Д. Ю. Дубов

Возбуждение и ионизация атома электроном
(опыт Франка – Герца)


Оборудование: наполненная аргоном трехэлектродная лампа, цифровой осциллограф TDS-1012, осциллограф, вольтметры, источники питания постоянного тока, персональный компьютер.
Цель работы: исследование процессов неупругого взаимодействия электрона с атомом, определение потенциалов возбуждения и ионизации атома аргона методом электронного удара.

Краткая теория
 
Введение


В начале XX в. в физике был выполнен ряд исследований, которые легли в основу квантовой механики и атомной теории [1-4]. В 1900 г. Макс Планк, рассматривая задачу о равновесном излучении черного тела, ввел несовместимую с классической физикой гипотезу о том, что излучение и поглощение света веществом происходит не непрерывно, а отдельными порциями, или «квантами». Развивая идеи Планка, в 1905 г. Альберт Эйнштейн предположил, что дискретность присуща не только взаимодействию излучения с веществом, но и излучению вообще.
Наконец, в 1913 г. Нильс Бор применил принцип дискретности энергии к любым атомным системам. Теория Бора стала важным шагом на пути к пониманию внутриатомных явлений. Однако первоначально она встретила скептическое отношение физического сообщества. Причиной тому была двойственность теории: применяя для описания движения электрона в атоме законы классической механики, она дополняла их постулатами, противоречащими классической электродинамике. Поэтому теория Бора остро нуждалась в поддержке новыми экспериментальными результатами.
Важным подтверждением справедливости теории Бора стали результаты из области физики электрон-атомных столкновений, которые были получены в серии опытов, проведенных в 1912–1914 гг. Дж. Франком и Г. Герцем.  Характерно, что ни при постановке экспериментов, ни при обсуждении данных в оригинальных работах авторов теория Бора даже не упоминалась. Постановка экспериментов преследовала другие цели, и в рамках кватновой теории результаты были интерпретированы значительно позже другими исследователями (см. прил. 1). Тем не менее, значение опытов оказалось столь большим, что вскоре после общественного признания теории Бора (Нобелевская премия по физике, 1922) Нобелевскую премию в 1925 г. получили и авторы опытов. Как отмечалось в официальном сообщении Нобелевского комитета, награда присуждалась «за прямое экспериментальное подтверждение существования дискретных энергетических уровней в атоме».

Опыты Франка–Герца

Важное следствие из принципа дискретности энергетических состояний атома в теории Бора состоит в том, что передача энергии атомным электронам в любом процессе должна происходить также дискретными порциями (квантами), а возможная величина этих квантов должна, по правилу частот Бора, соответствовать атомным спектрам.
Одним из возможных процессов, сопровождающимся передачей энергии атому, является неупругое взаимодействие с ним свободного электрона, или неупругое рассеяние электрона на атоме. Вследствие большой разницы в массах электрона me и атома MA, очень малая доля кинетической энергии соударяющегося электрона, ~2 me/MA, переходит в кинетическую энергию атома. Поэтому, если атом в процессе неупругого столкновения не ионизуется, то практически все изменение кинетической энергии электрона связано с изменением внутренней энергии атома.
Опыты Франка–Герца подтверждили теорию Бора, показав, что [2]
- столкновение с низкоэнергетичным электроном переводит атом в возбужденное состояние;
- энергия, передаваемая электроном атому, всегда имеет дискретные значения;
- величины полученных таким образом энергетических уровней согласуются с результатами спектроскопических наблюдений.

Схема  возможного распределения потенциалов при исследовании неупруго-го взаимодействия электронов с атомами Для опытов требуются источник электронов (обычно термоэмиссионный катод) и система электродов для ускорения электронов до нужной (варьируемой) энергии. Пучок ускоренных электронов сталкивается с атомами исследуемого вещества, находящегося в газообразном состоянии; исследуется, как влияет величина ускоряющего напряжения на процесс возбуждения атомов.
Чтобы установить факт возбуждения атомов, можно, например, наблюдать испускаемое возбужденными атомами оптическое излучение либо измерять коэффициент поглощения на данной спектральной линии или другую связанную с возбуждением величину. Однако самый чувствительный метод – наблюдение за изменением энергии электронов в пучке. Если электроны ускорены до энергии чуть выше энергии первого возбужденного состояния, некоторые из них при столкновении возбуждают атомы и, следовательно, теряют почти всю свою энергию. Следовательно, факт изменения энергии электронов свидетельствует о возбуждении атомов. В простейшем случае достаточно к коллектору электронов (аноду) приложить небольшой задерживающий потенциал. Неупруго рассеянные электроны будут неспособны преодолеть его и в результате не попадут на анод.
Такие условия реализуются в экспериментальной схеме плоской или цилиндрической геометрии, включающей катод, коллектор и одну или две сетки между ними (рис. 1). Если распределение потенциалов соответствует варианту рис.1, а, то пучок ускоряется в промежутке между катодом и сеткой 1. Далее электроны движутся в эквипотенциальной области между сетками 1 и 2, взаимодействуя с атомами, и затем преодолевают задерживающий потенциал между сеткой 2 и анодом. Когда при увеличении ускоряющего напряжения Vacc энергия электронов достигает порога возбуждения первого возбужденного состояния – величины ΔE1 = E1-E0, наблюдается падение Δia анодного тока электронов ia, пропорциональное количеству неупругих столкновений
(1)
где n – концентрация атомов, σ – сечение возбуждения, l – длина промежутка между сетками 1 и 2.
При достижении энергии электрона порога возбуждения следующего уровня происходит еще один провал тока. Эти провалы налагаются на монотонно растущую вольт-амперную кривую . К тому, что провалы не являются идеально резкими, приводит несколько причин: 1) разброс электронов по энергии из-за пространственного заряда в прикатодной области, высокой температуры термоэмиссионного катода или, в случае катода прямого накала, падения потенциала на нем; 2) зависимость сечения возбуждения от энергии электрона (см. прил. 1–3).
Возможно и другое распределение потенциалов, когда ускоряющий потенциал Vacc приложен к сетке 2, сетка 1 в этом случае может отсутствовать. В этой схеме (см. рис. 1, б) электрон может увеличивать свою энергию и после неупругого соударения с атомом в промежутке до сетки 2. Здесь, как и в варианте a, при достижении Vacc величины ΔE1/e становятся возможными неупругие столкновения и наблюдается уменьшение анодного тока электронов. Однако в отличие от случая a, при двукратном превышении Vacc над ΔE1/e электрон может возбудить атом на полпути к сетке 2, потеряв свою энергию, потом заново набрать ее, возбудить второй атом и снова прийти к сетке 2 с энергией, близкой к нулю. Следовательно, при таком значении Vacc на кривой ia(Vacc) будет наблюдаться второй провал.
Преимущество схемы б в том, что провалы тока выражены более ярко и легко получить несколько таких провалов, соответствующих первому возбужденному состоянию. Однако возбуждение более высоких уровней наблюдать практически невозможно. Плотность газа, через который проходят электроны, сильно влияет на зависимость ia(Vacc): при низкой плотности можно получить больший электронный ток, но провалы будут малы; повышение плотности приводит к меньшему току, но более выраженным провалам.
Принципиально важно, что такие эксперименты могут быть проведены только с одноатомными газами. Если электрон сталкивается с молекулой, становится возможной передача энергии во вращательное и колебательное движение молекулы, кванты энергии которого значительно меньше квантов электронного возбуждения. В этом случае, чтобы наблюдать уменьшение энергии электронов, требуются гораздо более тонкие методы. Поэтому обычные вещества для опытов Франка–Герца – пары легколетучих металлов (ртуть, щелочные металлы) и инертные газы (неон, аргон, криптон). Более того, часто вероятности возбуждения колебаний медленными электронами существенно превышают вероятности возбуждения электронных состояний, поэтому даже малая, ~ 1 %, примесь молекулярного газа полностью подавляет вызванную электронным возбуждением немонотонность ia(Vacc).
Подобная экспериментальная схема может быть использована и для измерения потенциала ионизации Ui – энергии, необходимой для полного удаления одного электрона из атома. В этом случае вместо наблюдения за особенностями зависимости электронного тока удобней регистрировать образующиеся положительные ионы. Необходимое при этом распределение потенциалов показано на рис. 1, в. В этой схеме потенциал анода ниже потенциала катода на величину Vret, поэтому электроны не достигают анода, который становится коллектором ионов. С увеличением Vacc при некотором пороговом значении появляется положительный анодный ток. На анод попадают ионы, образовавшиеся в промежутке «сетка 2 – анод». Для того, чтобы достаточная часть электронов, долетая до этой области, не теряла свою энергию, нужно понизить вероятность неупругих столкновений между сетками. Для этого давление вещества обычно делают ниже, чем в экспериментах, исследующих возбуждение атомов.
В экспериментах обоих типов величина средней энергии электронов отличается от eVacc из-за контактной разности потенциалов между катодом и анодом. Это явление возникает из-за того, что работа выхода электрона из катода меньше, чем из анода: поверхность катода должна обладать хо-рошими эмиссионными свойствами, поэтому в качестве катода используются материалы с низкой работой выхода. Эмиссия электронов из анода – нежелательный эффект, затрудняющий анализ кривых ia(Vacc). Поэтому для изготовления анода применяют материалы с высокой работой выхода. Важно, что контактная разность сдвигает шкалу напряжений равномерно. Поэтому, если в схеме рис. 1, б наблюдаются два и более последовательных провала, соответствующих возбуждению одного и того же уровня, точное значение энергии возбуждения можно получить, определив разность потенциалов между соседними пиками. Найденная энергия возбуждения позволяет определить контактную разность потенциалов как разницу между значением энергии возбуждения и абциссой первого пика. В свою очередь, найденная контактная разность может быть использована для коррекции результатов в измерениях потенциала ионизации.
Еще одна причина искажения кривых ia(Vacc) – пространственный потенциал, создаваемый самими электронами. Очевидно, что его влияние будет максимальным в области наибольшей плотности электронов – вблизи катода. Величина отрицательного потенциала, создаваемого облаком электронов в прикатодной области, зависит от температуры катода (определяется током накала) и усло-вий вытяжки электронов (определяются разностью потенциалов катода и сетки 1).
Схема установки

Схема эксперимента

Газонаполненная трехэлектродная лампа
В лабораторной установке (рис. 2) используется трехэлектродная лампа плоской геометрии, наполненная аргоном до давления P ≈ 1 торр. Внутри лампы (рис. 3) находится катод косвенного накала, отличающийся низкой работой выхода, сетка и анод.
В отличие от четырехэлектродной схемы (см. рис. 1) в лампе отсутствует сетка 1, что исключает создание эквипотенциальной области (рис. 1, а), но позволяет получить распределения потенциалов, показанные на рис. 1, б и в. Между катодом и сеткой приложено ускоряющее напряжение, создаваемое либо источником постоянного напряжения (0 … 50 В), либо генератором пилообразного напряжения (0 … 45 В). Для создания задерживающего потенциала до 25 В между сеткой и анодом используется батарея гальванических элементов, что позволяет уменьшить шумы в анодной цепи. Анодный ток и ток сетки, протекая через резисторы по 500 кОм, создают на них падение напряжения, которое регистрируется аналоговым осциллографом или АЦП, в качестве которого используется цифровой осциллограф TDS-1012. Для запуска источника пилообразного напряжения используется генератор развертки аналогового осциллографа.

Порядок выполнения работы
 
Ниже приведен лишь краткий план проведения эксперимента и обработки полученных результатов. Более подробные указания даются в полученной вами перед работой инструкции, а также в файле обработки результатов Frank-Hertz.mcd. Даже если вы чувствуете в себе силы обработать результаты самостоятельно, настоятельно рекомендуем ознакомиться с этим файлом, содержащим подробные комментарии и другую полезную информацию!

Порядок включения

Проверить соответствие схемы установки рис. 2. Последовательно включить осциллограф, источник питания генератора пилообразного напряжения. Включить накал катода. Рабочее напряжение накала – 4,6 В. После прогрева схемы (стабилизации картинки на экране осциллографа) приступать к записи результатов на компьютер.

Упражнение 1. Измерение потенциала возбуждения

Сначала выполняются измерения коэффициента передачи АЦП TDS-1012. Далее записываются кривые анодного тока для нескольких (5-6) значений запирающего напряжения – напряжения между анодом и сеткой. Контролируйте при этом изменение сигналов анодного тока на экране осциллографа.

Упражнение 2. Измерение потенциала ионизации

Для измерения положительного ионного тока выполните серию измерений, аналогичных уп-ражнению 1, но с максимальным запирающим напряжением.

Задание
 
Контрольные вопросы и задания 
  1. Почему для опыта Франка–Герца нельзя использовать многоатомные газы?
  2. Почему полученные в работе осцилляции электронного тока для аргона значительно меньше, чем в опытах Франка и Герца для ртути?
  3. Расскажите о причинах, затрудняющих получение точного значения потенциала ионизации атома аргона в данной экспериментальной схеме.
  4. Оцените максимальную энергию (скорость), которую бы набрал электрон, движущийся в постоянном электрическом поле при давлении аргона 1 торр, в отсутствие неупругих соударений.

 

Эксперименты Франка – Герца.
 История и значение

Положительные анодные токи в аргоне и гелии
Экспериментальные исследования столкновений электронов с атомами в газовой фазе были начаты Франком и Герцем в 1912 г. Изначально цель этих опытов не имела отношения к атомной или к квантовой физике. Речь шла о проверке теории прохождения электрического тока через газ, предложенной Дж. Таундсеном в 1900 г. С этой целью Франк и Герц решили провести прямые измерения длины свободного пробега электрона λe и энергии ионизации молекулы Ui на установке, схема которой соответствовала изображенной на рис. 1, в. При этом сетка 1 отсутствовала, а сетка 2 была максимально приближена к катоду, то есть область, в которой происходит ионизация, была максимально увеличена. Эксперименты проводились с аргоном и гелием. С увеличением Vacc до некоторого значения, равного 13 и 21 В для аргона и гелия соответственно, возникал положительный анодный ток (см. рис. 4). Исследователи заключили, что этот порог соответствует достижению электроном минимальной энергии, необходимой для ионизации атома. В последствии оказалось, что это заключение было ошибочным. На самом деле положительный анодный ток вызывался, прежде всего, коротковолновым ультрафиолетовым излучением возбужденных атомов, которое благодаря фотоэффекту вырывало электроны из анода.
Следующая серия экспериментов была направлена на прямое измерение потерь энергии электрона – в теории Таундсена полагалось, что при каждом, даже не ионизующем столкновении с молекулой электрон полностью теряет свою энергию. Эти опыты проводились для ряда газов в схемах с разной геометрией. Распределение потенциалов соответствовало рис. 1, б, а сетка 2 была максимально приближена к аноду. Варьирование давления газа позволяло оценить число столкновений в ускоряющем промежутке и величину λe. Предположение Таундсена о полной потери энергии не подтвердилось ни в одном газе. Особенно важный факт был установлен для одноатомных газов: в них вообще не наблюдалось потерь энергии электрона до тех пор, пока ускоряющее напряжение было меньше измеренного ранее предположительного напряжения ионизации. Отсюда вытекало, что невозможно сообщить атому путем соударения с электроном энергию, которая меньше определенного, характерного для данного атома значения. Этот минимальный квант энергии был ошибочно приписан энергии ионизации.
Для подтверждения этих результатов были начаты эксперименты с парами ртути. Измерения положительного анодного тока для ртути было технически сложной задачей – из-за высокой температуры установки росли шумовые токи. Поэтому исследователи ограничились измерением минимальной энергии электрона, которая может быть передана атому. Именно в этой серии измерений была получена знаменитая зависимость анодного тока от Vacc (рис. 5). Расстояние между последовательными максимумами кривой оказалось равным 4.9 В.
Анодный ток электронов в ртути
При анализе результатов авторы руководствовались идеями Планка (см. Введение) и попытались связать полученный квант энергии с «атомным осциллятором», имеющим соответственную этому кванту частоту. Оказалось, что в атоме ртути есть такая частота – а именно частота очень сильной резонансной линии 253,7 нм. Для проведения оптических измерений Франк и Герц заменили стеклянную колбу на кварцевую и использовали ультрафиолетовый спектрограф (время экспозиции составляло от часа до двух!). Результаты показали, что при Vacc < 4,9 В излучение отсутствовало, а при Vacc > 4,9 В излучалась только линия 253,7 нм, несмотря на известный к тому времени богатый спектр излучения ртути. Авторы объяснили этот результат тем, что вследствие поглощения кванта 4,9 эВ может происходить как излучение колеблющегося электрона, так и его отрыв (ионизация атома). Была получена величина постоянной Планка, которая оказалось в отличном согласии со значением, определяемым из измерений спектра теплового излучения.
Именно измерения положительного анодного тока могли бы показать отсутствие ионизации при 4,9 эВ и ошибочность связи этой энергии с энергией ионизации (для ртути Ui 10,4 эВ). Однако летом 1914 г. исследования были прерваны войной, и правильная интерпретация результатов в рамках теории Бора была сделана только в 1917 г. самим Бором и голландским физиком Ван-дер-Бийлем. Значение опытов Франка и Герца состояло в следующем.
  1. Самым простым и убедительным образом было продемонстрировано существование дискретных уровней энергии в атоме, т. е. подтвержден первый постулат теории Бора.
  2. Измеренное значение длины волны излучения оказалось в соответствии со вторым постулатом Бора.
  3. Эти эксперименты заложили основы целого направления в атомной физике – физики электрон-атомных столкновений и электронной спектроскопии атомов и молекул.


ПРИЛОЖЕНИЕ 2

Эксперименты Франка – Герца. 
Современное понимание

Энергетические уровни атома ртути
Опыты Франка-Герца впечатляют своей простотой и наглядностью. Они легко объяснимы в рамках квантовой теории и давно уже стали общепризнанным подтверждением ее правоты. Однако следует отметить тот поразительный факт, что результаты этих опытов не были бы такими наглядными, если бы не важные особенности взаимодействия электрона с атомом ртути, исследованные сравнительно недавно.
Из упрощенной схемы энергетических уровней атома ртути (рис. 6) следует, что нижнее возбужденное состояние атома является триплетным, так как соответствует двухэлектронному возбуждению на 6s6p орбитали с суммарным спином электронов S = 1. Спин-орбитальное взаимодействие расщепляет эту конфигурацию на три уровня с разным полным моментом J, причем нижнее состояние 63P0 лежит при энергии 4,667 эВ. Правилами отбора по изменению полного момента J оптические переходы в основное состояние с уровней 63P0 и 63P2 сильно запрещены (например, излучательное время жизни терма 63P0 составляет 1,4 с). Спиновое правило отбора должно было бы запрещать и излучение с 63P1 уровня, но сильное спин-орбитальное взаимодействие снимает этот запрет, и излучательное время 63P1 терма всего 1,18·10–7 с. Именно переходы с этого уровня дают сильную линию в спектре паров ртути, которую и наблюдали Франк и Герц. Таким образом, из схемы энергетических уровней следует, что расстояние между максимумами кривой на рис. 5, казалось бы, должно составлять 4,67 В, что на 0,2 В меньше, чем наблюдается, и гораздо хуже соответствовать энергии фотона резонансной линии в спектре ртути. Для объяснения этого расхождения нужно обратиться к сечениям возбуждения, которые согласно (1) характеризуют вероятность перехода атома ртути в то или иное возбужденное состояние. Обычно сечения возбуждения атома вблизи порога обнаруживают линейную зависимость от энергии электрона E и возрастают достаточно плавно (см., например, ниже данные для аргона на рис. 9). В случае же атомов ртути форма сечений возбуждения довольно необычна (см. рис. 7). Каждое из них обнаруживает резкое возрастание вблизи порога возбуждения, а два из них – еще и дополнительные, более широкие максимумы. Причина такого поведения в том, что при этих энергиях существует высокая вероятность временного захвата электрона атомом («резонанса») с образованием атомарного отрицательного иона. Если ширина этого резонанса порядка 20 мэВ, то время жизни иона не превышает 10–13с. После этого происходит автоотрыв электрона, и атом ртути возвращается в основное состояние или (если энергия иона достаточно высока) становится возбужденным.
Сечения возбуждения атома Hg в указанные состояния и транспортное сечение рассеяния электрона в зависимости от Е
Всего в диапазоне 4,5–5,5 эВ идентифицировано пять короткоживущих состояний иона Hg(6s6p2). Вблизи резонанса сечение захвата электрона описывается формулой Брейта–Вигнера и может достигать в максимуме величины , где – де-бройлевская длина волны электрона. При этом величина сечения возбуждения есть произведение сечения захвата и вероятности распада иона по каналу, приводящему к образованию нейтрального атома в данном возбужденном состоянии. В результате, как видно из рис. 7, уже вблизи порогов сечения возбуждения достигают аномально больших величин (сравните их с абсолютными значениями сечений возбудения атомов аргонома на рис. 9).
В эксперименте возбуждаются все три состояния. По мере ускорения электрона сначала становится возможным возбуждение состояния 63P0, однако сечение его возбуждения минимально, и доля замедлившихся электронов мала. Основная часть электронов начинает замедляться при достижении ими энергии 4,92 эВ, соответствующей первому максимуму возбуждения состояния 3P1, что и определяет интервал между осцилляциями электронного тока на рис. 5.
Согласно выражению (1), количество образующихся возбужденных молекул (и замедленных электронов) зависит не только от сечения, но и от произведения концентрации атомов ртути на длину области взаимодействия. Поэтому изменение давление меняет относительные вероятности возбуждения в указанные состояния. Это приводит к тому, что при 3 торр x см интервал между осцилляциями составляет 5,15 эВ, при 15 торр x см (значение в опытах Франка и Герца) – 4,9 эВ, а при 75 торр x см – всего 4,8 эВ [5].
Таким образом, именно необычные каналы возбуждения атомов ртути привели в опытах Франка – Герца к появлению зависимости ia(Vacc) с так резко выраженными осцилляциями, соответствующими энергии фотона резонансного излучения атома и очень наглядно демонстрирующими дискретность атомных уровней.

ПРИЛОЖЕНИЕ 3

Электронно-возбужденные состояния атомов инертных газов

Схема электронных уровней атома аргона Атомы инертных газов – элементов восьмой группы – имеют замкнутую валентную электронную оболочку p6. Поэтому первое возбужденное состояние этих атомов далеко отстоит от основного состояния 1S0 – эти атомы характеризуются высоким потенциалом возбуждения порядка 10 эВ (см. рис. 8). Электронная оболочка нижних возбужденных состояний атомов инертных газов имеет структуру np5(n+1)s. Так как электронное состояние иона инертного газа с оболочкой p5 отвечает электронным термам 2P, то в рамках LS-связи нижними возбужденными электронными термами атомов должны быть состояния 3P0,1,2 и 1P1. При этом электронный терм 1P1 отвечает резонансно-возбужденному состоянию. Состояние 3P1 практически также является излучающим, так как спиновый запрет на излучение снимается за счет релятивистских взаимодействий. Уровни 3P0 и 3P2 являются метастабильными. Сечения возбуждения нижних возбужденных состояний атома аргона, σ, в зависимости от энергии электрона E приведены на рис. 9. Видно, что вблизи порога сечения σ и σi могут быть аппроксимированы линейными зависимостями вида σ = C · (E-E0);.


Сечения возбуждения атома Ar в указанные состояния, а также сечение ионизации σi и транспортное сечение рассеяния электрона σt в зависимости от энергии электронов E Сечения возбуждения атома Ar в указанные состояния, а также сечение ионизации σi и транспортное сечение рассеяния электрона σt в зависимости от энергии электронов E
Рис. 9. Сечения возбуждения атома Ar в указанные состояния, а также сечение ионизации σi и транспортное сечение рассеяния электрона σt в зависимости от энергии электронов E



Таблица. Основные параметры первых возбужденных состояний атомов инертных газов.

NeArKrXe
Электронная оболочка нижних возбужденных состояний2p53s3p54s4p55s5p56s
Энергия возбуждения нижних электронных состояний, эВ3P216,6211,559,928,32
3P116,6711,6210,038,44
3P016,7211,7210,539,45
1P116,8211,8310,649,57
Длины волн излучательных переходов, нм1S0 -> 3P174,372106,66123,58146,96
1S0 -> 1P173,59104,82116,48129,56
Время жизни излучательных состояний, 10–9 с3P125103,53,6
1P11,62,03,23,5
Время жизни метастабильных состояний, с3P2, 3P0> 1,3
Первый потенциал ионизации21,56515,76014,00012,130



Библиографический список
 
 1. Шпольский Э. В., Атомная физика. Изд. 6-е, испр. М: Наука, 1974. Т. 1: Введение в атомную физику. С. 294–312.
 2. Сивухин Д. В. Атомная и ядерная физика: Учеб. пособие. В 2-х ч. М: Наука, 1986. Ч. 1: Атом-ная физика. С. 80–87.
 3. Тригг Дж. Решающие эксперименты в современной физике. М.: Мир, 1974. С. 84–91.
 4. Герц Г. Из первых лет квантовой физики // УФН 1977. 122. Вып. 3. С. 497–511.
 5. Hanne G. F. What really happens in the Franck-Hertz experiment with mercury? // Am. J. Phys. 1988. 56. P. 696–700.
 6. Robson R. E. , Li B. , White R. D. Spatially periodic structures in electron swarms and the Franck–Hertz experiment // J. Phys. B: At. Mol. Opt. Phys. 2000. 33. P. 507–520.



 ФРАНК, ДЖЕЙМС (Franck, James) (26.VII.1882–21.V.1964) – немецкий Джеймс Франкфизик и биохимик. Родился в Гамбурге. Образование получил в Гейдельбергском (1901–1902) и Берлинском (закончил в 1906) университетах. Докторскую степень получил в 1906 г. за исследование движения ионов в газовых разрядах. Во время первой мировой войны служил в германской армии на русском фронте. Работал в Берлинском университете, возглавлял физический отдел в Институте физической химии кайзера Вильгельма (Берлин), профессор и директор Физического института Гёттингенского университета. В 1933–1935 работал в Копенгагенском университете, в 1935–1938 – профессор физики университета Джонса Хопкинса, с 1939 по 1947 – руководитель химического отдела металлургической лаборатории и профессор Чикагского университета. Во время второй мировой войны участвовал в исследованиях в рамках Манхэттенского проекта, однако после поражения Германии протестовал против применения атомной бомбы против гражданского населения.
Работы посвящены атомной и ядерной физике, молекулярной спектроскопии и ее применению к химии, фотосинтезу. Вместе с Г. Герцем осуществил (1912–1914) ряд экспериментов по возбуждению атомов электронным ударом. Изучал атомные скачки и уровни энергии в атомах, передачу энергии в атомных системах при флуоресценции, развил спектральный метод исследования химических сил, исследовал фотохимические процессы в молекуле хлорофилла. В 1925 году предложил механизм, объясняющий фотохимическую диссоциацию молекул йода, развитый впоследствии Э. Кондоном (принцип Франка–Кондона).
Член ряда академий наук и научных обществ, в частности иностранный член АН СССР (1927). Награжден медалями М. Планка Германского физического общества (1951) и Б. Румфорда Американской академии искусств и наук (1955).
вернуться в текст

Густав Герц  ГЕРЦ, ГУСТАВ (Hertz, Gustav) (22.VII.1887–30.X.1975) – немецкий физик. Племянник Генриха Герца. Родился в Гамбурге. Поступил в Геттингенский университет (1906), где изучал математику и математическую физику. Физическое образование получил в Мюнхенском и Берлинском (у Дж. Франка и Р. Поля) университетах. В Берлинском университете защитил диссертацию об инфракрасном поглощении двуокиси углерода и получил докторскую степень (1911). В 1913 г. был назначен ассистентом в Физический институт при Бер-линском университете, где вместе с Дж. Франком осуществил ряд экспериментов по возбуждению атомов электронным ударом. Во время первой мировой войны служил в германской армии, где был тяжело ранен (1915). Позже работал внештатным преподавателем Берлинского университета (1917–1920), в физической лаборатории на заводе ламп накаливания фирмы «Филипс» в Эйндховене (Нидерланды) (1920–1925), профессором физики университета в Галле и директором Физического института при том же университете (1925–1928), директором Физического института при Шарлоттенбургском техническом университете в Берлине (1928–1934). Из научных достижений Г. Герца этого периода наиболее значительным является разработка газодиффузионного метода разделения изотопов неона.
С 1934 г. до окончания второй мировой войны – директор научно-исследовательской лаборатории фирмы «Сименс и Хальске» в Берлине. В 1945 году вместе с рядом других немецких ученых был вывезен в Советский Союз (близ Сухуми) для работ по технологии разделения изотопов урана методом газовых центрифуг. Возвратился в Восточную Германию в 1955 г., где стал профессором Университета Карла Маркса (Лейпциг). В 1961 г. вышел в отставку и поселился в Восточном Берлине.
Медаль М. Планка Германского физического общества, Государственная премия СССР (1951). Член Немецкой академии наук в Берлине и Геттингенской академии наук, а также академий наук Советского Союза (1958), Венгрии и Чехословакии.
вернуться в текст

  Если, конечно, при этом электроны остаются связанными в атоме.
вернуться в текст

  Число электронов, достигающих анода, растет с увеличением Vacc, поскольку при этом ослабевает влияние влияние пространственного заряда вблизи катода и упругого рассеяния электронов в плотном газе.
вернуться в текст

  Под действием, например, сталкивающихся с анодом электронов (вторичная электронная эмиссия) или фотонов (фотоэлектронный эффект).
вернуться в текст

  Отметим, что с той же проблемой сталкивались и Франк с Герцем (см. прил.1).
вернуться в текст

  Изложено по работам [3, 4].
вернуться в текст

  Подробней см. работы [5, 6].
вернуться в текст

  Отсчитываемой от энергии основного состояния
вернуться в текст

  Кроме шумового теплового излучения катода – нагретой платиновой нити.
вернуться в текст

  Термы электронно-возбужденных состояний атомов инертных газов могут обозначаться по-разному. Здесь они обозначены в терминах LS-связи. Часто используются и термины j–j-связи, в которых обозначение соответствующего терма дается в виде l[j1j2]J. Здесь l – орбитальный момент возбужденного электрона (в обозначениях s, p, d, f …), j1 и j2 – полные моменты электрона и ионного остатка, J – полный момент атома. Если возбужденный электрон находится в s-состоянии и обладает только спиновым моментом 1/2, его обозначение не приводится. Кроме этого, для атомов инертных газов состояние атомного остатка отмечается в обозначении момента электрона: при моменте атомного остатка 3/2 ставится верхний правый штрих, при моменте 1/2 штрих отсутствует. Например, в терминах j–j-связи терм 1P1 обозначается как s' [1/2]1.
вернуться в текст


01.09.2012 AC