Фотоэффект и давление света

1. Открытие фотоэффекта. В 1887 г., работая с искровым колебательным контуром, Генрих Герц обнаружил, что искровой разряд между цинковыми электродами К облегчается, если освещать электроды светом от дугового фонаря (рис.233). Разряд в этом случае получается при меньшем напряжении питающей батареи Б.

Открытое явление стали называть фотоэффектом. В 1888 году Вильгельм Гальвакс установил, что под действием УФ света металлы теряют отрицательный электрический заряд.

Наиболее обстоятельно исследовал фотоэффект в 1888-1890 годах Александр Столетов. Главной частью установки Столетова был сетчатый конденсатор, передней обкладкой которого была латунная сетка С, а задней – цинковая пластина Zn (рис.234). Свет от дугового фонаря Д проходил сквозь сетку и падал на пластину. Наличие фотоэффекта регистрировалось гальванометром Г. В результате выполненных измерений Столетов установил:

а. Свет уносит с металлов отрицательный, но не уносит положительный заряд;

б. Чем короче длина волны света, тем эффективнее его разряжающее действие.

В 1898 г. Джозеф Томсон и Филипп Ленард измерили удельный заряд частиц, выбиваемых светом. Ими оказались электроны. Позднее выяснилось, что вырванный из атома вещества электрон не всегда покидает кристаллическую решётку. Поэтому стали различать внешний фотоэффект, когда электроны покидают вещество, и внутренний фотоэффект, когда электроны остаются в веществе. Внешний фотоэффект наблюдается обычно при освещении металлов, внутренний – в диэлектриках и полупроводниках.

2. Законы внешнего фотоэффекта. После открытия фотоэффекта возникли вопросы: от чего зависит кинетическая энергия фотоэлектронов, от интенсивности света или от частоты? От чего зависит количество выбитых электронов? Каково влияние материала освещаемого электрода? Детальные исследования Ленарда и других физиков, выполненные в вакууме, позволили установить следующее:

а. Электроны выбиваются светом, длина волны которого меньше некоторого предельного для данного вещества значения λ_max. При λ > λ_max электроны не выбиваются. Предельное значение λ_max называют красной границей фотоэффекта для данного вещества.

б. Число N выбитых электронов пропорционально интенсивности I падающего света, . Здесь E_a – амплитуда напряжённости электрического поля световой волны.

в. Кинетическая энергия выбитых электронов не зависит от интенсивности падающего света. Она пропорциональна его частоте ν. E_кин = mυ²ç2 ~ ν.

3. Трудности классической физики. Как и тепловое излучение, закономерности фотоэффекта не удаётся объяснить в рамках волновой модели света. Так, в волновой теории освещаемый электрон под действием ЭМ волны должен совершать вынужденные колебания, амплитуда которых пропорциональна амплитуде волны Е_а. При достаточно большом значении E_a кинетическая энергия электрона может превысить энергию связи, в результате электрон вылетит наружу. Так как , то энергия фотоэлектронов должна быть тем больше, чем больше интенсивность света. В этом случае фотоэффект должен наблюдаться при освещении светом с любой длиной волны λ, лишь бы свет был достаточно интенсивным.

В рамках волновой модели необъяснима красная граница фотоэффекта и то, что энергия фотоэлектронов пропорциональна частоте света.

Количество выбитых электронов должно зависеть, казалось бы, лишь от того, какова концентрация раскачиваемых светом электронов на поверхности металла, то есть зависеть от вещества. В действительности число выбитых электронов пропорционально интенсивности света, а от свойств вещества зависит красная граница фотоэффекта.

4. Квантовая теория фотоэффекта. Эти трудности преодолел Эйнштейн в 1905 г. в рамках квантовой гипотезы Планка. Эйнштейн развил гипотезу Планка утверждением, что свет не только испускается квантами (Планк), но и существует и поглощается веществом так же квантами. Если Планк приписал свойство квантованности только физическому процессу излучения света атомом, то Эйнштейн сделал понятие квантованности более фундаментальным. Он определил его как постоянное свойство физического объекта – ЭМ излучения. Позднее выяснилось, что свойство квантованности присуще всей материи.

Поскольку при фотоэффекте квант электромагнитного излучения – фотон должен поглощаться полностью, то закон сохранения энергии для единичного акта выбивания электрона принимает вид: . Формула Эйнштейна, 1905 (30.1)

Здесь hn – энергия поглощаемого фотона, mυ²ç2 – кинетическая энергия выбиваемого электрона. Если электрон выбивается из конденсированной среды – твёрдого тела или жидкости, то величина А есть работа выхода электрона из этой среды. При выбивании электронов из единичных атомов в газах А есть энергия ионизации атомов.

Квантовая теория фотоэффекта объясняет все его закономерности.

а. Красная граница обусловлена тем, что фотоэффект происходит лишь тогда, когда энергия фотонов больше или равна работе выхода электронов.

hn ≥ A , Þ , . (30.2)

Красная граница фотоэффекта определяется свойствами вещества. У щелочных металлов она находится в видимой области спектра, у остальных – в ультрафиолетовой (табл.30.1).

б. Пропорциональность числа выбитых электронов интенсивности света. Если свет есть поток фотонов, то увеличение интенсивности света соответствует увеличению числа фотонов, I = nhn, где n – число фотонов, проходящих через единичную площадку в единицу времени. Чем больше интенсивность света, тем больше в пучке фотонов, тем больше выбитых электронов.

Правда, это справедливо лишь при условии, что число выбивающих фотонов меньше числа вакантных электронов в поверхности металла. Но при обычных, не больших интенсивностях света это условие выполняется.

в. Пропорциональность кинетической энергии фотоэлектронов частоте падающего света автоматически вытекает из формулы Эйнштейна.

5. Опытная проверка формулы Эйнштейна была сделана Милликеном в 1916 г. При этом выяснилось, что красная граница сильно зависит от наличия в металле примесей. Растворённые в металлах газы облегчают выход электронов, смещая красную границу в область более длинных волн. Поэтому точные исследования фотоэффекта возможны только в вакууме.

В 1928 г. Пётр Лукирский и Сергей Прилежаев продолжили изучение фотоэффекта на улучшенной установке. Вместо открытого конденсатора Милликена они использовали замкнутый сферический конденсатор, позволявший собрать все электроны.

Все опыты подтвердили формулу Эйнштейна.

6. Многофотонный фотоэффект. Из квантовой структуры света вытекает принципиальная возможность существования наряду с однофотонным фотоэффектом (1 фотон → 1 электрон) многофотонного фотоэффекта (n фотонов → 1 электрон). То есть электрон может вырываться из металла за счёт энергии нескольких одновременно поглощенных фотонов.

В этом случае должно происходить смещение красной границы фотоэффекта в область длинных волн. При одновременном поглощении n одинаковых фотонов с энергиями hn формула Эйнштейна принимает вид: , . . (30.3)

Предельная длина волны увеличивается в n раз.

Многофотонный фотоэффект удалось наблюдать лишь в 60-е годы 20 в. с помощью интенсивных лазерных пучков. При этом n достигало 5.

7. Давление света в электромагнитной теории. Независимо от того, выбивает электрон падающий на вещество свет или нет, свет должен создавать на освещаемую поверхность давление. Идея светового давления была высказана ещё Кеплером в 17 в. для объяснения кометных хвостов. В корпускулярной модели Ньютона давление света вытекало с очевидностью как результат соударения световых корпускул с освещаемой поверхностью. Каждая корпускула, ударяясь о поверхность, должна сообщать ей импульс. Однако опытом факт светового давления не подтверждался. Нельзя было даже теоретически оценить величину предполагаемого давления.

С появлением эфирной волновой модели света вопрос о давлении света потерял свою актуальность. Он мог рассматриваться лишь как способ подтверждения корпускулярной (есть давление) или волновой (нет давления) модели света.

Проблема светового давления снова возродилась после 1873г., когда Максвелл построил электродинамику. Из анализа колебаний под действием ЭМ поля световой волны оптического электрона в атоме получается, что ЭМ волна, падающая на поверхность тела , должна оказывать на неё давление, равное p = W₀(1 + ρ), (30.4)

где W₀ – плотность энергии волны, ρ – коэффициент отражения по интенсивности.

Качественно механизм возникновения светового давления можно уяснить из рис.235. Сила давления направлена вдоль светового луча и не зависит от знака электрических зарядов, движущихся в веществе.

Под действием силы , действующего со стороны электрического поля волны на электрические заряды, разноимённые заряды движутся в противоположных направлениях. Но магнитная сила Лоренца [ ], действующая на заряды со стороны магнитного поля волны , направлена в сторону распространения луча. В результате заряды движутся по кривым траекториям вглубь вещества. Сталкиваясь с узлами кристаллической решётки, они передают ей импульс. Поэтому решётка испытывает давление света.

8. Опыты Лебедева. Величина давления света очень мала. По вычислениям Максвелла солнечные лучи на Земле создают давление около 4·10^–6 Па. Поэтому экспериментальное измерение давления и по сей день остаётся сложной задачей. Впервые её успешно решил в 1899-900 годах Пётр Лебедев. В результате серии блестящих экспериментов он не только подтвердил факт давления света, но и измерил его.

В основу установки были положены крутильные весы (рис.236). Свет направлялся на одно из крылышек 1 или 2 лёгкой вертушки, а её поворот регистрировался по шкале 4 с помощью зайчика, который отбрасывался зеркальцем 3. Главная трудность опытов состояла в устранении конвективных потоков газа и радиометрического эффекта.

а. Конвективные потоки закручивают подвес при несколько наклонном положении крылышка. Их влияние ослаблялось созданием вакуума и тем, что свет направлялся на крылышко поочерёдно с разных сторон. В одном случае сила конвекции добавлялась к силе светового давления, в другом – вычиталась из него.

б. Радиометрический эффект возникает вследствие разности температур освещённой и неосвещённой сторон крылышка. От более тёплой стороны молекулы воздуха, которые там всё – равно есть, отражаются с большей скоростью, и потому их отдача больше.

С целью устранения радиометрического эффекта крылышки делались тонкими (0,01¸0,1 мм), благодаря чему температура их сторон отличалась незначительно.

Параметры установки: диаметр крылышек 5 мм, их толщина – от 0,01 до 0,1 мм, материал – платина, алюминий, никель, слюда. В итоге измерений Лебедев показал, что с относительной погрешностью опыта до 20% формула давления Максвелла подтверждается.

9. Давление света в квантовой теории. Если представить энергию фотона hν по формуле Эйнштейна hν = mc², где m – масса фотона, то импульс фотона есть mc = hνçc. При взаимодействии фотона с поверхностью она получает от него импульс . (30.5)

Для единичного фотона может быть только 2 случая: коэффициент отражения ρ = 0, неупругое взаимодействие, и ρ = 1, абсолютно упругое взаимодействие. При ρ = 0 стенка поглощает фотон и получает импульс hνçc. При ρ = 1 стенка отражает фотон и получает удвоенный импульс 2hνçc. Все промежуточные значения 0 < ρ < 1 реализуются в статистике. То есть ρ равно доле отражённых фотонов.

Пусть N – число движущихся фотонов в единице объёма излучения. За время dt на площадку S попадает N ·(cdt)·S фотонов. Из них доля ρ отразится, а 1 – ρ поглотится.

Поглощённые и отраженные фотоны передадут стенке соответственно импульсы

, и . (30.6, 30.7)

Суммарный импульс за время dt . (30.8)

Отсюда находится давление света на стенку. . (30.9)

Формула совпадает с выражением (30.4).

9. Давление света существенно в двух противоположных по масштабу областях явлений – астрономических и атомарных. В космосе давление света наряду с давлением газа обеспечивает стабильность звёзд, противодействуя силам гравитационного сжатия. Оно существенно также для динамики межзвёздного газа.

К атомарным проявлениям давления света относится световая отдача, которую испытывает возбуждённый атом при испускании фотона или ядро при испускании g - кванта.

§31. Рентгеновские лучи

1. Открытие рентгеновских лучей. В 1895 г. Вильгельм Рентген, исследуя катодные лучи, обнаружил, что бомбардируемый отрицательными ионами и электронами анод трубки испускает сильно проникающее излучение. Это излучение Рентген назвал Х-лучами. Выражения “рентгеновские лучи” и “Х-лучи” – синонимы.

В настоящее время используются исключительно электронные рентгеновские трубки. Они представляют собой максимально эвакуированный стеклянный сосуд с двумя электродами (рис.237). Катод К представляет собой нагреваемую током вольфрамовую спираль, выделяющую термоэлектроны.

Между катодом и анодом создаётся высокое постоянное напряжение 20 ¸ 40 кВ. Большая часть энергии ударяющихся об анод электронов превращается в тепло, в Х-лучи идёт всего лишь около 0,1% энергии. Поэтому анод сильно нагревается. Чтобы он не расплавился, в мощных трубках делается водяное охлаждение.

2. Свойства Х-лучей. Ещё сам Рентген установил, что открытое им излучение вызывает свечение флуоресцирующего экрана, почернение фотоэмульсий и фотоэффект. В 1896-97 г.г. Рентген опубликовал по свойствам Х-лучей 3 статьи. Зато другими исследователями только в 1896 г. было опубликовано свыше 1000 работ.

В течение первых десяти лет исследований стало ясно, что Х – лучи – это электромагнитные волны с очень малой длиной волны λ. По этой причине долго не удавалось наблюдать интерференцию и дифракцию Х – лучей.

Наиболее детально было исследовано поглощение Х - лучей разными веществами. Ещё сам Рентген установил, что поглощение Х-лучей одним и тем же веществом различно в зависимости от условий их получения. При малых напряжениях U между катодом и анодом излучаются Х-лучи, сильно поглощающиеся веществом. Такие лучи стали называть мягкими. С увеличением напряжения поглощение Х-лучей уменьшается. Слабо поглощающиеся Х-лучи стали называть жёсткими.

Поглощение Х-лучей подчиняется закону Бугера: I = I₀ exp( – ml ). Поэтому мерой жёсткости является коэффициент поглощения m.

В настоящее время к рентгеновскому диапазону ЭМ излучения относится область с длинами волн 10^-5 £ λ £ 100 нм. Мягкими считаются Х-лучи с λ ³ 0,2 нм, жёсткими – лучи с λ < 0,2 нм. По алюминию, коэффициент поглощения мягких лучей m » 1000 см^-1. Часто жёсткость лучей характеризуют толщиной слоя l₀, ослабляющего интенсивность в е раз. I = I₀ /e = I₀ exp(-ml₀), Þ ml₀ = 1, l₀ = 1/m. Для мягких лучей l₀ по алюминию составляет 10 мкм, для жёстких лучей l₀ » 10 см.

С увеличением порядкового номера Z в таблице Менделеева элемента, который поглощает Х-лучи, коэффициент m быстро растёт по закону m ~ Z ⁴. Поэтому мягкие ткани человеческого организма, содержащие, в основном, воду Н₂O, углерод С, азот N и др., значительно меньше ослабляют Х-лучи, чем костная ткань, содержащая кальций (Z = 20). Благодаря этому Х-лучи нашли самое широкое применение в медицине.

Показатель преломления n для рентгеновских лучей меньше единицы и очень мало отличается от неё, n = 1 - Δ, где Δ » 10^-6¸10^-5. Поэтому фазовая скорость Х-лучей в среде больше скорости света в вакууме. Отклонение Х – лучей при переходе из одной среды в другую очень мало и не превышает нескольких угловых минут.

При падении Х-лучей из вакуума на поверхность тела под очень малым углом к поверхности происходит полное внешнее отражение Х-лучей.

Поглощаясь средой, рентгеновские лучи ионизируют её. Поэтому Х-лучи представляют для живых организмов радиационную опасность. Единицей измерения поглощённой энергии ионизирующего излучения (экспозиционная доза) служит 1 рентген (р). Это внесистемная единица. По определению, дозе 1 р соответствует образование 2,08·10⁹ пар ионов в 1 см³ воздуха при нормальных условиях.

3. Дифракция рентгеновских лучей. Из-за очень малой длины волны Х-лучей наблюдать их дифракцию на обычных макрообъектах – отверстиях, нитях и др. – практически очень сложно.

В 1912 г. Макс Лауэ теоретически обосновал возможность наблюдения дифракции Х-лучей на регулярных пространственных структурах монокристаллов. В том же году его коллеги по Мюнхенскому университету Вальтер Фридрих и Пауль Книппинг поставили успешный опыт. В качестве дифракционной решётки они использовали монокристалл берилла.

Кристалл К, расположенный на подставке, освещается Х-лучами непрерывного (тормозного) спектра (рис.238). Те лучи, для которых выполняется условие дифракционных максимумов, концентрируются в направлении определённых углов.

В результате на фотопластинке Ф на общем фоне диффузно рассеянных лучей появляются точечные почернения, соответствующие дифракционным максимумам. Такие рентгено-граммы стали называть лауэграммами, а метод наблюдения дифракции Х – лучей на монокристаллах – методом Лауэ.

В 1913 г. Лоуренс Брэгг и независимо Георгий Вульф предложили более наглядную, чем у Лауэ, трактовку возникновения дифракции на кристалле. Они интерпретировали её как интерференцию параллельного пучка Х-лучей, падающего на атомную плоскость кристалла (рис.239).

Чтобы произошло сложение амплитуд, нужно, чтобы разность хода лучей 1 и 2, отражённых от соседних атомных плоскостей, была кратна длине волны λ. Если q - угол скольжения, а d – расстояния между атомными плоскостями, то разность хода Δ = 2d Sinq. Отсюда получаем условие дифракционных максимумов.

2d Sinq = kλ. Формула Вульфа – Брэгга, 1913. (31.1)

Исследуя дифракционные картины, с помощью формулы Вульфа – Брэгга можно решать две задачи:

а. По значениям λ и q определять межатомные расстояния d в кристаллах (рентгеноструктурный анализ);

б. По известным значениям d и q определять длину волны λ Х – лучей (рентгеновская спектроскопия).

4. Спектры рентгеновских лучей – бывают двух видов – сплошные (тормозные) и линейчатые (характеристические).

а. Сплошные спектры излучаются при ускоренном движении электронов в процессе их торможения об анод. Тормозные спектры имеют резкую границу с коротковолновой стороны (рис.240). Минимальная длина волны λ_min определяется энергией электронов.

Из закона сохранения энергии hν £ еU, Þ , . (31.2)

Интересно, что из выражения минимальной длины волны можно сконструировать формулу, напоминающую закон Вина. . (31.3)

б. Линейчатые спектры излучаются тогда, когда энергия возбуждающих Х – лучи электронов достигает некоторого критического, характерного для материала анода значения, или превышает его. При этом на фоне сплошного спектра появляются интенсивные максимумы с дискретными значениями энергии.

Эти линейчатые рентгеновские спектры зависят от материала анода, поэтому их называют характеристическими. Они не зависят от того, изолирован испускающий их атом или входит в состав конденсированного вещества. Поэтому характеристические рентгеновские спектры удобнее оптических для спектроскопии веществ.

5. Рассеяние рентгеновских лучей. Эффект Комптона. В 1922 г. Артур Комптон обнаружил, что рассеянные в парафине Х-лучи имеют бóльшую длину волны λ, чем падающие λ₀.

Схема опыта Комптона показана на рис.241. Выходящие из рентгеновской трубки РТ Х-лучи формировались с помощью отверстия в свинцовом экране в узкий пучок с длиной волны λ₀. Проходя через блок парафина П, они рассеивались под разными углами q. Сфотографировав рентгенограммы при разных углах q (рентгеновский спектрограф РСп), Комптон обнаружил, что длина волны λ рассеянных лучей с ростом q растёт, причём приращение длины Δλ = λ – λ₀ определяется формулой: Δλ = λ – λ₀ = L(1 – Cosq). (31.4)

Это явление некогерентного (изменяется длина волны) рассеяния Х-лучей называют эффектом Комптона. Коэффициент пропорциональности L, одинаковый для всех рассеивающих веществ, называют длиной волны Комптона. Основные положения теории эффекта Комптона разработали сам автор и, независимо, Дебай. Они состоят в следующем.

Рентгеновский фотон взаимодействует с электронами рассеивающего вещества. При этом фотон ведёт себя как частица, а электрон при встрече ведёт себя как практически свободный. Столкновение происходит абсолютно упруго, поэтому выполняются законы сохранения импульса и энергии. Сохранение энергии, hν₀ + m₀ c² = hν + mc², (31.5)

Сохранение импульса, . (31.6)

Здесь m₀ – масса покоя электрона, - масса движущегося электрона со скоростью v, β = vçс, n₀ – частота падающего фотона, n – частота рассеянного фотона.

Из векторного треугольника импульсов (рис.242) выразим по теореме косинусов импульс электрона.

. (31.7)

Преобразуем уравнения системы.

(31.8)

Возведём 1-е уравнение в квадрат и вычтем из него второе.

1-е, m²c⁴ = h²ν₀² + h²ν² – 2h²νν₀ + m₀²c⁴ + 2h(ν₀ – ν)m₀c²,

2-e, m² v ²c² = h²ν₀² + h²ν² – 2h²νν₀ сosq. Получаем:

. (31.9)

Первые слева два члена в (31.9) уничтожаются, поскольку . Разделив оставшееся выражение на 2hm₀c²nn₀, получаем:

, или . (31.10)

Умножив обе части равенства на с и приняв во внимание, что сçn₀ = λ₀, сçn = λ, получаем найденную в опытах закономерность. . (31.11)

Теория расшифровывает найденную в опытах комптоновскую длину волны L. Оказывается, она представляет собой комбинацию из трёх фундаментальных констант,

. (31.12)

Изменение длины волны Δλ растёт с увеличением угла рассеяния q. Оно максимально при q = π и составляет 2L = 4,84·10^–3 нм. При q = 0 Δλ = 0.

Изменение длины волны Δλ не зависит от λ падающего излучения. Оно заметно лишь тогда, когда λ соизмеримо с L = 2,42·10^–3 нм. Рассеяние видимых лучей, даже если оно и существует, не заметно, поскольку относительное изменение λ ничтожно мало. Для зелёных фотонов Δλçλ = 2Lçλ = 2,42·10^–3 нмç555 нм » 10^–5 ( » 0,001%).

6. Квантовая структура ЭМ излучения. Опыт Иоффе и Добронравова. Когда выяснилось, что тепловое излучение и фотоэффект объясняются лишь в рамках квантовой модели света, возникла необходимость прямого опытного доказательства квантовой структуры света.

В 1922 г. Абрам Иоффе и Николай Добронравов поставили опыт по элементарному фотоэффекту с помощью рентгеновских лучей. Целью опыта было выяснение того, всю ли энергию фотона забирает фотоэлектрон или только часть её.

Схема установки показана на рис.243. В толстой эбонитовой пластине делалась полость, из которой через трубку R откачивался воздух. Эта полость играла роль миниатюрной рентгеновской трубки. Её катодом служил конец тонкой алюминиевой проволоки К, освещаемый для улучшения эмиссии электронов УФ – лучами через отверстие L. Анодом служила металлическая пластина А.

Над пластиной А в электрическом поле конденсатора АВ подвешивалась заряженная висмутовая пылинка, наблюдаемая в микроскоп М. Освещение катода К УФ – лучами подбиралось настолько слабым, чтобы с К срывалось около 1000 электронов в секунду. Вырванные фотоэлектроны ускорялись полем высокого напряжения. Ударяясь о пластинку А, они резко тормозились и испускали Х – лучи. В результате из анода А испускалось около 1000 рентгеновских фотонов в 1 с. Висмутовая пылинка, облучаемая этими фотонами, время от времени теряла электрон.

Средний промежуток времени потери электрона оказался равным 30 минутам. Анализ опыта показал, что фотоэлектрон пылинки забирает всю энергию Х-фотона.

Действительно, если бы энергия рентгеновских квантов в соответствии с волновой теорией распространялась бы равномерно по всему сферическому фронту волны, то на долю одного электрона пылинки пришлось бы очень малое количество энергии, недостаточное для его вырывания. Получается, что или один электрон накапливает целых 30 минут энергию, не отдавая её соседним частицам, или все электроны пылинки вдруг отдают свою энергию какому-то одному электрону.

Оба эти предположения очень слабые. Более убедительным представляется вывод:

а. Каждый фотоэлектрон пылинки воспринимает из потока Х-фотонов энергию одного фотона.

б. Рентгеновский фотон, имеющий энергию hn, достаточную для вырывания из металла сотен и тысяч электронов, поглощается только одним из них.

7. Квантовая структура ЭМ – излучения. Опыт Боте. В 1925 году Вальтер Боте поставил изящный опыт, прямо подтвердивший существование фотонов.

Тонкая металлическая фольга помещалась между двумя газоразрядными счётчиками Сч и освещалась пучком Х-лучей (рис.244). Под их воздействием она сама излучала рентгеновские лучи (явление рентгеновской флуоресценции).

Вследствие малой интенсивности первичного пучка количество квантов, испускаемых фольгой, было невелико. При попадании Х-кванта в счётчик Сч счётчик срабатывал, и самописец Сп оставлял на ленте метку.

Если бы излучение распространялось во все стороны равномерно в соответствии с волновой теорией, то оба счётчика срабатывали бы одновременно, и на ленте появлялись бы две отметки одна против другой. В опыте же наблюдалось беспорядочное расположение отметок. Это значит, что в отдельных актах испускания возникают световые частицы, движущиеся то в одном, то в другом направлении.

Итоги рассмотренных и других опытов позволили придти к убедительному выводу: существует световая частица – фотон – с энергией hν и импульсом hνçc. Масса фотона m = hνçc². Например, зелёный фотон с λ = 555 нм имеет энергию hν = 2,23 эВ и массу m = 0,4·10^–35 кг. Фотон существует только в движении. Его масса покоя равна нулю.

8. Источники рентгеновских лучей – это не только рентгеновские трубки, но и ускорители и накопители элементарных частиц с энергиями в несколько гигаэлектронвольт и более. В микромире источниками рентгеновских фотонов являются ядра некоторых радиоактивных изотопов, а в космосе – Солнце, звёзды и другие объекты.