Чтение онлайн

1 J. Larmоr. Aether and Matter, р. 341. Cambridge, 1900.

Легко видеть, что эта теорема содержит в себе результаты, полученные Лоренцом, поскольку добавление нового равномерного вращения к простому гармоническому колебанию должно приводить как раз к движению только что описанного типа. Действительно, любое эллиптическое гармоническое колебание может быть разложено на линейное колебание в заданном направлении и эллиптическое колебание в плоскости, перпендикулярной этому направлению, причём последнее можно вновь рассматривать как состоящее из двух круговых вращений с одной и той же частотой, но происходящих в противоположных направлениях. Теперь добавленное вращение вокруг данной оси, конечно, не будет влиять на линейные колебания вдоль этой оси. Что же касается кругового вращения в перпендикулярной к ней плоскости, то оно просто увеличит или уменьшит его частоту на величину, равную частоте этого добавочного вращения, соответственно тому, совпадает направление этого вращения с направлением первоначального вращения или же противоположно ему.

Однако, хотя для некоторых спектральных линий эффект Зеемана точно соответствует предсказаниям теорий Лоренца и Лармора, у многих линий атомных спектров обнаруживается так называемый аномальный эффект Зеемана. При этом линии также расщепляются на компонента с линейной поляризацией, параллельные полю, и компоненты с круговой поляризацией, перпендикулярные полю. Эти компоненты опять-таки расположены Симметрично относительно первоначальной линии, а их смещение пропорционально полю по крайней мере при малой напряжённости поля. Однако число таких компонент и величины расщеплений могут существенно отличаться от случая «нормального» эффекта. Это изменение характера эффекта Зеемана, как было найдено, непосредственно связано со структурой спектров и со способом объединения линий этих спектров в «серии». В самом деле, согласно правилу, сформулированному Престоном 1, эффекты Зеемана одного и того же типа проявляются не только у линий, принадлежащих к одной спектральной серии какого-то элемента, но и у линий, отвечающих соответствующим сериям в спектрах других элементов, обладающих аналогичной структурой. Множество усилий; было затрачено на то, чтобы объяснить появление аномального эффекта Зеемана с помощью классической теории излучения. Среди них следует упомянуть замечательную работу Фогта 1, которому удалось развить формальную интерпретацию ряда деталей наблюдаемых явлений. Тем не менее всё ещё оставалось много существенных трудностей при попытках примирить аномальный эффект с этой теорией. Однако вряд ли следует здесь вдаваться в детали этой проблемы, тем более что мы столкнемся с новыми трудностями принципиального характера, как только попытаемся объяснить характерное воздействие электрических полей на спектральные линии с помощью классической теории, даже в случае таких спектров, как спектр водорода, где наблюдается нормальный эффект Зеемана.

1 Th. Preston. Nature, 1899, 59, 224.

1 С. W. Vоigt. Magneto- und Elektrooptic. Leipzig, 1908.

Как известно, Штарк открыл в 1913 г., что линии спектра водорода расщепляются на несколько поляризованных компонент, когда атомы водорода помещаются в сильное электрическое поле. С точки зрения классической теории происхождения спектров результаты Штарка казались весьма неожиданными. Так, если электрон, совершающий колебания около положения устойчивого равновесия — как это предполагается в лоренцовской теории эффекта Зеемана,— помещается в однородное электрическое поле, то характер движения вообще не должен измениться. Воздействие поля должно проявиться лишь в смещении центра орбиты на величину, пропорциональную напряжённости поля. Поэтому любое возможное влияние на спектральные линии должно быть, согласно классической теории, связано с отклонениями, пропорциональными этому смещению, от центрального притяжения, создаваемого силами, удерживающими электрон на орбите в атоме. Эффект такого типа, рассматривавшийся Фогтом 1 за несколько лет до открытия Штарка, конечно, должен быть пропорционален второй или более высоким степеням напряжённости внешних полей. В отличие от этого существенной чертой результатов, полученных Штарком, являлось то, что воздействие электрического поля на линии водорода было с достаточно хорошей точностью прямо пропорционально полю. Рассматриваемый в целом эффект Штарка действительно представляет собой наиболее сложное явление, которое существенно различается не только для разных спектров и разных серий спектральных линий, но которое претерпевает заметные изменения даже при переходе от одной линии к другой в рамках одной и той же спектральной серии.

1 С. W. Vоigt. Ann. d. Phys., 1909, 43, 410.

Как известно, трудности, на которые мы здесь ссылались, являют собой всего лишь несколько примеров несостоятельности идей классической электродинамики в применении их к атомным явлениям. Более того, в результате фундаментальных исследований Резерфорда в области явлений радиоактивности можно считать доказанным, что атом состоит из положительно заряженного ядра, расположенного в центре и окружённого некоторым распределением электронов. Согласно классической электродинамике, ясно, что такая картина атома не допускает стабильных статических конфигураций, и нам следует допустить, что электроны в атоме движутся с большими скоростями. Однако это приводит к новым трудностям, так как по классической теории такие движения должны сопровождаться непрерывным испусканием электромагнитного излучения, которое будет продолжаться до тех пор, пока не окажется испущенным такое количество энергии, что электроны упадут на ядро. Нет смысла подробно обсуждать невозможность объяснить стабильность атомов и появление спектров, состоящих из резко разделённых линий, в этой модели атома, если ограничиться идеями классической электродинамики.

II. КВАНТОВАЯ ТЕОРИЯ СПЕКТРОВ

Незадолго до открытия Штарка я осмелился предложить теорию спектров, которая приводит к определённому разрыву с классической электродинамикой 1. Эта теория основана на рассмотрении стабильности атомов и испускания ими излучения в рамках концепций так называемой квантовой теории, начало которой было положено знаменитой планковской теорией теплового излучения, предложенной около 20 лет тому назад, и в развитие которой на том этапе существенный вклад внёс Эйнштейн. Применение квантовой теории к атомным проблемам покоится на следующих двух постулатах.

1 N. Bohr. Phil. Mag., 1913, 26, 1, 476, 857 (статья 5).

1. Среди всех разумно возможных состояний движения в атомной системе существует ряд так называемых стационарных состояний, которые, несмотря на тот факт, что движение частиц в этих состояниях в значительной степени подчиняется законам классической механики, обладают удивительной, необъяснимой в рамках этой механики стабильностью, такой, что каждое перманентное изменение движения системы должно заключаться в полном переходе из одного стационарного состояния в другое.

2. В то время как в противоречии с классической электромагнитной теорией атом в стационарных состояниях не испускает никакого излучения, переход между двумя стационарными состояниями может сопровождаться испусканием электромагнитного излучения; это излучение будет обладать теми же свойствами, что и излучение, которое было бы в соответствии с классической теорией испущено заряженной частицей, совершающей гармонические колебания с постоянной частотой. Однако эта частота не связана простым соотношением с движением частиц в атоме, а задаётся равенством

h = E' - E'',

(4)

где h — постоянная Планка, а E' и E'' — энергии атома в двух стационарных состояниях, которые представляют собой начальное и конечное состояния в процессе излучения. И, наоборот, облучение атома электромагнитными волнами с подобной частотой может привести к процессу поглощения, при котором атом переходит назад из конечного стационарного состояния в начальное.

Я не буду вдаваться здесь в обсуждение философской проблемы возможности достичь удовлетворительного описания природы применением таких формальных постулатов, а попытаюсь показать, что они позволяют нам построить теорию, которая даёт простую и согласованную интерпретацию спектроскопических явлений, для объяснения которых идеи классической электродинамики оказались непригодными непосредственно.

В качестве первого применения мы рассмотрим так называемый принцип комбинации спектральных линий, который был выявлен в результате исследований Бальмера 1, Ридберга 2 и Ритца 3 по спектральным линиям и который, как было показано в последние годы, справедлив для спектров весьма разных типов. Согласно этому принципу, частота каждой из линий в спектре может быть описана формулой

= T

2

– T

1

,

(5)

1 Ваlmеr. Ann. d. Phys., 1885, 25, 80.

2 Т. R. Rydberg. Handl. Akad. Stockholm, 1890, 23.

3 W. Ritz. Phys. Zs., 1908, 9, 521.

где T2 и T1 представляют собой два так называемых спектральных терма из огромного множества их. Этот закон, имеющий место с точностью, не знающей себе равной в физике, до сих пор не поддавался никакой интерпретации в рамках классических идей во всяком случае в виде, который может служить основой для детального обсуждения спектроскопических данных. С другой стороны, из наших постулатов видно, что комбинационный принцип может быть прямо истолкован путём идентификации спектральных термов с численными значениями энергии возможных стационарных состояний, делёнными на постоянную Планка, в пред положении, что каждая спектральная линия возникает за счёт перехода между двумя такими состояниями.

На первый взгляд эта интерпретация комбинационного принципа могла бы показаться слишком формальной, поскольку она не только приводит к непосредственному противоречию с идеями классической электродинамики, но и содержит радикальный отход от концепций, на которых до сих пор базировалось описание физических явлений. Это особенно проявляется в предположении о том, что состав излучения, испущенного за время процесса, в начале которого атом находится в определённом стационарном состоянии, зависит не только от этого состояния, но также и от того состояния, в котором атом оказывается в результате этого процесса. В самом деле, спектральные линии, которые возникнут в результате комбинаций различных спектральных термов с одним и тем же термом, соответствуют различным возможным процессам перехода из определённого состояния атома в другие стационарные состояния. На данной стадии развития теории вопрос о появлении конкретной моды этого перехода рассматривается как вероятностный в том смысле, что атом в заданном стационарном состоянии, как предполагается, обладает определённой вероятностью спонтанного перехода за единичный интервал времени в любое другое рассматриваемое нами стационарное состояние. Эта точка зрения, в которой явно заметна аналогия с теорией радиоактивного распада, соответствует предположениям, использованным Эйнштейном 1 в его оригинальном выводе закона теплового излучения на основе перечисленных выше фундаментальных постулатов.