tym rozdziale) jest szczeg61- 
nie ciekawa; znajduje się ona już poza dziedziną promieni r6ntgenowskich;
>>>
.. 


$ I] 


Kwantowa teorja światła 


181 


należy mianowIcIe do promieni gamma. Masa kwantu 
wiatła widzial- 
nego jest w przybliżeniu 200 000 razy mniejsza od masy elektronu. 
W teorji falowej natężenie strumienia energji promienistej (blask, 
siła 
wiatła) wyznacza amplituda (wychylenie) ruchów drgających; natę- 
żenie jest mianowicie proporcjonalne do kwadratu amplitudy. W teorji 
kwantowej natężenie jest proporcjonalne do gęsto
ci strumienia kwant6w, 
t. j. do liczby kwant6w, które w danej chwili znajdują się W jednostce 
objętoki strumienia. . 
Wspominali
my o licznych usiłowaniach przezwyciężenia trudno- 
ści, do których prowadzi konieczno
ć stosowania dwu odmiennych te- 
oryj celem wytłumaczenia różnych grup zjawisk 
wietlnych. Powiemy te- 
raz słów parę o kierunkach, w których my
l naukowa poszukiwała wyj
cia 
z tego przykrego stanu rzeczy. Można tu wymienić cztery główne prądy 
następujące: 
I. Usiłowano uzupełnić zwykłą teorję kwantową dodatkowemi hipo- 
tezami, które pozwoliłyby wytłumaczyć' odbicie, załamanie, dyspersję 
(rozkład na widmo), interferencję i inne zjawiska, należące do dziedziny 
teorji falowej. Przedewszystkiem należało wielko
ci Y, częstoki drgań 
w teorji falowej, nadać jasny sens w obrębie teorji kwantów 
wiatła, łącząc 
z niem pojęcie pewnego perjodycznie powtarzającego się zjawiska. 
II. Próbowano skojarzyć obie teorje w jedną cało
ć, przyczem zakła- 
dano jednoczesne istnienie zarówno kwant6w jak i fal. 
III. Proponowano nastanie zupełnie nowe schematy teoretyczne, 
które zdołałyby tłumaczyć zarówno zjawiska energji promienistej, które 
odbywa ją się w ciałach A i B (p. wyżej), jak i te, które zachodzą na dro- 
dze promienia między temi ciałami. 
IV. . W bardzo rzadkich wypadkach czyniono r6wnież próby wytłu- 
maczenia na gruncie teorji falowej i pewnych dodatkowych hipotez, zja- 
wisk, które z taką łatwo
cią tłumaczy teorja kwantów 
wiatła. 
Bardzo interesująca, choć mająca obecnie już tylko znaczenie historyczne 
jest, rozpaczliwa próba B o h r a i dwu jego współpracowników znalezie- 
nia wyjścia z wytworzonego martwego punktu. Dokonano jej na wiosnę 
1924 r. i wywołała ona wówczas ogromne zainteresowanie, a nawet wielką 
sensację. Istota jej polegała na zrezygnowaniu z zasady zachowania energji 
dla zjawisk atomowych i cząsteczkowych. W 1925 r. twórcy tej teorji, 
w związku z pracą dwu uczonych niemieckich, którzy na drodze doświad- 
czalnej obalili jeden z jej wyników, ostatecznie zrezygnowali z tej teorji.
>>>
182 


Teorja kwant6w świetlnych oraz zjawiska Ramana i Comptona 


[VII 



 2. Zjawisko A. H. C o m p t o n a. 


W paragrafie poprzednim mówiliśmy, że, prócz rozkładu energji 
w widmie ciała daskanale chłanącega, jest jeszcze szereg zjawisk, które 
odpawiadają w zupełnaści tearji kwantów światła, są natomiast zupełnie 
niemożliwe da wytłumaczenia z punktu widzenia falowej teorji energji 
pramienistej. Szereg takich zjawisk rozpatrzymy właśnie w paragrafie ni- 
niejszym, araz w trzech razdziałach następnych. 
,Uczony amerykański A. H. C o m p t a n (którego. nie należy mieszać 
z innym wybitnym uczonym K. T. C o m p t a nCem) wykonał w 1923 
raku daświadczenia, które daprowadziły go. do wykrycia ZllEełnie na- 
wego, a bardzo interesującego zjawiska, zwanego obecnie zjawiskiem lub 
efektem C o m p t o n a. Do 1929 r. paświęcano. temu adkryciu akało sto 
badań teoretycznych i daświadczalnych, co. tłumaczy się jego. doniosłem 
znaczeniem dla kwantowej tearji energji promienistej. Zjawisko C o m p- 
t o n a jest szczególnym przypadkiem rozproszenia promieni rontgenow- 
skich w warstwie powierzchniawej dawalnego ciała, przedewszystkiem 
jednak ciała stałego.. Początkawa nie zdołano wywołać tego zjawiska, lecz 
już w 1924 r. ustalano niezbicie, że ano istnieje i zachodzi ściśle według 
zasad teorji kwantów. Przejdziemy do opisu i wytłumaczenia zjawiska 
C a m p t o n a. 
Już daść dawno przed 1923 r. znany był szereg zjawisk, których wy- 
tłumaczenie wymagało założenia dadatkowego, że kwant energji promie- 
nistej, trafiając na powierzchnię ciała, zostaje przez nią całkowicie absor- 
b(Jwany, przyczem całkowita jego energja zużywa się na pracę i przekształ- 
ca się w inną formę energji. Należą tu zjawiska fotochemiczne, foto- 
elektrycznaść oraz fatoluminescencja, które niżej rozpatrzymy. W związ- 
ku z tern powstaje ciekawe zagadnienie ewentualnego znalezienia zjawiska, 
w którem na wykonanie pewnej pracy zostałaby zużyta tylko część całego 
kwantu 8, natomiast reszta pozostałaby również w postaci kwantu świa- 
tła e', przyczem oczywiście e'8. Oznaczymy, przechodząc na język teorji 
falawej, częstość drgań i długość fali kwantu e przez v i )" zaś kwantu 
e' przez v' i A', tak że według wzoru (I) 8=hv i 8'=h'v'. Ponieważ e'8, 
atrzymujemy 


v'  v i A'  A. 


(la) 


Oznacza to, że zamiast promieni padających a danej długaści fali A, 
otrzymamy rozpl'aszone przez warstwę powierzchniawą promienie więk- 
szej długości fali A', co odpowiada przesunięciu promienia ku czer- 
wonemu końcowi widma (nalewo). Z punktu widzenia teorji falowej,
>>>
, 



 2] 


Zjawisko A. H. Comptona 


18 3 


taka forma czękiowej straty energji promienistej jest zupełnie niezro- 
zumiała, ponieważ teorja ta wymaga, aby stracie energji towarzyszyło 
zmniejszenie się amplitudy drgań, osłabienie natężenia promieniowania, 
lecz w każdym razie nie zmniejszenie ich częstości, t. j. powiększenie dłu- 
gości fali; oznaczałoby to dla promieni widzialnych zmianę zabarwienia. 
Możnaby się było spodziewać, że zjawisko florescencji, w którem mamy 
r6wnież przemianę energji promienistej długości fali A na inną długość 
fali A'  A (prawo S t o k e s' a, rozdz. IX, 
 I) będzie odpowiadało istocie 
zjawiska, którego szukamy, ponieważ w języku teorji kwantów mamy tu 
padające na ciało kwanty E, i rozproszone kwanty E' przyczem E'  E. 
Zjawisko fluorescencji będzie niżej rozpatrzone, uważamy jednak za po- 
żyteczne już teraz wyjaśnić powód, dla którego nie odpowiada ono nasze- 
mu schematowi. Wyjaśnienie bowiem fluorescencji z punktu widzenia teorji 
kwantów, polega na następującem. Kwant E przy' spotkaniu z atomem 
Ht ,je całkowicie zuż' t' , przyczem częśc tego kwantu E' zużywa się na 
wzbudzenie atomu, t. j. na podniesienie elektronu z jego orbity normal- 
nej na dalszą, reszta natomiast - na j,akąkolwiek inną pracę, - np. na 
powiększenie zasobu energji cieplnej ciała. Przy powrocie elektronu na 
orbitę normalną, zostaje wysyłany oczywiście kwant E' mniejszy od 
kwantu E. 
Zjawiska, odpowiadającego naszemu założeniu, t. j., gdy zachodzi stra- 
ta jedynie części kwantu E, natomiast reszta zostaje w postaci kwantu 
E'  E, należy oczekiwać, gdy padający kwant E jest bardzo duży, zaŚ elek- 
tron, na który on działa, jest zupełnie swobodny lub bardzo słabo zwią- 
zany z atomem, tak że praca oderwania go od atomu jest bardzo mała. 
Okoliczność taka zachodzi w przypadku walencyjnych elektronów ato- 
mów, których ciężar atomowy jest nieduży, - np. atomu węgla. Bardzo 
duże E mamy zaś w wypadku promieni R o n t g e n a, szczególnie, jeśli 
wziąć promienie najtwardsze. Tak więc można si spodziewać urzeczywist- 
nienia naszego schematu, t. j. zużycia ty ko części kwantu E, }eslz "skiero- 
wać twarde promienie rontgenowskie na powierzchnię płytki węgla lub 
ciała bogatego w ten pierwiastek. Muszą wtedy powstać promienie rozpro- 
szone, znajdujące się w widmie bardziej nalewo od promieni padających. 
Przekonamy się, że doświadczenia potwierdziły te rozumowania, lecz że 
łącznie z promieniem przesuniętym (E', A') występuje również promień nie- 
przesunięty (E, A). Oznacza to, że nie wszystkie kwanty E trafiają 
W łatwo ruchliwe elektrony, którym oddają część swej energji, lecz że 
część tych kwantów rozprasza się przez warstwę powierzchniową bez' 
zmiany swej wielkośCi. Można to wytłumaczyć jeszcze prościej, zakładając, 
że kwanty trafiają nie w lekki i ruchliwy elektron, lecz w ciężkie, a więc
>>>
18 4 


.. 
Teorja kwantów świetlnych oraz zjawiska Ramana i Comptona 


[VII 


trudno ruchliwe jądro atomu, od którego odskakują, ze zmienionym kie- 
runkiem ruchu, lecz bez zmiany swej wielkości. 
W 19 2 3 r. A. H. C O m p t o n oraz uczony szwajcarski P. D e- 
b y e niezależnie od siebie i w zupełnie' identyczny sposób, rozstrzygnęli 
zagadnienie rodzaju zjawiska, jakie musi powstać, gdy kwant światła E 
spotka elektron, w ich założeniu zupełnie swobodny, co niezupełnie odpo- 
wiada przypadkowi elektronu walencyjnego, np. atomu węgla; różnica 
powinna jednak być niewielka. 
Bardzo prosty schemat geometryczny zadania, rozwiązanego przez 
C o m p t o n C a i D e b y e C a widzimy na fig. IJ. Kwant E leci w kie- 
runku ABD, przyczem w punkcie B znajduje się elektron, w który kwant 
ten oczywiście uderzy. Skutkiem zderzenia elektron zostanie popchnięty 
w kierunku BC z pn
dkością v, przyczem energja tego ruchu powstała 
kosztem kwantu E. Reszta kwantu E, jako kwant E', pędzi w kierunku 
BF. Dla danego kierunku AB strumienia kwantów E mogą w ostatecznym 
wyniku powstai: zupełnie różne zjawiska, zależnie od rodzaju uderzeń 
kwantów w elektrony. Oznacza to, że kierunek i prędkość elektronu oraz 
kierunek i wielkość kwantu E' mogą być bardzo różne. Otrzymujemy 
rozproszenie elektronów, a jednocześnie rozproszenie promieni rontgenow- 


'A l 


E 
: 


F 

 D 
B l.J1 u 
K 1 
C 


Fig. 17 
skich, przyczem promienie rozproszone w różnych kierunkach mają nie- 
jednakową długość fali, ponieważ E' jest niejednakowe. Zadanie staje się 
jednak zupełnie okrcślonem, jeżeli uwzględnić, że doświadczalnie obserwu- 
jemy promienie rozproszone o pewnym określonym kierunku BF, którego 
wybór zarówno jak i wybór kierunku AB pierwotnych promieni rontge- 
nowskich zależy od nas. Oznaczamy przez rp (p. fig. 17) kąt DBF pomię- 
dzy kierunkiem ABD padających promieni rontgenowskich i kierunkiem 
BF, w którym obserwujemy promienie rozpl'Oszone; przez tJ; oznaczymy 
kąt DBC, wyznaczający kierunek ruchu elektronu po zderzeniu z kwan- 
tem E. Mamy w ten sposób pięć wielkości E, E', rp, 
 i v. Zamiast 
prędkości v elektronu po zderzeniu możemy rozważać energję kinetyczną 
jego ruchu]. Z tych pięciu wielkości od nas zależy wybór E i rp, t. j' 
W języku teorji falowej, długość fali promieni padających w kierunku AB,
>>>
S 2] 


Zjawisko A. H. C o m p t o n a 


18 5 


i kierunku obserwacji BE. Okazuje się, że wszystkie pięć wielkości są poza- 
tern ze sobą związane jeszcze w ten sposób, że gdy fE' i v (lub J) zostały 
znalezione, wtedy kąt q; łatwo już obliczyć. 
C o m p t o n i D e b y e rozwiązali zadanie, stosując zasady mechaniki, 
dotyczące zderzenia ciał, z których zasada zachowania energji głosi, że 
energja fE musi równać się energji fE' dodanej do energji j elektronu: 


fE,= fE' + J. 


(II) 


Drugiej zasady nie będziemy tu rozpatrywali; wystarczy nadmie- 
nić, że dość skomplikowane rachunki prowadzą do wzorów, które dają 
możnoŚć łatwego obliczenia fE' i v (lub J), oraz kąta q;, przyczem wszy- 
stkie trzy wielkości są wyrażone zapomocą wybr""nych przez nas, 
a więc znanych wielkości fE i q;. Bezpośrednio dana jest oczywiście dłu- 
gość fali ), padających promieni r6ntgenowskich, którą z kwantem fE 
wiąże równo (3) pozwalające wprowadzić do wszystkich wzorów A 
zamiast fE oraz A' zamiast fE', gdzie A' jest długością fali promienia roz- 
proszonego, obserwowanego w obranym kierunku BE, określonym przez 
kąt Cf. W ten sposób ostatecznie otrzymujemy A', v (lub J) i rp wyra- 
żone zapomocą znanych wielkości A i f. Jeżeli kąt A' równy jest 90°, 
to na A' mamy zadziwiająco prosty wynik. W 
 I tego rozdz. przekona- 
liśmy się, że istnieje promień, którego kwant ma masę ró wn ą.E1asie elek- 
tronu. Oznaczmy długość fali tego promieniowania przez A; A = ,O,0:L43 
o 
A, p. równo (9). Okazuje się, że dla 'f = 90°: 


\ __ o 
A' = A + A = A + 0,0243 A. 


(n) 


Widzimy, że dla t{ = 90° przesunięcie promienia jest bardzo małe; 
to znaczy, że fE' jest obardzo niewiele mniejsze od fE. Przesunięcie pro- 
mienia nie zależy od długości jego fali A. Okazuje się, że dla innego rp 
różnego od 900, przesunięcie jest inne, i również nie zależy od A. (Dla 
czytelników obeznanych z wielkościami trygonometrycznemi, podajemy 
wzór, dotyczący dowolnego rp. Ma on postać następującą: 
- rp rp ] 
A' = A + 2)' sin 2 - = ), + 0,0486 sin 2 - 
2 2 
Gdy rp jest mniejsze od 900, wówczas przesunięcie promienia jest jeszcze 
mniejsze od A; w tym wypadku fE' jeszcze mniej różni się od E, a elek- 
tron otrzymuje tylko niewielką prędkość v lub niewielką energję j, p. 
(II). Jeżeli zaś rp jest większe od 90° t. j. kwant e:' leci niejako z po- 
wrotem (wlewo na fig. 17), wtedy przesunięcie promienia będzie więk- 


v
>>>
" 


186 


Teorja kwant6w świetlnych oraz zjawiska Ramana i Comptona 


[VII 


sze od A, a elektron otrzyma większą prędkość v lub większą energję j, 
przyczem kąt 
 będzie mały. Największe przesunięcie promienia otrzy- 
mamy dla 'f = 180°, gdy kwant s' biegnie w kierunku od B do A. Mamy 
wtedy dla 
'f = 180 0 : A' = A + 2.A = A + 0,0486 A. (13) 
Elektron pędzi w tym wypadku w kierunku od B do D. Wypadek 
ten nie daje się praktycznie urzeczywistnić, ponieważ należałoby obser- 
wować od strony A, zasłaniając promień padający AB. W każdym więc 
razie musimy brać kąty 'f nieco mniejsze od [800. 
Co się tyczy doświadczalnego zbadania zjawiska C o m p t o n a, to 
należy oczywiście wziąć pod uwagę wszystkie założenia wyżej podanej 
teorji tego zjawiska. Zakładaliśmy mianowicie, że elektron jest nieruchomy 
i swobodny lub bardzo słabo związany z atomem, tak że można zaniedbać 
pracę jonizacji atomu, to zaś możliwe jest tylko wtedy, gdy kwant s jest 
bardzo duży. Stąd wynika, że pr6by rozproszenia promieni przez warstwę 
powierzchniową ciała mogą dać tylko wtedy wyniki zgodne z wnioskami 
teoretycznemi, np. ze związkiem (12), jeżeli stosować promienie o bardzo 
małej długości fali, jakiemi są promienie gamma lub krańcowe promienie 
r6ntgenowskie, i kierować je na powierzchnię ciał, których atomy mają 
stosunkowo słabo związane elektrony. Należą tu, jak już mówiliśmy, ato- 
my pierwiastków o małym ciężarze atomowym, ponieważ j
dra ich mają 
mały ładunek dodatni i z tego względu stosunkowo nie tak silnie hamują 
ruch elektronów. Do takich pierwiastków należy węgiel (grafit), zamiast 
kt6rego można też stosować ciało bogate w węgiel, jak np. parafinę, 
papier i t. p. , 
W swych pierwszych ścisłych doświadczeniach A. H. C o m p t o n sto- 
sował promienie Ku. molibdenu ()- = 0,71 A), które kierował pod różnemi 
kątami na powierzchnię grafitu, obserwując promienie rozproszone w róż- 
nych kierunkach r.p, przeważnie jednak dla 
 = 900, w tym przypadku 
zmiana długości fali musi być zgodnie z teorją równa 0,024 A. Doświad__ 
czenia potwierdziły istnienie zmiany długości fali przy rozproszeniu uż' _ 
tych' promieni rontgenowskich, przyczem jako przeciętną wielu obserwacyj 
.- o 
otrzymano na zmianę długości fali liczbę 0,019 A, co, uwzględniając nie- 
zmierne trudności pomiaru tak małych zmian długości fali, jest wynikiem 
dość zadawalającym. W ten sposób po raz pierwszy stwierdzono doświad- 
czalnie, że możliwy jest prżypadek, tylko częściowego zużycia kwantu przy 
zderzeniu z elektronem, reszta zaś porusza się w innym kierunku w postaci 
zmniejszonego kwantu. Dalsze doświadczenia wykonał A. H. C o m p t o n
>>>
2] 


Zjawisko A. H. Comptona 


18 7 


z promieniami gamma (I_ = 0,024 A) i promieniami R o n t g e n a (A = 
o 
0,12 do A == 0,32 A). Nie będziemy podawać wyników liczbowych, wy- 
starczy nadmienić, że dla grafitu, parafiny i glinu były one zgodne z temi. 
kt6re przewiduje teorja. Lecz dla miedzi, cynku i ołowiu, aczkolwiek 
obserwowano zmiany długości fali, lecz wielkość tej zmiany była o wiele 
mniejsza od przewidywań teoretycznych np. dla rp = 90° dla ołowiu i A = 
o o o 
o,q A znaleziono przesunięcie O,OII A zamiast A = 0,024 A. Jest to 
zrozumiałe, gdyż dla ołowiu o stosunkowo dużym ciężarze atomowym, 
podstawy teorji przestają być 
słuszne. Nie zatrzymujemy się 
na licznych badaniach zjawiska 
C o m p t o n a, wykonanych 
przez innych uczonych. Dla ilu- 
stracji przytoczymy jeden z wy- 
ników doświadczeń uczonych 
niemieckich, H. K a II m a n- 
n a i H. M ark a, wykonanych 
w 1925 r.; prornIeme rozpro- 
szone były przez nich kierowa- 
ne na płytę fotograficzną. Na 
fig. 18 widzimy jedno z otrzymanych zdjęć. Badacze ci stosowali promie- 
me Ka i K
 molibdenu oraz grafit; przypomnijmy, że długość fali dla 
promienia a jest większa, niż dla promienia 
. N a fig. 18 długości fali 
rosną z lewej ku prawej stronie. Rysunek górny (a) dotyczy przypadku 
r.p = 720, dolny (b) - przypadku r.p = 90°; widzieliśmy, że przesunięcie 
promienia musi być większ.e dla r.p = 90°, niż dla :f = 72°. Na każdym 
z rysunków mamy z prawej strony promień Ka' z lewej promień K 
 ; 
wiemy że promień 
 jest słabszy od promienia a, p. fig. 4, rozdz. V 
 2. 
Każdy promień t. j. Ka i K
 dla q; = 72 i r.p = 90 jest rozdwojony. 
W każdej parze linja lewa jest nieprzesunięta, prawa przesunięta. Jasnem 
jest, że lewe prążki znajdują się na rysunkach a i b na tern samem miejscu. 
Prążki przesunięte znajduią się z prawej strony nieprzesuniętych, t. j. od 
strony rosnących długości fali. Widać doskonale, że przesunięcie dla 
r.p = 900 jest większe, niż dla rp = 72°. Wielkość przesunięc:
 równa się 
o n O 
0,0170 A dla r.p = 720 i 0,0241 A dla 90°, natomiast teorja daje 0,0168 A 
o 
i 0,0243 A; zgodność jest więc doskonała. 
Nie będziemy ,.rozpatrywać skomplikowanego zagadnienia elektro- 
nów rozproszonych, dla których teorja daje kierunek ruchu, t. j. kąt 1/. 


-
' 

 


=r 

_ 
II! 
.,L 



- 



 


; a 



 


b 


Fig. I 8
>>>
188 


Teorja kwant6w świetlnych oraz zjawiska Ramana i Comptona 


[VII 


(fig. 17) i prędkość v lub energję J. Naszkicowana wyżej teorja pro- 
wadzi do wniosku, że elektrony biegną zawsze w kierunkach, dla któ. 
rych kąt 
 (fig. Il) jest niewiększy od 90°, natomiast kąt rp może mieć 
wszystkie wartości od 0° do r800. Im 
 jest większy, tern mniejsza jest 
prędkość v lub energja elektronu J. Największą prędkość v otrzymuje- 
my dla 
 = o, gdy elektron leci w kierunku SD, a kwant E' w kie- 
runku od B do A (
= 180°). Gdy 1'= o, t. j. kwant E' leci w kierun- 
ku SD, tp 
 = 90° i v = o; w tym wypadku E' = E. Zwróćmy tu uwagę 
tylko na jedną okoliczność. Niejednokrotnie mówiliśmy o zjawiskach foto- 
elektrycznych, które polegają na tern, że promienie padające na po- 
wierzchnię ciała, wyrywają z niego elektrony. Jedno z doniosłych zagad- 
nień przy badaniu doświadczainem polega na tern, aby móc odróżnić 
elektrony zjawiska C o m p t o n a od fotoelektronów, które powstają 
w zjawisku fotoelektrycznem. Zagadnieniem tern zajmowało się wielu 
uczonych. 



 ::S. Zjawisko R a m a n a, M a n d e I s t a m a 
i Landsberga.' 


w 
 I poznaliśmy kwant światła o wielkości E, wyznaczonej przez 
równ., p. (3): 


E = hv, (r4) 


gdzie wartość liczbową stałej h dla E danego w ergach mamy w (8), zaś 
'II jest według teorji fa}owej częstością drgań. _W 
 2 mówiliśmy począt- 
kowo, że znany jest cały szereg wypadków, gdy kwant światła zużywa 
się całkowicie na wykonanie pewnej pracy. Wypadki te rozpatrzymy 
w rozdziałach VII, VIII i 
 3 rozdz. IX. Następnie omówiliśmy tam 
zjawisko C o m p t o n a, w którem odbywa się jakby rozkład kwantu 
światła: część zużywa się na pracę, przechodząc.w energję ruchu,elektronu, 
część zaś pozostaje w formie zmniejszonego kwantu, któremu według teorji 
falowej odpowiada zmniejszona częstość V, lub, co jest identyczne, zwięk- 
szona długość fali, t. j. przesunięcie promienia nalewo. Obecnie poznamy 
zjawisko wykryte w 1928 roku, w którem l° odbywa się również rozkład 
kwantu światła; 2° po raz pierwszy zostaje stwierdzona możliwość czegoś 
w rodzaju przyłączenia jednego kwantu do drugiego, t. j. powiększenia 
kwantu, -co zgodnie z teorją falową odpowiada powiększeniu liczby drgań 
lub zmniejszeniu długości fali, t. j. przesunięciu promienia naprawo;
>>>
S 3] 


Zjawisko R a ma n a 


18 9 


3° również po raz pierwszy, zostaje stwierdzone istnienie zjawiska, którego 
możliwość przewidział E i n s t e i n w 1916 r. 
Zanim przejdziemy do rozpatrzenia tego nowego zjawiska musimy prze- 
dewszystkiem zaznajomić się z poglądem E i n s t e i n a, o którym przed 
chwilą była mowa. Niejednokrotnie zwracaliśmy uwagę" że zarówno 
atom, jak i cząstęczka mogą w ciągu pew\lego czasu trwać wyłącznie 
w jednym z pośród szeregu "możliwych" stanów, któremu odpowiada zu- 
pełnie określony zasób energji, p. rozdz. III, koniec 
 3, rozdz. IV, 
 8 i ID. 
Te zas'Oby energji oznaczyliśmy przez /1, h, h, 14 i t. d., zakładając, że 
każdy z następnych jest większy od p'Oprzedniego. Najmniejszy /1 odpo- 
wiada normalnemu stanowi, w którym cząsteczka może pozostawać w cią- 
gu nieograniczenie długiego czasu; wszystkie pozostałe są to stany wzbu- 
dzone atomu lub ,cząsteczki. Dwie dowolne z tych wielkości oznaczyliśmy 
przez lk i li, zakładając, że k jest mniejsze od i, t. j. że' lk jest więk- 
sze od li' Wielk'Ości /1, h, h j t. d. lk i li charakteryzują poziomy 
energetyczne, na których znajduje się atom lub cząsteczka; mówiliśmy, że 
każdy następny leży wyżej 'Od poprzedniego. Podniesienie na poziom wyż- 
szy (p'Owiększenie zasobu energji) jest możliwe tylk'O kosztem zużycia pra- 
cy, i widzieliśmy w rozdz. VI, że praca ta może być wykonana kosztem 
energji ruchu elektronu. W rozdz. IX przek'Onamy się, że wzbudzenie ato- 
mu lub cząsteczki, lub powiększenie już istniejącego wzbudzenia, t. j. pod- 
niesienie z poziomu li do poziomu lk' może być również wywołane 
kosztem kwantu światła, którego energja E = hv zostaje zużyta na pracę 
takiego podniesienia. Mamy w tym wypadku związek: 


lk -li = hv'- 


(I5) 


Przejście odwrotne 'Od lk do li może się odbyć samorzutnie, a zużyta 
pierwotnie energja atomu lub cząsteczki, zgodnie z trzecim postulatem 
B o h r a, p. rozdz. IV 
 3, równo (ID) wyzwala się i ulega przemianie 
w jeden kwant światła, ptzyczem ponownie słuszne jest równo (I S), któr
 
w ten spos6b stosuje się jednakowo w obu wypadkach: w pierwszym wy- 
padku mamy przejście od lk do J,. któremu towarzyszy pochłanianie 
kwantu światła 10= = hv, w drugim przejście od Jk do li z towarzyszącą. 
mu emisją tego samego kwantu. 
Podwójne znaczenie równości (15) wyjaśnia istotę prawa Kir c h- 
h o f f a, które sformułowaliśmy w rozdz. III, koniec 
 S; ciało, zna j- 
dujące się w określonym stanie (temperatura, wzbudzenie), wysyła i po- 
chłania jedno i to samo promieniowanie, t. j. jedne i te same kwanty
>>>
19° 


Teorja kwant6w 
wietlnych oraz zjawiska Ramana i Comptona 


(VII 


I 


s = hv. Widma emisyjne i absorbcyjne są dla danego ciała jednakow
 
jeżeli oczywiście oba widma obserwujemy w tym samym stanie ciała. 
Gdy kwant światła trafia w już wzbudzony atom lub cząsteczkę, wów- 
czas, zgodnie z poglądem A. E i n s t e i n a, istnieją dwie możliwości. Po 
pierwsze, jak już wiemy, energja kwantu może być zużyta na powiększe- 
nie wzbudzenia, t. j. na prac
 podniesienia atomu lub cząsteczki na jeszcze 
wyższy poziom energetyczny. Po drugie, i na tern polega śmiała i głęboka 
idea E i n s t e i n a, uderzenie nadlatującego kwantu światła może zmusić 
atom lub cząsteczkę do powrotu do stanu mniejszego wzbudzenia lub na- 
wet do stanu normalnego, t. j. na niższy poziom energetyczny. Przejściu 
temu musi towarzyszyć wyzwolenie energji w formie np. nowego kwantu 
światła. Wypadek ten nazwać można ujemnem pochłanianiem, bowiem 
tutaj przy działaniu strumienia energji promienistej na materję następuje 
nie pochłanianie kwantów światła, lecz odwrotnie, emisja jeszcze nowych 
kwantów. Do 1928 r., t. j. w ciągu 12 lat przewidziane przez E i n s t e i n a 
tego rodzaju ujemne pochłanianie było tylko domysłem teoretycznym, nie 
było bowiem ani jednego faktu, któryby istnienie takiego zjawiska po- 
twierdzał i jednocześnie rozstrzygnął zagadnienie dalszych losów wyzwo- 
lonego z cząsteczki wzbudzonej kwantu. Doświadczalne potwierdzenie 
możliwości ujemnego pochłaniania i rozwiązania przed chwilą wspom- 
nianego zagadnienia miało więc olbrzymie znaczenie naukowe. 
Obecnie musimy w paru słowach omówić trzy zagadnienia, które w dal- 
szym ciągu będziemy spotykać. 
I. Widzieliśmy, rozdz. IV 
 8 (wyrazy widmowe), jak olbrzymie 
znaczenie dla wyznaczenia wyraz6w widmowych, t. j. właściwie pozio- 
mów energetycznych, ma zbadanie widma danego ciała; widać to we wska- 
zanem miejscu z równo (33). Poznanie wyrazów widmowych jest najważ- 
niejszą może drogą prowadzącą do rozwiązania zagadki budowy atomów 
oraz cząsteczek. Bardzo ważną rolę gra w ostatnim przypadku zbadanie 
podczerwonej części widma. Zwykle bada się podczerwone widma pochła- 
niania. Jednakże badanie to jest bardzo trudne pod względem doświad- 
czalnym, wskutek czego dotychczas znany jest rozkład nielicznych prąż- 
ków i pasm widm podczerwonych, i przy tern tylko dla bardzo niewielu 
ciał. Niektóre prążki i pasma widm podczerwonych mogą być wyznaczone 
na podstawie zbadania budowy widzialnych pasm widm. Lecz spos6b ten 
nie daje pewnych wyników. 
II. Przekonaliśmy się, że wzbudzenie atomu lub cząsteczki może być 
skutkiem zderzenia elektronu (rozdz. VI) lub pochłaniania kwantu światła 
(p. wyżej i rozdz. IX). Jednakże znamy inny jeszcze przypadek wzbudze- 
nia, o którym tu w paru słowach wspomnimy. Jak wiadomo, atomy lub
>>>
3] 


Zjawisko R a ma n a 



 


cząsteczki, z których składa się materja, są w szybkim ruchu postępowym, 
t. j. poruszają się szybko i w sposób bezładny we wszystkich możliwych 
kierunkach, bez przerwy zderzając się ze sobą. Im wyższa jest temperatura, 
tern szybszy jest ten ruch, który czasami nazywa się cieplnym, ponieważ 
energja jego stanowi część energji cieplnej. Pozostałe trzy ruchy, wymie- 
nione w rozdz. IV 
 ID, musimy oczywiście również uważać za ruch 
cieplny. Im wyższa jest temperatura, tern większa jest energja tego ruchu. 
Przy zderzeniu dwóch czqsteczek część energji cieplnej jednej cząsteczki 
(lub obu) może przejść w energję wzbudzenia drugiej, ktora przechodzi 
przy tern z jednego poziomu energetycznego na wyższy, przedewszystkiem 
z normalnego II na h, h i t. d. Im wyższa jest temperatura ciała, tem 
większa jest w niem liczba wzbudzonych cząsteczek. 
III. Przypomnijmy jeszcze o jednem powszechnie znanem i JUZ 
W zeszłem 'stuleciu teoretycznie i doświadczalnie zbadanem zjawisku Wf:' 
wnętrznej dyfuzji czyli rozproszenia światła. Gdy wiązka promieni świetl- 
nych przechodzi przez dowolny ośrodek, stały, ciekły lub gazowy, wó
- 
czas cząsteczki ośrodka rozrzucają niejako promienie we wszystkich 
kierunkach. Rozproszenie to wywołują również obce drobiny, znajdujące 
się w danej substancji, np. pyłki. Szczególnie łatwo obserwować rozpro- 
szenie, jdli patrzeć na wiązkę promieni, przechodzących przez dany ośro- 
dek z boku, droga promieni jest w tym wypadku wyra£nie widoczna. 
Wiadomo powszechnie, jak wyraźnie występuje droga wiązki promieni 
słonecznych w pokoju, dzięki rozpraszaniu promieni, wywołanemu uno- 
szącemi się w powietrzu pyłkami. Lecz i cząsteczki powietrza lub innego 
ośrodka przezroczystego wywołują rozpraszanie światła, przyczem stopień 
rozpraszania, jak to udowodnił uczony angielski R a y l e i g h, szybko 
rośnie wraz ze zmniejszaniem się długości fali promieni. Promienie niebie- 
skie o wiele silniej ulegają rozproszeniu, niż żółte i czerwone, co też' tłu- 
maczy zabarwienie nieba. Wewnętrzne rozpraszanie promieni odbywa się 
bez zmiany częstości drgań. Stąd wynika, że widmo światła rozproszonego 
jest zupełnie identyczne z widmem źródła, którego promienie były skie- 
rowane poprzez ciało badane. 
Możemy obecnie przejść do opisu zadziwiającego nowego zjawi- 
ska optycznego, które zostało wykryte w początkach I928 roku prawie 
jednocześnie, i oczywiście niezależnie od siebie, przez uczonego C. V. R a- 
m a n a i jego ucznia K. S. Kris h n a n a w Kalkucie i uczonych ro- 
syjskich L. J. M a n d e l s t a m a i G. S. L a n d s b e r g a w Moskwie. 
R a m a n natychmiast opublikował swe odkrycie drukiem (3 I marca); 
zjawisko owe zaobserwował on w różnych cieczach. Uczeni zaś rosyjscy 
dostrzegli je w kwarcu krystalicznym oraz w szpacie wapiennym, t. j. 


19 1 


v
>>>
v 


19 2 


Teorja kwant6w świetlnych oraz zjawiska Ramana i Comptona 


[VII 


\I 


ciałach stałych i opublikowali swe wyniki dopiero w lipcu tegoż roku. To 
też według przyjętego zwyczaju pierwszeństwa publikacji, zjawisko to 
otrzymało nazwę zjawiska R a m a n a. 
Zjawisko R a m a n a zostało zaobserwowane głównie w cieczach, oraz 
w niewielu ciałach stałych, przyczem brano tylko substancje zupełnie 
przezroczyste w zwykłym sensie słowa i przy tern bezbarwne. Poprzez 
ciało badane przepuszczano światło, dające widmo prążko,we, t. j. skła- 
dające się z szeregu poszczególnych różnobarwnych promieni; stosowano 
przy tern światło kwarcowej lampy rtęciowej, obecnie dość rozpowszech- 
nionej, ponieważ stosuje się ją często W medycynie (górskie słońce). Wiązka 
promieni, które lampa wysyła, wywołuje wewnątrz badanej substancji zja- 
wisko rozpraszania światła, którego widmo, identyczne z widmem świecą- 
cej pary rtęci, fotografujemy z boku, nastawiając spektroskop prostoFadle 
do kierunku wiązki padającej. Jednakże przy bardzo długich ekspozy- 
cjach, trwających początkowo wiele dziesiątków godzin, pojawiają się no- 
we prążki widmowe, których nie było w widmie pary rtęci, odpowiadające 
bardzo słabemu promieniowaniu, zmieszanemu ze stosunkowo jasnem pro- 
mieniowaniem rozproszonem. Powstanie tego nowego promieniowania 
przy wewnętrznem rozproszeniu światła stanowi właśnie istotę zjawiska 
R a m a n a. Nazwijmy prążki widmowe źródła, w tym wypadku świe- 
cącej pary rtęci, prążkami zasadniczemi i oznaczmy częstość tego prążka 
zasadniczego, na którym skupiamy naszą uwagę, literą N. Okazuje się, 
że nowe prążki mają własności następujące: 
I. Z każdej strony prążka zasadniczego powstaje grupa nowych 
prążków, przyczem niektóre z nich mogą się znaleźć dość daleko od za- 
sadniczego. T ak więc, prążek zasadniczy może być niebieski, jeden zaś 
z nowych - zielony. 
II. Obie grupy nowych prążków są rozmieszczone zupełnie syme- 
trycznie w stosunku do prążka zasadniczego. Oznacza to, że jeżeli N-nI, 
N- n 2, N- n 3 i t. d. będą częstościami prążków, które znajdują się od 
strony czerwonego końca widma, t. j. nalewo od prążka zasadniczego, to 
częstości nowych prążków, znajdujących się z drugiej strony (naprawo) od 
prążka zasadniczego, będą równe N + nI, N + n2, N + n3 i t. d. 
III. Liczby ni, n2, n3 i t. d., wyznaczające rozmieszczenie nowych 
prążków, nie zależą od tego, jaki prążek widmowy obierzemy jako zasad- 
niczy. :Źródło (para rtęci lub innego ciała, dającego widmo prążkowe) jak 
również wybór promienia wzbudzającego, nie odgrywają tu żadnej roli. 
Krócej: liczby ni, n2, n3 nie zależą od N. 
IV. Liczby ni, n2, n3 i. t. d. zależą jedynie od rodzaju ciała bada- 
nego; są one dla tego ciała charakterystyczne.
>>>
3] 


Zjawisko Ramana 


193 


V. Grupa nowych prążków, których częstości są N+nlJ N+n'.3, V 
N + ns i t. d., są o wiele słabsze od prążków N -nI, N -n2, N -ns i t. d. 
i występują one w mniejszej liczbie od tych ostatnich. 
VI. W wyższych temperaturach ciała badanego prążki N+nlJ 
N+n2' N+ns i t. d. stają się silniejsze oraz liczba ich rośnie, natomiast 
prążki N-n! N-n2, N-ns i t. d. nie ulegają zmianie. 


CaH,CI. 
CsH.CI. 
C.CI. 
CCI. 
ClICI. 
CH,Cł. 
CoH.CI 
Cali. CI. 
Colł o 


Fig. 19 


Na fig. 19 dajemy schematyczny rysunek P. p r i n g s h e i m a (1928). 
Mamy tu rozkład nowych prążków dla dziesięciu substancyj; są to wszy- 
stko przezroczyste, bezbarwne ciecze organiczne. Z lewej strony mamy 
wzory -chemiczne tych ciał, t. j. wskazane są atomy, wchodzące w skład 
cząsteczek ciała, przyczem C jest atomem węgla, H - wodoru, Cl- 
chloru. Tak np. wz6r drugiego ciała od góry wskazuje, że jego cząsteczka 
składa się z ośmiu atomów węgla, dwu - wodoru i czterech - chloru. 
Piąte ciało (CHCIs) jest to chloroform, ostatnie (C 6 H 6 ) - benzol. Linja 
z prawej strony wykresu, przechodząca od góry na dół poprzez wszystkie 
dziewięć widm, oznacza zasadniczy (wzbudzający) prążek (częstość N), 
jest to mianowicie niebieski prążek świecącej pary rtęci o długości fali 
435 8 A
 Nowe prążki oznaczono kreseczkami, których długości odpowia- 
dają natężeniu ich świecenia. Z lewej strony prążka zasadniczego wy- 
kreślono prążki N-n! N-n2, N-ns i t. d., których liczba dochodzi do 
I I; krańcowe prążki z lewej strony znajdują się w już w zielonej części 
o 
widma, a długość ich fali wynosi około 5000 A. Z prawej strony prążka 
zasadniczego znajdują się nowe prążki N+nI, N+n2' N+ns i t. d. Wi- 
dzimy, że liczba ich jest niewielka (niewiększa od 4) i że są one słabsze od 
prążków lewostronnych; dla trzech substancyj nie udało się ich wogóle 


Chwolson. Fizyka Wsp6lczesna. 13*
>>>
194 


Teorja kwantów &wietlnych oraz zjawiska Ramana i Comptona 


[VII 


dostrzec. Widać wyraźnie, że prążki lewo- i prawostronne są rozmiesz- 
czone zupełnie symetrycznie w stosunku do prążka zasadniczego. Prążki 
te nie mogą należeć do widma światła rozproszonego, ponieważ widmo to 
jest identyczne z widmem źródła promieni (a więc tu lampy rtęciowej). 
Powstanie nowych prążków tłumaczy się w sposób następujący. Czą- 
steczka ciała badanego posiada takie poziomy energetyczne, że przy przej- 
Ściu cząsteczki z jednego poziomu na drugi wysyła ona względnie pochła- 
nia kwanty energji promienistej, odpowiadające, zgodnie z równo (15), 
promieniowaniom, 'leżącym w podczerwonej części widma. Liczby nI, n2, 
n3 i t. d. są to częstości podczerwonJich prążków widma ciała badanego. 
Oznaczmy przez 8 1 , 82' 8 3 i t. d. kwanty tych promieni podczerwonych; 
przez 8 kwant promienia zasadniczego (częstości N). Mamy wtedy: 


8 1 = hn 1 , 8 2 = hn 2 , 8 3 = hn3 t. d. 


(16) 


8=hN. 


(17) 


Należy zgodnie z powyższem odróżnić dwa możliwe przypadki podczas 
uderzenia kwantu 8 promienia zasadniczego w cząsteczkę ciała badanego. 
1. Przypadek pierwszy. Kwant 8 trafia w cząsteczkę niewzbudzo- 
ną. Pewna jego część, równa jednej z wartości 8 1 ' 8 2 , 8 3 i t. d., zostaje zu- 
żyta na wzbudzenie cząsteczki, t. j. na przejście jej ze stanu niewzbudzo- 
nego (normalnego) do jednego z dozwolonych wyższych poziomów ener- 
getycznych. Gdy cząsteczka wraca bezpośre.dnio lub poprzez szereg stanów 
przejściowych do stanu normalnego, wówczas następuje emisja kwantu 
poprzednio pochłoniętego. Powstający przy tern promień podczerwony 
może być obserwowany jedynie przy zastosowaniu specjalnych środków 
eksperymentalnych. Reszta tego kwantu 8 , t. j. jeden z kwantów 


8-81 = hN - hnt = h(N-nl) 
8-82 = hN - hn2 = h(N-n2) 
8-83 = hN - hn3 = h(N-n3) i t. d. 


zostaje przez cząsteczkę odrzucona w dowolnym kierunku. Skutkiem ta- 
kiego działania ogromnej liczby cząsteczek powstają rozproszone we wszy- 
stkich kierunkach promieniowania o częstościach równych oczywiście 


N-ni N-n2, N-n;! i t. d. 


W ten sposób jasnem się staje powstanie nowych prążków, które znaj- 
dują się z lewej strony prążka zasadniczego.
>>>
3] 


Zjawisko R a m a n a 


195 


II. Przypadek drugi. Kwant E trafia w czqsteczkę lUZ wzbudzonq, 
wskutek jej niedawnego zderzenia z inną cząsteczką (p. wyżej), która 
nie zdążyła jeszcze wrócić do stanu normalnego, t. j. emitować jeden 
z kwantów El' 10 2 , 10 3 i t. d. Zgodnie z wyżej wyłożonym poglądem E i n- 
s t e i n a, zderzenie kwantu E może ułatwić powrót cząsteczki wzbudzo- 
nej do jej stanu normalnego, przyczem powinien się z niej wówczas wy- 
zwolić jeden z kwantów El' 10 2 , 10 3 i t. d. Kwant ten zlewa się Z kwantem E 
w jeden nowy kwant, r6wny jednej z wielkości, p. (16) i (Il): 


10+101 = hN + hnl = h(N+nl) 
10+102 = hN + hn2 = h(N+n2) 
10+103 = hN + hn3 = h(N+n3) i t.d. 


T en nowy kwant wybiega z cząsteczki w pewnym dowolnym kierunku. 
Zbiór ogromnej liczby cząsteczek daje rozproszone we wszystkich kie- 
runkach promieniowanie, kt6rego częstości są równe 


N+nl' N+n2, N+n3 i t. d. 


W ten sposób wytłumaczyliśmy powstanie nowych prqżków, znajdujq- 
cych się z prawej strony prqżka zasadniczego. 
Przytoczyliśmy 6 punktów, które charakteryzują nowe zjawisko. 
Z nich pierwsze cztery zostały wytłumaczone, bowiem, jak widać z po- 
wyższego, liczby nl, n2, n3 i t. d., wyznaczające położenie nowych prąż- 
k6w w stosunku do zasadniczego, zależą jedynie od rodzaju cząsteczki, 
lecz zgoła nie zależą od rodzaju działającego zzewnątrz światła, t. j. od 
częstości N prążka zasadniczego. PUn'kt V tłumaczy się również bardzo 
łatwo tern, że w zwykłej temperaturze liczba cząsteczek wzbudzonych jest 
bardzo mała w stosunku do liczby normalnych. To też kwant E ma o wie- 
le mniej szans trafić w cząsteczkę już wzbudzoną, co spowodowałoby po- 
wstanie promieni N + nI, N + n2 i t. d., aniżeli w cząsteczkę normalną, 
przyczem powstają promienie N-nl, N-n2 i t. d. Ponieważ zaś natęże- 
nie energji promienistej zależy od gęstości strumienia kwantów światła 
(rozdz. VII, 
 I), więc punkt V jest w ten sposób wytłuma.czony. Wre- 
szcie punkt VI łatwo się tłumaczy tern, że ze wzrostem temperatury ro- 
śnie również liczba cząsteczek wzbudzonych. 
Przejdziemy do najważniejszego dla nas zagadnienia: znaczenia rozpa- 
trzonego nowego zjawiska. Znaczenie to polega na następującem: 
I. Zjawisko R a m a n a potwierdza pogląd, że energja kwantu światła 
może być zużyta nietylko cała naraz, lecz i częściowo, przyczem reszta
>>>
19 6 


Teorja kwant6w świetlnych oraz zjawiska Ramana i Comptona 


[VII 


energji powstaje w formie kwantu, któremu odpowiada zm1Jiejszona czę- 
stość N-n (gdzie n jest jedną z liczb nh n2, n3 i t. d.), a więc i zwiększo- 
na długość fali. 
Taki sam podział kwantu na dwie części odbywa się, jak widzieli- 
śmy, w zjawisku C o m p t o n a (
 2). W tym ostatnim jednak wypad- 
ku część kwantu przechodzi w energję kinetyczną ruchu elektronu, tutaj 
zaś - w energję potencjalną cząsteczki wzbudzonej. 
II. Nowe zjawisko wskazuje, że istotnie możliwe jest zjawisko, które 
intuicyjnie przewidział E i n s t e i n (p. wyżej): cząsteczka wzbudzona pod 
wpływem zderzenia przechodzi do stanu normalnego; zderzenie sprzyja 
temu przejściu, ono je przyśpiesza. 
III. Zostało rozstrzygnięte zagadnienie losu owego kwantu światła, 
który jest w tym wypadku przez cząsteczkę wysyłany przy przejściu ze 
stanu wzbudzonego do normalnego. Okazuje się, że nowy ten kwant łą- 
czy się z kwantem uderzającym, zlewa się z nim, przyczem powstaje kwant 
o zwiększonej częstości N +n, a więc zmniejszonej długości fali. Mamy 
więc zupełnie nowe zjawisko, nigdy dotychczas nie obserwowane. 
IV. Otrzymaliśmy zadziwiająco prosty sposób wyznaczenia częstośCi 
podczerwonych prążków i pasm widm różnych ciał. Mówiliśmy wyżej, że 
bardzo doniosłe dla zagadnienia budowy atomu zbadanie widma pod- 
czerwonego jest pod względem doświadczalnym bardzo utrudnione. Wy- 
niki, które udało się dotychczas otrzymać, są nieliczne i maIo między sobą 
zgodne. Liczby nh n2, n3 i t. d. są, jak widzieliśmy, częstościami promie- 
niowań, które ciało badane może wysyłać. Lecz liczby te są niewielkie 
w stosunku do częstości N widzialnego promienia działającego; wielkość 
ich wskazuje, że są to częstości promieniowań podczerwonych. Obecnie 
wystarczy tylko wziąć różnicę częstości prążka podstawowego (N) oraz 
nowych prążków (N-nh N-n2, N-n3 i t. d. lub N+nh N+n2 i t. d.), 
aby odrazu otrzymać żądane częstości nh n2 i t. d., a więc również długo- 
ści fal tak doniosłych i tak trudnych do obserwacyj promieniowań pod- 
czerwonych. 
Fig. 19 wykazuje ciekawy fakt: wszystkie ciała, zawierające jedno- 
cześnie atomy węgla (C) oraz wodoru (H), dają lewostronny krańcowy 
prążek zielony; dwie substancje (CCI 4 i C 2 C1 4 ) nie zawierające wodoru, 
prążka tego nie dają. Liczba dokonanych w tej dziedzinie badań jest bar- 
dzo wielka i dały one już niemało nowych i ciekawych wyników. Wspom- 
nijmy tylko, że znakomity eksperymentator amerykański R. W. W o o d 
o tyle udoskonalił metody badania zjawiska, że otrzymanie fotografji
>>>
3] 


Zjawisko R a m a n a 


197 


nowych prążków wymaga paru minut, a nie, jak dawniej, dziesiątków 
godzin. 
Nowe to odkrycie pozwala oczekiwać jeszcze obfitszych wyników na- 
ukowych. Jakiekolwiekby one jednak były nazawsze pozostaną z tern zja- 
wiskiem związane nazwiska również uczonych rosyjskich L. I. M a n d ::: 1- 
s t a m a i G. S. L a n d s b e r g a.
>>>
ROZDZIAŁ VIII 


FOTOELEKTRYCZNOŚĆ. 
.. 



 1. Prawa zjawisk fotoelektrycznych. 
Zewnętrznie zjawisko fotoelektryczne (skrót: fot.-el.) polega na na- 
stępującem: jeżeli na powierzchnię ciała stałego lub ciekłego trafia strumień 
energji promienistej, wówczas w pewnych warunkach z warstwy po- 
wierzchniowej tego ciała wylatują elektrony i to we wszystkich możli- 
wych kierunkach, które tworzą kąty od 0° do 180° z kierunkiem promieni 
padających; nazywają się one fotoelektronami. Jeżeli naświetlić cienką 
płytkę z jednej strony, to elektrony wylatują również ze strony przeciw- 
nej. Nie wszystkie promieniowania mogą wywołać zjawisko fot.-eI.; za- 
leży to od rodzaju ciała, na którego powierzchnię padają. Najbardziej 
aktywnem jest pod tym względem promieniowanie krótkofalowe, lecz 
metale alkaliczne są czułe również i na promienie widzialne, w pewnych 
zaś warunkach nawet na podczerwone. 
Szczególnie ciekawe jest zjawisko selektywne, które wykryli R. p o h l 
i P. P r i n g s h e i m w 1910 r. Polega ono na tern, że pod wpływem pew- 
nych określonych promieniowań następuje szczególnie obfite wydzielani:e 
fotoelektronów w wysokim stopniu zależne zarówno od powiększania jak 
i zmniejszania długości fali promieni padających. Już tutaj zwrócimy 
uwagę na pewną osobliwość zjawiska selektywnego. Według teorji falowej 
energję promienistą stanowi rozchodzące się w przestrzeni drganie elektro- 
magnetyczne. Oznacza to, że w każdym punkcie promienia istnieją dwie 
oscylujące co do wielkości siły, jedna - elektryczna, druga - magnetycz- 
na. Siły te są prostopadłe do samego promienia i jednocześnie prostopadłe do 
siebie. Otóż okazuje się, że efekt selektywny zost.aj.; wywołany siłą elek- 
tryczną, prostopadłą do powierzchni metalu alkalicznego. Jeżeli siła elek- 
tryczna jest równoległa do tej powierzchni, w6wczas zjawisko selektywne 
nie występuje. Odnosi się to np. do wypadku, gdy promienie padają pro- 
stopadle do powierzchni ciała, ponieważ siła elektryczna prostopadła do 
promienia jest wówczas równoległa do powierzchni ciała.
>>>
d 


Prawa zjawisk fotoelektrycznycn 


199' 


Zjawisko fotoelektryczne jest jednym z najbardziej jaskrawych przy- 
kładów takiego zjawiska, które tłumaczy się w sposób łatwy i prosty, je
 
żeli wziąć za punkt wyjścia pojęcia kwantowe energji promienistej, będąc 
z drugiej strony zupełnie niezrozumiałe w ramach teorji falowej, przewi- 
dującej chwilami coś wręcz przeciwnego do faktów obserwowanych. Od- 
nosi się to przedewszystkiem do trzech praw podstawowych, które rządzą 
normalnemi (nie selektywnemi) zjawiskami fot.-eI. Sformułujemy te trzy 
prawa naprzód w języku teorji falowej, która operuje pojęciami częstości 
drgań i długością fali pr,amienia. 
Prawo I. Natężenie zjawiska fotoelektrycznego jest tem większe, 
im mniejszą jest długość fali A, lub im większą jest częstość drgań 11 pro- 
mieni naświetlających. Promienie czerwone i żółte, niezależnie od Iwego 
natężenia, żadnego efektu nie wywołują (za wyjątkiem metali alkalicz- 
nych). Promienie nadfiołkowe działają silniej od fiołkowych, najsilniej 
zaś promienie R o n t g e n a i promienie gamma. Tak więc np. najsłabsze 
dalekie promienie nadfiołkowe zjawisko wywołują, natomiast promienie 
czerwone o oślepiającym blasku nie wywierają żadnego działania. 
Prawo II. Liczba fotoelektronów wyrzucanych w jednostce czasu 
z jednostki powierzchni naświetlanego ciała rośnie, gdy wzrasta energja 
promieni naświetlających danej długości fali A, co jednak nie wpływa na 
prędkość fotoelektronów v. Energja jest proporcjonalna do kwadratu 
amplitudy drgań. Tak więc wraz ze wzrostem amplitudy rośnie liczba 
fotoelektronów, gęstość ich strumienia, lecz nie zmienia się prędkość, z któ- 
rą ;:me wylatują. 
Prawo I I I. Prędkość v fotoelektronów jest tem większa, im mniejszq 
jest długość fali A lub im większą częstość 11 promieni naświetlających. 
Tak więc promienie nadfiołkowe wyzwalają szybsze fotoelektrony, aniżeli 
promienie fiołkowe; najszybsze otrzymuje się pod wpływem twardych pro- 
mieni rontgenowskich, a w szczególności promieni gamma. 
Usiłowanie wytłumaczenia tych trzech praw na gruncie falowej teorji 
energji promienistej byłoby zupełnie bezcelowe. Jakkolwiekbądź wyobra- 
żamy sobie mechanizm wyrywania elektronów z atomów danego ciała, 
w każdym razie należy oczekiwać, że energja wybiegających elektronów, 
a więc i ich prędkość, będzie tern większa, im większą jest energja pro- 
mieni padających, t. j. amplituda drgań. Jest rzeczą niezrozumiałą, czemu 
liczba fotoelektronów, t. j. liczba atomów, z których one zostają wyrywa- 
ne, rośnie ze wzrostem amplitudy. Niepojętą jest dalej ogromna rola czę- 
i;tości drgań. Czemu intensywny strumień energji, odpowiadający)askra- 
wym promieniom czerwonym, nie wywiera żadnego działania, słaby zaś
>>>
200 


Fotoelektryczność 


[VIII 


strumień promieni nadfiołkowych wyrzuca fotoelektrony? Czemu pozatern 
prędkość tych ostatnich jest tern większa, im większą jest częstość drgań? 
Teorja falowa każe się spodziewać czegoś wręcz przeciwnego: prędkość 
fotoelektronów winna rosnąć wraz ze wzrostem natężenia strumienia en er- 
gji promienistej, t. j. wraz z amplitudą drgań, natomiast cZęstość drgań 
powinna grać rolę drugorzędną. Widzimy natomiast coś zgoła innego: 
główną rolę gra częstość y lub długość fali, od której zależy samo istnie- 
nie zjawiska i prędkość wysyłanych elektronów, energja zaś (amplituda) 
wpływa jedynie na liczbę elektronów, na gęstość ich strumienia. W szy- 
stko to, jeśli wolno tak się wyrazić, przeczy zdrowemu rozsądkowi. 
Zwróćmy się obecnie do kwantowej teorji energji promienistej; mamy 
tu obraz następujący. Z prędkością światła pędzą więc oddzielne kwanty 
€ różnej wielkości, t. j. o różnych zasobach energji . lO proporcjonalnej do 
wielkości, która w teorji falowej nosi nazwę częstości drgań y (lO = hoJ). 
Pożyteczne będzie porównanie następujące: promienie czerwone - to 
paczka drobnego śrutu; fiołkowe - paczka dużego śrutu; krańcowe nad- 
fiołkowe - salwa kul karabinowych; promienie R o n t g e n a - kule 
armatnie; wreszcie promienie gamma - naboje ciężkich dział oblężni- 
czych. Energja strumienia danych kwantów lO zależy od jego gęstości, t. j. 
od liczby kwantów w jednostce objętości (rozdz. VII, 
 I). 
Istota zjawisk fotoelektrycznych przedstawia się więc według teorji 
kwantowej, jak następuje. Warstwa powierzchniowa podlega niejako 
bombardowaniu przez strumienie kwantów. Jeżeli pędzący kwant trafnie 
uderzy watom, a jego zasób energji lO jest przytem dostatecznie duży, 
wówczas zostaje on zużyty: l° na pracę wyrywania elektronu z atomu, 
t. j. na jonizację atomu, oznaczmy tę pracę przez Pl; 20 na pracę wy- 
rywania elektronu z warstwy powierzchniowej ciała; oznaczmy ją przez 
P2. Te same symbole Pl i P 2 oznaczają też części energji kwantu lO, któ- 
re zostają zużyte na wykonanie tych dwu prac (rozdz. I, 
 5). Cała po- 
została część energji lO przechodzi w energję kinetyczną ruchu elektronu, 
którą oznaczymy przez J. W ten sposób na każdy fotoelektron zostaje 
zużyty jeden kwant. Na tern polega sławne wytłumaczenie zjawiska 
fot.-eI., które dał E i n s t e i n w 1905 r. Wyraża się ono bardzo prostą 
, , . 
rownosclą: 


lO = J + Pl + P 2 


(I) 


Wielkości Pl i P 2 są niewielkie; są one w przybliżeniu równe pracy, któ- 
rą wykonywa siła elektryczna, gdy elektron przebywa drogę, pomiędzy 
końcami której różnica potencjałów równa się jednemu lub dwu wol-
>>>
I] 


Prawa zjawisk fotoelektrycznych 


201 


tom. Dla promieni rontgenowskich można prawie zawsze (p. niżej) za- 
niedbać wielkości Pl i P2, ponieważ energja €, jak widzieliśmy, wyraż 
się dla nich w kilowoltach. W tym wypadku możemy napisać: 


c = J 


(2) 


t. j. całkowita energja kwantu przechodzi w energję ruchu fotoelektronu. 
Powtórzmy obecnie trzy prawa zjawisk fot.-el. w języku teorji kwantów. 
Prawo I. Zjawisko fotoelektryczne odbywa się tem intensywniej, 
im większe są kwanty c. Wyjaśnienie, tego prawa, p. wyżej, po jego sfor- 
mułowaniu w języku teorji falowej. 
Prawo II. Liczba elektronów, wylatujących w jednostce czasu z je- 
dnostki powierzchni ciała rośnie, gdy wzrasta energja promieni naświetla- 
jących, t. j. gęstość strumienia kwantów, prędkość jednak pozostaje przy- 
tem bez zmiany. 
Prawo III. Prędkość elektronów jest tem większa, im większe są 
kwanty €. 
Energja strumienia energji promienistej była uprzednio określona 
przez amplitudę drgań, obecnie zaś wyznacza ją gęstość strumienia kwan- 
tów; położenie promienia w widmie określała przedtem częstość drgań 
lub długość fali, obecnie zaś wielkość kwantu, przy tern pożytecznem bę- 
dzie przypomnieć analogję z drobnym śrutem, dużym śrutem i t. d. For- 
mułując trzy prawa w języku teorji kwantów, przekonywamy się, że wła- 
śdwie nie pozostaje już nawet nic do wytłumaczenia, do tego stopnia 
wszystko jest jasne, ponieważ wszystkie trzy prawa wynikają bezpośred- 
nio z równo (I). Zwróćmy się np. do prawa I. Aby wyrwać elektron i na- 
dać mu choćby najmniejszą prędkość, musi kwant € czynić zadość wa- 
runkowi 


€  P 1 + P 2 


(3) 


Każdy poszczególny kwant działa samodzielnie, niezależnie od wszy- 
stkich innych, prócz tych prawdopodobnie bardzo rzadkich przypadków, 
gdy dwa kwanty jednocześnie trafnIe uderzą w jeden i ten sam elektron 
Jeżeli €  Pl + P 2 (drobny śrut), wówczas kwant nie może uwolnić elek- 
tronu. Im kwant jest większy, tern energiczniejszem jest działanie foto- 
elektryczne - jest to właśnie prawo I. Zwiększenie natężenia energji pro- 
mienistej, t. j. gęstości strumienia kwantów nic tu zgoła nie pomoże; jak- 
kolwiek dużo kwantów nie trafiłoby na powierzchnię ciała, działanie po-: 
zostanie równem zeru. Jeżeli jedna kulka odskakuje od stalowego pance- 
rza, nie wywierając żadnego działania, wówczas cały grad ich również
>>>
202 


Fotoelektryczność 


[VIII 


wpływu nie wywrze. Gdy jednak E czyni zadość warunkowi (3) w ten 
spo
ób, że kwant, który trafnie uderzył w ten atom, wyrywa elektron 
i nadaje mu pewną energję ruchu, wówczas liczba fotoelektronów musi 
być proporcjonalna do gęstości strumienia kwantów, t. j. do energji pro- 
mieni padających. Lecz prędkość v elektronów nie może zależeć od gę- 
stości (energji) strumienia, na tern właśnie polega frawo II. Wreszcie 
(I) i (2) wskazuje, że energja j, a WIęc i prędkość v rośnie wraz z kwan- 
tem E, co też wyraża prawo III. Jasną jest rzeczą, że najbardziej inten- 
sywne promieniowanie czerwone (gęsty grad drobnego śrutu) żadnego 
działania wywrzeć nie może, natomiast najsłabsze promienie rontgenow- 
ski e (rzadko padające pociski armatnie) wywołują fotoelektrony, choć nie- 
liczne, lecz posiadające bardzo dużą prędkość. Tak więc widzimy, w jak 
prosty i elegancki spos6b teor-ja kwantów światła tłumaczy wszystkie za- 
sadnicze prawa zjawisk fotoelektrycznych, przed któremi teorja f
lowa 
stoi całkowicie bezradna. 
Mechanizm powstawania zjawisk fotoelektrycznych, który daje te- 
orja falowa, przypomina jonizację gazów przez zderzenia elektronów 
(rozdz. VI); zderzenia te mogą wywołać wzbudzenie i związane z tern 
świecenie atomów. Odnoszące się tu zjawiska fotoluminescencji rozpa- 
trzymy niżej. W ostatnich czasach zaczęto odróżniać zewnętrzne i we- 
wnętrzne zjawiska fotoelektryczne. Wewnętrznem zj'Clwiskiem fotoelek- 
trycznem nazywamy wzbudzenie przewodnictwa elektrycznego w złych 
przewodnikach, np. w solach, przy ich naświetlaniu (p. 
 4). 



 2. DoświadJzalne zbadanie zjawiska fotoelektrycznego. 


Trzy prawa, które rozpatrzyliśmy w 
 I, mają charakter czysto ilo- 
ściowy; tłumaczy je równo (I). To ostatnie oraz, choć niezawsze dopu- 
szczalny, (p. niżej, dla promieni R o n t g e n a) związek (2) mają również 
charakter jakościowy. Powstaje przy tern cały szereg zagadnień doświad- 
czalnyc
, sprawdzenia .mianowicie słuszności równo (I), wyznaczenia dla 
. różnych ciał t. zw. "czenyonego kresu". t. j. granicy od strony fal dłuż- 
,r s'żych promieniowania, kotóre może wywołać efekt fot.-el. na powierzchni 
\ różnych ciał; iależność t
j granicy od stanu ciała i t. d. Celem większej 
"pogl q d o w o ś;i k PJ"zep{8zemy równo (I), wprowadzając tam wziętą z teorji 
falowej'częstości drgań \I; przyjmuje wtedy ona postać: 


E = hv = j + Pl + P 2 


(4) 


h jest jak zwykle stałą P l a n c k a. Załóżmy, że 10 0 = hv o jest kwan- 
,
>>>
2] 


Doświadczalne zbadanie zjawiska fotoelektrycznego 


2°3 


tern światła, przy zużyciu którego może być wykonana tylko praca Pl + 
P 2 oderwania elektronu od atomu i wyrwania go z warstwy powierzchnio- 
wej ciała. Mamy wtedy, że energja J = o, a więc 


ńv o =- PI + P'2 


(5) 


Zamiast (3) można obecnie napisać 


E = h'J = J + hv o 


(6) 


lub 


J = hv - . hv o . 


e7} 


Tutaj częstość 'lu' lub odpowiadająca jej długość fali )'0' wyznacza 
granicę długofalową promieniowania, wywołującego zjawisko fotoelek- 
tryczne. Promienie, dla których " 
 )'0 (y  'lo) zjawiska nie wywołują. 
Łatwo sobie wyobrazić, że praca Pl jest tern większa, im mniejszą jest 
liczba elektronów walencyjnych w atomie, t. j. im bardziej nalewo pier- 
wiastek się znajduje w tablicy M e n d e l e j e w a. Istotnie elektron wa- 
lencyjny jest przyciągany przez jądro atomowe i odpychany przez "chmu- 
ręce elektronów, znajdujących się bliżej jądra, niż elektrony zewnętrzne. 
Ponieważ ładunek jądra jest równy ładunkowi wszystkich wogóle elektro- 
nów, jasnem więc jest, że przewaga naboju jądra nad chmurą elektronów 
jest wyznaczona przez 1iczbę elektronów walencyjnych, od tej zaś prze- 
wagi zależy wielkość pracy Pl' Metale alkaliczne ma ją tylko jeden elek- 
tron walencyjny; w tym wypadku Pl jest najmniejsze, że zaś P 2 jest wiel- 
kością małą, więc i 'lo jest stosunkowo nieduże, i granica długofalowa leży 
przy większych długościach fali Ao . Pierwiastki pierwszych trzech kolumn 
tablicy M e n d e l e j e w a łatwo tracą elektron, stają się one przy tern do- 
datnio naelektryzowane, noszą też z tego względu nazwę pierwiastków 
elektro-dodatnich. Pierwiastki ostatnich kolumn, do kt' ch elektI'OO¥.J.at- 
wo się przyłączają, nazywają się elektro-ujemnemi aSllą jest -więc tłzC!L;
 , 
czemu metale alkaliczne są szczególnie czułe na bua
e
 
&1fka.{ot
 
. 
elektrycznego. lit .,,_ ' 
,................,,"'.. ... 
Zwróćmy się do promieni rontgenowskich. 
 Ilryp.adku mOAł a 
. db ' b d ł " P ' . l ., CI  ;-. c . 
zawsze zaUle ac ar zo ma ą wartosc 2, Jeze I zas z . 
rwany jeden z elektronów walencyjnych, to i Pl można odrzucić. Możemy 
obecnie zastosować równo (2). Takie uproszczenie jest natomiast niedo- 
puszczalne, gdy elektron zostaje wyrwany z jednej z warstw wewnętrznych 
atomu: K, L, M i t. d. R6wnania (4) i (5) przyjmują wtedy postać:
>>>
.2°4 


Fotoelektryczność 


[VIII 


E = hv =i +P 1 } 
hv o = PI 


(8) 


Natomiast równania '(6) i (7), t. j. 


E = hv = J + h'lo } 
J = hv - hv o 


(9) 


pozostają bez zmiany. Doniosłą osobliwością jest to, że hv o równa się 
pracy (lub energji), którą należy wykonać, aby podnieść elektron z jed- 
nej z warstw K, L, M i t. d. poza obręb atomu. Praca ta, jak widzie- 
liśmy, zależy od warstwy K, L, M i t. d., z której elektron zostaje wy" 
rwany; na podstawie drugiego równo (9), w którem hv = . E jest wielko- 
ścią daną, jasnem się staje, że energja l fotoelektronu musi również za- 
leżeć od warstwy, z której elektron został wzięty. Zamiast V o będziemy 
teraz pisać VK, VL i t. d., zamiast zaś l, odpowiednio JK, iL i t. d. Wtedy 
(9) daje: 


J K = hv - hVK I 
i L = hv - hVL \ 


(ID) 


i tak dalej. Różnym wartościom energji ruchu elektronu odpowiadają 
również różne prędkości. W ten sposób otrzymujemy bardzo interesujący 
wynik. Gdy działają widzialne lub nadfiołkowe promienie, wówczas, jak 
widać z równo (5) i (7), wszystkie fotoelektrony wylatują z jednakową 
energją l, a więc też jednakową prędkością. leżeli jednak na powierzch- 
nię ciała padają twarde promienie rontgenowskie lub promienie gamma, 
wtedy fotoelektrony mają różną energję, a więc też niejednakową pręd- 
kość ruchu. Nie wyczerpuje to jednak zagadnienia. Wielkości hVK, hVL 
i t. d. są równe pracom, które należy wykonać, aby podnieść elektron z jed- 
nego z poziomów energetycznych poza obręb atomu. Widzieliśmy jednak 
w rozdz. V, 
 5, że częstości VK, VL... dotyczą promieniowań, odpo- 
wiadającym wyraźnym krawędziom pasm pochłaniania promieni ront- 
genowskich. Doświadczenia uczonego francuskiego L. de B r o g l i e, wy- 
konane w 1922 r., w zupełności potwierdzają to wszystko, co powiedzie- 
liśmy wyżej. Pomiar prędkości fotoelektronów wykonał ten uczony meto- 
aą, którą musimy poznać, będziemy ją bowiem częściej spotykać. Wiado- 
mo, że siły magnetyczne odchylają elektrony biegnące prostolinjowo. Im 
większa. jest przy tern prędkość elektronów, tern mniejsze jest to odchy- 
lenie. Znając wielkość działających sił magnetycznych oraz obserwując 
odchylenia elektronów, łatwo obliczyć ich prędkość, a więc też ener-
>>>
2] 


Doświadczalne zbadanie zjawiska fotoelektrycznego 


2°5 


gję J ich ruchu. Opierając się na tern, de B r o g l i e kierował siły ma- 
gnetyczne na strumień fotoelektronów, które po przebyciu wąziutkiej 
szpary trafiały na płytkę fotograficzną. W nieobecności sił magnetycz- 
nych otrzymujemy na płytce jedno pasemko w miejscu, gdzie fotoelektro- 
ny na nią trafiają. Gdy zaś siły magnetyczne działają, wtedy otrzymu- 
jemy drugie pasemko w pewnej odległości od pierwszego, ponieważ fo- 
toelektrony zostają odchylone ze swego prostolinijnego toru, przyczem 
odchylenie pasemka zależy od prędkości fotoelektronów. Ponieważ jed- 
nak w danym razie te ostatnie mają cały szereg różnych prędkości, to też 
otrzymuje się szereg pasemele. Zależnie od odległości tych pasemek od 
pierwotnego, otrzymanego w nieobecności sił magnetycznych, można 
obliczyć prędkości, a więc i energję ruchu fotoelektronów. Związek (ID) 
daje następnie różne częstości Y, które istotnie okazały się zbliżone do 
częstości, odpowiadającym granicom pochłaniania promieni rontgenow- 
skich w ciele badanem. Wiemy, że dla otrzymania widma pochłaniania na- 
leży przez płytkę danego ciała przepuścić promieniowanie rontgenowskie, 
dające widmo ciągłe. Jest rzeczą godną uwagi, iż przytoczona tu metoda 
daje możność wyznaczenia krawędzi pasm pochłaniania, a więc i pozio- 
mów energetycznych zapomocą jednorodnych (monochromatycznych) pro- 
mieni rontgenowskich. 
Przejdziemy teraz do działania promieni widzialnych i nadfiołko- 
wych. Daje się ono stwierdzić nietylko w metalach, lecz w związkach 
metali, w szczególności z siarką i chlorowcami. Skrajne promienie nadfioł- 
kowe działają również na nieprzewodniki; bardzo czułem okazało się 
szkło, choć nie więcej niż węgiel, sadza i glin (o metalach alkalicznych 
chwilowo nie mówimy); wreszcie następują kolejno ebonit, lak, mika, kala- 
fonja i wosk. 
W zjawisku fotoelektrycznem odgrywają bardzo ważną i skompliko- 
waną rolę obecne przy tern gazy. Rola ta nie wstała jeszcze całkowicie wy- 
jaśniona, nie bacząc na olbrzymią liczbę wykonanych w tym kierunku 
badań doświadczalnych. Gdy gaz styka się z ciałem stałem, na po- 
wierzchni tego ostatniego tworzy się zawsze silnie do niej przylegająca 
zgęszczona warstwa gazu; jest to t. zw. adsorbcja gazu. Prócz tego wie- 
my, że każdy metal zawiera gaz, od którego bardzo trudno go uwol- 
nić; zjawisko to nosi nazwę okluzji gazu (gaz "okludowany"). Bezwąt- 
pienia, zarówno gazy adsorbowane jak i okludowane wpływają na efekt 
fotoelektryczny. Być może, iż gęsta warstwa gazu przeszkadza wyjściu 
fotoeleKtronów z warstwy powierzchniowej ciała. Uwolnić się od war- 
stwy gazowej można różnemi sposobami. Doświadczenia wielu uczonych
>>>
206 


Fotoelektryczność 


[VIII 


.dowiodły, że gaz ten gra dużą, a może i główną rolę w zjawiskach foto- 
elektrycznych. W wielu wypadkach nasuwa się przypuszczenie, że mamy 
.do czynienia z wodorem, który silnie pochłania ją liczne metale, a szcze- 
gólnie alkaliczne. Stopy palladu ze srebrem okazały się tern czulsze, im 
większe ilości wodoru zostały przez nie pochłonięte. Na zjawisko foto- 
elektryczne wpływają jednak niewątpliwie również i inne gazy okludo- 
wane. Jest rzeczą możliwą, iż obecność gazu powiększa liczbę swobodnych 
elektronów w metalu. 



 3. Zjawisko selektywne. 


W 
 I wspominaliśmy już o selektywnym efekcie fotoelektrycznym, 
-obserwowanym w metalach zasadowych. Wielkość zjawiska normalnego 
powiększa się w sposób ciągły i równomierny, gdy maleje długość fali A 
promieni naświetlających. Natomiast efekt selektywny polega na tern, że 
przy zmni
jszeniu długości fali do pewnej określonej granicy, którą ozna- 
.czymy przez As , emisja elektronów rośnie nadmiernie do pewnego maxi- 
mum, poczem szybko maleje do wielkości normalnej i wreszcie znowu 
w sposób normalny rośnie. Maximum może setki razy przewyższać efekt 
normalny. Pierwsze obserwacje p o h l a i P r i n g s h e i m a dowiodły, że 
maXlmum efektu selektywnego' znajduje się dla następujących długości 
fali 


Rubid 


Potas 
o 
4400 A 


S6d 


Lit 


o 
As = 4900 A 


o 
3400 A 


o 
2800 A 


Badania doświadczalne zjawiska selektywnego są bardzo liczne. Ogra- 
niczymy się do podania niektórych wyników. Dla sodu znaleziono dwa 
maxima, przy 3600 A i 2270 A: dla cezu maximum znajduje się przy 
25 00 A. Gazy mają ogromny wpływ na efekt selektywny. Doświadczenia 
wykonane w 1922 r. wykazały, że przy możliwie dokładnem usunięciu 
o 
gazu okludowanego z potasu efekt selektywny (dla 4360 A) zmniejsza się 
sto i więcej razy. Zjawisko selektywne występuje nietylko w metalach za- 
o 
sadowych; zostało one zauważone np. w barze dla 3800 A. 
Fotometrja jest, jak wiadomo, działem fizyki, który zajmuje się za- 
gadnieniem pomiaru natężenia światła. Nadzwyczajna czułość na światło 
metali zasadowych spowodowała powstanie specjalnej, stworzonej przez 
E l s t e r a i G e i t e l a, fotometrji fotoelektrycznej, która zwłaszcza 
w ostatnich latach dała zadziwiające wyniki. Przyrząd wspomnianych ba-
>>>
3] 


Zjawisko selektywne 


2::J7 


daczy ma budO'wę następującą. W niewielkiem, szklanem naczyniu zam- 
kniętem znajduje się pewna ilość metalu zasadowego; w pewnej odległości 
O'd jegO' PO'wierzchni umieszczO'na jest płytka metalO'wa. Między metalem 
zasadO'wym a płytką ustala się różnicę PO'tencjałów paręset wolt, pędząca 
fO'tO'elektrony w kierunku płytki. Metal i płytka są połączone z czułym 
galwanO'metrem, który mier:zy natężenie prądu, wyznaczO'nego przez stru- 
mień fotoelektronów. Począwszy O'd 1912 roku, E l s t e r i G e i t e l sto- 
sowali przyrząd, zawierający rozrzedzony (dO' I mm słupa rtęci) argO'n 
lub hel. Obecność gazu powiększa jeszcze czułość w przybliżeniu stO' razy, 
a tO' wskutek zderzeń atomów gazu z fO'toelektronami; jonizacja gazu, któ- 
ra przy tern następuje, zwiększa O'czywiście natężenie prądu, przepływają- 
cegO' przez przyrząd. Natężenie to jest właśnie miarą natężenia promieni, 
padających na metal zasadowy. Oczywiście, jest to możliwe tylko w wy- 
padku ścisłej proporcjonalności pomiędzy natężeniem światła a natężeniem 
: wzbudzonego prądu fotoelektrycznego. E l s t e r i G e i t e l udowO'dnili 
istnienie takiej proPO'rcjO'nalnO'ści w najszerszych granicach: ścisła propor- 
cjO'nalność została przez nich stwierdzona (1913 i 1914) w granicach O'd 
30000 luxów (!13 natężenie światła słonecznego; lux jest natężeniem światla 
jednej świecy w O'dległO'ści I metra) a 2,4 miljO'nO'wych części luxa. W 1916 
r. 
twierdzili również, że proPO'rcjO'nalność zachowuje się dO' tak małegO' 
natężenia światła promieni niebieskich, która znajduje się PO'za granicami 
czułO'ści ludzkiego oka. 
FO'tometrja fO'tO'elektryczna znalazła szerokie zastO'sO'wanie w bada- 
niach źródeł o bardzo małem natężeniu światła, np. ciał fosforyzujących, 
źródeł świecących pO' ich naświetleniu. Szczególnie interesującem jest jed- 
nak zapO'czątkowane w 1914 r. zastosO'wanie tej metO'dy w astronomji 
Fotometr fO't.-el. zO'stał umieszczO'ny w O'kularze lunety astronO'micznej. 
OkazałO' się, że PO'tas i sód są szczególnie czułe na promienie niebieskie 
i fiO'łkO'we, a cez i rubid - na prO'mienie zielone, błękitne i fiołkO'we. 
Wyniki były O'drazu bardzo ciekawe. Stwierdzono mianowicie, że można 
wykcnać pomiar jasności gwiazd z dokładnością sięgającą 4 %; odkryto 
też nowe gwiazdy zmienne. Zmienną O'kazała się też jasność Marsa (poza 
zmiennO'ścią, wynikającą ze zmian fazy). PO'miar natężenia światła można 
tą metodą wykO'nać dla gwiazd dO' 9-ej wielkO'ści. 
Dalszy doniosły krok w udO'skonaleniu fotometrji fotoelektrycznej 
uczynili dwaj niemieccy i dwaj angielscy uczeni, których prace rozPO'częte 
w 1921 r. dały zadziwiające rezultaty. H. R o s e n b e r g szczególnie sta- 
rannie i wszechstronnie zbadał przyrząd E l s t e r a i G e i t e l a, mianO'- 
wicie zależnO'ść prądu fO'toelektrycznego O'd natężenia światła padającego,
>>>
208 


Fotoelektryczno
ć 


[VIII 


od długości fali i różnicy potencjałów V pomiędzy metalem zasadowym 
a równoległą do jej powierzchni płytką metalową. Okazało się, że zarówno 
w próżni, jak i w obecności gazu szlachetnego oraz dla potencjałów V, 
nawet zbliżonych do potencjałów, wywołujących wyładowania iskrowe, za- 
chodzi ścisła proporcjonalność pomiędzy czystym efektem fotoelektrycz- 
nym, a ilością padającej energji promienistej; dokładność dochodzi tu do 
0,0 1%. Czysty ten efekt podlega jednak zmianom wskutek różnorodnych 
przyczyn ubocznych; R o s e n b e r g opracował dokładnie metody, które 
pozwalają usunąć powyższe przyczyny. Dokładność pomiarów sięgała 
0,01 %, co odpowiada 0,0063 wielkości gwiazdowej. Począwszy od 19 1 9 r. 
cały szereg uczonych zaczął stosować znane powszechnie wzmacniacze 
(stosowane w radjokomunikacji). R o s e n b e r g dokładnie opracował tę 
metodę, osiągając wzmocnienie 600.000 razy. Systematycznie zaczęto sto- 
sować powyższą metodę w obserwatorjum astronomicznem Oesterberg 
koło Tiibingen (Niemcy). Wystarczy wskazać, że światło Jowisza wywo- 
łuje prąd o natężeniu 10- 4 do 10- 5 amperów, to znaczy, że fotometr foto- 
elektryczny mógłby zmierzyć natężenie światła, dziesięć miljonów razy 
słabsze od natężenia światła Jowisza. 
Bardzo interesujące badanie efektu fotoelektrycznego dla soli wyko- 
nali P. J. Ł I,l kir s kij i jego współpracownicy, N. M. G u d r i s i L. E. 
K u l i k o w a (Leningrad) w 1926 r. Zbadali oni 14 soli chlorowcowych 
metali zasadowych, jak również chlorek i bromek rtęci. Nie mamy nie- 
stety możności omówić tu użytej przez nich dowcipnej metody. Zdołano 
przy tern wyznaczyć granicę długofalową dla tych ciał; leży ona tu dla 
wszystkich tych ciał około 2000 A, tak że efekt zostaje wywołany tylko 
przez promienie dalekiego nadfioletu. 



 4. Wewnętrzne zjawisko fotoelektryczne. Jonizacja gazów przez 
energję promienistą. 


Pod koniec 
 I było już mowa, że prócz zjawiska fot.-el. zewnętrzne- 
go istnieje jeszcze zjawisko wewnętrzne, które polega na tern, że pochło- 
nięta energja promienista wywołuje w wielu złych przewodnikach elek- 
tryczności zwiększenie przewodnictwa elektrycznego. Szczególny przypa- 
dek wpływu energji promienistej na selen wykrył jeszcże w 1873 r. M a i. 
Na zastosowaniu tego zjawiska polegają odbiorniki selenowe, o których 
w chwili obecnej słyszymy często przy opisywaniu przyrządów do prze- 
syłania obrazów na odległość zapomocą telegrafu zwykłego lub bez drutu.
>>>
4] 


Wewnętrzne zjawisko fotoelektryczne 


20 9 


Okazało się następnie, że energja promienista wpływa rówmez na pewne 
inne ciała, powiększając ich przewodnictwo elektryczne. Należy do nich 
tellur (selen i tellur są towarzyszami siarki, ich numery ,porządkowe ,w ,ta- 
blicy M e n d e l e j e w a są 34 i 52), siarczek srebra (odkryte w 18 75), 
sadz'a (1880), minerał antymonit (I907)
 sole chlorowcowe srebra ( 188 7), 
które stosuje się w fotografji, jodek miedzi (1909). Promienie wysyłane 
przez ciała promieniotw6rcze, zmieniają przewodnictwo elektryczne wielu 
ciał, jak np. cieczy następujących: dwusiarczku węgla, czterochlorku wę- 
gla, benzyny, ciekłego powietrza, oleju wazelinowego, eteru naftowego, 
oleju parafinowego i inn. Z ciał stałych można tu wymienić parafinę, sze- 
lak, ebonit, mikę, wazelinę, oraz metaliczny bizmut. Bezwątpienia w wielu 
z wspomnianych wypadk6w mamy do czynienia ze zmianą chemiczną 
ciała pod wpływem energji promienistej, t. j. przedewszystkiem ze zjawi- 
skiem fotochemiczne m (p. rozdz. X, 
 3); tej zmianie ciała towarzyszy 
właśnie zmiana jego przewodnictwa 
lektrycznego. 
W 19 20 r. uczeni niemieccy G u d d e n i P o h l rozpoczęli swe ba- 
dania, które doprowadziły do pojęcia wewnętrznego zjawiska fotoelek- 
trycznego. Nazwa ta jest oparta na rozumowaniach następujących. Więk- 
szość nowych badań dotyczy kryształów, przezroczystych dla promieni na- 
świetlających i posiadających wogóle bardzo małe przewodnictwo elek- 
tryczne. Promienie te odrywają elektrony od atomów, stanowiących siatkę 
przestrzenną (rozdz. V, 
 6) danego kryształu. Zwolnione elektrony mogą 
ulec działaniu przyłożonego pola elektrycznego, t. j. mogą przesunąć się 
z działającemi siłami elektrycznemi, a na tern właśnie polega istota naby- 
wanego przewodnictwa elektrycznego. Z tym jednak stosunkowo prostym 
procesem pierwotnym są niewątpliwie związane jeszcze inne, niejako na- 
kładające się na pierwszy i nierzadko bardziej lub mniej go maskujące. 
Zwróćmy się do omówienia prac G u d d e n a i P ó h l a. Uczeni ci zba- 
dali prżedewszystkiem (1920) proszek krystaliczny Sidot'a, składający się 
z siarczku cynku z domieszką miedzi, uranu lub manganu, i bardzo silnie 
fluoryzujący (p. rozdz. IX, 
 I). Bez naświetlenia przewodnictwo jego jest 
bardzo małe; przy naświetleniu lampą rtęciową, która obfituje w promie- 
nie nadfiołkowe, przewodnictwo powiększa się IDO razy. Zbadanie dzia- 
łania promieni monochromatycznych dało wynik następujący. Dla nie- 
wielkich natężeń pola zjawisko ma ten sam charakter jak i zewnętrzny 
efekt fot.-el., t. j. działanie promieni rośnie jednostajnie wraz ze zmniej- 
szeniem długości fali, lecz dla większych napięć nakłada się na efekt nor- 
malny jeszcze inny, selektywny, przyczem położenie maximum zależy od 
rodzaju domieszek. Im większe jest napięcie, tern wyraźniej występuje to 


Chwolson. Fizyka W sp6lczesna. 14'
>>>
210 


Fotoelektryczność 


[VIII 


o 
maximum, przypadające około A = 4000 A. Następnie zbadano natural- 
ne kryształy siarczku cynku, kadmu i rtęci. Z kryształów wycięto prosto- 
padłościany, umieszczane pomiędzy mosiężnemi płytkami, które służyły za 
elektrody, i naświetlano z boku. Dla dużych napięć wszystkie kryształy 
wykazywały wewnętrzny efekt sel
ktywny. C
ekawą jest rzeczą, że od 
.strony długofalowej krańcowy promień czynny zlewa się z krawędzią 
pasma pochłaniania danego kryształu. 
Jednocześnie G u d d e n i P o h l zbadali djament. Dla zupełnie czy- 
stego d jamentu stwierdzono, że naświetlanie promieniami, dla których A 
jest mniejsze od 6000 A, wywołuje przewodnictwo elektryczne, rosnące 
o 
jednostajnie wraz ze zmniejszeniem A do 2500 A. Długotrwałe naświetla- 
nie wywołuje jakieś zmiany wewnętrzne i dlatego każde naświetlanie było 
wykonywane w ciągu I sekundy. Dwa inne djamenty były nie zupełnie czy- 
ste i dawały pasma pochłaniania, których lewa krawędź znajdowała się 
o 
przy 3000 A. W tern właśnie miejscu przewodnictwo elektryczne wywo- 
łane przez naświetlania spadło do zera; jasnem jest więc, że promienie po- 
chłonięte przez domieszkę nie mogły już wywołać wewnętrznego efektu 
Jot.-el. ,w siatce krystalicznej samego djamentu. 
Bardzo ciekawy jest fakt następujący: jeżeli naświetlać nie cały kry- 
ształ, znajdujący się pomiędzy elektrodami, lecz tylko wązki środkowy 
pasek, to powstaje mimo to prąd i przy tern niezależnie od t.ego, czy część 
oświetlona znajduje się bliżej anody czy też bliżej katody. Wskazuje to, że 
elektrony, zwolnione z naświetlonej części kryształu, przechodzą również 
przez jego części nieoświetlone. Natężenie prądu jest w tym wypadku 
proporcjonalne do grubości naświetlonej warstwy kryształu. Przy długo- 
trwałem naświetlaniu powstają w krysztale ładunki dodatnie, które po 
przerwaniu naświetlania, mogą dać prąd o kierunku odwrotnym. 
Po zbadaniu 25 różnych pierwiastków i związków, G u d d e n 
i Po h l znaleźli jeszcze jeden bardzo ciekawy wynik, a mianowicie zwią- 
zek między natężeniem pola, które wywołuje maxymalną wartość prądu 
Jp w danem ciele, a spółczynnikiem załamania n tego ciała. Okazało się, 
że natężenie pola, dające graniczne ], t. j. wywołujące największe działanie, 
jest tem mniejsze, im większy jest spółczynnik załamania n dla promieni 
czerwonych. Gdy n jest równe około 3, wówczas słabe pole IDO wolt na 
I cm już daje graniczną wartość j, a przy n większem od 3 ciało i bez na- 
świetlenia okazuje się półprzewodnikiem elektryczności. Zwróćmy uwagę, 
że stara teorja prowadzi do wyniku, iż spółczynnik załamania ciała po- 
winien być tern większy, im większą ruchliwość mają znajdujące się w niem 
elektrony.
>>>
4] 


Jonizacja gaz6w przez energję promienistą 


2łI 


Wiadomo oddawna, że sól kamienna pod wpływem promieni rontge. 
nowskich nabida żółtej barwy; G u d d e n i P o h l zbadali w 1925 r. we- 
wnętrzny efekt fot.-eI. w płytkach tego rodzaju zabarwionej soli kamien- 
nej w temperaturze ciekłego powietrza i ciekłego wodoru, t. j. - 1930 
i - 253 0 C. Okazuje się, że maximum działania jest przesunięte w tych 
niskich temperaturach w stronę fal krótkich. W odstępie od - 193 0 do _ 
o 
253 0 C następuje przesunięcie o 760 A. 
Wracając do zewnętrznego zjawiska fot.-el., powiemy jeszcze słów 
parę o jonizacji gazów pod wpływem energji promienistej. Już R o n t g e n 
zauważył podczas badania nowoodkrytych przez siebie promieni ( 18 95), 
że wywołują one jonizację gazów, przez które przechodzą. Powstaje cie- 
kawe zagadnienie, czy promienie nadfiołkowe mogą również wywołać jo- 
nizację gazów. Co się tyczy powietrza, zagadnienie jest specjalnie doniosłe, 
ponieważ jego rozwiązanie wskazywałoby, czy ri10że nastąpić jonizacja 
górnych warstw atmosferycznych wskutek działania nadfiołkowych pro- 
mieni słonecznych, które słońce bezwątpienia wysyła, choć do nas docho- 
dzą tylko bliskie promienie nadfiołkowe, dalsze zaś pochłania powietrze. 
Niektórzy uczeni przypuszczali, że te dalekie promienie jonizują powie- 
trze, lecz sprawa jest jeszcze otwarta. Możliwem jest, że w tym wypadku 
powstawał efekt fot.-el. nie w atomach lub cząsteczkach powietrza, lecz na 
większych cząstkach pyłu lub innych domieszkach. Natomiast jest rzeczą 
niewątpliwą, iż pary niektórych metali ulegają jonizacji przez promienie 
nadfiołkowe. Tak np. w 1925 r. badano pod tym względem parę sodu. 
Okazało się, że ulega ona jonizacji przez promienie o długości fali mniej- 
o 
szej od 2610 A i że jonizacja rośni
 ze zmniejszeniem się długości fali. 
W parach cezu jonizację wywołują promienie o długości fali mniejszej od 
o 
p86 A; jest to dokładnie długość fali granicy jednej z seryj widmowych 
cezu. Co -się tyczy jonizacji przez promienie R o n t g e n a zanotujemy 
ciekawy fakt, że dla wodoru liczba fotoelektronów jest niezmiernie mała 
w stosunku do liczby elektronów, odrzuconych w związku ze zjawiskiem 
C o m p t o n a (rozdz. VII, 
 2), jak to udowodnił B o t h e w 19 2 3 r. 


..
>>>
ROZDZIAŁ IX 


, . 


FOTOLUMINESCENCJA. 



 1. Zasadnicze zjawiska fotoluminescencji. 


W szelką emisję energji promienistej, wywołaną w dowolnem ciele 
przez energję promienistą, nazywamy fotoluminescencją (w skróceniu fot.- 
lum.). W wypadku szczególnym promieniowanie wzbudzone może przypa- 
dać w dziedzinie widma widzialnego. Jasną jest rzeczą, że mamy w tym 
wypadku na myśli nie emisję cieplną, t. j. taką, która zależy od tempera- 
tury i np. dla promieni widzialnych zaczyna się dopiero w temperaturze 
t. zw. czerwonego żaru. Z pośr6d odnoszących się tu zjawisk dwa są po- 
wszechnie znane, będąc z dawien dawna przedmiotem wszechstronnych 
badań; są to mianowicie fosforescencja i fluorescencja. 
Fosforenscencją nazywamy, jak wiadomo, świecenie ciał, które były 
uprzednio przez pewien czas naświetlone. Trwanie świecenia zależy od ro- 
dzaju ciała fosforyzującego; może ono być krótkie, lecz może również 
trwać w ciągu wielu godzin. Do fosforescencji stosuje się sławne prawo 
S t o k e s' a: długość fali promieniowania wysyłan.ego jest wi'ększa od dłu- 
gości fali promieniowania naświetlającego; istnieją jednak wyjątki z ,tego 
prawa. Fosforyzują, między innerni, związki wapnia, baru i strontu z siar- 
ką, jednakże związki, które nie są chemicznie czyste. Ogromną rolę grają 
domieszki, od których zależy jasność i barwa wysyłanego promieniowania. 
Tego rodzaju "aktywnemi" domieszkami mogą być metale: miedź, mangan, 
bizmut, ołów, srebro, cynk i in. oraz wiele soli. Widmo świecenia jest wid- 
mem pasmowem. Duży' wpływ ma temperatura; zależy od niej również 
barwa fosforescencji. Ciało, w którem fosforescencja zanikła, zaczyna 
w pewnych przypadkach ponownie fosforyzować pod wpływem ogrzania. 
Pewne ciała w bardzo niskich temperaturach tracą zdolność fosforescencji. 
Inne znowu naodwrót: bardzo słabo fosforyzują w zwykłej temperatu- 
rze, jasno zaś świecą, jeżeli są przed naświetleniem ochładzane do 
. _ 1800 C. Należą tu parafina, żelatyna, celuloid, kość słoniowa, kau- 


.
>>>
d 


Zasadnicze zjawiska fotołuminescencji 


21 3 


czuk i inn. Jest rzeczą bardzo ciekawą, że promieniowanie czerwone i pod- 
czerwone, padające na powierzchnię fosforyzującj płytki, początkowo, 
choć w ciągu krótkiego czasu, potęguje fosforescencję, która następnie 
szybko zanika. Promieniowanie czerwone i podczerwone niejako przy- 
śpiesza wyzwalanie energji promienistej z ciała fosforyzującego. 
Istnieją ciała, które mają zdolność pochłaniania energji promienistej 
określonej długości fali /, i, przekształciwszy ją w energję promienistą 
innej długości fali )(, emitują tę ostatnią na wszystkie strony. Emisja 
odbywa się jednocześnie z naświetlaniem lub w ciągu bardzo krótkiego 
czasu po jego ustaniu. Zjawisko to nosi nazwę fluorescencji. Ponieważ 
fluorescencja trwa czasem również krótką chwilę, nie można prze- 
prowadzić ścisłej granicy pomiędzy fosforescencją i fluorescencją. Jeżeli 
ciecz fluoryzującą nalać do szklanego, najlepiej czworokątnego naczynia 
i skierować promienie prostopadle do jednej z jego ścian, to można naj- 
wygodniej obserwować fluorescencję, patrzqc na ciecz z boku, t. j. prosto- 
padle do promieni działających. Prawo S t o k e s' a stosuje się również 
do zjawisk fluorescencji, to znaczy, że A'  A. Liczne są jednak wypadki, 
gdy prawo to się nie sprawdza. Wiele gazów również fluoryzuje, o tern 
jednak pomówimy niżej. Przypuszczano dawniej, że ciecze mogą tylko 
fluoryzować, nigdy jednak fosforyzować. Jednakże w 1927 r. S. J. Wa- 
w i ł o w i W. L. L e W s z i n (Moskwa) znaleźli ciecz (roztwór soli siar- 
czanu uranylowego w kwasie siarkowym), która fosforyzuje w ciągu pew- 
nego, dającego się zmierzyć czasu; czas trwania fosforescencji jest rzędu 
10- 5 do 10- 4 sek. 
W ciągu ostatnich 15 lat wykonano ogromną liczbę prac, dotyczą- 
cych luminescencji. W 1928 r. ukazało się drugie wydanie (pierwsze 
w 1923 r.) niemieckiej książki P. P r i n g s h e i m a, poświęconej omówie- 
niu tych prac. (367 str.) Spis literatury tylko od 1908 r. obejmuje 637 prac. 
Rozpatrzymy głównie te z pośród nich, które dają się wytłumaczyć w ra- 
mach współczesnej teorji budowy atomów i teorji kwantów. Będziemy 
mieli przy tern do czynienia prawie wyłącznie ze zjawiskami fotolumine- 
scencji jednoatomowych gazów i par. Z podanych poprzednio zależności 
będą szczególnie użyteczne dwie, które tu pr
episujemy: 


,. 


h y = h - Ii 


(I) 


[(p. rozdz. IV, 
 4 równo (ID)]. h i J i są wartościami e!1 er gji atomu, 
gdy jeden z walencyjnych elektronów znajduje się odpowiednio na k-tej 
i i-tej orbicie możliwej, przyczem k  i, tak że J k - J i jest wartością 
energji zwolnionej przy spadaniu elektronu z k-tej orbity na i-tą, lub
>>>
214 


Fotoluminescencja 


[IX 


energji, którą należy użyć, aby ten sam elektron podnieść z i-tej orbity na 
k-tą. h jest stałą P l a n c k a [p. rozdz. III, 
 3, równo (2)], V - czę- 
stość drgań promieniowania, emitowanego przy danym spadku elektronu, 
hv - kwant tego promieniowania. Podniesienie elektronu może być wy- 
konane kosztem energji jego ruchu; wypadek ten był omówiony w rozdz. 
VI. Jeżeli elektron nabył swą energję, po przebyciu różnicy potencjałów 
V wolt, a całkowita jego energja była zużyta na pracę podniesienia elek- 
tronu walencyjnego, wtedy przy bezpośredniem odwrotnem spadaniu 
tego ostatniego, zostaje emitowany promień o długości fali A , wyrażonej 
o 
w A, danej przez równość: 


V (wolt)  A (angstr.) = 12 34 0 . 


(2) 



 


To, co powiedzieliśmy wyżej dotyczy atomów, np. jednoatomowycn 
gazów; dla cząsteczek sprawa komplikuje się niesłychanie ze względu na 
to, że prócz wzbudzenia i jonizacji następuje zmiana energji ruchu obl"\;- 
towego i energji wewnątrzcząsteczkowych drgań atomów. Tern się tłu- 
maczy powstawanie widm pasmowych, rozpatrzonych w rozdz. III. 
 5 
i w rozdz. IV, 
 ID. Przypomnijmy jeszcze, że w rozdz. VI wprowa- 
dziliśmy pojęcie potencjałów krytycznych, do których należą potencjał 
rezonancyjny V r . powodujący podniesienie elektronu walencyjnego z or- 
bity nom:.alnej na najbliżsą możliwą, oraz potencjał jonizacyjny, odpo
 
wiadający przeniesieniu tegoż elektronu z orbity normalnej nazewnątr7 
atomu. 
Zjawisko fotoluminescencji występuje wtedy, gdy padająca energja 
promienista zostaje zużyta na wzbudzenie atomów, które następnie 
zwykłą drogą znowu emitują energję promienistą zgodnie z równo (I). 
Jasną jest rzeczą, że fot.-Ium. może być w danem ciele wywołana tylkt 
dzięki promieniowaniom, które są przez to ciało pochłaniane, t. j. odpowia- 
dają prążkom lub pasmom ich widma pochłaniana. Istnieje wyraźna rów
 
noległość pomiędzy fot.-lum. oraz zjawiskami, rozpatrzonemi w rozdz. VI. 
Głębsza jeszcze analogja zachodzi jednak pomiędzy fot.-Ium. a zjawiskami 
fotoelektrycznemi, które były rozważone w rozdz. VIII: sprowadzają się 
one do tego, że napływająca energja zużywa się na wyrywanie elektro- 
nu z atomu lub cząsteczki. \\7 dalszym ciągu będziemy odróżniać fot.-lum. 
w gazach, której badanie szczegółowe zostało niedawno zapoczątkowane 
oraz fot. lum. w ciałach ciekłych i stałych, którą zwykle obecnie ma- 
my na myśli, gdy mowa o fluorescencji i fosforescenji. 
Wspomnieliśmy już dwukrotnie o wykrytem w 1852 r. sławnem pra-
>>>
r] 


Zasadnicze zjawiska fotoluminescencji 


21 5 


wie S t O k e s'a zjawisk fluorescencji. Niech Ao będzie długością fali pro- 
mieniowania padającego, j,- długością fali promieniowania wysyłanego. 
Prawo to głosi, że poza nielicznemi wyjątkami, 


),  Ao. 


(3) 


W rozdz. VIII, 
 I były rozpatrzone trzy prawa zjawisk fotoelek- 
trycznych, dowiedliśmy tam, że prawa te, będąc całkowicie niepojęte w ra- 
mach falowej teorji energji promienistej, stają się łatwo zrozumiałe, t. j. są 
logicznym wynikiem pojęć kwantowej teorji światła. Mamy tu obecnie 
dalszy przykład zupełnie analogiczny do poprzedniego. Chodzi miano- 
wicie o wytłumaczenie, czemu następuje jakgdyby przeróbka energji pro- 
mienistej, przy tern przeważnie na fale dłuższe, gdyż w wyjątkowych tylko 
wypadkach przeróbka idzie w przeciwnym kierunku, t. j. otrzymujemy 
A  Ao. Z punktu widzenia teorji falowej, zjawisko to jest niezrozumiałe. 
Oczywiście, energja wysyłana może być ilościowo mniejsza od pochłoniętej, 
ponieważ część tej ostatniej może zostać zużyta na inne czynności, np. na 
powiększenie ruchu cieplnego atomów i cząsteczek, na pracę chemiczną 
i t. d. Natomiast pozostaje niejasnem, czemu wysyłana energja promienista 
różni się jakościowo od pochłoniętej, czemu zmienia się częstość drgań, 
która prawie zawsze maleje, choć czasami może też wzrosnąć. A przecież 
zmiana częstości może być ogromna; padające promieniowanie nadfiołkowe 
a nawet rontgenowskie, może się niejako przekształcić w promieniowanie 
np. o barwie żółtej. 
Przejdźmy do kwantowej teorji energji promienistej. Oznaczmy przez 
3 0 kwanty, odpowiadające promieniom padającym; przez V o częstość 
według teorji falowej, dla promieni zaś emitowanych oznaczmy kwanty 
i częstość przez € i v. Wi,emy, że kwanty działają niezależnie od sie. 
bie. Przy udatnem zderzeniu z atomem część kwantu 8 0 zostaje zużyta 
na powiększenie energji układu (atomu lub cząsteczki) od pewnej 
wartości początkowej El do nowej E 2 ; pozostała część zużywa się na 
jakąkolwiek inną pracę P, - np. na powiększ,enie ruchu cieplnego lub 
na pracę chemiczną. W ten sposób mamy równość: 


8 0 = El - E 2 + P (4) 


Gdy układ wraca do swego stanu poprzedniego, wówczas energJa 
E 2 - El zostaje wysyłąna w formie kwantu to, tak że 


8 = E 2 - El (5) 


Jasną Jest rzeczą, że 


88 0 , 


(5. a)
>>>
216 


Fotoluminescencja 


[IX 


Przechodząc na język teorji falowej, mamy 


EO =hvo i s=hv. 


Wtedy nierówność (s,a) daje 


v v o . 


zatem 


A )'0 


(6) 
(7) 


}est to właśnie zależność (3), wyrażająca prawo S t o k e s'a, które 
tłumaczy się w sP'Osób prosty i naturalny przy pomocy teorji kwantów. 
Widzimy, że rzadkie wyjątki, obserwowane jedynie w ciałach wieloato- 
mowych., t. j. w cząsteczkach, znajdują również swe całkowite wy- 
tłumaczenie na podstawie teorji kwantów. Przy wyprowadzeniu nierów- 
ności (7) założyliśmy mian'Owicie, że cały kwant EO zostaje całkowicie 
zużyty na pracę zgodnie z r6wn. (4). Jednakże poznaliśmy już i takie 
przypadki, gdy część kwantu 8 0 zostaje zużyta na pracę, przechodząc 
w energję ruchu elektronu, reszta zaś kwantu jest nadal w ruchu w no- 
wym kierunku w postaci kwantu E mniejszego od Eo. Jedno z tych 
zjawisk, które nazwaliśmy zjawiskiem C o m p t o n a (rozd. VII, 
 2), 
może powstać i jest istotnie obserwowane jedynie w specjalnych warun- 
kach: bardzo duży kwant i bardzo słabo z atomem związany lub nawet 
zupełnie swobodny elektron. W rozdz. VII, 
 3 poznaliśmy inne zjawi- 
sko, wykryte w 1928 r. Dowodzi 'Ono, że może nastąpić zużycie części 
kwantu, - przyczem część niezużyta pozostaje w postaci kwantu o mniej- 
szej wielkości, - również w kwantach, któr.e odpowiadają promieniowaniu 
widzialnemu, 'Oraz takich, które są 5000 razy mniejsze od kwantów pro- 
mieni rontgenowskich. 



 2. Fotoluminescencja jednoatomowych gazów. 


Staranne badanie tego zjawiska zostało zapoczątkowane stosunko- 
wo niedawno, zwłaszcza od chwili, gdy przekonano się, że teorja budowy 
atomu B o h r a pozwala wytłuma.czyć powstawanie widm prążkowych, 
gazów jednoatomowych (rozd. IV, 
 7). Ta sama teorja zdołała znaleźć 
zastosowanie do zjawisk fotoluminescencji w tych gazach, które polegają 
na następującem: jeżeli przez gazy jednoat'Omowe przepuścić promieniowa- 
nie odp'Owiedniej długości fali, wówczas zauważymy wewnątrz gazu emisję, 
którą najdogodniej można obserwować w kierunku prostopadłym do biegu 
promieiIi wzbudzającv
h. W najprostszym wypadku okazuje się, ŻJe długość
>>>
2] 


Fotoluminescencja jednoatomowych gazów 


21 7 


to 


fali światła wysyłanego odpowiada pierwszemu prążkowi serji, którą na. 
zwaliśmy główną (p. rozdz. IV, 
 9), otrzymywanej podczas spadania 
elektronu na orbitę normalną; w szczególności zaś prążek ten jest emito- 
wany przy spadaniu .elektronu z drugiej możliwej orbity ,na normalną. 
Okazuje się, że promieniowanie, odpowiadające temu właśnie prążkowi 
jest przy tern przez dany gaz pochłaniane.jasną jest rzeczą, że E = E" i 
w równo (4) mamy p = O. Mamy tu, jeśli się tak można wyrazić, ide- 
alny przypadek fotoluminescencji, a mianowicie przypadek czystego re- 
zonansu, gdy A = Ao. Wytłumaczenie jest w tym wypadku proste. Kwant 
8 0 zostaje całkowicie zużyty na pracę podniesienia dek tronu walencyjnego 
z orbity normalnej na najbliższą do niej orbitę możliwą; podczas powrotu 
elektronu na pierwotną (normalną) orbitę, zostaje wysyłany kwant E = 10 0 , 
tak że w języku teorji fal'owej, otrzymujemy A =
. Atom jest tu niejako 
zwykłym rezonatorem. Obecnie staj
 się zrozumiałem, czemu potencjał V 7, 
odpowiadający zgodnie z równo (2) promieniowaniu )'7 = )'0 nazywa się 
rezonacyjnym. Dla pary rtęci potencjał rezonacyjny jest w przybliżeniu 
równy 4,9 wolt (rozdz. VI, 
 2), co zgodnie z równo (2) daje silny prążek 
widma ,:tęci: 


C 
)'r (rtęć) = 2536,7 A 


(8) 


Dla sodu odpowir,dnią rolę gra żółty prążek dwójkowy Dl, D 2 . Rozpa- 
trzony przypadek czystego rezonansu jest obserwowany stosunkowo rzad- 
Iw. Cały szereg okoliczności może wprowadzić różnorodne komplikacje, 
z których kilka rozpatrzymy. , 
I. Wzbudzenie zjawiska czystego rezonansu wymaga, aby promie- 
niowanie wzbudzające zawierało istotnie również promieniowanie o dłu- 
g?ści fali '(. Zdawałoby się, że warunek ten jest spełniony, jeżdi źródłem 
pierwotnym będzie ten sam gaz lub para (np. przy rtęci lub sodu), świecące 
pod wpływem wyładowaf elektrycznych. Sprawa jednak komplikuje się 
przez to, że widmo emisjI zawiera prążki nierzadko o znacznej szerokości, 
co wskazuje na ich niejednorodność i łatwo tłumaczy się t. zw. zasadą 
D o p p l e r a, nie będziemy się jednak nad tern zatrzymywali. Do wzbu- 
dzenia atomu potrzebne jest promieniowanie o ściśle określonej długości 
fali, odpowiadające środkowej części prążka widmow,ego, wysyłanego przez 
pierwotne źródło promieniowania wzbudzającego. Lecz wł'aśnie ta część 
centralna nie występuje prawie wcale wskutek "odwrócenia", które polega 
na tern, że powstające w warstwie wewnętrznej świecącego gazu lub pary, 
choćby naj silniej wzbudzonej, promieniowanie musi przejść przez warstwy 
zewnętrzne, słabo wzbudzone i zostaje przez nie, w myśl prawa Kir c h-
>>>
218 


Fotoluminescencja 


[IX 


h O f f a, pochłonięte. Tego rodzaju absorbcji ulega tylko część centralna 
szerokiego prążka wj .:lmow;egu, p.'nieważ tylko ona znajduje się w widmie , 
słabo świecącej zewnętrznej warstwy gazu lub pary źródła pierwotnego. 
Tę 'nic;dogodność można usunąć, jeżdi w źródle pierwotnem zapomocą 
magnesu zbliżyć drogę wyładowań elektrycznych do samej ścianki na- 
czyma. 
II. Przypuśćmy, że pierwotne źródło zawiera promieniowanie dl. 
f. "o, odpowiadające nie pierwszemu (czołowemu), lecz jednemu z dal- 
szych prążków serji głównej ciała bad-mego. Wówczas w atomach tego 
ostatniego nastąpi podniesienie elektron\" walencyjnego z orbity normalnej 
nie na najbliższą, lecz na jedną z wyższych orbit możliwych. Jeżeli na- 
stępnie elektron wróci wprost na orbitę normalną, to otrzymamy znowu 
A = Av i będziemy mieli do czynienia z czystym rezonansem. Lecz elek- 
tron może wrócić na orbitę normalną również pojedyńczerni skokami po_ 
przez szereg przystanków pośrednich. W tym przypadku otrzymamy 
w widmie fluoryzującego gazu cały szereg prążków, należących do róż- 
nych seryj. Ponieważ jednak w różnych atomach droga powracającego 
elektronu może być różna, więc jasną jest rzeczą, że powstają jednoczeŚnie 
wszystkie w danych warunkach możliwe prążki, między niemi zaś prążek 
o długość fali równej długości fali promieniowania pierwQtnego. 
III. Jeżeli wraz z podwyższeniem temperatury rośnie gęstość badanej 
pary (np. pary rtęci lub sodu), wówczas powstaje cały szereg nowych kom. 
plikacyj. Przypuśćmy, że promieniowanie pierwotne przechodzi przez parę 
badaną w postaci cienkiej wiązki; wówczas przy małej gęstości otrzymuje 
się świecenie tylko wzdłuż tej wiązki. Przy większej gęstości promienie 
rozchodzące się z tej wiązki we wszystkich kierunkach wywołują ze swej 
strony świecenie otaczającej pary; świecąca smuga rozszerza się i wreszcie 
niejako wypełnia całe naczynie. JednoczeŚnie rośnie zdolność absorbcyjna 
pary, wskutek czego szerokość wiązki zaczyna ponownie zmniejszać się, 
dopóki nie osiągnie mniej więcej pierwotnej szerokości. Jednocześnie też 
wskutek pochłaniania promieni blask pasma w kierunku rozchodzenia się 
promieni wzbudzających maleje, dopóki wreszcie przy dostatecznej gę- 
stości pary, nie skoncentruje się w postaci cienkiej warstewki dokoła tego 
miejsca ścianki naczynia, gazie przenikają doń promienie pierwotne. W ten 
sposób, dogodne dla obserwacyj objętościowe świecenie wewnętrzne, prze- 
kształca się w powierzchniowe. Nie będziemy się zatrzymywalI nad paru 
innemi warunkami, które komplikują rozpatrywanie zjawisk w wysokiej 
temperaturze i przy dużej gęstości pary. 
IV. W rozpatrzonych przypadkach, nie zachodzi, ściśle biQ
ąc, rze- 


.
>>>
3] 


Badanie gazów jednoatornowych 


Zl? 


czywista absorbcja promieni pierwotnych, ponieważ cała padająca energja 
promienista jest znów wysyłana w postaci tej samej formy energji, nie 
zachodzi bowiem jej przemiana w inną jej postać. Możliwy jest jednak 
i inny przypadek, którego szczególnie należy oczekiwać, gdy do gazu ba- 
danego dodano domieszkę innego gazu. Wtedy przy zderzeniu wzbudzo- 
nego atomu z innemi atomami lub cząsteczkami może nastąpić t. zw. 
zderzenie drugiego rodzaju (rozdz. IV, 
 3), w konsekwencji którego pod- 
niesiony elektron spadnie na orbitę normalną, lecz wyzwolona przytem 
energja, nie przechodząc w energję promienistą, rozdzieli się pomiędzy 
dwiema zderzającemi się cząsteczkami, przechodząc np. w energję kine-'- 
tyczną ich ruchu, t. j. w energję cieplną. W tym wypadku mamy rzeczy- 
wistą absorbcję promieni pierwotnych. 
V. Zakładaliśmy, że mamy do czynienia z jednoatomowym gazem 
lub parą, i wszystko wyżej powiedziane stosuje się oczywiście wyłącznie 
do tego przypadku. Może się jednak zdarzyć, że w gazie, który mamy 
prawo uważać za jednoatomowy, w rzeczywistości zawarte są również 
cząsteczki, składające się z dwu lub nawet większej liczby atomów. Za- 
chodzi to po pierwsze, gdy w samym gazie tworzą się cząsteczki dwu- 
atomowe; takie przypadki już spotykaliśmy i byliśmy zmuszeni założyć 
możliwość powstawania w specjalnych warunkach (wzbudzenie, joniza- 
cja) qąsteczek dwuatomowych, jakkolwiek nie trwałych, w jednoato- 
mowych naogół parach rtęci i w helu. Po drugie, moż,e się zdarzyć, że 
w gazie badanym znajduje się domieszka innego gazu, która dostała się 
do niego przypadkowo lub też została umyślnie dodana. W tym przy- 
padku mogą również w specjalnych warunkach (p. wyżej) powstać nie- 
trwałe związki atomów gazu badanego z atomami lub nawet cząstecz- 
kami domieszki. W obu przypadkach mamy do czynienia już nietylko 
z gazem jednoatomowym, lecz również z dwu- lub wieloatomowym. Na- 
leży wtedy wziąć pod uwagę energję ruchów obrotowego i w,ewnętrz- 
nego, i całe zagadnienie komplikuje się tak samo, jak przy przejściu od 
widm prążkowych do pasmowych. 

 3. Badanie gazów jednoatomowych. 


Badanie doświadczalne fotoluminescencji gazów jednoatomowych do- 
tyczy przedewszystkiem par metali. Najczęściej badano pary rtęci i sodu. 
J. Para rtęci. Prążek rezonansowy rtęd posiada dl. f. An = 
o 
= 2536,7 A, p. (8). W widmach emisji i absorbcji zawiera on pięć skła- 
dowych i występuje również w widmie emisji rezonansowej. Należy przy- 
puścić, że dwa te prążki zostają pochłaniane i wysyłane nie przez ten 


.
>>>
.220 


Fotoluminescencja 


[Ix 


sam, lecz przez różne atomy rtęci, których budowy różnią się nieco po- 
między sobą, wskutek czego również poziomy energetyczne nie są w nich 
zupełnie jednakowe. Nawet przy 100°, gdy gęstość pary powiększyła się 
na tyle, że świecenie objętościowe przechodzi już w powierzchniowe, roz- 
szczepienie prążków jednakże wciąż jeszcze ma miejsce. Domieszka po- 
wietrza do pary rtęci osłabia w znacznym stopniu świecenie rezonansowe. 
Bardzo interesujący fakt wykryto w 1920 r. Prążki rtęciowe 54 61 

 o 
A oraz 3I3I A, jako nienależące do głównej serji (spadanie na orbitę 
normalną), nie mogą oczywiście wywołać luminescencji. Lecz jeśli pary 
rtęci jednocześnie naświetlać temi dwoma prążkami oraz prążkiem rezo- 
o 
nancyjnym (2536,7 A), wtedy wszystkie trzy prążki powstają w świetle 
pary fluoryzującej. Mamy tu oczywiście przypadek, gdy elektron pod- 
niesiony przez kwant prążka r,ezonancyjnego z normalnej orbity na są- 
siednią, zostaje następnie podniesiony przez kwanty innych promieni na 
orbity wyższe. 
Wpływ domieszek do pary rtęci może być prawdopodobnie dwo- 
jaki. Po pierwsze, następuje czasami ogromne osłabienie świecenia, jak 
np. w przypadku domieszki powietrza do pary rtęci. Pochodzi ono stąd, 
że wzbudzone atomy rtęci nie przekształcają swej energji w energję pro- 
mienistą, lecz oddają ją atomom lub cząsteczkom domieszki, gdy te ostatnie 
zderzają się z niemi, lub poprostu zbliżają się do nich na dostatecznie małą 
odległość; są to zderzenia drugiego rodzaju, o których już wyżej była 
mowa. Drugi przypadek charakteryzuje się tern, Że domieszka wywołuje 
rozszerzenie prążków w widmie luminescencji. Oznacza to, że wysyłana 
jest nietylko oczekiwana długość fali, lecz wszelkie możliwe sąsiednie, 
.co dowodzi, że poziomy energetyczne uległy niewielkim, lecz w poszcze- 
gólnych atomach niejednakowym zmianom. Zmiany te polegają na znie- 
kształceniu normalnych orbit -elektronowych w atomie niewzbudzonym, 
gdy do pary rtęci został domieszany jeden z gazów szlachetnych, - np. 
argon lub hel; domieszka 5 mm argonu daje blask fluorescencji dwa razy 
większy od 
lasku przy 3 mm, zaś przy 300 mm helu 4 razy większy, niż 
blask w czystej parz,e rtęci. 
Pierwszy przypadek, t. j. zderzenie drugiego rodzaju, mamy wtedy, 
gdy do pary rtęci dodamy parę innych metali, których potencjał rezonan- 
cyjny jest niższy, niż w rtęci. Wzbudzony atom rtęci może wtedy przy 
zderzeniu oddać swą energję atomowi domieszki, który sam przechodzi 
w stan wzbudzony, a następnie wysyła właściwy mu prążek widmowy. 
Jeżeli domieszać do pary rtęci np. parę srebra, ołowiu, bizmutu, kad- 
mu lub talu i naświetlać mieszaninę prążkiem rezonancyjnym rtęci, wów-
>>>
3] 


Badanie gaz6w jednoatomowych 


221: 


czas w widmie fluorescencji powstaną prążki meta1i domieszanych. Mamy 
tu przypadek fluorescencji pochodnej, gdy prążki danej substancji po- 
wstają dzięki obecności innej. 
Aby nastąpiło zderzenie drugiego rodzaju, jest rzeczą konieczną, by 
wzbudzony atom zdążył zderzyć się z inną cząsteczką wcześniej niż pod- 
niesiony w nim elektron spadnie na j,edną z niższych orbit. Nazwijmy 
czasem trwania czas, w ciągu którego elektron pozostaje na orbicie wyż- 
szej. Jeżeli gaz jest bardzo rozrzedzony, tak że jego cząsteczki znajdują 
się daleko od siebie, wówczas przeciętna długość drogi atomu od jednego 
zderzenia do następnego będzie stosunkowo duża i czas przebiegu 
drogi okaże się większym od czasu trwania. W tym przypadku zderzenie 
drugiego rodzaju jest niemożliwe lub powinno się odbywać bardzo rzadko. 
Zderzenia te muszą natomiast zdarzać się często, gdy gaz jest gęstszy, 
przeciętna długość drogi mała, a czas jej przebiegu jest mniejszy od czasu 
trwania. Zbadanie wpływu domieszek na zjawiska luminescencji może do- 
prowadzić do przybliżonego wyznaczenia czasu trwania elektronu, wiel- 
kości oczywiście bardzo interesującej. Okazało się, że czas trwania jest 
rzędu 10- 8 lub 10- 9 sek. Obserwacje innego rodzaju prowadzą do wielkości 
tegoż rzędu. 
Energja atomu wzbudzonego może przy zderzeniu drugiego rodzaju 
zużyć się na pracę chemicznq dysocjacji cząsteczki. Udowodnili to I. 
F r a n c k i G. C a r i o w 1922 r., naświetlając mieszaninę pary rtęci 
o 
z wodorem 'promieniowaniem 2536,7 A (prążek rezonancyjny rtęci). Praca 
dysocjacji cząsteczek wodoru jest w przybliżeniu r6wna kwantowi o dl. 
f. 32 00 A, jest więc ona mniejsza od energji wzbudzonego atomu rtęci. 
Obecność atomów wodoru można było udowodnić charakterystycznemi 
dla nich reakcjami chemicznemi; dysocjacja cząsteczek wodoru zachodziła 
ni,ewątpliwie. W 1925 G. A. S t u a r t badał osłabienie luminescencji 
pary rtęci pod wpływem domieszek różnych gazów, przyczem, aby wzbu- 
dzić tylko prążek rezonancyjny rtęci 2536,7 A, postępował w sposób na- 
stępujący. S t u a r t naświetlał promieniami lampy rtęciowej naczynie, 
zawierające parę czystej rtęci, promieniowani'e zaś pozostające w tern na- 
czyniu przepuszczał przez inne naczynie, w którem znajdowała się ba- 
.:lana mieszanina. Natężenie promieniowania, które powstawało w drugiem 
naczyniu, było mierzone zapomocą fotometru. Okazało się, że tlen posia- 
da największą zdolność gaszenia fluorescencji pary rtęci. Jeżeli tę zdol- 
ność oznaczymy przez IDO, wówczas dla innych gazów otrzymamy licz- 
by następujące:
>>>
222 Fotoluminescencja [IX 
tlen tlenek wod6r dwutlenek para wodna azot argon heł 
węgla węgla 
JOD 80 7° 28 ID 1,3 0,2 0,02 


II. Sód. Fluorescencja pary sodu była po raz pierwszy zbadana sta- 
rannie przez uczonego amerykańskiego R. W. Wo o d'a w początkach b. 
:stulecia. Między innemi W o o d wykrył, że emisja dwójki D1D2 może 
być wywołana przez naświetlenie pary sodu jasnem światł.em sodu. Zja- 
wisko to zostało przez niego nazwanem czystym rezonansem, w przy- 
puszczeniu, że należy je ściśle odróżnić od zjawiska fluorescencji, co, jak 
'Obecnie wiemy, nie jest słuszne. Przypomnijmy, że widmo sodu składa się 
z dwójek i że dwójka czołowa s.erji głównej składa się z dwu żółtych 
prążków Dl i D2' których długości fali są 


o 
A(Dl) = 5896,16 A; 


J, (D 2 ) 


o 
5890,19 A 


(y) 


Druga dwójka tej samej serji znajduje się koło 


o 
),= 3303 A 


(IQ
 


Pochodzenie dwójek możemy sobie tłumaczyć w ten sposób: każda 
z możliwych orbit, które znajdują się ponad orbitą normalną elektronu 
walencyjnego, atomu sodu, została rozszczepiona na dwie możliwe or- 
bity, których poziomy energetyczne (wyrazy widmowe) bardzo mało się 
różnią między sobą; oznaczamy parę orbit, najbliższych orbity normalnej, 
symbolicznie przez 2Pl i 2P2. Zależnie od tego, czy nastąpi spadanie elek- 
1:ronu z 2Pl czy 2P2 na orbitę normalną, otrzymamy emisję prążków 
Dl lub D 2 . Bezpośrednie przejście elektronu z 2P2 na 2Pl lub naodwrót 
jest niemożliwe. Wyżej powiedziane tłumaczy zjawisko fluorescencji w pa- 
rze sodu, które opiszemy niżej. 
Jeżeli parę czystego sodu naświetlać jednym z pośród dwu prąż- 
ków Dl lub D2' wtedy światło fluorescencji zawiera tylko ten jeden prą- 
żek, i mamy do czynienia z czystym rezonansem. Lecz jeśli do pary sodu 
lodać niewielką ilość wodoru, wtedy przy naświetlaniu jednym prążkiem 
.otrzymamy w świetle fluorescencji oba prążki, przyczem natężenie dru- 
giego prążka rośnie do pewnej granicy wraz z ilością domieszanego wo- 
.doru. Możliwe są tu dwa wytłumaczenia. Przy zderzeniu wzbudzonego 
atomu sodu z atomem lub cząsteczką wodoru może się zdarzyć, że atom 
sodu pobiera lub oddaje niewielką ilość energji, która odpowiada przej- 
:ściu elektronu z 2P2 na 2Ph lub odwrotnie. Jeżeli np. do naświetlania
>>>
4] 


Fotoluminescencja cząsteczek 


223 


używamy Dł to we wszystkich atomach wzbudzonych elektron będzie 
się znajdował na orbici'e 2P2, przy powrocie zaś na orbitę normalną otrzy- 
mamy emisję Dl, Natomiast jeżeli wskutek wspomnianych zderzeń w wielu 
atomach elektrony będą przeprowadzone na orbity 2P2, to przy powrocie 
ich emitowany będzie prążek D 2 . (Stosujemy tu star-e oznaczenia poziomów 
energetycznych). Jest jednak również rzeczą możliwą, że następuje tu 
zderzenie drugiego rodzaju, przy którem elektron walncyjny wraca na or- 
bitę normalną bez emisji, jego energja zaś przechodzi w energję ruchu 
cząsteczek wodoru, która następnie pobudza atom sodu. 
Orbity, odpowiadające drugiej dwójce sodu, p. (ID), oznaczmy sym- 
bolami 3Pl i 3P2. Jeżeli naświetlić parę sodu tylko tą dwójką, wówczas 
w widmie fluorescencji otrzymamy nietylko tę dwójkę, lecz również dwójkę 
DlD2' Nie wdając się w dość skomplikowane rozumowania, możemy 
stwierdzić, że pojawienie się tej ostatniej dwójki można wytłumaczyć tern, 
iż elektron, wracając z jednej z orbit 3Pl lub 3P2 na normalną, może tra- 
fić na jedną z orbit 2Pl lub 2P2, stąd zaś na orbitę normalną, przyczem 
otrzymamy właśnie emisję Dl i D 2 . 
Prócz sodu i rtęci były badane również pewne inne metale, - np. 
przez A. N. Te r e n i n a (Leningrad). Nie będziemy się jednak na tych 
pracach zatrzymywali. 



 4. Fotoluminescencja cząsteczek. 


W gazach jednoatomowych mieliśmy do czynienia tylko z wewnę- 
trzną energją atomu, zależną od rozmieszczenia elektronów w atomie, 
oraz z energją cieplną ruchu całego atomu, której wpływ uwydatniał się 
tylko w przypadku zderzeń drugiego rodzaju. W dwu- i wieloatomowych 
gazach spotykamy prócz tego jeszcze energję ruchu obrotowego całej ,czą- 
steczki oraz energję międzyatomową, t. j. energję ruchów drgających ato- 
mów, zawartych w cząsteczce. W rozdz. IV, 
 ID rozpatrzyliśmy już 
wynikające stąd komplikacje. Przypomnijmy tylko, że prawie każda zmia- 
na jednej z trzech rodzajów energij (elektronowa, obrotowa, oscylacyj- 
na) powoduje zmianę pozostałych dwu, którą trudno ująć teoretycznie. 
Możliwość dysocjacji wprowadza nową komplikację. Przypomnijmy, że 
cząsteczki dają widma pasmowe, których budową zajmowaliśmy się w 
rozdz. IV, 
 ID. Charakterystyczne dla cząstecz,ek są odchylenia od prawa 
S t o k e s 'a: ciało fluoryzujące wysyła niekiedy również promieniowania 
o fali krótszej od fali promieniowania wzbudzającego. Według teorji kwan- 
towej oznacza to, że cząsteczka traci podczas promieniowania więcej ener-
>>>
224 


Fotoluminescencja 


[IX 


gji, niż otrzymała przy pochłanianiu promieni pierwotnych. To na pierw- 
szy rzut oka paradoksalne zjawisko tłumaczy się w ten sposób, że jedno- 
cześnie z pochłanianiem energji promienistej może część już istniejącej w 
cząsteczce innej energji, np. wewnątrz cząsteczkowej przejść w emito- 
waną energję promienistą. Następuje to szczególnie w temperaturach wy- 
sokich, gdy wzrasta liczba cząsteczek, mających znaczny zasób energji ru- 
chów drgających atomów. Jeżeli wziąć pod uwagę olbrzymie komplikacje 
teorji widm pasmowych, o czem tylko mimochodem wspominaliśmy w 
rozdz. IV, 
 ID, to łatwo zrozumieć jak bardzo skomplikowane muszą być 
zjawiska luminescencji w ciałach wieloatomowych, i jak trudne musi być 
ich wytłumaczenie. Dalsza komplikacja powstaj,e, gdy cząsteczka wzbu- 
dzona może ulec zderzeniom podczas przebywania elektronu na orbicie, 
na którą on został przeniesiony przez pochłoniętą energję promieni wzbu- 
dzających. Zderzenia nie podlegają kwantowaniu, tak iż cząsteczka po zde- 
rzeniu może się znaleźć w różnych nowych stanach; co oczywiście musi 
wpłynąć na widmo fluorescencji. 
Odróżniamy dwa rodzaje widm fotoluminescencji ciał wieloatomo- 
wych. Widma pierwszego rodzaju składają się z wielkiej liczby ostrych 
prążków, których liczba i rozmieszczenie zależne są od długości fali pro-' 
mieniowania wzbudzającego, tak że niewielka zmiana tej ostatniej może 
zupełnie zmienić fluorescencję, lub nawet przeszkodzić jej występowaniu. 
Inaczej mówiąc, tylko promieniowanie określonej długości fali może wy- 
wołać wzbudzenie cząsteczki. Tego rodzaju widmo nosi nazwę prążkowo- 
pasmowego (zgodnie z propozycją prof. D. S. R o ż d i e s t w i e n s k i e- 
g o). Jeżeli do naświetlania stosować światło monochromatyczne, otrzy- 
mujemy widmo, zawierające dużą liczbę równoodległych od siebie prąż- 
ków, których rozmieszczenie zależy od rodzaju (długości fali) promienio- 
wania wzbudzającego. Należy tu fluorescencja pary jodu. R. W. W o o d 
oraz P. P r i n g s h e i m nazywają tego rodzaju widmo rezonancyjnem 
ze względu na jego wyraźną zależność od rodzaju promieniowania wzbu- 
dZ:łjącego. Widma drugiego rodzaju mogą być nazwane poprostu pasmo- 
wemi. Składają się one z pasm, które nie dają się rozdzielić na poszcze- 
gólne prążki. Zależność ich rozmieszczenia od długości fali promieniowa- 
nia pierwotnego jest mniej istotna. Wytłumaczenie ich powstawania jest 
bardzo trudne i mało opracowane; jest rzeczą możloiwą, że między dwoma 
rodzajami widm niema wyraźnej granicy. W widmach drugiego rodzaju 
należy odróżniać d,wa przypadki: widma pasmowe fluorescencji ciał ga- 
zowych i widma 
asmowe fluorescencji ciał ciekłych i stałych; tutaj też 
należy fosforescencja tych ostatnich.
>>>
4] 


Fotoluminescencja cząsteczek 


225 


, 
Typowe widmo rezonancyjne daje fluorescencja pary jodu, której czą- 
steczki są dwuatomowe. Widmo pochłaniania jodu składa się w części 
widzialnej z dużej liczby pasm z wyraźnemi krawędziami od strony fal 
krótkich. Jeżeli parę jodu naświetlać promieniowaniem monochromatycz- 
nem, to w widmie fluorescencji ukaże się prążek odpowiadający temu 
promieniowaniu (czysty rezonans) oraz liczne w przybliżeniu równood- 
ległe do siebie prążki, większość których ma długość fali większą (prawo 
S t o k e s C a ), jakkolwiek niektóre posiadają również fale krótsze od fali 
promieniowania wzbudzającego; noszą one nazwę antistokesowskich. Do- 
okoła dwu atomów jodu krąży 106 elektronów, z których 14 jest walen- 
cyjnych. Parwdopodobnie tylko jeden z tych ostatnich może przejść ze 
swej orbity normalnej na inne możliwe orbity. Energja ruchu obrotowego 
oraz energja ruchu drgającego mogą być w każdej danej chwili zgoła nie- 
jednakowe w różnych cząsteczkach, ponieważ ,energje te ulegają wciąż 
zmianom przy zder:oeniach. W danej chwili, zasoby energji ruchów ob- ' 
rotowych i drgających muszą spełniać warunki kwantowe i ulegać zmia- 
nom tylko pewnemi skokami. Jeżeli przypomnijmy sobie, jak powstaje 
widmo pasmowe (rozdz. IV, 
 ID), wtedy staje się rzeczą jasną, czemu 
ze światła białego zostają pochłonięte prążki, wchodzące w skład widma 
pasmowego emisji. Gdy pierwotne światło jest monochromatyczne, wów- 
czas zostaje ono pochłonięte przez cząsteczki, które w danej chwili po- 
siadają odpowiednią energję ruchów obrotowego lub drgającego, jak rów- 
nież przez te, w których może nastąpić wzbudzenie cząsteczki. Jeżeli 
więc ,cząsteczka ,odrazu wraca do stanu normalnego, wtedy zostaje wy- 
syłany prążek wzbudzający. Jeżeli zaś powrót następuje skokami po- 
przez stacje pośrednie, wówczas powstają nowe prążki. Jeżeli w chwili 
wzbudzenia, np. energja drgania była większa od normalnej, wtedy mogą 
powstać prążki antistokesowskie. 
Jest rzeczą interesującą, że ilość energji promi,enistej, którą pochłania 
cząsteczka i która następnie zostaje przez nią ponownie wydzidona w po- 
staci energji promienistej, może przewyższać energ;ę konieczną dla dy- 
socjacji tej samej cząsteczki. Tak np. zielony prążek rtęciowy zostaje po- 
chłonięty przez parę jodu i wywołuje w niej fluorescencję. Kwant € 
tego promieniowania, pochłonięty prz.ez jedną cząsteczkę jodu, równa się 
3,6.10- 12 erg. Wiadomo jednak, że do dysocjacji gram-cząsteczki jodu 
(137 gr) potrzeba 34,5 dużych kaloryj. Jeśli tę liczbę podzielić przez licz- 
bę cząsteczek w gram-cząsteczce dowolnego ciała, t. j. przez liczbę A v 0- 
g a d r y, p. rozdz. II, 
 I, równo (I), wtedy okazujf się, że dysocja- 
cja jednej cząsteczki wymaga pracy 2,4.10-12 erg., t. j. około 
 en er- 


. 


Chwolson. Fizyka W sp6lczesna. I f'
>>>
226 


Fotołuminescencja 


[IX 


gji E, którą cząsteczka faktycznie pochłania. PO'mimo tego, cząsteczka 
nie ulega dysocjacji i energja pochłonięta zużywa się na podniesienie elek- 
tronu oraz na pO'większleni.e energji ruchów obrotowego i drgającegO', i 
dopiero później mO'że być emitowana w formie energji promienistej, jeśli 
tylko cząsteczka w czasie pO'między absorbcją i .emisją nie uległa wpły- 
wom zewnętrznym, np. zderzeniu. W tym ostatnim przypadku fluO'rescen- 
cja zostaje osłabiona i energja częściowo przekazana samym cząsteczkom 
lub atomO'm domieszki obcego gazu, częściowO' zaś zO'staje zużyta na 
dysocjację, przyczem emisja, przekazanie energji i dysocjacja mO'gą być 
dla różnych cząsteczek różne pod względem wielkości energji w grę wcho- 
dzącej. 
Para bromu ma takie samo widmo absorbcji jak para jodu; nie daje 
jednak widma rewnancyjnego. 
O widmach drugiego rodzaju, pasmowych, w gazach i parach mó- 
wiliśmy, że brak w nich. wyraźnej zależności widma emisji od rO'dzaju 
wzbudzającego promieniowania. Brak ten pO'lega na tern, że wzbudzenie 
dowolnem promieniowaniem szerokiej części widma, czasami tylko wy- 
raźnie ograniczonej od strony fal długich, wywołuje jedno i to samo widmo 
fluorescencji. Prócz tego, w widmie .tem, obejmującem dziedziny promieni, 
które nie są same zdoln.e wywołać fluoresoencji, nie spotyka się często 
wogóle promieni wzbudzających. Jasną jest rzeczą, że wytłumaczenie flUO'- 
r.escencji, które stosowaEśmy dO'tychczas i które j-est całkowicie oparte na 
teorji B o h r a, tu się nie stosuje. Należy założyć, że cząsteczki emitujące 
różnią się w sposób istotny od niewzbudzonych, które pochłO'nęły promie- 
niowanie pierwotne. Jest jednak rzeczą niemożliwą wskazać ściśle, na 
czem polega przemiana, która nastąpiła pod wpływem energji promie- 
nIsteJ. 
W początkowej fazie są jeszcze próby wytłumaczenia szczegółów zja- 
wisk, związanych z fluorescencją i fpsforescencją ciał ciekłych i stałych. 
W ostatnich latach nagromadzono materjał dO'świadczalny. Opis jego 
zajmuje we wspomnianej książce P. P r i n g s h e i m a około I ID stro- 
nic.. Z pośród ogólnych rozważań teO'retycznych mO'żna przytoczyć na- 
stępu )ące. 
I. W ciałach ciekłych i stałych cząsteczki znajdują się o wiele bli- 
żej siebie, niż w gazach, szczególnie rozrzedzonych, z któremi prawie wy- 
łącznie mi.eliśmy do czynienia. Wskutek tej bliskości cząsteczki silnie dzia- 
łają na siebie, następuje zniekształcenie orbit elektronowych, przyczem 
ulegają zmianie poziomy energetyczne, a więc różnice energji, kt6r:e prze- 
chodzą w energję prO'mienistą, gdy elektron spada z j-ednegO' poziomu na
>>>
4] 


Fotoluminescencja cząsteczek 


# 


227 


drugi. Zniekształcenie nie padlega zupełnie warunkam kwantowym i w 
danej chwili może być bardzo różne dla różnych cząsteczek, co właśnie 
tłumaczy, że naświetlenie monochromatyczne może wywołać w widmie 
emisji szerokie pasma ciągłe. 
II. Jest rzeczą bardzo ważną, że na trwanie fosforescencji wpływa 
temperatura oraz inne czynniki, od kt6rych zależy ruch samych cząste- 
czek. Wskazuj,e to, że nie mamy już tu do czynienia tylko z temi zjawi- 
skami wewnątrz-atomowemi, co do których nauka współczesna jest mniej 
lub więcej zorjentowana. Charakterystyczna jest też okoliczność, że foto- 
luminescencja ciał ciekłych i stałych występuje przeważnie w przypadkach, 
gdy budawa cząsteczki jest bardzo skomplikowana. Według doświadczeń 
V e g a r d' a fosforyzują również zestalone azot, argon i t. d. 
III. Jest rzeczą prawdopodobną, że samo wzbudzenie ma charak- 
ter zjawiska fotoelektrycznego, a to oznacza, iż wzbudzenie dochodzi aż 
do jonizacji, przyczem jednakże elektron wyzwolony, nie wydostaje 
się nazewnątrz. Mamy tu wewnętrzny efekt fotoelektryczny, ana- 
lagiczny da rozpatrzanego w razdz. VIII, 
 4. Elektron jednakże nie po- 
zostaje wolnym, lecz szybko łączy się z jednym z innych atomów tej sa- 
mej cząsteczki. W warunkach sprzyjających wraca an do jednego z wzbu- 
dzonych, raczej zjonizowanych atarnów, czemu towarzyszy emisja, kt6rej 
kwant jest wyznaczony przez różnicę energji dwu różnych atomów, przy- 
nem jeden atom należy brać przed oderwaniem 'Odeń fot:oelektronu, drugi 
zaś po przyłączeniu doń tegoż elektTOnu. Jeżeli odpowiada ta rzeczywisto- 
ści, wtedy różnica pomiędzy zjaw,iskami poprzednio ł"ozpatrzonemi i temi, 
które obecnie omawiamy, okazuje się w istocie niezbyt wielka. Tam elek- 
trony przechodziły z jednej orbity na inne, pozostając w obrębie jednego 
i tego samego atomu; obecnie zaś orbity te należą do różnych atomów, 
jakkolwiek jednej i tej samej cząsteczki. Jednak,owoż dla analizy teore- 
tycznej drugi wypadek jest bez porównania bardziej skomplikowany od 
pierwszego. W tym samym atomie orbity są związane waJrunkami kwan- 
towemi i dla nich ośrodek działający jest ten sam, mianowicie - jądro ato- 
mowe. Przechodząc zaś z jednego atomu do drugiego, elektron podlega 
wpływowi innego jądra. 
Na korzyść przytoczonych tu rozumowań świadczy fakt, że czas 
trwania fluorescencji zmniejsza się wraz ze wzrostem ruchliwości czą- 
steczek, których zderzenia przyczyni:ają się do oderwania elektronu od 
atomu, do którego elektron się dostał. Tern się tłumaczy fakt, że dla cieczy 
trwanie świecenia jest bardzo małe. Jeżeli zmniejszyć ruchliwość, doda- 
jąc da fluoryzującego TOztWOru żelatynę, lub też zamroziwszy roztwór,
>>>
228 


Fotoluminescencja 


[IX 


wtedy fluorescencja przejść może w fosforescencję, którą w tym przy..; 
padku należy rozpatrywać, jako proces nowy, od poprzedniego tniezależny . 
Tutaj też zaliczyć należy fakt, że przy ogrzaniu ciała stałego fosforyzują- 
cego, naświetlonego w niskiej temperaturze, rozpoczyna się niekiedy świe- 
cenie, t. j. wydzieleruie nagromadzonej energji.
>>>
ROZDZIAŁ X. 


TEORJA BOHRA A CHEMJA. 



 1. Powinowactwo chemiczne. 


Możemy sobie łatwo uświadomić, że teorja budowy atomu B o h r a, 
która przeniknęła we wszystkie działy fizyki, musi mieć ogromne i wciąż 
jeszcze rosnące znaczenie dla chemji. Chemja zajmuje się przedewszyst- 
kiem atomami i cząsteczkami, jest więc rzeczą jasną, że teorja, która przy- 
nosi tyle nowych wiadomości o atomach, musi być dla chemji w swoim 
rodzaju rewelacją. Istotnie, zastosowanie teorji B o h r a w chemji stanowi 
obecnie całą naukę. Ograni.czymy się tutaj do krótkiego rozpatrzenia nie- 
wielu tylko zagadnień. 
Zwróćmy się przedewszystkiem do zagadnienia powinowactwa che- 
micznego, t. j. siły, która wiąże atomy między sobą, tworząc z nich czą- 
steczki. Przypomnijmy, że wielki chemik szwedzki J. J. B e r z e l i u s 
(1779-1848) rozwinął elektryczną teorję powinowactwa chemicznego, 
która panowała w nauce w ciągu dłuższego czasu; teorja Be r z e l i u s' a 
zakłada, że powstawanie cząsteczek jest wynikiem wzajemnego przycią- 
gania różnoimiennie naelektryzowanych atomów. Pogląd ten został póź- 
niej odrzucony, a j,edną z przyczyn upadku tej teorji była niemożność 
wytłumaczenia w ramach jej pojęć powstawania dwuatomowych cząste- 
czek wodoru, tlenu, azotu, chloru i t. p., t. j. takich cząsteczek homeo- 
polarnych, które składają się z dwu jednakowych atomów (rozdz. II, 
 r). 
Dla dwuatomowych cząsteczek heteropolarnych (chlorowodór, tlenek 
węgla i t. d.), składających się z dwu różnych atomów, różnoimienna 
elektryzacja jest nietylko zupełnie zrozumiała, lecz uzyskuj,e również po- 
twierdzenie w elementarnych zjawiskach .elektrolizy. Lecz dla cząsteczek 
pierwiastków dwuatomowych teorja elektryczna B e r z e l i u s' a w po- 
staci, w jakiej ją ten uczony zbudował, nie daje się oczywiście stoso- 
wać, tern bardziej więc do cząsteczek, składających się z trzech, jak ozon 
(trzy atomy tlenu) lub z jelizcze większej liczby jednakowych atomów, 


. 


:;
>>>
23° 


Teorja B o h r a a chemja 


IX 


jak np. cząsteczka pary siarki, która składa się w pewnych wypadkach 
z 8 atomów. Widzieliśmy, że w czasach ostatnich zmuszeni byliśmy zało- 
żyć istnienie cząsteczek dwuatomowych w helu i parze rtęci (jak również 
kadmu). Po odrzuceniu teorji B e r z e l i u s 'a, chemja nie umiała dać wy- 
raźnej odpowiedzi na zagadnienie istoty powinowactwa chemicznego, t. j. 
wskazać źródła sił, które utrzymują w równowadze atomy zawarte w czą- 
steczce. Niejasne pojęcie "powinowactwa chemicznego" nauka stosowała 
dość swobodnie. Powstało pojęcie "liczby powinowactw", którą atom po- 
siada i która może być w różnych wypadkach różna. Wyobrażano sobie 
czasami te siły jako mające zupełnie określone kierunki względem atomu, 
t. j. pochodzące z zupełnie określonych punktów powierzchni atomu. 
Odnosiło się to np. do atomu węgla, którego cztery powinowactwa wią- 
zano z czterema wierzchołkami czworościanu, w pewien określony spo- 
sów związanego z atomem węgla. 
W chwili obecnej ustalono niezbicie, że zagadkowe siły powinowac- . 
twa chemicznego są natury elektrycznej, będąc siłami wzajemnego od- 
działywania ładunków, z których się składają atomy. Powstaje więc za- 
sadnicze ciekawe zagadnienie: czemu stara teorja elektryczna B e r z 
- 
l i u s' a nie zdołała się obronić, nowa zaś - również elektryczna - 
odrazu zajęła mocne stanowisko, i w każdym razie nie wywołuje wątpli- 
wości w swych pojęciach zasadniczych. Łatwo dać tu ścisłą odpowiedź. 
Zgodnie z dawną teorją siły elektryczne pochodzą od atomu jako pewnej 
niepodzielnej całości; nowa zaś twierdzi, że siły te pochodzą od wszy- 
stkich, czasami bardzo licznych składowych części atomu. Wynik osta- 
teczny zależy od wypadkowej wszystkich sił wzajemnego oddziaływania 
pomiędzy składowemi częściami atom6w, wchodzących w skład cząsteczki. 
Powiemy obecnie, że powinowactwo chemiczne, jako siła, wiążąca atomy, 
pochodzi od jąder oraz elektronów, z których atomy te są zbudowane. 
Stosując ten pogląd do wypadków szczególnych, musimy mieć na oku 
następujące okoliczności, ogromnie komplikujące całe zagadnienie. 
Składowe części atomu nie są czemś niezmiennem ani co do swej licz- 
by, ani wzajemnego rozmieszczenia. Wiemy, że liczba elektronów w da- 
nym atomie może się zmniejszać, a czasami również się powiększać, 
W przypadku straty jednego lub paru elektronów, lub też przyłączenia 
elektronów dodatkowych (dwa wypadki jonizacji). Dlatego też należy 
brać pod uwagę możliwość przejścia elektronów z jednego z dwu połączo- 
nych atomów do drugiego. Może się zmienić również rozmieszczenie elek- 
tronów w danym atomie, gdy elektrony walencyjne przechodzą z orbit 
normalnych na łnne. Prócz tego należy brać pod uwagę, że wzajemnemu
>>>
2] 


Powstawanie cząsteczek 


23 1 


zbliż,eniu atomów może towarzyszyć zmiana kształtu orbit, oraz ich roz- 
kład w przestrzeni. 
Z powyższego widać, że dwa chemicznie związane atomy, jako ukła- 
dy ładunków elektrycznych, mogą różnić się w sposób istotny od tych 
samych dwu układów, znajdujących się daleko od siebie, t. j. od tychże- 
samych atomów w ich stanach normalnych. Teorja B o h r a daje tylko 
ogólną nić przewodnią, pozwalającą rozwinąć zagadnienie budowy czą- 
steczek. Jednakże usiłowania w tym kierunku posunęły się już obecnie 
bardzo daleko, obejmując nawet dziedziny złożonych związków orga- 
nicznych. 
Pierwiastki pierwszych trzech grup nazywają się elektrododatniemi; 
zawierają one jeden, dwa i trzy walencyjne elektrony, które atomy tracą 
łatwo, poczem zewnętrzną staje się warstwa elektronowa, zawierająca 
osiem elektronów, t. j. warstwa wypełniona. Pierwiastki grup VII (chlo- 
rowce) VI i V nazywają się elektroujemnemi; ich warstwy zewnętrzne 
zawierają odpowiednio siedem, sześć i pięć elektronów, do których łatwo 
się dołącza jeden, dwa i trzy elektrony, przyczem *ostaje wypełniona 
zewnętrzna powłoka elektronowa, t. j. liczba elekronów dochodzi w nich 
do ośmiu. W obu przypadkach widzimy dążenie atomu do przejścia 
w stan, w którym warstwa zewnętrzna miałaby osiem elektronów, t. j. by- 
łaby wypełniona. Osobne miejsce zajmują gazy szlachetne, w których 
atomach normalnych warstwa zewnętrzna j'est już wypełniona (2 elektro- 
ny w helu, 8 - w pozostałych). Widzimy, że atomy pierwiastków za- 
równo elektrododatnich jak i elektroujemnych dążą do tego, aby nadać 
swym warstwom elektronowym budowę, którą mają gazy szlachetne. Ma- 
my tu j.ednak istotną różnicę. Gazy szlachetne, mając wypełnioną warstwę 
zewnętrzną, są w stanie normalnym; w punktach odległych natężenie ich 
pola elektrycznego równa się zeru. Atomy zaś innych pierwiastków, osiąg- 
nąwszy podobieństwo do gazów szlachetnych, stają się naelektryzowanemi, 
w odległych więc od siebie punktach działają siłami elektrycznemi. 



 2. Powstawanie cząsteczek. 


Uczony niemiecki W. K o s s e l pierwszy wytłumaczył w 1916 r. 
połączenie atomów w cząsteczce, biorąc za punkt wyjścia teorję B o h r a. 
W obszernej pracy rozpatruje on powstawanie nieorganicznych związków 
chemicznych. Ograniczymy się tylko do niewielu uwag. 
Zwróćmy się przedewszystkiem do homeopolarny'h cząsteczek dwu- 
atomowych (wodór, tlen, azot, chlor i t.p.). Teorja B e r z e l i u s' a wy-
>>>
23 2 . 


Teorja B o h r a a chemja 


ex 


chodziła z założenia, że w cząsteczkach dwuatomowych dwa atomy ma- 
ją ładunki różnoimienne, cząsteczka więc dwuatomowa jest zbudowana 
asymetrycznie. Gdy B e r z e l i u s tworzył swą teorję, znane były tylko 
dwuatomowe cząsteczki heteroFolarne i dla nich założenie to było możli. 
we. Lecz dla dwu jednakowych atomów wręcz niemożliwem było wy- 
obrazić sobie przyczynę takiej asymetrji. Nowa teorja daje zasadniczo 
bardzo proste rozwiązanie tego zagadnienia: współdziałają części skła- 
dowe dwu atomów i wszystkie te części razem wzięte mogą ulec prze- 
grupowaniu, przyjmując przy tern taki rozkład, przy którym tworzą one 
jedną trwałą, zupełnie symetrycznie zbudowaną całość. Nauka chwilowo 
musi zadowolić się tern zasadniczem rozwiązaniem zagadnienia, t. j. wska- 
zaniem drogi, na której w wypadkach szczególnych należy szukać roz- 
wiązania. Dotychczas nie został rozwiązany nawet wypadek najprostszy: 
nie wiemy, jak są ułożone dwa protony oraz dwa elektrony w dwuato- 
mowej cząsteczce wodoru. Istotnem jest to, że homeopolarne cząsteczki 
dwuatomowe nie są w owej teorji przeszkodą, jaką były w teorji B e r z e- 
l i u s a. 
Zwróćmy się do heteropolarnych cząsteczek dwuatomowych. Łatwo 
pojąć, że wątpliwem jest, aby dwa tomy obojętne mogły się połączyć, t. j. 
pozostawać w bliskich od siebie odległościach, zawdzięczając to siłom 
elektrycznym, których są źródłami Chociaż pole elektryczne, które 
w znacznej odległości od atomu równe j,est niewątpliwie zeru, może mieć 
w pobliżu atomu wartość skończoną, to jednak trudno założyć, aby pola 
te dla każdych dwu istotnie łączących się atomów były różnoimienne 
i miały dostatecznie duże natężenie. Należy raczej pTZyjąĆ, że łączące się 
atomy są zawsze naelektryzowane (zjonizowane) i przytem różnoimiennie, 
oczywiście w różnych liczbowo ilościach, ponieważ powstająca cząsteczka 
jest elektrycznie obojętna. Powstanie takiej elektryzacji możemy sobie 
wyobrazić jedynie dzięki przejściu jednego lub kilku elektronów z jed- 
nego z dwu łączących się atomów do drugiego. Liczba elektronów, któ- 
re biorą udział w takiem przejściu, wyznaczona jest przez wyżej rozpa- 
trzoną dążność atomów, aby się upodobnić do gazów szlachetnych dro- 
gą oddania wszystkich elektronów (walencyjnych) warstwy zewnętrznej, 
lub drogą uzupełnienia ich liczby do ośmiu. To samo odnosi się do wy- 
padku cząsteczek wieloatomowych, zawierających tylko dwa rodzaje ato- 
mów, jak np. ,woda, dwuchlorek manganu, szdciofluorek siarki, denek 
glinu (dwa atomy glinu i trzy atomy tlenu) i t. d. Liczba elektronów, 
oddanych przez wszystkie atomy jednego rodzaju musi równać się liczbie 
otrzymanych przez wszystkie atomy drugiego rodzaju. Należy wziąć p(jd
>>>
3] 


Zjawiska fotochemiczne 


233 


uwagę, że istnieje cały szereg pierwiastków, których atomy mogą zan':-wn
 
oddawać jak i przyłączać elektrony. Należą do nich, p. tablica M e n c e- 
l e j e w a rozdz. II, 
 2, węgiel (C, Zl = 6) i azot (N, Z = 7), które tra- 
cąc wszystkie swoje walencyjne elektrony zbliżają się do typu helu, 
zawierającego dwa zewnętrzne elektrony, lub powiększając ich liczbę do 
8, dążą do typu neonu (10 elektronów). Należy tu również krzem (Si,I4), 
fosfór (P,I5), siarka (S,I6) i chlor (Cl,I7), które mogą dążyć bądź do 
typu neonu (ID elektronów), lub też do typu argonu (18 elektronów). 
Z powyższego wynika, że akt wiązania chemicznego składa się z dwu 
części. Atomy, które prawdopodobnie przypadkowo zbliżyły się dzięki 
ruchom termicznym, elekttyzują się początkowo różnoimiennie, wskutek 
przejścia elektronów z jednego atomu do drugiego, następnie zaś związek 
ich staje się silniejszy, t. j. łączą się one chemicznie dzięki nabytym siłom 
elektrycznym. Pomijamy oczywiście szczegóły, i jako przykład podamy 
tylko dość pospolity przypadek utworzenia się cząsteczki ,soli kuchennej 
z atomów sodu i chloru. Pierwszy zawiera jeden, drugi - siedem elektro- 
nów walencyjnych. Jeden elektron przechodzi z sodu do chloru, wskutek 
czego u każdego z nich okazuje się po 8 elektronów w warstwie zewnę- 
trznej. Atom sodu stał się jonem dodatnim, atom chloru - ujemnym; 
różnoimiennie naelektryzowane ulegają one przyciąganiu, tworząc czą- 
steczkę soli kuchennej. 



 3. Zjawiska fotochemiczne. Zakończenie. 


Wiadomo, że energ}a promienista może wywoływać zjawiska che- 
miczne. Na tern polega dziedzina fotografji. Odnoszące się tu zjawiska 
stanowią przedmiot fotochemji, obszernej nauki o olbrzymim materjale 
doświadczalnym. Niezupełnie jeszcze wyjaśnione zjawiska fotochemiczne, 
które odbywają się w komórkach roślin, stanowią przedmiot fizjologji 
roślin. Dojrzewanie barw jest jednym z powszechnie znanych zjawisk fo- 
tochemicznych. Tutaj interesuje nas jedynie zastosowanie nowych teoryj 
fizycznych budowy atomu i kwantów światła do wytłumaczenia zjawisk 
fotochemicznych, albo przynajmniej ich praw zasadniczych. 
Reakcja fotochemiczna może nastąpić tylko w przypadku, gdy dane 
ciało pochłania energję promienistą. Doświadczenia wykazują, że ilość 
substancji; w której zaszła reakcja chemiczna, jest proporcjonalna do na- 
tężenia światła i czasu trwania jej działania, t. j. jest proporcjonalna do 
ilości padającej, a więc i pochłoniętej energji promienistej. Mow"1 tu 
o szczególnym przypadku pochłaniania, przy którym energja pochłonięta
>>>
234 


Teorja B o h r a a ch.:mja 


[X 


zużywa się na pracę chemiczną, związaną z reakcją chemiczną. Zjawiska 
fotochemiczne są przeważnie bardzo złożone, to też tylko w nielicznych 
wypadkach udało się wyjaśnić wszystkie ich szczegóły. Niewątpliwie, 
pochłonięta energja promienista przeprowadza atomy w nowy fizycznie 
zmieniony stan, w którym zasób energji jest większy, niż w stanie nor- 
malnym. Zmienia się przy tern zdolność do reakcyj chemicznych. 
Wielka zasługa E i n s t e i n a polega na tern, że zastosował on 
kwantowq teorję światła do zjawisk fotochemicznych i tern samem dał 
trwałe podstawy teoretycznej fotochemji. Jednakże tylko podstawy; dal- 
sza rozbudowa musi kierować się wynikami badań doświadczalnych, 
mogące do pewnego stopnia oświetlić liczne zjawiska wtórne i wpły- 
wy postronne, które komplikują pierwotne zjawiska fotochemiczne, a cza- 
sem zupełnie j,e maskują. Prawo fotochemibne A. E i n s t e i n a głosi: 
na każdq czqsteczkę lub grupę atomów, biorqcych udział w reakcji foto- 
chemicznej, przypada jeden kwant pochłoniętej el!j
rgji promienistej. In- 
nemi słowy: liczba pochłoniętych kwantów światła równa się liczbie re- 
agujących cząsteczek. Prawo to wyjaśnia, jaki jest początek reakcji fo- 
tochemicznej i umożliwia wykonanie liczbowego obliczenia zwfązku po- 
między energją pochłoniętą i masą ciała, która ulega reakcji chemicznej. 
Rachunek jest bardzo prosty, możemy więc podać jego podstawy. Przy- 
puśćmy, że mamy gram-cząsteczkę (rozdz. II, 
 I) dowolnego ciała, która 
pochłania strumień energji promienistej określonej długości fali), luh 
częstości v. Załóżmy, że każda cząsteczka danego ciała pochłania jeden 
kwant tej energji. Wiemy, że gram-cząsteczka ciała zawiera N cząste- 
czek, gdzie N jest liczbą A v O g a d r y równą: 


N = 6,06.10 23 


(I) 


p. rozdz. II, 
 I, równo (I). Oznaczmy przez Q całkowitą ilość energji 
wyrażoną w dużych kalorjach, pochłoniętą przez gram-cząsteczkę ciała 
we wskazanych warunkach. Energja, którą niesie kwant światła, równa 
jest hv erg. gdzie h jest stałą P l a n c k a r6wną: 


h = 6,54.10-27 


(2) 


p. rozdz. III, r6wn. (2). Jasną jest rzeczą, że 


Q = N h v erg 


(3) 


ponieważ na każdą z N cząsteczek przypada jeden kwant, równy h'J erg.
>>>
$ 3] 


Zjawiska fotochemiczne 


235 


Jeżeli podstawić w (3) liczby N i h Z (I) i (2), oraz zamienić częstość v 
przez długość fali 1-., wyrażoną w p., p. rozdz. III, 
 I, równo (2), i przejść 
z ergów do wielkich kaloryj (wielka kalorja równa się 4,18.10 10 erg), 
wtedy otrzymujemy ostatecznie: 


Q = 

44 d . h k l .. 
l-. (p.) uzyc a orJl 


(4) 


Tak np. dla wszystkich promieni podczerwonych (I-. = I p.) otrzy- 
mujemy Q = 28,4 wielkich kaI.; dla średnich promieni widzialnych (I-. = 
o 
= 0,5 P. = 5000 A), mamy Q = 56,9 w. jeal.; dla promieni nadfiołko- 
wych, dla których ), = 0,2p. = 2000 A, mamy Q = 142,2 w. kal. 
W rzeczywistości nie cała energja pochłonięta zużywa się na pracę che- 
miczną; pewna jej część może ulec przemianie w energję cieplną. 
Specjalny dział nauki, termochemja, zajmuje się pomiarem zjawisk 
cieplnych, które towarzyszą reakcji chemicznej. Weźmy prosty przypa- 
dek reakcji połącz,enia kilku ciał w jedno bardziej złożone, i niech przy 
powstaniu gram-cząsteczki tego ostatniego zostanie wydzielone q w. kal. 
Wielkość q możemy nazwać efektem cieplnym danej reakcji chemicznej. 
Taką samą liczbę wielkich kaloryj należy zużyć, aby dokonać reakcji od- 
wrotnej rozkładu. Przypuśćmy, że ta ostatnia odbywa się kosztem ener- 
gji promienistej. Wtedy, zdawałoby się, że musi być 


Q=q 


(5) 


t. j. Q obliczone z równo (4) musi równać się q, które dają badania ter- 
mochemiczne (kalorymetryczne). Jest to jednak' wypadek idealny; w rze- 
czywistości mamy często 


Q q 


(6) 


Tłumaczy się to tern, że część cząsteczek, które pochłonęły po jednym 
kwancie i które początkowo przeszły w stan wzbudzony, mogą przejść 
w stan normalny, zanim uległy w międzyczasi,e wpływom zewnętrz- 
nym, np. zderzeniom, niezbędnym dla zużycia pochłoniętych kwantów 
na pracę rozkładu cząsteczki. 
Jest rzeczą ciekawą, że są również wypadki, gdy 


Qq 


(7)
>>>
23 6 


Teorja B o h r a a chemja 


[X 


Oznacza to, ,że efekt cieplny reakcji chemicznej, spowodowanej ener- 
gją promienistą, liczbowo przewyższa ten, którego należy oczekiwać zgod- 
nie z równo (4), t. j. otrzymuje się więcej, niż jedną gram-cząsteczkę roz- 
łożonego ciała na Q pochłoniętych wielkich kalorji. Badanie tych wypad- 
ków wykazało, że tłumaczą się one powstaniem po pierwotnej reakcji fo- 
tochemicznej dalszych, już czysto chemicznych reakcyj wtórnych, które też 
mogą dać w rezultacie dużą liczbę produktów końcowych. 
Powszechnie wiadomo, że reakcja fotochemiczna, np. działanie na 
czułą płytkę fotograficzną, powstaje przeważnie dzięki działaniu promie- 
ni o krótkiej fali, np. nadfiołkowych, fiołkowych i niebieskich, natomiast 
żółte, czerwone i podczerwone nie wywołują często żadnego działania; 
z tego też powodu nazywano tamte niekiedy promieniami chemicznemi. 
Teorja falowa nie jest w stanie wytłumaczyć tego faktu. Natomiast 
z punktu widzenia teorji kwantów światła, zjawisko to jest logiczną kon- 
sekwencją zasadniczych jej pojęć. Istotnie, z równ: (3), (5) i (6) mamy: 


stąd 


Nh 11 = lub  q, 
h1l = lub N 


(8) 


Jasną jest rzeczą, że jeżeli kwant h 11 jest mniejszy od q: N, nie mo- 
że on wywołać żadnego efektu chemicz-łłego. Liczba kwantów, t. j. natę- 
żenie strumienia energji promienistej nie gra w tym wypadku żadnej roli. 
Wspominając o roli teorji B o h r a w chemji, należy jeszcze zwró- 
cić uwagę na pojęcie powinowactwa elektronowego, które obecnie 
często się spotyka; pojęcie to powstało około 1916 r. i zostało omó- 
wione w wielu pracach. Oznacza ono skłonność atomu obojętnego do po- 
łączenia się z elektronem i przekształcenia się w ten sposób w jon ujemny. 
Dla gazów szlachetnych, których atomy mają warstwę zewnętrzną w ca- 
łości wypełnioną przez osiem elektronów, powinowactwo elektronowe 
równa się zeru. Występuje ono wyraźnie w chlorowcach, które dążą do 
połączenia swej warstwy zewnętrznej z ósmym elektronem celem uzupeł- 
nienia zawartych w niej siedem elektronów. Za mia'rę powinowactwa 
elektronowego przyjmujemy pracę E, którą należy wykonać, aby oderwać 
od N atomów (N - liczba Avogadry), t. j. od wszystkich atomów gram- 
atomu ciała, elektrony, które się doń przyłączyły; pracę tę wyrażamy 
w wielkich kalorjach. Usiłowania wyznaczenia tej wielkości dały pier- 
wotnie tylko przybliżone wyniki. Aby wskazać rząd wielkości E podaje- 
my ją dla chlorowców według danych F a j a n s a w 1919 r. oraz długość
>>>
3] 


Zakończenie 


237 


fali promieniowania, które musi być wysyłane, gdy ósmy elektron łączy 
S[ę z zewnętrzną elektroOnową warstwą atomów. 


Chlor Brom Jod 
E= rr6 87 81 w. kal. 
o o 
A = 2440 A 3350 A 3490 A 


Inni uczeni otrzymali liczby Q wiele mniejsze, np. dla jodu 59,2 w. kal. 
o 
oraz A = 480 A, dla pary siarki 45 w. kalo Jednakże w 1923 r. poja- 
wiła się znakomita praca G e r l a c h a i G r o h m a n n a, którzy zba- 
dali widmo pary joOdu w temperaturach od 5000 do 10590 i otrzymali 
o 
w wyniku swych obserwacyj, że dla joOdu A = 3460 A i E = 8I,8 w. kal. 
w doskonałej zgodzie z liczbami F a j a n s a. 
Zakończenie. W rozdziałach poprzedzających, począwszy od IV, 
rozpatrywaliśmy teorję budowy atomu B o h r a oraz szereg zagadnień, 
gdzie znajdują zastosowanie podstawoOwe pojęcia tej teorji, według której 
elektrony otaczające jądro atomu znajdują się w ruchu. Teorję tę przyj- 
muje przeważająca większość współczesnych fizyków. Jednakże istnieje 
również inny pogląd na budowę atoOmu. Opracowaniem tego poOglądu 
zajmowali się wybitni uczeni amerykańscy I. L a n g m u i r i G i l b e r t 
N. L e w i s. Teorja tych uczonych zakłada, że elektrony zewnętrzne nie 
krążą dookoła jądra, lecz znajdują się w punktach rozmieszczonych w pe- 
wien określoOny sposób, dokoła których wykonywają one ruchy drgające. 
Tak np. osiem elektronów, stanowiących zewnętrzną zakończoną war- 
stwę w atomach gazów szlachetnych, znajduje się w ośmiu narożach sze- 
ścianu. Z fizyków europejskich chyba tylko jeden J. J. T h o m s o n 
jest zwolennikiem innego jeszcze poglądu, który jest czemś pośredniem po- 
między teorją B o h r a a teorją wymienionych uczonych amerykańskich. 
Należy zauważyć, że poglądy L a n g m u i r a, L e w i s a oraz J. J. 
T h o m s o n a znajdują zwolenników pośród chemików, zwłaszcza zaś 
rosyjskich.
>>>
# 


ROZDZIAŁ XI. 


PIERWIASTKI PROMIENIOTWORCZE. IZOTOPY. 



 1. Pierwiastki promieniotwórcze. 


Dział promieniotwórczości powstał całkowicie w bieżącem stuleciu, 
pomimo tego, zatrzymamy się tu przeważnie tylko nad zagadnieniem 
izotopów promieniotw6rczych. Charakterystyczne rysy zjawisk promie- 
niotwórczości są obecnie powszechnie znane, to tei poprzestaniemy na 
pobieżnym przeglądzie najbardziej charakterystycznych cech tych zadzi- 
wiających zjawisk. 
Ciała promieniotwórcze, z któremi spotykamy się najczęściej, są mie- 
szaninami kilku pierwiastków promieniotwórczych. Mieszaniny te można 
naogół rozłożyć na ich części składowe i otrzymać w ten sposób czyste 
pierwiastki promieniotwórcze; w praktyce jest to zresztą niezawsze wy- 
konalne. Ogólna liczba znanych obecnie pierwiastków promieniotwór- 
czych - ściślej odmian pierwiastków, p. niżej - wynosi 40. Znajdują 
się one wszystkie w dziesięciu komórkach tablicy M e n d e l e j e w a 
{rozdz. II, 
 2), pomiędzy Nr. 81 i Nr. 92, co stanowiłoby 12 komórek; 
wśród nich jednak komórki Nr. 85 i 87 są chwilowo puste. Ciała promie- 
niotwórcze wysyłają trzy rodzaje promieni, które noszą nazwę promieni 

lfa, beta i gamma. 
Promienie alfa są to strumienie cząstek alfa, które wylatują z jądra 
,atomowego pierwiastka promieniotwórczego. Są one identyczne z jądra- 
mi atomu helu; każda cząstka alfa składa się 4 protonów i 2 elek- 
t!onów, bardzo silnie ze sobą związanych. Prędkość, z jaką cząstka alfa . 
wylatuje z jądra atomu promieniotwórczego, waha się w zależności od 
rodzaju atomu od 1,40.109 do 2,06.10 9 cm/sek. t. j. pomiędzy 0,047 
i 0,068 prędkości światła. 
Promienie beta są to strumienie cząstek beta, t. j. elektronów: Czę- 
ściowo wylatują one z jądra atomowego, częściowo zaś z wewnętrznych 
warstw elektronowych atomu K, L, M, i t. d. Prędkość pierwszych do-
>>>
d 


Pierwiastki promieniotw6rcze 


239 


chodzi do 0,998 prędkości światła, prędkaść tych ostatnich jest nie mniej- 
sza ad 0,29 prędkości światła. 
Promienie gamma, o których wspominaliśmy już wielokmtnie, np. 
w razdz. III, 
 I, są przypadkiem szczególnym energji promienistej, w wi- 
dmie której znajdują się poza promieniami rontgenowskiemi, zlewając się 
częściowo' z najbardziej twardemi z tych promieni. Promienie gamma 
są emitowane przez jądro promieniotwórczego atomu. Przechodząc przez 
otaczające jądro warstwy elektronowe K, L, M i t. d., wyrywają z nich 
cząstki beta, a których wspominaliśmy przed chwilą, nie pachodzące 
z jądra. Mamy tu szczególny przypadek zjawiska fotoelektrycznego 
(rozdz. VIII), działającego nie z zewnątrz, lecz z wewnątrz na elektrony 
warstw K, L, M i t. d. Powrócimy jeszcze da promieni gamma w rozdz. 
c 
XII. Długaść fali tych promieni wynosi od 0,27 A w przybliżeniu do 
c 
0,02 A. 
Gdy atom pierwiastka promieniatwórczego wysyła cząstkę alfa lub 
cząstkę beta, wówczas ulega on przemianie na inny pierw.iastek i jedno- 
cześnie przechodzi da innej kamórki tablicy M e n d e l e j e w a. Oznacza 
to, że przy rozpadzie promieniotwórczym pierwiastka otrzymujemy 
inny pierwiasrtek z inną liczbą parządkawą Z. Przypomnijmy, że Z 
równa się liczbie zewnętrznych elektronów, krążących dakoła jądra atomu 
i jest poza tern równe łącznemu dodatniemu ładunkowi jądra, t. j. prze- 
wadze w nim liczby pratanów nad liczbą elektmnów. Przypamnijmy 
jeszcze, że ciężar atomawy A jest równy liczbie protonów w jądrze oraz 
ogólnej liczbie wszystkich elektronów wewnętrznych i zewnętrznych 
w atomie. W 1913 r. jednacześnie i niezależnie od siebie K. F a j a n s 
w Niemczech i F. S o d d y w Anglji padali sławne ,prawo przesunięć, 
któr,e składa się z dwu części: 
I. Gdy pierwiastek o liczbie porządkowej Z wysyła cząstkę al- 
fa, wówczas liczba porządkowa nowego pierwiastka wynosi Z - 2, na- 
tomiast ciężar atomowy A zmniejsza się o 4 jedności. Oznacza to, że 
pierwiastek przesuwa się w tablicy a dwa miejsca na lewo, jeśli wyabrazić 
sobie, że wszystkie pierwiastki znajdują się w jednym rzędzie w ten spa- 
sób, że obok pierwszego pierwiastka okresu figuruje pa lewej stronie ostat- 
ni pierwiastek akr esu poprzedzającego. Tak np. atom metalicznego radu 
(Z = 88) emituje cząstkę alfa; pozostałość tworzy atom pierwiastka 
gazowego - emanacji (Z = 86), ściślej - emanacji radu, ponieważ ist- 
nieją dwie emanacje. Cząstka alfa, która wyleciała, przyłącza do sie- 
bie skądkolwiek wzięte dwa elektrony i przekształca się w ten sposób 
w cząstkę gazowego helu. Mamy tu przykład rozpadu jednego pier- 


.
>>>
24° 


Pierwiastki promieniotw6rcze. Izotopy 


[XI 


wiastka, mianowicie metalu radu, na dwa pierwiastki gazowe, hel i ema- 
nację. Marzenia alchemików, o przemianie jednego pierwiastka w inny, 
znajdują tu swe urzeczywistnienie. 
II. Gdy pierwiastek o liczbie porządkowej Z emituje (z jądra ato- 
mu) cząsteczkę ?, wówczas liczba porządkowa dla nowego pierwiastka 
wynosi Z + I; natomiast ciężar atomowy A nie ulega zmiani;. Oznacza 
to, że pierwiastek przechodzi w tablicy M e n d e l e j e wado sąsiedniej 
komórki naprawo. 
Powyższe dwa prawa były wykryte przed powstaniem teorji B o h r a, 
z której wynikają jako logiczna konsekwencja. Istotnie, gdy jądro ato- 
mu traci cząstkę alfa, -t. j. 4 protony i 2 elektrony, wówczas ogólny 
ładunek dodatni zmniejsza się co do wartości bezwzględnej o 2e, gdzie e 
jest ładunkiem elektronu. Aby pozostały atom stał się obojętnym, 
musi on stracić dwa z pośród Z zewnętrznych elektronów; w ten sposób 
Z przechodzi w Z - 2. Strata 4 protonów zmniejsza ciężar atomowy o 4 
jednostki. Jeżeli z jądra atomu zostaje wyrzucona jedna cząstka beta, 
t. j. elektron, wówczas ogólny ładunek dodatni powiększa się o wielkość 
e, j atom staje się obojętnym tylko wtedy, gdy do elektronów otaczają- 
cych jego jądro przyłączą się 'skądkolwiek wzięte dalsze elektrony; 
jasnem więc jest, że Z przechodzi w Z + I. Ciężar atomowy A nie ule- 
ga przy tern zmianie, ponieważ liczba proton6w w jądrze się nie zmieniła. 
Atom, powstały po wyrzuceniu cząstki alfa lub beta, wyrzuca ze 
swej strony jedną z tych cząstek, przyczem powstaje znowu atom 
trzeciego p.ierwiastka, z którym powtarza się to samo zjawisko i t. d. 
W ten sposób kolejno powstają rodziny pierwiastków promieniotwór- 
czych, których składniki mieszczą się w ID komórkach tablicy M e n- 
d e I e j e w a. Jeżeli atom podczas -trzech kolejnych rozpaqów traci 
cząstkę alfa oraz dwie cząstki beta, wtedy pierwiastek wraca na pier- 
wotne swe miejsce w tablicy. Stąd już widać, że w tej samej komórce, 
t. j. pod tą samą liczbą porządkową, może się znaleźć kilka ciał promie- 
niotwórczych. Zresztą, konieczność takiego rozmieszczenia tych pierwia- 
stków wynika z tego, że znane w chwili obecnej 40 pierwiastków mu- 
szą się znaleźć w ID komórkach. Grupy pierwiastków, mających tę samą 
liczbę porządkową Z, t. j. znajdujących 'się w tej samej komórce tablicy 
M e n d e l e j e w a, noszą nazwę izotopów. Wymienia się przy tern czę- 
sto nazwę pierwiastka, kt6ry ze względu na to, że jest najbardziej dłu- 
gotrwałym (p. niżej) uważamy za główny; nazwę jego wpisuj'e się 
do jednej z komórek tablicy M e n d e l e j e w a od Z= 8I do Z = 9 2 ; 
tak np. mówi się o izotopach ołowiu (Z = 82), radu (Z = 88), toru 


.
>>>
2] 


Rodziny pierwiastk6w promieniotw6rczych 


.l4 1 


(Z = 90) i t. d. Izotopja (identyczność miejsca) 
ie jest' .,pecjalną właści- 
wością pierwiastka, lecz wyraża wzajemną zależność grupy ciał; tego ro- 
dzaju grupa nazywa się plejadą. Długotrwały spór wywołało zagadnie- 
nie, czy ciała stanowiące plejadę izotopów uważać należy za różne "pier- 
wiastki" lub za odmiany tego samego pierwiastka. W chwili obecnej utrzy- 
mał się ten drugi punkt widzenia, ponieważ ogólna liczba pierwiastków 
od wodoru do uranu musi być równą 92. Istotną jest okoliczność, Żt ;zo- 
topy mają różne ciężary atomowe A, przyczem różnice mogą dochodzić 
do 12 jednostek. Liczba otaczających jądro atomowe elektronów u wszyst- 
kich członków tej -samej plejady jest jednakowa, i to samo dotyczy całko- 
witego dodatnieg
 ładunku jądra. Nat;omiast liczba protonów w jądrze, 
od której zależy ciężar atomowy, jest różna, co odnosi się również do 
liczby elektronów wewnątrzjądrowych. Własności chemiczne izotopów są 
do tego stopnia jednakowe, że jest rzeczą zupełnie niemożliwą rozdzielić 
chemicznie mieszaninę izotopów na części składowe. To samo odnosi się do 
własności fizycznych, o ile zależą one od ciężaru atomowego. Odmiany 
dwu różnych pierwiastków, które mają różne liczby porządkowe Z, lecz 
jednakowe ciężary atomowe, noszą nazwę izobarów. Do takich należy 
każda para pierwiastków, z których jeden otrzymuje się z drugiego przez 
wyrzucenie cząstki beta z jądra atomowego. 



 2. Rodziny pierwiastków promieniotwórczych l niektóre 
ich własności. 


Rodzin promieniotwórczych, o których już wyżej była mowa, ma- 
my trzy, przyczem jedna z nich nie jest prawdopodobnie rodziną samo- 
dzielną. Rozpat::-zymy je, pomijając rozmaite szczegóły; w nawiasach bę- 
dziemy. podawać którą z cząstek alfa lub beta wyrzuca jądro atomowe. 
J. Rodzina uranu. Przedstawicielem tej rodziny jest uran I (alfa, 
Z = 92), kt6ry przechodzi w uran Xl (beta), uran X 2 (beta), uran II (izo- 
top uranu I, alfa), jonium (alfa), rad (alfa), emanacja radu (alfa), 
rad A (alfa), rad B (beta), rad C (początkowo alfa, później beta 
lub w porządku odwrotnym), rad D (beta), rad E (beta), rad F (alfa), 
rad G, który jest niepromieniotwórczym izotopem ołowiu (Z = 82). Ogó- 
łem mamy 14 rozpadów, przyczem 8 razy zostaje wyrzucana cząstka alfa, 
zaś 6 razy - cząstka beta. Zgodnie z zasadą przesunięć Z musi się zmniej- 
szyć o 8 X 2 - 6 = ID jednostek, co jest w zgodzie z liczbami Z = 92 
dla uranu I i Z, = 82 dla ołowiu. 
II. Rodzina toru. Przedstawicielem jest tor (alfa, Z = 90), który' 


Chwolson. Fizyka Wsp6łczesna. 16"
>>>
24 2 


Pierwiastki promieniotw6rcze. Izotopy 


[XI 


daje następnie mezotor I (beta), mezotor 2 (beta), radiotor (alfa), tor X 
(alfa), emanację toru (alfa), tor A (alfa), tor B (beta), tor C (początkowo 
alfa, następnie beta, lub naodwrót), tor D, który jest niepromieniotwór- 
czym izotopem ołowiu (Z , 82). Ogółem ID rozpadów, przyczem 6 razy 
zostaj,e wyrzucana cząstka alfa i 4 razy cząstka beta. Liczba porządkowa 
musi się przy tern zmniejsyć o 6 X 2 - 4 = 8 jednostek, co zgadza się 
z liczbami 90 (tor) i 82 (ołów). 
III. Rodzina aktynu jest prawdopodobnie rozgałęzieniem rodziny 
uranu. Za główny pierwiastek uważamy protoaktyn (wykryty w 1918 r.), 
znajdujący się obecnie w komórce Z = 91, jako przedstawiciel izotopów 
tej plejady. W chwili obecnej przypuszczamy, że atomy uranu II mogą 
wyrzucać nietylko cząstki beta (p. wyżej), lecz również cząstki alfa, przy- 
cZJem tworzy się uran Y, poczem następuje szereg: uran Y (beta), proto- 
aktyn (alfa), aktyn (beta), radioaktyn (alfa), aktyn X (alfa), emanacja 
aktynu (alfa), aktyn A (alfa), aktyn B (beta), aktyn C (naprzód alfa póŹ- 
niej beta), lub naodwrót), aktyn D, niePr
tnieniotwórczy izotop ołowiu 
(Z = 82). Począwszy od protoaktynu ( I'b 91), mamy ogółem 9 roz- 
padów, przyczem 6 razy zostaje wyrzucana cząstka alfa i 3 razy czą- 
stka beta. Liczba porządkowa musi się przy tern zmniejszyć o 6 X 2 - 3 = 
= 9 jednostek, zgodnie z liczbam Z = 91 (protoaktyn) i 82 (ołów). 
W tych trzech rodzinach dostrzegamy wiele analogji. Wszystkie koń- 
czą się na Z = 82, t. j. na izotopach ołowiu. W ten sposób okazuje się, że 
ołów jest mieszaniną trzech niepromieniotwórczych, t. j. trwałych odmian 
tego samego pierwiastka, a mianowicie radu G, toru D i aktynu D, których 
ciężary atomowe są 206, 208 i 207. Zwykły ciężar atomowy ołowiu 207,2 
jest przeciętną tych trzech ciężarów różnych jego atomów. 
Rad C, tor C, aktyn C oraz prawdopodobnie uran Y mogą wyrzucać 
cząstki alfa i beta w różnej kolejnoki. Należy to rozumieć w ten sposób, 
że pewne atomy wyrzucają początkowo cząstki alfa, później zaś beta, 
inne zaś atomy w porządku odwrotnym. 
W każdym szeregu mamy ciało gazowe, emanację, tak że istnieją trzy 
izotopy emanacji (Z = 86), która nosi jeszcze nazwę nitonu lub radonu; 
ta ostatnia nazwa jest nieścisła, gdyż pierwiastek pochodzi nietylko z ra- 
du, lecz również toru X i aktynu X. 
Prędkość rozpadu jest bardzo różna dla różnych ciał; liczba atomów 
rozpadających się w danym czasie jest ściśle proporcjonalna do liczby 
obecnych atomów. Za miarę szybkości rozpadu przyjmuje się czas T, 
w ciągu którego rozpada się połowa masy całego ciała; czas T nazy- 
wa się okresem półtrwania danego ciała. Po upływie czasu T pozostaje 


I 


-
>>>
l] 


Rodziny pierwiastk6w promieniotwórczych 


243 


połowa ciała, po upływie 2T - ćwierć, po upływie 3T jedna ósma 
i t. d. Okres T wynosi dla różnych ciał promieniotwórczych miljony lat, 
lata całe, dni, godziny, minuty, a czasem i bardzo mały ułamek sekundy. 
Dla ilustracji podamy kilka liczb. Bardzo długotrwałe są uran I, uran II 
i tor (T równa się miljonom i miljardom lat); następnie należy wymienić 
jonium (T równa się setkom tysięcy lat), protoaktyn (T = 20000 lat), rad 
(T = 1580 lat), aktyn (T = 20 lat), rad D (T = 16 lat), mezotor I 
(T = 6,7 lat). radiotor (T = 1,9 lat), polon (T = 136 dni), uran Xl 
(T = 23,8 dni), radioaktyn (T = 18,9 dni), aktyn X (T = II,2 dni), 
tor C (T = 4,85 dni), emanacja radu (3,8 I dni), tor X (T = 3,64 dni). 
W końcu 1927 r. udało się uczonemu rosyjskiemu A. G r o s s e 'mu 
(Berlin) otrzymać 2 mgr czystego tlenku protoaktynu (2 atomy protoakty- 
nu i 5 atomów tlenu, Pa205). D. I. M e n d e l e j e w przewidział istnienie 
tego pierwiastka, który nazwał ekatantalem jeszcze w 1871 r., jedno- 
cześnie przewidział również, że jeden z jego tlenków musi mi'eć budowę 
Pa205 o własnościach niekwasowych, lecz zasadowych. Wskazówka ta 
umożliwiła G r o s s e m u otrzymanie tlenku protoaktynu. Jest to nowy 
zadziwiający przykład genjalnej przenikliwości M e n d e l e j e w a. 
G r o s s e oraz G r o s s,e wespół z O. H a h n e m zbadali własności pro- 
toaktynu, którego okres półtrwania wynosi 20000 lat. Jest rzeczą możliwą, 
że z biegiem czasu preparaty protoaktynu będą np. odgrywały w medy- 
cynie taką samą rolę, jak w chwili obecnej preparaty radu. 
Jeżeli wszystkie ciała promieniotwórcze rozklasyfikowane przez nas 
, na trzy "rodziny", rozmieścimy zgodnie z dwoma praw:,..mi przesunięć, 
w komórkach tablicy M e n d e i e j e w a, to okaże się, że znajdą się one 
wszystKie w ID komórkach (od Z = 81 do Z = 92); jest rzeczą godną 
uwagi, że do komórek Z = 85 i 87, dla których nie znaleziono jeszcze 
pierwiastków, nie należy ani jedno ciało promieniotwórcze. Liczba izoto- 
pów, znajdujących się w jednej komórce, waha się od dwu (Z = 89, aktyn 
i mezotor II; Z = 92, uran I i uran II) do siedmiu. Tak np. w kom6rce 
Z = 82 znajdują się izotopy ołowiu: rad G, tor D, aktyn D, rad D, tor 
B, aktyn B, rad B. Izotopy mają jednakowe liczby porządkowe Z, lecz 
odmienne ciężary atomowe. Tak np. ciężary atomowe izotopów ołowiu 
(Z = 82) wahają się od 206 (rad G) do 214 (ra,d B). Gęstości izotopów 
są również różne, jest jednak rzeczą ciekawą i istotną, że objętość ato- 
mowa, t. j. objętość gram-atomu (rozdz. II, 
 I), którą otrzymujemy, 
dzieląc ciężar atomowy przez gęstość, jest dla wszystkich izotopów zu- 
pełnie jednakowa. Oznacza to, że ta sama liczba atomów izotopów 
zajmuje tę samą objętość. Bardzo dokładne pomiary wykonane w 19 28
>>>
244' 


Pierwiastki promieniotw6rcze. Izotopy 


[Xl 


r. prz.ez uczoną francuską B. P e r r e t t e - M o n t a m a t fakt ten po- 
twierdzają. Zbadała ona dwa starannie oczyszczone od domieszek kawałki 
ołowiu; jeden z tych kawałków był ołowiem zwyczajnym (mieszaniną 
izotopów), drugi wydobyty z rudy uranowej, ",kładał się głównie z ołowiu 
uranowego (rad G). Wspomniane badania P e r r e t t e - M o n t a m a t 
dają liczby następujące: 


Ciężar atomowy Gęstość (0°) Objętość atomowa 


Ołów zwyczajny 
Ołów uranowy 


20 7,20 
206,14 


Il,33 6 
11,27 8 


18,277 6 
18,2774 


Liczby te potwierdzają więc to, co powiedziano wyżej. 
Promieniotwórczość jest zjawiskiem atomowem; nie zależy od tego, 
czy atom jest swobodny, czy też jest uwięziony w cząsteczce. Stopień 
promieniotwórczości różnych soli uranu lub toru zależy od ilości zawar- 
tych w nich czystych metali. Znajdujący się w sprzedaży rad jest solą 
radu, np. bromkiem radu. Na proces rozpadu promieniotwórczego nie 
można wpłynąć żadnemi wpływami zewnętrznemi (temperatura, ciśnienje 
i t. d.). 
Rozpadowi promieniotwórczemu towarzyszy wydzielanie ciepla. Je- 
den gram radu, zawierający produkty swego rozpadu, wydziela w ciągu 
jednej godziny 137 małych kaloryj, co aż nadto wystarcza, aby doprowa- 
dzić I gr wody od 00 do temperatury wrzenia. Aż do całkowitego swego 
rozpadu, który można uważać za zakończony po upływje 20000 lat, jeden 
gram radu wydziela 3,7.109 mał. kal., t. j. tyleż, ile przy spalaniu 500 
kg węgla. Gdy I gr mieszaniny wybuchowej przekształca się w wodę, 
wówczas wydziela się niezwykle duża, jak na reakcję chemiczną ilość 
3700 małych kal., jest ona jednak miljon razy mniejsza od tej, którą daje 
I gr radu. 
W 1907 r. wykryto, że potas (Z = 19) i rubid (Z = 37) są promie- 
niotwórcze, choć tylko w bardzo słabym stopniu; oba wyrzucają cząstki 
beta. Prędkość tych cząstek osiąga dla potasu 0,88, zaś dla rub-idu 0,69 
prędkości światła. Zgodnie z prawem przesunięć, potas musi przeobrażać 
się w ciało, dla którego Z = 20, t. j. izotop wapnia, rubid zaś w izotop 
strontu (Z = 38). Do zagadnienia promieniotwórczości potasu wrócimy 
w 
 4. 
Zjawiska rozpadu promieniotwórczego odgrywają obecnie dużą rolę 
przy wyznaczaniu wieku minerałów uranowych, według znajdujących się 
w nich radu G i uranu; w pewnych przypadkach jest rzeczą możliwą
>>>
S 3] 


Izotopy niepromieniotw6rcze 


245 


wyznaczyć na tej drodze wiek ciał, zawierających związki toru. Istnieją 
również inne sposoby wyznaczania wieku pewnych minerałów (turmaliny, 
miki), a mianowicie podług zabarwionych plam, które zostają w nich 
wywołane dzięki działaniu promieni alfa, wyrzucanych przez znajdujące 
się w danym minerale cząsteczki uranu. 
Ciała promien
otw6rcze znajdują się wszędzie w wodach lądowych, 
w wodzie morskiej i w atmosferze, choć w małych tylko ilościach. Na 
tern 'też oparte jest przypuszczenie o promieniotwórczem pochodzeniu choć- 
by pewnej tylko części ciepła kuli ziemskiej. Bardzo dużą rolę grają też 
obecnie procesy promieniotwórcze przy wytłumaczeniu różnych zjawisk 
elektryczności atmosferycznej. 



 3. Izotopy niepromieniotwórcze. 


Uczony angielski F. W. A s t o n dokonał w 1919 r. zadziwiającego 
odkrycia izotopji pierwiastków niepromieniotwórczyćh, za które został 
odzna-czony nagrodą Nobla. Do owego czasu (1919) przypuszczano, mia- 
nowicie, że każdy pierwiastek składa się z atomów zupełnie jednakowych, 
t. j. mających identyczną budowę i ten sam ciężar atomowy, wyznaczany 
metodami chemicznemi. Wspomniane ciężary atomowe wyrażają się licz- 
bami całkowitemi z ułamkami, które w wielu przypadkach są blizkie 0,5. 
Tak więc ciężar atomowy chloru wynosi 35,46, ciężaT atomowy rtęci 
200,6; zakładano, że wszystkie atomy chloru i wszystkie atomy rtę:i mają 
ten właśnie cięża'r, jeśli przyjąć ciężar atomu tlenu równy 16. Natomiast 
przypuszczenie, że np. atomy chloru mogą mieć r6żne ciężary i że to samo 
dotyczy atomów rtęci, nie znajdywało naogół zwolenników (poza paroma 
wyjątkami); inaczej mówiąc, nie przypuszczano, że pierwiastki są miesza- 
ninami kilku ciał, że więc istnieją różne "chlory« i rozmaite "rtęci«, które 
można nazwać izotopami chloru i izotopami rtęci. Do grudnia 1927 r. 
A s t o n stwierdził, że z pośród zbadanych przez niego 57 pierwiast- 
ków - 3 I nie są ciałami prostemi, lecz stanowią mieszaninę izotopów, 
t. j. odmian ty
h pierwiast:ków. Liczba izotopów dochodzi przy tern do I I, 
(mianowicie dla cyny), istnieje więc II różnych "cyn«. Szczególnie silne 
w
ażenie wywarło drugie odkrycie A s t o n a, że ciężary atomowe izo- 
topów są liczbami całkowitemi. Przekonamy się niżej, że pod koniec 1927 
r. A s t o n nieco zmienił ten swój wynik, chwilowo jednak będziemy go 
uważali za prawdziwy. Wynik ten świadczy, że dawne ciężary atomowe 
są liczbami przeciętnemi, które się otrzymuje przy zastosowaniu arytme- 
tycznej reguły mieszanin z ciężarów atomowych izotopów danego pier. 
wiastka, proporcjonalnie do ilości izotopów zawartych w danej miesza-
>>>
24 6 


Pierwiastki promieniotwórcze. Izotopy 


[XI 


ninie. Tak np. chlor, którego ciężar atomowy wynosi 3546 ma dwa izo- 
topy o ciężarach atomowych 35 i 37. Stąd łatwo obliczyć, że I gr chloru 
zawiera 0,77 gr pierwszego i 0,23 gr drugiego izotopu, lub też w zwykłym 
chlorze na jeden atom chloru 35 wypada nieco w:ęcej, niż trzy atomy 
chloru 37. Jest rzeczą samo przez się zrozumiałą, że izotopy (składniki tei 
samej plejady) mają jednakową liczbę porządkową Z, t. j. tę samą liczb" 
pozajądrowych elektronów i ten sam ogólny ładunek dodatni jądra; dlatego 
też ich własności chemiczne są zupełnie jednakowe, i żadnemi środkami 
chemicznemi nie można mieszaniny ich rozdzielić na części składowe. Izo- 
topy różnią się między sobą liczbą protonów oraz liczbą elektronów 
w jądrze, to też mają różne te własności fizyczne, które zależą od masy 
atomu. A. B u t l e r o w w 1882 r. mniemał, że atomy tego sa1p.ego pier- 
wiastka mogą mieć niejednakowe ciężary.Tego samego zdania byli też 
inni uczeni, szczególnie W. C r o o k e s (1886), następnie w 1909 r. dwaj 
uczeni szwedzcy. 
Jak już mówiliśmy w 
 I, toczył się w ciągu pewnego czasu spór, 
,czy izotopy należy uważać za różne pierwiastki, czy też za odmiany 
tego samego pierwiastka. Ale i dla izotopów niepromieniotwórczych spór 
wypadł na korzyść tego drugiego poglądu, \ak np. chlor 35 i chlor 37 
są odmianami jednego i tego samego pierwiastka chloru. 
Musimy jeszcze paroma słowami wspomnieć o pewnem zjawisku, które 
odegrało dużą rolę przy wykryciu izotopji pierwiastków niepromienio- 
twórczych. Przypuśćmy, że rurka szklana zawiera gaz rozrzedzony, który 
może być również mieszaniną kilku gazów; zresztą gaz jest zawsze taką 
mieszaniną, ponieważ niemożliwem jest otrzymanie substancji zupełnie 
czystej. W rurce znajdują się dwie równoległe do siebie płytki metalowe, 
od których poprzez szkło idą nazewnątrz dwa druciki. Jeżeli zapomocą 
tych drucików włączyć rurkę w obwód prądu elektrycznego, wówczas 
jedna z płytek będzie anodą, druga katodą. Z katody wylatują elektrony, 
które wywołują jonizację atomów lub cząsteczek gazu, znajdującego się 
w rurce, przyczem wyrzucają z nich nowe elektrony. Utworzone jony 
dodatnie zderzają się z niemi oraz między sobą, przyczem może się utwo- 
rzyć duża liczba różnorodnych typów atomów i cząsteczek. Jonizacja 
może być zwyczajna, podwójna i t. d.; cząsteczki mogą ulec rozpadQwi, 
mogą powstać cząsteczki o innym składzie i t. d. Wszystkie jony dodatnie 
dążą ku katodzie. Uczony niemiecki G o l d s t e i n (pierwsze obserwacje 
odnoszą się do 1876 r.), wykonał w katodzie szereg maleńkich otworów 
(kanalików), poprzez które część jon6w mogła przelatywać. Spostrzegł 
on wtedy poza katodą słabe świecenie strumieni cząsteczek, które przeszły
>>>
S 3] 


Izotopy niepromieniotw6rc7e 


247 


. 
przez katodę. Te prostolinijnie, rozchodzące się strumienie G o l d s t e i n 
nazwał promieniami kanałowemi 1); można je również nazwać promie- 
niami pozakatodowemi, w dziełach angielskich noszą one poprostu nazwę 
promieni dodatnich. W odróżnieniu od promieni katodowych, które są 
strumieniami elektron6w, promienie kanałowe składają !:ię z cząsteczek 
materjalnych, przy tern prawie zawsze bardzo różnorodnych. Różnią się 
one jedna od drugiej masą m, ładunkiem i prędkością ruchu v. Ładunek 
oznaczamy przez ne, gdzie n jest liczbą cąłkowitą (zazwyczaj I lub 2), 
równą wielokrotności jonizacji, e jest ładunkiem dodatnim, co do wielkości 
równym ładunkowi elektronu. Prędkość v zależy m. inn. od tego, w jakiej 
odległości od katody dana cząsteczka się utworzyła; im dalej to się stało, 
tern większej prędkości nabywa cząsteczka w drodze do katody. Ładunek 
tych cząsteczek nie jest stały podczas ich ruchu w przestrzeni pozakato- 
dowej; zmienia się stopień jonizacji, która może też zniknąć zupełnie, 
a nawet zmienić znak. Świecenie zostaje wywołane przez atomy wzbu- 
dzone, oraz gdy do atomu zjonizowanego przyłączy się elektron. 
Wyobraźmy sobie, że na cząsteczki promieniowania pozakatodowego 
działają z zewnątrz siły elektryczne i magnetyczne, i przy tern w tym sa- 
mym kierunku prostopadłym do samego promienia. Pod wpływem sił elek- 
trycznych zjonizowane cząsteczki ulegają odchyleniu od swej drogi pier- 
wotnej w kierunku tych sił, pod wpływem zaś sił magnetycznych - w kie- 
runku do nich prostopadłym. Postawmy na drodze wiązki promieni ka- 
na10wych prostopadłą doń płytkę fotograficzną. Jeżeli siły elektryczne 
i magnetyczne nie działają, otrzymamy na płytce plamę w miejscu, gdzie 
promień na nią pada. Jeżeli natomiast siły te dz,iałają i promień jest przy- 
tem zupełnie jednorodny, to plama przesuwa się w bok. Wielkość i kieru- 
nek przesunięcia zależą dla danych sił przedewszystkiem od stosunku ne 
m 
t. j. ładunku cząstki do jej masy, następnie zaś od jej prędkości v. Jei:eli 
natomiast promień pozakatodowy nie jest jednorodny, t. j. składa się z czą- 
steczek, dla których stosunek !!
 ma różne wartości, a ich prędkości są 
m 
również niejednakowe, to otrzymamy szereg plam, odchylonych \\' r
;
- 
nych kierunkach i na rozmaite odległości. Obliczenia prowadzą do wniosku 
następującego: wszystkie cząstki, dla których ,,-e ma jedną i tą samą 
m 
wartość, lecz których prędkości są różne, dają plamy, znajdujące się na 
łuku paraboli, której wierzchołek znajduje się w pobliżu plamy cen- 


l) Nazywają je też promieniami k a n a l i k o we m i. (Przyp. dum.)
>>>
24 8 


Pierwiastki promieniotwórcze. Izotopy 


[XI 


tralnej, odpowiadającej promieniowi nieodchylonemu. T aką parabolę 
dają oczywiście wszystkie jednakowe cząsteczki, posiadające zarówno jed- 
nakowy ładunek ne jak i masę m, lecz różne prędkości. Odchylenie plamy 
jest przy tern tern mniejsze, im większa jest prędkość cząsteczki. Różne czą- 
steczki dają naogół rozm-?.icie rozmieszczone parabole; taki
 cząsteczKi 
trafiają na tę samą parabolę tylko w tym wypadku, gdy przypadkowo 
masa jednej jest dwa razy większa od masy drugiej, a jednocześnie 
pierwsza straciła dwa elektrony (n = 2), druga zaś jeden (n = I) W ten 
sposób, że 
 jest dla nich jednakowe. Przypadek ten jest mało prawdo- 
m ' 
podobny, gdy będziemy mieli do czynienia z gazem możliwie wolnym 
od domieszek, które, znajdując slię w bardzo małych ilościach, nie mogą 
naogół dać wyraźnie ukształtowanych parabol. Jeśli taki óczyszczony g..lZ 
da je kilka parabol, to cząsteczki gazu są bądź rozmaicie z jonizowane 
(n niejednakowe), lub też masy tych cząsteczek są różne (m niej.:dna- 
kowe). J. J. T h o m s o n opracował (1907 i 1912) doświadczaln1 stro- 
nę tej metody badania gazów; 'dlatego też mówimy często o parabolach 
J. ]. T h o m s o n a. 
W początkach 1913 r. J. ]. T h o m s o n opublikował wyniki swych 
badań nad neonem, wykonanych powyższą metodą. Tablicowy ciężar 
atomowy neonu wynosi 20,2. Okazało się, że prócz wyraźnej paraboli, 
odpowiadającej n = I i m = 20, otrzymano jeszcze drugą słabszą, dla 
której n = I i m = 22. Jasność jej rośnie i maleje wraz z jasnością para- 
boli m = 20; znika ona, gdy ta ostatnia staje się bardzo słabą. Pocho- 
dzenie tej paraboli można wytłumaczyć jedynie przy pomocy założenia, 
że w każdej otrzymanej z powietrza ilości neonu obecna jest substancja 
o ciężarze atomowym A == 22, lub innemi słowy, że istnieją dwa neurlY 
o ciężarach atomowych 20 i 22. Przeciętny ciężar atomowy 20,2 do- 
wodzi, że ilość neonu A = 20 jest 9 razy większa od neonu A = 22. Po- 
wyższa praca]. ]. T h o m s o n a była pierwszą, która dowiodła iS1;nie- 
nia izotopji w pierwiastkach ll'iepromienlotwórczych. Uczeń]. ]. T h o m- 
6 o n a, F. W. A s t o n, powtórzył te doświadczenia z bardzo czystym 
neonem, otrzymując te same wyniki: mianowicie dwie parabole, A = 20 
i A = 22. A s t o n usiłował je rozdzielić drogą wielokrotnego przej- 
ścia neonu przez przegrody z porowatej gliny, przyczem lżejsza część 
(A = 20) powinna była przejść nieco szybciej od cięższej (A = 22). 
Udało mu się przy tern otrzymać dwie porcje neonu, których przeciętny 
ciężar atomowy okazał się równym 20,15 i 20,28. W ten sposób udo
 
wodniono niezbicie, że neon nie składa się z jednakowych atomów, lecz 
że zawiera atomy conajmniej dwu rodzajów.
>>>
41 


Prace A s t o n a 


249 


Zagadnienie istnienia izotopów wśród pierwiastków niepromienio. 
twórczych było ostatecznie rozstrzygnięte w 1919 r. dzięki nowym ba 
daniom F. W. A s t o n a. Należy tu również wymienić A. J. D e m p' 
s t e r a w Chicago, który stosował metodę odmienn'J: od A s t o n a. 



 4. Prace A s t o n a. Własności izotopów. 


F. W. A s t o n udoskonalił metodę J. J. T h o m s o n a, budując 
przyrząd, nazwany przez niego spektrografem masowym. Nazwa ta ma 
przypominać, że nowy przyrząd rozkłada mieszaninę ciał na części sk!a- 
dowe, dając obok siebie odbitki fotograficzne widm składowych części 
strumienia energji promienistej pod postacią prążków lub pasm widmo- 
wych. Przyrząd A s t o n a jest nadzwyczaj skomplikowany, to też nie 
możemy się wdawać w szczegóły jego budowy, wymienimy tylko jedną 
z istotnych inowacyj, która polega na następującem. Budowa przyrzą- 
du jest mianowicie tego rodzaju, że w to samo miejsce płytki foto
r;i- 
ficznej trafiają, niezależnie od swej prędkości, wszystkie cząstki, mające 
jednakowy stosunek ładunku do masy ne. W ten sposób parabole są 
m 
jakby zastąpione' punktami lub, ściślej mówiąc, maleńkiemi plamami, 
przyczem plamy, odpowiadające różnym stosunkom ne , znajdują się na 
m 
jednej prostej; otrzymany więc obraz przypomina istotnie widmo ener- 
gji, promienistej. Każda cząsteczka o określonym składzie chemicznym' 
'może dać kilka plamek, zależnie od stopnia jonizacji, t. j. zależnie od 
wartości n (I, 2, 3 i t. d.). A s t o n mówi z tego powodu o widmach 
rzędu pierwszego, drugiego i t. d. Metoda D e m p s t e r a różni ,się od 
me!ody Ą s t o n a, u którego dokładność określenia masy m, t. j. cię- 
żaru atomowego A sięga 0,1 %. Między innemi A s t o n znalazł, że dla 
wodoru istotnie A = 1,008, jeżeli przyjąć dla helu A = 4 (dla tlenu 
A = 16). D e m p s t e r dowiódł, m. inn. że magnez (A = 24,32) ma trzy 
izotopy, dla których A = 24-25-26. Z końcem 1925 r. A s t o n po 
raz pierwszy zestawił wyniki badań 56 pierwiastków, z których dla 30 
wykryto izotopy. W tym samym czasie dizęki otrzymanym środkom 
A s t o n zbudował nowy spektograf masowy, który daje wyniki o wiele 
dokładniejsz.e i wyraźniejsze. Rezultaty otrzymane zapomocą nowego przy- 
rządu zostały opublikowane w 1927 r. Znaleziono mianowicie jeszcze dwa 
pierwiastki (siarkę i ołów), które mają izotopy, oraz uzupełniono przed- 
tem otrzymane liczby dla cyny (II izotopów), ksenonu i rtęci. Pozatern 
A s t o n znalazł jeszcze jeden nowy wynik o bardzo doniosłem znacze-
>>>
25° 


Pierwiastki promieniotw6rcze. Izotopy 


[XI 


niu naukowem, O którym będzie mowa nieco dalej. W tabI. I I na str. 25 1 
podajemy zestawienie wyników, otrzymanych do końca 1927 r.l) Znale- 
ziono ogółem izotopy dla 322) pierwiastków na 80, znajdujących się w tab- 
licy M e n d e l e j e w a przed pierwia,stkami promieniotwórczemi. Bada- 
no również hizmut (Z = 83), jednak izoto.pów dla tego pierwiastka nie 
wykryto. Przeciętnym ciężarem atomowym A jest ten, który otrzymuje 
się metodami chemicznemi i który jest zazwyczaj podawany w tablicach. 
Ciężary atomowe izotopów podane są w kolejności coraz mniej- 
szych ich ilości, zawartych w zwykłym, t. j. mieszanym pierwiastku. 
Z jest liczbą porządkową pierwiastka. W nawiasach podane są liczby, 
które nie są pewne. 
Nie znaleziono izotopów dla 26 2 ) pierwiastków, są to mianowicie: wo- 
dór (Z = I), hel (2), beryl (4), węgiel (6),1) azot (7), tlen (8),1) fluor (9), 
sód (II), glin (13), fosfór (15), skand (H), tytan (22), wanad (23), chrom 
(24),1) mangan (25), kobalt (27), arsen (33), itr (39), ind (49), jod (53), 
cez (55), bar (56), lantan (57), praz'eodym (59) i bizmut (83). Jest rzeczą 
ciekawą, że wszystkie pierwiastki, dla których liczba izotopów jest większa 
od dwóch, mają parzyste liczby porządkowe, przyczem ich izotopy mają 
przeważnie parzyste ciężary atomowe. Natomiast w pierwiastkach o nie- 
parzystern Z, mamy przeważnie izotopy o nieparzystym ciężarze ato- 
mowym. 
W 
 2 mówiliśmy, że pierwiastek potas jest promieniotwórczy i wy- 
_ rzuca promieni'e beta. Z przytoczonego zestawienia widać, że potas 
(liczba porządkowa 19, przeciętny ciężar atomowy 39,104), ma dwa 
izotopy o ciężarach atomowych 39 i 41, które muszą być zawarte w zwy- 
kłym potasie w stosunku 20: L Powstaje ciekawe zagadnienie, czy mia- 
nowicie obie odmiany potasu są promieniotwórcze, a jeśli nie, to który 
mianowicie. Sprawę tę rozstrzygnął w 1927 r. G. H e v e s y. Przy współ- 
pracy M a r j i L o g S t r u p udało mu się nieco zmienić skład zwykłe- 
go potasu (p. niżej), a mianowicie powiększyć procentową zawartość po- 
tasu 41. Otrzymany potas miał ciężar atomowy 39,109 (zamiast 39, 10 4), 
promieniotwórczość jego. okazała się natomiast zwiększona o 4,2 %. Po- 
zwoliło to ściśle udo.wodnić, że promieniotwórczość jest właściwością po- 


1) Tłumacz uzupełnił tabI. II według ostatnich danych. W tablicy tej brak r6w- 
nież węgla, denu i chromn, kt6re jak się okazało, mają r6wnież izotopy. Węgieł (2 = 6, 
A = 12,°°36) -ma mianowicie 2 izotopy o cięż. atom. 12, 13, tlen (2 = 8, 
A = 16,00) - 3 izotopy (16-18-17), zaś chrom (2 = 24, A = 52,0) - 4 izotopy 
(52-53-5 0 -54). 
2) W chwili obecnej więc stwierdzono istnienie izotop6w u 35 pierwiastk6w, 
zaś nie znałeziono izotop6w u 23 pierwiastk6w. (Przyp. dum.)
>>>
S 4] 


Własności izotop6w 


25£ 


TABLICA II 


I 
 
Pierwiastek Z A 'o 
'" p., Ciężary atomowe lzotop6w 
..c o 
N ... 
;J .
 
Lit 3 6,94 '2 7-6 
Bor 5 10,82 2 11 - 10 
Neon 10 20,18 2 20-22 
Magnez . 12 24,32 3 24-25-26 
Krzem 14 28,06 3 28-29-30 
Siarka 16 32,06 3 32 - 33 - 34 
Chlor 17 35,46 2 35 - 37 
Argon 18 39,94 2 40 -36 
Potas 19 39,10 2 39 - 41 
Wapń 20 40,07 2 40 - 44 
Żelazo 26 55,84 2 56- 54 
Nikiel 28 58,69 2 I 58-60 
Miedź . 29 63,57 2 63-65 
Cynk 30 65,37 6 I 64 - 66 - 68 -67 - 65 -70 
Gal 31 69,72 2 69 - 71 
German. 32 72,60 8 74 -72-70-73 -75-76-71-77 
Selen 34 79,2 6 80 - 78 - 76 - 82 - 77 - 74 
Brom 35 79,92 2 79 - 81 
Krypton 36 82,92 6 84-86-82-83- 80-78 
Rubid : I 37 I 85.45 2 85-87 
Stront . 38 87,63 2 88-86 
Cyrkon . I 40 I 91.2 3 (4) 90-94-92-(96) 
Srebro 47 107,88 2 107 - 109 
Kadm 48 112,41 6 114 -112 - no -113 -111-116 
Cyna. 50 118,70 11 120 -118-116-124-119- 
117 - 122 - 121 - 112 - 114 - 115 
Antymon 51 121,76 2 121 - 123 
Tellur 52 127,5 3 128 - 130 - 126 
Ksenon 54 130,2 9 129 - 132 - 131 - 134 - 136 - 
128 - 130 - 126 - 124 
Cer 58 140,13 2 140 - 142 
Neodym 60 144,27 3 (4) 142 - 144 - 146 - (145) 
Rtęć. 80 200,6 7 202 - 200 - 199 - 198 - 201 - 
204 - 196 
Oł6w 82 207,2 3 (7) I 206, 207, 208, (209) (203, (204), (205) 
I I I
>>>
252 


Pierwiastki promieniotw6rcze. Izotopy 


[XI 


tasu 4 I , który podczas emisji promieni beta musi przeobrazić się w izo
 
top wapnia o ciężarze atomowym 41, tego ostatniego nie znajdujemy jed- 
nak w przytoczonem zestawieniu. Okres półtrwania (
 2) potasu musi 
zwoliło to ściśle udowodnić, że promieniotwórczość jest właściwością po- 
wynosić 7. 1010 lat. Należy oczekiwać, że ślady wapnia 41 znajdują się 
w minerałach potasowych o bardzo starem pochodzeniu. 
Uważaliśmy za przedwczesne 1 ) włączyć do naszego zestawienia wy- 
niki pewnych prac z 1928 r., o których paroma słowami wspomnimy. 
Liczby 40 i 4 1 , któr,e podaliśmy dla wapnia (Ca, Z = 20), były otrzy- 
mane przez D e m p s t era. Drogą okólnych rozumowań inni uczeni zna- 
leźli liczby 39, 4 0 i 44, natomiast A s t o n podaje wartości 39 i 40. Metal 
german (Ge, Z = 32), ma według A s t o n a osiem izotopów o ciężarach 
atomowych, równych wszystkim liczbom całkowitym od 70 do 77, z 
których tylko liczba 76 jest wątpliwa. Dla cynku A s t o n podaje pr6cz 
czterech liczb 64, 66, 68 i 70, które przytoczono w tablicy, jeszcze dwie 
wartości 65 i 69, cynk ma więc 6 izotopów. Dla neonu uczeni angielscy. 
znaleźli prócz liczb 20 i 22 jeszcze wa:rt;ość 2 I; w zwykłym neonie mamy 
88% neonu 20, 10% neonu 22 i 2 % neonu 21. 
Wspominaliśmy w końcu 
 I o izoborach, t. j. takich odmianach 
dwu różnych pierwiastków, które, znajdując się w niejednakowych ko- 
mórkach tablicy M e n d e l e j e w a, mają jednakowe ciężary atomowe. 
W chwili obecnej znaleziono większą liczbę takich par pierwiastków; 
podamy kilka przykładów, przyczem w nawiasach wskazany jest ciężar 
aoomowy, jednakowy dla dwu odmian obu pierwiastków: argon i wapń 
(4 0 ), cyna i antymon (Ul), cyna i ksenon (124). Dla tych samych pier- 
wiastków znajdujemy czasami trzy pary izobarów, np. selen i krypton 
(7 8 , 80 i 82), cyna i kadm (112, 114 i rr6), tellur i ksenon (126, 128 
i 130). 
Bardzo interesującem, lecz dotychczas niezupełnie wyświetlonem jest 
zagadnienie, czemu spotykane na ziemi perwiastki, będąc mieszaniną izo- 
topów, mają jednak zawsze ten sam przeciętny ciężar atomowy A, t. j. 
czemu izotopy są w nich zawarte zawsze w tej samej proporcji. Aby rzecz 
tę wyjaśnić, wyznaczano ciężar 3!tomowy pierwiastka, wziętego z różnych 
minerałów, znalezionych w rozmaitych miejscach na powierzchni ziemi, 
braz z meteorytów. Porównania takie przeprowadzono dla chloru, żela- 


1) P. odnośnik 1 na str. 350. Zdaniem tłumacza, wątpliwości Autora są w chwili 
bbecnej nieaktualne (p. np. Rutherford, Chadwick and Ellis. Radiations from radio- 
active substances. 1930. p. 522.)
>>>
4] 


Własności izotop6w 


2.53 


. 
za, niklu, boru i krzemu, lecz ciężar atomowy A był zawsze ten sam. 
Nie wdajemy się w proponowane tłumaczenia tego faktu, nie można ich 
bowiem uważać za zadawalające. 
Ogromna różnica pomiędzy ciężarami atomowemi izotopów jest za- 
dziwiająca. Sięga ona dla cyny 12 jednostek (112 i 124), co stanowi 
10,8 % mniejszej z tych liczb! Nie bacząc jednak na okoliczność, że 
 
w jednej cynie mamy w jądrze atomowem 12 protonów i 12 elektronów 
więcej niż w drugiej, dwa jej izotopy mają absolutnie jednakowe chemicz- 
ne i prawie pod każdym względem identyczne własności fizyczne. 
Co się tyczy widm prążkowych izotopów, to zachodzi bardzo mała 
różnica pomiędzy długościami fali prążków widmowych' zwykłego oło- 
o 
wiu i ołowiu uranowego (rad G), nie przekracza ona mianowicie O,OII A. 
Wyraźny wpływ izotopji wykryto w widmie pasmowem cząsteczek 
chlorowodoru, które zawierają po jednym atomie chloru i wodoru. 
Odpowiednio do dwu izotopów chloru (A = 35 i A = 37) muszą istnieć 
dwa szeregi cząsteczek chlorowodoru. W rozdz. IV, 
 ID, widzieliśmy, 
że jednym z czynników, który wpływa na długość fali prążków widma 
pasmowego są ruchy drgające atomów, zawartych w cząsteczce. Długości 
fali zależą m. inn. od częstości drgań atomów, zaś częstości te m. inn. 
od masy atomów. W chlorowodorze mamy dwa rodzaje cząsteczek, przy- 
czem przeważa liczba cząsteczek, zawierająca chlor A = 35. Stąd wy- 
nika, że dwa rodzaje cząsteczek muszą dać dwa widma, które nie zle- 
wają się, t. j. każdy prążek musi rozpaść się na dwa prążki, z których 
jeden będzie o wiele słabszy od drugiego. Obliczenia wskazują, że słabszy 
prążek musi mieć dłuższą falę, zaś różnica długości fali odpowiednich 
prążków musi wynosić 13,54 A. Badanie widma pochłaniania chlorowo- 
doru dowiodło, że w paśmie, znajdującem się koło 1,76 li (rozdz. III, 

 I) prążki są istotnie podwójne, że słabszy prążek jest przesunięty w 
o 
stronę rosnących długości fali, a różnica dl. fal wynosi 14 A. To wspa- 
niałe potwierdzenie przepowiedni teoretycznej nie pozostawia wątpliwości; 
obserwowane dwójki powstają w samej rzeczy dzięki izotopji chloru. Jest 
to jeden z nielicznych wypadków, gdy udało się stwierdzić doświadczalnie 
wpływ izotopji pierwiastków niepwmieniotwórczych na liczbową lub ilo- 
ściową stronę zjawiska fizycznego. Dodajemy, że zwykły ołów, oraz ołów 

ranowy (rad G),jeśli wziąć je jako antikatody w lampach rontgenow- 
skich, dają zupełnie identyczne widma rontgenowskie. 
W ogromnej liczbie badań doświadczalnych przy zużyciu kolosal- 
nej pracy usiłowano rozdzielić pierwiastki na ich izotopy, otrzymać np. 
oddzielnie chlor 35 i chlor 37. Chwilowo jednak jesteśmy jeszcze da-
>>>
.254 


Pierwiastki promieniotw6rcze. Izotopy 


(XI 


. 
lecy od osiągmęcIa takiego wyniku. Udało się jedynie osiągnąć w bar- 
dzo zresztq skromnych granicach zmianę składu pierwiastka, t. j. prop 'r- 
cji, w której są w nim zawarte poszczególne izotopy. Mówi się zwykle 
w tym wypadku o wzbogaceniu pierwiastka w jeden z jego izotopów, co 
w konsekwencji daje dwie porcje danego pierwiastka, majqce różnq gę- 

 stość, lub, co na to samo wynosi., różny przeciętny ciężar atomowy. Aby 
zmienić skład pierwiastka, należy skorzystać z takiego zjawiska, którego 
strona ilościowa zależy od masy atomu. Wypróbowano dziesięć różnych 
metod wzbogacenia pierwiastków w jeden z ich izotopów. Osiem z tych 
metod nie dały zgoła żadnego rezultatu i tylko dwie, metoda dyfuzji 
i metoda odparowywania dały widome, choć, ;Pak mówiliśmy, bardzo 
skrorime wyniki. U 
O metodzie dyfuzji wspominaliśmy już z okazji doświadczeń- A s- 
t o n a nad neonem, które dały dwie porcje tego gazu o przeciętnym cię- 
żarze atomowym 20,15 i 20,28 zamiast zwykłego 20,20; wzbogacenie 
nie przekraczało 0,4 % 1). Jeszcze skromniejsze są wyniki kilkuletniej pra- 
cy W. D. H ark i n s a (1916-1920), który przepuścił I9000 litr6w 
chlorowodoru przez szereg przegródek chlorowych. Otrzymał on osta- 
tecznie porcję chloru o ciężarze atomowym 35,516 zamiast 35,46, t. j. 
-zmianę ciężaru atomowego o 0,055, co stanowi 0,155%. 
Metoda odparowywania polega na tern, że podczas parowania mie- 
-szaniny cząsteczki lżejsze wylatują z cieczy z większą prędkością od cięż- 
szych. Z tej właściwości bardzo dowcipnie skorzystali w 1920 r. I. N. 
B r o n s t e d i G. H e v e s y, aby zmienić skład rtęci. Udało się im 
otrzymać porcje rtęci o niejednakowych gęstościach 1,00023 i 0,99974, 
jeżeli 'gęstość zwykłej rtęci przyjąć za jednostkę; zmiana ta stanowi 
0,023 % i 0,026%, t.j. około 1/4000. Przewodnictwo elektryczne obu 
porcyj okazało się zupełnie jednakowe. Inni uczeni otrzymywali zmianę 
-około 1;1000. Stosunkowo znaczną zmianę składu rtęci osiągnęli W, D. 
H ark i n s i B. M o r t i m e r w 1928 r., kombinując metodę dyfuzji 
(przez papier filtracyjny) z metodą odparowywania. Otrzymano przy tern 
dwie porcje rtęci po IDO gr każda, których ciężary atomowe różniły się 
o 0,189, co stanowi 0,094 % przeciętnego ciężaru atomowego rtęci. }.,l; 
widać, nie udało się osiągnąć jakiegokolwiek istotnego wzbogaceni3- pIel 
wiastka w jeden z jego izotopów. 
Mówiliśmy wyżej, że praca A s t o n a (1927) zawiera jeszcze jedną 
ważną część, o której powiemy na zakoń-czenie. Jest rzeczą możliwą, że 


1) Nieco lepsze wyniki osiągnął ostatnio z neonem W. H. K e e s o m. (Przyp. 
dum.)
>>>
4] 


Własności izotop6w 


255 


stanie się ona punktem wyjścia dla prac, które oświetlą ważne, lecz chwi- 
lowo jeszcze dalekie od rozwiązania zagadnienie budowy jądra atomowego. 
W rozdz. II, 
 5 była mowa o równoważności masy i energji oraz podano 
tam przykład znikania masy, t. j. jej przemiany podczas tworzenia się 
wody z tlenu i wodoru, w energję cieplną. W rozdz. IV, 
 6 to przeobra- 
żenie masy w energję posłużyło do wytłumaczenia faktu, że z czterech 
atomów wodoru o ciężarze 1,008 oraz dwu elektronów o masach, które 
można zaniedbać, otrzymuje się atom helu o ciężarze atomowym 4 zamiast 
4,03. "Zgęszczenie«, które towarzyszy tworzeniu się atomu helu z proto- 
nów i elektronów, ma takie same konsekwencje, jak zbliżenie się ato- 
mów przy tworzeniu się cząsteczki. Rozpatrzyliśmy również doniosłe 
odkrycie A s t o n a, polegające na tern, że ciężary atomowe izotopów, 
t. j. odmian pierwiastków, są liczbami całkowitemi. Zapomocą swego no- 
wego spektografu masowego A s t o n zdołał z większą niż przedtem 
dokładnością wyznaczyć ciężary atomowe izotopów araz pewnych pier- 
wiastków, które izotopów nie mają. Okazało się przy tern, że jeśli na 
ciężar atomowy tlenu przyjąć liczbę I6, to ciężary innych atomów nie: 
są liczbami całkowitemi; są one odchylone w tę lub inną stronę o war- 
tość, która przeważnie nie przekracza 0,1 % i tylko dla litu jest bliską 
0,2 % całego ciężaru atomawego. I. L. C o S t a w Paryżu również skon- 
struawał spektrograf masowy i w 192}' r. ogłosił wyniki swych badań 
litu; dla dwu izotopów tego pierwiastka znalazł an również liczby nie- 
całkawite. Ciekawy jest fakt następujący: dla ośmiu pierwiastków a naj- 
mniejszych liczbach porządkowych Z, dla których A s t o n wyznaczył 
adchylenie ciężaru atomowego od liczb całkowitych, a mianowicie dla 
wodoru (Z = I), helu (Z = 2), litu (Z = 3), boru (Z = 5), węgla (Z = 
= 6), azotu (Z = 7), fluoru (Z = 9) i neonu (Z = ID) ciężary atomo- 
we są nieco większe od liczb całkowitych za wyjątkiem rtęci (200,016 
zamiast 200). Dla tlenu według definicji przyjęta liczbę całkowitą 16.
>>>
ROZDZIAŁ XII. 


PROMIENIE GAMMA I PROMIENIE H E S S A. 



 1. Powstawanie i długość fali promieni gamma. 


o promieniach ultra-rontgenowskich, czyli promieniach gamma (wy- 
krytych w 1900 r.) mówiliśmy w rozdz. III, 
 I przy rozpatrywaniu róż- 
nych dziedzin widma energji promienistej, pozatern w rozdz. V, 
 7 i w 
rozdz. XI, 
 I, gdy były omawiane zasadnicze własności ciał promienio- 
twórczych. Przekonaliśmy się, że promienie te są wysyłane przez jądra 
atomowe pierwiastków promieniotwórczych, i że znajdują się one w wi- 
dmie energji promienistej poza promieniami rontgenowskiemi, zachodząc 
jednak częściowo na najtwardsze promienie grupy K, których długość 
fali sięga mniej więcej 0,1 A, czyli IDO X (rozdz. III, 
 I) dla promie- 
niowania K 
 uranu. Zbadane widmo promieni gamma rozciąga się od 
270 X do 20,4 X. Przenikliwość tego pf1Omieniowania rośnie w stronę fal 
krótkich. Mówimy tu również o twardości lub miękkości promieni. Podane 
liczby wskazują, że najmiększe promienie gamma są identyczne z naj- 
twardszemi promieniami rontgenowskiemi. Niejednokrotnie już korzysta- 
liśmy z równania, charakteryzującego promieniowanie przy pomocy pew- 
nej wyrażonej w woltach różnicy potencjałów V. Jest to ta wartość, którą 
musi przebyć elektron, dla nabycia energji kinetycznej ruchu równoważ- 
nej jednemu kwantowi danego promieniowania, p. np. rozdz. VI, 
 I, 
równo (I). Ma ono postać: 


V J, = 12340 


(I) 


V jest wyrażone w woltach, długość fali J, - w angstromach. Zwią- 
zek (I) nie ulega zmianie, gdy V jest podane w kilowoltach (1000 wolt), 
a długość fali w jednostkach X (0,001 angstroma); mamy wtedy: 


. _ 12 34 0 
V(ktlowolty) - A (jedn X) 


(2)
>>>
d 


Powstawanie promieni gamma 


257 


Tak np. dla promieniowania J... = IDO X mamy V = 12 3 kilowolt. 
Długość, fali promieni gamma wyznaczono po raz pierwszy w 1914 r. 
W rozdz. VIII, 
 I poznaliśmy kwantową teorję światła oraz dziw- 
ny antagonizm, który istnieje pomiędzy nią a teorją falową- Przypomnij- 
my, że teorja falowa w spos6b dostateczny tłumaczy wszystkie zjawiska, 
które promienie wywołują na swej drodze, np. zjawiska interferencji. 
Wszystko zaś, co dotyczy emisji i absorbcji energji promienistej, tłumaczy 
w sposób elegancki a zarazem prosty teorja kwantowa, którą możnaby 
jeszcze nazwać teorją korpuskularną. Zjawiska fotoelektryczne (rozdz. 
VIII), fotoluminescencja (rozdz. IX), zjawiska fotochemiczne (rozdz. X, 

 3) oraz zjawiska C o m p t o n a i R a m a n a (rozdz. VII, 

 2 i 3) 
są świetną tego ilustracją. Promienie gamma odznaczają się tern, że ich 
charakter korpuskularny występuje bardzo wybitnie, a jednocześnie nie 
ulega wątpliwości, że mogą one interferować. Dwoisty charakter energji 
promienistej zaznacza się w tym wypadku szczególnie wyraźnie. W 1927 r. 
została opublikowana monografja K. W. F. K o h l r a u s c hCa, poświę- 
cona promieniom gamma, która nosi tytuł "Zagadnienia promieni gam- 
mace, mający zaakcentować, że niema jeszcze właściwej fizyki promieni 
gamma. Autor podaje m. inn., że istnieje około 300 prac naukowych, 
dotyczących tych promieni. 
Promienie gamma są wysyłane przez jądm atomowe ciał promienio- 
twórczych w chwili ich rozpadu, jednakże nie dotyczy to wszystkich ciał 
promieniotwórczych. K. F a j a n s (1924) wymienia 14, zaś K o h 1- 
r a u s c h (1927) 16 ciał, które wysyłają promienie gamma. Z pośród 
tych znaczna większość, a mianowicie I I, które wymienia również F a- 
j a n s emitują promi,enie gamma łącznie z promieniami beta; jedno zaś 
z tych ciał (radjoaktyn) wysyła jeszcze równocześnie promienie alfa. Co 
się zaś tyczy ciał, które wysyłają promienie alfa, i które stanowią, - jak 
widzieliśmy, - większość ciał promieniotw6rczych, to F a j a n s wymie- 
nia tylko dwa, będąc również źródłem promieni gamma, a mianowicie 
rad i aktyn X; K o h l r a u s c h uzupełnia je jeszcze dwoma, są to mia- 
nowicie jonium przy przemianie w rad, i rad F przy przemianie w rad 
G, t. j. wołów uranowy. Dla rozstrzygnięcia zagadnienia o warunkach 
powstawania promieni gamma, duże znaczenie oczywiście ma fakt, że 
emisja tych promieni jest prawie zawsze związana z wyrzucaniem cząstek 
beta. 
. Swe badania teoretyczne A. S o m m e r f e l d (1909, 1913) oparł 
na tern, że wszelkiemu przyśpieszeniu elektronu musi towarzyszyć emisja 

nergji elektromagnetycznej (p. rozdz. IV, 
 2, drugi postulat B o h r a). 


ChwoIson. Fizyka Wsp6lczesna. 11'
>>>
25 8 


Promienie gamma i promienie H e s s a 


[XII 


Cząstka beta (elektron) nabywa nagle olbrzymią prędkość, t. j. ruch 
o bardzo znacznem przyśpieszeniu. S o m m e r f e l d dowiódł, że po- 
wstaje przy tern krótkotrwały "impuls" elektromagnetyczny, którego cał- 
kowita prawie energja jest skupiona w kierunku ruchu elektronu, jeżeli 
prędkość nabyta przez ten ostatni jest bardzo wielka, t. j. bliska prędko- 
ści światła. Jednakże długość fali otrzymanej emisji jest według tej teorji 
prawie IDO razy mniejsza od danych doświadczalnych (p. niżej). Pomimo 
to jest rzeczą niewątpliwą, że emisja gamma składa się z poszczególnych 
impulsów, które, jak widzieliśmy, można było zliczyć. 
Przejdziemy obecnie do ważnego zagadnienia doświadczalnego wy- 
znaczenia długości fali ), promieni gamma, którego E. R u t h e r f o r d 
i C. A n d r a d e dokonali w 1914 r. poraz pierwszy przy pomocy zmo- 
dyfikowanej metody odbicia od kryształów, używanej przy pomiarze dłu- 
gości fali promieni rontgenowskich (rozdz. V, 
 7). Podamy tymczasem 
tylko jedną liczbę: dla jednego z prążków widma promieni gamma radu C 
uczeni ci znaleźli długość fali A = 70 X, co zgodnie z równo (2) odpo- 
wiada Il5 kilowoltom. Inni uczeni, stosując tę metodę, znajdowali)" = 
= 52 X czyI; 238 kilowolt. Doniosłe znaczenie tych doświadczeń polega 
na tern, że świadczą one o zdolności promieni gamma do interferencji. 
Rozpatrzymy inny sposób wyznaczenia długości fali promieni gamma, 
który polega na ich działaniu fotoelektrycznem, t. j. na zjawisku, które- 
go prawa, jak widzieliśmy (rozdz. VIII), są zrozumiałe jedynie wtedy, 
jeżeli wziąć za punkt wyjścia kwantową teorję światła, która energjj 
promienistej nadaje charakter korpuskularny, zaś samą emisję uważa za 
zjawisko jednostronne (emisja punktowa czyli szpilkowa, albo igłowa, p. 
rozdz. VII, 
 I). Wyznaczenie długości fali promieni gamma jest oparte 
na zastosowaniu podstawowego równania A. E l n s t e i n a, p. rozdz. 
VIII, 
 I, równ.(I), 


E = J + Pl + P 2 


(3) 


gdzie E jest zasobem energji, zawartej w jednym- kwancie energji promie- 
nistej, J - energją fotoelektronu, wylatującego z powierzchni ciała, na 
którą padają promienie; Pl - pracą, która się zużywa na wyrywanie 
elektronu z atomu, P 2 - pracą wyrywania elektronu z warstwy po- 
wierzchniowej ciała. Widzieliśmy już, że wielkość P 2 jest bardzo mała, 
można więc ją zaniedbać; zamiast Pl napiszemy poprostu P, t. j. 


E=J+P 


(4).
>>>
I] 


Długość fali promieni gamma 


259 


Wyznaczenie długości fali promieni gamma na podstawie tej r6wnoscI 
polega na następującem. Przypuśćmy, że promienie padają na powierzchnię 
ciała i wywołują wyrzucanie z niego fotoelektronów. Mierzymy prędkość 
tych elektronów po odchyleniu ich w polu magnetycznem, stąd 'zaś ob- 
l,iczamy ich energję J. Wartość zaś P znajdujemy w sposób następujący. 
Elektrony zostają wyrywane z jednej z warstw K, L, M i t. d., dla któ- 
rych praca wyrywania P (wartości poziomów energicznych) jest dobrze 
znana. Okazuje się, że jeżeli te same promienie gamma będą oddziaływać 
na rozmaite pierwiastki" wtedy porównanie wyników pozwala wyznaczyć 
warstwę, z której elektrony zostają wyrywane, tern samem więc znaleźć 
wartość P. Równość (4) daje wielkość lO, która jest równa hv, gdzie 
h jest stałą P l a n c k a. W ten spos6b otrzymujemy częstość drgań \I, 
a zatem i szukaną długość fali A. Inny spos6b, oparty w istocie na zja
 
wisku fotoelektrycznym, jest następujący: jako ciało, na które kierujemy 
promienie gamma, bierzemy samą substancję promieniotwórczą, będącą 
źródłem tych promieni. Widzieliśmy (rozdz. XI, 
 I), że cząstk,i beta 
emitowane przez ciała promieniotwórcze są dwu rodzajów: jedne wylatują 
z jądra atomowego, inne zaś z warstw elektronowych tego samego atomu; 
te ostatnie są wyrywane przez wychodzące z jądra promienie gamma. Jas- 
nem jest, że równo (4) dotyczy tych właśnie fotoelektronów. Trudność po- 
lega na tern, że niełatwo odróżnić od siebie oba rodzaje cząstek beta oraz 
wyznaczyć warstwę, z której elektron został wyrwany. Tern nie mniej wy- 
konano tą metodą dużą liczbę pomiarów. L. M e i t n e r podała w 1926 r. 
wykaz wszystk.ich długości fali promieni gamma, które można uważać za 
mniej lub więcej pewne. Istotnym rezultatem tych pomiarów jest to, że 
promienie gamma wysyłane przez dane ciało nie są jednorodne, lecz dają 
widmo, składające się z szeregu promieni o bardzo r6żnych długościach 
fali. Tak np. widmo promieni gamma radu C ciągnie się od /, = 20 9 X 
do A = 5,57 X, zajmuje więc 6 oktaw. Najdłuższa .fala Ą = 39 0 X 
należy do toru C. Liczba prążków dochodzi do 14 dla radu C. Ponieważ 
najmniejsza zmierzona długość fali, w dziedzinie promieni rontgenowskich, 
jest w przybliżeniu równa IDO X, więc jest rzeczą jasną, że widma pro- 
mieni gamma i promieni rontgenowskich, zachodzą na siebie w dziedzinie 
od 100 X do 390 X, t. j. na przestrzeni prawie dwu oktaw. Poza krań- 
cowemi promieniami rontgenowskiemi ciągnie się jeszcze część widma pro- 
mieni gamma, obejmująca ponad 4 oktawy. w tablicy L. M e i t n e r 
podane są długości fali 57 promieni gamma, które są wysyłane przez ID 
r6żnych pierwiastków promieniotwórczych. Poniższa tabelka 12 jest wy- 
ciągiem ze wspomnianej tablicy L. M e i t n e r z 1926 r. Dla każdego
>>>
260 


Promienie gamma i promienie H e s s a 


[XII 


pierwiastka promieniotwórczego podajemy liczbę prążków i dwa krań- 
cowe promienj,e, których charakterystyką jest długość fali A w jednost- 
kach X, oraz odpowiednia wartość V w kilowoltach zgodnie z równo (I). 


TABLICA 12 


I Liczba I DługoścI fali I Kilowolty 
Pierwiastek w jednostkach X 
prążk6w od do od do 
Rad. . 1 66 - 187 - 
Rad B . 5 230 35,2 57 351 
Rad C . " ; 14 209 5,57 59 2220 
Rad D . 1 270 - 45,7 - 
Mezotor . . I 7 213 12,7 I 58 972 
Tor B 2 52 41,6 237 297 
Tor C . 9 30'2 18,9 41 654 
Radjoaktyn . 10 390 41,1 32 300 
Aktyn X , 5 86 46 144 268 
Aktyn C" . 3 35 25,7 352 481 


D. W. S k O b e l c y n (Leningrad) badał promienie gamma meto- 
dą W i l s o n a (rozdz. XIV, 
 4) również przy działaniu pola magne- 
tycznego. Pozwoliło mu to wyznaczyć rozkład energji w widmie pro- 
mieni g
mm,a, przyczem stwierazono istnienie szeregu znanych już prąż- 
ków tego widma. Uczony ten znalazł, że między 30 X a 14 X znajdują 
się nieznane jeszcze prążki lub część widma ciągłego. 



 2. Różne własności pl'ornieni gamma. 


Dotychczas wykonano tylko jedną próbę (1925) pomiaru na dro- 
dze doświadczalnej oddziaływania cieplnego promieni gamma; doprowa- 
d:oiła ona do następującego wyniku. Ilość emanacji radu mi.erzy się 'z pew- 
nych względów, w które wchodzić nie będziemy, jednostką równą 6.10- 6 
gr emanacji; nosi ona nazwę curie. Promienie gamma wysyłane przed rad 
B i C, zawarty w jednym curie emanacji, dają podczas ich zupełnej ab- 
sorbcji 8,62 małych-kaloryj w ciągu godziny, przyczem przeważna CZł.# 
ogrzania przypada na promienie gamma radu C. 
Bardzo interesującą i ważną charakterystyką promieni gamma jest 
możność rachowania poszczególnych impulsów, z których te promienie 
się składają (p. niżej). Takie rachowanie jest możliwe dla promieni alfa
>>>
2] 


Własności promieni gamma 


261 


i beta, które mają wyraźny charakter korpuskularny, przyczem każda z 
części składowych tych promieni posiada określony kierunek ruchu. Jest 
rzeczą zadziwiającą, że ta ostatnia okoliczność dotyczy również impulsów. 
z których się składa emisja promieni. gamma. Przypuśćmy, że mamy pewną 
ilość substancji promieniotwórczej, wysyłającej prócz cząstek alfa lub beta 
również i promienie gamma, i niech N będzie liczbą atomów tej sub- 
stancji, która rozpada się w jednostce czasu. Liczba ta jest znana dla 
wielu ciał, np. dla radu. Każdemu rozpadowi atomu towarzyszy krót- 
kotrwała emisja promieni gamma, którą też nazywamy impulsem. Przy- 
puśćmy następnie, że skonstruowano przyrząd, który w ten lub inny 
sposób notuje dochodzące do niego impulsy gamma, tak że można je 
rachować. Ogólna liczba impulsów w jednostce czasu musi oczywiście 
równać się N lub być mniejszą od N, można bowiem przypuścić, że nie- 
które impulsy zostają w samej emitującej substancji zatrzymane. Zoba- 
czymy do jakich wyr,ików ma prowadzić badanie promieni gamma za- 
pomocą licznika impulsów, jeżeli promienie te mają charakter falowy, 
a do jakich wyników - gdy weźmiemy za podstawę teorję kwantową, 
t. j. charakter korpuskularny tego promieniowania. 
T eorja falowa, która jedynie tłumaczy możliwość pomiaru długości 
fali zapomocą metody odbicia promieni od kryształów (p. 
 I), zakłada, 
że każdemu rozpadowi atomu towarzyszy powstawanie drgań elektroma- 
gnetycznych, które rozchodzą się od danego atomu we wszystkich kie- 
runkach. Prowadzi to do wyników następujących: 
I. Liczba impulsów notowanych przez licznik w jednostce czasu 
musi się równać N lub liczbie mniejszej N'. 
2. Liczba N' musi być niezależna od wielkości powierzchni licznika, 
która przyjmuje impulsy. 
3. Liczba N' musi być niezależna od odległości pomiędzy licznikiem 
a ciałem emitującem. 
4. Dwa liczniki, stojące obok siebie, muszą notować impulsy zupełnie 
jednocześnie. 
Teorja kwantowa (korpuskularna), która zakłada, że każdy impuls 
biegnie w pewnym określonym, przypadkowym zresztą, kierunku, pro- 
wadzi do wniosków zupełnie innych: · 
I. Liczba N' musi być stosunkowo niewielka w stosunku do N. 
II. Liczba N' musi rosnąć proporcjonalnie do powierzchni licznika, 
który przyjmuje impulsy. 
III. Liczba N' musi być odwrotnie proporcjonalna do kwadratu od- 
ległości licznika od ciała emitującego.
>>>
262 


Promienie gamma i promienie H e s s a 


[XII 


IV. Dwa stojące obok siebie liczniki muszą notować impulsy równo- 
, . 
CZeSlliLe. 
V. Jeżeli na podstawie wskazań licznika obliczyć ogólną liczbę 
impulsów, wysyłanych we wszystkich kierunkach, to musimy o
rzymać 
liczbę N lub liczbę nieco mniejszą. 
Nie możemy podawać opisu' bardzo skomplikowanej konstrukcji 
licznika promieni gamma. Wystarczy stwierdzić, że zjawiska obserwo- 
wane są zupełnie zgodne z przewidywaniami zawartemi w punktach od 
I do V. Zgodnie z punktem V otrzymano istotnie liczbę bardzo bliską N. 
Natomiast wnioski te są zupełnie niezgodne z przewidywaniami teorji 
falowej. Emisja gamma ma bardzo wyraźny charakter "igłowy"; każdy 
impuls leci w swym przypadkowym kierunku. Jest rzeczą 'zastanawia- 
jącą, że A. F. C o v a r i c zdołał w 1922 r. wykryć zapomocą licznika 
interferencję promieni gamma przy ich odbiciu od powierzchni kryształu! 
Mamy tu uderzający przykład dwoistej natury energji promienistej. 
Nie będziemy się zatrzymywali nad zjawiskami analogicznemi do 
zjawi
k, które dają promienie rontgenowskie; różnice tych zjawisk, prze- 
ważnie ilościowe, są spowodowane większą przenikliwością promieni gam- 
ma. Należą tu zjawiska pochłaniania i rozpraszania tych promieni przez 
materję; następnie zjawiska fotoelektryczne, jonizacja gazów, zjawisko 
C o m p t o n a (rozdz. VII, 
 2) oraz wzbudzenie promieni wtórnych 
gamma analogiczne do fluorescencji. Jedno tylko zagadnienie poruszymy 
jeszcze w paru słowach. Wiemy mianowicie, że emisja promieni gamma 
jest związana z rozpadem atomu, t. j. z wylatywaniem cząstek alfa lub 
cząstek beta z jądra atomowego. Chodzi więc o to, w jakim porządku na- 
stępuje rozpad atomów i emisja gamma, t. j. które z tych zjawisk jest 
pierwszem? Doniosłość tego zagadnienia polega na następującem. Widzi- 
my, że w atomie odbywa się wewnętrzne zjawisko fotoelektryczne, że 
promienie gamma, wychodzące z jądra atomowego, wyrywają elektrony 
z warstw K, L, M i t. d. Rzeczą istotną jest stwierdzenie z j'Clkiego atomu 
zachodzi wyrywanie, czy z atomu pierwotnego, czy też nowego, który 
się utworzył wskutek rozpadu? W dwóch tych atomach poziomy energe- 
tyczne są różne, to też różną jest praca wyrywania atomu P, wchodząca 
do równo (4). Zagadnienie. to było przedmiotem dług,iego sporu pomiędzy 
L. M e i t n e r z jednej strony a uczonymi angielskiemi C. D. 
E 11 i s'e m i H. W. B. S k i n n e r'e m - z drugiej. Według zdania tych 
ostatnich emisja następuj,e przed rozpadem atomu, tak że elektrony są wy- 
rywane z atomu, który nie uległ jeszcze rozpadowi. L. M e i t n e r jest 
przeciwnego zdania; uczona ta utrzymuje mianowi,cie, że przedewszystkiem
>>>
3] 


Promienie H e s s a (kosmiczne) 


26 3 


odbywa się rozpad, następnie emisja, tak że elektrony są wyrywane z ato- 
mu no.woPo.wstałego. Nie zatrzymując się na szczegółach polemiki, która 
datuje się od 1922 r., musimy stwierdzić, że dowody L. M e i t n e r są 
bardzo przekonywające, to też pogląd jej jest bardziej prawdo.Podobnym. 
Doświadczenia R u t h e r f o r d a (1925) ostatecznie dowiodły słuszności 
poglądu L. M e i t n er. 



 3. Promienie H e s s a (kosmiczne). 


Należy przedewszystk,i,em w paru słowach wspomnieć o nazwie tych 
promieni. Istnienie szczególnego. rodzaju promieni, które są jeszcze tward- 
sze od promieni gamma, i które przedostają się do naszej atmosfery z prze- 
strzeni międzyplanetarnych, zostało wykryte w latach 191 I i 1912 przez 
uczonego niemieckiego V. F. H e s s'a, obecnie profesora w Gracu, podczas 
jego wzlotów balonem na wysokość 5200 m. Obserwacje H e s s a mogły 
jednak wywołać pewne zastrzeżenia. Następnie W. K o l h o r s t e r wzla- 
tywał w latach 1913 i 1914 na wysokość 9300 m., przyczem istnienie tych 
promieni, a więc i prawdziwość odkryoia H e s s a została 'Ostatecznie 

twierdz'Ona. Prace H e s s' a i K o l h o r s t e r a były ogłoszone tylko 
w niewielu czas'Opismach specjalnych, i podówczas (I9II - 1914) wiado- 
mość Q nich zupełnie nie dotarła do zagranicznych czasopism popu 
larnych, lub też doszła w krótkich tylko wzmiankach, na które nie z"\\ .0- 
cono zupełnie uwagi. Jeszcze podczas wojny K o l h o r s t e r (1916 - 
1918) P'Onownie zajął się n'Owoodkrytemi promieniami (w Konstantyno- 
polu). W 1923 r. R. A. M i II i k a n w Ameryce rozpoczął również bada- 
nia tych promieni; w sierpniu 1925 r. wykonał on interesujące doświad
 
czenia w wodzie jeziora, znajdującego się na wys'Okości 3500 m, a w listu- 
padzie tegoż roku M i II i k a n w odczycie zdał sprawę z wyników 
swych badań. Streszczenie tych wyników, lecz nie całego odczytu, w któ- 
rym były również wymienione prace H e s s a i K o l h o r s t e r a, zo- 
stało opublikowane w amerykańsJ-..ch czasopismach i dziennikach (dużą 
rolę odegrał,tu prawdopodobnie reporter dziennika "New York Times"), 
stąd zaś przedostało się ono i d'O naszych czasopism popularnych a następ- 
nie i do gazet. Tutaj oczywiście sprawa była przedstawi'Ona z pominięciem 
poprzedzającej badania M i 11 i k a n a historji zagadnienia, o której re- 
daktorzy tych czasopism nie mieli pojęcia, i w ten sposób odkrycie nowych 
promieni uważano za dzieło M i II i k a n a, i nazwano je jego imieniem. 
Dotychczas mówi się jeszcze u nas o "promieniach M i II i k a n a", cho- 
ciaż były one odkryte 14 lat przed badaniami M i II i k a n a; te ostatnie
>>>
26 4 


Promienie gamma i promienie H e s s a 


[XII 


dały zresztą istotnie szereg nowych i ciekawych rezultatów. Należałoby 
lUZ zarZUCIe używanie tej zupełnie nieuzasadnionej nazwy nowego pro- 
mieniowania! Mówimy o promieniach H e r t Z a, promieniach R o n t g e- 
n a, nadfiołkowych promieniach S c h U m a n n a (do długości fali 1000 A), 
L Y m a n a (do 510 A) oraz M i II i k a n a (do 136 A, promienie te są 
u nas znane tylko w kołach specjalistów); podobnie nowe promienie należy 
nazwać nazwiskiem uczonego, który ich odkrył, t. j. promieniami H e s s a. 
Nazywają je też często promieniami kosmicznemi, promieniami ultra-gam- 
ma lub promieniami ultra-przenikliwemi. 
Niewielu dotychczas badaczy zajmuje się trudnem zagadnie- 
niem badania promieni kosmicznych. W Niemczech poza H e s s e' m 
i K o l h o r s t e r' e m należy jeszcze wymienić G. H o f f m a n n a, 
E. S t e i n k e' g o i K. B li t t n e r a; w Ameryce pracuje M i II i _ 
k a n ze swym współpracownikiem C a m e r o n' e m. W Rosji badaniem 
tych promieni zajmują się L. W. M y s o w s kij i L. R. T u w i m 
(w Leningradzie); osiągnięte przez tych badaczy rezultaty należą do bar- 
dzo ważnych i wartościowych. 1) 
Rozpatrzymy obecnie zjawiska, których badanie doprowadziło do 
wykrycia promieni o widmie położonem w dziedzinie jeszcze dalszej od 
widma promieni gamma, t .j. o falach krótszych od promieni gamma. Spo- 
strzeżono oddawna, że każdy przewodnik elektryczny, jakkolwiek najsta- 
ranniej nawet izolowany, traci jednak stopniowo swój ładunek. Ubytek 
ten tłumaczyć można jedynie tern, że powietrze ma pewne przewodnict- 
wo, możliwe zresztą tylko wtedy, gdy zawiera ono jony. Jonizacja powie- 
trza mcże mieć dwa źródła: promieniotwórcze i niepromieniotwórcze. 
Z pośr6d ostatnich przyczyn wszystki,e, znane dotychczas, grają niewątpli- 
wie bardzo małą rolę przy jonizacji powietrza, i nie mają żadnego zna- 
czenia dla zjawisk, o których niżej będzie mowa. Istotnemi są dla nas 
tylko źródła promieniotwórcze. Prawie wszystkie części składowe po- 
wierzchniowej warstwy skorupy ziemskiej zawierają domieszki substancyj 
promieniotwórczych; z ziemi dostają się więc one do powietrza. Mogą to 
być cząsteczki stałe, główną jednak rolę odgrywa emanacja. Bardzo do- 
niosłe znaczenie ma tutaj powietrze zawarte w glebie; zawiera ono 2000 
razy więcej emanacji, niż dolne warstwy atmosfery. Podczas spadku 
ciśnienia barometrycznego, podczas nagrzania gleby przez słońce, jak rów- 
nież pod wpływem wysysającego działania wiatru, powietrze zawarte 


1) Piękny artykuł o promIeniach kosmicznych pióra prof. St. Z i e m e c k i e g o 
znajdzie Czytelnik w "Mathesis Polskiej", t. VI, (1931), p. 83. (Przyp. tłum.)
>>>
3] 


Promienie H e s s a (kosmiczne) 


26 5 


w glebie wydostaje się nazewnątrz i w ten sposób podtrzymuje jonizujące 
działanie ciał promieniotwórczych w powietrzu. Emanacja radu prze- 
wyższa przy tern ilościowo kilkakrotnie emanację toru nawet przy samej 
powierzchni ziemi, na wysokości zaś niewielu metrów pozostaje tylko 
emanacja radu, wraz z którą znajdują się w powietrzu produkty jej roz- 
padu - rad A, rad C, rad D i t. d. Na znacznej wysokości, dochodzącej 
do 10 i więcej kilometrów, muszą się znaleźć rad D oraz produkty jego 
dalszego rozpadu. 
Istnieją przyrządy, dające możność wyznaczenia stopnia jonizacji po. 
wietrza, np. liczbę jonów, które znajdują się w jednym centym. sześcicn. 
.za miarę aktywności jakiejkolwiek, wywołującej jonizację powietrza, 
przyczyny przyjmujemy liczbę par różnoimiennych jonów, które pod jej 
wpływem powstajq w ciqgu jednej sekundy w jednym centymetrze sze- 
Jciennym powietrza (lub innego gazu). Taką parę jonów oznacza się zwy- 
kle przez]. Gdy piszemy, że aktywność lub działanie jonizujące danej 
pr
yczyny w danem miejscu wynosi 5J, wówczas oznacza to, że przyczyna 
ta wywołuje w jednej sekundzie powstanie 5 par różnoimiennych jonów 
w jednym centym. sześcien. powietrza. Są przyrządy, które pozwalają 
wyznaczyć liczbę takich faktycznie powstających J. Jeśli istnieje kilka 
jonizujących przyczyn, wtedy dalsze badania muszą doprowadzić do roz- 
.członkowania tej liczby na części składowe, odpowiadające r6żnym przy- 
czynom. Nie będziemy się wdawali w opisy skomplikowanej konstrukcji 
wspomnianych przyrządów, i przejdziemy do opisu zjawisk, które dopro- 
wadziły do odkrycia promieni kosmicznych. 
Już w początkach bieżącego stulecia zauważono, że powietrze za
 
warte w zamkniętem ze wszystkich stron naczyniu jest zawsze zjonizowa- 
ne, choćby substancje promieniotwórcze, które mogły się w tern naczyniu 
znajdować, musiały były już zniknąć przedtem wskutek stopniowego roz- 
padu. Gdy naczynie było ze wszystkich stron otoczone grubą warstwą 
ołowiu, jonizacja zmniejszała się, lecz nie dochodziła do zera, niezależnie 
od grubości warstwy ołowianej. Wskazuje to, że jedna z przyczyn joni- 
zacji dziala zzewnątrz, przechodząc przez ścianki naczynia. Liczne bada- 
nia zostały wykonane w jak najbardziej odmiennych warunkach: w miej- 
scach otwartych, nad lądem i nad wodą, w jaskiniach, tunelach, gmachach 
i t. d. W ostatecznym wyniku wszystkich tych prac okazało się, c
 na- 
stępuje. Możliwe są cztery przYGzyny, wywołujące jonizację powietrza, 
zawartego w naczyniu zamkniętem. 
1. Ciała promieniotwórcze, zawarte w górnych warstwach gleby, 
znajdującej się pod naczyniem, i wysyłające promienie gamma.
>>>
266 


Promienie gamma i promienie H e s s a 


[XII 


2. Ciała promieniotwórcze, znajdujące się w powietrzu, otaczają- 
cem naczynie, i również wysyłające promienie gamma. 
3. Ciała promieniotwórcze, zawarte jako przypadkowa domieszka 
w materjale ścianek naczynia oraz w samym gazie. 
4. Nieznane promienie jeszcze bardziej przenikliwe od promieni 
gamma. Przypuszczenie o istnieniu takich promieni powstało wtedy, gdy 
w naczyniu pozostawało jakieś działanie jonizujące, pomimo zastosowa- 
nai najstaranniejszych środków ostrożności, zmierzających do usunięcia 
działania pierwszych trzech z pośród wyżej wymienionych przyczyn. 
Okazało się, że przyczyna Nr. 2 gra rolę bardzo nieznaczną, nato- 
miast jest rzeczą bardzo trudną lub wręcz niemożliwą usunąć przyczynę 
Nr. 3. Główną jednak rolę odgrywa przyczyna Nr. I, mianowicie pro- 
mieniotwórczość gleby. Oto czemu prowadzono badania w różnych 'odle- 
głościach od powierzchni ziemi, początkowo na wysokich wieżach, a na- 
stępnie podczas wzlotów balonami. Pierwsze obserwacje wykonane 
w 1910 r. nie dały wyraźnych wyników. V. F. H e s s (I9II - 19IJ), 
który odbył ID wzlotów, pierwszy odkrył, że jonizacja przy wzrastaniu 
wysokości początkowo się zmniejsza, wskutek absorbcji promieniowania 
gleby, następni.e zaś ponownie rośnie w ten sposób, że na wysokości 
1000 - 2000 m. otrzymuje się taką samą liczbę J, jak na powierzchni 
ziemi, poczynając zaś od 3000 do 5300 m. jonizacja szybko wzrasta. Jest 
rzeczą oczywistą, że zjawisko to może być wywołane jedynie dzięki od- 
działywaniu, którego źr6dło jest ukryte bądź w wysokich warstwach 
atmosferycznych, bądź zewnątrz nich. Pierwszego przypuszczenia należało 
zaniechać. Wzloty' W. K. K o l h o r s t e r a, który osiągnął wysokość 
93 00 m, dały dalsze bardzo znaczne powiększeni.e jonizacji. Dla ilustracji 
podamy liczby, które w 1927 r. dał H e s s, jako przeciętne wielu obserwa- 
cyj. U powierzchni ziemi na poziomie morza cztery źródła da ją w ciągu 
sekundy w jednym centym sześcien. powietrza następujące liczby prze- 
ciętne par jonów J: gleba 3J, powietrze zewnętrzne 0,2J, naczynie 4J, 
promienie kosmiczne I,5J, t. j. w sumie około 9]. Tabelka 13 (K o l h o r- 
s t e r, 1924) wskazuje w jakim stopniu jonizacja na różnych wysokościach 
jest mniejsza lub większa, niż na poziomie morza; wysokość podana jest 
w metrach. 
Liczby te wskazują wyraźnie, że w górnych warstwach atmosferycz- 
nych działają jonizująco promi.enie pochodzenia kosmicznego. Powstało 
żagadnienie, jaką rolę odgrywają promienie kosmi.czne w rozmaitych zja- 
wiskach fizycznych. Liczne prace były poświęcone zbadaniu twardości 
tych promieni, t. j. zdolności przechodzenia przez materję. Okazało się,
>>>
3] 


Promienie H e s s a (kosmiczne) 


26 7 


że promienie kosmiczne są mniej więcej 10 razy twardsze od promieni 
gamma. Charakterystyką twardości może być grubość pewnego dowolne- 
go ciała, po przebyciu której promienie tracą połowę swego natężenia: 
Takiemi całami mogą być woda, glin, ołów i inne. Dla promi,eni gamma 
radu C grubość takiej warstwy wody wynosi 2 I cm. dla promieni ko- 
smicznych wynosi ona 3 ID cm. 


TABLICA 13. 


I Wyso kość, 1 
metry 


R6żnica 
jonizacji 


Wysokość, 
me
ry 


R6żnica 
jonizacji 


Wysokość, 
metry 


R6żnica 
jonizacji 


I I -- 
500 -1,7) 3000 + 4,2J I 7JOO +45,2J 
1000 -ł,5 4000 + 9,1 8000 +62,5 
1500 -0,4 5000 +16,2 9000 +79,0 
2000 +1,0 6000 +28,2 9300 +85,0 ł 
l I 


w badaniach promieni kosmicznych gra bardzo doniosłą rolę ich 
pochłanianie przy przeJsClu przez materję, przewazme przez wodę. Po- 
chłanian1e to może mieć dwojaką przyczynę. Możemy po pierwsze mieć 
pochłanianie istotne energji pr9mienistej, która zużywa się na dowolną 
pracę, np. na uwalnianie elektronów z atomów (rozdz. VIII). Po drugie 
energja może być przez atomy lub cząsteczki rozpraszana we wszystkich 
kierunkach. Podczas przejścia promieni o bardzo krótkiej fali, jak" ('mi 
niewątpliwie są promienie kosmiczne, przez wodę, lub nawet ołów, r,wmy 
bezsprzecznie do czynienia jedynie z rozpraszaniem promieni, które też 
tłumaczy obserwowane pozorne pochłanianie. Za miarę wielkości po- 
chłaniania przyjmujemy t. zw. spółczynnik pochłaniania, który oznaczamy 
przez f. Jest to ta nieznaczna część energji promi,enistej, która zostaje po- 
chłonięta (rozproszona) przez warstwę ciała o grubości I cm. Jeżeli pi- 
szemy np., że dla promieni kosmicznych f = 0,002 na cm, znaczy to, że 
strumień tych promieni" przechodząc przez warstwę wody o grubości 
I cm., traci f = 0,002 tJej energji, którą miał przy wejściu do tej warstwy. 
W następnej tłkiej samej warstwie strumień traci 0,002 tej energji, która 
w nim pozostała i t. d. Ta definicja wielkośoi f nie jest matematycznie bez 
zarzutu, wystarczy jednak dla nas w zupełności. W związku z teorją zja- 
wiska C o m p t o n a (rozdz. VII, 
 2) można wyprowadzić dość prostą 
o 
równość, która pozwala obliczyć długość fali (w angstromach, A) promie- 
mieniowania kosmicznego, znając jego spółczynnik pochłaniania w dowol- 
nym ośrodku. W przypadku wody okazuje się, że
>>>
268 


Promienie gamma i promienie H e s s a 


[XII 


o 
X=0,2I8f A. 


5) 


Mając )" możemy na podstawie równości (2) (
 I tego rozdz;ału) obli- 
czyć różnicę potencjałów V w kilowoltach, jeżeli A jest wyrażone w jed- 
o 
nostkach X (0,001 A). Przypomnijmy, że jest to różnica potencjałów, 
którą musi przebyć elektron, aby energja jego ruchu była równa energji 
jednego kwantu promienia o danej długości fali ),. 
Zwróćmy się do badań R. A. M i 11 i k a n a. W 1922 r. udało mu 
się wysłać balony-sondy z przyrządami samopiszącemi na wysokość 15,6 
km. Okazało się, że jonizacja rośnie istotnie wraz ze wzrostem wysokości; 
wzrost ten okazał się mniejszym, niż można się było spodziewać na pod- 
stawie obserwacyj K o l h o r s t e r a, obserwacje te nie są jednakże prze- 
konywające. W 1923 r. M i 11 i k a n wykonywał doświadczenia na w:ierz- 
chołku góry Pike; okazało się przytem, że promi,enie jonizujące miały tam 
mniej więcej taką samą przenikliwość, jak i promienie gamma, to też na- 
leżało przypuścić, że są one pochodzenia miejscowego. W 1925 r. uczony 
ten wykonał interesujące doświadczenia, które wywołały niezwykłą sen- 
sację i były niewłaściwa,e tłumaczone, o czem wzmiankowaliśmy już wy- 
żej. Obrał on mianowicie jezioro Muir, które znajduje się na wysokości 
35 00 metrów, o głębokości kilkudziesięciu metrów, powstałe z rozto- 
pionego śniegu, i nie zawierające wobec tego ci,ał promieniotwór- 
czych, zawsze obecnych w wodzie jezior o źródłach podziemnych. 
Przyrządy swe M i II i k a n zanurzał na głębokość 18 metrów. Doświad- 
czenia te stwierdziły istnienie promieni kosmicznych, których wpływ daje 
się jeszcze zauważyć na głębokości 14 metrów. Atmosfera ponad jezio- 
rem była równoważna co do swej zdolności pochłaniającej 7 m wody, tak 
więc promienie pokonywały warstwę wody o grubości 21 m, co odpowia- 
da 180 cm ołowiu, natomiast najtwardsze promienie rontgenowskie 
są pochłaniane przez warstwę ołowiu o grubości I cm. Częstość drgań 
promieni kosmicznych przewyższa częstość promieni rontgenowskich 
w przybliżeniu tyleż razy, o ile częstość promieni rontgenowskich prze- 
wyższa częstość promieni widzialnych. M i II i k a n znajduje, że nowe 
promienie nie są jednorodne, lecz dają widmo o rozciągłości jednej oktawy. 
Doświadc2jenia na innym jezior2je z wód śniegowych, znajdującem się na 
wysokości 1400 m dały te same wyniki. M i 11 i k a n wyprowadził ze 
swych doświadczeń wniosek, że nowe promienie biegną w przestrzeni we 
wszystkich kierunkach. Następni,e M i II i k a n wykonał w 1926 r. obser- 
wacje w Ameryce Południowej (Boliwja, jezioro Miguilla w Andach) na 
wysokości 4500 m. Otrzymano tu wyniki takie same, jak i na jeziorze
>>>
31 


Promienie H e s s a (kosmiczne) 


26 9 


Mui,r, CO było dowodem, że promienie kosmiczne mają na półkuli południo- 
wej te same własności, jak i na półn.ocnej. W 1927 r. M i 11 i k a n ponow- 
nie wykonał d.oświadczenia w Kalif.ornji w dwóch jeziorach górskich. 
z przyrządami udoskonal.onemi, .obserwując prom:i,enie, które zostawały 
w zupełności pochłaniane tylko przez warstwy wody o grubości 57 m; 
odpowiada to 5 m ołowiu. Najmniejsza dług.oŚĆ fali okazała się równą 
0,2IX co odpowiada 59 miljonom w.olt. Całe widmo promieni kosmicz- 
nych rozciąga się od 0,53 do 0,2IX, t. j. przez mniej więcej 1,5 oktaw. 
Całkowita wartość energji promieni kosmicznych, padających w ciągu 
I sek na cm kw. powierzchni atmosfery wynosi 3,1.10- 4 erg, C.o stanowi 
dziesiątą część energji promienistej, którą otrzymujemy .od wszystkich 
gwiazd razem wziętych. 
Omówimy teraz interesujące prace L. W. M y s o w s k i e g o i L. R. 
T u w i m a, rozpoczęte w 1925 r. i kontynuowane do tej pory. Latem 
1925 r. badacze ci wyznaczali pochłanianie promieni kosmicznych przez 
wodę, wykonywając doświadczenia na jeziorze Onieżskiem koło Petro- 
zawodska w odległości 500 m od brzegu na głębokości, 10 m (miesiąc 
przed doświadczeniami M i II i k a n a na jeziorze Muir). Doświadczenia 
tych uczonych stwierdziły, że zdolność przenikająca promieni k.osmicz- 
nych jest mniej więcej 10 razy większa, niż promieni gamma, t. j. spół- 
czynnik f jest ID razy mniej-szy. Zauważmy, że przy obliczeniu f nie 
można brać za podstawę, iż promienie przechodzą przez warstwę wody 
o grubości równej głębokości pod poziomem wody, w której znajd.ował się 
przyrząd pomiarowy. Był.oby to słusznem, gdyby promienie przenikały 
do wody tylko w kierunku pionowym. W rzeczywistości jednak pro- 
mieni,e mają wszelkie m.ożliwe kierunki, przedostają się do wody i wcho- 
dzą do przyrządu ze wszystkich stron, przyczem grubość przebytej war- 
stwy wody zależy od ich nachylenia d.o pionu. Ze ok.oliczności tej nie 
można zaniedbać wynika z tego, ,iż obserwacj'e L. W. M y s o w s k i e g o 
i L. R. T u w i fi a dały dla wody f = 0,0036, gdy stosowali zwykły spo- 
sób obliczania, t. j. nie zwracali uwagi na nachylenie promieni; stosując 
natomiast .obliczenia dokładniejsze, znaleźli oni dla wody f = 0,0028. 
Zauważmy, że M i II i k a n znalazł w górnych warstwach wody f = 
0, 002 5, zaś w najgłębszych, do których wspominani autorowie rosyjscy 
nie dotarli, f = 0,0015, co wskazuje na niejednorodność promieni kosmicz- 
nych, z których najtwardsze (o najmniejszem f) przenikają- najgłębiej. 
Latem -1926 r. M y s o w s kij i T u w i m powtórzyli swe pomiary 
na Morzu Czarnem koło Bałakławy, częściowo w zatoce Bałakławskiej. 
częściowo zaś w morzu pomiędzy półwyspem Aja i półwyspem Fiolent,
>>>
27° 


Promienie gamma i promienie H e s s a 


[XII 


w odległości paru kilometrów od brzegu. Wyznaczyli oni tu pochłanianie 
w warstwie powierzchniowej wody, przyczem znaleźli f = 0, 002 9 z moż- 
liwym błędem 
 2 jednostki ostatniego znaku dziesiętnego; M i II i k a n 
znalazł wartość bliską 0, 002 3. 
Duże znaczenie ma praca M y s o w s k i e g o i T u w i m a wy- 
konana w 1926 r. koło wieży wodociągów Instytutu Politechniki w So. 
snowku koło Leningradu. Jako doświadczenie wstępne zmontowali oni 
pionową, stosunkowo wąską rurę o średnicy 25 cm i wysokości 3,12 m 
wypełnioną wodą. Przyrząd pomiarowy dawał pod i nad rurą zupełna: 
jednakowe wskazania, co dowodziło, że ściśle pionowe promienie ko- 
smiczne grają bardzo nieznaczną rolę, i że prawie wszystkie promi
nie 
mają kieru'lek nachylony do pionu. 2elazny zbiornik wodociągu znajduje 
się w górnej części wieży na wysokości 35m nad powierzchnią ziemi; 
wysokość zbiornika wynosi 2,74 m, iego średnica 9,I2m; poziom wody 
w zbiorniku 2,5 m. Przyrząd mógł byt umieszczony nad zbiornikiem, 
pod nim w dowolnej od niego odległości, oraz z boku z różnych jego 
-stron, t. j. na różnych azymutach. Doświadczenia były wykonywane je-- 
szcze wtedy, gdy zagadnienie istnienia promieni ,leosmicznych wywoły' 
wało wątpliwości, t. j. kierunek przybywających (z góry czy z dołu) 
promieni nie był jeszcze całkowicie ustalony. Wyniki były następujące. 
N ad zbiornikiem przyrząd dawał jednakowe wyniki zarówno przy pu- 
stym jak i przy pełnym zbiorniku. Natomiast pod zbiornikiem napelnienie 
go wodq zmniejszało wsleazania przyrzqdu o 29%. Doświadczenia te 
ostatecznie dowiodły, że źródło promieni znajduje się nad powierzchnią 
ziemi. Pochłanianie w wodzie okazało się takie samo, jak w jeziorze 
Onieżskiem. Gdy przyrząd ustawiano z boku zbiornika, od strony pół- 
nocnej, wschodniej, południowej czy zachodniej odeń, Wówczas napełnie- 
nie zbiornika dawało jednakowe zmniejszenie wskazań przyrządu (około 
I 1%). Dowodzi to, że azymut roli nie odgrywa, że więc promienie padają 
jednakowo ze wszystkich stron. 
Obserwując wskazani::. przyrządu pod zbiornikiem w r6żnych odeń 
'Odległościach (do 33,4 m), M y s o w s kij i T u w i m mogli obliczyć 
spółczynnik pochłaniania promieni kosmicznych w powietrzu. Okazał 
się on równym 2,5 miljonowym częściom, t. j. mniej więcej 1000 razy 
mniejszy, niż dla wody. 
M y s o w ś kij i T u w i m poraz pierwszy zbadali wpływ ciśnie- 
nia barometrycznego na natężenie promieni kosmicznych. Uczeni ci 
-stwierdzili, że zwiększenie ciśnienia barometrycznego o I mm zmniejsza 
natężenie promieni kosmicznych o 0,7 %. Do tego czasu nie wprowadzo-
>>>
J] 


Promienie H e s s a (kosmiczne) 


27 1 


no do obserwacyj poprawek na wahania ciśnienia atmosferycznego, t. j. 
nie redukowano wszystkich obserwacyj do tego samego ciśnienia; jak 
widać, poprawka ta może być względnie dość znaczna. W rok później 
S t e i n k e potwierdził powyższe wyniki. W ścisłym związku z zaga- 
dnleniem wpływu ciśnienia atmosferycznego znajduje się sensacyjm: 
w swoim czasie zagadnienie natężenia promieni kosmicznych, któ;,e mia- 
ło ulegać 7.V ciągu doby wahaniom. K o l h o r s t e r, prowadząc badania 
na górze Jungfrau, znalazł mianowicie jeszcze w 1923 r. okres tego wa- 
hania, równy dobie gwiazdowej, t. j. stwierdzając przez to samo zależ- 
ność promieni kosmicznych od tej części sfery niebieskiej, która znajduje 
si
 nad horyzontem. Doprowadziło to do całego szeregu przypuszczeń, że 
np. promienie te pochodzą od Drogi Mlecznej. M y s o w s kij i T u w i m 
po raz pierwszy (1926) poddali wyniki K o l h o r s t e r a poważnej kry- 
tyce, wskazując, że ten ostatni nie wprowadził poprawki na wahania ci. 
śnienia atmosferycznego. Doświadczenia S t e i n k e' go (1927) nie po- 
twierdziły wyników K o l h o r s t e r a, natomiast B li t t n e r w swych 
badaniach doszedł do tych samych wyników, co i K o l h o r s t e r. Jed- 
nakże S t e i n k e (1928) podtrzymuje swój wynik, korzystając m. inn. 
z materjałów H o f f m a n n a, który w ciągu 1300 godzin zapisywał fo- 
tograficznie natężenie promieni kosmicznych; nie znalazł on przy tern żad- 
nej zgoła perjodyczności. M i II i k a n i C a m e r o n (1928) badali wpływ 
położenia Drogi Mlecznej, lecz wpływu takiego nie stwierdzili. Obecnie 
jest już rzeczą niewątpliwą, że znaleziona przez K o l h o r s t e r a za- 
leżność natężenia promieni kosmicznych od części nieba nad horyzontem 
nie odpowiada rzeczywistości. 
W 1928 r. ukazała się obszerna praca L. W. M y s o w s k i e g o 
i L. R. T u w i m a, której dokładne rozpatrzenie przekracza ramy tej 
książki. Udało im się wyznaczyć spółczynnik pcchłaniania (rozpro- 
szenia) promieni kosmicznych w ołowiu, dowieŚć istnienia wtórnych pro- 
mieni kosmicznych (zjawisko C o m p t o n a, rozdz. VII, 
 2), podob- 
nych do promieni gamma, oraz wyznaczyć długość fali promieni ko- 
o 
smicznych, która, jak się okazuje, jest równa 0,00044 A = 0,44 X. Naj- 
mniejsza znaleziona przez M i II i k a n a (1928) długość fali, wynosI 
0, I X, taką samą wartość znalazł również S t e i n k e. 
Podstawowe zagadnienie przyczyn powstawania promieni kosmicz- 
nych, oraz miejsc gdzie one powstają, jest przedmiotem wielu hipotez, 
dotychczas jednak nie można zagadnień tych uważać za rozwiązane. 
N e r n s t zakłada, że energja zawarta w eterze kosmicznym, może 
przeobrazić się w materję, t. j. elektrony i protony, przyczem powstają
>>>
27 2 


Promienie gamma i promleme H e s s a 


[XII 


atomy. pierwiastków o bardzo dużych liczbach porządkowych. Od- 
wrotnie, atomy helu i wodoru mogą ponownie przeobrazić się w "zero- 
wą" energję eteru. N e r n s t przypuszcza, Le takie ultra-promieniotwór- 
cze pierwiastki, emitujące promienie ultra-gamma, mogą powstawać zwła- 
szcza w Drodze Mlecznej, gdzie znajdują się słabo świecące mgławice 
kosmiczne oraz "młode" gwiazdy. W rozdz. IV, 
 6, widzieliśmy, że przy 
powstawaniu jednego atomu helu z 4 atomów wodoru, ściślej - z 4 
protonów, wyzwala się stosunkowo olbrzymia ilość energji. Gdyby cała 
ta energja uległa przemianie w jeden kwant energji promienistej" = h'J, 
gdzie h jest stałą P l a n c k a [(rozdz. VII, 
 I, równo (2)], a li - odpo- 
wiadająca według teorji falowej temu kwantowi częstość drgań, wtedy 
łatwo obliczyć 'J , a zatem i długość fali. Jest ona właśnie równa A = 
0,4 X, t. j. długości fali promieni kosmicznych. Jednakże jest rzeczą wąt- 
pliwą, czy pogląd o powstawaniu promieni kosmicznych w miejscach, 
gdzie tworzy się hel z wodoru, moze być przyjęty, ponieważ zarówno 
M i II i k a n jak i S t e i n k e obserwowali promienie, dla których A = 
O,IX. Przypuszczano też, że jeden kwant promienia kosmicznego powstaje 
tam, gdzie znika jeden proton. Jednakże obliczenia wskazują, że kwant 
taki musiałby zawierać jeszcze 5 razy większą ilość energji, niż kwant, dla 
którego A = 0,1 X. Nie będziemy się zatrzymywali na hipotezach C. T. 
R. Wilsona (1925) i A. S. Eddingtona (1927), których nie mo- 
żna również uważać za zadawalające rozwiązanie zagadnienia pochła-- 
niania promieni kosmicznych. Zauważmy, że niektórzy uczeni mniemają, 
iż źródłem nowych promieni jest Słońce, które wysyła strumienie elektro- 
nów o prędkości bardzo bliskiej prędkości światła; elektrony miałyby 
właśnie być źródłem nowego promieniowania. 
W 19 2 9 r. ukazał się komunikat B o t h e C go i K o l h o r s t e r a, 
w ki6rym uczeni ci utrzymują, że promienie kosmiczne mają charakter 
korpusJ?ularny.l ) 


. 


1) Zagadnieniu wzrostu promieniowania kosmicznego na wyżynach poświęcony 
był sensacyjny lot fizyka belgijskiego P i c c a r d'a zamkniętym balonem na wysokość 
16.000 m. w maju 1931 r. (Przyp. tłum.)
>>>
ROZDZIAŁ XIII. 


HEL CIEKŁY I STAŁY. NADPRZEWODNIKI. 



 1. Hel ciekły i stały. 


W chwili obecnej udało się skroplić a następnie zestalić wszystkie 
ciała, które w zwykłych warunkach temperatury i ciśnienia są w stanie 
gazowym. Amoniak i dwutlenek siarki zostały skroplone jeszcze w po- 
czątkach XIX w. Następnie F a r a d a y w dwu serjach swych prac 
(1823 i 1845) skroplił wiele różnych gazów. Do 1877 r. zostały więc 
skroplone wszystkie znane gazy, prócz wodoru, azotu, tlenu, gazu błotne- 
go (który składa się z jednego atomu w,ęgla i 4 atomów wodoru), tlenku 
azotu i tlenku węgla. Te 6 gazów w ciągu dłuższego czasu zwano "trwa- 
łemi"; termin ten porzucono, gdy udało się je skroplić. Hel nie był jesz- 
cze wówczas znany na Ziemi, chociaż o jego obecności na Słońcu świad
 
czyły obserwacje widmowe. 
Skroplenie gazów "trwałych" stało się możliwem dopiero wtedy, gdy 
powstało pojęcie temperatury krytycznej. Każde ciało ma swoją określoną 
charakterystyczną dlań temperaturę, powyżej której może istnieć tylko 
w stanie gazowym, t. j. nie przekształca się w ciecz przy największem 
nawet ciśnieniu; temperatura ta nosi nazwę krytycznej. Jest rzeczą zro- 
zumiałą, że nie mówimy tu o ciałach, które ulegają rozkładowi podczas 
ogrzania. Z tego wynika, że gaz może być skroplony tylko wtedy, gdy 
jego temperatura jest niższa od krytycznej. Gazy "trwałe" wydawały się 
takiemi jł::dynie z tego powodu, że usiłowano je skroplić bez uprzedniego 
nald:ytego ochłodzenia. Podajemy tu wartości temperatury krytycznej 
dla różnych ciał: rtęć około 1470°, woda około 370°, alkohol 244°, dwu- 
tlenek siarki 155°, chlor 146°, amoniak 130°, dwutlenek węgla 
310, ksenon 16,60, krypton -62,50, metan -81,8°, tlenek azotu -92,9°, 
tlen -rr8,8°, argon -122,4°, tlenek węgla -141°, azot -146°, neon - 
228,7°, wodór -242°, hel -268°. Temperatury są podane w skali C e l- 
i i u s z a. Jeśli wprowadzić temperatury bezwzględne, liczone od -273° 


Chwol,on. Fizyka W'p6łcze,na. 18"
>>>
274 


Hel ciekły i stały. Nadprzewodniki 


[XIII 


(ściślej -273,1°), wówczas okaże się, że temperatura krytyczna wodoru 
znajduje -się przy 31° bezwzgl., a helu - ,przy 5° bezwzgl. Tak więc, aby 
wodór skroplić, należy go uprzednio ochłodzić poniżej - 24 2 ° C, a hel 
niżej -268° C = 5° bezwzgI., następnie zaś poddać ciśnieniu. W ostat- 
nim ćwierćwieczu XIX w. wszystkie gazy prócz helu zostały skroplone, 
skroplenie zaś helu osiągnął po raz pierwszy H. K a m e r l i n g h - O n - 
n e s ID lipca I908 r. Wszystkie skroplone gazy udało się następnie zestalić 
z wyjątkiem helu, którego zestalenie zostało osiągnięte w 1926 r. 
(p. niżej). 
Uczony holenderski H. K a m e r l i n g h - O n n e s zorganizował 
w Leydzie (Holandja) laboratorjum niskich temperatur (kryogeniczne). 
To wspaniałe co do rozmiarów i wykonywanych w nim prac laboratorjum 
było do niedawna jedynem w świecie. K a m e r l i n g h - O n n e s i jego 
liczni uczniowie wykonali tu ogromną liczbę najbardziej zadziwiających 
badań i stworzyli nową fizykę temperatur "helu", t. j. przypadających 
poniżej 5° bezwzgI. Począwszy od I924 r. dyrektorami laboratorjum są 
W. H. Keesom i W. J. de Haas. Kamerlingh - Onnes zmarł 
w lutym 1926 r. 
Laboratorjum kryogeniczne w Leydzie było, jak wspomnieliśmy, jedy- 
nem w świecie aż do 1923 r., kiedy to w Ameryce Północnej (Toronto, 
Kanada) również zorganizowano tego rodzaju laboratorjum. Pomocą 
w pracy tego zakładu są bogate źródła helu, znalezione w Kanadzie oraz 
w różnych miejscowościach Stanów Zjednoczonych Ameryki Północnej. 
Dyrektorem nowego zakładu jest M a c L e n n a n, któremu po raz pierw- 
szy w 1923 r., udało się otrzymać skroplony hel poza Leydą. Następnie 
w 1925 r. otrzymał skroplony hel W. M e i s s n e r w Berlinie. M e i s- 
s ne r'owi nie udało się sprowadzić helu z Ameryki, ponieważ wywóz jest 
wzbroniony, jedynie K a m e r l i n g h - O n n e s otrzymał w podarunku 
dużą jego ilość. M e i s s n e r skomplikowaną i uciążliwą pracą uzyski- 
wał czysty hel z mieszaniny neonu i helu, którą otrzymuje się jako resztę 
przy wytwarzaniu tlenu z powietrza. 
Nie mamy możności wymienić wszystkich zagadnień rozsianych 
w naj rozmaitszych dziedzinach fizyki, których dotyczą prace laborato- 
rjum w Leydzie. Główniejszemi z nich są: zbadanie zależności objętości 
różnych gazów od ciśnienia i temperatury, własności magnetyczne ciał, 
przewodnictwo elektryczne; te trzy kierunki można uważać za główne 
przy tworzeniu fizyki niskich temperatur. Następnie: zjawiska termoelek- 
tryczne, fosforescencja, tarcie wewnętrzne gazów skroplonych i nieskro- 
plonych, ciepło właściwe, przewodnictwo cieplne, zjawiska promienio-
>>>
d 


Hel ciekły i stały 


275 


twórcze, podwójne załamanie magnetyczne światła, rozproszenie promieni 
rontgenowskich i t. d. Jedno z najbardziej zadziwiających zjawisk, nad- 
przewodnictwo, rozpatrzymy niżej. Zatrzymamy się chwilowo na trzech 
zagadnieniach, dotyczących najniższej osiągniętej temperatury, gęstości 
ciekłego helu i jego zestalaniu. 
Ciekły hel wrze pod ciśnieniem atmosferycznem w temperaturze 
4,29 bezwzgl. (-268,8° C): Gdy hel intensywnie paruje (ma to miejsce, 
gdy wypompowujemy możliwie prędko tworzącą się nad nim parę), to 
temperatura obniża się jeszcze bardziej. K a m e r l i n g h - O n n e s 
w 19 22 r. stosował nadzwyczaj intensywne odparov. ywanie pary ciekłego 
helu w bardzo skomplikowanym przyrządzie, przyczem hel wrzał już 
przy nieznacznem ciśnieniu 0,013 'mm słupa rtęci. Badacz ten w dowcipny 
sposób obliczał temperaturę wrzącego pod tym ciśnieniem ciekłego helu 
i znajduje liczbę 0,90 bezwzgl. (-272,2°). Jest to najniższa dotychczas 
osiągnięta temperatura, która oddalone jest mniej niż o jeden stopień (skali 
C e l s i u s z a) od bezwzględnego zera temperatur! 
Przy obniżan:u temperatury objętość ciał maleje, t. j. gęstość ich ro- 
śnie. Wiadomo, że zachowanie się wody jest pod tym względem wyjątko- 
we. Przy ochładzaniu do 4°C gęstość jej rośnie; przy dalszem ochładzaniu 
od 40C do 00 gęstość jej ponownie maleje, woda się rozszerza. Rozszerzenie 
to jest bardzo małe, wynosi ogółem 0,0001 całej objętości; jest ono znikomo 
małe w stosunku do nagłego znacznego rozszerzania się wody w chwili jej 
zamarzania w 00. Rozszerzenie to stanowi mniej więcej jedną dziesiątą 
całej objętości; jest ono 1000 razy większe od rozszerzenia wody od 4 0 C 
do 00. Tak więc woda ma maximum gęstości przy 4 0 C. Jeszcze w 19 II r. 
K a m e r l i n g h - O n n e s ogłosił, że ciekły hel ma dla pewnej tempera- 
tury maksimum gęstości, a w 1924 r. zbadał to zjawisko bardzo staran- 
me. Zaznaczmy, że gęstość ciekłego helu jest mniej więcej siedem razy 
mniejsza od gęstości wody. Podajemy tu liczby znalezione przez K a- 
m e r l i n g h - O n n e s'a oraz wykres graficzny zależności gęstości cie- 
kłego helu od temperatury. Ograniczamy się do dwu krańcowych liczb oraz 
tej, która odpowiada maximum gęstości. T jest temperaturą bezwzględną, 
d oznacza gęstość ciekłego helu w stosunku do gazowego, który jest w tem- 
peraturze 00 i ciśnieniu 760 mm rtęci; D zaś jest gęstością ciekłego helu 
w stosunku do wody przy 4° C, tak np. D = 0,0001787 d. 


T= 4,22 0 
d = 697,7 
D= 0,1249 


2,29 0 
818,2 
0,14 62 


1,20 0 bezwzgl. 
812,4 
o, I 4 52
>>>
. 
 ""-- 
''':1" . 


27 6 


Hel ciekły i stały. Nadprzewodniki 


[XIII 


Maximum gęSJtości ciekłego helu znajduje się przy 2,29 0 temperatury 
bezwzględnej, t. j. przy -270,80 C. Na fig. 20 mamy podane wyniki 
tych pomiarów. Na osi poziomej odłożone są temperatury bezwzględne, 
na pionowej za
 - gęsto
ci d. Czę
ć znajdująca się koło maximum i wy- 
odrębniona punktowanym prostokątem, w powiększeniu podano w 
rod- 
ku wykresu. Poniżej 2,29 0 gęstość maleje i około 1,5 0 bezwzgl. staje się 
prawdopodobnie stałą. Względne zmniejszenie gęsto
ci stanowi 


0,14 62 - 0,1452 _
 
0,14 62 145 


K a m e r l i n g h - O n n e s znalazł, że ciekły hel nie zestala się przy 
0,9 0 bezwzgl.; ciecz nie była przy tern poddawana silnemu ci
nieniu. W' pa- 
rę miesięcy po śmierci tego uczonego (luty 1926 r.) jeden z jego następców, 


820 


d 


8 1 6, 
814 
1.1K U 


2,0 


4.5 


800 


780 


820 
760- 
818 


740 


T 


1.0 


1,5 


Fig,20. 


H. K e es o m, otrzymał hel w stanie stałym, (25. czerwca 1926 r.). CZę
ć 
przyrządu, w którym hel uległ zestaleniu, miała następującą budowę. 
Dwie pionowe równolegle ustawione rurki z nowego srebra są u dołu połą- 
czone cienką rurką mosiężną. T a ostatnia oraz dolne czę
ci dwu wspom. 
nianych rurek są zanurzone do ciekłego helu, wrzącego pod ci
nieniem, 
które można było zmniejszać do 0,57 mm, tern samem więc zmniejszać 
temperaturę ciekłego helu do 1,9 0 bezwzgl. Do jednej z dwu rurek można 
było wtłoczyć hel pod silnem ci
nieniem; hel ulegał skraplaniu w rurce 
oraz w dolnych czę
ciach dwu rurek, w których ci
nienie było jednakowe. 
Gdy przy danej temperaturze zwiększano ciśnienie w rurkach, to dla okre-
>>>
$ I] 


Hel ciekły i stały 


277 


ślonego ciśnienia helu, napompowanego do jednej z rurek, ciśnienie w dru- 
giej przestawało wZrastać. Wskazywało to, że W części łączącej obie rurki 
tworzył się hel stały. Zmieniając temperaturę zewnętrznego ciekłego helu, 
można było wyznaczyć odpowiednie ciśnienie, dla którego następuje ze- 
stalanie helu z dokładnością do kilku dziesiątych części atmosfery. Poda- 
jemy tu tabelkę, którą da je K e e s o m. W pierwszej kolumnie dane jest 
ciśnienie (w mm słupa rtęci), pod którem znajdował się zewnętrzny cie- 
kły hel; w drugiej kolumnie - jego temperaturę, równą temperaturze 
rurki łączącej; w trzeciej kolumnie - ciśnienie (w atmosferach) wewnątrz 
rurki, przy którem hel się zestalał. 


TABLICA 14. 


Ciśnienie zewn. 
ciekłego helu 


Ciśnienie zestalania 


Temperatura 


770,9 mm 
400,3 
200,1 
99,4 
50,2 
20,0 
11,0 
5,7 
2,4 
0,57 


4,21° bezwgl. 
3,61 
3,12 
2,72 
2,40 
2,04 
1,83 
1,60 
1,42 
1,19 


140,5 atm. 
108,8 
8],5 
62,8 
48,6 
= 7 ,.\'\ 
oD", ,'t ' 
o 
 29'8 ł 
27,4 
, -ł" 
' 
 
25,3 . . ,.Y. 


'L 
. l ;. . 
.. :liJ,.J:, 


. 



 .(;1.
 
C, ' . 


W temperaturze powyżej 50 bezwzgl., ciekły hel, jak mówiliśmy, ist- 
nieć nie może; lecz przy 4,210 bezwzgl. może się już otrzymać hel stały, 
jednak tylko pod ciśnieniejl11 140,5 atmosfer. W temperaturze 1,19° 
bezwzgI. zestalanie się helu odbywa się już pod ciśnieniem 25,3 atm. 
Drugie doświadczenie zostało wykonane 1. lipca 1926 r. Hel był 
ochładzany i ściskany w szklanej u dołu zamkniętej pionowej rurce, zawie- 
rającej żelazny pręcik, który można było przesuwać w górę i w dół za- 
pomocą magnesu. W pewnych określonych warunkach, odpowiadających 
przytoczonej tabelce, pręcik stawał się nieruchornym, będąc zatrzymany 
w stałym helu. Hel zestalony jest zupełnie przezroczysty, a spółczynnik 
załamania światła jest w nim taki sam, jak i w ciekłym, wskutek czego
>>>
27 8 


Hel ciekły i stały. Nadprzewodniki 


[XIII 


granica między ciekłym i stałym helem jest dla oka niedostrzegalna. 
Zresztą, gdy do cieczy dostały się pyłki, K e e s o m zauważył twardą masę, 
która pod wpływem uderzeń żelaznego pręcika przesuwała się o parę mi- 
limetrów. 
W chwili obecnej wszystkie gazy zostały WIęC skroplone zesta- 
lone. 



 2. Nadprzewodniki. Zjawiska zasadnicze. 


Przejdziemy obecnie do rozpatrzenia jednego z najbardziej zadziwia- 
jących odkryć K a m e r l i n g h - O n n e s'a, wykonanych w laboratorjum 
kryogenicznem w Leydzie. Zagadnienie to dotyczy przewodnictwa elek- 
trycznego metali w temperaturach poniżej 5° bezwzgl. (-268,1° C), wzgl. 
wielkości odwrotnej - oporu elektrycznego. Oznaczmy przewodnictwo 
elektryczne literą s. Wiadomo oddawna, że przewodnictwo metali s rośnie 
wraz z obniżeniem temperatury. Gdy wynaleziono sposoby otrzymy- 
wania ciekłego powietrza (około -192° C) i ciekłego wodoru (około 
-253° C), zaczęto mierzyć przewodnictwa w odpowiednio niskich tem- 
peraturach. Doświadczenia D e war a i F l e m i n g a (1892, 1893) do- 
prowadziły do wniosku, że s w dalszym ciągu maleje aż do -222°. Jed- 
nakże szereg dalszych prac zdawał się przeczyć temu wnioskowi. 
W. T h o m s o n (Lord K e l v i n) był 
dania, że przewodnictwo s musi 
mIec maximum dla pewnej temperatury, przy dalszem zaś ochładzaniu 
musi ponownie się zmniejszać, dążąc do wielkości nieskończenie małych 
przy zbliżaniu się do 0° bezwzgl. Oznaczałoby to, że w 0° bezwzgl. ciała 
stają się nieprzewodnikami elektryczności. Pewne badania nad krzemem, 
tytanem i cyrkonem zdawały się potwierdzać istnienie maximum prze- 
wodnictwa. 
Osiągnąwszy skroplenie helu K a m e r l i n g h - O n n e s rozpoczął 
badania przewodnictwa elektrycznego w temperaturach poniżej 50 bez- 
wzgl. Pierwsze pomiary z 19II r. były wykonane z drucikiem z czystej 
platyny o grubości 0,1 mm. Wyniki były zupełnie niespodziewane. Po- 
dajemy je w poniższej tabelce, w której znajdują się również liczby, odno- 
szące się do 0° C. i dwu temperatur ciekłego wodoru; w ostatniej kol um- 
ni,e podane są wart:ości stosunku oporu W dla danej temperatury bez- 
względnej do oporu Wo w temperaturze 0° C.
>>>
2] Nadprzewodniki. Zjawiska zasadnicze 279 
Temperatura bezwzględna W/WG 
273° bezwzgI. (0° C) I 
20,2° } 0, 01 7 1 
I ciekły wodór 
14,2° f 
J 0, 01 35 
4,3° ł 0,oII9 
2,3° I ciekły hel 0, 011 9 
f 
1,5° I 0, 011 9 


Okazało się, że opór platyny zmniejsza się nieznacznie przy przejściu 
od 14,20 bezwzgI. do 4,30 bezwzgI., przy dalszem zaś obniżaniu tempe- 
ratury pozostaje niezmiennym. Nie odpowiada to zupełnie przyto- 
czonym poglądom K e l v i n a. Nie może więc tu być mowy ani 
o minimum oporu, ani też o jego wzrastaniu do nieskończoności. K a- 
m e r l i n g h - O n n e s doszedł wtedy do przekonania, że pewna resztka 
oporu dla najniższych temperatur spowodowana jest obecnością domie- 
szek w metalu, i że opór zupełnie czystych metali musi przy zbliżaniu 
się do 0° bezwzgl. dąży( do zera, nie zaś do nieskończonoŚci. Doświad- 
czenia ze złotym drucikiem (191 I) potwierdziły, że ów opór resztkowy 
maleje wraz z ilością domieszek. 
Ponieważ bardzo trudno otrzymać druciki z metali zupełnie czystych, 
K a m e r l i n g h - O n n e s rozpoczął badania z l'tęcią, którą łatwo uzy- 
skać w stanie czystym. W rurce szklanej udało mu się sporządzić drucik 
rtęciowy, którego opór przy 0° wynosił 172,7 omów. W 191 I r. zako 
munikował on po raz pierwszy o nowem wielkiem odkryciu, które po- 
lega na dwu faktach następujących: 1. Opór czystej rtęci staje się dla 
temperatur "helu" (poniżej 50 bezwzgl.) niezmiernie małym. Dla tego stanu 
ciała K a m e r l i n g h: O n n e s wprowadził nazwę 
,nadprzewodnict'Wo"; 
ciało staje się "nadprzewodnikiem". 2. Nadprzewodnictwo rtęci zostaje 
osiągnięte przy 4,20 bezwzgl. nagłym skokiem od łatwo mierzalnej wielko- 
ści oporu do niezmiernie małej. Tę temperaturę nazwiemy "temperaturą 
skoku cc . Na fig. 21, do której jeszcze zresztą wrócimy, linja Hg dotyczy 
t'tęci; mamy tu na dolnej linji poziomej temperatury bezwzględne 
(od 00 do 80 bezwzgl.); w kierunku pionowym zaś - stosunki oporu W 
do oporu Wo przy 0° C, począwszy od W/W ° = 0,002. Widzimy, że 
nieco ponad 4,20 bezwzgl. wartość WjWo wynosi 0,0016 (punkt przegięcia 
krzywej), zaś nieco niżej wartość ta staje się niezmiernie mała. 
W 1913 r. K a m e r l i n g h - O n n e s doniósł o trzeciem nie mniej za- 
dziwiającem odkryciu: 3) Jeżeli powiększać stopniowo natężenie prądu, 
który przechodzi przez nadprzewodnik, to okazuje się, że dla każdego dru-
>>>
280 


Hel ciekły i stały. Nadprzewodniki 


[XIII 


cika przy wszelkiej temperaturze istmeJe określone graniczne natężenie 
prądu, powyżej którego następuje nagłe ogrzanie drucika, i ciało przestaje 
być nadprzewodnikiem. Poniżej tej granicy nie mamy żadnego ogrzania, 
ponieważ opór drucika jest równy zeru lub prawie zeru, a różnica poten- 
cjałów na kortcach drucika rtęciowego jest niezmiernie mała. W pewnych 
wypadkach można było przepuścić prąd o natężeniu 1200 amperów, gdy- 
by go brać na I mm kw. przekroju, drucik jednak nie ulegał przy tern 
ogrzaniu. Drucik miał przekrój 0,005 mm kw., faktycznie więc prąd 
wynosił 6 amperów! Tak więc i tutaj mamy do czynienia z jakimś sko- 
kiem. Powyżej temperatury skoku prawo O h m a jest ściśle zachowane. 
Okazało się następnie, że graniczne natężenie prqdu jest tem większe, im 
niższa jest temperatura, t. j. im dalej się ona znajduje od temperatury sko- 
ku 4,2 0 bezwzgl. Inne interesujące odkrycie polega na następującem: 
im większe jest natężenie prądu j, który przechodzi przez rtęć, tem niższa 
jest temperatura skoku; jasną jest rzeczą, że j musi być mniejsze od 
granicznego natężenia prądu, dla którego nadprzewodnictwo zanika. Tak 
więc dla drucika rtęciowego o przekroju 0,003 mm kw. okazało- się, że 
przy natężeniu prądu wynoszącem 0,0044 ampera temperatura skoku musi 
równać się 4,2 o bezwzgI., natomiast przy j = 0,4 amperów uległa ona 
obniżeniu do 3,99 0 bezwzgI. 


w 
W o 
0.002 


n 


0.001 


0° 


2° 


4° 


6° 


8° T 


Fig. 21. 


Jeżeli rozpuścić w rtęci złoto lub kadm, to jej zdolność okazywania 
nadprzewodnictwa nie zanika. W 1923 r. K a m e r l i n g h - O n n e s od- 
krył, że cyna i ołów mogą również stać sią nadprzewodnikami. Tempe- 
ratura skoku przypada dla cyny niżej, niż dla rtęci, a mianowicie 
przy 3,5 0 bezwzgl. Ołów okazał się nadprzewodnikiem dla wszystkich tem- 
perq,tur "helowych". Oznacza to, że te
eratura jego skoku znajduje się 
powyżej temperatury krytycznej helu (50 bezwzgl.). K a m e r l i n g h-
>>>
3] 


Nadprzewodniki. Dałsze badania 


281 


o n n e s mniema, że skok znajduje się dla ołowiu powyżej 70 bezwzgl. Na 
fig. 21 podana jest krzywa Sn dla cyny; mamy tam również krzywą Pb 
dla ołowiu, lecz tylko przypuszczalną. 2elazo i miedź nie stają się nad- 
przewodnikami, lecz ich opór przybiera wartość stałą, t. j. niezależną od 
temperatury. Pierwsze doświadczenia z kadmem dały rezultat podobny; 
widzimy go na krzywej Cd, fig. 21. Wywołał on później wątpliwości, lecz 
przez pewien czas wydawał,) się, że kadm może również być nadprzewod- 
nikiem. Dalsze doświadczenia nie potwierdziły tego wyniku; sprawa 
kadmu nie jest jeszcze dotychczas wyraźnie rozstrzygnięta. Z dalszych 
później zbadanych ciał okazały sil! nadprzewodnikami tal, ind i rad G 
(izotop ołowiu). Skok temperatury talu znajduje się przy 2,30 bezwzgl., 
indu przy 3,4 0 bezwzgI., radu G przy tej samej temperaturze, co i zwy- 
kłego ołowiu, t. j. około 7,30 bezwzgl. Na fig. 21 mamy krzywą TI dla 
talu; krzywa dla indu nie jest tam podana. Amalgamowana wstążka cy- 
nowa okazała się również nadprzewodnikiem; ciekawe, że temperatura 
skoku równa się w tym przypadku 4,29° bezwzgI., t. j. jest nieco wyższa 
od temperatury skoku części składowych (cyna - 3,8°, rtęć - 4,20). 
W 1924 r. K a m e r l i n g h - O n n e s stwierdził, że wszystkie zbadane 
stopy cyny i ołowiu stają się nadprzewodnikami mniej więcej przy tej sa- 
mej temperaturze, co i czysty ołów. 
Drucik ołowiany poddawano rozciąganiu. W temperaturach powyżej 
temperatury skoku opór drucika podczas rozciągania wzrastał. Zupełnie 
niespodziewanie stwierdzono, że temperatura skoku rośnie przy rozciąganiu 
drucika. 



 3. Nadprzewodniki. Dalsze badania. 


W dalszych badaniach nadprzewodników K a m e r l i n g h - O n- 
n e s dokonał szeregu ważnych odkryć. Pierwsze dotyczy wpływu pola 
magnetycznego na nadprzewodnictwo. Przypomnijmy, że natężenie pola 
magnetycznego mierzy się jednostką, która nosi nazwę "gaussa cc . Składowa 
pozioma natężenia pola magnetycznego ziemskiego, która wywołuje obrót 
zwykłej strzałki magnetycznej, wynosi w naszych krajach mniej więcej 
0,15 gaussa. Parę tysięcy gaussów jest już dość znacznem natężeniem pola 
magnetycznego. Zapomocą elektromagnesów można sztucznie otrzymywać 
pola o natężeniu dziesiątków ,tysięcy gaus sów. Wiadomo od dawna, że pole 
magnetyczne powiększa opór elektryczny pewnych przewodników. Szcze- 
gólnie silne jest działanie pola magnetycznego na ciała ferromagnetyczne 
(żelazo, nikiel i kobalt) jak również na bizmut i antymon. Dla innych 
metali wpływ pola magnetycznego ma również miejsce, jest jednak w tem-
>>>
282 


Hel ciekły i stały. Nadprzewodniki 


[XIII 


peratUfze pokojowej bardzo mały, jak widać z pierwszego wiersza meco 
dalej podanej tabelki. 
Już w 1912 r. K a m e r l i n g h - O n n e s rozpoczął pomiary oporu 
metali w polu magnetycznem o natężeniu 10000 do IIOOO gaussów przy 
niskich temperaturach, leżących jednak powyżej temperatur helowych. 
W następującej tabelce mamy liczby dla sześciu metali, które okazują 
wpływ pola magnetycznego w dwu temperaturach: 20 0 C i 20,3 0 bez- 
wzgl. (ciekły wodór), przyczem opór bez pola magnetycznego dla obu tem- 
pe.ratur i dla wszystkich metali przyjęto za jednostkę. 
, 


Złoto Miedź Pallad Oł6w Cyna Kadm 
20 0 C 1,00003 1,000039 1,00001 1,000005 1,0002 1,0003 
20,3 0 bezwzgl. 1, 01 7 1,14 1,00 15 1,0062 1,12 \ I,5 0 -ł- 
} 1,4 0 II 


Dla kadmu w 20,3 0 bezwzgl. podano liczby, które odnoszą się do 
dwu wypadków, mianowicie, gdy linje sił pola magnetycznego są prosto- 
padłe (U do drucika, i gdy są do niego róv. ). Widzimy, że 
w zwykłej temperaturze (200 C) wpływ silnego pola 10000 gaussów jest 
bardzo nieznaczny: zmiana oporu wyraża się w czwartym, piątym lub na- 
wet szóstym znaku dziesiętnym. W temperaturze ciekłego wodoru zmiana 
wyraża się już w pierwszym, drugim lub trzecim znaku dziesiętnym, do- 
chodząc dla kadmu do 5 o % . 
W początkach 1914 r. K a ID e r l i n g h - O n n e s znalazł następu- 
jące zad:z,iwiające zjawisko, które dotyczy wpływu pola magnetycz- 
nego na ołów i cynę: znajdujące się w stanie nadprzewodnictwa: przy stop- 
niowem powiększaniu natężenia pola magnetycznego obserwuje się nagłe 
zwiększenie oporu, t. j. zanik nadprzewodnictwa dla pewnego określonego 
natężenia pola magnetycznego, które można nazwać granicznem natęże- 
niem pola. Tak więc pole magnetyczne ma taki sam wpływ na nadprze- 
wodnictwo, jak ogrzanie. Dla ołowiu (skok przy 7,3 0 bezwzgl.) pole gra- 
niczne wynosi około 600 gaussów. Pole to zależy od temperatury, w któ- 
rej się nadprzewodnik znajduje; im temperatura jest niższa, tern większe 
jest graniczne pole magnetyczne, konieczne dla znikania nadprzewodnict- 
wa, co zresztą można było przewidzieć. Dla cyny pole graniczne jest 
o wiele niższe, niż dla ołowiu. Cyna staje się nadprzewodnikiem w 3,8 0 
bezwzgI. Gdy znajduje się ona w temperaturze 2 0 bezwzgl., to pole o na- 
tężeniu 200 gaus sów wystarcza, aby nadprzewodnictwo znikło. 
Pozostaje jeszcze do rozpatrzenia zadziwiające doświadczenie, które' 
wykonał K a m e r l i n g h - O n n e s w 1914 r. i które wywołało bodaj
>>>
S 3] 


Nadprzewodniki. Dałsze badania 


z8} 


większą sensację, niż odkrycie nadprzewodnictwa. Doświadczenie to nie 
wniosło w istocie nic nowego do zasadniczego faktu naprzewodnictwa; 
uwypuklił" ono jedynie w sposób szczególnie obrazowy istnienie tego 
zjawiska; jednakże doświadczenie to samo przez się polegało na powsta- 
waniu takiego zjawiska, którego przed 1914 r. nikt nie uważałby za możli- 
we, ponieważ przeczyło ono zanadto naszym zwykłym zakorzenionym 
wyobrażeniom o warunkach, w których może istnieć prąd elektryczny. 
Wiadomem było, czy też zdawało się rzeczą pewną, że prąd może płynąć 
w obwodzie tylko w wypadku, gdy istnieje siła elektrobodźcza, która pod- 
trzymuje istnienie prądu - np., gdy w obwodzie znajduje się baterja ogniw 
elektrycznych, ogniwo termoelektryczne, gdy działa indukcja, np. w dyna- 
momaszynie. Gdy 
iła elektrobodźca przes1taje działać, to natężenie prądu 
zwykle bardzo szybko maleje do zera, tak że czas jego zanikania mierzy 
się bardzo małemi ułamkami sekundy. Czas, w którym natężenie prądu 
maleje do 0,36788 (liczba ta równa się I : e, gdzie e = 2,71828..., tak 
zw. podstawa logarytmów naturalnych) swej pierwotnej wartości, nosi 
nazwę czasu relaksacji. 
K a m e r l i n g h - O n n e s zanurzył drucik ołowiany do ciekłego 
helu; był on nawinięty na cylinder mosiężny o przekroju 8 cm kw. i dłu- 
gości 1,1 cm. Przekrój dr
cika wynosił 1/70 mm kw. liczba nawinięć - 
10000; grubość warstwy drutu 1,1 cm. Końce drutu były ze sobą spojone
 
tak że tworzył on obwód zamknięty. W temperaturze pokojowej opór 
drucika wynosił 734 omów. Z danych tych można obliczyć czas relaksacji 
dla nawiniętego drucika w temperaturze pokojowej; wynosi on r/7 0000 
sekundy. Po upływie 1/10000 sek. po zniknięciu działania siły elektrobodź- 
czej można uważać prąd praktycznie za równy zeru. Czas relaksacji jest 
odwrotnie proporcjonalny do oporu drucika, jeżeli dane są jego wymiary 
i postać geometryczna. Przy 1,8 0 bezwzgl. drucik ma opór, który według 
przybliżonego rachunku jest conajmniej 20.000 mil jonów razy mniejszy 
od oporu w temperaturze pokojowej. Stąd wynika, że czas relaksacji tego 
ołowianego drucika w 1,8 0 bezwzgl. musi wynosić conajmniej 24 godzin! 
Jeżeli w takim druciku wywołać prąd elektryczny, a następnie usunąć 
działanie siły elektrodźczej, to prąd będzie płynął w obwodzie, choć 
niema już w nim siły elektrobodźczej. Spadek natężenia tego prądu musi 
odbywać się bardzo powoli, w ciągu kilku dni. Prąd, który płynie nie- 
przerwanie w obwodzie zamkniętym, gdzie ,niema podtrzymującej go 
siły elektrobodźczej, zgoła nie odpowiada zwykłym naszym wyobraże- 
niom. Tymczasem jednak niema w tern zjawisku nic isotnie nowego; jest
>>>
ono konsekwencją nadprzewodnictwa, t. j. prawie zupełnego zaniku oporu 
elektrycznego drucika. 
Doświadczenie było wykonane w sposób następujący. Opisana 
zamknięta cewka ołowiana znajdowała się w przyrządzie (kryostacie) 
widocznym na fig. 22, który nie zawierał początkowo ciekłego helu. Cew- 
kę widzimy u dołu na dolnym końcu pręta: zwoje jej są prostopadłe do 
płaszczyzny rysunku. Z prawej strony podany jest 
oddzielnie schemat cewki obróconej o 90° w ten 
sposób, że spiralne nawinięcia znajdują się w płasz- 
czyźnie rysunku. Przyrząd znajduje się między bie- 
gunami elektromagnesu, widocznego również na 
rysunku. Linje sił pola magnetycznego są poziome 
i przechodzą przez zwoje cewki, co, jak wiadomo, 
jest warunkiem powstawania prądu indukcyjnego 
w cewce podczas zmiany natężenia pola magnetycz- 
nego; jeżeli obrócić cewkę o 90° do położenia, wska- 
zanego obok, to linje sił będą równoległe do zwojów 
drucika, i prąd nie będzie indukowany. W nieobec- 
ności ciekłego helu wzbudzano w przyrządzie pole 
magnetyczne 400 gaussów, poczem ciekły hel prze- 
lano zapomocą syfonu do przyrządu, dru- 
cik stawał się więc wtedy nadprzewodnikiem. 
Następnie w ciągu 10 sek pole zmniejszało 
się do 200 gauss6w i wreszcie magnes usuwano, 
na co trzeba było 3 sek. Wskutek zaniku 
pola magnetycznego powstawał w cewce prąd 
indukcyjny, który następnie nie znikał, lecz trwał 
w ciągu dłuższego czasu. Obecność tego prądu wy- 
krywano dzięki jego oddziaływaniu lIla maleńką igłę magnetyczną umie- 
szczoną obok przyrządu. Nie można było tą metodą dokładnie zmierzyć 
natężenia prądu w cewce, w przybliżeniu jednak musiało ono wynosić 0,6 
amperów, t. j. mniej od prądu granicznego (
 2), 0,8 amp., który spowo- 
dowałby zanik nadprzewodnictwa. Pole magnetyczne było również mniej- 
sze od pola granicznego (
 2), które niszczy nadprzewodnictwo. Zjawisko 
nie powstawało, gdy l° płaszczyzna zwojów cewki była równoległa do 
linij sił pola magnetycznego; 2° gdy pole magnetyczne lub natężenie 
indukowanego prądu przewyższały wartości graniczne; 3 ° gdy cewket 
znajdowała się zewnątrz ciekłego helu, a więc temperatura jej była wyż- 
sza od temperatury skoku. 


28 4 


Hel ciekły i stały. Nadprzewodniki 


[XIII 


Fig. 22
>>>
S 3] 


Nadprzewodniki. Dalsze badania 


.t8S 


W dalszym ciągu udoskonalono pomiar natężenia prądu indukowanego 
zapomocą strzałki magnetycznej w ten sposób, że dokładność sięgała 2 %. 
Doświadczenia te dowiodły, że natężenie prądu zmniejsza się w ciągu jed- 
nej godziny mniej, niż o I %; stąd wynika, że czas relaksacji przekraczał 
4 doby, gdy tymczasem w zwykłej temperaturze wynosi on I/70000 sek. 
K a m e r ł i n g h - O n n e s wykonał jeszcze jedno interesujące do- 
świadczenie, istotę którego łatwo zrozumieć ze schematycznego rysunku na 
fig. 23. Końce ołowianego drucika zostały stopione ze sobą w ten sposób, 
że zapomocą haczyka oraz długiego cienkiego pręta, którego górny koniec 
znajdował się zewnątrz przyrządu, można było drucik w punkcie spojenia 
rozerwać; punkty A i B są połączone z gal- 
wanometrem. W chwili rozerwania drucika 
prąd indukcyjny w cewce był zamknięty przez 
galwanometr w którym otrzymywano istotnie 
krótkotrwale odchylenia. Prąd oczywiście 
znikał bardzo prędko, ponieważ w obwód 
włączony był zwykły opór. Sądząc z wielkości 
odchylenia galwanometru, można było wy- 

nioskować, że natężenie prądu w cewce 
wynosi 0,3 ampera. Doświadczenie to obra- 
zowo dowodzi, że w nadprzewodzącym dru- 
ciku płynął prąd elektryczny, wywołany znik- 
Fig. 23 nięciem zewnętrznego pola magnetycznego. 
Dalsze doświadczenia K a m e r l i n g h - O n n e sa dowiodły, że 
opór ołowiu, będącego w stanie nadprzewodnictwa, nie może przewyższać 
jednej biljonowej (miljon miljon6w) części oporu w 00 C. W 1926 r. 
K a m e r l i n g h - O n n e s ogłosił zestawienie wszystkich dalszych swych 
badań; podał on przy tern następujące ostateczne bezwzględne temperatury 
skoku, t. j. powstawania nadprzewodnictwa: 



 


Temperatura skoku: 


Rtęć 
4, I 7° 


Tał 
2,47° 


Ind 
3,41° bezwzgl. 


Cyna 
3,7 2 ° 


Oł6w 
7,2° 


Sprawa kadmu pozostaje otwarta, nie bacząc na wielką liczbę badań. 
W każdym razie jest rzeczą pewną, że nieznaczna domieszka ołowiu, 
czyni go nadprzewodnikiem. 14 innych metli, które były zbadane, nie 
stają się nadprzewodnikami w temperaturach helowych; należą do nich 
cynk, złoto, miedź, żelazo, srebro, platyna, potas, sód i t. d.
>>>
.286 


Hel ciekły i stały. Nadprzewodniki 


[XIII 


Rozpatrzymy jeszcze interesujące zagadnienie położenia nadprzewod- 
ników w tablicy perjodycznej M e n d e l e j e w a, dodając do pięciu pe- 
wnych metali jeszcze wątpliwy kadm. Okazało się, że szeŚć metali są ze 
sobą w tablicy perjodycznej ściśle związane. Stanowią one dwie trójki 
pierwiastków sąsiednich, przyczem obie trójki znajdują się w tych samych 
pionowych kolumnach (p. tablicę M e n d e l e j e w a w rozdz. II, 
 2). 
W tychże kolumnach znajdują się również pierwiastki gal i german, co 
.skłoniło K a m e r l i n g h - O n n e s 'a do zbadania tych ciał, okazało 
się jednak, że nie stają się one nadprzewodnikami. W poniższej 'tabelce 
wskazane jest rozmieszczenie nadprzewodników w układzie perjodycz- 
nym; podane tam są również ich liczby porządkowe: 


Szereg 7 
Szereg ID 


Kolumna II 
kadm 48 (?) 
rtęć 8 o 


Kolumna III 
ind 49 
tal 81 


Kolumna IV 
cyna 50 
ołów 82 


Jest rzeczą ciekawą, że z pośród tych SzeSClU pierwiastków pięć ma 
izotopy. Dla indu A s t o n daje jeden ciężar atomowy I 15; lecz jeżeli 
tablicowy ciężar atomowy II4,8 odpowiada rzeczywistości, to ind musi 
również mieć izotopy. 
W. I. de G a z opublikował "w 1929 r. interesujące badania stopów, 
Okazało się, że stopy cyny z antymonem i talu z bizmutem są nadprze- 
wodnikami; stop cyny ze srebrem nie jest nadprzewodnikiem. Szczegól- 
nie ważne jest odkrycie, że stop złota i bizmutu. (18 % złota) staje się 
nadprzewodnikiem dla 2,2 0 bezwzgl., natomiast same te metale nie stają 
się nadprzewodnikami. Jest to fakt zupełnie nowy i nieoczekiwany. 


,
>>>
ROZDZIAŁ XIV. 


ROŻNE ZJAWISKA. 



 l. Zjawisko Z e e rn a n a. Zjawisko normalne. 


W niniejszym rozdziale rozpatrzymy szereg zagadnień, w których 
główną rolę odgrywają dość skomplikowane rozważania teoretyczne; te 
ostatnie wychodzą poza ramy tej książki. Natomiast fakty,doświadczalne, 
które są przedewszystkiem interesujące dla naszych czytelników, wiele 
miejsca nie zajmą. Rozpatrzymy trzy takie zagadnienia; poza tern opi- 
szemy jedną bardzo ciekawą metodę doświadczalną, wynalezioną przez 
uczonego angielskiego C. T. R. W i l s o n a. 
Zwr6ćmy się przedewszystkiem do zjawiska Z e e m a n a, t. j. do od- 
działywania pola magnetycznego na promieniowanie ciał Jwiecqcych. 
Mowa tu przedewszystkiem o świecących gazach i parach, które, jak wi- 
dzieliś.:lY (rozdz. III, 

 4 i 5), dają widma prążkowe lub pasmowe. 
Prawie wszystkie odnoszące się tu prace zajmują się dobrze zbadanemi 
widmami prqżkowemi" wysyłanemi przez jednoatomowe gazy lub pary. 
W tym wypadku, można postawić pytanie, czy nie zajdzie zmiana zja- 
wiska, gdy źródło świecące poddać działaniu pola magnetycznego o wy- 
sokiem natężeniu. Wpływ pola magnetycznego na światło został po raz 
pierwszy stwierdzony przez F!l r a d a y c a W 1845 r. (skręcenie magne- 
tyczne płaszczyzny polaryzacji); drugie zjawisko tego rodzaju zostało od- 
kryte przez Ker r c a W 1877 r. (odbicie światła spolaryzowanego od po- 
wierzchni magnesu). Zwiększenie wpływu pola magnetycznego na pro- 
mieniowanie absorbowało już F a r a d a y c a ; ostatnia jego przedśmiertna 
praca doświadczalna dotyczyła tego właśnie zagadnienia, lecz do żadnego 
wyniku nie doprowadziła, ponieważ stosowane przez niego natężenie pola 
nie było dostatecznie silne. F a r a d a y umieścił płomień, zawierający parę 
sodu, pomiędzy biegunami elektromagnesu. Takie doświadczenia były wy- 
konywane niejednokrotnie przez różnych uczonych pomiędzy 1862 r. 
a 1896 r., jednakże bez pozytywnego wyniku.
>>>
288 


Różne zjawiska 


[XIV 


Zanim przejdziemy do prac Z e e m a n a, należy przypomnieć na 
czem polega t. zw. polaryzacja światła. Mówiliśmy' już, że zgodnie z pa- 
nującą obecnie teorją M a x w e II a, światło jest rozchodącem się w prze- 
strzeni drganiem elektromagnetycznem. W każdym punkcie prómienia 
mamy dwie siły, elektryczną i magnetyczną, wzajemnie do siebie prosto- 
padłe oraz prostopadłe do samego promienia. Wartości każdej z tych sił 
oscylują; mówiąc w dalszym ciągu o kierunku drgania, będziemy mieli na 
uwadze kierunek siły elektrycznej. W promieniach, które są bezpośrednio 
emitowane przez ciało świecące, kierunek drgań ulega ciągłym zmianom; 
w ten sposób w ciągu bardzo małego okresu czasu spotykamy w tym sa- 
mym miejscu promienia jednakowo często wszelkie możliwe kierunkI pro- 
stopadłe do promienia. Ani jeden z tych kierunków nie jest uprzywilejowa- 
ny, nie można więc mówić o kierunku drgań; odbywają się one we wszel- 
kich możliwych kierunkach. Taki promień nosi nazwę zwyczajnego lub 
niespolaryzowanego. Są jednak przypadki, gdy drgania odbywają się na 
promieniu w tym samym kierunku, który z biegiem czasu zmianom nie 
ulega. Przypuśćmy np., że promień rozchodzi się poziomo, zaś drgania 
elektryczne odbywają się stale w kierunku pionowym, zatem drgania 
magnetyczne będą poziome, lecz oczywiście prostopadłe do promienia. Ta- 
ki promień nosi nazwę prostolinjowo spolaryzowanego, przymiotnik "pro- 
stolinjowo« czasami można opuścić. O promieniu takim możemy powie- 
dzieć, że drgania (oczywiście - elektryczne) mają określony kierunek. 
Bardzo istotny jest jeszcze iImy wypadek. Są promienie, we wszystkich 
punktach których oscyluje nie wartość lecz kierunek sił elektrycznych 
i magnetycznych, obracając się szybko dokoła promienia w ten sposób, że 
koniec strzałki, uzmysławiającej siłę, zakreśla okrqg, którego płaszczyzna 
j,est prostopadła do kierunku promienia. Taki promień jest spolaryzowany 
kołowo, przyczem możliwe tu są dwa przypadki. Jeżeli mianowicie pro- 
mień rozchodzi się poziomo w kierunku obserwatora to dla obserwatora 
obrót może sę odbywać w kierunku ruchu strzałki zegarowej lub w kie- 
runku przeciwnym. 
Uczony holenderski P. Z e e m a n (w Amsterdamie) odkrył w 1896 - 
1897 r. zjawisko, którego nadaremnie oczekiwali F a r a d a y i inni uczeni, 
zjawisko to nosi obecnie jego imię. Z e e m a n umieścił pomiędzy biegu- 
nami silnego elektromagnesu płomień, zawierający parę sodu lub litu. 
Przy zamkniętym obwodzie, po którym płynął prąd przez zwoje elektro- 
magnesu, zauważył on oddziaływanie pola magnetycznego, które pole'- 
gało jednak tylko na tern, że prążki stawały się szersze i jakgdyby rozmyte 
o brzegach niewyraźnych. Obserwacje mogą być wykonane w dwóch
>>>
$d 


Zjawisko Z e e m a n a. Zjawisko normalne 


28 9 


głównych kierunkach. Załóżmy, że elektromagnes jak zwykle stoi pio- 
nowo w ten sposób, że lin je sił pola magnetycznego są ułożone poziomo 
pomiędzy możliwie bliskiemi biegunami elektromagnesu. Widma można 
wtedy obserwować prostopadle do linij sił pola magnetycznego; taka obser- 
wacja nazywa się poprzecznq; zjawisko, które przytem obserwujemy nosi 
czasami również nazwę zjawiska poprzecznego. Można jednakże również 
obserwować promienie, które źródło wysyła w kierunku linij sił. W tym 
celu jeden z biegunów magnesu jest zaopatrzony w poziomy kanał, który 
pozwala zjawisko obserwować; taka obse'rwacja na?ywa się podłużnq, 
mówimy też o podłużnem zjawisku. Wielki uczony holenderski H. A. L 0- 
r e n t z (zmarł w lutym 1928 r.) przewidział teoretycznie istotę zjawisk 
poprzecznego i podłużnego. 
W 1897 r. P. Z e e m a n, badając zielono-niebieski prążek kadmu 
(długość fali 4678 angstroma) przy zastosowaniu potężnego elektromagne- 
su, po raz pierwszy zaobserwował oba zjawiska. Odróżniamy normalne 
i anomalne zjawisko Z e e m a n a. Pierwsze, które odpowiada teorji L 0- 
r e n t z a i po raz pierwszy zostało zauważone przez Z e e m a n a, polega 
na następu jącem: . 
1. \ Zjawisko poprzeczne: Prqżek widmowy rozpada się na trzy 
prqżki (trójkę), z których środkowy zlewa się z prążkiem pierwotnym 
(otrzymywanym w nieobecności pola magnetycznego); dwa krańco- 
we znajdują się w równych odległościach od środkowego. Wszystkie trzy 
prqżki sq spolaryzowane prostolinjowo. W prążku środkowym drgania 
(elektryczne) są równoległe do linij sił, t. j. w zwykłem ustawieniu do- 
świadczenia mają kierunek poziomy; w dwu prążkach skrajnych drgania 
są prostopadłe do linij sił, t. j. mają kierunek pionowy. "Odległość« dwu 
prążków jest wyznaczona przez różnicę częstości ich drgań, nie zaś róż- 
nicą długości fal. Jeżeli częstość drgań pierwotnego prążka widmowego 
oznaczymy przez v, wtedy częstości trzech prążków trójki są odpowied- 
. / 
mo rowne . 


"-0, 


v, 


v+o, 


(I) 


gdzie o jest wielkością bardzo małą w porównaniu z v i rośnie propor- 
cjonalnie do natężenia pola magnetycznego. 
2. Zjawisko podłużne: prqżek widmowy rozpada się na dwa prąż- 
ki (dwójka), które zlewają się z dwoma krańcowemi prążkami trójki, 
otrzymywanej w zjawisku poprzecznem; oznacza to, że częstości dwu 
prążk6w dwójki są równe 


Chwolson. Fizyka Wsp6łczesna. 19.
>>>
29° 


R6żne zjawiska 


[XIV 


Y-O 


'1+0. 


(2.) 


Oba promienie są spolaryzowane kołowo, przyczem obroty odbywają 
się w kierunkach przeciwnych, w jednym z promieni (v-o) zgodnie, 
w drugim l '1+0) przeciwnie do ruchu wskazówki zegarowej. Wartość 
roszczepienia jest zawsze bardzo mała i wyraża się w dziesiątych lub 
setnych częściach angstroma. 
Zjawisko wyżej opisane, które zarówno jakościowo jak i ilościowo 
jest w zupełności zgodne z przepowiedniami L o r e n t z a, obserwował, 
jak już mówiliśmy, po raz pierwszy Z e e m a n w 1897 r., badając prą- 
żek kadmu 4678 A
 Wskazane wyżej rozszczepienie prążka na trzy 
względnie dwie linje, zależnie od rodzaju obserwacji, stanowi normalne 
zjawisko Z e e m a n a. Wkrótce jednak okazało się, że dla większości 
prążków otrzymuje się zjawisko o wiele bardziej skomplikowane, które 
nazywa się anomalnem zjawiskiem Z e e m a n a; liczba i rozkład prąż- 
ków są w tym wypadku zupełnie inne, niż w zjawisku normalnem. 
Zakładaliśmy, że obserwujemy promienie, wychodzącre ze źródła 
badanego, przyczem otrzymuje się jasne prążki na ciemnem tle. Jest to 
t. zw. proste zjawisko Z e e m a n a. Jednakże w wielu przypadkach wy- 
godniej jest obserwować widmo pochłaniania, przepuszczając przez źró- 
dło, umieszczone w polu magnetycznym, jasne białe promienie. W tym 
wypadku otrzymujemy ciemne prążki na jasnem tle widma ciągłego, 
przyczem zjawisko jest ilościowo i jakościowo to samo, co i przy pro- 
stej obserwacji promieni źródła, i nosi nazwę odwrotnego zjawiska Z e e- 
m a n a. Zauważmy, że przesunięcie prążków, nawet w silnem polu mag- 
netycznem, jest nadzwyczaj mate. Tak np. silne pole magnety
zne o na- 
tężeniu 25000 gaussów 
aje dla promienia o długości fali 5000 A, prze- 
sunięcie wynoszące 0,3 A, co stanowi 1/ 20 odległości pom
ędzy składowemi 
Dl i D 2 żółtego prążka sodu. 



 2. Anomalne zjawisko Z e e m a n a 


Przejdziemy do krótkiego rozpatrzenia anomalnego zjawiska Z e e- 
m a n a, zatrzymując się przy tern nad zjawiskiem poprzecznem, t. j. obser- 
wowanem prostopadle do linij sił. Jak mówiliśmy, otrzymujemy tu za- 
miast normalnej trójki dużą liczbę prążków, która dochodzi do 15 
i więcej (dla neonu 21). Prążki te znajdują się czasami w równych od 
siebie odległościach, przeważnie jednak w odległościach nierównych. 
Wszystkie te promienie są spolaryzowane prostolinjowo, przyczem wystę-
>>>
2] 


Anomałne zjawisko Z e e m a n a 


29 1 


puje dwa razy więcej prążków, w których drgania są prostopadłe do linij 
sił magnetycznych, niż prążków, w których drgania są do tych linij rów- 
'noległe. Prążki są zaWSZie symetrycznie ułożone w stosunku do prążka pier- 
wotnego, który odpowiada nieobecności pola magnetycznego, w ten spo- 
sób, że prążek ten zawsze jest obecny, gdy ogólna liczba prążków jest 
nieparzysta, jak np. w trójce nor- 
malnej. Na fig. 24, zapożyczonej 
z dzieła W. V o i g t C a (Magneto- 
JI1 i elektrooptyka, 1908 r.) podano 
12 typów różnych układów wid- 
mowych. Trzy cienkie linje prze- 
prowadzone od góry do dołu 
10 poprzez cały rysunek wskazują 
położenie normalnej trójki. Spoty- 
u kamy tu układy, zawierające 3 (p. 
WI III, anomalna trójka) 4, 6, 7, 8, 
9, 12 i 15 linij. Litera s oznacza, 
.IX że drgania są prostopadłe do linij 
sił pola magnetycznego, p zaś, że 
są one do tych ostatnich rów- 
noległe. W typie V spotykamy 
dwie linje, obok których mamy 
.Z1 
litery s i p; oznacza to, że zlewają 
się tu dwa prążki. Grubość linij 
D :Jdpowiada ich blaskowi. Do fig. 
24, która ma charakter czysto 
schematyczny, jeszcze wrócimy. 
Podamy tu kilka zdjęć, aby zilustrować, w jaki sposób takie roz- 
szczepienie rzeczywiście wygląda. Na fig. 25 mamy rozszczepienie skła- 
dowych Dl i D 2 żółtego prążka sodu; Dl rozpadł się na 4, zaś D 2 na 6 


L 


D 


Fig. 24 


)f 
[ŃII .
"'-llu 


:4:- 
n l "'r 
IItI 
 


r,l. ....
 


Fig. 25 


Fig. 26 


Fig. 27 


prążków (dwa skrajne są bardzo słabe), przyczem te ostatnie są w rów- 
nych od siebie odległościach. Fig. 26 dotyczy prążka cynku 4722 ...4, jak
>>>
29 2 


R6żne zjawiska 


[XIV 


rownież prążka 4359 A rtęci; mamy tu również 6 prążków, lecz i.ch wza- 
jemne odległości nie są jednakoOwe, dwie krańcowe pary są bardzo wąskie. 
Fig. 27 wyobraża zielony prążek rtęci 5461 A, który rozpada się na 9 
równoodległych prążków o różnym blasku; dwa prążki krańcowe są bar- 
dzo słabe. Natężenie prążków jest symetryczne w stosunku do prążka 
śroOdkowego. 
Co się tyczy różnych typów zjawiska anomalnego, to znaleziono 
dwie bardzo ważne reguły, dla których nazwa "praw" n{e byłaby stoso- 
wana, gdyż nie obejmują wszystkich możliwych przypadków. Zaczniemy 
od reguły T. H. P r es t o n a (1899), która polega na następującem. Wi- 
dzieliśmy mianowicie, że prążki widmowe doOwolnego pierwiastka moOgą 
być upoOrządkowane w poszczególne serje, i że serje analogiczne spotykają 
się w różnych pierwiastkach. Reguła P r e s t o n a głÓsi: wszystkie prążki 
tej samej serji rozkładają się w polu magnetycznem jednakowo, to samo 
dotyczy analogicznych prążków w widmach różnych pierwiastków. Wiemy 
np., że dwójka Dl D 2 widma pary sodu jest pierwszą z serji dwójek. Na 
fig. 25 podane byłoO rozszczepienie dubletu Dl D 2 ; zgodnie z regułą P r e- 
s toO n a wszystkie dublety tej serji rozszczepiają się zgodnie z typem fig. 
25, t. j. jeden prążek daje czwórkę, drugi - szóstkę. Duże znaczenie 
reguły P r e s t o n a poOlega na tern, że pozwala ona odnaleźć w złożo- 
nem widmie prążki, należące do tej samej serji. ' 
Drugą regułę odkrył C. R u n g e w 1907 r. Oznaczmy przez a oJ- 
ległość wzaj,emną trzech prążków normalnej trójki; 2a jest więc od- 
ległością dwu prążków normalnej dwójki" otrzymywanej przy obserwacji 
podłużn
j. Wielkość a w równościach (I) i (2) związana jest z wartością 
I . 
a rownamem: 


0= =aH, 


(3) 


gdzie H jest natężeniem pola magnetycznego w gaussach (p. wyżej). Fig. 
24 ilustruje rozmieszczenie prążków w różnych typach poprzecznego 
zjawiska Z e e fi a n a. Wzajemna odległość trzech cienkich linij, prze- 
chodzących przez cały rysunek i ilustrujących normalną trójkę, równa 
się ,właśnie wielkości a równo (3). Reguła R u n g e ego głosi: w anomalnem 
zjawisku Z e e m a n a odległości poszczególnych prążków od środka. 
m 
t. j. przesunięcia prążków, są równe a, pomnożonemu przez ułamek -, 
n 
gdzie m i n są prawie zawsze liczbami niedużemi. Mianownik n (t. zw. 
mianownik R u n g e ego) jest przy tern ten sam dla wszystkich prążków da-
>>>
2] 


Anomalne zjawisko Z e e m a n a 


293 


nego typu magnetycznego rozkładu prążka widmowego; dla różnych prąż- 
ków m jest równe dowolnej z liczb o, + I, + 2, + 3 i t. d.; (+) dotyczy 
przesunięcia wprawo, (-) - przesunięcia wlewo. Oznaczamy odległość 
prążków od środka przez b. Reguła R u n g e'go wyraża się wtedy związ- 
kiem: 


be : m a. 
n 


(4) 


W ten sposób spotykane odległości b od środka prążków są wielo- 
krotnościami pewnej wielkości 


a 
C=-. 
n 


(5) 


Wielkość c można okreŚlić, jako zasadniczą odległość, charaktery- 
styczną dla danego typu rozszczepienia. Dla normalnej trójki n-= I, 
c = a, b = - La, o.a i + La; dla normalnej dwójki b = - La i + La. 
Rozpatrzymy teraz bliżej fig. 24. 
, Nr. Nr. I, II i III dają rozkład trójkowej serji rtęci, oraz analogicz- 
nych prążków widm magnezu, wapnia, strontu, cynku i kadmu; w tym 
wypadku n= 2, c=!l. W Nr. I mamy prążki: o.c,:hc, + 2C, + 3c, +4 C; 
2 
w Nr. II: + IC, + 3c, +4 C; w Nr. III: o.c, I4C. Ten ostatni jest anomalną 
trójką,o przesunięciu 2a zamiast a. Nr. IV, V i VI są to typy, dotyczące 
linij towarzyszących pewnych prążków rtęciowych. I tutaj n = 2, C= =11., 
2 
W Nr. IV: 0.C, + IC, + 2C, + 3C,i:Jc; w Nr. V: 0,C, + IC, + 2C, + 3C; w Nr. 
VI: IC, + 2C, + 3C, t,4c. Nr. Nr. VII i VIII dają rozkład dubletów sodu, 
miedzi, srebra, glinu i talu; rozkład ten jest widoczny na fig. 24. Mamy 
tu n = 3,C . ;; w Nr. VII: + 2C. + 4C; w Nr. VlII: + IC. + 3C, + 5C. 
Pozostałe typy Nr. Nr. IX do XII dotyczą ró-
nych prążków neonu. W 
Nr. Nr. IX i X mamy dziewiątki, które różnią się w sposób istotny od 
dziewiątki Nr. I. W Nr. IX n = '4, c = 11.; mam'; prążki oc, + IC, + 4c 
4 
+ 5 c , .=t 6c. Dla Nr. X okazuje się n = 6, C-=
 mamy prążki: 
o,c, I4C, + 5C, + 9c, + I4c. Dla Nr. XI n --5,C =
; prążkI: IC, + 2C, 
, 5 
+ 5 c , + 6c, + 7c, + 8c. Wresżcie rozkład XII składa się z 15 prążków,
>>>
294 


R6żne zjawiska 


[XIV 


dla których n 


a . 
= 6, c='6; mamy o.c, + IC, + 2C, :+: 7c, -t 8c, + 9c, + roc. 


+ IIC. 
Rozpatrzone tu typy dowodzą, do jakiego stopnia różnorodne jest 
roszczepienie magnetyczne prążków widmowych; ilustrują one jedno- 
cześnie doskonale regułę R u n g ego. Mianownik n w równo (4) przyj- 
muje wartości 2, 3, 4, 5 i 6, natomiast w liczniku m spotykamy wszystkie 
liczby całkowite od o do I i oraz liczbę 14. Gdy n jest duże, np. 
n = 15, wówczas stosowanie reguły R u n g ego staje się wątpliwe. 
Przejdziemy do ciekawego zjawiska, które zostało wykryte w 1912 r. 
przez uczonych niemieckich F. P a s c h e na i E. B a c ka i które polega 
na następującem. Przypuśćmy, że serja widmowa składa się z dwójek 
i trójek, pomiędzy któremi znajdują się dwa lub trzy takie, że ich 
prążki są bardzo bliskie siebie. W stosunkowo słabych polach magnetycz- 
nych każdy prążek rozszczepia się według charakterystycznego dlań typu, 
jak to stwierdziliśmy na fig. 25 dla dubletu Dl D 2 . W miarę wzrostu pola 
magnetycznego prążki te coraz bardziej się rozsuwają. Gdy dwójka 
lub trójka jest bardzo wąska, o wiele węższa od dwójki Dl D2' wtedy 
może się zdarzyć, że dwie lub trzy grupy prążków przysuwają się tak 
dalece do siebie, że zaczynają nakładać się jeden na drugi. Od tej chwili 
cały obraz ulega dziwnym i skomplikowanym zmianom. Otrzymujemy 
wrażenie, jak gdyby prążki ,dwóch lub trzech grup oddziaływały jedne na 
drugie, przyciągając się lub odpychając i cały obraz się komplikuje. Jed- 
nakże podczas dalszego wzrastania pola magnetycznego sprawa zaczyna 
się upraszczać, liczba prążków maleje. Wreszcie dla bardzo dużego na- 
tężenia pola pozostaje tylko jedna normalna trójka, w której wzajemne 
odległości prążków są równe wielkości a w równo (3). Jest rzeczą istotną, 
że zjawisko to występuje tylko w wypadkach, gdy np. dwa prążki sta- 
nowią prawdziwą dwójkę, należącą do serji dwójek w widmie danego 
pierwiastka. Jeżeli natomiast obserwować dwa przypadkowo bliskie sobie, 
lecz "obce« prążki, t. j. należące do różnych seryj danego widma, to zja. 
wisko P a s c h e na - B a c ka n i e występuje. 
W 1908 r. astronom amerykański G. E. H a l e wykrył i zmierzył 
pole magnetyczne na powierzchni Słońca. Łącznie z uczonym francuskim 
D e s l a n d r e sem badacz ten stwierdził, że zdjęcie fotograficzne po- 
wierzchni Słońca, otrzymane zapomocą światła jednorodnego jednego 
z prążków widmowych, zawiera bardzo wielką liczbę szczegółów, które 
przy bezpośredniej obserwacji są niedostrzegalne. Na fig. 28 mamy zaję- 
cie D e s l a IJ d r e sa, otrzymane przy zastosowaniu p'romieni fiołko-
>>>
2] 


Anomalne zjawisko Z e e m a n a 


295 


wych, wysyłane przez parę wapnia, znajdujące się w powierzchniowych 
warstwach Słońca. Szczególnie interesujące są fotograf je plam słonecz- 
nych. Fig. 29 jest reprodukcją fotogr
fji otrzymanej przez H a l eCa w 19 08 
r., widzimy tu plamy słoneczne wyraźnie otoczone ruchami wirowemi, 
przyczem dwa wiry mają kierunki przeciwne. Osie wirów są prostopadłe 
do powierzchni Słońca. Na zasadzie różnorodnych obserwacyj H a l e 


N 


w 


"l:
" . 
",pl' 


", "u..." 


'1 


j. .," ,Y 


' 


'-1; . 


,'o 


" 

, . 


""
 


"t, " 


:
 


.. 


' 


E 


".. 
:: 
.
 


""
 


s 


Fig. 28 


upewnił się, że w parach, które tworzą warstwę powierzchniową Słońca, 
znajdują się swobodne elektrony. Jeżeli biorą one udział we wsp omni f1.nym 
ruchu wirowym, -to zbiór ich tworzy prąd elektryczny, otaczający plamę 
słoneczną. W skutek tego sama plama musi znaleźć się w polu magnetycz- 
nem, którego linje sił są prostopadłe do powierzchni Słońca, zlewając się 
w przybliżeniu z kierunkiem, w którym obserwujemy plamę. Jeżeli tak 
jest istotnie, to w prążkach 'widma plamy musimy zauważyć podłużne 
zjawisko Z e e m a n n a, t. j. prążek musi dawać dwójkę, której dwie linje 
będą spolaryzowane kołowo, w kierunkach przeciwnych, jeden zgodnie, 
drugi - przeciwnie do kierunku ruchu wskazówek zegarowych. Obser-
>>>
29 6 


Różne zjawiska 


[XIV 


wacje potwierdziły istnienie tego zjawiska. Zupełnego rozdwojenia 
wprawdzie nie otrzymano, lecz prążek okazał się rozszerzonym, przyczern 
oba jego krawędzie okazały się spolaryzowanemi kołowo w kierunkach 
N 


-Ą ""---.--=-..
 


E 


r.
_ 


.":"'11 W 


s 


Fig. 29 
przeciwnych. Z wielkości tego rozszerzenia można było obliczyć natęże- 
nie pola magnetycznego w plamie słonecznej; w pewnych wypadkach 
sięgało ono 6000 gaussów. 



 3. Zjawisko S t ark a. 


Odkrycie zjawiska Z e e m a n a (1896), t. j. wpływu pola magne- 
tycznego na ciało promieniujące, nasunęło zagadnienie wpływu na te sa- 
me ciała pola elektrycznego; spodziewano się przy tern również wykryć 
rozszczepienie prążków widmowych. Liczne usiłowania uczonych w tym 
kierunku nie miały początkowo (1897 - 19I}) żadnego powodzenia. 
Dopiero w 19 1 3 r. ukazała się pierwsza, a w 1914 r. - druga dotycząca 
tego zagadnienia praca uczonego niemieckiego J. S t ark a, któremu uda- 
ło się wykryć szukany wpływ pola elektrycznego, zapomocą metody, 
którą możnaby nazwać metodą promieni kanalikowych. W tym sa- 
mym roku ukazała się praca uczonego italskiego L o S u r d o, która rów- 
nież pozwala inną metodą obserwować badać wspomniane zjawisko.
>>>
Metodę tego ostatniego, nazywana zazwyczaj jego ImIeniem, można też 
oznaczyć, jako metodę świecenia katodowego. Metoda S t ark a ma dużą 
przewagę nad metodą L o S li r d o; lecz tę ostatnią metodę stosowało 
później wielu uczonych, m. inn. sam S t ark. 'Tern nie mniej przyjętem 
jest mówić o zjawisku S t ark a. 
Aby wpływ pola elektrycznego na emitujący jedn{)atomowy gaz 
lub parę, albo, co jest to samo, ria widmo prążkowe" był widoczny, na- 
tężenie pola musi być bardzo znaczne. To ostatnie zaś ma za miarę liczbę 
wolt spadku potencjału na długości jednego centymetra, wziętego w kie- 
runku tego spadku, t. j. linij sił elektrycznych. Jeśli np., dwie równoległe 
płytki metalowe są naładowane w ten sposób, że mamy między niemi 
różnicę potencjałów IOOOO wolt, a odległość pomiędzy płytkami wynosi 
2 mm, to natężenie pola pomiędzy płytkami wynosi 50000 wolt na cen- 
tymetr. Aby otrzymać rozszczepienie elektryczne prążków widmowych, 
należy zastosować pole elektryczne o natężeniu mniej więcej rzędu po- 
wyższej liczby. Umieszczenie źródła emitującego w polu elektrycznem 
o tak znacznem natężeniu jest pod względem doświadczalnem sprawą 
A bardzo trudną. S t ark rozwiązał ją w sposób 
bardzo dowcipny, biorąc na źródło emisji pro- 
mienie kanalikowe, o których była mowa 
w rozdz. XI, 
 3. Widzieliśmy mianowicie, że 
składają się one z jonów dodatnich, które, prze- 
chodząc przez kanał płytki katodowej, poruszają 
się szybko w kierunku do niej prostopadłym 
Promienie te świecą, przyłączywszy do siebie 
swobodne elektrony, które dostały się w prze- 
strzeń pozakatodową rurki wyładowań. Uderza- 
jąc w atomy gazu, znajdujące się w tej samej 
przestrzeni, wzbudzają one te ostatnie w ten 
sposób, że zaczyna ją one również świecić. S t ark 
K zdołał poddać te wszystkie świecące atomy dz'ia- 
łaniu bardzo silnego pola elektrycznego. W tym 
celu skonstruował w 1913 r. swój pierwszy 
przyrząd, w którym można było obserwować, 
tylko zjawisko poprzeczne (p. 
 I), t. j. emisję 
w kierunku prostopadłym do linij sił pola elek- 
trycznego. Przyrząd ten jest widoczny na 
fig. 30. Jest to rurka wyładowań, zawierająca 
gaz rozrzedzony. A jest płytką anodową; 



 3] 


li 


I 
fi 


Fig. 30 


Zjawisko S t ark a 


297
>>>
29 8 


R6żne zjawiska 


[XIV 


płytka katodowa K jest zaopatrzona w dużą liczbę otworów. W prze- 
strzeni pozakatodowej znajduje się płytka dodatkowa H: odległo
ć 
pomiędzy płytkami K i H równała się 2,6 lub 1,1 mm. Między temi płyt- 
kami ustala się różnicę potencjałów kilkudziesięciu tysięcy wolt zapo- 
mocą baterji akumulatorów, przyczem K jest biegunem dodatnim, za
 
H - ujemnym. W ten sposób w wąskiej przestrzeni pomiędzy K i H 
powstawało pole elektryczne o natężeniu kilkudziesięciu tysięcy wolt 
na cm; linje sił tego pola są prostopadłe do płytek K i H. Obserwowano 
świecenie z boku, t. j. w kierunku prostopadłym do linij sił, przez co 
otrzymuje się zjawisko poprzeczne. Pierwsze obserwacje prążków wodoru 
H
 i Hl (rozdz. III. 
 4) były wykonane przy stosunkowo niewielkiem 
natężeniu pola, 13.000 wolt na cm. Wynik widoczny jest na fig. 31 i 32. 
Górna linja wskazuje na obu rysunkach położenie prążka w nieobecno- 
ści pola elektrycznego; strzałka z prawej strony uzmysła
ia kierunek 
linij sił. Każdy z prązków Hf; i H l ulega rozszczepieniu na pięć linij, 


I 
ttt 
ł ł 
Hp 


r 


I 
+ t t 
ł ł 
Hy 


r 


Fig. 3 I 


Fig. J2 


które są w rzeczywistości umieszczone obok siebie, na rysunkach mamy je 
w dwóch wierszach. Górne trzy linje, mniej przesunięte, są spolaryzowane 
w ten sposób, ż
 drgania odbywają się prostopadle do linij sił; w dolnych 
dwu bardziej przysuniętych, drgania są równoległe do linij sił. Odległość 
o 
dwu krańcowych linij od siebie na fig. 32 wynosi 5,2A. Przypomnijmy, 
że przesunięcie prążków w polu magnetycznym wyraża się w ogólnym 
przypadku w dziesiątych częściach angstroma. Widzimy, że rozszczepie- 
nie w polu elektrycznem jest bez porównania większe, niż w magnetycz- 
nem. Dla bardzo silnych pól magnetycznych (p. niżej) sięga ono dziesiąt- 
ków angstromów. 
W 1914 r. zdołał S t ark zaobserwować również zjawisko podłużne, 
t. j. widmo emisji w kierunku linij sił. W tym celu sws'Ował przyrząd, 
cZęść którego widoczna jest na fig. 33. Widzimy tam tylko tę cZęść, która 
znajduje się koło katody K rurki wyładowań. W katodzie mamy jedną
>>>
S 3] 


Zjawisko Starka 


299 


szczelinę o długości 3 mm i szerokości 1,5 mm. Przez nią przenika strumień 
jonów w przestrzeń pozakatodową; kierunek tego strumienia wskazany zo- 
stał czterema strzałkami. Do katody jest przylutowana płytka C, w której 
znajduje się szereg otworów. Równolegle do niej jest umieszczona płytka 
B, otoczona szklaną rurką, która sięga płytki C; znajduje się w niej szcze- 
lina równoległa do szczeliny katody K w ten sposób, że jony mogą swo- 
bodnie przedostawać się w przestrzeń pomiędzy B i C. Między B i C ustala 
się pole elektryczne, tak więc linje sił tego pola są prostopadłe do promieni 
zakatodowych i do powierzchni płytek B i C. Obserwuje się w kierunku 
strzałki, widocznej z prawej strony rysunku, czyli równolegle do linij sil 
pola elektrycznego; otrzymujemy więc zjawisko podłużne. Płytka C jest 
anodą polą elektrycznego. Ten sam przyrząd może również służyć do 


l

 
ł c  
!II 


Fig. 33 


obserwacyj zjawiska poprzecznego; należy w tym celu rozpatrywać pro- 
mienie, idące z przestrzeni B i C w kierunku prostopadłym do płaszczyzny 
rysunku. 
W zjawisku podłużnem powstają tylko te prążki, w których drgania 
odbywają się w zjawisku poprzecznem prostopadle do linij sił, przyczem 
linje te nie są spolaryzowane; prążki zjawiska poprzecznego, w których 
drgania są prostopadłe do linij sił, w zjawisku podłużnem nie występują 
zupełnie. Tak więc dla prążków wodoru, które w zjawisku poprzecznem 
dają po pięć prążków, widocznych na fig. 3I i 32, w zjawisku podłużnem 
powstają tylko górne trzy, które okazują się przy tern niespolaryzowane. 
Zanim przejdziemy do om6wienia kilku dalszych rezultatów ba- 
dań zjawiska S t ark a, po
iemy słów parę o wymienionej wyżej meto-
>>>
3 00 


Różne zjawiska 


[XIV 


dzie L O S U r d o. Gdy mamy zwykłą rurkę do wyładowań, zawierającą 
gaz rozrzedzony, wówczas pomiędzy anodą i katodą powstaje świecąca 
smuga. Przy pewnym stopniu rozrzedzenia gazu powstaje koło katody 
stosunkowo ciemna przestrzeń. Nie wdając się zupełnie w szczegóły, za- 
uważymy tylko, że w pewnych określonych warunkach mamy w tej prze- 
-strzeni pole elektryczne o bardzo wyrokiem napięciu, które jest największe 
koło powierzchni katody i stopniowo m
leje w miarę oddalania się od 
niej. Jest rzeczą jasną, że pole elektryczne jest tu nierównomierne, i na tern 
polega istotna ujemna strona rozpatrywanej metody w stosunku do metody 
S t ark a, w przyrządach którego (fig. 30 i 33) pole między dwiema bli- 
skiemi siebie równoległemi płytkami jest W wysokim stopniu jednorodne. 
W ten sposób, słabe świecenie koło katody powstaje w polu elektrycznem, 
którego linje sił są prostopadłe do powierzchni płytki katodowej. Obserwuje 
się w kierunku prostopadłym do osi rurki, a więc i do linij sił; jest rzeczą 
jasną, że mamy tu zjawisko poprzeczne. Rozszczepienie jest największe 
koło powierzchni katody, a im dalej od niej, tern jest mniejsze. 
Zwróćmy się do krótkiego przeglądu wyników dalszych badań zja- 
wiska S t ark a. Do 1927 r. S t ark i jego współpracownicy zbadali 
około 25 różnych pierwiastków, znajdujących się w tablicy perjodycznej 
pomiędzy wodorem i rtęcią. Wykryto przy tern nadzwyczaj różnolite typy 
rozmieszczenia prążków, różniące się zarówno liczbą składników (po- 
szczególnych prążków), jak i ich rozmieszczeniem oraz rozkładem natężeń 
wśród prążków. Wogóle można było stwierdzić, że dla danego natężenia 
pola, rozszczepienie jest tem mniejsze, im większy jest numer porządkowy 
pierwiastka. Następnie sprawdza się następująca reguła: rozszczepienie 
różnych prążków tej samej serji widmowej jest tern większe, im większy 
jest numer prążka, licząc, jak zawsze, prążek czołowy za pierwszy; innemi 
słowy, rozszczepienie rośnie w danej serji wraz ze zmniejszaniem się 
długości fali. Wszystko to daje się stwierdzić na szczególnie starannie 
zbadanych czterech prążkach serji B a l m ,e r a (rozdz. III, 
 4) wodoru. 
Stwi
rdzono mianowicie, co następuje. 
Dla prążka H (J. znaleziono rozszczepienie na 16 prążków, dla H 
 
 
na 20, dla H"( - na 28 i dla Ha - na 32 prążki. Prążki są zawsze roz- 
łożone symetrycznie względem środka, t. j. względem prążka nierozszcze- 
pionego; symetrja ta odnosi się nietylko do położeń, lecz również do 
względnego blasku prążków. Liczba prążków p (drgania równoległe do · 
linij sił) i prążków s (drgania prostopadłe do linij sił) są we wszystkich 

 wypadkach zupełnie jednakowe, jeżeli linję środkową uważać za pod- 
wójną.
>>>
3] 


Zjawisko S t ark a 


3°1 


Jeżeli wzajemne odległości prążków wyrazić w angstromach, to oka- 
że się, że odległość prążków skrajnych w polu elektrycznem o natężeniu 
I04000 wolt na cm wynosi dla H (J. 23 A: dla H
 38,8 A, dla Hr 5 8 ,8 
o 
 
A a dla H o 75 A. Liczby dotyczą obserwacyj S t ark a. Uczony ja- 
poński M. K i u t i i inni badali w 1925 r. widmo wodoru dla natężeń 
pola, dochodzących d0290000 wolt na cm., znajdując przy tern, że dla tak 
wysokich natężeń powstają jeszcze nowe prążki i że prążek centralny 
składników s zaczyna się przesuwać w kierunku rosnących długości fal. 
Jeżeli wzajemne odległości prążków wyrazić w różnicach częstości 
drgań, to okaże 
ię, że wszystkie odległości są wielokrotnościami pewnej 
wielkości k. Przesuwając się od Ho. do H o, można stwierdzić, że składniki 
coraz to bardziej się rozsuwają. Dla H o. najmniejsza odległość dwu są- 
siednich rozszczepionych prążków wynosi k, dla H
 - 2k, Hr - 3 k 
i dla H o - 4k. 
S t ark stwierdził, że wartość roszczepienia, określona przez 
zmianę częstości drgań, jest ściśle proporcjonalna do natężenia pola elek- 
trycznego dla natężeń nieprzekraczających 104:000 wolt na cm. Badania 
K i u t i prowadzą jednak do wniosku, że dla bardzo wielkich natężeń 
pola rozszczepienie rośnie szybciej, niż proporcjonalnie do tego natężenia. 
Pomijamy zupełnie prace, które dotyczyły innych pierwiastków. 
Ograniczymy się do uwagi, że obserwowano różnego rodzaju rozszczepie- 
nia prążków widmowych pod wpływem pola elektrycznego. Wpływ pola 
został odkryty również i na tych prążkach, z których składają się widma 
pasmowe (rozdz. III, 

 4 i 5), lecz rozszczepienie jest dla nich bardzo 
niewielkie. 
Na uwagę zasługują interesujące badania R. L a d e n b u r g a (I92I 
i 1924) odwrotnego zjawiska S t ark a, t. j. wpływu pola elektrycznego 
na widmowe prążki pochłaniania. Badacz ten obserwował prążki Dl 
i D2' absorbowane przez parę sodu, znajdujące się między dwiema płyt- 
kami metalowemi, naładowanie których wywołało pole o natężeniu 
160:000 wolt na cm. L a d e n b u r g stwierdził, że pod wpływem tego po- 
la dwójka DlD2 przesuwa się asymetrycznie w kierunku rosnących długo- 
ści fali, przyczem przesunięcie rośnie proporcjonalnie do kwadratu natęże- 
nia pola. Dla prążka D 2 składowa p jest przesunięta o 2 - 3 razy więcej 
od składowej s, natomiast dla prążka Dl obie składowe są przesunięte jed- 
nakowo.
>>>
)02 


Różne zjawiska 


[XIV 



 4. Sposób C. T. R W i I s O n a. 


Uczony angielski C. T. R. W i l s o n wynalazł w 1910 r. dowcipny 
-sposób, który umożliwia oglądanie i fotografowanie torów cząstek alfa 
i beta, wysyłanych przez ciała promieniotwórcze (rozdz. XI, 
 I), oraz 
lorów elektronów, otrzymywanych np. w zjawisku fotoelektrycznem 
(rozdz. VIII). Sposób ten został później udoskonalony przez samego 
C. T. R. W i l s o n a oraz przez innych uczonych, i znajduje szerokie za- 
.stosowanie w różnego rodzaju badaniach doświadczalnych. Przedewszyst- 
kiem wyjaśnimy na czem ta metoda polega. 
Jeżeli parę wodną, która nie nasyca danej przestrzeni, t. j. nie jest 
bliska przemiany w stan ciekły, poddać nagłemu rozprężeniu, to stopień 
nasycenia rośnie, 1 może ona wtedy osiągnąć stan nasycenia, a nawet tę 
granicę przekroczyć, przyczem wewnątrz pary tworzą się małe kropelki 
wody, których skupienie tworzy mgłę. Takie tworzenie się mgły można 
zauważyć, gdy nasyooną gorącą parę wodną wypuszcza się z kotła ma- 
szyny parowej (lokomotywy, parostatku), Tłumaczenie, że mgła tworzy 
-się wskutek ochłodzenia się pary przy zetknięciu z zewnętrznem zimnem 
powietrzem jest niewłaścIwe. W rzeczywistości para ulega tak silnemu 
ochłodzeniu wskutek wykonywanej przez się zewnętrznej pracy rozsze- 
rzania się, że część jej ulega przemianie w stan ciekły. Jest to specjalna 
wałściwość pary wodnej oraz pewnych innych cieczy. Znamy jednak 
niemało cieczy, które tej własności nie mają, jak np. spirytus, eter, chlo- 
roform i in. Przy wypuszc.zaniu pary tych cieczy mgła się nie tworzy. 
Aby para wodna mogła utworzyć mgłę, muszą się w niej znaleźć 
jakiekolwiek stałe drobiny, które mogłyby służyć ośrodkami, dokoła któ- 
rych para osiada i powstają kropelki wody. Takiemi drobinami są zwykle 
unoszące się w powietrzu pyłki. Doświadczenia wykazały, że rolę takich 
ośrodków mogą z dużym powodzeniem spełniać jony, t. j. atomy lub czą- 
'Steczki o takim lub innym ładunku elektrycznym. Na jonach osiada 
para, tworząc najdrobniejsze kropelki, je_żeli powietrze jest oczywiście 
w stanie dostatecznie bliskim nasycenia. 
Sposób W i l s o n a oparty jest na dwu faktach, o których wyżej była 
mowa. Ograniczające się do schematycznego tylko wyłożenia sprawy i nie 
wdając się w szczegóły, dajemy tu istotę tego sposobu. Wyobraźmy sobie 
naczynie, zawierające wilgotne powietrze, w którem biegną cząstki 
.alfa lub elektrony. Naczynie jest połączone z walcem, który można bardzo 
prędko przesuwać, wskutek czego powietrze w naczyniu ulega momental- 
nemu rozprężeniu. Rozprężenie to musi być obliczone w ten sposób, aby
>>>
S 4] 


Sposób C. T. R. Wilsona 


JOJ 


powietrze osiągnęło dokładnie stopień wilg,otności konieczny do osiadania 
kropelek wody na jonach. Przypuśćmy, że w chwili rozszerzenia powie- 
trza biegnie w nim cząstka alfa. Jonizuje ona na swej drodze bezustannie 
cząsteczki powietrza. Na utworzonych jonach osiada momentalnie para 
wodna, i w ten ĘPosób na całej drodze cząstki alfa tworzy się pa- 
semko mgły, które - oczywiście na jedno tylko mgnienie - jest dobrze 
widoczne. Jeżeli je silnie oświetlić, pasemko można sfotografować, i otrzy- 
mać w ten sposób obraz toru cząstki alfa, jego długości i kształtu. Tym 
samym sposobem można otrzymać tory elektronów we wszystkich możli- 
wych przypadkach ich powstawania: cząstki beta, fotoelektrony, elek- 
trony w zjawisku C o m p t o n a i t. d. 
Podajemy tu parę fotografij, otrzymanych w różnych przypadkach. 
Na fig. 34 mamy tory cząstki alfa, wyrzucanych z ciała promie- 
niotw6rczego, które znajduje się w miejscu rysunku, skąd wychodzą 
promienie. Tory są, jak widać, prostolinjowe, i tylko w niewielu miej- 
scach widoczne są przegięcia, szczególnie koło końca torów. Przegięcia te 
są spowodowane tern, że cząstka alfa, przechodząc przez atom, zbliża 
się przypadkowo do jego jądra. Gdy atom jest lekki, np. atom wodoru, 
zostaje on skutkiem tego również wprawiony w ruch. 
L. M e i t n e rwykonała (1926 r.) bardzo ciekawe zdjęcia, które tu 
reprodukujemy. Zostały one otrzymane z mieszaniny 
oru C i toru C' 
(rozdz. XI). Na fig: 35 widać wyraźnie, że otrzymujemy dwie grupy pro- 
mieni. Jedna z nich odpowiada cząstkom alfa, których zasięg wynosi 
w powietrzu 4,8 cm (p. dolną część rysunku), wysyłanym przez tor C. 
Drugie składają się z cząstek alfa o zasięgu 8,6 cm, wyrzucanych przez 
tor C'. Okazało się jednak, że powstają też zrzadka cząstki alfa o za- 
sięgu 113 cm; tor takiej cząstki jest widoczny po lewej stronie fig. 3 6 
Na 10000 cząstek o zasięgu 8,6 cm przypadają tylko 2 o zasięgu II,3 
cm. Jeszcze rzadsze są cząstki o zasięgu 9,5 cm; jedna przypada na 
15000 z zasięgiem 8,6 cm. W środku lewej połowy fig. 36 widać również 
i taką cząstkę. Cząstki o zasięgach 9,5 i 11,3 cm dają się zauważyć w po- 
wietrzu, azocie, tlenie, argonie i dwutlenku węgla. Pochodzenie ich jest 
llleznane. 
Tory cząstek beta widoczne są na fig. 37 i 38, z których ostat- 
nia jest zdjęciem L. M e i t n e r. Tory są, jak widać, silnie przegięte, ponie- 
waż lekka cząstka beta przy zderzeniach często zmienia kierunek swe- 
go ruchu. Prócz tego tor jej składa się z poszczególnych punktów, co do- · 
wodzi, że wywołuje ona o wiele rzadziej jonizację atomów gazu, niż czą- 
stka alfa.
>>>
3°4 


R6żne zjawiska 


[XIV 


Na fig. 39 m.amy obraz, który otrzymuje się podczas działania pro- 
mieni rontgenowskich na cząsteczki gazu. Fig. 40 przedstawia interesujące 
zdjęcie D. W. S k o b e l c y n a (Leningrad), otrzymane w przypadku, 
gdy na gaz działały promienie gamma, a elektrony odrzucone przez kwanty 
tych promieni (zjawisko C o m p t o n a, rozdz. VIII, 
 2), poddane były 
działaniu pola magnetycznego, które zmusza ich do ruchu po orbitach 
kołowych. O doświadczeniach tych mówiliśmy już w rozdz. XII, 
koniec 
 I. 


,
>>>
O. D. ChwoIson. Fizyka Współczesna. 


Fig. 34. 


\ 

 \ 1 
\ " 
\, , 
.... . .
,
 
'" :"\., ,..' -. 
"'
",'\o 

 " "
" '\. \" 
. '- " - 


\ 
\' 



, 
\:: i 

. , 
'
l. - 
.!:.. y,ł-. 
1; . 


Fig. 35. 


Wyd. "Mathesis Polskiej". 


(
 


" 


-, 
. - 


Tabłica I. 


'.
>>>
-co 


-
 
-
. 
- 
 
.... . 


-"" 



 - 
,"': 


.' -
. ..-,-- 


jII
ł- 


. '-
>>>
O. D. Chwolson. Fizyka Współczesna. 


_;,,,
\\!\!'l. 
 /
ł
/i , 
. _. 
"\;''l\
\'' ,,\ ,
 : 11" , 
. 
:

\


 _ ; .
 i, ,." , 
. 
 -- 



\"łP" 


,,
 


i\ ł 1 
q. ; 


Fig. 36. 


Fig. 37. 


Wyd. "Mathesis Polskiej". 


!il O 
,
 .(:1' 
oc[ 


-' /" 
,.li'/, 


Tablica H.
>>>
O. D. ChwoIson. Fi;ł;yka Współczesna. 



=-----"'-",=--- 


Wyd. j
luthesls Polskiej". 


Tablica III. 


Fig. 38. 


Fig. 39. 



- 



; ;;


 ._
 


Fig, 40.
>>>
ROZDZIAŁ XV. 


ELEKTRONOWA TEORJA METALI. 



 l. Wstęp. 


W niniejszym rozdziale rozpatrzymy teorję, która jest nietylko sama 
przez się interesująca i doni'Osła, lecz niezwykły bieg jej rozwoju jest po- 
zatem nadzwyczaj pouczający.. W dziejach fizyki spotykamy stale fakt 
charakterystyczny zresztą dla wielu dziedzin nauki: celem wytłumaczenia 
określonej grupy zjawisk fizycznych stawiamy pewną hipotezę, dotyczącą 
"zakulisowego" źr6dła tych zjawisk, niedostępneg'O dla naszych 'Obserwa- 
cyj bezpośrednich, a którego istnienie musi być przyjęte' za podstawę 
teorji danej dziedziny nauki. Wych'Odząc z założeń, które stanowią istotę 
przyjętej hipotezy, teorja musi d'Owieść, że zjawisko obserwowane jest za- 
rówtllo pod względem jak'Ościowym jak i il'Ościowym logiczną konsek- 
wencją przyjętej hipotezy. W dziejach fizyki było wiele wypadków po- 
wstawania i wspaniałego rozkwitu teoryj, które, zdawało się, świetnie speł- 
niały swoje zadanie, tłumacząc wszechstronnie daną grupę zjawisk. Jed- 
nakże po 'Okresie wielkiego rozkwitu, P'Odobnego do pochodu tryumfalnego 
zwycięzcy, następował okres stopniowego uwiądu teorji, w której wy- 
krywano poważne braki. Okazywało się np., że prowadziła ona do wy- 
ników zupełnie niezgodnych z innemi zupełnie pewnemi zjawiskami lub 
faktami, które nie były początkowo brane pod uwagę; wskutek tej nie- 
zgodn'Ości z przyjętą hipotezą, tę ostatnią należało odrzucić, co prowa- 
dził'O d'O upadku całej teorji. Należało więc starą hipotezę zamienić inną, 
i na niej, jako na nowym fundamencie, budować nową teorję. Zdarzało 
się też, że uczeni zbyt skwapliwie rezygnowali ze starej hipotezy i opartej 
na niej teorji. Było wówczas rzeczą niezrozumiałą, w jaki sP'Osób hipoteza, 
która okazywała się jak gdyby nieprawdziwa, t. j. nie odpowiadająca 
rzeczywistości, m'Ogła jednakże tłumaczr.ć nietylko jakościowe, lecz i ilo- 
ściowe związki niekiedy bardzo obszernej dziedziny zjawisk fizycznych. 
To też zdarzały się przypadki, że nauka wracała do starej hipotezy, 


Chwohon. Fizyka Współczesna 20't
>>>
3 06 


T eorja elektronowa metali 


[XV 


wprowadzając do niej tylko pewne zI.liany, które nie dotykały wcale jej 
istoty; dzięki tej zmianie jednak wszystkie braki znikały, i dawna teorja 
mogła się rozwijać i rozszerzać, przynosząc ogromną korzyść nauce. 
Uderzający a jednocześnie pouczający przykład stanowi pod tym 
względem elektronowa teorja metali, którą tu właśnie rozpatrzymy. Po- 
wstała ona natychmiast po sformułowaniu teorji elektronów, t. j. w kotl- 
cu ubiegłego stulecia. Koło 1920 r. elektronowa teorja metali zaczęła się 
chwiać, i uczeni w sposób stanowczy ją odrzucali. Jeszcze w 1928 r. uka- 
zała się książka, w której rozdział poświęcony temu zagadnieniu kończył 
się uwagą, że hipoteza zasadnicza tej teorji nie może stanowczo odpo- 
wiadać rzeczywistości, niema jej jednak czem zastąpić. Lecz w tym samym 
czasie (1928 r.) ukazała się praca jednego z niemieckich uczonych, w któ- 
rej wprowadził on poprawkę do hipotezy zasadniczej, nie naruszającą 
zupełnie jej istoty, dzięki temu jednak wszystkie braki elektronowej 
teorji metali znikają. W chwili obecnej panuje nadal przekonanie, że hi- 
poteza zasadnicza elektronowej teorji metali jest słuszna, t. j. odpowiada 
. ,. . 
rzeczywlstoSCl. 
T eorja elektronowa metali dotyczy pewnego szczególnego przypadku 
bardzo obszernego zagadnienia mechanizmu przejścia prądu elektrycznego 
przez materję, mianowicie przypadku, gdy materją jest metal; metale na- 
leżą, jak wiadomo, do dobrych przewodników elektryczności. 
Odróżniamy dwa typy przenoszenia elektryczności przez materję: 
elektronowy i jonowy. Przy przenoszeniu elektronowem, lub, jak się mó- 
wi, przewodnictwie elektronowem płynie wyłącznie prąd elektronów w kie- 
runku przeciwnym do tego, który zwykle nazywa się kierunkiem prądu 
elektrycznego. Takie czysto elektronowe przewodnictwo mamy w pr6żni; 
wystarczy wymienić promienie katodowe choćby w lampach rontgenow- 
skich. Jonowem przenoszeniem elektryczności, lub przewodnictwem jono- 
wem nazywamy przypadek, gdy mamy do czynienia z ruchem atomów lub 
cząsteczek, będących nie w stanie obojętnym, lecz w stanie zjonizowanym. 
Mamy więc tu ruch jonów: dodatnich, które straciły jeden lub kilka elek- 
. tronów, lub ujemnych, które mają nadmiar jedn
go lub kilku elektronów. 
Cechą najbardziej charakterystyczną jest tu ruch cząsteczek materjalnych. 
Typowy przykład przewodnictwa jonowego stanowią roztwory elektro- 
litów. Aczkolwiek odnoszące się tu zagadnienia były zasadniczo 
wyjaśnione już w XIX w., a wykład ich znaleźć można w elementar- 
nych podręcznikach, jednakże przypomnimy tu w paru słowach istotę 
zjawiska. Elektrolitami nazywamy ciała, w których roztworach może na- 
stąpić elektroliza, t. j. które, jak pierwotnie przypuszczano, są rozkładane
>>>
I] 


Wstęp 


3°7 


przez prąd elektryczny, przechodzący przez roztwór, na części składowe, 
wydzielające się na zanurzonych w roztworze ,elektrodach. Wiadomo 00- 
,dawna, że elektrolity, zawierające sole, kwasy i zasady, rozpuszczone np. 
-w wodzie, ulegają samorzutnemu rozpadowi, czyli t. zw. dysocjacji elektro- 
litycznej. Część cząsteczek ciała rozpada się na dUJa jony różnoimiennie 
naelektryzowa.me. Tak np. w roztworze soli kuchennej mamy prócz czą- 
steczek soli również swobodne jony, a mianowicie atomy sodu, które stra- 
. ciły po jednym elektronie, i atomy chloru, które dołączyły do siebie rów- 
nież po jednym elektronie. Ładunki, znajdujące się na zanurzonych do 
-roztworu elektroda:ch, przyciągają do siebie swobodne jony, wskutek czego 
jony sodu poruszają się przez roztwór w kierunku ujemnie naładowanej 
katody, a jony chloru - do dodatnio naelektryzowanej anody. Tak więc, 
TIie można mówić ,0 tern, że prąd "rozkłada" substancję; ta ostatnia na- 
,wet bez prądu jest już częściowo rozłożona. Podczas włączenia roztworu 
w obwód zamknięty prądu elektrycznego, elektrody wywołują tylko ruch 
'składowych części elektrolitu, t. j. jonów w dwu przeciwnych kierunkach. 
Te dwa strumienie cząsteczek materjalnych stanowią właśnie całą istotę 
'prądu elektrycznego w roztworach elektrolitów. Inny ruch elektryczności 
;tu nie występuje; mamy więc do czynie
ia z przewodnictwem czysto jo- 
.nowem. 
Nie ulega wątpliwości, że metale mają czysto elektronowe przewod- 
nictwo, że więc "prąd elektryczny'" w metalach sprowadza się jedynie 
.do ruchu elektronów, tak jak to ma miejsce w próżni, przy tern i w tym 
przypadku elektrony płyną w kierunku przeciwnym do tego, który na- 
zywa się zwykle kierunkiem prądu elektrycznego. Natomiast ruch tak lub 
'inaczej naelektryzowanych atomów metalu jako takich nie zachodzi. 
Przekonywa nas o tern choćby fakt następujący: jeżeli zlutować końce 
,dwu prętów z różnych metali i przepuścić przez nie prąd elektryczny, to 
'nawet po długotrwałem działaniu prądu analiza chemiczna nie wykrywa 
w żadnej z warstw granicznych obu pręt6w jakichkolwiek śladów dru- 
'giego metalu; a ślady te musiałyby powstać, gdyby miało miejsce choćby 
-tylko częściowe przenoszenie jonowe, t. j. zjonizowanych atomów metalu. 
Tak więc metale mają przewodnictwo wyłącznie elektronowe. Zauważmy, 
:że z podwyższeniem temperatury przewodnictwo metali maleje, natomiast 
'przewodnictwo roztworów elektrolitów - rośnie. 
Czysto elektronowe oraz czysto jonowe przewodnictwo są jakgdyby 
dwoma krańcowemi przypadkami, pomiędzy któremi znajduje się szereg 
pośrednich. Należą tu pewne związki metali z siarką (siarczki) i tlenem 
{tlenki), w których przewodnictwo rośnie wraz ze wzrostem temperatury. 


1
>>>
3°1 


T eorja elektronowa metali 


[XV 


Następnie w pewnych związkach srebra z chlorowcami
 mamy przewod-' 
nictwo mieszane, t. j. jednpczdnie elektronowe i jonowe przenoszenie elek- 
tryczności. Wszystkie wymienione ciała należą do t. zw. półprzewodników 
elektryczności. Badanie mechanizmu przewodnictwa półprzewodników 
oraz nieprzewodnik6w, ściślej bardzo złych przewodników (noszą one je- 
szcze nazwę dielektryków), rozwinęło się bardzo w ostatnich czasach i da- 
ło wiele interesujących wyników. Istllienie przewodnictwa jonowego w cia- 
łach stałych zostało wykryte przez War b u r g a w 1884 r. w szkle- 
ogrzanem do 3000; okazało się przy tern, że prawa F a r a d a y'a, doty- 
czące roztworów elektrolitów, są tu również ściśle zachowane. Nie będzie- 
my się zatrzymywać na dalszych odnoszących się tu pracach;: zostały one- 
wykonane prawie całkowicie w ostatniem dziesięcioleciu. 
Zasady elektronowej teorji metali były podane przez uczonego nie- 
mieckiego P. D r u d e'go wkrótce po ukazaniu się teorji elektronów_ 
Podstawą tej teorji jest założenie, że podczas działania prądu elektrycz- 
nego na metal, następuje w tym ostatnim ruch elektronów. Zagadnienia
 
które teorja ta powinna rozstrzygnąć, są przedewszystkiem następujące:, 
1. Jakie jest pochodzenie elektronów, które, jak widać, mogą swo- 
bodnie poruszać się wewnątrz metalu? 
2. W jakim stanie znajdują się owe elektrony w metalu, gdy nie- 
działa nań siła elektryczna? 
3. Jak się odbywa sam ruch elektronów? 
4. Jak wytłumaczyć, t. j. wyprowadzić z założeń zasadniczych, znane 
prawo O h m a, wiążące natężenie otrzymywanego prądu elektrycznego. 
z wielkością działającą na metal (np. na końce przewodnika) siły elek- 
trycznej (elektrobodźczej) oraz zależność przewodnictwa od wymiarów 
i materjału przewodnika (drutu)? 
5. Czy teorja może wytłumaczyć jakościowo i ilościowo jedną z waż- 
nych własności metali, którą wyraża prawo W i e d e m'a n n a i F r a n- 
z a? Przypomnijmy, na czem ono polega. Jak wiadomo, metale są nie- 
tylko'dobremi przewodnikami elektryczności, lecz i dobremi przewod- 
nikami ciepła. Fizyka doświadczalna zdawna już opracowała metody 
bardzo dokładnego pomiaru zarówno przewodnictwa elektrycznego, jak 
i przewodnictwa cieplnego różnych ciał, w pierwszym rzędzie metali. 
Prawo W i e d e m a n n a i F r a n z a głosi, że dla tej samej temperatury 
przewodnictwo elektryczne i przewodnictwo cieplne są do siebie propor- 
cjonalne. Jeżeli dla każdej z tych dwu wielkości fizycznych obrać odpo- 
wiednią jednostkę, to wyrażą się one różnemi liczbami, które są- 
oczywiście dla rozmaitych metali niejednakowe. Oznaczmy wartości licz-
>>>
"S 2J 


Teorja D r u d e'go 


}Oj 


oowe przewodnictwa elektrycznego przez s, przewodnictwa cieplnego za
 
przez k. Praw{) W i e d e m a n n a i F r a fi z a stwierdza przedewszyst- 
kiem, że w danej temperaturze ułamek slk jest dla wszystkich metali jedna- 
KOWY. Co więcej, okazało się, że wraz ze zmianą temperatury zmienia 
.się wartość ułamka slk, mianowicie wzrasta ona proporcjonalnie do tem- 
peratury bezwzględnej, którą jak zawsze oznaczamy przez T (T = t + 
273,1°, gdzie t jest temperaturą w skali C e l s i u s z a). 
W ten sposób prawo W i e d e m a n n a i F r a n z a wyraża SIę pro- 
5tą zależnością 



=aT 
k ' 


(I) 


gdzie a jest pewną liczbą jednakową dla wszystkich metali, lecz zależną 
-oczywiście od wyboru jednostek wielkości s i k. 



 2. Teorja D r u d e'go. 


Przejdziemy teraz do omówienia teorji D r u d e'go. Wychodząc z za- 
'sadniczej hipotezy, że prąd w metalach przenoszony jest tylko przez elek- 
trony, a nie przez zjonizowane atomy metalu, D r u d e założył, że w ka- 
żdym metalu istnieją elektrony swobodne, które oderwały się od atomów 
metalu. Zasadą jego teorji jest sławna idea gazu elektronowego, t. j. pogląd, 
'że zbiór swobodnych elektronów w metalu zachowuje się jak gaz i przy tern 
jeąnoatomowy. Oznacza to, że gaz elektronowy posiada własności oraz 
można zastosować doń prawa, które wiążą się z pojęciem gazu jednoato- 
mowego. Rozpatrzeniem tych praw zajmuje się teorja kinetyczna gazów, 
która powstała w połowie XIX w. Przypomnijmy pokrótce niekt6re jej za- 
sady i wyniki. W swej najprostszej postaci teorja ta zakłada, że każdy gaz 
składa się z poszczególnych cząsteczek lub atomów, które nie oddziaływają 
'na siebie żadnemi siłami, z wyjątkiem przypadków, gdy się zderzają. Po- 
między dwoma kolejnemi zderzeniami cząsteczki gazu znajdują się w ru- 
chu prostolinijnym i jednostajnym. Ciała stałe i ciekłe, które .stykają się 
z gazem, np. ścianki naczynia, w którem gaz jest zawarty, ulegają uderze- 
-nmm nadbiegających ku nim cząsteczek (bombardowanie molekularne), co 
tłumaczy ciśnienie gazu. Prędkość drobin gazowych jest bardzo wielka; 
rośnie ona proporcjonalnie do pierwiastka kwadratowego temperatury 
1ezwzględnej gazu. Dla tlenu i azotu przy 0° C wynosi ona w przybli- 
żeniu 500 mIsek. Dla danego gazu, znajdującego się pod danem ciśnieniem, 
.(;harakterystyczne są następujące wielkości: liczba cząsteczek w jednostce
>>>
JiO 


T eorja ełektronowa metali 


[Xy 


objętości, np. w I cm 3 oraz t. zw. przeciętna droga swobodna cząsteczki_' 
Pierwszą z tych liczb, którą oznaczymy przez n, poznaliśmy w rozdz. II, 

 I; wynosi ona w przybliżeniu (w I cm 3 przy ciśnieniu I atmosfery oraz. 
w 00 C): 


n = 3.1019 


Przeciętną drogą swobodną (oznaczmy ją przez l) nazywa się wiel- 
kość, którą otrzymujemy w sposób następujący. Po każdem zderzeniu 
zmienia się kierunek ruchu cząsteczki, która wskutek tego biegnie po linji 
łamanej podobnego kształtu, jak tor cząsteczki w ruchach B r o w n a. 
Linja taka jest widoczna na fig. I, rozdz. II, 
 3; wprowadziliśmy tam 
równjeż, przy 
mawianiu znalezionych przez S m o l u c h o w s k i e g o' 
i E i n s t e i n a praw ruchów B r o w n a, pojęcie przeciętnej długości 
drogi. Jeżeli uwzględnić, że nawet w małej objętości gazu ogromna liczba 
cząsteczek porusza się w najrozmaitszych kierunkach, to staje się rzeczą 
jasną, że tory cząsteczek od jednego zderzenia do następnego są w dużym 
stopniu przypadkowe; mogą one ulegać zmianom w bardzo szerokich gra-' 
nicach. Jeżeli jednak wziąć wszystkie przebyte drogi bardzo wielkiej liczby 
cząsteczek gazowych, przy tern za okres czasu, w ciągu którego każda czą-, 
steczka doznała ogromnej liczby zderzeń, i utworzyć przeciętną wszystkich 
tych dróg, to otrzymamy pewną długość, która musi oczywiście zależo;:ć' 
jedynie od rodzaju gazu i ciśnienia, pod którym się on znajduje; ta wiel- 
kość jest 'właśnie przeciętną drogą swobodną l cząsteczki gazowej. T eorja 
kinetyczna gazów podała metodę obliczenia tej wielkości, przyczem otrzy- 
mano wynik uderzający. Okazało się np., że w powietrzu przy ciśnieniu 
normalnem (atmosfery czyli 760 mm rtęci) przeciętna długość drogi swo- 
bodnej jest wielkością rzędu, dziesięciotysięcznej części milimetra; jasnem 
jest, że wraz z rozrzedzeniem gazu wielkość ta musi rosnąć. Przyjmując,,_, 
że prędkość cząsteczek gazowych jest równa (p. wyżej) 500 mIsek, łatwo 
obliczyć, że każda cząsteczka doznaje w powietrzu przy 00 C i ciśnieniu. 
jednej atmosfery około pięciu tysięcy miljonów zderzeń w ciągu jednej 
sekundy. 
Pierwotna teorja k
netyczna gazów zakładała, że wszystkie cząstecz- 
ki danego gazu mają jednakową prędkość. Wielki uczony angielski C l. 
M a x w e 11 sformułował swoje sławne prawo rozkładu prędkości w da- 
nej ilości cząsteczek gazowyc
, która musi być zasadniczo olbrzymia.' 
Prawo to jest dość' skomplikowane i podawać go tu nie będziemy. Za-, 
uważmy tylko, że przypomina ono p'rawa, które czasami podaje statysty-
>>>
S 2] 


Teorja D r u d e'go 


3 II 


ka, szukając np. rozkładu wzrostu między wielką liczbą ludzi dorosłych 
jednakowej płci, żyjących w mniej więcej jednakowych warunkach. Jest 
rzeczą jasną, że wzrost większości ludzi skupia się koło pewnej przecięt- 
nej wielkości, niezbyt się od niej oddalając. Liczba zaś ludzi bardzo wy- 
sokich (wielkoludów) i bardzo niskich (karłów) jest stosunkowo bardzo 
mała. To samo ma miejsce również w przypadku rozkładu prędkości mię- 
dzy drobinami gazu według prawa M a x w ell a. Zamiast porównywać 
prędkości cząsteczek gazowych, można też porównywać energje ich ru- 
chów, które są proporcjonalne do kwadratów 'prędkości. 
Skomplikowany wzór podany przez M a x w e II a wskazuje, że 
ogromna większość cząsteczek posiada energję, która nie różni się zbytnio 
od przeciętnej wartości energij wszystkich danych cząsteczek. Liczba 
cząsteczek szybko maleje zarówno ze wzrostem jak i z ubywaniem encrgji 
i dochodzi do zera dla bardzo wielkich oraz bardzo małych energij. Należy 
uwzględnić, że prawo M a x w e 11 a zostało wyprowadzone na podstawie 
pewnych określonych założeń, na których się tu zatrzymywać nie możemy 
(p. niżej), i które w ostatnich czasach zostały zastąpione przez inne, da- 
jące rozkład prędkości (lub energji), różniący si:ę od rozkładu maxwel- 
lowskiego. Do prawa M a x w e II a wrócimy w 
 5 niniejszego rozdziału. 
Jak już mówiliśmy, .D r u d e założył, że elektrony swobodne w me- 
talu mają własności jednoatomowego gazu, że można więc mówić o "gazie 
elektronowym", który oderwał się od atomów metalu. Wiemy obecnie, 
że metale mają budowę krystaliczną, t. j. składają się z zespołu bar- 
dzo maleńkich kryształków. Zresztą mamy już obecnie sposób otrzymywa- 
nia "kryształów pojedyńczych", t. j. stosunkowo dużych kawałków metalu, 
kt6re stanowią jeden kryształ (metali "jednokrystalicznych"). O budowie 
kryształów mówiliśmy już w rozdz. V, 
 6; widzieliśmy, że atomy lub 
cząsteczki są w kryształach umieszczone w punktach węzłowych siatki 
przestrzennej. W przypadku metalu odnosi się to do poszczególnych jego 
atomów, jakby umocowanych w określonych punktach, koło których wy- 
konywają tylko niewielkie oscylacje, energja tych oscylacyj jest właśnie 
energją cieplną. Od tych atomów łatwo odrywają się jeden lub kilka 
elektronów w ten sposób, że w węzłach siatki pozostają jony dodatnie. 
Jednakże analogja pomiędzy gazem elektronowym i zwykłym nie może .; 
być zupełna. Nie mówiąc już o tern, że pomiędzy elektronami mamy 
odpychanie, którego niema pomiędzy cząsteczkami zwykłego gazu, na- 
leży zwrócić uwagę na to, że elektrony ulegają olbrzymim siłom przy- 
ciągania ze strony prawie nieruchornych dodatnio zjonizowanych atomów, 
które stanowią jakgdyby szkielet metalu. W skutek tego drogi przebywane
>>>
r 


3 12 


T eorja elektronowa metałi 


[XV 


przez elektron nie mogą już być prostolinjowemi, jak w gazach (p. wyżej), 
lecz muszą być silnie zakrzywione. Jest więc rzeczą jasną, że zidentyfiko- 
wanie ruchu elektronów z ruchem cząsteczek gazowych nie jest dosta- 
tecznie uzasadnione, i D r u d e stosował je jako pierwsze przybliżenie dla 
uproszczenia zagadnienia, mając przy tern możność używania pewnych 
gotowych już wzorów teorji kinetycznej gazów. 
Zasadnicza idea D r u d ego o obecności swobodnych elektronów 
w metalach znalazła swe potwierdzenie w zadziwiających doświadcze- 
niach uczonego amerykańskiego T o l m a n a, wykonanych w 1916 r. 
i. 1923 r. Są one oparte na rozumowaniach następujących. Wyobraźmy 
sobie mianowicie szybko poruszający się kawałek metalu, który się nagle 
zatrzymuje. Łatwo zrozumieć, że zmiana prędkości nie odrazu zostaje 
przekazana swobodnym elektronom, które są w dalszym ciągu w ruchu 
w kierunku już zatrzymanego ruchu metalu. Lecz przesunięcie wszystkich 
swobodnych elektronów w tym samym kierunku wewnątrz metalu stanowi 
nic innego, jak powstawanie w nim prądu elektrycznego. Dotyczy to rów- 
nież dowoln.ego przyśpieszenia lub zwolnienia ruchu metalu. Obliczenia 
wskazują, że powstające w takich warunkach prądy w metalu muszą być 
nadzwyczaj słabe, a wykryć je jest pod względem doświadczalnym ogrom- 
nie trudno. Jednakże T o l m a n, biorąc kawałek metalu, który wykony- 
wał bardzo szybkie ruchy drgające, zdołał pokonać wszystkie trudności 
i dowieść istnienia wspomnianego prądu oraz zmierzyć jego wielkość, któ- 
ra okazała się istotnie równa wartości, wynikającej z bardzo prostego ra- 
chunku. Doświadczenia te wykazały obecność swobodnych elektronów 
w metalu i musiały, - zdawałoby się! - nazawsze przekonać o ich ist- 
nieniu. Zobaczymy jednakże, że było inaczej. 
Wychodząc z wyżej podanych założeń, D r u d e dowiódł, że prowa- 
dzą one w sposób prosty i łatwy do zasadniczego dla teorji prądu elek- 
trycznego prawa O h m a, m. inn. zaś również do doświadczalnie stwier- 
dzonej zależności przewodnictwa od wymiarów przewodnika. D r u d e 
założył mianowicie, - że pod wpływem zewnętrznej siły elektrobodźczej 
elektrony otrzymują prędkość dodatkową w kierunku tej siły. Te dodat- 
kowe prędkości, powodujące przesunięcie całego gazu elektronowego 
w jednym kierunku, są też prądem elektrycznym, który powstaje pod 
wpływem zewnętrznej siły elektrycznej. Zwykły rachunek prowadzi wte- 
dy do prawa O h m a. W ten spos6b prąd elektryczny jest analogiczny 
do przedmuchiwania gazu przez ciało porowate, którego rolę odgryw
 
w tym przypadku szkielet metalu, utworzony przez jego jony: jest to co'Ś 
w rodzaju wiatru.
>>>
-s 2] 


Teorja D r u d e'go 


3 1 3 


Jak wiadomo, przewodnik, gdy przechodzi przezeń prąd elektryczny, 
-ogrzewa się, t. j. wydziela się w nim t. zw. ciepło J o u l eCa. Powstanie 
tego ciepła tłumaczy się w ten spos6b, że elektrony, które nabyły prędkość 
dodatkową, a więc i dodatkową energję kinetyczną, odda ją ją przy zde- 
rzeniach z jonami metalu, których ruch cieplny w ten sposób rośnie. 
Jest rzeczą szczególnie ważną, że hipoteza gazu elektronowego tłuma- 
-czy w zupełności prawo W i, e d e m a n n a i F r a n z a, które wyraża 
równo (I). T eorja kinetyczna gazów oddawna zanalizowała zagadnienie 
przewodnictwa cieplnego gazów i ma na nie gotowe wzory. Jeżeli je 
:zastosować w naszym przypadku, to można obliczyć owo dodatkowe prze- 
wodnictwo cieplne, które musi mieć metal dzięki obecnemu w nim ga- 
zowi elektronowemu. Okazuje się, że jeżeli otrzymane w ten sposób do- 
.datkowe przewodnictwo cieplne przyjąć za całkowite przewodnictwo ciepl- 
ne.metalu k, t. j. jeżeli założyć, że gaz elektronowy ma przeważającą rolę 
przy przenoszeniu ciepła z bardziej do mniej ogrzanego miejsca metalu, 
a na przewodnictwo elektryczne s przyjąć wyrażenie, które się otrzymuje 
:przy wyprowadzeniu prawa O h m a, wtedy otrzymujemy właśnie równo 
(I). Jest przy tern rzeczą szczególnie uderzającą, że liczba a zależna od 
wyboru jednostek przewodnictwa elektrycznego i cieplnego jest bardzo 
bliska wartości, jaką daje doświadczalne wyznaczanie wielkości k i S. Tak 
np. przy pewnym wyborze jednostek teorja daje na a wartość 2,27. 108 , 
doświadczenie natomiast daje dla szeregu metali wartości, wahające się 
'koło liczby 2,40.108. Jest to bezsprzecznie duży triumf elektronowej teorji 
metali. 
Jednakże uważna analiza wykryła wkrótce, że teorja ta jest wewnętrz- 
nie sprzeczna. Jeżeli mianowicie przewodnictwo cieplne sprowadza się do 
przewodnictwa cieplnego gazu elektronowego, to energja cieplnego ruchu 
drgającego jonów metalicznych w danem miejscu musi być w zupełności 
wyznaczona przez energję cieplną ruchu elektronów w tern samem miejscu, 
co jest możliwe tylko w przypadku, gdy ilość elektronów w jednostce obję- 
tości jest bardzo duża, i jest mianowicie' porównywalna z liczbą jon6w 
w jednostce objętości. Przeczy jednak temu wyraźnie fakt następujący. 
Według znanego prawa D u lon g a i P e t i t ciepło właściwe gram-atomu 
metalu czyli t. zw. ciepło właściwe atomowe równe jest liczbie 6, co jest 
bezwarunkowo słuszne, jeżeli założyć, że energja cieplna metalu jest 
wyznaczona przez energję kinetyczną ruchu jego atomów. Jeżeli jednak 
. przypuścić, że liczba swobodnych elektronów w metalu jest tego samego 
rzędu, co i liczba jonó
, to ciepło właściwe metalu musi być znacznie 
wic;ksze od 6. Fakt jednakże, że jest ono równe tej liczbie, wskazuje, że
>>>
34 


T eorja elektronowa metali 


[xv 


w zagadnieniu ciepła właściwego gaz elektronowy żadnej lub prawie żad- 
nej roli nie odgrywa. Możliwe to zaś jest tylko w tym przypadku, gdy 
liczba swobodnych elektronów jest bardzo mała w porów1?-aniu z liabą jo-, 
nów. W ten sposób dochodzimy do sprzecznych wniosków; wywód prawa 
W i e d e d e m a n n a i F r a n z a dowodzi, że liczba swobodnych elek- 
tronów musi być bardzo wielka, zaś prawo D u lon g a i P e t i t ze swej 
strony świadczy, że liczba ta jest bardzo mała w stosunku do ilości zjoni-. 
zowanych atomów w metalu. 



 3. Prace H. A. L o r e n t z a, J. I. F r e n k e l'a, J. J. T h o m s o n a. 


J 


D r u d e założył w swych rachunkach, że swobodne elektrony' poru-, 
szają się z jednakową prędkością. Wkrótce po ogłoszeniu pracy Dr u-. 
d e'go ukazała się praca znakomitego uczonego holenderskiego H. A. L 0- 
r e n t z a, w której rozpatruje on głębiej teorję gazu elektronowego, sto- 
sując doń prawo M a x w e II a (p. wyżej), t. j. zakłada, że rozkład pręd- 
kości wśród swobodnych elektronów jest taki sam, jak i w zwykłym 
gazie. Jednakże to "udoskonalenie" teorji D r u d e'go prowadzi raczej 
do gorszych rezultatów, ponieważ w prawie W i e d e m a n n a i F r a'n- 
z a daje ono w równo (I) na a wartości I!/z razy mniejsze, od danych 
doświadczalnych. 
Dalsze usiłowan:a szły w kierunku wprowadzenia d
 teorji gazu elek-- 
tronowego różnego rodzaju zmian. Wymienimy tu jedną z nich (z 19 1 5 
r.), którą zawdzięczamy uczonemu angielskiemu J. J. T h o m s o n'owi. 
Uczony ten zakłada, że elektrony nie poruszają się swobodnie pomiędzy' 
jonami, od jednego przypadkowego zderzenia do drugiego, lecz, że zo- 
stają one nieprzerwanie jakby przenoszone od atomu do atomu. Gdy nie 
działa ją' siły elektryczne zewnętrzne, to przenoszenie odbywa się w sposób 
nieup?rządkowany we wszystkich kierunkach. Natomiast pole elektryczne 
przyczynia się do unoszenia elektronów w kierunku działającej siły elek- 
. , 
trycznej. Tym właśnie nadmiarem przenoszeń jest uwarunkowane po- 
wstanie prądu elekuycznego w metalt;!. Ze wzrostem temperatury rośnie 
. , 
ruch cieplny atomów metali, i wtedy regularność przenoszenia zostaje za-, 
chwiana, natężenie prądu maleje, co właśnie odpowiada zmniejszeniu 
przewodnictwa elektrycznegq. W bardzo niskiej temperaturze, gdy ruch 
atomów jest więc bardzo słaby, tworzą się w metalu zamknięte tory elek- 
twnów; na torach tych elektrony poruszają się nieprzerwanie i regular- 
nie. Pole zewnętrzne uzgadnia te tory ze swoim kierunkiem, co też tłu- 
maczy nieprzerwany prąd w nadprzewodnikach (rozdz. XII, 
 2). Jednak.
>>>
S 3] 


Prace H. A. L o r e n t z a, J. I. F r e n k e l a, J. J. T h o m s o n a. 


3 1 5' 


i ta dowcipna teorja nie jest możliwa .do przyjęcia\ gdyż nie rozwiązuje' 
całego szeregu zagadnień. 
,Przez pewien czas zakładano rówlllez, że przy obniżeniu tempera- 
tury musi również maleć ruchliwość elektronów, które wreszcie, jak mó- 
wiono, niejako "przymarzają" do atomów. Wnioskowano stąd, że w bar-- 
dzo niskich temperaturach przewodnictwo cieplne metali ponownie maleje,. 
dążąc do zera. Pogląd ten został obalony przez odkrycie nadprzewodni- 
ków. W 1924 r. ukazała się szczegółowo opracowana teorja elektronowa. I 
metali uczonego rosyjskiego J. I. F r e n k e l'a (Leningrad), który za- ' 
kłada, że nawet w temperaturze bezwzględnego zera elektrony swobodne 
ma ją w metalu bardzo dużą energję kinetyczną ruchu, która nie ulega_ 
prawie zmianom ze wzrostem temperatury, i że liczba swobodnych elek., 
tronów jest mniej więcej taka sama, jak liczba jonów metalu. Do takiego. 
wniosku doprowadziło F r e n k e l'a rozważanie prz
chodzenia par me-., 
tali w stan ciekły i stały. Wiadomo, że..EJ.rLmetali są nieprzewodnikam
 
elektryczności ( dielektrykami). Wreszcie należy założy t, że zgodnie z te-. 
-,- orją B o h r a, elektrony 
ewnętrzne krążą w atomach metali na bardzo' 
wydłużonych elipsach, t. j. przy każdym obrocie dokoła jądra oddalają 
się odeń bardzo znacznie, natomiast elektrony walencyjne atomów meta-, 
loidów ,krążą po orbitach tylko nieznacznie wydłużonych. 
, W parach metali przeciętne wzajemne odległośCi atomów są stosunko-, 
wo duże nawet w porównaniu do orbit elektron?w walencyjnych, które, 
nie zbliżając się do atomów sąsiednich, pozostają ściśle związane ze swemi' 
go,spodarzami. Lecz, gdy nastąpi kondensacja pary, t. j. po przejściu me- 
talu w stan ciekły lub stały, atomy okazują się bardzo blisko siebie, i wte- 
dy zewnętrzne elektrony z łatwością przelatują od jednego do drugiego, 
przyczem wykonywają dokoła każdego z nich niewielką liczbę obrotów.. 
W ten sposób elektrony te błądzą w całej njmowanej przez metal obję-- 
tości. Są to właśnie owe tworzące "gaz elektronowy" swobodne elek-- 
trony, które, chociaż nie są w zupełności swobodne, nie są też jednak 
zWIązane.z jakimś określonym atomem. 
Zwróćmy uwagę, że zasadnicze myśli teorji F r e n k e l'a tłumaczą, 
czemu gaz elektronowy zupełnie lub prawie zupełnie nie wpływa na prze-- 
wodnictwó cieplne metalu. Postępując w ten sposób dalej, F r' e n k e l for-- 
mułuje swą teorję przewodnictwa elektrycznego i cieplnego, wyprowadza 
prawo W i e d e m a n n a i F r a n z a i podaje warunki, dla których pra- 
wo to musi być słusznem. Teorja F r e n k e l'a nie potrafiła przekonać:: 
uczonych, którzy uważali, że teorja swobodnych elektronów w metalu:' 
musi być odrzucona. Jeszcze bowiem w 1928 r. pisano, ż
 swobodnych
 
elektronów wogóle niema.
>>>
/ 
I 


J 


-3 16 


T eorja elektronowa metali 


(XV 



 4. T eorja S O m m e r f e l d a. 



 

 


Pomimo to właśnie w 1928 r. mamy do zanotowania duży przewrót 
, lzięki pięknej pracy uczonego niemieckiego A. S o m m e r f e l d a. 
Przedtem już zdążyła znacznie się rozwinąć nowa mikromechanika, któ- 
rej poświęcimy ostatni rozdział tej książki, i której wspaniały rozwój roz- 
począł się w 19 26 r., chociaż początki jej datują się już od 19 2 4 r. 
S o m m e r f e l d skorzystał z podstaw nowej mechaniki oraz z pewnych 
: bardzo doniosłych nowych zasad, o których powiemy tu słów kilka. 
Zajmiemy się przedewszystkiem sławną zasadą, która od nazwiska 
swego odkrywcy, nosi nazwę zasady P a u l i'ego lub też zakazu p a u 1 i'- 
, ego (P a u l i - Verbot). W rozdz. IV, 
 8 poznaliśmy pojęcie kwantowani.a 
. oraz pewne wielkości, które noszą nazwę wyrazów widmowych. Widzieli- 
u śmy, że kwantowanie daje dla obracającego się dokoła jądra atomowego 
. elektronu kształt i wymiary orbity, a czasami i jej położenie w przestrzeni. 
Nie wyczerpuje to jednak zupełnie zagadnienia kwantowania. Dodamy 
tu mianowicie jedno doniosłe uzupełnienie. W rozdz. II, 
 5 mówiliśmy 
, mimochodem o obracających się elektronach. Prędkość obrotu jako jedna 
z wielkości, która określa "stan elektronu'" a więc i stan atomu, kt6ry 
go zawiera, musi być również poddana kwantowaniu, t. j. na podstawie 
ustalonych reguł (rozdz. IV, 
 8) muszą być znalezione możliwe wartOŚci 
'tej prędkości. Okazuje się przy tern, że możliwe są tylko dwa przypadki, 
-, a mianowicie dwa obroty o jednakowych co do wartości, lecz przeciwnych 
co do kierunków prędkościach kątowych. Mamy więc tylko dwie możliwe 
liczby kwantowe, a zatem każdy z zewnętrznych elektronów atomu jest 
scharakteryzowany przez zbiór pewnych (zazwyczaj czterech) liczb kwan- 

 towych, energja atomu zaś jest wyznaczona przez liczby kwantowe wszy- 
stkich obecnych w nim elektronów. 
Zasada P a u l i'ego (1927) głosi, że każdej grupie liczb kwantowych 

 może odpowiadać jeden i tylko jeden elektron. Nazwijmy dwa elektrony 
r6wnoważnemi, jeżeli wszystkie ich liczby.kwantowe są jednakowe, Za- 
sadę P a u l i'ego można wówczas sformułować w ten sposób: W atomie nie 
może być dwóch (lub więcej) elektronów równoważnych. Każdy elektron 
musi mieć swą grupę liczb kwantowych. Pow6d, dla którego w atomie nie 
- może być choćby dwu równoważnych elektronów, jest nieznany. To też 
,.zasada P a u l i'ego robi wrażenie jakiegoś dekretu lub też "zakazu"; stąd 
:.też nazwa: "zakaz" P a u l i 'ego. Możemy jeszcze to samo wyrazić inaczej, 
.a mianowicie:" niezależnie od ilości elektron6w zewnętrznych w atomie, 
..każdy z nich musi różnić się od wszystkich innych choćby jedną z li-czb
>>>
s 
] 


T eorja S o fi fi e r f e ł d a 


JI7 


kwantowych, np. liczbą, która wyznacza prędkość kątową ruchu obro- 
towego elektronu w jedną (+) lub przeciwną (-) stronę. 
Zauważmy, że zakaz p a u l i'ego rzuca światło na stopniową budowę 
i nadbudowę warstw K, L, M i t. d. (rozdz. IV, 

 4 i 5) oraz zawartych 
w nich podgrup. Liczba elektronów w każdej warstwie i w każdej 
podgrupie nie może przekraczać określonej wartości. Gdy warstwa lub pod- 
grupa są wypełnione, wtedy mamy widocznie elektrony o wszelkich mo- 
żliwych w danym przypadku kombinacjach liczb kwantowych. Ani jeden 
elektron nie może być tu dodany, bowiem jego liczby kwantowe okaza- 
łyby się iclentyczne z liczbami kwantowemi jednego z elektronów, który 
już jest zawarty w warstwie lub podgrupie, co jest właśnie "zakazane". 
Weźmy najprostszy przypadek - warstwę K. Możliwe są tu dwa kwan-, 
towania, z których pierwsze jest dane przez równo (5) rozdz. IV, 
 3., 
przyczem dla warstwy K mamy k = I, zaś drugie daje kierunek i wielkość. 
ruchu obrotowego elektronów; jak już wiemy, otrzymujemy dwie liczby 
kwantowe o różnych znakach. Stąd widać, że w warstwie K mogą być 
tylko dwa elektrony, trzeci bowiem jest już, zgodnie z zakazem P a u l i'ego, ' 
niedopuszczalny. W ten sam sposób można dowieść, że w warstwie L nie' 
może być więcej niż 8 elektronów, w warstwie M więcej niż 18-cie i t. d., 
W temperaturze zera bezwzględnego energja atomów normalnych 
niewzbudzonych musi być minimalna. Jednakże minimum to, dzięki za- 
kazowi P a u l i'ego, nie jest bezwzględne, t. j. energja nie jest najmniejsza, , 
którą można sobie dla danego jądra oraz dla danej liczby elektronów 
zewnętrznych pomyśleć, lecz tylko względne. Gdyby nie było ogranicza- 
jącego zakazu, to wszystkie elektrony przeszłyby na jednakową najbliższą 
jądra atomu odległość, t. j. do warstwy K, co jest jednak niemożliwe, po- 
nieważ w warstwie tej mogą się znaleźć tylko dwa elektrony, i tylko pod 
warunkiem, że ich osie obrotu (lepiejby je było nazwać osiami magnetycz- 
nemi, ponieważ obracający 'się elektron 'jest jednocześnie maleńkim ma- 
gnesem), mają kierunki przeciwne. 
Przejdziemy teraz do innej zdobyczy naukowej, którą nauka zo- 
stała wzbogacona w 1926 r. dzięki pracom młodego uczonego italskiego. 
E. F e r m i'ego. Uczony ten zastosował ideę zakazu P a u l i'ego, dotyczą- 
cą budowy atomu, w dziedzinie zupełnie innej. Widzieliśmy wyżej, że 
C I. M a x w e II rozwiązał zagadnienie rozkładu prędkości, lub, po- 
wiedzmy lepiej - energji kinetycznej ruchu pomiędzy cząsteczkami danej 
ilości gazu, a H. A. L o r e n t z założył, że gaz elektronowy podlega 
maxwellowskiemu rozkładowi energji. Mówiliśmy też, że założenie L 0- 
r e n t z a nie przyczyniło się do udoskonalenia teorji D r u d e'go, lecz:, 


f 


r
>>>
3I8 


T eorja elektronowa metali 


[XV 


raczej do pogorszenia otrzymywanych rezultatów. Aby choćby w pewnym 
,tylko stopniu wyja£nić ideę F e fm i'ego oraz jej związek z zakazem 
'p a u l i'ego, ograniczymy się jedynie do niewielu wskazówek drogą pe- 
wnych analogij, nie możemy bowiem wdawać się w bardzo skomplikowane 
wywody matematyczne. 
Z punktu widzenia historycznego mamy trzy meto-dy. rozkładu energji 
'w cząsteczkach gazu zwykłego lub elektronowego, przyczem dla ilustracji 
zamiast rozkładu energji możemy mówić o rozkładzie danej liczby cząste- 
-czek w r6żnych komórkach, z których każda odpowiada pewnej określo- 
nej energji. Nie dotykamy tu jednak zagadnienia jaki jest w danej chwili 
rozkład faktyczny cząsteczek w przestrzeni, wypełnionej przez dany gaz. 
Aby trzy wspomniane metody zilustrować, rozpatrzymy nadzwyczaj pro- 
sty przypadek rozkładu, który daje jednakże pewne pojęc:e o istocie spra-' 
'wy. Przypuśćmy, że należy ulokować dwie kule a i b w dwu naczyniach 
_A i B. Trzy metody żądanego rozkładu polegają na następującem. 
/ 1. Sposób klasyczny, który stosował M a x w e II i który szczególnie 
został rozwinięty przez uczonego austrjackiego B o l t Z m a n n a. Po- 
]ega on na tern, że każdej cząsteczce przypisujemy nietylko samoistne ist- 
,nienie, co jest samo przez się zrozumiałe, lecz że cząsteczki są jakby ponu- 
:merowane w ten sposób, że zamiana jednej cząsteczki przez drugą daje 
już nowy rozkład. W tym przypadku możliwe są cztery rozkłady kul a 
:1 b w dwu naczyniach A i B, a mianowicie: 


A'B 
ab 
ab 
a b 
b a 


Obie kule w A 
Obie kule w B 
a w A, b, w B 
b w A, :! W B. 


tI 


Pozatern żadnych warunków ograniczających tu mema. 
II. Inny sposób zaproponował uczony induski B o s e, a zastosował 
-go w pewnych swych pracach E i n s t e i n, to też nosi on nazwę metody 
B o s e'go - E i n s t e i n a. Metoda ta była stosowana przez E i n- 
. $ t e i n a do kwantów światła, które są uważane niejako za iden- 
tyczne, jeżeli ma ją tę samą wielkość E = hv, t. j. jednakową częstość 
..drgań (rozdz. III, 
 3). Przestawianie kwantów nie daje zatem nowego 
:,rozkładu, całkowita więc liczba przestawień wynosi trzy:
>>>
'$ 4J 


T eorja S o m m e r f e l d a 


3I
 


A B 
ab 
ab 
a b 


Obie kuje w A 
Obie kuje w B 
Jedna kuJa wA, druga w B. 


III. Sposób P a u l i - F e r m iCego. Zasada P a u l iCego nie dopuszcza l...../ 
istnienia w atomie dwóch ele
ironów, będących w zupełnie jednakowych 
stanach, t. j. mających te same Jiczby kwantowe. Stosując tę myśl do po- 
wyższego przykładu, powiemy, że dwie kuje nie mogą się znaleźć w je d- 
nem naczyniu. Pozostają więc tylko dwa możliwe rozkłady: 


A B 
a I b 
b a 


co jest samo przez SIę zrozumiałe. 


Tę właśnie zasadę, która nie pozwala na współistnienie dwóch czą- 
steczek, znajdujących się w tym samym stanie, zastosował F e r m i do ga- 
zów i znalazł przy tern rozkład prędkości, który różni się w sposób istotny 
od rozkładu maxwellowskiego. Okazuje się, że w każdym kierunku ruchu 
mamy tylko jedną cząsteczkę, co jest słuszne nawet dla bardzo wielkich 
prędkości. W związku z tern teorja F e r m iCego daje zupełnie nowe roz- 
wiązanie zagadnienia zależności encrgji gazu od jego temperatury. Dawna 
teorja prowadziła do wniosku, że energja gazu jest proporcjonalna do 
temperatury bezwzględnej T (tO C + 273,1°), a więc dla bezwzględnego 
-zera temperatury energja równa się zeru. Teorja F e r m iCego daje dla 
T = o pewną wartość energji gazu, która w niskich temperaturach nie 
'zależy od temperatury, następnie rośnie powoli i tylko dla stosunkowo 
wysokich temperatur staje się równą tej, którą daje dawna teorja. 
Powyższą teorję F e r m iCego zastosował S o m m e r f e l d, do gazu 
,elektronowego zawartego w metalu, zamiast stosowanej przez H. A. L 0- 
r e n t z a teorji M a x w e II a. Okazało się, że przy T = o prze- 
ciętna energja kinetyczna elektronów nie jest równa zeru (nie przymar- 
zają one do atomów), lecz ma wartość tern większą, im bardziej gaz jest 
:ściśniony, t. j. im pod większem znajduje się ciśnieniem. Liczba 
elektronów w danej objętości gazu jest mniej więcej równa liczbie ato- 
mów metalu. Prędkość elektronów jest w przybliżeniu równa prędkości 
ruchu elektronów zewnętrznych (walencyjnych) w poszczególnym ato- 
mie. Wzrost prędkości przy przejściu od temperatury T = o nawet do 
zwykłych temperatur jest bardzo nieznaczny . Ciepło właściwe takiego 
ibardzo gęstego gazu elektronowego jest bardzo nieznaczne, jak właśnie
>>>
3 20 


Teorja elektronowa metalI 


[XV 


być powinno (
 2) zgodnie z danemi doświadczeniami. Do ciepła właśc:- 
wego metalu gaz elektronowy nic prawie nie dodaje. 
S o m m e r f e l d obliczył przewodnictwo elektryczne s i przewod- 
nictwo cieplne k. Niestety doświadczalne sprawdzenie otrzymanych przez 
niego związków nie jest możliwe, gdyż zawierają one przeciętną dłu- 
gość drogi swobodnej elektronu l (
 2), która nie jest żnana. Jeżeli jednak 
podzieli"ć k przez s, wówczas przeciętna' .długość drogi swobodnej l się 
skraca, 't. j. znika z równań, i otrzymujemy znaną zależność (I) 


s __ aT 
k- , 


przyczem otrzymana w ten sposób wartość na a, jest w doskonałej zgo- 
dżie z doświadczeniem. Jeżeli dla metali wziąć znane nam przewod- 
nictwo elektryczne i jego zależność od temperatury, to można wypro- 
wadzić ciekawe wnioski, dotyczące przeciętnej drogi swobodnej l elektro- 
nów w metalu. Okazuje się, że l jest odwrotnie proporcjonalne do tem- 
peratury bezwzględnej T. Droga swobodna rośnie nieograniczenie, gdy 
zbliżamy się do temperatury T = o. Wielkość l zaś jest w temperaturze 
pokojowej równa mniej więcej jednej dziesięciotysięcznej części milime- 
tra, t. j. jest bliska długości drogi swobodnej cząsteczki gazu, która znaj- 
duje się w temperaturze 0° i przy normalnem ciśnieniu (7 60 mm słupa 
rtęci). Cząsteczki w takim gazie znajdują się jednakże daleko od siebie, 
t. j. koncentracja jest bardzo mała. Natomiast w gazie elektronowym 
koncentracja jest, jak widzieliśmy, bardzo wielka, równa się bowiem 
w przybliżeniu koncentra,cji atomów w stałym metalu. Odgrywa tu oczy- 
wiście rolę względnie mały rozmiar elektronów, który zmniejsza prawdo- 
podobieństwo zderzeń. Nie możemy się tu wdawać w dalsze szczegóły, do- 
tyczące pracy S o m m e r f e l d a, w wielu punktach związanej z nową 
mikromechaniką. Wyżej powiedziane wystarczy jednak, do zrozumie- 
nia, że nauka całkowicie wróciła do odrzuconej w ciągu pewnego czasu 
zasadniczej hipotezy swobodnych elektronów, które tworzą wewnątrz 
każdego metalu gaz elektronowy. 



 4. Emisja elektronów przez ciała rozgrzane l zImne. 


Zjawisko, które będzie tu rozpatrzone, jest ostatnio niezwykle po- 
pularne dzięki zastosowaniom w komunikacji radjowej, zwłaszcza na da- 
lekie odległości. Używa się przy tern szczególnego rodzaju maleńkich lam- 
pek, które są w sprzedaży pod różnemi nazwami, jak np. lamp katodo-
>>>
41 


Emisja ełektron6w przez ciała rozgrzane i zimne 


3 21 


wych, lamp detektorowych i t. p. Istota zjawiska polega na tern, że 
z powierzchni ciała, posiadającego dostatecznie wysoką temperaturę wy- 
biegają elektrony. Zjawisko to zostało odkryte jeszcze w 1884 r. przez 
E d i s o n a, który zauważył, że w próżni odbywa się przenoszenie ładun- 
ku elektrycznego od ciała rozżarzonego do ciał otaczających. Szczególnie 
wszechstronnie badał to zjawisko, począwszy od 1900 r., O. W. R i- 
c h a r d s o n. Uczony ten wprowadził, dla prądu elektrycznego, pocho- 
dzącego od ciała rozgrzanego, nazwę prądu termojonowego, zaś dla czą- 
steczek, które z takiego ciała wylatują - nazwę termojonów. Przekona- 
my się, że termojonami mogą być nietylko elektrony, lecz również jony 
dodatnie, t. j. atomy lub cząsteczki, które straciły jeden lub kilka elek. 
tronów. 
R i c h a r d s o n umieszczał w próżni naprzeciwko rozżarzonej 
płytki metalowej inną, zimną, połączoną z elektrometrem; pomiędzy teml 
płytkami ustalono pewną ,różnicę potencjałów Votakim znaku, aby pod 
jej wpływem termojony były w ruchu od płytki rozgrzanej do zimnej. 
Zwykle zamiast rozzarzonej płytki używamy drucika np. platynowego 
lub wolframowego, ogrzewanego prądem elektrycznym, zamiast zaś zim- 
nej płytki stosujemy wydrążony walec o cienkich ściankach, wzdłuż 
osi którego jest przeciągnięty rozżarzony drucik. Elektrometr zastępujemy 
czułym galwanometrem, który jest połączony z ziemią i mierzy natęże- 
nie prądu termojonowego. Pozwala to obliczyć natężenie prądu, wycho- 
dzącego z centymetra kwadratowego powierzchni ciała nagrzanego, w am- 
perach. W ten sposób można zbadać doświadczalnie dużą liczbę różno- 
rodnych zagadnień, dotyczących rozmaitych warunków, które wpływają 
na bieg zjawiska. Wpływy te nadzwyczaj komplikują zjawisko, tak że 
bardzo trudno je zanalizować i należycie rozważyć działanie każdego. 
Do takich należą: temperatura ciała, które wysyła termojony, rodzaj tego 
ciała, stan jego powierzchni, domieszki w nim zawarte, w tej liczbie 
również gazy, rodzaj gazu lub pary, która otacza ciało rozgrzane, ciśnie- 
nie tego gazu, t. j. stopień jego rozrzedzenia i t. d. Liczba prac, które 
są poświęcone rozwiązaniu tych zagadnień, ogromnie urosła od chwili 
wynalezienia lampy katodowej i wyświetlenia doniosłego znaczenia zja- 
wisk termojonowych dla celów technicznych. Prócz wspomnianych za- 
gadnień, które dotyczą różnych warunków, wpływających na emisję ter- 
mojonów, powstaje jeszcze ciekawe zagadnienie prędkości termojonów 
przy wyjściu z powierzchni emitującej. 
Mówiliśmy już wyżej, że termojony mogą być bądź elektronami, bądź 
też jonami, t. j. dodatnio naelektryzowanemi atomami lub cząsteczkami 


chwolson. Fizyka Współczesna. 2ł--:-
>>>
)22 


T eorja elektronowa metali 


[XV 


Uczeni zainteresowali się początkowo najbardziej emisJą elektronów przez 
ciała rozgrzane. Sprawie tej jest poświęcona prawie cała niezmierna li- 
teratura o zjawiskach termojonowych, i tylko ona gra rolę w technice, 
np. w komunikacji radiowej. Emisją dodatnich cząstek materjalnych 
zajmowało się stosunkowo niewielu badaczy, powiemy o tern zjawisku 
parę słów na zakończenie. Zauważmy jeszcze tylko, że elektrony można 
odróżnić od jonów na zasadzie następujących rozważań. Widzieliśmy, 
że w opisanym wyżej przyrządzie ustalamy między wewnętrznym dru- 
cikiem a zewnętrznym walcem, choćby przy pomocy baterji akumulato- 
rów, różnicę potencjałów V. Jeżeli drucik jest przy tern naładowany 
(-), a walec (+), to pole elektryczne pędzi elektrony od drucika do 
walca, natomast jony - z powrotem do drucika. Jeżeli zmieniać kieru- 
nek pola tak, aby drucik był naładowany ( +), a walec - (-), to jo- 
ny zostaną przenoszone do walca, elektrony zaś będą podlegać siłom, 
skierowanym od walca do drucika. Aby elektrony mogły w tym wypadku 
dojść do walca, koniecznem jest, by zasób energji kinetycznej J ruchu 
elektronów przy ich wyjściu z powierzchni ciała rozgrzanego był dosta- 
teczny do wykonania pracy przezwyciężenia sił elektrycznych na dro- 
dze od drucika do walca. Wiemy, że praca ta równa się iloczynowi eV, 
gdzie e jest ładunkiem elektronu, V zaś różnicą potencjałów, którą elek- 
trony muszą przezwyciężyć. Aby zatem elektrony mogły dojść do wal- 
ca i zostać wykryte przez elektrometr lub galwanometr, musi być speł- 
niona nierówność: J większe od eV, t. j. 


JeV 


(6) 


Jeżeli teraz powiększać różnicę potencjałów V, to osiągniemy wkoń- 
cu taką wartość V, przy której prądu między drucikiem a walcem niema. 
W tej chwili mamy więc równość: 


J=eV 


(7) 


Ponieważ e i V są znane, więc równość ta daje nam energję kine- 
tyczną elektronu w chwili jego wyjścia z powierzchni ciała rozgrzanego, 
łatwo więc stąd obliczyć prędkość ele.ktronów, które opuszczają drucik. 
Sprawa nie jest jednak tak prosta, w rzeczywistości bowiem elektrony 
wylatują z powierzchni ciała rozgrzanego z bardzo różnemi prędkościa- 
mi. Dla każdego V dosięgną walca tylko te elektrony, które czynią zadość 
nierówności (6). Stąd wynika, że ze wzrostem V musi maleć na- 
tężenie prądu, który przechodzi przez galwanometr. Badając to stopnio-
>>>
4) 


Emisja elektron6w przez ciała rozgrzane i zimne 


3 2 3 


we zmniejszanie się natężenia, można poznać rozkład prędkości termo- 
elektronów. Badania takie były wykonywane wielokrotnie, przyczem 
.otrzymano godny uwagi wynik, na którym się nieco zatrzymamy. 
W 
 2 poznaliŚmy prawo rozkładu prędkości między cząsteczkami 
zwykłego gazu, które podał M a x w e 11. Prawo to rozpatrzymy teraz 
nieco uważniej. Widzieliśmy mianowicie, że istnieje pewna przeciętna 
prędkość dla wszystkich cząsteczek, która dla danego gazu zależy jedynie 
od jego temperatury. Olbrzymia większoś
 cząsteczek posiada prędkości, 
'które są większe lub mniejsze od przeciętnej, lecz niewiele się od niej 
różnią. O wiele mniejsza jest liczba cząsteczek, których prędkości są 
:znacznie większe lub mniejsze od przeciętnej. M a x w e 11 wyprowadził 
wzór, pozwalający obliczyć liczbę cząsteczek o danej prędkości, jeżeli 
.dana jest ogólna (olbrzymia) ich liczba N. Niech v będzie prędkością 
przeciętną. Wzór M a x w e II a pozwala obliczyć jaką część wszystkich 
..cząsteczek stanowią te, których prędkości znajdują się np. między 0,9 V 
,a I,IV, lub między 0,7V a I,3V, między 0,5V a v, między v i I,5V, między 
!;1v i !4v, między lhov i 1/15V, między 2V i 3V, między 7V i 8v i t. d. 
Prawo M a x w e II a daje jasny obraz rozkładu prędkości między czą- 
:steczkami gazu w danej jego temperaturze. Gdy temperatura rośnie, rośnie 
również przeciętna prędkość v, lecz prawo rozkładu prędkości pomiędzy 
wszystkiemi N cząsteczkami pozostaje bez zmiany. 
Po tej dygresji wrócimy do elektronów, wylatujących z powierz- 
-chni ciała rozżarzonego. Badania, których podstawy w krótkości na- 
szkicowaliśmy, doprowadziły do godnego uwagi wyniku: prawo rozkładu 
prędkości termoelektronów jest identyczne z prawem M a x w e II a roz- 
kładu prędkości cząsteczek gazu. Fakt ten doprowadził do idei przepro- 
wadzenia analogji pomiędzy strumieniami elektronów, wylatujących z cia- 
Ja rozżarzonego, a gazem; bardzo często używa się nazwy "gazu elektro- 
nowego". 
Podamy tu parę faktów doświadczalnych. Wszystkie metale i bardzo 
wiele innych ciał wysyła po należytej obróbce i w dostatecznie wysokiej 

emperaturze, w ilości dostrzegalnej strumienie elektronów. Możliwe, że 
taka emisja odbywa się również w niewysokich lub nawet we wszystkich 

emperaturach, lecz, że w tym wypadku liczba elektronów jest zbyt mała, 
aby mogła być zauważona. Jaką obróbkę mamy na myśli, widać z następu- 
jącego. Jeżeli weźmiemy świeży drucik, wtedy daje on początkowo prąd 
przez galwanometr w obu kierunkach przy dość nawet dużej różnicy poten- 

jałów V (p. wyżej). Wskazuje to, że drucik ten emituje zarówno ujemne 
.elektrony, jak i dodatnie jony. Jeżeli jednak dość długo go wyżarzać, wy- 


]L/ 
f
>>>
324 


T eorja elektronowa metali 


[XV 


pompowując wydzielające się z niego gazy lub, co jest jeszcze lepsze, 
opłukując go czystym tlenem, wówczas emisja dodatnich jonów zanika- 
a emisja elektronów przyjmuje stałą wartość. Jeżeli pozostawić drucik 
w ciągu pewnego czasu na otwartem powietrzu, wówczas "psuje się" on 
i zaczyna ponownie emitować zarówno elektrony jak i jony. Te ostat- 
nie są przypuszczalnie emitowane przez sole, zawarte w pyle (p. niżej), 
który osiada na druciku. Drucik platynowy musi być ogrzany mniej 
więcej do 1000 0 C, aby dać prąd dostrzegalny w galwanometrze; sód 
daje dość silny prąd już przy 3000 C. 
Wraz ze wzrostem temperatury natężenie strumienia termojonów ro-, 
śnie początkowo powoli, a następnie coraz prędzej. R i c h a r d s o n wy- 
prowadził teoretycznie wzór, który wyraża zależność natężenia emisji elek- 
tronów do temperatury ciała emitującego; wzór ten jest dość skompliko-. 
wany, to też nie będziemy go tu podawać. Pomimo że uległ on później 
pewnym zmianom, możemy stwierdzić, że daje on wyniki, które są w bar- 
dzo dobrej zgodzie z doświadczeniem. 
Obecność gazów i par wpływa bardzo silnie na emisję elektronów. 
Zwykle zjawisko jest obserwowane w próżni, t. j. w tym wysokim stop- 
niu rozrzedzenia, które pozwalają osiągnąć współczesne pompy. Taką 
właśnie próżnię mamy w lampach katodowych, które weszły obecnie 
w ogólne użycie. 
Liczne ciała wysyłają elektrony o wiele intensywniej od metali. Na- 
leżą tu tlenki metali ziem alkalicznych, np. tlenek wapnia (wapno), 
tlenek baru i inn. Na tern polega konstrukcja rury We h n e l t a, zawie- 
rającej rozżarzoną płytkę platynową, pokrytą cienką warstwą wapna. 
Jeżeli umieścić taką katodę w rurce wyładowań, to okazuje się, że koło 
katody nie powstaje owe wysokie napięcie pola elektrycznego, o którem 
była mowa w 
 3 przy opisie metody L o S u r d o. Okoliczność ta daje 
katodzie W e h n e l t a w wielu wypadkach dużą przewagę. 
Duży wpływ na emisję termojonową mają pewne gazy, w szczegól- 
ności wodór, którego nieznaczne ślady (ciśnienie 0,0006 mm słupa rtęci) 
mogą powiększać emisję elektronów 2500 razy. Należy przypuszczać" 
że powierzchnia rozżarzonego ciała jest w tym wypadku pokryta bardzo 
cienką warstwą wodoru, którego cząsteczki są naelektryzowane dodatnio.. 
wskutek czego ich obecność musi przyczynić się do wyrwania elektro- 
nów z warstwy powierzchniowej rozżarzonego ciała. Węgiel używany 
w żarówkach również emItuje elektrony silniej od metali; w dobrej 
próżni prąd może sięgać kilku amperów na cm kw. powierzchni. Jednak- 
"'.e emisja ta jest prawdopodobnie spowodowana obecnością domieszek;
>>>
.s 4] 


Emisja elektronów przez ciała rozgrzane i zimne 


325 


'czysty węgiel err.ituje mniej niż metale. Drucik wolframowy daje przy 
,;uooo C prąd około I ampera na I cm kw. powierzchni. Glin w wo- 
.dorze może dawać prąd do 1000 amper6w na centymetr kwadratowy. 
Uczony amerykański I. L a n g m u i r dokonał w 1923 r. za- 
.dziwiającego odkrycia. Już w 1913 r. stwierdził on, że emisja elektronów 
rozżarzonego drucika wolframowego ulega czasem duzym wahaniom. 
Przyczyna tych wahań polega na domieszkach metalu toru. Systematycz- 
ne badanie drucików, z
wierających I - 2% tlenku toru dowiodło, że 
przy pewnej obróbce druciki takie dają emisję, która wiele tysięcy razy 
przewyższa emisję czystego wolframu. Dzieje się to skutkiem utworze- 
nia się warstwy atomów toru na powierzchni wolframu. Podczas roz- 
żarzania drucika, zawierającego tlenek toru, mniej więcej do 2500° C 
następuje rozkład tego tlenku. Dalsze długotrwałe ogrzanie do 1700° C 
wywołuje przejście atomów toru na powierzchnię drucika w ten sposób, 
że pewna część tej powierzchni zostaje pokryta atomami toru. Prawdo- 
podobnie liczba ich nie przekracza połowy liczby atomów wolframu, znaj- 
dujących się na powierzchni druaika. Tor wyparowuje, lecz zostaje za- 
stąpiony przez nowy, który dyfunduje z drucika na jego powierzchnię. 
Własność ta będzie prawdopodobnie wyzyskana przy wyrobie t. zw. lamp 
katodowych. 
W skazaliśmy wyżej, że świeży druc;k wysyła prócz elektronów 
również jony dodatnie. R i c h a r d s o n bardzo szczegółowo badał to 
zjawisko. Doszedł on do wniosku, że w wielu wypadkach jony te skła- 
-dają się z atomów potasu, a czasem i sodu; zostają one wyrzucane przez 
warstwy metali, zawartych w pyłkach, które osiadają na powierzchn; 
.drucika. Bardzo wielką liczbę prac poświęcono zbadaniu emisji jo- 
'nów dodatnich przez najrozmaitsze warstwy nagrzane. Taka emisja staje 
:się w wielu wypadkach dostrzegalną przy ogrzaniu już do 300° lub 
4000 C. Następnie okazalo się, że jony składają się z atomów metali, 
które są zawarte w danej soli. W temperaturach wyższych rozpoczyna 
:;ię również emisja jonów ujemnych. Dotyczy to przedewszystkiem soli 
chlorowcowych metali alkalicznych, jak również srebra, t. j. takich soli, 
'których cząsteczka składa się dwu atomów. Następuje rozkład tych soli 
i emisja dodatnio zjonizowanych atomów metalu (litu, sodu) potasu, cezu, 
srebra) a ujemnie zjonizowanych - chlorowca (fluoru, chloru, bro- 
mu, jodu). 
Rozpatrywaliśmy dotychczas emisję elektronów tylko przez ciała 
.rotgrzane. W ostatnich latach (począwszy od 1926 r., szczególnie w 1928 
,r.) ogłoszono bardzo dużą liczbę prac doświadczalnych i teoretycznych,
>>>
3 26 


T eorja elektronowa metali 


[XV 


dotyczących zagadnienia emisji elektronów przez ciała zimne pod wpły- 
wem zewnętrznego pola elektrycznego o wysokiem napięciu. W więk- 
szości doświadczeń brano bardzo cienki drucik, który grał rolę kato- 
dy i znajdował się w zamkniętem naczyniu. Wewnątrz naczynia znajdo- 
wała się płytka metalowa, która mogła również otaczać drucik w formie 
walca; służyła ona za anodę. Pomiędzy drucikiem a płytką ustalano- 
wielką różnicę potencjałów, t. j. bardzo silny spadek potencjałów rzędu 
jednego miljona wolt na długości jednego centymetra. Oczywiście, że po- 
wietrze musi być z naczynia wypompowane do ostatecznego obecnie osią-- 
galnego stopnia rozrzedzenia; osiągano ciśnienia pozostałego w naczyniu 
gazu dochodzące do jednej stumiljonowej części milimetra słupa rtęci. 
Było to rzeczą konieczną ze względu na to, że obecność gazu maskowa- 
łaby całkowicie zjawisko obserwowane, t. j. wylatywanie elektronów 
z dmcika, ponieważ gaz w silnem polu elektrycznem ulega jonizacji, przy-- 
czem również wyzwalają się elektrony. 
Już w 1914 r. S c h o t t k y umieszczał drucik rozżarzony w sil- 
nem polu elektrycznem, spodziewając się powiększyć w ten sposób emi- 
sję termojonową, co istotnie zachodziło. Badacz ten przypuszczał, że 
tego rodzaju pole elektryczne musi jakby wysysać elektrony z ciała zimne:- 
go, pokonywając siły, które utrzymują je wewnątrz ciała. W 1923 r. 
S c h o t t k y obliczył, że napięcie pola elektrycznego powinno w tym 
celu być rzędu dziesięciu miljonów wolt na cm. Zwrócił on jednocześnie- 
uwagę na doniosłą rolę, jaką muszą w tym przypadku odgrywać owe sub- 
mikroskopowe nierówności (wzgórki, ostrza, krawędzie pęknięć), które' 
znajdują się nawet na starannie polerowanej powierzchni. Dokoła takich 
nierówności napięcie pola elektrycznego wielokrotnie się powiększa, to, 
też wyciąganie elektronów musi się odbywać nie równomiernie na całej, 
powierzchni, lecz tylko w określonych jej punktach. Oczywiście, że oko- 
licznuść ta ogromnie komplikuje teo
etyczne rozważenie zjawiska. Licz- 
ne doświadczenia wykonane, począwszy od 1926 r., w zupełności po"': 
twierdziły pogląd, że silne pole elektryczne wyciąga elektrony z przewod- 
nika, przy tern z określonych punktów jego powierzchni. Nie udało się do- 
tychczas ustalić zależności liczbowych tego zjawiska, w którem okoEcz- 
ności przypadkowe i przyczyny uboczne (ślady gazów) muszą odgrywaĆ- 
dużą rolę. 
Co się tyczy mechanizmu emisji elektronów szczególnie przez me-- 
tale mamy jeszcze niewiele do powiedzenia. Widzieliśrr.y, że teorja elek
 
tronów swobodnych, a więc gazu elektronowego w metalach dzięki pra- 
com S o m m e r f e l d a zajęła ponownie swe miejsce w nauce. Jasną jest:
>>>
4] 


Emisja elektronów przez ciała rozgrzane i zimne 


3 2 7 


f Leczą, że emisj---ł. elektronów przez ciała gorące była od samego początku 
tłumaczona obecnością gazu elektronowego. Gaz zwykły zostaje utrzy- 
many w naczyniu dzięki sprężystym jego ściankom. W przypadku zaś ga- 
zu elektronowego mamy do czynienia z siłami elektrycznemi, które wy-' 
chodzą od dodatnio zjonizowanych atomów metalu. Gaz elektronowy 
jest ?-iejako zawarty wewnątrz dodatnio naelektryzowanej siatki. We- 
wnątrz metalu jony ze wszystkich stron otaczają swobodny elektron, a ich 
wspólne oddziaływanie na niego nie ma silnie akcentowanego jednostron- 
nego charakteru. Lecz na powierzchni metalu działanie to jest oczywiście 
skierowane wewnątrz, t. j. sprzeciwia się wyjściu elektronu z metalu. 
Aby opór ten przezwyciężyć, elektrony muszą mieć dużą energję ruchu, co 
właśnie odpowiada przypadkowI wysokiej temperatury, przy której gaz 
elektronowy, ulegając rozszerzeniu, wydostaje się poza obręb metalu. Wy- 
latują przy tern nazewnątrz elektrony najszybsze, analogicznie do tego, 
jak przy wyparowywaniu cieczy wylatują z niej cząsteczki najszybsze. 
Widzieliśmy, że w wysokich temperaturach rozkład F e r m i 'e g o prze- 
chodzi w rozkład M a x w e 11 a, jest więc rzeczą jasną, że wybiegające 
elektrony mają prędkości zgodne z prawem rozkładu M a x w e 11 a. 


... 


,
>>>
ROZDZIAŁ XVI. 


NOWA MIKROMECHANIKA. 


'-- 



 l. Wstęp. 


W rozdz. VII, 
 I poznaliśmy stan obecny nauki o energji promie- 
nistej, czyli, jak dla prostoty mówiliśmy, teorji światła. Przekonaliśmy się, 
ie ten dział Czyki znajdował si
 w ciągu dłuższego czasu pod względem 
naukowym w stanie zupełnie niedopuszczalnym: istniały mianowicie jed- 
nocześnie dwie wzajemnie wykluczające się teorje, falowa j kwantowa. 
Każda z nich w swojej dziedzinie radzi sobie doskonale z wytłumacze- 
niem prawie wszystkich jej zjawisk, jest natomiast zupełnie bezsilna 
w drugiej dziedzinie, gdzie nie potrafi podać logicznie zbudowanej toorji 
faktów obserwowanych. Rozdziały VIII, IX i X w dostatecznej mierze 
ilustrują ten smutny dla fizyki stan rzeczy. 
W ostatnich czasach (począwszy od 1924 r.) powstała nowa toorja; 
teorja ta wyprowadziła fizykę z zaczarowanego koła, w którem się znala- 
zła. Jak się należało spodziewać, nowa teorja jest pewnego rodzaju po- 
łączeniem obu starych, które dążą razem do doniosłego celu: znalezienia 
dla całego zespołu zjawisk energji promienistej jednolitej podstawy, zwią- 
zanej z jej powstawaniem, rozchodzeniem się ,i pochłanianiem. Rozwój 
nowej teorji foszedł początkowo w dwu kierunkach. 
Podstawy pierwszego kierunku, który otrzymał nazwę mechaniki 
falowej, sformułował uczony francuski L o u i s d e B r o g l i e w dru- 
giej połowie 1924 r. oraz w 1925 r. W 1926 r. został zapoczątkowany 
okres nader burzliwego rozwoju nowej toorji; wystarczy nadmienić, że 
w ciągu 3 
 lat ukazało się przeszło 500 prac, poświęconych temu za- 
gadnieniu. W chwili obecnej mamy nawet znaczny wybór podręczników 
mikromechaniki. W p.ierwszych miesiącach 1926 r. ukazały się dwie prace, 
które były początkiem burzliwej i nieustannej fali dalszych. Autorem 
jednej z nich jest E. S c h r o d i n g e r (Zurich, w chw;ili obecnej uczony 
ten zajmuje katedrę P l a n c k a w Berlinie), który poglądy swe rozwi- 
nął na podstawach, nakreślonych przez d e B r o g l i e'a; okoliczność ta
>>>
$ 2] 


Niedomagania starej teorji 


329 


jest stale przez niego akcentowana. Jednakże S c h r o d i n g e r nietylko 
rozwinął ogromnie teorję d e B r o g l i e'a, lecz wprowadził do niej 
wiele nowych zasadniczych idei, a co najgłówniejsze, nadał jej wytworną 
formę, matematyczną. S c h r o d i n g e r nazywa swą mechanikę również 
mechaniką falową (undulacyjną). 
Autor drugiej z wymienionych prac - młody uczony niemiecki 
W. H e i s e n b e r g, - poszedł zupełnie inną drogą, pod pewnym wzglę- 
dem wprost przeciwną do idei de B r o g l i e' a i S c h r o d i n g era. 
M. B O r n i P. Jor d a n nadali z kolei teorji H e i s e n b e r g a, któ- 
ra nosi nazwę mechaniki kwantowej, specjalną postać matematyczną. 
Choć zdawało się pierwotnie, że kierunki S c h r o d i n g e r a 
i H e i s e n b erga nic wspólnego ze sobą nie ma ją, to jednak zwracało 
powszechną uwagę, że obie teorje przy rozwiązywaniu różnych zagadnień, 
dotyczących fizyki atomu, prowadzą do wyników zupełnie jednakowych, 
przyczem te ostatnie były w większej zgodzie z doświadczeniem, niż wy- 
niki dawnej teorji kwantów, związanej z teorją B o h r a. Wkrótce jed- 
nak, bo już w marcu 1926 r., S c h r o d i n g e r zdołał dowieść, że oba 
kierunki, tak zewnętrznie różne, mają jednak identyczne podstawy ma- 
tematyczne, i we wszystkich szczególnych przypadkach zastosowań muszą 
wobec tego prowadzić do jednakowych wyników. Fakt ten staje się szcze- 
gólnie zabawny, gdy zwróc
my uwagę, że trwając.a od dwudziestu lat 
walka falowej i kwantowej teorji światła została w ten sposób zakoń- 
czona powstaniem dwu teoryj, mechaniki falowej i mechaniki kwantowej, 
które koni,ec końców okazują się identyczne! Wśród licznych uczonych, 
pracujących w nowej dziedzinie, wyróżnić jeszcze należy uczonego an- 
gielskiego P. D i r a c' a, który stworzył coś w rodzaju trzeciego kierunku, 
różniącego s' ę jednak od dwu poprzednich głównie nową, stworzoną przez 
niego, specyficzną metodą matematyczną. 
Ze względu na to, że mechanika falowa i mechanika kwantowa oka- 
zały się identyczne, byłoby rzeczą właśc
wą zaniechać używania tych 
na?w, wprowadzając natomiast jedną ogólniejszą nazwę mikro mechaniki, 
oheślającą charakter i dziedzinę zastosowań nowej teorji; jest to więc 
mechanika, którą należy stosować przy rozpatrywaniu różnorodnych za- 
gadnień świata atomów i cząsteczek. 



 2. Niedomagania starlej teorji. 


W raca jąc do historji zagadnienia, zatrzymamy się tu nad glówną 
przyczyną, która, począwszy od 1924 r., była powodem usilnego posżu-
>>>
33 0 


Nowa mikromechanika 


[XVI 


kiwania nowych dróg w dziedzinie fizyki, badającej zjawiska świata ato- 
mowego - mikrofizyki. W ciągu dziesięciu lat od 1913 r. mniej więcej 
do 1923 r. odbywał się mianow
cie świetny rozwój, możnaby rzec, pochód 
triumfalny teorji kwantowej B o h r a, S o m m e r f e l d a i inn. Te 
wspaniałe wyniki były powodem dużej pobłażliwości w stosunku do po- 
ważnych usterek, ukrytych u podstaw nowej teorji, którą stanowią wszy- 
stkie trzy postulaty B o h r a (rozdz. IV, 

 2 l 3). Pierwszy z nich głosi, 
że 


2"mvr = nh 


J 


(I) 


gdzie m jest masą elektronu, v - jego prędkością, r - promieniem jego 
orbity kołowej, h - stałą P l a n c k a, której wartość liczbowa została 
podana w rozdz. III, 
 3, równo (2), n - liczbą całkowitą, która jest 
właśnie liczbą kwantową. Ścisłego logicznego uzasadnienia równo (I) nie 
mamy, i jest też rzeczą zupełnie niepojętą, czemu tylko orbity, spełniające 
równo (I), są możliwe lub dopuszczalne, natomiast wszystkie inne wzbro-' 
nione. Znaleziono następnie regułę ogólniejszą, jakby ,receptę, którą nale- 
żało stosować przy wyznaczaniu orbit możliwych, t. j. przy ich kwanto- 
waniu; wspomniana recepta była też z powodzeniem stosowana przez 
S o m m e r f e l d a do eliptycznych orb
t elektronów (rozdz. IV, 
 8) 
oraz do zagadnienia rozkł
du orbit w przestrzeni, w której działają siły 
magnetyczne. Jednakże owa zaiste wspaniała, cudotwórcza recepta pozo- 
s
awała co do swej istoty nieuzasadnioną i niezrozumiałą. Niezrozumiałe 
!ą też drugi i: trzeci postulaty; ten ostatni głosi, że przy zmianie stanu 
atomu (spadek elektronu z wyższej orbity na niższą) zostaje emi- 
towany kwant energji promienistej. Wszystko to było zapomniane lub też 
wybaczane - zwycięzców się bowiem nie sądzi! 
Sytuacja uległa jednak zmianie, gdy z początkiem 1923 r. zaczęła 
wychodzić na jaw szybko rosnąca liczba usterek tej zdawałoby się kształt
 
nej budowy naukowej, opartej na teorji B o h r a. \'1ymienimy z nich 
niektóre 
1. Pomimo wielu wysiłków, nie zdołano skonstruować modelu ato- 
mu helu, t. j. znaleźć takiego układu jądra (cząstki alfa) oraz dwu elek- 
tronów, który prowadziłby do liczbowej zgodności z szeregiem znalezio- 
nvch doświadczalnie wielkości fizycznych. 
2. Wyszła na jaw bezwzględna konieczność wprowadzenia "połów- 
kowych CC liczb kwantowych, t. j. składających się z nieparzystej liczby 
połówek w rodzaju !11, I!I1, 2 Y2, 3!/z i t. d. Pochodzenie tych liczb 
kwantowych było niejasne; przeczyło bowiem podstawom zasadniczej te-
>>>
S 31 


Trudności elementarnego wykładu 


33 T 


orji, której pierwszy postulat - p. równo (I) - przewiduje tylko liczby 
całkowite. 
3. Nie udało się też wytłuma-czyć anomalnego zjawiska Z e e m a- 
n a (rozdz. XIV, 
 2), odznaczającego się wielością liczb 
 rozkładem 
linij, na które rozszczepiają się w polu magnetycznem prążki widmowe, 
4. Dotyczy to również zjawiska P a s c h e n a - B a c k a (tamże); ...... 
t. j. przejścia zjawisk anomalnych dwu bliskich siebie prążków tej sa- 
mej serji widmowej w normalną trójkę dla bardzo dużych natężeń pola 
magnetycznego. 
5. Okazało się też rzeczą niemożliwą wytłumaczyć wyczerpująco 
pochodzenie dwójek, trójek, a tern bardziej multipletów (rozdz. III, 
 4} 
seryj widmowych. 
6. Nie powiodło się teoretyczne rozpatrzenie przypadku jednoczes'- 
nego działania na atom wodoru pól elektrycznego i magnetycznego,. gdy 
odpowiednie siły są wzajemnie prostopadle (pola skrzyżowane): 
Stwierdzono również inne podobne usterki starej teorji. Aby usunąć 
powstałe trudności, proponowano różnorodne mniej lub więcej formalne 
sposoby. Tak więc wprowadzono nowe dodatkowe hipotezy i mgliste po- 
jęcia, coś nawet w rodzaju jakiegoś "niemechanicznego oddziaływania" (I). 
Zły to już znak dla teorji fizycznej, który wskazuje, że wchodzi ona w stan 
starczego uwiądu. Wtedy też zwrócono uwagę na usterki, tkwiące w za,- 
sadniczych postulatach teorji. 

 3. Trudności elementarnego wykładu. 


Mamy przed sobą trudne zadanie, aby w formie przyst1(pne,j dać 
choćby pewne pojęcie o podstawach nowej teorji, znajdującej się jeszcze 
teraz w okresie swego ogromnego rozwoju, który, jak już wspominaliśmy,. 
w krótkim czasie dał przeszło 500 prac. Czy zadanie to je.st rozwiązalne?" 
Dokoła nas' szaleje huragan naukowy, którego nie znają dzieje naszej: 
nauki; w porównaniu z nim powstanie i rozwój zasady względności (szcze- 
gólnej z 1905 r.) jest tylko słabym wiaterkiem, aczkolwiek była ona p:::- 
wodem zupełnego przewrotu zasadniczych pojęć o przestrzeni, w szcze- 
gólności zaś czasu. Wpływ niszczący przeżywanego obecnie huraganu jest.. 
jak zobaczymy, o wiele głębszy. Prawie każdy tydzień przynosi z placu 
boju wieści, które zagrażają najbardziej podstawowym twierdzeniom i po- 
jęciom naszej nauki. Huragan jest tak potężny, że budzi nawet uwa.;ę 
niespecjalistów, którzy pytają w podziwie, co się stało? o co chodzi? O ile 
to jest obecnie możliwe, postaramy się uczynić zadość ich życzeniom. MJ.- 
my przy tern przed sobą trudności, które łatwo wyszczególnić.
>>>
332 


Nowa mikromechanika 


(XVI 


lo Olbrzy;;'i materjał. Trudność tę usuwa jednak prawie całkowicie 
fakt, że 90%, a może i więcej ukazujących się prac, dotyczy zastosowań 
nO'wej teorji dO' licznych poszczególnych zagadnień. Są to pO' części roz- 
wiązania starych zadań nową metodą oraz porównywanie otrzymywanych 
rezultatów z dotyczącemi tych samych zagadnień wyników, otrzymanych 
ławną metodą, a przedewszystkiem z danemi doświadczenia. Jednocześnie 
mamy też udatne rozwiązywanie dużej liczby nowych zagadnień, wobec 
których dawna nauka była bezsilna. 
2. Matematyka gra w nowej teorji zupełnie wyjątkową, nie pomoc- 
niczą, lecz główną rolę. Nic podobnego nie ma miejsca w innych działach 
fizyki. Nie będzie przesadnem powiedzenie, że w nowej teorji pozosta- 
ło niezbyt wiele fizyki. Rzeczą najgorszą zaś jest to, że matematyka 
nowych teoryj nie jest ową wyższą matematyką, którą zwykle wykła- 

ają na uniwersytetach i z którą radzą sobie wszyscy fizycy. Przeciwnie, 
mamy tu w pierwszym rzędzie działy matematyki, o których większość 
fizyków nigdy nie słyszała. Cała ta matematyka nie dostarczy ani jedne- 
go wiersza dla niniejszego rozdziału; nie dotyczy to tylko teorji d e 
B r o g l i e' a. 
3. Twierdzenia zasadnicze nie są jeszcze ustalone. Widać to ze 
sprzecznO'ści w poglądach różnych autorów, gdy, opuszczając wyżyny 
przeróbek matematycznych, schodzą do nizin interpretacji fizycznej. W ró- 
cimy jeszcze do tej sprawy w 
 5 oraz w dalszych częściach tego rozdziału, 
np. przy rozpatrzeniu teorji S c h r o d i n g era. 
4. Największą bodaj trudnością przystępnegO' omówienia nowej teo- 
rji jest jednak abstrakcyjność zasadniczych pojęć i wielkości, któremi nowa 
nauka operuje, i którą przyznają wszyscy autorzy. 
5. Zostają bezlitośnie obalone niezwyciężone dotychczas podstawy 
nietylkO' naszej nauki, lecz poczęści wszelkiego myślenia naukowego aż do 
zasady przyczynowości włącznie, bez której zdawałoby się żadna konstruk- 
cja naukowa nie jest do pomyślenia. Zostaje również zaprzeczona moż- 
liwość konstruowania tłumaczeń zjawisk obserwowanych, opartych na 
określonych, wyraźnie sformułowanych hipotezach, które dotyczą zaku- 
lisowej, niedostępnej dla bezpośredniej obserwacji, strony tych zjawisk. 
Natomiast dogmatem staje się pogląd, że nauka może mieć do czynienia 
jedynie z wielkościami, które mO'gą być obserwowane i mierzO'ne. Wszyst- 
kie te zagadnienia rozpatrzymy w 
 5. Każdy jednak, kto pozna nową 
naukę, stwierdzi, że stanowi ona olbrzymi krok naprzód i kryje w sobie 
wielką prawdę, jeszcze niezupełnie jasną, jeszcze w chwili obecnej tylko 
niewyraźnie przeświecającą poprzez gęstwinę zawiłych wywodów ma-
>>>
41 


Pewne wiadomoki wstępne 


3H 


tematycznych. Z pewnością jednak bliska już jest chwila, gdy mgła się. 
rozwIeJe, a prawda zostanie odsłonięta w -całej swej głębi i całym swem 
pięknie. 



 4. Pewne wiadomości wstępne. 


Musimy W krótkości omówić pewne zagadnienia, które w rozdziałach 
poprzednich nie były poruszane. Przedewszystkiem przepiszemy niektóre 
wielokrotnie już spotykane zależności. Niech v będzie prędkością rozcho- 
dzenia się dowolnego ruchu drgają-cego, ,,- częstością drgań (na jednostkę. 
czasu) i A - długością fali, t. j. odległością, na którą rozchodzi się ruch 
drgający w czasie trwania jednego drgania (jednego okresu); mamy wtedy
 
p. rozdz. I I I, 
 I, równo (I, a): 


V 'JA. 


(2) 


Wielkość kwantu światła, t. J. zawarta w mm ilość energJl, wynosI, p- 
rozdz. III, 
 3, równo (I), 


E J. 'J. 


(3) 


gdzie \I jest według teorji falowej częstością drgań promieniowania, którego 
kwant według teorji kwantowej wynosi s, zaś h jest stałą P l a n c k a. 
Wszdka energja E posiada masę m, przyczem, p. rozdz. II, 
 5, równo (13)
 


E 
Tn- c
 


(4) 


gdzie c jest prędkością światła. Jeżeli E jest wyrażone w ergach, m - 
w gramach, to c 2 = 9.102°. Przejdziemy teraz do rozpatrzenia pewnych 
wielkości, których w książce niniejszej nie napotykaliśmy. ' 
lo Faza ruchu drgajqcego. Gdy punkt jest w ruchu drgającym, wów- 
czas stan jego w każdej danej chwili jest wyznaczony przez położenie tego 
punktu oraz kierunek jego ruchu na linji, zazwyczaj prostej, pomiędzy 
końcami której odbywają się drgania tam i z powrotem. Stan ten wyzna- 
cza to, co nosi nazwę fazy drgań w danej chwili. Jest rzeczą jasną, że po. 
up-ływie każdego całkowitego drgania, t. j. po upływie okresu T, punkt 
wraca do fazy pierwotnej. Jeżeli posuwać się wzdłuż promienia w kierun- 
ku rozchodzenia się drgań, to każdy punkt następny rozpoczyna drganie 
później od poprzedniego, z tego powodu pierwszy ma fazę późniejszą od 
poprzedniego. Wszystkie punkty promienia, znajdujące się w odległości
>>>
334 


Nowa mikromechanika 


[XVI 



 


.od siebie równej całkowitej liczbie długości fali l" są w jednakowych fa- 
zach, ponieważ każdy z nich rozpoczyna drgania w chwili, gdy poprze- 
dzające wykonały całkowitą liczbę drgań. Faza przesuwa się wzdłuż pro- 
.mienia z prędkoŚcią v. 
Pojęcie fazy nie jest związane z pojęciem energji, to też możemy za- 
łożyć istnienie rozchodzących się faz bez jednoczesnego rozchodzenia się 
.energji. Wypadek taki odgrywa bardzo dużą rolę w teorji d e B r o g l i ea, 
który wprowadził pojęcie fal fazowych. Widzieliśmy, p. rozdz. II, 
 5, 
że masa nie może poruszać się z prędkością większą od prędkości światła. 
Ponieważ energja posiada masę, p. równo (4), jest więc rzeczą jasną, że 
Tównież energja nie może rozchodzić się z prędkością większą od c. Na- 
1:omiast prędkość fali fazowej, która nie jest nośnikiem energji, może prze- 
]naczać prędkość światła c. 
2. Prędkość grupowa. Przypuśćmy, że w pewnym kierunku rozchodzi 
"Się grupa drgań 'Wszelkich możliwych długości fali od 1'1 do A 2 gdzie 
A2 - Al jest wielkością stosunkowo małą. W każdym punkcie pro
ienia 
.zbiega się bardzo wielka liczba drgań, które znajdują się we wszelkich 
,możliwych fazach. Wszystkie te drgania mniej lub więcej znoszą się 
wzajemnie, tak, że energję można we wszystkich tych punktach uważać 
za równą zeru. Jednakże w pewnym punkcie wiązki promieni może si, 
okazać, że fazy niezbyt się od siebie różnią, jeżeli mianowicie założyć, 
-Ze prędkość rozchodzenia się zależy od częstości drgań, t. j., że zachodzi 
taka dyspersja promieni, przy której np. różnobarwne promienie 
są rozmaicie załamywane przy przejściu z jednego ośrodka do drugiego 
(otrzymywanie widma zapomocą pryzmatu). W takim punkcie wszystkie 
-drgania razem wzięte dadzą jedno silne drganie o dużej amplitudzie, oka- 
zuje się więc, że jest tu ześrodkowana bardzo duża ilość energji. Prosty 
:rachunek dowodzi, że w tych warunkach miejsce skupienia energji nie po- 
zostaje nieruchomem, lecz się przesuwa samo z pewną prędkością w, 
która nazywa się właśnie prędkością grupową; z taką więc prędkościq 
zostaje przenoszona energja. Jest rzeczą jasną, że w nie może nigdy być 
większe od v. Znany oddawna Wzór pozwala obliczyć prędkość grupową 
w, gdy znana jest zależność prędkości rozchodzenia się drgań v od cZę- 
, . 
stOSCl \I. 
3. Dyfrakcja. Zanim powstała teorja kwantowa światła (19 0 5) 
-odróżniano dwie metody rozparrywahia zjawisk optycznych. Metod2. 
pierwsza była stosowana w t. zw. optyce geometrycznej, druga _ w op- 
'tyce falowej, którą w dawnych czasach nazywano jeszcze bez właściwego 
uzasadnienia - optyką fizyczną. Pierwsza korzysta w swych rozumowa- 


r 


\
>>>
S 4] 


Pewne wiadomości wstępne 


335 


niach Z pOJęCIa prostolinjowo rozchodzących się promieni. Spełnia ona 
przy tern świetnie swe zadanie i otrzymuje niewątpliwie prawdziwe wYlllki, 
rozpatrując zjawiska odbicia, załamania i rozproszenia (dyspersji) światła, 
badając zwierciadła, pryzmaty, szkła optyczne najrozmaitszych postaci, 
dając teorję instrument6w optycznych, jak np. okularów, lunet, teleskopów, 
mikroskopów i t. d. Optyką geometryczną można w zupełności się zadowo- 
lić w przypadkach, gdy wymiary przestrzeni,'z którą mamy do czynienia, \ 
są stosunkowo duże w porównaniu z 'wielkością, która w teorji falowej nOJi 
nazwę długości fali), (dla światła widzialnego w przybliżeniu 0,0005 mm). 
Jeżeli warunek ten nie jest spełniony, to prawa i metody optyki geome- 
trycznej nie dają się zupełnie stosować, są one wtedy niesłuszne. Powstają 
wówczas zjawiska dyfrakcji, które w 1665 r. odkrył G r i m a l d i; wspo- 
minaliśmyo nich w rozdz. V, 
 6. Z temi zjawiskami radzi sobie jedynie 
optyka falowa, której metoda różni się zasadniczo od metody optyki geo- 
metrycznej, i w której nie może być mowy o prostolinjowo rozchodzących 
się promieniach. Jedynie optyka falowa może zdawać sprawę ze zja- 
wisk, zachodzących tam, gdzie odgrywają rolę bardzo małe ciała nie- 
przezroczyste lub bardzo małe odstępy między ciałami nieprzezroczystemi. 
Wraz więc z udoskonaleniem budowy mikroskopów stało się rzeczą nie- 
możliwą stosowanie do nich zasad optyki geometrycznej, i A b b e stwo- 
rzył ( 18 73) dyfrakcyjną teorję mikroskopów. D e s c a r t e s w swojej te- 
orji tęczy (1637), stosował jeszcze metody optyki geometrycznej, A i r y 
jednak wykazał (1838, 1848) jej niedomagania i uzasadnił teorję dyfrak- 
cyjną tego zjawiska, która jedynie może zdawać sprawę z całego szeregu 
szczegółów zjawiska tęczy (np. łuków dodatkowych). W dalszym ciągu 
rozwijali tę teorję M a s c a r t (1892), a szczególnie P e r n t er ( 18 97- 
19 00 ). Przy przejściu promieni rontgenowskich przez kryształy mamy 
również do czyni.enia z dyfrakcją (rozdz. V, 
 6). Tak więc: w dużych 
(makro-) przestrzeniach wystarcza optyka geometryczna; w małych 
(mikro-) natomiast - tylko optyka falOwa. 
4. Metoda statystyczna w fizyce. Spotykamy w fizyce dużą liczbę 
t. zw. "zasad". Można się zapytać, jaki one mają charakter? Czy dadzą 
się mianowicie porównać z zasadami matematycznemi, które, wogóle bio- 
rąc, są słuszne przy wszystkich warunkach, t. j. dla wszystkich wartości 
wielkości, które są konieczne do ich sformułowania. Odpowiedź na to py- 
tanie jest bezwarunkowo przecząca. Jest rzeczą samo przez się zro- 
zumiałą, że zasady fizyczne mają zupełnie inny charakter, niż, np. zasady 
prawne, które są ustalane przez tych lub innych ustawodawców, bądź 
organów ustawodawczych w zależności od ustroju społeczno-państwowego,
>>>
3}6 


Nowa mikromechanika 


[XVI 


który jest u różnych narodów różny; uzupełniają się one z biegiem czasu, 
ulegają zmianom, a nawet zostają uchylane, prócz tego ulegają nierzadko 
różnego rodzaju komentarzom (interpretacji). 
Jest jednak inna jeszcze nauka, która również stale mówi o "zaSQ- 
dach", jest nią mianowicie - statystyka. Wiadomo, że wyprowadza ona 
swoje "zasady', jako rezultat obserwacyj ogromnej liczby jednorodnych 
oddzielnych faktów, jako przeciętną ogromnej liczby wartości liczbowych, 
otrzymanych drogą Fomiaru, zwykłego rachunku, notowań i t. d. Przy- 
puśćmy, np., że zapytujemy o względnej liczbi,e urodzin chłopców 
i dziewcząt pewnej narodowości. Byłoby bezmyślnem rozwiązywać to za- 
gadnienie na podstawie danych jednej rodziny lub nawet dziesięciu przy- 
padkowo obranych rodzin. Jeżeli jednak wziąć kilkadziesiąt tysięcy ro- 
dizn, np. za okres dziesięcioletni, to otrzymana liczba bardzo mało si
 
zmieni przy przejściu do takiejże liczby innych urodzin tejże narodowości 
i w innem dziesięcioleciu. Tutaj właśnie powstaje "zasada", która dotyczy 
danej narodowości lub określonej grupy jej składu socjalnego} jak np., 
chłopów, mieszczan i t. d. Coś analogicznego ma miejsce przy wszystkich 
wywodach statystycznych. Nazwijmy całą fizykę, o ile ma ona do czy- 
nienia z wielkościami bezpośrednio obserwowanemi i mierzonemi, makro- 
fizyką, zaś wszystko, co dotyczy poszczególnych cząsteczek, atomów, pro- 
tonów, elektronów i kwantów światła. - mikrofizyką. Z wyjątkiem je- 
dynego zjawiska rozchodzenia się energji promienistej w próżni, okazuje 
się, że cała makrofizyka ma do czynienia z materją, i zawsze z takiemi jej 
ilościami, które zawieują olbrzymie ilości cząsteczek, atomów i t. d.. To, 
co obserwujemy lub mierzymy, dotyczy całego ich zbioru i może być zu- 
pełnie nieprawdziwem nietylko dla jednej przypadkowo obranej cząstecz- 
ki, lecz i dla zbioru kilkuset cząsteczek. Wyjaśnimy to na dwu przykła- 
dach. 
Pierwszy przykład dotyczy gazów, których cząsteczki są w ruchu nie- 
uporządkowanym we wszelkich możliwych kierunkach, zderzają si.ę mię- 
dzy sobą oraz uderzają o ścianki naczynia, w którem gaz jest zawarty. 
Wypadkową tych uderzeń jest ciśnienie, którem gaz działa na ścianki na- 
czynia. Mamy w fizyce zasadę, stwierdzającą, że wszystkie części wszyst- 
kich ścianek naczynia doznają jednakowego ciśnienia (pomijając zewnętrz- 
ne oddziaływanie siły ciężkości). Sens tej zasady jest więc taki, że jedna- 
kowe co do wielkości części powierzchni ścianki ulegają w jednakowych 
odstępach czasu jednakowej liczbie uderzeń. Weźmy np. jeden centy- 
metr kwadratowy powierzchni oraz jedną minutę. Otrzymamy w tych 
warunkach niezmiernie dużą liczbę uderzeń. Jeżeli v;;eźmiemy inny cm2 
w tej samej minucIe, lub ten sam cm 2 w innej minucie, to otrzymamy nie-
>>>
$ 4] 


Pewne wiadomości wstępne 


337 


wątpliwie nieoo inną liczbę uderzeń. Względna jednak różnica tych liczb 
będzie niezmiernie mała i oczywiście nie może być doświadczalnie zauwa- 
żona. Weźmy obecnie setną czę
ć milimetra kwadratowego i tysiączną 
część sekundy. Liczba uderzeń będzie 600 miljonów razy mniejsza, wciąż 
jeszcze jednak bardzo wielka. Biorąc inną powierzchnię o t
kim samym 
wymiarze oraz czas inny tejże wielkości, otrzymamy ponownie liczby 
niejednakowe, przyczem ich względne różnice będą o wiele większe, niż 
w wypadku cm 2 i minuty. Oznacza to już jednak, że ciśnienie gazu w róż- 
nych częściach maleńkich powierzchni i przy tern w tym samym maleńkim 
od
:tępie czasu jest niejednakowe, oraz w tej samej maleńkiej powierzchm 
w różnych maleńkich odstępach czasu również niejednakowe. Zmniejszy- 
my jeszcze nasze płaszczyzny i czasy, zbliżając się tern samem do. dziedziny 
mikrofizyki. Weźmy powierzchnię D 5 kw. A oraz jedn-ł stomiljono.wą l 
część sekundy. Łatwo obliczyć, że będziemy tu mieli przeciętnie jedno ude- 
rzenie (powietrze przy normalnem ciśnieniu). Jest rzeczą jasną, że dla tak 
maleńkiej powierzchni w tak nieznacznym o.dstępie czasu nie otrzymamy 
chwilami żadnego uderzenia, czasami zaś jedna, dwa, trzy, a może niekiedy 
i większą ich liczbę. Ciśnienie będzie więc oscylować między zerem a sto- 
sunkowo. dużemi, wartościami.. Nie może więc być mowy o zasadzie rów- 
nego ciśnienia we wszystkich miejscach oraz jego. stałości w czasie. Zasada 
ta, która jest słuszna dla mierzalnej wartości ciśnienia, t. j. dla niezbyt ma- 
łej części powierzchni ścianki oraz n:ezbyt małego odstępu czasu, dotyczy 
przeciętnej statystycznej ogromnej liczby ciśnień różnych dla rozmaitych 
bardzo małych części powierzchni oraz dla następujących po sobie bardzo 
krótki ch odstępów czasu. 
Drugi przykład zaczerpniemy z teorji seryj widmowych. W rozdz. 
IV, 
 7, po.znaliśmy zagadnienie powstawania widm prążkowych wogóle 
oraz seryj widmo.wych w szczególności. Widzieliśmy, że w każdej serji 
pierwszy (czołowy) prążek jest najjaśniejszy, natomiast blask dalszych 
stopniowo maleje. Dla każdej serji każdego gazu mamy określone prawo. 
'według którego zmniejsza się blask prążków widmowych. Oznacza to., że 
stosunek blasku dowolnych dwu prążk6w, np. I-gO i 2-g0, 4-go i 7-go 
jest wielkością w zupełności stałą, niezależną od tego, gdzie i kiedy 
widmo jest obserwowane, jeżeli oczywiście warunki, przy których na- 
stępuje świecenie gazu, pozostają we wszystkich szczegółach jednakowe. 
Zwróćmy się do serji B a l m e r a (rozdz. III, 
 4); mamy świecący 
rozrzedzony wodór, który pomimo to zawiera jednak ogromną liczbę ato- 
mów, nawet w setnej części milimetra p"'dciennego. Prążki tej serji otrzy- 
mują się przy przejściach elektronu ...
 druga orbitę z trzeciej (prążek 
czołowy Ha), z czwartej (drugi prążek H
), piątej (trzeci prą:lpk H '() 


Chwolson, Fizyka Współczesna 22.
>>>
33 8 


Nowa mikromechanika 


[XVI 


i t. d. Z pośród tych przejść występować musi najczęściej pierwsze, ponie- 
waż odbywa się ono przeważnie dla stosunkowo niewielkiego, a więc czę- 
sto spotykanego podniesienia elektronu z pierwszej (normalnej) orbity na 
trzecią; rzadziej spotyka się spadek z czwartej orbity, jeszcze rzadziej - 
spadek z piątej i t. d. Obserwowany blask prążka widmowego zależy od 
liczby atomów, w których odbywa się dany spadek w przeciągu dowolnego 
odstępu czasu. Stąd wynika, że blask prążka widmowego jest proporcjo- 
nalny do prawdopodobieńst'loa odpowiedniego przejścia elektronu, przy- 
czem warunkiem niezbędnym jest obecność olbrzymiej liczby emitujących 
atomów. Gdybyśmy potrafili obserwować świecenie kilkudziesięciu lub 
nawet kilkuset atomów w ciągu oddzielnych niezmiernie małych odstępów 
czasu, np. w ciągu stomiljonowej części sekundy; to okazałoby się, że dla 
różnych grup atomów stosunek blasku prążków widmowych byłby zu- 
pełnie odmienny, zaś w obrębie każdej grupy ulegałby zmianom przy 
przejściu od jednej krótkotrwałej obserwacji do drugiej. Nie mogłoby być 
mowy o jakiejkolwiek "zasadzie" rozkładu blasku. Zasada słuszna jest 
tylko dla bardzo dużej liczby atomów i niezbyt małego odstępu czasu. 
Mamy tu znowu prawo statystyczne. 
Łatwo przytoczyć dalsze przykłady i dowieść, że prawa fizyki mają 
charakter praw statystycznych. Jeszcze w drugiej połowie zeszłego stule- 
cia powstał dział nauki, zwany "fizyką statystyczną". Drugi z powyższych 
przykładów wyraźnie przy tern dowodzi, jaką rolę gra prawdopodobień- 
stwo tego lub innego z pośród jednocześnie możliwych zdarzeń. Jest więc 
rzeczą jasną, że matematyczna teorja prawdopodobieństwa musi stanowić 
jedną z głównych podstaw fizyki statystycznej. 



 5. Rysy charakterystyczne nowej mikromechaniki. 


w 
 3, mówiąc o trudnościach przystępnego omówienia podstaw mi- 
kromechaniki, mieliśmy już okazję zwrócenia uwagi na pewne charaktery- 
styczne rysy tej nowej teorji. Co się zaś tyczy ogromnej i przy tern całkiem 
swoistej roli, którą odgrywa w niej matematyka, to chwilowo już o tern 
mówić nie będziemy; wrócimy do tej sprawy później. Zwróciliśmy już 
uwagę na krańcową abstrakcyjność zasadniczych pojęć nowej teorji. Jed- 
nocześnie spostrzegamy uporczywe wysiłki, zmierzające do obalenia wie- 
lu głównych podstaw dawnej nauki. Zwróćmy jeszcze uwagę na gorące 
i jeszcze dalekie od rozstrzygnięcia spory, kt6re prowadzą między sobą naj- 
wybitniejsi uczeni, a dotyczące całego szeregu podstawowych zagadnień. 
Zobaczymy w dalszym ciągu; że pewne zasadnicze bardzo charaktery- 
styczne założenia mikromechaniki, są niejasne, a nawet wogóle kwestjo-
>>>
1s] 


Rysy charakterystyczne mikromechaniki 


339 


nowane. Chwilowo zatrzymamy się nad obaleniem tych podstaw nauki, 
które zdawały się niezachwianemi nazawsze, kwest ja ich prawdziwości 
nie była nigdy przedmiotem zwątpienia. 
Dzieje nauki wogóle, a fizyki w szczególności dostarczają riiem:J.ło 
przykładów, gdy podstawy danej dziedziny nauki rozpoczynały się 
chwiać, a nawet zostawały obalone i zastąpione zupełnie innerni. Cóż było 
bardziej niewątpliwem od nieruchornej Ziemi, znajdującej się w środku 
wszechświata; owa nieruchomość wydawała się czemś samo przez się oczy- 
wistem i niezbitem. Jednakże pogląd ten musiano odrzucić, gdy wielki 
astronom K o p e r n i k połączył Ziemię z niebem i wskazał jej miejsce 
między gw:azdami. Ograniczymy się tylko do jednego jeszcze przykładu, 
-głęboko sięgającego przewrotu w jednem z podstawowych wrodzonych 
ludzkości pojęć, kt6re należało odrzucić przed stosunkowo niedawnym cza- 
sem. Mamy na myśli stworzoną przez E i n s t e i n a w 1905 r. teorję 
względności (szczególną), rozpatrującą tylko takie ciała, których ruch 
względny jest prostolinjowy -i jednostajny. Chodzi nam o ową głęboką 
zmianę pojęcia czasu, które wprowadza teorja względności. Ze względu 
na to, że nie omawiamy w tej książce teorji względności, uważamy za po- 
żyteczne przypomnieć czytelnikom istotę sprawy. 
Czas wydaje się człowiekowi jakgdyby płynął w sposób ciągły 
jednakowo w całym wszechświecie. Istnieje tylko jeden czas, czas swza- 
towy. Płynie on w jednym kierunku, zawsze jakgdyby naprzód, nigdy 
wstecz. Czas, kt6ry nas dzieli od jakiegoś zdarzenia, rośnie nieprzerwanie. 
Takie ujęcie czasu zdawało się samo przez się zrozumiałem, i n:gdy nie 
wywoływało wątpliwości; zdaje się, że nikt się nad tern nawet nie zasta- 
nawiał. W ścisłym związku z takim ujęciem jedynego światowego czasu 
pozostawało również to, że pojęcie jednoczesności dwóch zdarzeń, pojęcia, 
"później" lub "wcześniej", które są dostępne nawet dla dzieci, wydawały 
:się bezwzględnemi, nie
ależnemi od położenia obserwatora tych dwu zda- 
]"Zeń, nie wywołującemi wogóle żadnych wątpliwości. Teorja względności 
zmieniła kardynalnie pogląd na istotę czasu, przyjmując, że czas światowy 
'wogóle nie istnieje, że jest on wielkością względną. Nazwijmy układem 
-ciało, które porusza się jako całość. Takim układem jest cała kula ziemska, 
:z wyjątkiem ciał, które są w ruchu na jej powierzchni. Okręt, pociąg 
j t. p. mogą być uważane za poszczególne układy. Wyobraźmy sobie 
układ podłużny (coś w rodzaju pociągu) i przedstawmy go symbolicznie 
w postaci pasma MN na fig. 41, gdzie pasmo PQ wyobraża drugi układ. 
Te dwa układy są względem siebie w ruchu w kierunku strzałek. Na każ- 
.dym układzie znajdują się obserwatorzy zaopatrzeni w idealnie skonstru- 
.owane zegary. 


\
>>>
34° 


Nowa mikromechanika 


[XVI 


Okazuje się, że w każdym z tych układ6w płynie swój własny wła- 
ściwy układowi czas. Przy rozpatrywaniu zdarzeń, które mają miejsce w 
tych dwu układach, nie można mówić o "czasie« wogóle, a jedynie o cza- 
sie w układzie MN lub o czasie układu PQ. W każdym układzie istni
je 
jeden, wszędzie w tym układzie ten sam czas, oraz istnieje możliwość 
ustalenia, np. nastawienia wszystkich zegarów w układzie MN tak, aby 
dawały w jednej i tej samej chwili w układzie MN dokładnie te same 
wskazania. To samo dotyczy układu PQ, t. j. i w tym układzie wszystki
 
zegary chodzą jednakowo i pokazują ten sam czas w tej samej chwili 
układu PQ. Nie należy z tego wnioskować, że w obu układach czas płynie 
z niejednakową prędkością, taki pogląd jest zupełnie niesłusznym; sprawa 
jest bowiem o wiele bardziej skomplikowana, o czem przekonamy się 
z poniższego przykładu. Przypuśćmy, że w punktach A, B, C, i D znajdują 


M I 


A 
'" 



 
n 


I x 



 



 


o 
C. 


Q 
!) 


l ał 


F 


;, Fig. 41 
się obserwatorzy z zegarami.- W pewnej chwili układu PQ obserwatorzy 
w C i D widzą dokładnie przed sobą poruszających się z lewej ku prawej 
stronie obserwatorów w A .:. B z ich zegarami. W tej chwili układu PQ 
zegary w C i D oczywiście wskazują czas je.f!nako:wy. Patrząc jednak na 
zegary w A i B, obserwatorzy stwierdzą z podziwem, że zegary te pokazują 
czas niejednakowy i dochodzą z tego powodu do wniosku, że obserwatorzy 
w MN źle wyregulowali swe zegary, że zegary w B opóźniają się względem 
zegarów w A. Obserwatorzy w A i B, których zegary pokazują różny czas 
układu MN, dziwią się z kolei, że zegary w C i D pokazują czas jednako- 
wy, i przypuszczają, że obscrwatorzy w PQ nie umieli dokładnie nastawić 
swych zegarów. Na tym przykładzie widzimy, że dwa zdarzenia, pierw- 
sze mianowicie, iż punkty A i C, drugie zaś, że punkty B i D znajdują się 
naprzeciw siebie, odbywają się dla jednego układu PQ jednocześnie. dla 
drugiego zaś MN - niejednocześnie. Łatwo przytoczyć przykład dwu 
zdarzeń, z których dla jednego układu pierwsze zdarzenie odbywa się 


I
>>>
,sl 


Rysy charakterystyczne mikromechaniki 


Hl 


wcześniej, a dla drugiego układu - później od drugiego zdarzenia. Takie 
pojęcia zasadnicze, jak "wcześniej" i "później« tracą swój bezwzględny 
sens, okazują się pojęciami względnemi. 
Co prawda jest rzeczą wątpliwą, czy ten wielki przewrót w pojęciu 
czasu będzi
 powszechnie przyjęty i stanie się naturalnem pojęciem ludzko- 
ści, jak to s
ę już oddawna stało z teorją K o p e r n i k a. Chodzi bowiem 
o to, że r6żnice zdań we wskazaniach czasu, o których wyżej była mowa, 
mogą się stać praktycznie dostrzegalne tylko dla olbrzymich względnych 
wartości prędkości obu układów, k,tóre w naturze się nie spotykają. Gdy 
dwa pociągl biegną ze względną prędkością 200 km/godz., to różnice wska- 
zań czasu wyrażą się tak małemi częściami sekundy, że nie sposób byłoby je 
zauważyć. Oczywiście, nie zmniejsza to jednak w niczem znaczenia do- 
konanego przewrotu naukowego. Wszystko bowiem, co było powiedziane 
o układach MN i PQ, dotyczy również wspomnianych dwu pociągów; 
płynie więc na nich faktycznie różny czas. Doniosłą jest tu idea, a nie 
praktyczne zastosowanie wynikających z niej wniosków. 
Podaliśmy przykład, gdy nauka oraz wszyscy, którzy są z nią spo- 
ufaleni, t. j. należycie ją rozumieją, musieli zrezygnować z jednego z jej 
pojęć podstawowych, które, zdawało się, jest niezachwianie związane z me- 
todami rozumowania ludzkości; musiano pogodzić się z obaleniem jednej 
z zasad ogólnoludzkiego sposobu myślenia wogóle, naukowego zaś w szcze- 
gólności. Czy istnieje zatem granica takich wstrzqsów, czy też takiej gra- 
nicy niema, a wszystkie bez wyjątku podstawy myślenia naukowego mogą 
z biegiem czasu się zachwiać, ulec głębokim zmianom, a nawet zostać 
zupełnie obalone? Dzieje nauki dowodzą, że możliwa tu jest tylko jedna 
odpowiedź: granicy takiej niema. Nauka posuwa się nieustannie naprzód; 
zmieniają się nietylko metody badania naukowego, lecz i sam:: podstawy 
nauki a nawet poglądy na jej zadania i cele. Konserwatyzm - to naj- J j 
gorszy wróg nauki; hamuje, a nawet zatrzymuje jej rozwój. Pożyteczny V 
jest tylko pod tym względem, że żąda ostrożności, zapobiegliwości 
przy każdym kroku naprzód, zwłaszcza gdy chodzi o zasadnicze zmiany 
fundamentów nauki, które w danej chwili jej fiistorycznego rozwoju są dla 
niej charakterystyczne. Jednak nic nienaruszalnego, żadnego "tabu" w nau- 
ce nie znajdziemy. Odważny rozum, genjusz zaczyna wątpić w jakieś przy- 
jęte "tabu", które okażuje się poprostu zabobonem. 
Nowa mikromechanika obaliła cały szereg takich "tabu", zmieniając 
przez to gruntownie podstawy nauki. Przyczyny historyczne, kt6re się na 
to złożyły, są zupełnie jasne i sprowadzają się do następującego. Fizyka 
przed 1913 r. rozpatrywała ciała o wymiarach skończonych, choćby
>>>
34 2 


Nowa mikromechamka 


[xvr 


i mikroskopijnych. Była to makrofizyka. Budowana na określonych przez 
wieki opracowanych podstawach i metodach myślenia, była przeznaczona 
do celów jasno sformułowanych. Po 1913 r. fizyka rozpoczęła badanie 
świata wewnątrzatomowego, powstała mikrofizyka. Nie dziw przeto, że 
w tym zupełnie nowym świecie, nauka napotkała na zupełnie niespodzie- 
wane trudności, na zupełnie nowe fakty, które dowiodły, że n
e można tu. 
stosować praw makrofizyki Ze szczególną wyrazistością wyszło to na 
jaw przedewszystkiem w stworzonej przez N e w t o n a a przekształconej 
przez E i n s t e i n a mechanice. Zastosowanie jej do świata wewnątrz- 
atomowego prowadziło do fałszywych rezultatów. Należało więc zbudo- 
wać nową mechanikę, a przy tern gruntownie zmienić wiele z zasad dawnej 
nauki. W ten sposób powstała nowa nauka - mikromechanika. 
Nasuwa się tu jednak pewna doniosła uwaga, która pociąga za 
sobą liczne konsekwencje. Jeżeli mianowicie pewne określone zasady, lub, 
co jest jeszcze istotniejszem, pewne formy myślenia naukowego nie mogą 
być stosowane w mikrofizyce, to wątpić należy, czy mamy prawo uważać 
je za bezwzględnie ścisłe i stosowalne w makrofizyce, choć mogą się one 
wogóle przyczynić do rozwoju nauki, w szcz
gólności zaś mogą prowadzić 
do wniosków zgodnych z doświadczeniem. Przecież wydaje się nam ciągle, 
że w dwu spotykających się pociągach płynie ten sam czas, czas światowy- 
i nie mamy możności przekonać się doświadczalnie, że jest to tylko złu- 
dzeniem, że każdy z pociągów ma swój czas, przyczem "dwa czasy", róż- 
nią się między sobą bardzo swoiście. Inny jeszcze przykład: w rozdz. II, 

 5 widzieliśmy, że masa ciała zależy od jego prędkości. Doświadczenie' 
potwierdziło to dla ciał (elektronów), poruszających się z olbrzymią pręd- 
kością. Jest to jednak niewątpliwie słuszne również dla małych prędkości, 
chociaż nie można tego dowieść doświadczalnie. Jest więc rzeczą jasną, że 
powstanie mikrofizyki musiało spowodować przewrót również w makro- 
fizyce, że zaczęto wątpić w słuszność wielu z jej podstaw. 
Dla charakterystyki współczesnego stanu fizyki, zwrócimy uwagę na 
trzy ok-oliczności, uwydatniające s:ę wyraźnie przy badaniu wielu nowych 
idei, które mikrofizyka usiłuje wprowadzić do makrofizyki. 
1. Daje się czasami zauważyć bardzo jaskrawa różnica zdań między' 
nierzadko najwybitniejszymi uczonymi. Wystąpi to szczególnie wyraźnie 
w 
 6, który poświęcimy głębokiemu przewrotowi podstaw naukowe
") 
myślenia, związanego z mikromechaniką. 
2. Uderzające niedomówienia, niekompletność, i z tego wzgl,
du 
zupełna niejasność pewnych założeń, na których jednak oparta jest znacz
 
na część mikromechaniki. Bodaj najdziwniejszem jest to, że wnioski, które-'
>>>
S 5] 


Rysy charakterystyczne mikromechaniki 


343 


z tych założeń wynikają, są nietylko zgodne z doświadczeniem, lecz do 
prowadziły również do wykrycia zupełnie nowych zjawisk lub faktów, 
które wywołały sensację w świecie naukowym. Poznamy później szcze- 
gólnie jedno z takich zjawisk (dyfrakcję elektronów), które zachodzi 
niewątpliwie, j.
go odkrycie wzbogaciło naukę, lecz w jaki sposób się ono 
odbywa jest całkowicie niezrozumiałem, ponieważ zgoła niejasnem jest 
założenie, które do jego odkrycia doprowadziło. 
3. Dziwne wrażenie wywiera również okoliczność następująca. Mi- 
kromechanika lub, w każdym razie, niektórzy z jej twórców, oraz tych, 
co najbardziej przyczynili się do jej rozwoju, bezwarunkowo odrzucają tę 
lub inną hipotezę, która w dawnej nauce odgrywała doniosłą rolę. Nie 
przeszkadza to jednak, że w tym samym czasie inni uczeni, którzy pro- 
wadzą badania w innych dziedzinach zupełnie spokojnie nadal stosują tę 
właśnie hipotezę, bądź jej konsekwencje. Do takich hipotez należy, jak 
się przekonamy, model atomu B o h r a. Otrzymujemy więc wrażenie ja- 
kiegoś chaosu, czegoś, co jest dopiero w trakcie powstawania. 
Podamy tu tylko jeden przykład przewrotu zasadniczych podstaw 
naukowych, który zawdzięczamy mikromechanice. Musimy sobie w tym 
celu uprzytomnić, w jaki spos6b powstawały w fizyce teorj,
 pewnych 
grup zjawisk oraz związane z nimi tłumaczenia tych zjawisk. Nauka uwa- 
żała w tym celu grupę zjawisk za surowy materjał, który jest dobrze nam 
znany i znajduje się przed nami jakby na otwartej scenie. Zjawiska te 
są powodowane przez niedostępne dla obserwacyj bezpośrednich przy- 
czyny, znajdujące się jakby za kulisami umieszczonej przed nami sceny. 
Za podstawę teorji brano określoną hipotezę, t. j. założenie, dotyczące 
rodzaju i charakteru owej zakulisowej przyczyny. Dalszy ciąg jest ogóln:'
 
znany z całego szeregu przykład6w. 
Nauka współczesna, ściślej mówiąc - ogromna liczba a może 
i większość jej pracowników, zaprzecza celowości a nawet dopuszczalno- 
ści takiej twórczości naukowej. W:£bronione są jakiekolwiek usiłowania 
zajrzenia za kulisy faktów obserwowanych. Zadanie nauki zupełnie nie 
polega na tern, aby poznać źródła zjawisk, które w każdym razie nie 
mogą być obserwowane bezpośrednio. Nauka musi mieć do czynienia 
tylko z takiemi wielkościami, którc mogą być zasadniczo obserwo'w.me 
i mierzone. Z artykułu młodego uczonego rosyjskiego, który szybko za- 
jął wybitne miejsce w św
ecie naukowym, G. A. G a m o w a (Leningrad), 
zapożyczamy na
tępujące sformułowanie pojęcia zasadniczej obserwowal- 
ności wielkości fizycznych: "Wielkość fizyczna nazywa się zasadniczo I 
ob
erwowalną, jeżeli można podać metodę fizycznie możliwą, choćby jesz- 
cze przy współczesnym stanie techniki niewykonalną, która pozwala t,
>>>
/ 


344 


Nowa mikro mechanika 


'[XVI 


J 


wielkość zmierzyć." N ową wprowadzoną prz.
z mikromechanikę zasadę, 
którą można nazwać zasadą zasadniczej obserwowalności, G. A. G a m o w 
formułuje w sposób następujący: "Przy budowie teorji fizycznej wolno 
J ' stosować tylko te wielk'ości, które są zasadniczo obserwowalne. Jeżeli w te- 
orji. wyjdzie na jaw obecność wielkości zasadniczo nieobserwowalnej, 
wówczas teorja m/-Hi być przebudowana na nowych zasadach, aby w swej 
nowej postaci tej wielkości nie zawierała". Do takich zasadniczo nieobser- 
wowalnych wielkości należą te, które wyznaczają stan dynamiczny el
k- 
tronu w atomie, t. j. jego położenie i prędkość (razem wzięte), orbitę, czas 
obrotu na niej oraz wymiary elektronu. Wielkości te nie powinny odgry- 
wać żadnej roli w rozważaniach i wywodach teoretycznych; ściśle mó- 
wiąc, zabrania się o nich wogóle myśleć. Jakiemi więc wielkościami mi- 
krofizyka może operować? Przedewszystkiem wartościami energji atomu, 
które odpowiadają jego stanom możliwym, ponieważ energje te mogą być 
zmierzone; może następnie operować częstościami, które można obliczyć 
.na zasadzie trzeciego postulatu B o h r a [rozdz. IV, 
 4, równo (ID)] 
i s:,! doświadczalnie mierzone; poza tern jeszcze natężeniem wysyłane} 
energji promienistej, oraz charakterem drgań (polaryzacją), nad czem 
jednak nie będziemy się zatrzymywać. 
Z powyższego wynika, że zdaniem większości fizyków, nauka nie 
powinna zajmować się budową dynamicznego modelu atomu, t. j. takiego, 
którego opis wymaga powoływania się na ruchy wewnątrzatomowe. 
Implikuje to kompletne odrzucenie modelu B o h r a o 'tyle, o ile mówi on 
o możliwych orbitach elektronów walencyjnych, o przejściach' tych ostat- 
nich z jednej orbity na drugą i t. d. Pozostaje tylko idea jądra i elektronów 
zewnętrznych, podzielonych na warstwy i podgrupy o znaczeniu czysto 
energetycznem. 
W ścisłym związku z powyższym pozostaje sławna zasada nieozna- 
czoności (niedokładności, Unscharfe) pomiarów fizycznych w mikrofizy- 
ce, którą wypowiedział H e i s e n b erg. Mamy tu na myśli nieoznaczo- 
ność zasadniczą, niezależną od stopnia doskonałości metod pomiarów, 
i z tego względu bezwarunkowo nieokreśloną; jest ona głęboko zakorze- 
niona w samej istocie zjawisk mikrofizycznych. Niestety nie możemy się 
tu wdawać w szczegóły, które są związane' z bardzo skomplikowanemi 
rachunkami; musimy się zadowolić ogólnikowemi uwagami, zapożyczonemi 
z doskonałej ks:ążki, "Mechanika falowa" L. d e B r o g l i e' a, jednego 
z założycieli mikromechaniki, z którym jeszcze się będziemy spotykali 
(p. 
 7). 
Obserwując dowolne zjawisko, z ,konieczności wpływamy na jego
>>>
5] 


Rysy charakterystyczne mikromechaniki 


345 


przebieg. Śledzić zjawisko można tylko w ten sposób, że ustala się pewien 
związek między zdarzeniem obserwowanem a światem zewnętrznym, do 
"którego też należy sam obserwator. Jeżeli manipulacje, których pomiar wy- 
maga, mało wpływają na bieg zjawiska, to można założyć, że wielkość 
mierzona ma po dokonanym pomiarze tę samą wartość, jaka wynika z po- 
miaru, jeżeli oczywiście zaniedbać nieuniknione, zależne od niedosko- 
nałości przyrządu mierniczego i 
amego obserwatora, błędy pomiarów. 
Jeżeli jednak sam pomiar silnie wpływa na bieg zjawiska, wtedy nie mo- 
żemy już zakładać, że rezultat pomianl będzie odpowiadał stanowi rzeczy 
również po dokonanym pomiarze. Poznajemy wówczas stan rzeczy tylko 
z pewną niedokładnością, która zależy od tego, że nie wiemy, w jakim 
stoJ:niu sam pomiar wpływa na obserwowane zjawisko. 
Szczególnie łatwo sobie wyobrazić, że akt pomiaru pewnej wielkości . 
A nieuchronnie zmienia ściśle z nią związaną, lub, jak się zwykle mówi, 
sprzężoną z wielkością A, inną wielkość B w ten sposób, że wartość liczbo- 
wa B staje się tern mn:ej dokładnie znaną, im bardziej udoskonalamy me- 
todę pomiaru wielkości A. Ale też i naodwrót, udoskonalenie metody J:0- 
miaru wielkości B zmniejsza dokładność pomiaru sprzężonej z nią wielkoścI 
A. Przykładem takich wielkości sprzężonych są wielkości, wyznaczające 
£tan dynamiczny pewnej cząsteczki, np. elektronu. Stan ten w danej chwili 
jest wyznaczony przez położenie cząsteczki oraz wielkość i kierunek jej 
prędkości. Łatwo dowieść, że te dwie wielkości, t. j. spółrzędna punktu 
i jej prędkość, są zasadniczo niemierzalne z bezwzględną ścisłością. Im do- 
kładniej mierzymy jedną z nich, tern bardziej wpływa to na drugą, która' 
staje się w ten sposób zasadniczo niemierzalną. H e i s e n b e r g wypro- 
wadził zadziwiającą równość, która wiąże wartości niedokładności (Un- 
scharfe) pomiarów spółrzędnej A i prędkości B. Oznaczmy mianowicie 
przez a i b wielkości nieoznaczoności pomiarów A i B. Równanie H e i- 
s e n b e r g a ma dziwną postać: 


ab = h lub większe od h 


v 


gdzie h jest stałą P l a n c k a (rozdz. III, 
 3). Równość ta świadczy, jak 
głębokim jest związek między teorją kwantów a nową mikromechaniką. 
Niedokładność lub nieoznaczoność, która stąd wynika, zgoła nie ma zależ- 
nego od metod pomiarów charakteru przypadkowego. Niedokładność ta 
jest zasadniczą, tkwiącą w tern, że pomiar jednej wielkości w sposób istotny 
zmienia drugą, z nią sprzężona. Można podać więcej przykładów wielkości 

przężonych. Przykładem może również służyć energja i czas. Dowodzi to, 
że dla ustalonych stanów atomu, w których energja ma 'Zupełnie określoną
>>>
'" 


34 6 


Nowa mikromechanika 


[XVl 


wielkość, mogącą być zmierzoną z dowolną dokładnością, wszelkie po- 
woływanie się na ruch elektronu w czasze jest pozbawione naukowego 
sensu. 



 6. Zasada przyczynowości. 


Przechodzimy do zagadnienia, odgrywającego ogromną rolę we współ- 
czesnym stanie rozwoju mikromechaniki. Można je w krótkości sformuło- 
wać w ten sposób: czy przyczynowość wogóle istnieje i czy zasada przy- 
czynowości daje się wogóle stosować do zjawisk otaczającego nas świata, 
jeżeli ograniczymy się dla prostoty jedynie do martwej przyrody? Ucze- 
ni, - a jest ich bardzo wiele, należą do nich najwyb
tniejsi, - którzy od- 
powiadają na to pytanie przecząco, nietylko wyrażają powątpiewanie, lecz 
poprostu obalają fundamentalną zasadę, na 'którą spoczywała dotychczas 
nietylko fizyka, lecz i wszystkie inne nauki, zajmujące się przyrodą mar- 
twą. Jest tu przygotowywany, a zdaniem wielu - już nastąpił, naj- 
głębszy przewrót podstaw myślenia naukowego. Zagadnienie przyczyno- 
wości zostało wyraźnie postawione w 1927 r. przez wyżej (
 5) już wspom- 
nianego młodego uczonego H e i s e n b e r g a. Walka o takie lub inne 
rozstrzygnięcie tej zasadniczej sprawy jest jeszcze daleka od zakończenia. 
Należy zauważyć, że przeciwnikami obalenia zasady przyczynowości są 
niektórzy najwybitniejsi uczeni współcześni starszej generacji. Tak np. 
doskonałe poświęcone mikromechanice dzieło A. S o m m e r f e l d a, które 
ukazało się w 1929 r., ani jednem słowem nie wspomina o zasadzie przy- 
czynowości! Jest rzeczą nie mniej interesującą, że zwolennicy nowego prze- 
wrotu naukowego zaczęli popularyzować sprawę obalenia zasady przy- 
czynowości. Zarówno w licznych czasopismach popularnych, jak również 
w szeregu pism codziennych ukazują się artykuły, w których dowodzi się, 
że zasady przyczynowości wogóle niema i być nie może. 
Przypomnijmy zasadniczy moment, który kierował dotychczas uczo- 
nymi przy budowie nauki. Nasze zmysły bezustannie przyjmują niezli- 
czoną ilość wrażeń, z których składa się obraz świata zewnętrznego. Ow 
świat wrażeń jest w wysokim stopniu nieuporządkowany, panuje w nim 
ogromny chaos. Człowiek usiłuje ten świat uporządkować, konstruując so- 
bie inny świat, który odpowiada poziomowi rozwoju człowieka w danej 
chwili; konstrukcja ta zawiera to, co się nazywa jegoświatoroglądem. 
W świecie tym odgrywają rolę bóstwa, różne obrazy mitologiczne, dobre 
i złe duchy i t. p. Nauka stopniowo je pousuwała w tern przekonaniu, że 
nie mają one m;ejsca w owym trzecim faktycznie istniejącym świecie, do 
poznania którego nauka wciąż dąży i który został przez nią prowizorycz
>>>
56) 


Zasada przyczynovrości 


34]' 


nie zastąpiony przez skonstruowany przez się drugi świat. Nauka spo- 
dziewa się zbliżyć stopniowo do świata realnego i w ostatecznej kon- 
sekwencji doprowadzić świat prowizoryczny do zupełnego zlania się Zf 
światem realnym. Przybudowie właśnie tego ostatniego świata nauka ści- 
śle zachowywała następującą fundamentalną ideę: w owym trzecim św:'e-, 
cie realnym rządzą ścisłe zasady, ktÓf-e nie dopuszczają żadnych odchyleń; 
w świecie tym panuje idealny porządek. Ponad wszystkiem wznosi się 
zasada przyczynowości, która w sposób regularny i jednoznaczny wiąże 
każde zdarzenie w danem miejscu i w danej chwili ze zdarzeniami w są- 
siedniem miejscu i następnej chwili. Jedno zjawisko jest więc tu przyczyną", 
inne zaś - skutkiem. Zasada przyczynowości ma swoją obszerną głównie 
filozoficzną literaturę. 
Należy jednak zwrócić uwagę, że pogląd o niewzruszonem panowa- 
niu ścisłej regularności w owym trzecim świecie, który nauka usiłuje poz- 
nać, zaczął się chwiać z chwilą powstania fizyki statystycznej (p. 
 4). 
Okazało się mianowicie, że t. zw. "zasady« fizyki są słuszne tylko jako 
wartości przeciętne bardzo wielkiej liczby poszczególnych zdarzeń, w któ- 
rych główną rolę odgrywa przypadek, a zadanie nauki sprowadza się 
tylko do obliczanie stopnia prawdopodobieństwa każdego ze zdarzeń moż- 
liwych. Zasady, które w ten sposób zostały przez naukę znalezione, odno- 
szą się więc wyłącznie do makrofizyki, do zbioru ogromnej liczby cząste- 
czek, z których każda wiedzie jakgdyby żywot indywidualny. Im mniejsza 
jest liczba cząsteczek, tem większe są odchylenia od ustalonej zasady". 
a stosuje się to prawdopodobnie do wszystkich zasad fizyki. Wszystkiem 
rządzi przypadek, i można tylko mówić o stopniu prawdopodobieństwa 
tego lub innego zdarzenia, powstania tego lub innego zjawiska. To dające 
się w wielu wypadkach obliczyć prawdopodobieństwo, rosnące wraz 
z olbrzymią zawsze liczbą cząsteczek, z którą ma do czynienia makro- 
fizyka, niezmiernie mało różni się od zupełnej pewności. Ze zjawisko spo- 
dziewane nie nastąpi jest tak mało prawdopodobnem, iż nie można liczyć, 
aby się to kiedyś dało zauważyć, a taki stan rzeczy właśnie oznacza, że 
jest to dla nas niemożliwe. Jednakże za bezwzględnie niemożliwe ści- 
sła nauka uważać go nie może. Oczywiście, że zagadnienia roli i znaczenia 
przypadku, sensu obliczanego prawdopodobieństwa i stosunku obu do zja- 
wisk otaczającego nas świata zQftały wszechstronnie i krytycznie zanali-, 
zowane i wywołały niemało kontrowersyj. Jednakże zasada przyczyno- 
wości pozostawała nadal fundamentem przy budowie gmachu fizyki i sze- 
regu innych nauk. 
Z pośród krytyków zasady przyczynowości wymienimy tu znako- 
mitego uczonego angielskiego, filozofa D a w i d a H u m e a (Ilu -
>>>
34 8 


Nowa mikromechanika 


[XVI 


IJ7 6 ). Po raz pierwszy H u m e postawił zagadnienie możliwości dowodu 
zasady przyczynowości. H u m e sam wykazał, że drogą konstrukcyj lo- 
gicznych zasada przyczynowości nie_ może b'yć ani dowiedziona, ani też 
obalona. Wszystkie w tym kierunku usiłowania były dotychczas bez- 
owocne; nie udało się obalić poglądów H u m e' a. Co się tyczy sprawy 
znaczenia statystycznych praw makrofizyki, to P l a n c k utrzymuje, że 
możliwość istnienia praw statystycznych makrofizyki zakłada obecność 
ścisłych praw dynamicznych w mikrofizyce, aczkolwiek poznanie tych 
ostatnich jest dla nas niedostępne. W. N e r n s t twierdzi, że wprowa- 
azenie do nauki praw statystycznych jest dowodem słabości rozumu ludz- 
kiego, który jest jakby niezdolny przeniknąć tajniki jednostkowych zda- 
rzeń, z których składają się obserwowane zjawiska makrofizyczne. Zda- 
niem N e r n s t a, założenie, że zasada przyczynowości jest bezwzględnie 
ścisła, ciążyło dotychczas nauce, przygniatając ducha uczonego; nadszedł 
czas rozluźnienia więzów, aby umożliwić swobodniejszy ruch myśli nauko- 
wej. Bardziej krańcowo wyraża się uczony austrjacki E x n e r, podając 
przykład następujący: "Gdybyśmy potrafili bardzo ściśle zbadać spadek 
ciała w próżni, stwierdzilibyśmy bezwątpienia, że przyśp:eszenie jest sta- 
łe, a drogi przebyte takie, jakie otrzymuje się na podstawie wiadomych 
praw swobodnego spadania. Czy stąd jednak wynika, że taka zgodność 
zostanie stwierdzona i w tym przypadku, gdy obserwacje będą wykonywa- 
ne w odstępach czasu, które byłyby mierz,one nie sekundami, lecz biljono- 
wemi lub jeszcze mniejszemi częściami sekundy? Być może, że przyśpie- 
szenie nie miałoby w tym wypadku wartości stałej, lecz szybko oscylującej 
- - -clokoła pewnej wartości przeciętnej". E x n e r opowiada, że znakomity te- 
oretyk fizykj B o l t Z m a n n w rozmowie w zupełności podzielił ten po- 
gląd, dodając, że ciało spadające porusza się być może jakby skokami 
(riickweise), i moż:: nawet nie wzdłuż prostej, lecz po linji zygzakowatej. 
Budując na podstawie świata wrażeń drugi świat prowizoryczny, 
byliśmy przekonani, że zbliżymy się do trzeciego świata realnego. Spo- 
dziewaliśmy się przy tern dotrzeć od czegoś niepewnego do czegoś 
ustalonego, od zmiennego do stałego. Skąd jednak mogliśmy mieć pewność, 
że się to nam uda i na jakiej drodze? Co nas pOZ:łtem przekonywa, że ten 
trzeci świat jest rzeczywiście pewną zakończoną całością, kierowaną przez 
niewzruszone zasady? Nic nas nie uprawnia do tak daleko idącego wnio- 
-sku, który całkowicie niezależnemu od nas światu przypisuje określone 
własnoki tylko dlatego, że ich obecność wydaje się nam pożądaną. W ten 
mniej więcej sposób rozumuje obecnie wielu zarówno fizyków jak i filo- 
20fów.
>>>
S 61 


Zasada przyczynowości 


34
 


W miarę rozwoju mikromechaniki Jtało się coraz bardziej widocz. 
nem, że zasada przyczynowości nie daje się stosować do zjawisk mikro fi- V 
zycznych, stała s:ę ona "pustą'" t. j. beztreściwą; nie daje nawet żadnych 
wskazówek, pozwalających wnioskować o prawach, rządzących zjawi- 
skami świata atomów i cząsteczek, i które mogłyby być sprawdzone. Było 
to właśnie motywem kierującym głośnego artykułu H e i s e n b e r g a 
z 1927 r., gdzie autor formułuje zasadę przyczynowości temi slowy: "Gdy- 
byśmy dokładnie znali stan teraźniejszy dla danej chwili, to znalibyśmy 
również stan przyszły". Jednak założenie w tern twierdzeniu jest nie-, 
prawdziwe, jest bowiem rzeczą niemożliwą znać stan teraźniejszy; poło- 
żenie i prędkość cząsteczek nie mogą być wyznaczone (p. 
 5). Można 
mówić jedynie o stopniu prawdopodobieństwa tej lub innej formy przy- 
szłości. H e i s e n b e r g kończy w ten sposób: "Ponieważ wszystkie do- 
świadczenia są związane z mikromechaniką, tern samem została udowod- 
niona ostatecznie niesłuszność zasady przyczynowości". 
Uczony niemiecki H u g o B e r g m a n n ogłosił w 1929 r. ciekawą 
książkę, zatytułowaną "Walka o zasadę przyczynowości w fizyce współ- 
czesnej", w której analizuje dokładnie i wszechstronnie cały zespół od- 
noszących się tu zagadnień. W związku z przytoczonym wyżej ustępem 
artykułu H e i 's e n b e r g a, autor utrzymuje, że chodzi tu o błąd lo- 
giczny, nie można bowiem uważać za nieprawdziwe twierdzenie, mające 
formę "Jeżeli...., to..." jedynie dlatego, że założenie nie może zostać urze- 
czywistnione, lub, jak się nieściśle wyraża H e i s e n b e r g, jest "nie- 
prawdziwe". Nieprawdziwość założenia nie oznacza nawet, że wniosek 
jest fałszywy, a tern mniej, że fałszywe jest całe twierdzenie, t. j. w tym 
przypadku zasada przyczynowości, która jest treścią niezręcznie sformuło- 
wanego twierdzenia. Nie może tu być mowy, według zdania B e r g m a n- 
n a, o ostatecznym wykazaniu niesłuszności zasady przyczynowości na 
podstawie danych mikromechaniki; można tylko mówić o niemożności 
jej stosowania. Istotnie, do zjawisk mikrofizycznych zasada przyczyno- 
wości nie daje się stosować, i można tylko mówić o stopniu prawdopodo- 
bieństwa tego lub innego zjawiska, np., przebywania danego elektronu 
wdanem miejscu przestrzeni, lub jego ruchu w danym kierunku. 
B e r g m a n n zwraca uwagę w swej książce na bardzo interesujące- 
wyjście z panującej obecnie w fizyce plątaniny, wynikłej wskutek kon- 
trowersyj, dotyczących pojęcia przyczynowości, przypadkowości i prawdo- 
podobieństwa. Istnieją matematyczne teorje prawdopodobieństwa, które- 
pozwalają obliczyć stopień prawdopodobieństwa powstania tego lub in- 
nego zdarzenia w danych warunkach. T eorja ta nie ma jednak żadneg
>>>
I 


35 0 


Nowa mikromechanika 


[XVI 


'związku z tern, w jakim stopniu owe obliczone prawdopodobieństwo wy- 
stępuje faktycznie w zjawiskach natury. Jeżeli mówimy, że z szeregu 
'zjawisk zachodzi odpowiednio czękiej to, które ma większe prawdopodo- 
bieństwo matematyczne, to nie jest to zgoła prawdą anaLtyczną, którą 
można a priori dowieść. Stosowalność rachunku prawdopodobieństwa do 
zjawisk obserwowanych jest nową zasadą, którą należy bądź dowieść, 
bądź też jako "postulat aksjomatyczny" przyjąć za podstawę badań nau- 
Kowych. Twierdzenie, odnoszące się do świata zjawisk, może być tylko 
-w tym przypadku wyprowadzone matematycznie, t. j. udowodnione, jeżeli 
podstawą dowodu są dane wzięte z doświadczenia i obserwacyj. "Tak więc, 
powiada B e r g m a n n, mamy zasadę: To, co posiada większe prawdo- 
podobieństwo matematyczne, zachodzi również odpowiednio częściej w na- 
turz
. Prawo to należy uważać za warunek, bez którego nie jest możliwem 
-żadn
 poznanie doświadczalne (Erfahrung). Jest bardzo ważnem zrozu- 
mieć, ż
 prawo to nie jest rzeczą samo przez się oczywistą". Przez ustale- 
nie t;;go prawa B e r g m a n n spodziewa się wprowadzić porządek 
-w chaos, o którym wyżej była mowa. 
l.ia zakończenie podamy bardzo interesujący przykład zetknięcia się 
dwóch, jeśli nie wprost przeciwnych, to w każdym razie wyraźnie rozbie- 
żnych pogląd6w na zasadę przyczynowości, które były wygłoszone 
przez dwu uczonych, będących bez przesady najwybitniejszymi fizykami 
współczesnymi. 4-go lipca 1929 r. E. S c h r o d i n g e r został przyjęty na 
-uroczystem publicznem posiedzeniu Pruskiej Akademji Naukowej w poczet 
.członk6w tej instytucji. Według przyjętego zwyczaju S c h r o d i n g e r 
wygłosił mowę wstępną, na którą odpow;iedział M. P l a n c k. Według wy- 
rażenia P l a n c k'a, S c h r o'd i n g e r w swej mowie odnosi się "przy- 
-chylnie" do sprawy usunięcia zasady przyczynowości z fizyki. Nie wypo- 
wiada się on bezwzględnie za tern usunięc:em, uważa jednak, że przy roz- 
strzyganiu tego zagadnienia muszą główną rolę odegrać względy celowości 
i dogodności tego lub innego rozwiązania. Odpowiadając na to, P l a n c k 
'Stwierdza, że uważa za swój obowiązek bronić ściśle "przyczynowej" £i- 
'zyki, t. j. jest bezwzględnym zwolennikiem zasady przyczynowośC:. Przy- 
puszcza on, że zagadnienie dotyczy nietylko fizyki, i, jeżeli nie będz:e ono 
w sposób zadawalający rozwiązane przez fizykę, doprowadzi to do zgub- 

:rch rezultatów daleko poza jej granicami. Gmach nauki może być bu- 
-dawany rozmaicie, wymaga jednak w każdym razie trwałego fundamentu. 
Jeżdi zasada przyczynowoki jako fundament zostaje odrzucona, to cóż ją 
-zastąpi w fizyce "nieprzyczynowej"? P l a n c k zgadza się, że mikrome- 
chan:ka dow;odła niemożliwości ścisłego wyznaczenia początkowego stanu
>>>
i7] 


Teorja L. d e B r o g l i e'a 


)51 


wszystkich części (cząsteczek), które składają się na obserwowaną całość. 
Nie jest to jednak ani nic nowego, 'ani też nic szczególnie uderzającego. 
W biologji taki stan rzeczy uważa się za samo przez się zrozumiały, po- 
mimo to jednak biologja stosuje zasadę przyczynowości. Co więcej, bio- 
logja, jako prawdziwa nauka, rozpoczyna się właśnie tam, gdzie się do 
niej wprowadza zasadę przyczynowości. Wreszcie jako na główny argu- 
ment P l a n c k zwraca uwagę na własne prace S c h r o d i n g e r a, z kt6- 
rych wynika, że również zjawiska wewnątrzatomowe podlegają zasadzie 
przyczynowości, jeżeli wprowadzić pojęcie fal, które towarzyszą cząstecz- 
kom elementarnym (p. 
 7 i nast.). To, co powiedz
eliśmy, charakteryzuje 
wyraźnie współczesny stan zagadnienia o zasadzie przyczynowości. 



 7. Teorja L. d e B r o g l i e'a. 


Omówienie zasad teorji L. d e B r o g l i eCa poprzedzimy historycz- 
nie interesującą uwagą. Jeszcze w pierwszej połowie XIX w. mate- 
matyk angielski W. H a m i l t o n (1805 - 1865) zwrócił uwagę na dzi- 
wną analogję, która zachodzi między rozchodzeniem się promieni świetl- 
nych a ruchem cząsteczki materjalnej, t. j. między optyką a dynamiką. 
W optyce odgrywa mianowicie doniosłą rolę zasada F e r m a t a (1601- V- 
166 5), kt6ra polega na następującem. Przypuśćmy, że promiefi świetl- 
ny rozchodzi się z pewnego punktu A do innego punktu B i że prze- 
strzefi między A i B jest wypełniona ciałem, którego zawartość lub gę- 
stość są w różnych miejscach niejednakowe; w tych warunkach F e r m a t 
stwierdził, że promiefi przejdzie od A do B po takiej linji łamanej lub na- ) 
wet krzywej, na której czas potrzebny dla przejścia od A do B będzie naj- 
mniejszy. H a m i l t o n zwrócił natomiast uwagę na twierdzenie teorji ru- 
chu (dynamiki) cząsteczki materjalnej, które, choć inaczej wysłowione, 
jednakże ogromnie przypomina zasadę F e r m a t a. I w tym przypadku 
twierdzenie owo orzeka, że cząsteczka przy przejściu od A do B porusza 
s:ę wzdłuż drogi, przy której pewna wielkość, odgrywająca w zasadzie 
F e r m a t a rolę czasu, ma najmniejszq wartość liczbową. Powyższe spo- 
strzeżenie H a m i l t o n a w ciągu dłuższego czasu nie zwr6ciło niczyjej 
uwagi, dopiero ostatnio zaczęto się w 
em dopatrywać dowodu istnienia 
jakiegoś głęboko ukrytego, jeszcze w swej istocie niejasnego, związku mię- 
.dzy zjawiskami rozchodzenia się energji promienistej z jednej strony a ru- 
chem cząsteczki materjalnej - z drugiej. Powstanie mikromechaniki wy- 
.jaśniło istotę i znaczenie tej współzależności. 
Jak już mówiliśmy w 
 I, uczony francuski L. d e B r o g l i e po-
>>>
35 2 


Nowa mikromechanika 


[XVI 


r 


1 


szedl zupełnie nową drogą, usiłując uzgodnić falową i kwantową teorję 
energji promienistej. Nie ograniczył się on jednak do zespolenia obu teoryj 
w jedną, - lecz znacznie rozszerzył dziedzinę zastosowań swych idei za- 
sadniczych, stosując je nietylko do kwantów światła, lecz i do wszelkiego 
rodzaju "cząsteczek", do kt6rych należą, np., atom, elektron, proton oraz 
kwant światła (foton). Temu ostatniemu przypisuj'e on te same własności, 
co i zwykłym cząsteczkom "materjalnym". Dzięki takiemu rozszerzeniu 
dziedziny zastosowań swych idei d e B r o g l i e został założycielem me- 
chaniki falowej. Postaramy s.ę dać pewne pojęcie o wytycznych teorji d e 
B r o g l i e'a, stosując ją do zupełnie dowolnej cząsteczki. 
Załóżmy więc, że mamy dowolną cząsteczkę O masie m (w gr) i przy- 
puśćmy, że porusza się ona z prędkością u. D e B r o g l i e bie- 
rze za podstawę następującą myśl zasadniczą: Wszelka poruszająca 
się cząsteczka jest związana z pewnym ruchem falowym, t. j. drgającym. 
Oznaczmy przez y częstość tych drgań, prędkość ich rozchodzenia się _ 
przez v, długość fali - przez /., będzie więc, p. (I), 


v 


YA 


(5) 


Będziemy napróżno szukali odpowiedzi na pytanie o istocie tego drga- 
nia. Możemy tylko stwierdzić, że nie jest to w każdym razie drganie samej 
cząsteczki, ani też drganie czegoś w jej wnętTZU. . Fale tego drgania ,d e 
B r o g l i e nazywa fazowemi (
 4, p. I); nie są więc one nośnikami ener- 
gji. Nie stanowią one wogóle tego, co zwykliśmy rozumieć przez fale "elek- 
tromagnetyczne". Nierzadko mówi się, że fala fazowa prowadzi cząsteczkę 
materjalr-ą, a w 

 9 i ID poznamy pewne nowsze uderzające dane do- 
świadczalne, które pogląd ten potwierdzają. 
Tak więc przypuszczamy, że każdy ruch cząsteczki jest związany z ru- 
chem falowym. Co właściwie drga, jak i gdzie się drganie odbywa, jaki 
jest związek między cząsteczką a falą, i w jaki sposób następuje ich od- 
działywanie wzajemne - tf:go nie wiemy. Liczne były usiłowania, roz. 
strzygnięcia -tych wątpliwości. Według poglądu E. S c h r 6 d i n g e r a 
(p. 

 I i 8) sama cząsteczka stanowi jakby punkt skupienia fal lub "pacz- 
kę fal", o czem będzie jeszcze mowa w 
 9, gdzie się przekonamy, że ten 
pomysł należało odrzucić. Sam d e B r o g l i e uważa ruch falowy za 
zjawisko realne, które rzeczywiście odbywa się w pewnej przestrzeni, we- 
wnątrz której znajduje się cząsteczka materjalna. Natężenie ruchu falo- 
wego w każdym danym punkcie tej przestrzeni jest przy tern proporcjonal- 
ne do stopnia prawdopodobieństwa zdarzenia, że cząsteczka znajduje się 
właśnie w tym punkcie. Ruch cząsteczki i rozchodzenie się fali są ze sobą
>>>
S 7] 


Teorja L. d e B r o g l i e'a 


3s} 


związane w ten sposób, że ta współzależność zachowuje się w ciągu ca- V . 
łego czasu. Oznacza to, że cząsteczka jest kierowana przez falę. D e 
B r o g l i e zwraca jednak uwagę, że takie ujęcie w swem dalszem roz- 
winięciu napotyka na duże trudności i nie może być uważane za zadawa- 
lające. Odmienny jest pogląd H e i s e n b e r g a i B o h r a, kt6rzy przy- 
puszczają, że fala towarzysząca cząsteczce nie jest wogóle zjawiskiem fi- 
zycznem, lecz symbolizuje jedynie to, co o' niej wiemy, bowiem stan czą- 
steczki nie może być ściśle doświadczalnie wyznaczony (
 5), lecz tylko 
okl"eślony z pewnym stopniem prawdopodobieństwa. Jak widzimy wszy- 
stko to jest jeszcze dość mgliste, to też d e B r o g 1 i e, rozpatrując (1929) 
r6żne próby rozstrzygnięcia nasuwających się wątpliwości, kończy swój 
przegląd temi słowy: "Tern nie mniej jedno jest rzeczą pewną: że należy 
założyć dwoistość fal i cząsteczek i że rozkład przstrzenny cząsteczek 
można wyznaczyć tylko przy rozważaniu fal. Niestety, istota obu skład- 
nik6w tej dwoistości, jak również ich związek wzajemny pozostają jeszcze 
zupełną tajemnicą". Pojęcie fali fazowej, związanej z cząsteczką materjal- 
ną, jest właśnie powodem, że całą zbudowaną na tern pojęciu teorję na- 
zwano początkowo mechaniką falową. 
Jak widać z powyższego, spotykamy przy omówieniu nowej teorji 
już w pierwszej chwili coś niejasnego, coś mało przekonywającego, mgliste- 
go. Mgła ta jeszcze się zgęszcza, jeżeli uczynimy następny krok, do którego 
t
raz przejdziemy. Masa m cząsteczki jest równoważna pewnej ilości ener- 
gji E, którą można wyznaczyć z równo (-4). E ,jest wyrażone w ergach, c 
jest prędkością światła, c 2 = 9.102°. I oto d e B r,o g ł i e robi dalszy krok, 
pisząc analogicznie do (3), 


. E=hv. 


(6) 


Oznacza to,' że cała energja, równoważna masie m, jest równa ener- 
gji E =' h'l wyobrażalnego kwantu energji promienistej, częstość którego 
r6wnałaby się częstości fali fazowej, która, ogólnie biorąc, nie jest energją 
promienistą. Równania (4) i (6) dają 


mc'2= h'l. 


(7) 


Równanie to wiąże masę m cząsteczk: z częstością v, towarzyszącej tej 
cząsteczce fali fazowej. Nie mamy tu nic do dodania; wystarczy tylko 
stwierdzić jeszcze większe zagęszczenie niejasności. W dwojaki spos6b, kt6- 
rego niestety nie możemy tu podawać i który jest zupełnie ścisły, d e B r o- 
g 1 i e wyprowadza na prędkości fali fazowej v wzór następujący: 


CbwolsoD, Fizyka Wspolcz,esna ;;q.
>>>
3H 


,Nowa mikromechanika 


[XVI 


c'
 
V =-- 
U 


(s) 


Ponieważ prędkość cząsteczki u jest w każdym razie mniejsza od 
prędkości światła c, więc jest rzeczą jasną, że v  C, t. j. że prędkość fab 
fazowej v jest większa od prędkości światła. Nie jest to rzeczą niemożliwą 
ani dziwną, ponieważ fala fazowa nie jest nośnikiem energji, o czem była 
już mowa w 
 4, p. lo 
Długość fali fazowej A znajdziemy zapomocą równości (5), (7) i (8). 
Z tych (5) i (7) dają 


A 


V 
\I 


(9) 


mc 2 


\1= 


h 


(lO) 


Podstawiając (8) 


(10) do (9), otrzymujemy 



 


c 2 h 
A 
- umc 2 ' 


lub 


h 
,,-- 
mu 


(II) 


v 


To sławne równanie zostało, jak zobaczymy w 

 9 i ID, doświad- 
czalnie potwierdzone. IlÓczyn mu masy cząsteczki m przez jej prędkość u 
nazywa się ilościa ruchu (pędem) cząsteczki. Równania (ID) i (II) dowo- 
dzą, że częstość drgań fali fazowej jest wyznaczona przez masę, a dłu- 
gość tej fali - przez pęd cząsteczki. 
Skorzystamy z równania (II), aby obliczyć długość A towarzyszącej 
elektronowi fali, kt6rej prędkość dana jest w woltach (rozdz. V, 
 I). 
Musimy w tym celu podstawić do równo (I I) wartość h ze związku (2), 
rozdz. VII, 
 I, masę elektronu m z równo (ID), rozdz. II, 
 4, oraz pręd- 
kość elektronu u zgodnie z regułą podaną w rozdz. V, 
 I, Wyrażając szu- 
kaną długość fali w A, otrzymujemy prostą zależność 


o 
), (A) =-= 12, 
JI V (wolt) 
Elektronowi o prędkości IDO wolt, t. j. 600 km/sek (p. tabliczkę w rozdz. 
o 
V, 
 I) towarzyszy fala fazowa, której długość wynosi 1,2 A, co odpo- 
w:ada środkowym promieniom rontgenowskim. 


b I,a)
>>>
'57) 


T eorja L. d e li r o g I i e'a 


355 


Przejdziemy do dalszegobardż
'doriioSłegó kroku. Równanie (8) wska- 
zuje, że prędkość fali fazowej v' jest więksż'a od prędkości światła. W 
 S. 
p. 2 widzieliśmy, że, jeżel
 prędko
ć v zal
zy od' częstoki 'J (lub naodwrót, 
t. j. v od v), to istnieje szczególnego r'odzaJu:prędkość grupowa w i że zna- 
n)" jest oddawna wz6r, kt6ry pozwala obliczyć w, jeżeli zależność ta jest 
znana 1). 
W naszym przypadku v zależy istotnie od v, mamy bowiem, p. (ID), 


9 
me"' 
y=----- 
h . 


(u) 


Lecz masa m zależy od jej prędkości, a ,na podstawie r6wnania (q), rozdz. 
11, 
 5, mamy: 


mo mo 
m = l/-
-
-
: = l / 1- [: " 


(13) 


ponieważ z (8) wynika u/c = c/v. Wstawiając (13) do (u), widzimy, że 
11 zależy od v. Bardzo prosty rachunek daje uderzający wynik: 


w=u, 


(14) 


prędkość grupowa fali fazowej równa jest prędkości samej cząsteczki. Wi- 
dzimy, że prędkość grupowa jest prędkością przesuwania się energji. Pro- 
wadzi to do różnych pogląd6w w rodzaju: fala fazowa "unosi cząsteczkę 
na swym grzebieniu" lub "prowadzi cząsteczkę". Wypowiadano również 
pogląd bardziej radykalny,ie cząsteczka jest punktem skupienia oscylacji, 
do sprawy tej wrócimy w 
 8. 
Przejdziemy obecnie do owego punktu teorji d e B r o g l i era, który 
wywarł największe wrażenie i odrazu skierował na tę teorję uwagę uczo- 
nych. W rozdz. IV, 
 2 poznaliśmy pierwszy postulat B o h r a, z regułą 
kwantowania orbit elektronowych. Głosi on, że elektron może. krążyć do- 
koła jądra atomowego tylko na takich orbitach kołowych, dla których 


1/ 


2;;;,--mu = nh, 


(15) 


1) Dla czytelni'k6w obeznanych z pojęciem"p
h
dnej podajemy ten wzór: 


dv 
w=--- 
d(;)'
>>>
35 6 


Nowa mikromechanika 


[XVI 


gdzie r jest promieniem orbity, m - masą elektronu, u - jego prędkością 
(oznaczaliśmy ją przedtem przez v), n jest liczbq całkowitq. Sens fizyczny 
tego postulatu był zupełnie niejasny. Zobaczymy, co w tym przypadku daje- 
teorja d e B r o g l i eCa. Załóż'1:ny, że cząsteczka porusza się jednostajni
 
na kole o promieniu r, i niech k. będzie liczbą fal fazowych A, które mi
 
sżczą się na orbicie kołowej 2'ltr;, .wte
y 
), 
k _ _ !-7tr 
-, A' 


(16) 


Lecz, p. (II) 


A=
. 
mu 


Podstawiając tę wartość do (16), otrzymujemy 


lub 


. k=

 mu 
. h ' 


\, Zestawiając ten. wynik z -(I S), widzimy, że elektron może obiegaE 
tylko po takiej orbic'iie kołowej, na której mieści się całkowita liczba to- 
li warzyszqcych mu fal fazowych. Innemi słowy: drganie fazowe musi byt 
V w rezonansie z orbitq. W ten sposób po r.az pierwszy wyjaśniony został sens. 
fizyczny pierwszego postulatu B o h r a oraz takich terminów jak "mo-. 
żliwa cc lub 
,dopuszczalnacc orbita.' PrzytoczoI:1e rozumowanie dotyczy 
nietylko elektronu, lecz wszelkiej "cząsteczki cc spi:?:ężonej 'z falą , fa:... 
zową, np. protonu. Możnaby zadać pytanie, czemu nie stosuje się one 
do dowolnych ciał, choćby do planet. DaJe się to tłumaczyć w ten spos6b, 
że, jeżeli w równo (II) podstawić'h = 6.54.10-27, na m masę ziemi w gr 
i na u jej prędkość w cm/sek, to daje to liczbę rzędu ID- 53 cm, która mie- 
ści się całkowitą liczbę razy na każdej orbicie. .. 
, Jest rze
zą szczególnie interesującą zastosowanie powyższego wyniku 
do kwantów światła. które d e B r o g l i e uważa za cząsteczki szczeg61- 
nego rodzaju materji. Wynika stąd, że ich prędkość u nigdy nie może osiąg- 
nąć owej wartości granicznej, którą oznaczyliśmy dotychczas przez c. Tak 
więc kwanty światła poruszają się z różnemi prędkościami u, które jed- 
nakże bardzo mało różnią się od c. Jeżeli założyć 


27trmu = kh 


(I7} 


U 
-=I-a, 
c
>>>
$ $) 


Teorje S c h r o d i n g CI r a H e i s e n b e r g a 


357 


to dla promieni widzialnych rJ. jest rzędu 10- 24 . Kwantowi światła tow
- 
TZYSZY fala. fazowa, której prędkość v przewyższa nieco prędkość c. Lecz 
pr
dkość grupowa w równa jest prędkoś
i u kwantu, i tę prędko
ć otrzy- 
mamy, mierząc prędkość światła. Fale fazowe, towarzyszące kwantowi 
$wiatła, są identyczne z tern, co nazywaliśmy dotychczas falamI elektro- 
,magnetycznemi. Droga kwantu odpowiada promieniowi optyki geome- 
trycznL J' 
Musimy się tu ograniczyć do powyższego małego wyjątku z obszer- 
Bej teorji d e B ro g l i e'a. 



 8. T eorje S c h r o d i 'n g e r a i H e i s e n b e r g a. 


W paragrafie 'poprzednim, m6wiąc o pracach d e B r o g l i e'a, mo- 
gliśmy jeszcze nietylko wyjaśnić myśli przewodnie, które były punktem 
wyjścia jego rozumowań, lecz byliśmy r6wnież w stanie podać pewne otrzy- 
mane prz.ez niego wyniki. Przechodząc natomiast do teoryj S c h r o d i n- 
g e r a i H e i s e n b e r g a, nie możemy postąpić w sposób analogiczny, 
mamy tu bowiem do czynienia jedynie ze skomplikowanemi wywodami 
matema:tycznemi, i tylk.o z trudnokią można tam znaleźć to, co dotych- 
czas zwykliśmy, nazywać fizyką. 
Jedna z podstawówych myśli S c h r o d i n g e r a polega na nas.tępu- 
jącem. Widzieliśmy (
 4, p. 2), że operującą promieniami optykę geome- 
tryczną można stosaw:tć tylko w obrębie makrofizyki. Gdy przechodzimy 
natomiast do optyki mikrofizycznej, w kt6rej ma miejsce zjawisko dy- 
Jrakcji światła, metoda geometryczna z jej promieniami całkowicie za- 
wodzi i tylko optyka falowa daje wyczerpujące tłumaczenie zjawisk ob- 
serwowanych. Zwróciliśmy już w 
 7 uwagę na to, że między naszą zwy- 
'kłą mechaniką, t. j. nauką o ruchu i siłach a optyką istnieje pewna zadzi- 
wiająco głęboka analogja, na którą zwr6cił po raz pierwszy uwagę mate- 
matyk angielski H a m i l t on. 
I oto powstaje następująca wspaniała co do swej głębi koncepcja: cała 
.nasza mechanika z jej prawami, wzorami i t. d. daje się stosować tylko do 
zjawisk makrofizycznych; natomiast do zjawi,sk mikrofizycznych, które się 
odbywają we wnętrzu atomów i cząsteczek, stosować jej nie można, i na- 
leży ją zastąpić zupełnie inną, jaką właśnie jest nowa mikromechanika. 
W ten sposób dawna mechanika stanowi analogję do optyki geometrycz- 
nej, Zaś nowa - do optyki falowej. Przejście od dawnej mechaniki do 
:nowej musi się odbyć drogą przekształcenia praw zasadniczych (równań)
>>>
35 8 


Nowa mikromechanika 


[XVI 


starej mechaniki w taką formę, która byłaby możliwie zbliżona do po--' 
staci praw (równań) optyki f:łlowej. S c h r () d i n g e r wykonał t
ie 
przekształcenie i otrzymał sławne prawo (równanie) S c h r o d i n g e raJ 
- które stanowi też obecnie podstawę nowej mechaniki. Podał on dokładnie 
pewne dodatkowe warunki, które należy uwzględnić przy stosowaniu te- 
I ' 
go prawa, jak również znaczenie fizyczne pewnych otrzymywanych przy- 
- tern wielkości. Setki prac zostały poświęcone wytłumaczeniu, uogólnieniu,. 
a przedewszystkiem zastosowaniu prawa (równania) S c h r () d i n g e r a 
do rozwiązania różnorodnych zagadnień mikrofizyki. 
Wychodząc z założeń zasadniczych d e B r o g l i ea, S c h r () d i fi- 
g e r rozpatruje również falę fazową, przyczemprędkość grupowa równa. 
Jest prędkości samej cząsteczki, p. (14). Naprowadziło go to na wSP9 m - 
niany już w 
 4, pomysł, że sama cząsteczka jest też grupą, lub, jak się 
S c h r () d i n g e r wyraża, "paczką lal« (Wellenpaket), w którym sku- 
piona jest energja li" = mc 2 , p. (7). Jednak pomysł ten trzeba było od- 
rzucić, ponieważ można dowieść, że taka "paczka fal« nie może być czemś, 
stałem. Musi ona bezwarunkow? z biegiem czasu się rozpaść, energja paczk
 
ulega rozproszeniu. Szczególnie szybko musi to nastąpić w owych doświad- 
czeniach dyfrakcji elektronów, o których będzie mowa w 
 ID. 
Wracamy do zasadniczego r6wnania S c h r () d i n g era. Z powyż- 
szego już widać, że dążył on do takiego przeksztaicenia mechaniki, któreby 
odpowiadało przejściu od optyki geometrycznej do falowej. Nie dziw 
więc, że równanie podane przezeń zewnętrznie bardzo przypomina od- 
dawna znane w nauce równanie, które stanowi rozwiązanie zagadnienia 
falowego rozchodzenia się ruchów drgających w dowolnym ośrodku, np. 
akustycznych w powietrzu, elektromagnetycznych w próżni i t. d. Wiel- 
kością podstawową w r6wnaniu S c h r () d i n g e r a jest pewna wiel- 
kość, którą oznaczamy zwykle przez 
 (psi). Zależy ona od położenia 
(spółrzędnych) punktu, którego dotyczy, oraz od czasu. Równanie 
S c h r () d i n g e r a zawiera pozatern składniki, kt6rych postać zależy od 
rodzaju rozwiązywanego zagadnienia. Forma tego równania jest bardzc 
skomplikowana, a jego analiza je
t prawie zawsze bardzo trudna. Rezul- 
tatem takiej analizy może być szereg określonych wartości 'h. '
:J, 
a i t. d. 
wielkości ,
, jeżeli dane S-1 pozatem warunki dodatkowe, które ta ostatnia 
musi spełniać. Takiemi warunkami może być żądanie, aby dla wszyst. 
-- kich punktów przestrzeni wielkość !j była skończona (t. j. nie nieskończe- 
nie wielka), ciągła (t .j. aby nie miała w przestrzeni nigdzie skoków swej 
wartości liczbowej) i jędnoznaczna (t. j., aby dla tego samego punktu prze- 
strzeni nie otrzymano dwu lub wi,ększej liczby jej wartości). Znalezienie
>>>
S 8) 


Teorje S c h r o d i n g e r a i H e i s e n b e r g a 


H9 


przy zachowaniu tych warunków, niezależnych wartości 
1, (h, 
s i. t. d. 
wielkości 'f zastępuje to, co nazwaliśmy kwantowaniem (rozdz. IV, 
 8). 
Od wielkości 'fI 
2 'fs i t .d. można np. przejść do owych niezależnych 
wartości energj/ 11: h, h i t. d., które są dla danego układu możliwe, lub, 
jak mówiliśmy, dopuszczalne, stąd zaś mamy już proste przejście do wy- 
razów widmowych. (rozdz. IV, 
 8), których ogromne znaczenie choćby' 
dla celów analizy widmowej poznaliśmy w rozdziałach IV i V. 
Zwracamy się do podstawowego zagadnienia fizycznego znaczenia 
wielkości 'f. S c h r o d i n g e r uważa, że 'f ma charakter fali, różniącej 
się jednak od fali fazowej d e B r o g l i e'a pewnemi właściwościami, któ- 
rych nie możemy tu wyjaśnić. Bardzo duże znaczenie posiada następujące 
twierdzenie S c h r o d i n g e r a, podawane przez niego w formie postu- 
latu: Wielkości 'f 2 określają w każdym punkcie przestrzeni gęstość ładun- l 
ku elektrycznegol). Zakłada się, że w omawianem zagadnieniu sprawa do- 
tyczy elektronu, jak zwykle w zadaniach, dotyczących mikrofizyki, t. j. 
świata atomów i cząsteczek. Ponieważ' I
 posiąda określoną wartość we 
wszystkich punktach przestrzeni, więc elektron, mówiąc ściśle, omal nie 
zajmuje całej przestrzeni. Jest to właśnie sławne "zatarcie granic" elektro- 
nu. Obraz elektronu jako cząsteczki O wymiarach zupełnie określonych 
traci tu sens. Można oczywiście założyć, że elektron jest "zatarty" w pew- 
nej małej przestrzeni, 
ewnątrz której moina jego gęstość 
 2 zaniedbać. 
Przestrzeń ta jest jednak w każdym razie większa od objętości, którą przy- 
pisuje elektronowi dawna 'fizyka. 
Uczony niemiecki M. B o r n jest zupełnie innego zdania o fizyczneriJ 
znaczeniu wielkości 'f, i jego pogląd jest, .
tlaje się, obecnie najbardziej 
wśród uczonych rozpowszechniony. Zakłada on mianowicie, że ?2, (p. 
odnośnik) o:ueśla w danym punkcie prawdopodobleństwo zdarzenia, że 
elektron w tym punkcie się znajduje. Łatwo spostrzec pewien aczkolwiek 
tylko powierzchowny. związek między poglądami B o r n a i S c h r o d i n- 
g e r a: większemu prawdopodobieństwu przebywania elektronu w danym 
punkcie, według B o r n a, odpowiada większa gęstość ładunku w tym sa- 
mym punkcie, według S c h r o d i n g era. To, co według S c h r o d i n- 
g e r a, oznacza obecność nieznacznej części elektronu w danym punkcie. 
jest według B o r n a obecnością całego elektronu w tym punkcie w cią- 
gu danej nieznacznej co do wielkości chwili, a to właśnie sprowadza się 
do wskazanego stopnia prawdopodobieństwa. O wiele głębszym jest zwią- 


l) Dła czytelników obeznanyeh z algebrą zauważymy. że zamiast 'f2 należałoby 
pisać !ji 
, gdzie 'f 
 są to wielkości zes.polone sprzężone. Jeżeli !ji = a + b V - (, to 

 a - b V - I, i mowa o wielkości 'f
 = a 2 +'b 2 .
>>>
3 60 


Nowa mikromechanika 


[XVI 


zek pomiędzy kcncepcją B o r n a, a teorją H e i s e n b e r g a o zasadni- 
czej nieobserwowalności stanu cząsteczki, np. elektronu, t. j. niemożnoki 
określenia jej położenia i prędkości ruchu .(
 5). Możemy zasadniczo po_ 
dać tylko stopień prawdopodobieństwa przebywania cząsteczki w tym lub 
innym punkcie. 
Od ujęcia wielkości tp przez B o r n a jest już tylko jeden krok do po- 
glądu na metodę S c h r o d i n g e r a jako na czysto statystyczną (
 4). 
Sam S c h r o d i fi g e r w jednym z wykładów w Londynie w 19 28 r. cha- 
rakteryzuje ten pogląd w sposób następujący: wielkość '1 nie dotyczy jed- 
nego rozpatrywanego w danem zagadnieniu, określonego układu, lecz obej- 
muje naraz wszelkie możliwe tego rodzaju układy, znajdujące się we 
wszelkich możliwych stanach, w których układ może przebywać. Wyzna- 
cza ona tę część tych układów, które w danej chwili znajdują się w okre- 
ślonym stanie. S c h r o d i n g e r uważa jednąk, że pogląd ten jest nie- 
możliwy do przyjęcia. 
E. R a b i n o w i t S c h (Berlin), który zajmował się wiele zagadnie- 
niem statystycznej interpretacji metody S c h r o d i n g e r a, wypowiada 
(19 2 9) poglądy następujące. Wyobraźmy sobie N atomów, gdzie N jes' 
liczbą bardzo wielką, i ulokujmy je w myśli w jednym punkcie w ten 
sposób, aby jądra atomowe wszystkich N atomów znalazły się w jednym 
punkcie. Wtedy chmura N elektronów da nam właśnie zatarty elek;- 
tron S c h r o d i n g e r a, przyczem gęstość ładunku okaże się oczywiście 
N razy w:ększa od 'P 2. Charakter statystyczny występuje tu wyraźnie 
bowiem 9 2 wskazuje liczbę elektronów (z pośród wielkiej ich liczby N). 
które w danej chwili zajmują pewne określon: położenie. 
W najwyższem stopniu ciekawe są poglądy S o m m e r f e l d a, za- 
warte w jego wyżej już cytowanej książce (1929). Podajemy tu kilka wy- 
jątków: "Bezwarunkowo wyrzekamy się przyjęcia naładowanej chmury 
(t. j. elektronu zatartego), do którego prowadzi' teorja S c h r o d i n- 
g e r a w dosłow
ym sensie słowa. Utrzymujemy bezwzględnie w moC} 
dobrze uzasadnione ujęcie elektronu, jako utworu punktowego (punkt- 
formig), lub w każdym razie mającego małe wymiary w porównaniu z ato- 
mem". Następnie S o 111 m e r f e l d zwraca uwagę na następującą sprzecz- 
ność. Elektron jest uważany za "zatarty" w przestrzeni o nieokreślonych 
rozmiarach. Gdy jednak, stosując równanie S c h r o d i n g e r a, przystę- 
, pujemy do rozwiązania określonego zadania, np. zagadnienia ruchu poje- 
dyńczego elektronu, krążącego wokoło jądra atomowego, wtedy na wielkość 
energji potencjalnej elektronu wprowadza się (do równania S c h r o d i n- 
g e r a) wyrażen:e, które traci wszelki sens dla elektronu zatartego, za-
>>>
S 8J 


Teorje S c h r o d i n g e r a i H e i s e n b e r g a 


3 61 


kłada ono bowiem, że elektron znajduje się całkowicie w jednYJIl punkcie 
przestrzeni. N atę sprzeczność zwrócili również uwagę inni uczeni np. 
S t ark, odkrywca "zjawiska S t ark a" (rozdz. XIV, 
 j). Zresztą 
można w mikromechanice znaleźć niemało różnego rodzaju sprzeczności. 
O charakterze statystycznym teorji S c h r o d i n g e r a S o m m e r f e l d 
jest mniej więcej tego samego-zdania, co i R a b in ow i t S c h (p. wyżej). 
Co się zaś tyczy zastosowania teorji H e i s e n b e r g a o niemoż.liwości 
dokładnego pomiaru dwu wielkości sprzężonych (
 5), to S o m m e r f e l d 
uważa, że W teorji 'S c h r O- d i n g e r a należy za takie uważać energję 
i czas. Gdy energje lI, h, h i t. d. (p. wyżej) są zupełni'e ściśle 9kre
lone, 
wtedy wyznacz
nie czasu staje się nierilożliwem, i z tego względu odpada 
pojęcie orbit elektronowych, przebywanych w ciągu pewnego czasu. Można 
tylko wyznaczyć przeciętny czas przebywania elektronu wdanem miej- 
-;.:u, co daje właśnie gęstość ładunku 1)1 2. Wreszcie S o m m e r f e l d po- 
wiada: "Duchowi tych ogólnych teoryj odpowiada w zupełności założenie, 
ie 1)1 jest wielkością czysto matematyczną, pomocniczą, i że tylko lJi 2 (p. 
odnośnik na str. 359) ma charakter fizyczny". 
Powyższe uwagi, dotyczące wielkości 1)1. są dla mikromechaniki bardzo 
charakterystyczne i mogą być doskonałą ilustracją 
 3. Lepszą jeszcze -jed- 
nak jej charakterystyką jest zagadnienie, które S c h r o d i n g e rwy- 
suwa w ostatnim z swoich czterech wykładów w Londynie. W teorji 
kwantowej światła mieliśmy mianowicie wzór 10 = hv, gdzie 10 jest ener- 
gją kwantu, v liczbą drgań, a h jest stałą P l a n c k a [(rozdz. III, 
 3, 
równo (2)]. Ponieważ v jest wzięte na sekundę, więc jest rzeczą jasną, że 
energja 10 jest liczbowo równa liczbie drgań w h sek. S c h r o d i n g e r 
w związku z tern stawia pytanie: "Czy możemy być zupełnie pewni, że 
pojęcie energji, bez którego nie możemy się obejść przy rozpatrywaniu 
zjawisk makroskopowych, ma wogóle jakiś sens w zjawiskach mikrome- 
,chanicznych prócz swego znaczenia jako liczby drgań w h sekundach?". 
Spostrz'egamy tu już nie ową zwykłą i nieuniknioną chwiejność, która to- 
warzyszy wszelkiej twórczości naukowej, lecz raczej zakłopotaną dezor- 
jentację! ' 
Usiłowaliśmy w miarę możności poinformować czytelników o pracacn 
d e B r o g l i e'a i S c h r o d i n g e r a, będących podstawą tej gałęzi no- 
wej teorji, która, ze zrozumiałych teraz względów, nosi nazwę mechaniki 
falowej. O drugiej gałęzi, którą nazwano mechaniką kwantową, a ugrunto- 
waną przez H e i s e n b e r g a, ' B o r n a i P. Jor d a' Ii a prawie nic 
powiedzieć nie możemy. Dwaj ostatni uczeni wprowadzili do teorji H e i- 
I e n b e r g a zastosowanie specjalnego działu matematyki, który mówi
>>>
3 6z 


Nowa mikromechanika 


[XVI 


o t. zw. macierzach. D i r a c stosuje specjalną przez siebie samego. stwo- 
rzoną metodę matematyczną. S c h r o d i n g e r dowiódł, że jego prawo 
zasadnicze (równanie) i rachunek macierzy muszą prowadzić do wynik6w 
jednakowych. Cała ta matematyczna strona nowej teorji nie daje zupełnie 
materjału do niniejszego rozdziału. 



 9. Pewne wyniki mikromechaniki. 


Wspominaliśmy niejednokrotnie o wielkiej liczbie prac z mikromecha- 
niki, ogłoszonych w ciągu tych niewielu lat, zwróciliśmy jednak też 
uwagę, że mają one prawie całkowicie charakter czysto matematyczny, któ- 
ry nie nadaje się do przedstawienia w niniejszej książce. Korzystając z me- 
tod S c h r o d i n g e r a, H e i s e n b e r g a lub D i r a ca, mikromecha- 
nika usiłowała zanalizować bardzo wielką liczbę zagadnień, dotyczących 
w chwili abecnej prawie wszystkich działów fizyki, a zakres ich jeszcze 
wciąż się razszerza. Ograniczymy się do następującej uwagi: w zależnaŚci 
od zagadnienia oraz charakteru jego rozwiązania podzielimy wszystkie 
prace na cztery grupy, zatrzymamy s:ę przy tern zwłaszcza nad czwartą, 
szczególnie wyraźnie uwydatniającej postęp naukawy, który zawdzię- 
czamy mikromechanice. . , 
Grupa pierwsza. ZaEczamy tu prace, dotyczące zagadnień ad- 
dawna przeż naukę "klasyczną«, która stasowała mechanikę N e w t o n a 
i E i n s t e i n a, rozwiązanych, przyczem mikromechanika prowadzi do 
tych samych niewątpliwie prawdziwych wyników, co i mechanil
Ci. kla- 
syczna. Bardzo. wielkie znaczenie tych prac szczególnie w pierwszych chwi- 
:ach powstania mikromechaniki, palega na tern, że były one dowodem, 
iż nowa teorja, nie bacząc na zupełną nowość jej metody, prowadzi da wy- 
ników prawdziwych. Fakt ten był jakby pierwszym impulsem, który 
wzbudził zaufanie do nowej nauki. 
Grupa druga. Zaliczamy tu prace, które przy anaFzowaniu tych lub 
innych zagadnień, prowadziły do wyników prawdziwych, natomiast me- 
tody klasycznej nauki (t. j. do 1924 r.) dawały wyniki bezsprzecznie fał- 
szywe, niezgodne z danemi doświadczenia. Jest rzeczą jasną, do jakiego 
stopnia prace te musiały pogłębić zaufanie do nawych metod mikromecha- 
niki. Ograniczymy się da jednego przykładu. W 
 2 mówiliśmy już, że 
teorja klasyczna prowadziła do całkowitych liczb kwantowych, doświad.. 
czen
e natomiast dowodziło kanieczności wprowadzenia również i "po_ 
łówkowych« liczb kwantowych I, d/z, 2, 2Y2, 3, 3 1 /2 i t. d. Oba począt- 
kowe kierunki mikromechaniki, jeszcze przed swem zespoleniem w jedno
 


.
>>>
S9ł 


Pewne wyniki mikromechaniki 


3 6 } 


oorazu wykazały, że rozwiązanie szeregu zagadnień prowadzi właśnie do 
połówkowych liczb kwantowych. 
Grupa trzecia. Mamy już obecnie duży szereg prac, w których mi- 
kromechanika pozwoliła wytłumaczyć zjawiska lub fakty, jakich teorja 
klasyczna nie była w stanie tłumaczyć; były one dla niej zagadką. Podamy 
tylko bardzo niewiele z pośród całego ich szeregu; nie możemy tu nato- 
miast wskazać metody mikromechaniki, która jest najeżona wywodami 
matematycznemi, prawie zawsze bardzo skomplikowanemi. 
I. W rozdz. II, 
 I I poznaliśmy regułę wyboru, głoszącą, że nie' 
wszystkie przejścia układu z dowolnego z jego stanów możliwych o ener- 
gjach Jt, h, ls, i t. d. do dowolnego innego stanu mogą się istotnie odby- 
wać. Istnieje wiele niemożliwy
h, lub, jak się mówi, "wzbronionych« 
przejść. Reguły tego wyboru były ustalone empirycznie. Dla pewnych bar- 
dzo prosty
h układów reguły wyboru mogły być wytłumaczone, chociaż nie' 
bez zarzutu. W ogólności jednak reguły wyboru pozostawały niewytłuma- 
czalne, a ich konieczność niezrozumiała. Zastosowanie metod mikromecha- 
niki daje reguły wyboru bezpośl'ednio, jako matematyczną konsekwencję 
założeń danego zagadnienia. 
2. Według drugiego postulatu B o h r a (rozdz. IV, 
 2) elektron 
nie wysyła energji promienistej, gdy jest w ruchu na "dopuszczalnej« przez 
pierwszy postulat (tamże) orbity, co jest w jaskrawej sprzeczności z pod- 
,stawowemi zasadami elektrodynamiki klasycznej. Mikromechanika nie zna- 
zupełnie orbit elektronowych; ma ona do czynienia tylko z ustalonemi 
stanami atomu, np. wodoru i odpowiedniemi wartościami energji Jt, h, 
h i t. d. Dowcipna teorja, która wychodzI- z założenia, że 'f:] gra rolę gę- 

tości ładunku elektrycznego, pokazuje wprost, że atom w dowolnym ze' 
stanów statecznych nie promieniuje. 
. 3. Zjawisko S t ark a i zjawisko Z e e m a n a (rozdz. XIV, 

 
1,2 i 3) zostały przez mikromechanikę prawie wyczerpująco wytłumaczo- 
ne, to samo dotyczy licznych innych zjawisk, których tu wymieniać nie' 
będziemy. 
4. Praca G. A. G a m o w a. Z pośród setek prac wydzielimy jedną 
wykonaną przez młodego uczonego rosyjskiego G. A. G a m o w a (l.e- 
ningrad) w 1928 r., o której była nawet mowa w pismach. Zagadnienie do
 
tyczy wyrzucania cząstek alfa przez jądr
 atomów promfeniotwórczych 
(rozdz. XI, 
 I) i polega na następującem. Dane doświadczalne wskazują. .t 
że w niezmiernie bliskiej odległoki od jądra atomowego siła, z którą ją- 
dro oddziaływa na cząstkę alfa, zmienia swój znak, t. j. odpychanie 
przechodzi w przyciąganie. Cząstka alfa musi to przyciąganie pokonać_
>>>
)64 


Nowa mikromechanika 


(XVI 


()bliczenia dowiodły, że cząstka alfa przy wylatywaniu z jądra ma 
energję kinetyczną ruchu, która jest niedostateczna, aby owe przycrąganie 
pokonać. Aby wytłumaczyć to niezrozumiałe zjawisko, R u t h e r f o r d 
-założył, że Wewnątrz jądra atomowego znajdują się nie cząstki alfa, 
lecz obojętne atomy helu, t. j. cząstki alfa, które nie straciły dwu elek- 
'tronów. Taki atom wylatuje z jądra, i dopiero w obszarze, gdzie dzia- 
łają nań siły odpychające, traci swe elektrony i ulega przemianie w czą' 
'St;kę alfa. Nie można jednak uważać tego tłumaczenia za zadawalające. 
Tak więc nauka klasyczna prowadziła do wniosku, że cząstka alfa 
-nie może pokonać tej przegrody, że więc prawdopodobieństwo wylatywa- 
-nia cząstki alfa z jądra pierwi.astka promieniotwórczego jest równe zeru. 
Zasługa G a m o w a polega na tern, że zastosował on do tego zagadnienia 
po raz pierwszy metody mikromechaniki i dowiódł, że prawdopodobień- 
.stwo wylatywania cząstki alfa nie jest równe zeru, a zatem pewnym 
.{;z
stkom może się udać pokonać ową przegrodę. Poszedł on jednak jesz- 
cze dalej. G e i ge r i N u t t a II wyprowadzili mianowicie (19 12 ) czysto 
-empiryczną zależność, która wiąże okres półtrwania pierwiastk6w pro- 
mieniotwórczych (rozdz. XI, 
 2) Z energją wylatujących cząstek alfa. 
. Dla czytelników bardziej zaznajmLonych z algebrą wz6r ten podajemy: 


19T=a + bE 


(18) 


: -gdzie T jest okresem półtrwania pierwiastka, E - cnergją wylatującej czą- 
-stki alfa, a i b - dwiema stałemi. Łatwo zrozumieć, że czas T musi być 
zależny od prawdopodobieństwa wyrzucania cząstki alfa. G a m o w 
zdołał teoretycznie wyprowadzić równość (18) G e i g e r a i N u t t a lIca, 
'przyczem otrzymał na spółczynnik b wartość liczbową dobrze się zgadza- 
jącą z wartością, którą daje doświadczenie. 
1'. Grupa czwarta. Wszelka nowa teorja jest tylko wówczas poważnym 
Krokiem naprzód na ciernistej drodze, wiodącej do istotnego poznania 
prawdy, gdy przepowiada nowe fakty lub zupełnie nowe zjawiska, kt6rych 
istnienie przy poprzednich teorjach nie mogło być przewidziane, bądź mu- 
siało być uważane za niemożli,we, czy też nonsensowne. Z całego bogatego 
wszechstronnego materjału, jakiego nam dostarcza mikromechanika, wyj_ 
mujemy przedewszystkiem nowy fakt, którego istnienie nie było przedtem 
przez nikogo podejrzewane, chociaż coś analogicznego (dla innej substan- 
. eji) było już znane, tak iż odkrycie to nie może być uważane za zupełną 
nowość. Następnie podamy jedno zupełnie nowe zjawisko, kt6r:ego sama 
'-nJ.zwa z punktu widzenia klasycznej pauki musiała się wyda'Ya,ć npnsen- 
$ownem zestawieniem słów. Rozpatrzymy tu chwilowo tylko ów wśpom-
>>>
S.9J 


Odkrycie para - i ortowodoru 


3 6 s: 


niany wyżej nowy fakt, natomiast nowe zjawisko omówimy w osobnym 
p,aragrafie. 
Nowy fakt. Mamy na myśli ódkrycie para- i ortowodoru:. W rozdz
 
111, S 5 widzieliśmy, że gazowy hel składa się z mieszaniny dwu odmian 
helu: ortohelu i parahelu. Ich ciężar atomowy jest jedt;lakowy, nie może- 
więc być mowy o dwóch izotopach tego pierwiastka (rozdz; XI, 
 3). 
Usiłowania wytłumaczenia istnienia dwu odmian helu przez różne uloko- 
wanie orbit dwu, elektronów nie prowadziły do wyników, możliwych do 
przyjęcia. W 1926 r. H e i s e n b e r g dowiódł, że zastosowanie mikro- 
mechaniki do analizy układu, składającego się z dodatniego jądra i dwu 
elektron6w, prowadzi bezpośrednio do wniosku, że układ taki może ist- 
n_ieć w dwu postaciach, których różnice są następujące. W rozdz. II, 
 4... 
mówiliśmy, że elektrony mają ruch obrotowy. Obracający się elektron od. 
grywa zaś rolę małego magnesu. T eorja dowodzi, że w ortohelu osie tych 
elektronowych magnesików mają ten sam kierunek, zaś w parahelu - 
kjerunki przeciwne. T a praca H e i s e n b e r g a była powodem, że wielu 
uczonych zwróciło uwagę na okoliczność, iż również zwykły gazowy dwu- 
atomowy wodór musi stanowić mieszaninę dwu odmian wodoru, ortowo- 
dpru i parawodoru. T eorja dowodzi, że różnica między temi odmianami 
jest trochę inna, niż w helu. Zamiast obracających się elektronów, należy 
tu rozpatrywać obracające sę jądra (protony) dwu atomów wodon,1. W pa- I 
rawodorze osie protonowych magnesików są przeciwrównoległe, zaś w or- I 
ł:Qwodorze - równoległe. W dalszym ciągu z teorji wynika, że dla nie- L 
zbyt niskich temperatur ilości para- i ortowodoru muszą być w stosunku 
I : 3, t. j. ortowodoru jest trzy razy więcej, niż parawodoru. Dla niskich 
tęmperatur stosunek ten musi zmieniać się na korzyść parawodoru, dla bar- 
dzo zaś niskich temperatur wodór składa się prawie wyłącznie z parawo- 
doru. Dwie odmiany cząsteczkowego wodoru różnią się od siebie, jak wy- 
nika z teorji, wieloma własnościami fizycznemi: przedewszystkiem prze- 
wodnictwem cieplnem, ciepłem właściwem, temperaturą zamarzania, pręż- 
nością pary nasyconej, szczególnie zaś widma ich muszą być różne, ponie- 
Waż widm.o wodoru cząsteczkowego składa się z zespołu dwu widm. 
z
 których widmo ortowodoru w, bardzo niski.ch temperaturach znika., 
Jednocześnie stroną doświadczalną zagadnienia zajmowali się A
 
E u C k e n (Wrocław), a w szczególności K. F. B o n h o e f f e r i jego 
współpracownik P. H a r t e c k w Berlinie. Zatrzymamy się nad pracami 
tych dwu ostatnich uczonych, którzy z przewodnictwa cieplnego wniosko- 
wali o składzie wodoru. Z pośród licznych zdobytych przez nich' wyni- 
ków przytoczymy tu najważniejsze.
>>>
3 66 


Nowa mikromechanika 


(XVI 


Okazało się więc, ze stosunek para- do ortowodoru w zwykłej tem- 
peraturze jest rzeczywiście równy I : 3. Jednakże stosunek ter. nie ulega 
2mianie przy obniżenwu temperatury, i pozostaje taki sam nawet w cie- 
kłym (-252,8 0 C) i zestalonym (-2580 C) wodorze. To też B o n h o e f- 
f e r wpadł na pomysł, że tłumaczy się to niezmierną powolnością przej- . 
ścia orto w para. Pogląd ten okazał się słusznym. Gdy bowiem ciekły wo- 
d6r był przez pewien czas pozostawiony sam sobie, to stosunek para do 
orto ulegał z biegiem czasu stopniowej zmianie na korzyść para'; jednakże 
otrzymanie prawie czystego parawodoru wymagało całego tygodnia czasu. 
B o n h o e f f e r wpadł wówczas na szczęśliwy pomysł; aby przyśpieszyć 
proces przemiany, skorzystał dowcipnie z własności węgla, który w bar- 
dzo niskich temperaturach pochłania, jak wiadomo, olbrzymie i,lości ga- 
z6w. B o n h o e f f e r umieścił więc węgiel w naczyniu, otoczonem ciekłym 
wodorem, i przepuszczał przezeń powoli wodór, który, ulegając zgęszcze- 
niu w węglu, zaczął się szybkó zmieni,ać i przekształcił s
:ę w prawie czy- 
sty parawodór (99,7% para i 0,3 % orto), trwało to zamiast tygodnia tyl- 
ko 20 minut. W ten sposób otrzymano prawie czysty parawodór i w całym 
szeregu świetnych prac zdołano zbadać jego własności fizyczne. Nie bę- 
łziemy tu wymieniać zdobytych wyników, ponieważ mają one charakter' 
zbyt specjalny; zauważymy tylko, że część tychże była przez mikromecha- 
nikę ściśle przewidziana. Zdaniem B o n h o e f f e r a azot, fluor, chlor 
i jod muszą również stanowić mieszaniny dwu odmian para i orto; dla 
chloru jest to jednak możliwe tylko w przypadku, gdy oba jego atomy' 
mają jednakowy ciężar atomowy 35 lub 37 (rozdz. XI, 
 3). 
Przed powstaniem mikromechaniki nikomu nawet na myśl nie przy- 
szło, że wodór jest mieszaniną dwu odm:an tego gazu. Mikromechanika 
odkryła tu fakt, jeżeli niezupełnie nowy, to jednak bardzo ciekawy. 



 10. Dyfrakcja elektronów. 


Przechodzimy do rozpatrzenia wsp-omnianego wyżej zupełnie no- 
wego zjawiska, wykrytego dzięki poglądom na materję, które są pod- 
stawą mikromechaniki. Jeszcze do niedawna, a mianowicie na jesieni 
19 2 7 r. zestawienie słów "dyfrakcja elektronów" wydawałoby się zu- 
pełnie nonsensownem. Dyfrakcja (
 4, p. 3) jest zjawiskiem, obserwowa- 
nem tylko w pewnych warunkach, gdy mamy do czynienia z rozchodzą- 
cym się w przestrzeni ruchem drgającym. Spotykaliśmy już dyfrakcję 
w rozdz. V, 
 6. Elektron jest cząsteczką elektryczności; jakiż więc sens 
mogą tu mieć słowa "dyfrakcja elektronów"? Obecnie wyszło na-jaw, że
>>>
SIO] 


Dyfrakcja elektronów 


3°7 


dyfrakcja taka istotnie zachodzi, była ona doświadczalnie obserwowana, 
a jej wytłumaczenie wynika z podstaw nowej mechaniki falowej. Przypom- 
nijmy, że dyfrakcja może nastąpić przy odbiciu (dyfrakcyjne odbicie pro- 
mieni rontgenowskich od płaszczyzn siatkowych warstwy powierzchnio- 
wej kryształu), oraz np., przy przejściu promieni przez siatkę dyfrakcyjną. 
Jeżeli promienie przechodzą przez bardzo cienką płytkę, której cząsteczki 
wywołują dyfrakcyjne rozproszenie tych promieni, to w przypadku, gdy 
padają one prostopadle do powierzchni płytki, promienie, które przeszły, 
dają na płytce fotograficznej plamę centralną otoczoną pierścieniami. 
Elektron jest sprzężony z falą fazową, fala ta go "prowadzi«, elektron 
idzie tam, gdzie kieruje się fala fazowa. WidzieliSmy (p. koniec 
 S), 
że droga elektronu odpowiada promieniowi optyki geometrycznej. 
Mamy już cały szereg badań doświadczalnych, które wykazują dy- 
frakcję elektronów. Przypomnijmy, ie prędkość u elektronu oraz długość A 
sprzężonej z nim fali fazowej związane są równością; p. (II): 


, h 
A= - 
mu' 


(18) 


gdzie h jest stałą P 1 a n c k a, m - masą poruszającego się elektronu. Po- 
nieważ m rośnie wraz z u, jest więc rzeczą jasną, że długość fali fazowej 
jest tem mniejsza, im większa jest prędkość elektronu. Zgodnie z prawami 
dyfrakcji, kąt odchylenia promieni dyfrakcyjni e rozproszonych jest tern 
mniejszy, im mniejsza jest długość fali. 
Pierwszą dotyczącą tu pracę wykonał E. G. D y m o fi d, który prze- 
puszczał wąską wiązkę elektronów przez rozrzedzony hel i badał ich roz- 
proszenie w tym gazie. Charakter rozproszenia jest zależny od ilości 
elektronów, odchylonych od biegu prostolinjowego o dany kąt 'f. Nale- 
żało się spodziewać, że rozproszenie to zmienia się równomiernie wraz 
z powiększeniem kąta 'f. Otrzymano zup-ełnie co innego: dla pewnych 
określonych kątów 'f, np. dla fi = 5° i 'f = 60°, rozproszenie okazało 
się szczególnie wielkiern" dając wyraźne maksima ilości elektronów. Przy 
zwiększeniu prędkości elektronów kąty 'f wog61e malały; wykryto ogó- 
łem trzy maksima, - zjawisko o charakterze czysto dyfrakcyjnym. 
O wiele bardziej przekonywające są doświadczenia C. J. D a v i s s 0- 
n a i L. H. G e r m e r a, które wywołały olbrzymie zainteresowanie. Wi- 
dzieliśmy, że padający na kryształ pęk promieni rontgenowskich ulega od- 
b:ciu dyfrakcyjnemu (rozdz. V, 
 6), dającemu jasne wiązki w określonych 
możliwych do wyznaczenia kierunkach, jeżeli znana jest wewnętrzna struk- 
tura kryształu; fig. I I (rozdz. V, 
 6) ilustruje to zjawisko, D a v i s-
>>>
}68 


Nowa mikromechanika 


[XVI 


s O n i G e r m e r skierowali strumień elektronów na powierzchnię kry- 
ształu niklu. Otrzymano przy tern szereg dość wyraźnie odbitych pęków. 
których rozklad, W' zupełności przypomina fig. I I. 10 z tych pęk6w 
bardzo dokładnie odpowiada równo (I8)1 jeżeli na wzajemne odległości 
atomów wziąć 0,7 ich, odległości. Pomimo tego odchylenia charak- 
ter zjawiska jest zupełnie oczywisty. H.B'e t h e oraz F. ,Z w i c k y 
usiłowali tę niezgodność usunąć. Pierwszy z nich wprowadził pojęcie za- 
łamania strumienia elektronowego przy przejkiu z powietrza do krysz- 
tału. Załama:-łie to zosta:je wywołane przez potencjał elektryczny krysz- 
tału, ,który oddziaływuje na elektron. W drugiej pracy B e t h e obli- 
czył wartOść potencjał,u w przypadku doświadczeń D a v i s s o n a i G e r- 
ni e r a; wynosi ona 14 wolt. Następnie D a v i s s o n i ,G e r m e r wy- 
znaczali wartość sp6łczynnika załamania i znaleźli liczbę 1,13 w przy- 
padku, gdy długość towąrzyszącej elektronowi fali wynosiła 1,6 A; dla 
długość fali 0,5 A spółczynnik ten wynosi 1,01. 1 ) 
Największe wrażenie wywarły doświadczenia G. P. T h o m s o n a 
(syna znakomitego uczonego J. J. T h o m s o n a) i A. R e i d a, a na- 
stępnie samego G. P. T h o m s o n a, ponieważ uwydatniły dyfrakcję 
elektronów w formie szczególnie dobitnej. Uczeni ci przepuścili mianowi- 
cie strumień promieni katodowych, t. j., .elektronów przez błonkę celu- 
loid
 (grubości' 3,,10- 6 cm), i otrzymali na zdjęciu fotograficznem pla- 
mę centralną ot..x:zoną patoma pierścieniami. G9Y prędkości elektron6w 
rosły, promienie pierścieni malały. Odpowiada to (p: 'wyżej) zmniejsze- 
niu długości fal fazowych, które okazało się zgodnem z równo (18). To 
samo zjawisko obserw0wał następnie G. P. T h o m s o n na blaszkach 
złota, glinu i platyny. Równanie (18), t: j. zależność ), od prędkości II 
elektronów, sprawdza się przytem z dużą dokładnością. Szczególnie waż- 
nym i przekonywującym jest fakt następujący., Wiemy, że siły magne- 
tycz
e odchylają biegnące elektrony. G. P. T h o m s o n umieścił sw6j 
przyrząd w: po.lu magnetycznem, przyczem okazało się, żecaly obraz 
dyfrakcyjny przesuwał- się w bok. Jest więc rzeczą jasną, że jest on powo- 
dowany właśnie przez elektrony nierozerwalnie związane z falą fazową, 
która sama tylko może' be.zpośredniQ ulegać dyfrakc;ji. 
E
 R up p wykonywał doś-wiadczeni,a z cienkiemi blaszkami glinu, 
srebra, złota, niklu, ołowiu, chromu, cyny i cynku, otrzYI11ując przytem 
również pierścienie dyfrakcyjne, których promienie w zupełności odpo- 
wiadały teorii d e B r o g l i ea. Uczeni japońscy N i s h i k a va i K i. 


1) W P9lsce piękną pracę, 'dotyczącą dyfrakcji elektron6w, wykonał w r. 19 28 
prof. dr. S. S z c z e n i o w ski. (Przyp. tłum.)
>>>
S 101 


Dyfrakcja elektron6w 


3 6 9 


k U C h i przepuszczali strumień elektronów przez wąską szczelinę na 
cienką płytkę miki i otrzymali złożoną figurę dyfrakcyjną, składającą się 
z sieci trójkątów. R u p p zwraca uwagę, że doświadczenia te umożliwią 
badanie budowy kryształów zapomocą strumieni elektronów, zastępują- 
cych promienie rontgenowskie. Zostało to potwierdzone dzięki doświad- 
czeniom całego szeregu uczonych, którzy zapomocą promieni katodowych 
wyznaczyli stałą siatki dla metali i znaleźli liczby zgodne z wynikami. 
które- dają promienie rontgenowskie. Następnie R u p p (listopad, 19 28 
r.) zdołał zaobserwować dyfrakcję elektronów na zwykłej powierzchni 
odbic
owej siatki dyfrakcyjnej. Stosował on siatkę metalową o 1300 ry- 
sach na jednym centymetrze. Prędkość elektronów w woltach (rozdz. V, 

 I) równała się 70, 150 i 310 wolt, co zgodni1e z równo II a) odpowiada 
o o o 
towarzyszącym falom fazowym o 1,5 A, I A i 0,66 A, t. j. długości fali 
promieni rontgenowskich. R u p p otrzymał wyraźne pasma dyfrakcyjne 
dokładnie w miejscach, gdzie powstałyby one dla promieni wskazanej 
długości fali. Pasma te jednak były wywoływane przez elektrony, co bez- 
pośrednio można było udowodnić przez działanie pola magnetycznego. 
Doświadczenia analogiczne wykonywał B. L. W o r s n o p w 1929 r. Pręd- 
kość elektronów nie przekraczała 85 wolt; tworzyły ,one kąt 10 Z po- 
wierzchnią siatki. Autor zauważył pasma dyfrakcyjne, nie podaje jednak 
jeszcze długości fal fazowych. 
W chwili obecnej liczba prac, dotyczących dyfrakcji elektronów jest 
bardzo wielka. Dotyczą one przeważnie dyfrakcji w cienkich warstew- 
kach najrozmaitszych ciał. Wybitnie nowych wyników nie otrzymano, 
to też możemy się na nich nie zatrzymywać. Wymienimy jeszcze tylko 
jedną godną uwagi pracę E. R u p P a, ogłoszoną w 1929 r.; świadczy 
ona, że promienie elektronowe wykazują nietylko dyfrakcję, lecz i inne 
zjawiska energji promienistej (np. światła), co znowu może być wytłu- 
maczone tylko przez owe towarzyszące elektronowi fale fazowe, które 
go "prowadzą". Wiadomo z optyki, że promienie szczególnie silnie przez 
dane ciało pochłaniane, t. j. rozpraszane przedewszystkiem wewnątrz 
ciała (selektywnie, t. j. pochłanianie drogą wyboru), również najsilniej 
(selektywnie) się odbijają. R u p p wykrył, że to samo dotyczy i elektro- 
ozów powolnych, których prędkość wynosi od 4 do 40 wolt (rozdz. V, 

 I), przy ich przejściu i odbiciu od najcieńszych błonek metalowych 
(grubości koło jednej miljonowej milimetra). Wybór dotyczy tu prędkoścI 
elektronów, od której zależy długość fali drgania fazowego, p. (II). Elek- 
.trony, ulegające naj silniejszemu rozproszeniu wewnątrz metalu. równiei 
naj silniej się odbijają. 


Chwolson. FiLyka \X'spółczesna 24"
>>>
37° 


N owa mikromechanika 


[XVI 


) 


Zjawisko R a m s a u era. Rozpatrzymy jeszcze jedną bardzo inte- 
resującą zdobycz mikromechiniki. Należy ona właściwie do trzeciej gru- 
py, ponieważ sprawa sprowadza się do wytłumaczenia oddawna znanegll 
zjawiska; przenieśliśmy ją tutaj ze względu na to, że tłumaczy się 0I1l: 
dyfrakcją elektronów. Mowa o rozpraszaniu elektronów powolnych przy 
ich przejściu przez gazy jednoatomowe. Atom obojętny działa na przela- 
tujący elektron nawet w bardzo bliskiej odległości tylko bardzo słabemi 
siłami. Rozproszenie, t. j. odchylenie elektronu z jego drogi, odbywa się 
przeważnie wtedy, g?y elektron przechodzói przez atom. Należało się spo- 
dziewać, że bardzo szybkie elektrony zostają odchylone tylko dzięki silnie 
działającemu na nich jądru atomowemu, natomiast elektrony powolne 
muszą ulegać działaniu elektronów, które jądro otacza ją. T ak więc, ocze- 
kiwano, że rozproszenie elektronów musi być tem w.'-ększe, im mniejsza 
jest ich prędkość. Uczony niemiecki C. R a m s a u e r, badając roz- 
proszenie elektronów powolnych przez gazy szlachetne, argon, krypton 
i ksenon, wykrył w 1923 r. nowe zjawisko, które wprawiło w zdumienie 
świat naukowy. Później zjawisko to było wykryte również i w innych 
gazach. R a m s a u e r stwierdził mianowicie, że przy zmniejszaniu pręd- 
kości elektronów rozproszenie ich istotnie szybko rośnie, lecz dła pewnej 
określonej prędkości osiąga wyraźne maksimum, a przy dalszem zmniej- 
szaniu prędkości szybko maleje. Dla bardzo powolnych elektronów atomy 
są jakgdyby "przezroczyste", przechodzą one przez atom, nie doznając 
żadnego odchylenia. Tego zagadkowego zjawiska nie można było podów- 
czas wytłumaczyć. W chwili obecnej tłumaczy się ono w sposób nastę- 
pujący: długość fali fazowt:j zależy od prędkości elektronu, p. (II); maksi- 
mum rozproszenia odbywa się dla takiej prędkości
 przy której długość 
fali dokładnie odpowiada przypadkowi największej dyfrakcji fal fazo- 
wych. Przy dalszem zmniejszaniu prędkości długość fali rośnie, dyfrakcja 
maleje, a razem z nią i rozproszenie elektronów. 
Dalej jeszcze poszli A. E 11 e t t i H. A. Z a h l, którzy stwier- 
dzili w 1929 r., że strumień atomów kadmu, padający na powilerzchnię 
kryształu soli kamiennej lub sylwinu (chlorku potasu) nietylko rozprasza 
się we wszystkich kierunkach, lecz części1owo odbija się regularnie, t. j. 
zgodnie z prawami odbicia światła, co prawdopodobnie również spro- 
wadza się do fali fazowej, która towarzyszy atomowi kadmu. 
Zakończenie. W ostatnich pięciu paragrafach czytelnicy znaleźli po- 
twierdzenie charakterystyki mechaniki falowej, która dana była w 
 5. 
Jesteśmy w początkach powstawania nowej teorji, która chociaż osło-
>>>
'S 10] 


Zakończenie 


37 1 


nięta jeszcze gęstą mgłą, dała już jednak podziwu godne wyniki. Od jej 
!alszego rozwoju i wyjaśnienia można się spodziewać wielkiego postępu 
naukowego i zasadniczej zmiany naszego światopoglądu.
>>>
SKOROWIDZ 


Absorbcja gaz
w. 206. 
promlem 219. 
Adsorbcja gaz6w 2°5. 
Aktyn 242. 
Aktywna cząstka 90. 
Aktywność 265. 
Alfa cząstki 88, 238, 303. 
Ałkaliczne metałe l 5. 
Amper (jedn. natęż. pradu) 24. 
Ampłituda drgań 18 I. 
Analiza widmowa 174. 
Angstrom (jedn. długości) 34. 
Anormalna dyspersja w promieniach ron- 
tgenowskich 164. 
Anomalne zjawisko Zeemana 290 
Antikatoda 124. 
Antistokesowskie prążki 225. 
Aphelium 103. 
Argon 6. 
Astrofizyka 18. 
Astronomja 207. 
Asymetryczna budowa 232. 
Atom 5, 229, 3p. 
energji promienistej 177. 
i teorja kwant6w 46. 
jednoelektronowy 97, 109. 
obojętny 64. 
wodoru 174. 
zjonizowany 72. 
Atomowa objętość 18. 
Atomowy ciężar 7. 
numer II. 
Atomu budowa 4, 61, 63, 75, 84. 
budo
y teorja Bohra 63. 
energJa 10, 103, 221, 344. 
jedno elektronowego energja 77. 
liczba TJorządkowa II. 
model 62. 
przeciętna długość drogi 221. 
ruch drgający 114- 
stan dozwolony 71. 
meta trwały 120. 
normalny 71. 
obojętny 63. 
równowagi 72. 
ustalony 363. 
wzbudzony 71. 


Badanie źr6deł o małem natężeniu 
światła 208. 
Barwiona s61 kamienna 211. 
Beta cząstki prędkość 238. 
tor 303. 
Biegun magnesu 86. 
Blask prążka widmowego 99, 332. 
Bolometr 39. 
Browna ruchy 19. 
Budowa atom6w 61. 
cząsteczek 79. 
jądra atomowego 93, 95. 
kryształów 4, I p. 
warstw elektronowych 80. 3 1 7- 
widm 49. 


Centr bezwładności 67. 
emIsJI 43. 
pochłaniania 43. 
Charakterystyczne promieniowanie roa- 
tgenowskie 125, 126, 133. 
Chemiczna reakcja 30, II lo 
Chemiczne powinowactwo 229, 23 0 . 
reakcje 29. 
własności izotop6w 241. 
zmiany pod wpływem energji 
promienistej 209. 
Chemja 4, 61, 229. 
Chłorowce 15. 
Chlorowc6w powinowactwo elektronowe- 
23 6 . 
"Chmura elektron6w", otaczających j,- 
dro 109, 110, 360. 
Ciała doskonale chłonące (doskonałe 
czarne) 39. 
Ciała doskonale chłonące sztuczne 41. 
elementarne 5. 
nieprzezroczyste 60. 
Ciekłe powietrze 274. 
Ciekły hel 274. 
wod6r 274. 
Ciemna przes
rzeń koło katody 300. 
Cieplna energJa 113. 
Cieplne oddziaływanie promieni gamma. 
260, 261. 
Ciepłny efekt reakcyj chemicznych 235- 
ruch 19.
>>>
Ciepło Joulc'a 313. 
właściwe atomowe 313, 
gaz6w II 3. 


Ciężar 34, 
atomowy 7, 239, 243. 
i budowa jądra 64, 88, 255- 
izotop6w 245, 253, 
ciała 28. 
cząsteczkowy 8. 
jądra atomowego 63. 
tablicowy 9. 
Ciężaru atomowego zależność od liczby 
porządkowej 16. 
Ciężaru atomowego zmiana przy rozpa- 
dzie promieniotw6rczym 239. 
Ciśnienie gazu 309. 
Coronium 12 3. 
Curie, jednostka ilości emanacji radu 260. 
Czas 345, 
przebiegu elektronu 221. 
przebywania elektronu 361. 
w stanie metatrwa- 
łym 120. 
w stanie wzbudzo- 
nym 120. 
relaksacji 283. 
w temperaturach bardzo 
niskich 283, 285 
światowy 339. 
trwania elektronu 221. 
Czasu względność 3 
 I, 340. 
Cząsteczki 5. 15 8 , 229. 
budowa 113. 
ciężar 8. 
dwuatomowe 7, 4 8 , 113, 232. 
heteropolarne 6. 
homeopolarne 6. 
utworzenie 230. 
widmo 113, 
wieloatomowe 232. 
Cząsteczkow
 fizyka 3. 
teoqa 19. 
Cząsteczkowy ciężar 8. 
Cząstek wzajemne rozmieszczenie 96. 
Cząstka aktywna 90. 
alfa 88, 238. 
wyrzucana przez jądra 
atom6w promieniotw6rcz. 
(teorja Gamowa) 363. 
jej zasięg 90. 
beta 238, 303. 
Cząstki alta masa 88. 
prędkość 88, 239. 
beta prędkość 239. 
światła 176. 
Czerwona granica promieni wywołują- 
cych zjawisko fotoelektryc
ne 203. 


Skocowidz 


373 


Częstość drgań 33, 108, 119. 
na krawędziach pasm pochłania 
nia promieni rontgenowsk. 205, 
prążkow widmowych 108. 
promieni kosmicznych 269. 
promieniowania 73, 100, 344. 
Czołowego prążka blask 100. 
pochodzenie 51. 


Deformacja elektronu 26. 
Detektor 3, 
Diagramy Laue'go 156. 
Dielektryki 308, 315, 
Długość fali 33, 34, 133. 
promicni gamma 239, 258. 
kosmicznych 271. 
rontgenowskich 129, 
160, 161. 
Dodatnia elektryczność 22. 
Doświadczalne badanie zjawiska Comp- 
tona 186. 
Doświadczenia Davissona i Germera nad 
dyfrakcją elektron6w 367. 
Doświadczenia Laue'go 154. 
Millikana nad pochłanianiem 
promieni kosmicznych 268. 
Mysowskiego i Tuwima nad po- 
chłanianiem promieni kosmicz- 
nych 269. 
Richardsona 32 I. 
G. P. Thomsona nad dyfrakcją 
elektron6w 368. 
Dozwolona orbita elektronu w atomie 68, 
69. 
Dozwolony stan atomu 69. 
Drgaj,ący ruch, atom6w 114. 
Drgan częstosc 33. 
Drgania fazowe jest w rezonansie z or- 
bitą 356. 
Droga mleczna 272. 
swobodna cząsteczki 21, 310. 
Drogi przeciętna długość 21. 
Drugi postułat Bohra 69. 
Dublety (dw6jki) w widmie rontgenow- 
skiem 138. 
Dw6jki (dublety) 49, 331. 
Dw6jkowe serje 49, 107. 
Dwuatomowa cząsteczka 7. 4 8 , 113, 33 2 . 
Dwuatomowy gaz 6. 
Dyfrakcja elektron6w 343, 
światła 103, 153, 324, 325. 
Dyfrakcyjna siatka 33, 153, 3 6 7. 
odbiciowa 369. 
Dyfrakcyjne odbicie 157, 
pierścieme 368. 
rozproszenie 367. 
Dyfuzja 191.
>>>
374 


Dysocjacja cząsteczki 53, 168, 225. 
elektrolityczna 307. 
przy uderzeniach elektronów 168 
przy zderzeniach drugiego ro- 
dzaju 221. 
Dyspersja ano
a!na 164. 
promlem 334. 


Efekt Comptona, p. Zjawisko Comptona. 
fotoelektryczny, p. zjawisko fo- 
toelektr. 
Ekatantal 243. 
Elektrobodźcza siła 283. 
Elektrododatni pierwiastek 203, 2F. 
Ełektrolity 60, 306. 
Elektrołiza 61, 306. 
Ełektromagnetyczna jednostka elektr. 24. 
teorja światła 33. 
Elektromagnetyczny imoułs 258, 261. 
Elektron 23, 3u. 
Elektron jest w rezonansie z orbitą 356. 
Elektronowe pierścienie 78. 
Elektronowy gaz 309. 
Elektronowych warstw związek z okre- 
sami układu Mendelejewa 82. 
Elektronów powołnych rozproszenie 370. 
rozmieszczenie w atomie 230. 
rozproszenie 184. 
ruch 114. 
walencyjnych liczba ogólna 81. 
warstwy 79, 239. 
zewnętrzne 79, 107. 
załamanie 368. 
Elektronu budowa 25. 
ładunek 24. 
jego gęstość 359. 
masa 24, 18o. 
orbIta dozwołona 76. 
prędkość na orbicie dozw. 76. 
promień orbity 76. 
spadek 72. 
stan dvnamiczny 3"4. 
walencyjnego rola przy zjawisku 
fotoelektrycznem 203. 
wałencyjnego roła 
rzy związ- 
kach chemicznych 81, III. 
waleł:łcyjnego spadanie 81. 
wymlł:r 25. . 
zatarCIe gramc 359. 
Elektrony powolne 165. 
rozoroszone 187. 
swobodne 94, 3 0 9, 3 12 . F4. 
na słońcu 295. 
uwięzione 94. 
walencyjne (wartościowe) 81, 84, 
108, 110, 166. 
wewnątrzjądrowe 64. 


SMorowidz 


Elektrony wewnętrzne 64. 
zewnętrzne (planetarne) 64, 75- 
Elektrostatyczna jednostka 24. 
Elektroujemny oierwiastek 203, 229. 
Elekt
yczna teorja powinowactwa che- 
mIcznego 229. 
Ełektryczne Drzewodnictwo 18, 278. 
kryształów 209. 
metali w tempe- 
raturach niżej 5°' 
bezwzgL 278. 


Elektryczność 22. 
Ełektryczny opór 278. 
prąd otaczający płamę słoneczną 
29 6 . 
Elektryzacja dodatnia 22. 
ujemna 22. 
Elementarne magnesy Ampere'a 86. 
Eliptyczna orbita elektronu w atomie 67,. 
101, 310. 
Emanacja 6, 242. 
toru 242. 
Emisja elektronów, mechanizm 3 26 . 
przez ciała rozgrzane }2 3.' 
przez ciała zimne )26. 
jonów przez warstwy rozgrzane, 
)20. 
promieni rontgenowskich 129. 
punktowa (igłowa) 178. 
Energetyczne poziomy 84. 
Energja 26, 3A. 
atomu 10, 103, 221, 344. 
dopuszczalna 107. 
jednoelektronowego 77. 
wewnętrzna 72. 
cząsteczki dwuatomowej 224. 
fotoelektronu 203, 258. 
kinetyczna 27. 
kwantu 189. 
międzyatomowa 223. 
potencjalna 27. 
promienista 30. 
ruchu obrotowego cząsteczki 2 I 9- 
ruchów wewnątrzcząsteczko-- 
wych 219. 
strumienia energji promienistej 
200. 
wewnątrzatomowa 20. 
Energji przeróbka 2 I 5. 
rozkład 38. 


Erg 27. 


Fał "paczka" 3)2, 358. 
Fala fazowa 334. 3p. 
prowadzi cząsteczkę mater- 
jalną 3 p. 
Fale Hertza 35, 264. 
Fale towarzyszące cząsteczkom 35 I.
>>>
Fali długo
ć 33, 
Fali fazowej prędko
ć 324, 354. 
Fałowa mechanika p8, 329, 352. 
teorja 
wiatła 178, 257, 258. 
Faza ruchu drgającego 333, 
Fizyka 61. 
cząsteczkowa 3. 
niskich temperatur 3, 274. 
statystyczna 338. 
temperatur "helu" 274. 
Fłorencjum 15. 
Fluorescencja 59, 183, 213. 
ciał ciekłych 226. 
stałych 226. 
pochodna 221. 
Fłuorescencji czas trwania 227. 
Formuła p. wz6r. 
Fosforescencja 59, 212. 
ciał ciekłych 226. 
stałych 226. 
Fosforescencji czas trwania 227, 
Fosforyzujące ciała 207. 
Fotochemiczne prawo Einsteina 234. 
zjawiska 179, 209. ' 
pierwotne 234, 236. 
wt6rne 236. 
Fotochemja 233, 
teoretyczna 234. 
Fotoelektrony 1 0 8, 303. 
Fotoelektron6w energja 204. 
prędko
ć 204. 
Fotoelektryczna fotometrja 206. 
Fotoelektryczne oddziaływanie promieni 
gamma 258. 
oddziaływanie promieni 
nadfiołkowych 205. 
oddziaływanie promieni 
widzialnych 205. 
oddziaływanie twardo 
promieni rontgenowsk. 
20 5. 
zjawisko 62, 146, 179, 
18 9, 199, 227, 239. 
zjawisko normałne (3 
prawa) 199. 
zjawisko selektywne 
198, 206. 
zjawisko wewnętrzne 
202, 208, 209. 
zjawisko zewnętrzne 
202, 211. 
Fotoelektryczno
ć 198. 
Fotoelektryczny prąd 207. 
Fotograf ja 2 

. 
Fotografowanie tor6w cząstek alfa i beta 
3°2. . 
Fotoluminescencja ;17, 179, 202, 214, 257, 
ciał stałych 2q, 225. 227. 


Skorowidz 


375 


Fotoluminescencja cieczy 214, 226, 227. 
cząsteczek 22 ł. 
gaz6w 214, 216. 
Fotometr IOtoelektrvczny 206. 
Fotometrja fotoelektryczna 206. 
Fotony 177, 352. 


Galaktyczne mgławice 116. 
Gamma promieni powstawanie 239. 
Gauss, jednostka natężenia pola magnet. 
281. 
Gaz elektronowy 309, 315. 
okludowany 205. 
Gaz6w roła w zjawisku fotoelektrycznym 
2°5. 
szłachetnych budowa warstw 
elektronowych 82, 231. 
Gazy dwuatomowe 6. 
jednoatomowe 6, 9, 48, 219. 
szlachetne (nieczynne) 6, 16. 231 
trwałe 273. 
wieloatomowe 7, 
Generator drgań elektrycznych 
. 
Geometryczna optyka 334. 
Gęsto
ć ładunku elektronu 359. 
Gł6wna serja 109. 
wodoru ,50. 


Gram 28. 
-atom 9. 
-cząsteczka 9. 
-magn
ton 87. 
Granica serji 50. 
Graniczne natężenie prądu 280. 
Grawitacyjna masa 28. 
Grupa K promieni rontgenowskich 126, 
13 1 , 137. 
L promieni rontgenowskich 126, 
13 2 , 137. 
M promieni rontgenowskich 126, 
133, 137. 
N promieni rontgenowskich 126, 
133, 137. 
Gwiazdy m!ode 272. 
zmIenne 207. 


Harmoniczny ruch drgający atom6w 114. 
Hafn 17. 
Hel 6, 273. 
ciekły 275. 
stały 277. 
"Helowe" temperatury 274. 
Helu budowa atomu 82. 
jądra 64. 
widmo 54. 

;cnizf)
'
r:f£
 widlTIO 98. 
HetcwpGhrne cZ

t_
zki 6, 229, 231. 


"
>>>
37 6 


Heteropolarnej cząsteczki teorja elektro- 
nowa powino- 
wactwa 232. 
widmo II6. 


Hipoteza 343. 
Homeopołarne cząsteczki 6, 229, 231. 
Homeopołarnej cząsteczki teorja elektro- 
nowa powino- 
wactwa 2 JI. 
widmo 116. 


"Igłowa" emisja 178. 
Ilłinium 15. 
Ilość magnetyzmu 86. 
ruchu 354. 
Impuls elektromagnetyczny 258, 261. 
Indu nadprzewodnictwo 28 5. 
Interferencja promieni gamma 258, 262. 
- światła 152, 257. 
Izobary 252, 2.41. 
Izotopy 8, 55, 64, 89, 245. 
niepromieniotwórcze 245. 
promieniotwórcze 239, 240. 
Izotopów ciężary atomowe 8. 
widma 249. 253. 
wykaz 251. 
wykrywanie metodą promieni' 
kanalikowych 248. 
spektrografem maso- 
wym Astona 249. 


Jądro atomowe 91. 
azotu 91. 
wodoru jest protonem 64. 
helu to cząstka alfa 64. 
nieruchome 77. 
pierwiastków promienio- 
twórczych 239. 
Jądra atomowego budowa 93, 255. 
ciężar równy jest ciężaro- 
wi atomowemu pier- 
wiastka 63. 
rozbicie 8'1. 
skład 94. 
Jednoatomowy gaz 6, 9, 48, 219. 
Jednoczesność zdarzeń 339. 
Jednoelektronowy atom 97, 107, 109. 
Jednostka elektryczności elektromagne- 
tyczna 24. 
elektrostatycz- 
na 24. 


energji 26, 29. 
ilości magnetyzmu 86. 
momentu magnetycznego 86. 
pracy 26, 29. 
Jonium 257. 


Skorowidz 


Jonizacja 55. 7 2 , 109. 165, 227. 
atmosfery 266, 267. 
atomów 61, 172. 
dodatnia 72, 81. 
gazow 61, 172. 
pow wpływem energji promieni- 
stej 21 I. 
podwójna helu 174. 
pojedyńcza, podwójna etc. 75, 
1°9. 
przez uderzenia cząstek alfa 175. 
przez zderzenia z elektronami 
16 5. 
przy fotoluminescencji 3 02 . 
ujemna 73, 81. 
Jonizacji podwójnej wpływ na widmo 
10 9. 
Jonizacji rola przy utworzeniu cząsteczek 
23 2 . 
jonizacyjna kamera 157. 
Jonizacyjny potencjał 166. 
jonizacyjnego potencjału metoda Franka 
i Hertza 169. 
Jonizacyjn"' 
otencjał 166. 
jouł, jedno pracy 27. 


Kalorja mała 27. 
wielka 27. 
Kamiennej soli budowa kryształów 159. 
Kanałikowe (kanałowe) promienie 247. 
Katoda Wehnelta 3 2 4. 
Katodowe promienie 12 4. 
Kilogramometr 26. 
Kinetyczna energja 27. 
teorja 19. 
gazów 337. 
Kolumny układu Mendelejewa 10, 15, 57. 
Kondensacja pary 315. 
Korona słoneczna 123. 
Korpuskułarna teorja światła 257. 
Kosmiczne promienie 37, 263. 
Kosmogoniczne zagadnienia 3 1 . 
Kryogeniczne zakłady 274. 
Kryostat 284. 
Krypton 6. 
Kryptonu miejsce w układzie perjodycz- 
nym 82. 
temperatura krytyczna 273. 
Krystalografja 154, 157, 158. 
Kryształów ,-,udowa 15 2 . 
Kryształy pojedyńcze 3 II . 
przejkie przez nich promieni 
rontgenowskich I 52, 
15 8 . 
Krytyczna temperatura 273,
>>>
Krytycznego potencjału wyznaczenie we- 
dług długości fali prążk6w widmo- 
wych 171. 
Krytyczny potencjał 166. 
Ksenon 6. 
:Ksenonu miejsce w układzie perjodycz- 
nym 82. 
temperatura krytyczna 273, 
Kwant działania 45. 
ener"ji 
romienistej 45, 177. 
promienia rontgenowskiego 180, 
176, 188. 
światła 352, 356. 
Kwantowa liczba 105. 
J(wantowa mechanika 329. 
teorja światła 177,215,257,261. 
zjawiska fotoelektrycznego 
200. 
Kwantowe warunki 105. 

wantu masa 180. 
wielkość 44. 
Kwanty 4 2 , 43, 45. 
Kwarcowa lampa ctęciowa 192. 


Laboratorium niskich temperatur (kryoge- 
niczne) 274. 
,Lampa katodowa 3, J21, J25. 
rtęciowa kwarcowa 192. 
Lantan 17. 
Lepkość cieczy 22. 
Liczba Avogadry 9, 162. 
elektron6w w atomie 230. 
kwantowa 105. 
powinowactw 230. 
porządkowa atomu I I, 239. 
Rydberga 50. 
swobodnych elektron6w w ją- 
drze 94. 
swobodnych proton6w w jądrze 
94. 
LicZby kwantowe poł6wkowe 330, 362. 
Licznik impuls6w elektromagnetycznych 
261. 
Luminescencja 59. 
Lux, jedno natężenia światła 207. 


Ladunek elektronu 24, 63. 


lIacierze 362. 
Macierzy rachunek 362. 
Magnesu bieguny 86. 
oś 86. 
:Magnesy elementarne Ampere'a 86. 
Magneton 99. 
Bohra 87,88. 
Weissa 86, 88. 
Magnetonu moment magnetyczny 87. 


Skorowidz 


377 


Magnetyczne pole na pov.:ierzchni .łońca 
295. 
Magnetycznel?;o momentu jednostka 86. 
Magnetyczny moment 86. 
Magnetyzm południowy i p6łnocny 86. 
Magnetyzmu jednostka 86. 
Makrofizyka 336, 34 1 . 347. 
Mała kalorja 27. 
Masa 34. 
bezwładna 28. 
ciał 27, 
cząstki alfa 88. 
elektronu 24, 180. 
energJl 29. 
grawitacyjna 28. 
kwantu 18o. 
protonu 26. 
w spoczynku 30. 
Masowy spektrograf Astona 249. 
Masurium 15. 
Masy elektronu zależność od prędkości 
1°4. 
r6wnoważność z energją 30. 
zmienność wraz prędkością 31, 
34 2 . 
Materja el
mentar
a 5. 
meuorgamzowana 2. 
złożona 5, 
Maximum działania promieni kosmicz- 
nych 271. 
emisji..elektron6w 206. 
energJl 40. 
selektywnego zjawiska fotoelek- 
trycznego 206. 
Mechanika falowa (undulacyj na) J28, 
3 2 9, 35 2 , 353, 
kwantowa J29, 3 61 . 
Mechanizm wzbudzenia atom6w w mgła- 
wicach 122. 
Megaerg 27. 
Metale alkaliczne (zasadowe) 15, 82, 19 8 , 
206. 
widmo 57. 
zjawisko fotoełekt. 203. 
jednokrystaliczne 3 I I. 
ziem alkalicznych 15. 
Metali ziem alkalicznych tlenki 324. 
widmo 57. 
Metatrwały stan atomu 120. 
Meteoryty 95, 25 2 . 
Metoda Bragg6w analizy kryształ6w za- 
pomocą promieni rontgenow- 
skich 156, 254. 
dyfuzji wzbogacenia pierwiastka 
przez jeden z jego izotop6w 
254. 
odparowywania 254. 
promieni kanalikowych (w zJa-
>>>
37 8 


wisku Starka) 297. 
Metoda statystyczna w fizyce 3 2 5. 
świecenia katodowego 297. 
Mgła 302. 
Mgławic widmo 1.18: 
emIsYJne lI8. 
Mgławice II 6. 
galaktyczne, pozagalaktyczne 
lI6. 
nieregularne (rozproszone) 117. 
płanetarne 1I7. 
Mianownik Runge'go 29 2 . 
Miara natężenia światła 207. o 
Mieszanina wybuchowa 244. 
Międzyplanetarne przestrzenie 26 3. 
MięKKie promienie Romgena 12 5. 
Mikrofizyka 330. 3}6, 342. 
Mikromechanika 329, 341, 342. 
Mikron 34. 
Mikroskop6w dyfrakcyjna teorja Abbe'go 
335. 
Model atomu 62. 
Bohra 63, 344. 
dynamiczny 344. 
helu po. 
Kelvina 62. 
Rutherforda 62. 
J. J. Thomsona 62. 
Van der Broeck'a 62. 
Monochromatyczne promienie Romgena 
20 5. 
Mostek Wheatstona 39. 
Multiplety 49, 331. 


Nadbudowa warstwy elektron6w 80, 3 1 7. 
Nadfiołkowa serja wodoru 100. 
Nadfiołkowe widmo 
6. 
Nadprzewodnictwo 275. 279. 
Nadprzewodnik 279. 
Nadprzewodnik6w miejsce w układzie 
perjodycznym 286. 
Natężenie energji promienistej 181. 
poła magnetycznego 281. 
w plamach słonecz- 
nych 286. 
prążka widmowego 47, 99. 
światła 181. 
wzgłędne prążk6w promlem 
Rontgena 128. 
Nebułium 1I8. 
Neon 6. 
Neonu izotopja 248. 
miejsce w układzie perjodycz- 
nym 82. 
temperatura krytyczna 273. 
Niedozwolone przejście elektronu z orbity 
na orbitę 120. 
Niekałoryczne promieniowanie 212. 


Skorowidz 


Nieprzewodniki elektryczności 205. 
Nieprzezroczyste ciała 60. 
Niespołaryzowany promień 288. 
Nietrwałe związki 48. 
Niska temperatura 3, 274. 
Niton 242. 
Normalna orbita 174, 217. 
Normalne widmo 55. 
zjawisko fotoelektryczne 199, 
2°5. 


Zeemana 290. 
Normalny stan atomu 71, I II. 


Objętościowe świecenie 218. 
Obojętny atom 64, 71. 
Obracający się elektron 25. 
Obrotowy ruch 20. 
cząsteczek II 3. 
Obserwowalność zasadnicza 343. 
Odbiorniki selenowe 208. 
Odchylenie elektron6w przez siły magnet. 
2°5. 
Oddziaływanie niemechaniczne 33 I. 
pola elektr. na promieniowanie 
ciał 286. 
magnet. na promieniowanie 
ciał 295. 
Odmiany pierwiastk6w 24 1 . 
Odwrotne zjawisko Starka 301. 
Zeemana 290. 
Odwr6cenie prążk6w widmowych 21 7. 
Okluzja gaz6w 205. 
Okres p6łtrwania pierwiastk6w promie- 
niotworczych 242. 
zmian natężenia promieni kos- 
micznych 271. 
Okresy trwania ciał promieniotw6rczych 
24 2 . 
układu perjodycznego Mendele- 
jewa 10, 82. 
Oktawa 35. 
Op6r elektrvczny 27 8 . 
metali w połu magnet. 282. 
Optyka falowa 334. 
fizyczna 334. 
geometryczna 334. 
mikrofizyczna 357. 
elektronowe 75, 226. 
ugrupowanie w atomie 79. 
zmiana kształtu 23I. 
Orbity dozwolone (możliwe) 68, 102, 
35 6 . 
dozwolonej promień 7 6 . 
elektronowe 75, 226. 
kołowe 67, 101. 
ugrupowanie w atomie 
79. 
z:nia:n kszta!w 231.
>>>
Orbity eliptyczne 67, 101. 
Ortohel 55, 79, 3 6 5. 
Ortowod6r 365. 
Osie magnetyczne elektronu 317. 
magnesu 86. 
O
rodek promieniowania 43, 


"Paczka" fal 3P, 358: 
a energIa 358. 


Pallad 95. 
Para bromu 227. 
metali 6, 219. 
rtęci 170. 219. 
Paraboła J. .T. Thomsona 24 8 . 
Paraheł 55, 79, 3 6 5. 
Parawod6r }65. 
Paschena-Backa zjawisko 295. 
Pasma cyanowe 58. 
Pasmowe widmo 38, 47, 58. 
badania do
wiadczałne 
II6. 
fotolumi!1escencji 223, 
225. 
helu 54. 
prawidłowość Jego bu- 
dowy 58. 
wpływ izotopji 253. 
wysyłają tylko czą- 
steczki 47, 58. 
związek z ciepłem wła- 
ściwem II3. 
własności pierwiastk6w 12, 


Perjodyczne 
15, 18. 
Perjodyczny układ pierwiastk6w I J. 
Pę!!, cząsteczki 354. 
Pęk promieni I p. 
Perihelium 103. 
Pierwiastki 5. 
elektrododatnie 203, 231, 
elektroujemne 203, 229. 
promieniotw6rcze 18. 
ultrapromieniotw6rcze 272. 
Pierwotne promienie Rontgena 127. 
reakcje fotochemiczne 236. 
Pierwszy postulat Bohra 67, 69. 
Plamy słoneczne295.-- 
pole magnet. na nich 300. 
Planetarne elektrony 64, 72. 
mgł _wice II7. 
Płaszczyzny siatkowe kryształu 154. 
Płejada 8, 241. 
Pochłanianie promieni gamma 262. 
kosmicznych 267, 
27 0 . 
Rontgena 146. 
19 0 . 


ujemne 
Pochodna 355, 


Skorowidz 


379' 


Podczerwona część widma 35, 190. 
Podgrupy warstw elektronowych 80. 
Podkolumny układu Mendelejewa 12, 15. 
Podłużne zjawisko Starka 298. 
Zeemana 289. 
Pojedyńcza serja 49. 
Pola skrzyżowane 33 I. 
Polaryzacja światła 288, 344. 
kołowa 288. 
Pole elektryczne 167. 173, 
nier6wnomierne 300. 
wyciąga elektrony z prze- 
wodnika }26. 
mal!netyczne graniczne 282. 
zwalniające 169. 
Położenie ostrej granicy widma ciągłego- 
promieni rontgen. nie zależy od ma- 
terjału antikatody 141. 
Pompa pneumatyczna 2. 
rtęciowa 3, 
tłokowa 2. 
Poprzeczne zjawisko Starka 297, 29 8 . 
Zeemana 289. 
Porządkowa liczba (numer) II, 63. 
jej zmiana przy roz-- 
padzie promieniotw6rczym 239- 
Postulat aksjomatyczny 350. 
Bohra, pierwszy 69. 
drugi. 69. 
trzecI 74. 
Schrodingera 359. 
Postulaty Bohra 67, 330. 
Potencjalna energja 27. 
Potencjał jonizacyjny 69, 166, 21 4. 
krytyczny 166, 171, 214. 
radjacvjny 170. 
rezonancyjny 166, 171, 214.. 
217, 
Powierzchniowe świecenie 218. 
Powietrze zawarte w glebie 264. 
przy normalnem ciśnieniu 337 
Powinowactwo chemiczne 229. 
teorja elektryczna 
229. 
elektronowe 236. 
jego miara 236. 
Powstawanie cząsteczek 230. 
dw6jek (dublet6w) w widmie 
sodu 294. 
w widmie rontgen. 
13 8 , 139. 
nowych prążk6w w zjawisku 
Ramana 194. 
prążk6w seryjnych 108. 
promieni kosmicznych 271, 
27 2 . 
satelitów prążków widmo- 
wych 102.
>>>
)80 


Powstawanie seryj widmowych 99. 
widma ciągłego promieni 
rontgen. 140. 
Pozagalaktyczne mgławice II 7. 
Pozakatodowe promienie 247. 
Poziom energetyczny jest scharakteryzo- 
wany wyrazem widmowym 144. 
Poziomy energetyczne 84, 167. 
promieni rontgen. 85, 
13 6 , 14 2 . 


P6łprzewodniki 308. 
Praca 26. 
chemiczna dysocjacji 221. 
dysocjacji cząsteczek 221. 
podniesienia elektronu z warstwy 
poza obręb atomu III. , 
wyrywania elektronu z atomu 20), , 
25 8 . 
Prawa fizyki 3H, 347. 
makrofizyki 342. 
ruch6w Browna 22. 
zjawiska fotoelektrycznego nor- 
małnego 199. 
Prawdopodobieństwo 308. 317. 
a teorja matematyczna 349. 
przejkia elektronu )38. 
Prawo Coulomba 67.- 76, 86. 
Dulonga i Petit 313. 
Einsteina dla zjawiska fotoelektr. 
200. 
emisji ciała doskonale chłon. 42. 
fotochemiczne Einsteina 234. 
KepI era 68. 
Kirchhoffa 59, II2, 189. 
nie dotyczy łuminescencji 
59. 
Moseley'a 128. 
następczoki widm Rydberga 
Sommerfelda 56. 
Newtona 67. 
Ohma 312. 
przesunięć dła rozpadu promienio- 
tw6rczego 239. 
. Sommerfelda i Kossela 
57, 109. 
Wiena 39, 14I. 
rozkładu prędkości Maxwella 310. 
statystyczne )38, 348. 
Stefana 142. 
Stefana-Boltzmanna 40. , 
Stokes'a 127, 183, 212, 215. 
odchylenia od tego prawa 
223. 
Wiedemanna i Franza 308, 313. 
zachowania energji, p. zasada. 
materji, p. zasada. 
Prąd fotoelektryczny 207. 
termojonowy 321. 


Skorowidz 


Prążek czołowy 49, 99. 
towarzyszący (satelity) 101. 
Prążki amistokesowskie 225. 
wzbronione 12I. 
zasadnicze w zjawisku Ramana 
Prążkowe widma, odpowiadające różnym 
stanom jonizacji 55. 
wysyłają tylko atomy 47. 
Prążkowe widmo 3 8 , 44. 
helu 54 . 
izotop6w 253. 
jego powstawanie .7 '7' 
promieni rontgen. 126. 
wpływ nań pola magnet. 
49, 28 7. 
Prążkowo-pasmowe widmo 224. 
Prążków rozszerzenie w widmie lumine- 
s
encji 220. 
serJe 49. 
subtelna budowa 101. 
złożona budowa 101. 
Prędkość cząsteczki dodatniej 2.47. 
cząstek alfa 238. 
beta 238. 
elektron6w 32. 
na orbitach dozwol. 77, 
10 3. 
wylatujących z po- 
wierzchni ciał roz- 
!!;rzanych 323. 
fali fazowej 324. 
fotoelektron6w 199, 201. 
grupowa 324. 
promieni kanalikowych 2-47. 
przeciętna 323. 
światła 29, 31, 32, 33. 
termoelektron6w 323. 
Promienie alfa 1)3, 238, 257, 260. 
beta 238, 257, 261. 
dodatnie 247. 
gamma 
6, 164, 239, 256. 
długość fali 239, 258. 
działanie cieplne 260. 
fotoełektryczne 25" 
interferencja 258. 
pochłanianie 263. 
rozpraszanie 262. 
widmo 259. 
Hertza, p. fale Hertza 
K 131. 
kanałowe (kanalikowe, pozaka- 
todowe) 247. 
katodowe 124, 369. 
kosmiczne (Hessa) 36, 45, 6o, 
,164, 26). 
długość fali 267, 271. 
ich niejednorodność 269. 
kwant działania -45.
>>>
Promienie kosm., pochłani
nie 267, 270. 
powstawame 271. 
wahania natęż. w ciągu 
doby 271. 


L IJ2. 
Lymana 264. 
M 133. 
Milłikana 263, 264. 
N 133, 
niespolaryzowane 288. 
optyki geometrycznej 357, 
podczerwone 213. 
Rontgena I I, 36, 59, 60, 124, 
149, 183, 203. 
całkowite odbicie wewn. 
16 3. 
charakterysty
zne 133. 
134, 135. 
długość fali 129, 130, 135. 
dyfrakcja 156. 
działanie na cząsteczki 
gazu 30A. 
grupy K, L, -M i N 131, 
IJ2, 133. 
interferencja 155. 
pierwotne 127. 
pochłaniani.e 146. 
powstawame 129, 131, 
134. 
przejście przez kryształy 
335. 
rozproszcnic 182. 
symbolika 136, 145- 
systematyka 136. 
widmo 125, 126, 152. 
ciągłe 140. 
iskrowe 140. 
wt6rne 127, 150. 
wzbudzające 127. 
wzbudzane 127. 
załamanie 163. 
Schumanna 264. 
spolaryzowane prostolinjowo 
288. 
kołowo 288. 
ultrarontgenowskie (gamma) 265. 
Promieniotw6rcza rodzina 240. 
'Promieniotw6rcze ciała 238. 
pierwiastki 18, 238. 
wyznaczanie wieku minerał6w 
244. 
wyzwalanie ciepła 244. 
zjawiska 244. 
Promieniotwórczość 238. 
gleby 268. 
potasu i rubidu 244, 250. 
Promieniotwórczy rozpad 239, 242. 
Promieniowanie charakterystyczne 125. 


Skorowidz 


38
 


PIOmieniowanie ciała doskonale chłoną- 
cego (czarnego) 41. 
ciepłne (kaloryczne) 59. 
jego źr6dła 97. 
katodowe wt6rne 150. 
niekaloryczne 212. 
rezonancyjne 166. 
widzialne 216. 
Promienista energja 30, 33. 
Promień orbity ełektronu w atomie 77- 
Proste zjawisko Zeemana 290. 
Prostolinjowa polaryzacja światła 288_ 
Prostownik prąd6w zmiennych 3. 
Proszek krystaliczny Sidot'a 209. 
Protoaktyn 242. 
Protony 23, 64, 94, 352. 
swobodne w jądrze 94. 
Proton6w liczba w jądrze r6wna się CIę- 
żarowi atomowemu 63. 
ładunek 24. 
masa 26. 
Przebywania czas 120. 
Przeciętna statystyczna 337. 
Przeciętny ciężar atomowy 252. 
Przejkie elektronu z orbity na orbitę 
7 1 , 7 2 , 74, 75. 
wzbronione 120. 
elektryczności przez gazy 47- 
promieni rontgen. przez kryszta- 
ły lp. 
Przemiana ene
gji w mat
rję 3 lo 
materJl w energJę 3 I. 
pierwiastk6w 66, 239. 
promieni gamma 256. 
Przenikłiwość 
romieniowania 256. 
Przestrzenna siatka kryształu 154. 
Przestrzenny rozkład orbit elektronowych 
w atomie 79. 
Przewodnictwo cieplne 308. 
elektryczne 18, 278. 
dobre 306. 
elektronowe 306- 
metali w tempe- 
raturach niskich 
27 8 . 
mieszane 308. 
powietrza 264
 
27 8 , 314. 


Przyczynowość 346. 
"Przymarzanie" elektron6w 3 15, 
Przyrząd Davisa i Gauchera 171, 172. 
Przyśpieszenie 28. 


Rachunek macierzy 362. 
Racjonalne oznaczenia promieni rontge- 
nowskich 137, 144, 145. 
Rad 2A2. 
Radiacja 170. 


.
>>>
3 82 


-.. 


Radiacyjny potencjał 170. 
Radiator 43, 4 6 , 73. 
Radiatora stan 45. 
Radon 6, 242. 
Reakcja związków chemicznych 235. 
Reakcje chemiczne 29, II I. 
fotochemiczne pierwotne 235. 
wtórne 234. 
Reguła Prestona 292. 
Runge'go 292. 
wyboru 120, 363. 
Rezonancyjne promieniowanie 166. 
świecenie 2I 9. 
Rezonancyjny potenciał 166, 171, 21 7. 
prążek 217. 
Rezonans czysty 217, 222. 
Rhenium I 5. 
Rodzina aktynu 242. 
toru 241. 
uranu 241. 
Rodziny pierwiastków promieniotwórcz. 
24 0 , 24 1 . 
Rotacyjne widmo II5, II6. 
Rotacyjno-oscylacyjne widmo I 15. 
Rozbicie jądra atomowego 90. 
atomu azotu 91. 
Rozkład atomu 261, 262. 
sztuczny 89. 
cząsteczki 48. 
przy przejściu elektrvczno- 
ści 48. 
energji 3'8. 
w cząsteczce gazu p8. 
w widmie ciągłem ciała 
doskonale chło- 
nącego 42, 44. 
ciągłem rozpro- 
szonych promie- 
ni rontgenowsk. 
14 1 . 
ciągłem 38. 
kwantu światła 188. 
pierwiastków na izotopy 253. 
prążków widmowych w polu 
elektr. 300. 
prędkości Bose'go-Einsteina 3 18 . 
Maxwella p8, P9. 
Pauli'ego-Fermie'go P9. 
między termoelektronami 
33 6 . 
Rozmieszczenie elektronów w atomie 230. 
Rozpad promieniotwórczy 242, 244. 
Rozpadu atomowego prędkość 24 2 . 
Rozpraszanie elektronów powolnych 37 0 . 
Rózproszenie elektronów 188. 
powolnych przy 
przejściu przez ga- 


Skorowidz 


zy jednoatomowe 
37 0 . 
promieni gamma 262. 
rontgenowskich 182. 
światła 191, 19 2 . 
Rozszczepienie prążków w polu ełektr. 
jest większe, niż w magnet. 29 8 . 
Rozżarzony drucik 167. 
Równanie Schrodingera 35 8 . 
Rontgenologiczna jednostka Angstroma 
160. 
Rontgenowska lampa 124. 
Rontgenowskie promienie miękkie 12 5. 
pierwotne 127. 
twarde 12 5 . 
wtórne 127. 
Ruch elektronu wjednoelektronowym 
atomie II-4. 


Ruchy cieplne 19. 
drgające 181. 
harmoniczne atomów 114. 
obrotowe 20. 
cząsteczek II3. 
Rura Wehnelta 324. 
Rurka do wyładowań 33 0 . 


Satelity prążków widmowych 60, 101. 
Satelitów pochodzenie 104. 
Schemat doświadczenia Comptona 18 4. 
Stonera rozkładu elektronów w 
atomie 80. 
Scyntylacje 90. 
Selektywne zjawisko fotoelektryczne 19 8 , 
206. 
Selen 208. 
Selenowy odbiornik 208. 
Serja Balmera 50, 51, 100, II2. 
jej powstawanie 100. 
a zjawisko Starka 300. 
główna 109. 
nadfiołkowa 100. 
pojedyńcza 50. 
prążków 49. 
widmowa, jej powstawanie 99. 
Serje widmowe wodoru 100. 
Serji zakończenie 50. 
Seryjnego prążka powstawanie 108. 
Seryjny wzór 107. 
Siatki dyfrakcyjne 153, 161. 
odbiciowe 153. 
przestrzenne natural- 
ne 155. 


sześcienne 154. 
Siła elektrobodźcza 283. 
Siły powinowactwa chemicznego 230. 
Skala bezwzględna temperatur 38. 
Skład kory ziemskiej i meteorytów 95. 
Skok elektronu z jednej orbity na inną 7 1 .
>>>
Skropłenie gazów 273. 
Sole radu 244. 
Spadek elektronu 72. 
Spektrograf masowy Astona 249. 
próżniowy 161. 
Sposób Astona wyznaczenia ciężarów 
atomowych 249. 
Dempstera wyznaczenia ciężarów 
atomowych 249. 
Lo Surdo obserwacji zjawiska 
Starka 300. 
Wilsona fotografowania tOrów 
cząstek 302. 
Spółczynnik działania użytecznego lampy 
rontgenowskiej 142. 
pochłaniania energji promie- 
nistej 267. 
promieni gam- 
ma 270. 
kos- 
micznych 270. 
rozszerzalności cieplnej 18. 
ściśłiwości objętościowej 18. 
tarcia wewnętrznego 22. 
załamania promieni rontge- 
nowskich 163. 
Sprzężone wielkości 345. 
Stała Plancka 44, 68. 
Rydberga 50, 9 8 . 99. 
Stan obojętny atomu 63, 
radiatora 46. 
trwały (stateczny) 46. 
układu 46. 
Stateczny stan radiatora 46. 
- układu 46. 
Statystyczna metoda w fizyce 335. 
Statystyczne zasady 336, 348. 
Statystyka 310, 336. 
Stopów nadprzewodnictwo 280. 
Stosunek ładunku elektronu do masy 
247, 24 8 . 
Subełektrony 26. 
Subtelna budowa prążków 102. 
Swobodna długość drogi cząsteczki w ru- 
chach Browna 2 I. 
Swobodne elektrony 94. 
protony 94 
Symbolika promieni rontgenowskich 136, 
145- 
Systematyka promieni rontgen. 136. 
Szeregi układu Mendelejewa 12. 
Sztuczny rozkład atomu 90. 
Światła prędkość 29. 
Światło 30, 33. 
posiada masę 30. 
Światopogłąd molekularno-kinetyczny 19. 
Świecące gazy 47. 


Skorowidz 


3 8 3 


Świecące pary 47. 
Świecenie gazów pod wpływem wyłado- 
wań elektrycznych 217. 
powierzchniowe 218. 
objętościowe 218. 
Świetlny kwant 176, 188.' 


Tablica Mendelejewa 10. 13, 56, 82, 286. 
Tablicowy ciężar atomowy 8. 
Temperatura bezwzględnego zera 3, 40, 
273. 
krytyczna 273. 
naj niższa 275. 
niska 3, 273, 
"skoku" 279. 
topnienia 18. 
Temperatury "helowe" 274. 
T eorja Berz
liusa powinowactwa che- 
micznego 229. 
Bohra 63, 330. 
budowy atomu 4, 63. 
de Broglie'a 351. 
Drude'go 309. 
dyfrakcyjna mikroskopów Abbe'- 
go J2 5 . 
elektromagnetyczna 33, 
elektronowa metali 306. 
elek
ryczna powinowactwa che- 
micznego 229. 
emisyjna światła Newtona 176. 
fałowa 178, 257, 261, 328. 
Frenkela 315. 
Gamowa wyrzucania cząstki alfa 
przez jądra atomów promienio- 
twórczych 363. 
Heisenberga 357. 
kinetyczna gazów 19, 309. 
Kopernika 341. 
korpuskularna światła 257. 
kwantowa światła 60, 177, 214, 
216, 257, 258, J28. 
energji promienistej 2 I 5. 
Lorentza 289. 
Maxwella 120. 
powstawania widm 63. 
Sommerfelda 316. 
tęczy Descartes'a 335. 
względności 4, 339. 
zjawiska Comptona 184, 185. 
Termochemja 235. 
Termoelektrony 321, 323. 
Termojonowy prąd J2I. 
Termojonów natężenie strumienia J24. 
Termoluminescencja 59. 
Termoogniwo 39. 
Tlenki metali ziem alkalicznych J24. 
Tor 241. 
cząstek alfa 303.
>>>
3 8 4 


Tor cząstek beta 303, 
eliptyczny 67. 
kołowy elektronu 67. 
Triady 17, 83. 
Trójatomowy gaz 7. 
Trójkowe serje (tripiety) 49, 331. 
Trwanie fosforescencji 227 . 
Trzech ciał zagadnienie 78. 
Trzeci postulat Bohra 73, 74. 
Twardość promieni kosmicznych 26 7. 
rontgenowskich 125. 


Uginanie lp. 
Ugrupowanie części jądra atomowego 93, 
w warstwy elektronowe 79. 
Ujemna elektryczność 22. 
jonizacja 73. 
Ujemne pochłanianie 190, 191. 
Ujemny jon 167. 
Układ 46. . 
seryj 49. 
Ultrafiołkowa (nadfiołkowa) serja wodo- 
ru 100. 
Ultrafiołkowe (nadfiołkowe) widmo 36. 
Ultrarontgenowskie promienie 256. 
Uran 241. 


Warstwy elektronów 79. 
budowa 80. 
nadbudowa 80. 
wewnętrzne 84. 
zewnętrzne 84. 
Wartościowość pierwiastka 82. 
elektronu 81, 84, 108, IIO, 
166. 
Warunek kwantowy 105. 
Wewnętrzna dyfuzja światła 19 1 . 
energja atomu 20. 
Wewnętrzne zjawisko fotoelektryczne 
202, 208. 
Wewnętrzny i zewnętrzńy elektron 64. 
Wewnątrzatomowa energja 20. 
Wewnątrzatomowe zjawiska 255, 351. 
Wewnątrzcząsteczkowa energja 20. 
Wewnątrzcząsteczkowe ruchy 168. 
Węzły siatki krystalicznej 154. 
Widma pierwiastkow są tylko dwu ty- 
pów 56. 
wodorowe części 110. 
Widmo 33. 
ciała doskonale chłonącego 
(czarnego) 41. 
ciągłe 37. 
em
sji. rezonancyjnej 219, 224. 
emISYJne 37. 
fotoluminescencji 224. 
gazów jednoatomowych 216. 
helu 54. 


Skorowidz 


. Wid:r.o helu, jego powstawanie 54. 
iskrowe H; 139. 
łukowe 5 h IIO. 
mgławic galaktycznych IIS. 
nadfiołkowe 36. 
wodoru 100. 
oscylacyjne II 5. 
pasmowe 37, 47, 58, II2, 21-4. 
badanie doświadczalRe 
II 6. 
jego powstawanie 112. 
jego związek z cieołelI 
właściwem gazów II3. 
pochłaniania (absorbcyjne) 37, 
gazów i par II I. 
59, II I, 112, II-4. 
podczerwone 190. 
podczerwone 35. 
prążkowe 38,47, 58, 112, II4. 
atomów jednoelektro- 
nowych 97. 
izotopów 253. 
jego powstawanie 97. 
prążk.ow.o-pasmowe 224. 
promlem gamma 37, 259. 
k
smicznych 37. 
rezonancYJne 224. 
rotacyjne II4. 
rotacyjno-oscylacyjne 110, 36, 
12 5. 
rontgenowskie 126, 140, 148. 
charakterystyczne 
14°. 
ciągł
 140. . 
Jego energJa 
14 1 . 
iskrowe 139. 
łukowe 139. 
rzędu l-gO, 2-g0 i t. d. 249. 
światła rozproszonego 19 1 . 
jest iden- 
tyczne z widmem źródła 191. 
świecenia fosforescencji 2 U. 
widzialne 35. 
wielolinjowe 54. 
wodoru 50. 
jego powstawanie 99. 
Wiek minerałów uranowych 244. 
Wieloatomowy gaz 7. 
Wieloelektronowy atom 107. 
Wielolinjowe widmo helu 54. 
wodoru 54. 
Wodorowe części widma 100. 
Wodoru budowa atomu 97. 64. 
ciężar atomowy 102. 
serje widmowe 100. 
Wodór 365. 
Wolt, miara prędkości elektronów 12-4.
>>>
Wolt, jedno napięcia pola elektryczno 124. 
Wpływ ciśnienia barometrycznego na na- 
tężenie prom. kosmiczno 270. 
domieszek do par i gaz6w na łu- 
minescencję 220. 
gaz6w na emisję termoelektron6w 
339. 
pola magnet, na promieniowanie 
28 7. 
pola magnet. na .wi?mo pochła- 
mama 301. 
na nadprzewodni- 
ctwo 281. 
sił elektryczno i magnet., na pro- 
mieniowanie 60. 
temperat
ry na trwame fosfo- 
rescencJI 227, 
Wtórne promienie gamma 262. 
rontgenowskie 127. 
reakcje fotochemiczne 234, 
Wyładowanie iskrowe 109. 
jego widmo 55, 
łuku Volty 109. 
Wyrazy widmowe 106. 
i długość fali II9. 
i poziomy energetycz- 
ne 144. 
wodoru 106. 
Wyznaczenie częstości podczerwonych 
prążków widm różnych 
ciał 196. 
wleku minerałów 244. 
Wzbogacenie pierwiastka przez jego IZO- 
topy 254. 
Wzbudzenie atomów 71, 99, 171, 165, 
19°. 
drugie 172. 
w mgławica
h 122. 
przez energIę pro- 
nistą 214. 
przez zderzenia 
elektronów 171. 
cząsteczek 190. 
gazów przez zderzenia z 
elektronami 165. 
Wzbudzonego atomu rola przy zderze- 
niach drugiego rodzaju 219. 
Względności zasada 4. 
Wzmacniacz 3, 208. 
Wz6r seryjny Balmera 50, 108. 
Plancka 43, 
Richardsona 338. 


X, jednostka długości 35. 


Zachowanie energJI 27. 
materji 29. 
Zagadnienie trzech ciał 78. 


Skorowidz 


3 8 5 


Zakaz Pauli'eao 316. 
Zakończenie serji 50. 
Zależność fosforescencji od temperatury 
212. 
fotoelektrycznego zjawiska se- 
lektywnego od gazów oklu- 
dowanych 206. 
masy elektronu od prędkości 
1°3. 
natężenia prądu fotoelektrycz- 
nego od natężcnia światła 
2°7. 
prądu fotoelektrycznego od 
długości fali światła padają- 
cego 199. 
prądu fotoelektrycznego od 
różnicy potencjałów 199. 
widma rontgenowskiego od 
związków chemicznych da- 
ne\!o pierwiastka 148. 
Załamanie strumienia elektron6w 368. 
Zasada ciążenia powszechnego 67. 
Dopplera 217. 
fizyczna ns, 347. 
następczości 56. 
(zakaz) Pauli'ego 316. 
nieoznaczoności 344. 
Pascala 336. 
przesunięć 57. 
przyczynowości 332, 34 6 , 347. 
wyboru 120. 
względności 4. 
zachowania energji 27, 181. 
materji 29. 
zasadniczej obserwowalności 343, 
Zasadnicza obserwowalność 343. 
Zasadnicze prążki w widmie dyfuzji we- 
wnętrznej 191. 
Zasady rucnów Browna 22. 
statystyczne 336. 
Zasięg cząstki aktywnej 90. 
alfa 90. 
Zatarcie granic elektronu 359. 
Zder
enie cząsteczek 191, 224, 310. 
drugiego rodzaju 74, 120, 219, 
220. 
elektronów i cząsteczek 175, 
i kwantów światła 
18 4. 
jonów dodatnich 175. 
niesprężyste 165. 
sprężyste 165, 170. 
Zerowa kolumna układu perjodycznego 
12, 15. 
Zestalenie helu 277. 
Zewnętrzne zjawisko fotoelektryczne 202. 
Zewnętrzny i wewnętrzny ełektron 64.
>>>
3 86 


Zjawiska 


Zjawisko 


chemiczne 233, 
fotochemiczne 257. 
wewnątrzatomowe 227. 351. 
Comptona 182 188, 216, 257. 
badanie doświadcz. 
186, 187. 
fotoelektryczne 1L16, 179, 198, 
239, 257. 
czyste 208. 
wewnętrzne 
202, 208. 
zewnętrzne 21 I. 
Paschena-Backa 294, 331. 
Ramana (Mandelstama i Lands- 
berga) 192, 257. 
jego znaczenie 195. 
rezonansu 2 I 7. 
Starka 296, 363- 
odwrotne 301. 
poprzeczne 297. 
podłużne 298. 
Ramsauera 370. 
Zeemana 287, 363' 


Skorowidz 


Zjawisko Zeemana anomalne 289, 290, 
33 1 . 
normalne 289. 
odwrotne 298. 
podłużne 259. 
poprzeczne 289. 
proste 290. 
Ziem alkalicznych metałe 15. 
tlenki metali 324. 


Ziemie I 5. 
rzadkie 15, 17, 83. 
Złożona budowa prążków widmowych 
102. 
Zmiana przewódnictwa elektrycznego Fod 
wpływem energji promienistej 208. 
Zmienne gwiazdy 207. 
Zniekształcenie orbit elektronowych w 
ciałach stałych i ciekłych 226. 
Związki chemiczne 5. 
nieorganiczne 231. 
nietrwałe 48. 
wodorowe 48.
>>>
SPIS RZECZY 


Z przedmowy do wydania pierwszego 
Przedmowa do wydania drugiego 
Przedmowa do wydania trzeciego 
Od tłumacza 


" 


V 
VI 
VI 
VII 


ROZDZIAŁ I. Wstęp. 
ROZDZIAŁ II. Materja, elektryczność, energIa i masa. 

 I. Materja 

 2. Układ M e n d e l e j e w a ID 

 3, Światopogłąd molekularno-kinetyczny 19 

 4. Ełektryczno
ć 22 

 5. Energja i masa 26 
ROZDZIAŁ III. Energja promienista. 33 

 I. Wstęp 33 

 2. Widmo ciągłe. Ciało doskonale chłonące 37 

 3, Wprowadzenie pojęcia kwantów 4 1 

 4. Widma prążkowe i pasmowe 47 

 5. Widma prążkowe i pasmowe (c. d.) 54 
ROZDZIAŁ IV. Budowa atomu i powstilwanie widm 61 

 I. Zarys historyczny 61 

 2. Teorja B o h r a. Dwa pierwsze postułaty 67 

 3. Trzeci postulat teorji B ci h r a 7° 

 4. Szczegóły budowy atomu 75 

 5- Budowa atomu a układ M e n d e ł e j e w a. Poziomy energetyczne. 
'Magneton 

 6. Cząstki alfa. Budowa i rozpad jądra atomowego 

 7, Powstawanie widm prążkowych , 

 8. Satelity. Kwantowanie. Wyrazy widmowe 

 9. Atomy widoełektronowe. Widma pochłaniania 

 10. Powstawanie widm pasmowych 

 II. Rozwiązanie zagadki nebulium 
ROZDZIAŁ V. Promienie R o n t g e n a 

 I. Wstęp 

 2. Prace M o s e l e y' a. Przegląd grup K, L, M, N. Promienie 
jako wzbudzające 

 3. Powstawanie promieni rontgenowskich 

 4. Poziomy energetyczne. Systematyka promieni R o n t g e n a 

 5. Pochłanianie promieni rontgenowskich. Przejkie do promlem 
fiołkowych . 
S 6. Promienie rontgenowskie a kryształy 
S 7. Pomiar długo
ci fali promieni rontgenowskich. Załamanie promlem 
rontgenowskich 157 


81 
88 
97 
102 
10 7 
112 
116 
12 4 
12 4 
alfa 
128 
134 
14 2 
nad- 
14 6 
151
>>>
3 88 


Spis rzeczy 


ROZDZIAŁ VI. Wzbudzenie i jonizacja gazów przez zderzenia z elektronami 16 5 

 I. Wstęp 16 5 

 2. Badania doświadczalne 168 
ROZDZIAŁ VII. T eorja kwantów świetlnych oraz zjawiska C o m p t o n a 
i Ramana 17 6 

 I. Kwantowa teorja światła 17 6 

 2. Zjawisko A. H. C o m p t o n a 182 

 3. Zjawisko R a m a n a, M a n d e l s t a m a L a n d s b e r g a 188 
ROZDZIAŁ VIII. Fotoelektryczność 19 8 

 I. Prawa zjawisk fotoelektrycznych 19 8 

 2. Badanie - doświadczalne zjawiska fotoelektrycznego 202 

 3. Zjawisko selektywne 206 

 4. Wewnętrzne zjawisko fotoelektryczne. Jonizacja gaz6w przez energję 
promienistą . 208 


ROZDZIAŁ IX. Fotoluminescencja 

 I. Zasadnicze zjawiska fotołuminescencji 

 2. Fotoluminescencja jednoatomowych gaz6w . 

 3, Badanie gaz6w jednoatomowych 

 4. Fotoluminescencja cząsteczek 
ROZDZIAŁ X. Teorja B o h r a a chemja . 

 I. Powinowactwo chemiczne 

 2. Powstawanie cząsteczek 

 3- Zjawiska fotochemiczne. Zakończenie. 
ROZDZIAŁ XL Pierwiastki promieniotwórcze. Izotopy 

 I. Pierwiastki promieniotw6rcze 

 2. Rodziny pierwiastk6w promieniotw6rczych i ich własności 

 3, Izotopy niepromieniotw6rcze 

 4. Prace A s t o n a. Własności izotop6w 
ROZDZIAŁ XII. Promienie gamma i promienie H e s s a 

 I. Powstawanie i długośt fałi promieni gamma 

 2. R6żne własności promieni gamma 

 3. Promienie H e s s a (kosmiczne) . 
ROZDZIAŁ XIII. Hel ciekly i staly. Nadprzewodniki 

 I . Hel ciekły i stały 

 2. Nadprzewodniki. Zjawiska zasadnicze 

 3, Nadprzewodniki. Dalsze badania 
ROZDZIAŁ XIV. Różne zjawiska 

 I. Zjawisko Z e e m a n a. Zjawisko normalne 

 2. Anomalne zjawisko Z e e m a n a 

 3. Zjawisko Sta rka 

 4. Spos6b C. T. R. Wilsona 
ROZDZIAŁ XV. Elektronowa teorja metali 

 I. Wstęp 

 2. Teorja Drude'go 


212 
212 
216 
21 9 
223 
229 
229 
23 1 
233 
23 8 
23 8 
24 1 
245 
249 
25 6 
25 6 
260 
26 3 
273 
273 
27 8 
281 
28 7 
28 7 
29 0 
29 6 
3°2 


3°5 
3°5 
3°9
>>>
Spis rzeczy 


3 8 9 



 3. Prace H. A. Lorentz'a, J. l. Frenkel'a i J. J. Thomsona 3 1 4 

 4. Teorja Sommerfelda 3 16 

 5. Emisja elektronów przez ciała rozżarzone Zlmne 3 20 


ROZDZIAŁ XVI. Nowa mikromechanika 
$ l. Wstęp 

 2. Niedomagania starej teorji 

 3. Trudnoki elementarnego wykładu 

 4. Pewne wiadomości wstępne 

 5. Rysy chgrakterystyczne nowej mikromechaniki 

 6. Zasada przyczynowości 

 7. Teorja L. de Broglie'a 

 8. Teorja S c h r o d i n g e r a i H e i s e n b e r g a 

 9. Pewne wyniki mikromechaniki 
$ 10. Dyfrakcja elektronów 
Skorowidz 
Dostrzeżone omyłki druku 


32 8 
32 8 
329 
331 
333 
33 8 
34 6 
351 
357 
3 62 
3 66 
37 2 
39° 


...
>>>
Str. 


13 


49 
108 
153 


4 
4 
wzór (3) 


179 


, 
18 3 
212 


DOSTRZEŻONE OMYŁKI DRUKU 


Wydrukowano 


Ge 
sł 
ostatnch 
uginania dyfrakcji 
c- 1,9 6 
- - roB T 
florescencji 
fosforenscencj a 
rezonacyjnym 
nie trwałych 
tomy 
chromn 
góry jest zbyteczny należy go 
cząstki 


13 
16 


6 WIersz od góry 


w tabI. I, okres VI 
kolumna IV a 
11 WIersz od góry 


2IJ 
21 9 
232 
25 0 
252 
3 0 3 


21 


19 
6 
4 
13 


dołu 


" 


\ 


Powinno być 


Ce 
sił 
ostatnich 
uginania {dyfrakcji) 
_ 1,9 6 .. 
€----- 
'. 
1081. 
. '.
 l 
fluorescencJi' - 
fosforescencja 
rezonancy;nym 
nietrwałych 
atomy 
chromu 
wykreślić 
cząstek 


.
>>>
WYDAWNICTW A REDAKCJI "MA THESIS POLSKIEJ" 


DZIEJE ROZWOJU FIZYKI 


W ZARYSACH 


OPRACOWALI 


Dr M. GROTOWSKI, M. SADZEWICZOW A, 
Dr W. W E R N E R i Dr S. Z I E M E C K I 


Wydanie drugie, całkowicie przerobione 
Tom. I. Str. VIII i 430, 79 rys. w tekście i ID portretów na oddz. 
planszach. 19p. Cena Zł. 30, wopr. płóc. Zł. 35. 
T om II. Str. IV i 706, 2I 4 rys. w tekście i na ID tablicach oraz 14 
portretów na oddz. planszach. I93I. 
Cena Zł. 48, wopr. płóc. Zł. 53. 
Szcżeg6łowy prospekt ilustrowany na żądanie gratis. 


JAMES JEAN S 
M. A., D. Sc., Sc. D., LL. D., F. R. S. 


WSZECHŚWIAT 
w, O KÓŁ N A S 


Z drugiego uzupelnionego wydania 
oryginału (5 przedruk) tłumaczył 
Dr WŁ. KAPUŚCIŃSKI 
Str. przeszlo po, 24 fig. w tekście oraz 25 plansz na pap. kredowo I93 2 . 


G. H. H A R D Y 
M. A., D. Sc., LL. D., F. R. S. 


KURS AN ALIZY 
RACHUNEK RÓŻNICZKOWY I CAŁKOWY 


Wyd. 2-gie znacznie uzupełnione i poprawione 
według 5 - go wydania oryginału tłumaczył 


WŁ. WOJTOWICZ 
Str. VII, 530, Z 74 fig. Zł. 35, wopr. Zł. 40. 


BIBLjOTEKA POPULARNO-NAUKOWA 
5 tom6w w druku
>>>
MATHESIS POLSKA 
CZASOPISMO POŚWIĘCONE 
NAUKOM ŚCISŁYM I ICH METODOLOGlI 


.. 


WYDAWAJ\;E PREZ 
STANISŁAWA WAR HAFT MA NA 
PRZY WSPOŁUDZIALE 
E. STENZA i K. ZARANKIEWICZA 


ZJaDA TKIEM 


URANJA 
CZASOPISMO POLSKIEGO TOWARZYSTWA 
PRZYlACIOŁ ASTRONOMlI 


POD REDAKCJA 
LUCJANA ORKISZA i EUGENJUSZA RYBKI 


Tom VI 


6-ty rok wydawnictwa 


193 1 


Prenumerata rocznie (ID numerów w zeszytach podw.) Zł. 20.- 
Prospekty, warunki abonament6w premjowych na żądanie gratis.
>>>
.
4
 


,- 
L 

- . 


.; 



3-\
>>>
." - 


()7/ 
, ./ 


----.....
>>>
----------.- ." 
I 
Biblioteka Główna -A TR 
w Bydg