Modele atomu

        Rozważania rozpoczniemy od pierwszych lat bieżącego stulecia. Jest to już okres po odkryciu elektronu i po odkryciu zjawiska promieniotwórczości naturalnej. Modelowe przedstawienie atomu w tym okresie odpowiada kuli. W całej objętości tej kuli jest równomiernie rozłożony ładunek dodatni i masa. Wewnątrz kuli rozmieszczone są elektrony z zachowaniem pewnej symetrii. Elektrony mogą wykonywać ruchy drgające dokoła swoich położeń równowagi. Liczba elektronów w atomie jest taka, że łączny ładunek elektryczny atomu wynosi zero, Atom, jako całość, jest więc elektrycznie obojętny. Taki model wystarczał do wytłumaczenia znanego w tym czasie tzw. normalnego zjawiska Zeemana, polegającego na rozszczepieniu Unii widmowych w polu magnetycznym. Nie tłumaczył jednak tworzenia się serii widmowych i zawodził przy wyjaśnianiu wyników badań przechodzenia przez materię promieni katodowych i cząstek ot.
        Już badania Lenarda nad przechodzeniem promieni katodowych przez cienkie płytki metalowe doprowadziły go do wniosku, że masa nie jest w atomie rozłożona równomiernie. Potwierdzenie tego wniosku przyniosły późniejsze badania Ruther-forda, Geigera, Marsdena, Wilsona i innych nad przejściem cząstek a przez materię. Nie wnikając w to, jak w owym czasie wyobrażano sobie budowę cząstki a, przypominamy, że obecnie traktujemy cząstkę a wysyłaną przez pierwiastki promieniotwórcze jako cząstkę złożona z dwóch protonów i dwóch neutronów. Proton ma masę 1,6725 -10~27 kg i ładunek elementarny dodatni 1,602 "10~19 C. Neutron jest cząstką elektrycznie obojętną o masie 1,6748 10~27 kg bardzo zbliżonej do masy protonu. Cząstka a odpowiada pod względem budowy dwuwartościowemu jonowi helu. Masa cząstki a wynosi 6,646 '10~27 kg i jest około 7300 razy większa od masy elektronu.
        Rysunek 30.2 przedstawia schemat doświadczenia Rutherforda, Geigera i Marsdena dotyczącego rozpraszania cząstek α. Wąska wiązka promieni a wychodzi z preparatu promieniotwórczego, np. z RaC, umieszczonego na dnie wydrążenia w ołowianym bloku Pb, i zostaje skierowana na bardzo cienką (rzędu setnych części milimetra) złotą folię F. Dalszy bieg cząstek ot badany jest metodą scyntylacji, czyli iskrzeń, jakie cząstki a wywołują na fluoryzującym ekranie E. Ekran ten obserwowany jest przez mikroskop M. Licząc występujące iskrzenia określamy liczbę cząstek a dobiegających do ekranu. Zmieniając kąt ustawienia ekranu można ustalić rozkład przestrzenny cząstek a rozpraszanych przez folię. Różnym kątom odchylenia od pierwotnego biegu odpowiadają różne liczby dobiegających do ekranu cząstek a.
Badania tego rodzaju wykazały, że większość cząstek biegnie z małym odchyleniem od 2° do 4°, ale przeciętnie na 1000 cząstek odchylonych od pierwotnego biegu o 30° przypada 9 odchylonych o 90°, a 3 odchylone pod kątem 150°. Doświadczenia powtarzano wielokrotnie z różnymi foliami, uzyskując podobne wyniki.

Rys 30.2
Zestawienie tych wyników doprowadziło Rutherforda do następującego modelu budowy atomu. W każdym atomie można wyodrębnić część środkową, zwaną jądrem, w której skupia się całkowity ładunek dodatni i prawie cała masa atomu. Rozmiary tej części są bardzo małe w porównaniu z rozmiarami atomu jako całości, np. promień atomu złota jest rzędu 1O~10 m, a promień jądra szacuje się na 10~14 m. Dokoła jądra po torach kołowych krążą elektrony (promień elektronu jest rzędu 10"15 m). Liczba elektronów jest taka, że ich łączny ładunek ujemny neutralizuje ładunek dodatni jądra. Jak widać z tego modelowego ujęcia, wewnątrz atomu jest stosunkowo bardzo dużo wolnej przestrzeni.
Stosując taki model atomu łatwo wyjaśnić zachowanie się cząstek a w opisanych wyżej doświadczeniach. Cząstka a może przebiegać w różnych odległościach od jądra. Przy stosunkowo dużej odległości między jądrem i cząstką a siła kulombowskiego odpychania ładunków jednoimiennych będzie niewielka. Taka cząstka wyminie jądro, nieznacznie tylko zmieniając kierunek swego ruchu.
Jeśli przedłużenie pierwotnego toru cząstki a wypadnie blisko jądra, odchylenie będzie odpowiednio większe. Gdyby przedłużenie toru trafiało wprost w jądro atomu, to nawet wtedy nie doszłoby do mechanicznego zderzenia cząstki a z jądrem. Przy dostatecznym zbliżeniu cząstki a do jądra siła wzajemnego odpychania byłaby tak duża, że cząstka a zostałaby zahamowana w swym biegu i odrzucona z powrotem w tym kierunku, z jakiego nadbiegła.
Stosunkowo rzadko zdarzające się odrzuty cząstek a wstecz wynikają z małych , rozmiarów jądra atomu. Prawdopodobieństwo trafienia małej co do rozmiarów cząstki a w małe jądro atomowe jest bardzo niewielkie.
Oddziaływanie elektronów na bieg cząstek a jest znikome, zarówno z powodu ich małej masy, jak i małego ładunku (w porównaniu z ładunkiem jąder ciężkich pierwiastków). Raczej cząstka a, przelatując obok przeszło 7000 razy lżejszego elektronu, będzie miała wpływ na jego ruch.
Rysunek 30.3 przedstawia kilka torów cząstki a przelatującej w różnych odległościach od jądra /. Cząstka na torze /, dalekim od jądra, biegnie prawie prostoliniowo. Tory // i ///, bliższe jądra, mają przebieg hiperboliczny. Interesujący jest bieg cząstki IV, kierującej się wprost na jądro. W miarę zbliżania się do jądra siła odpychania elektrycznego rośnie i, jak już mówiliśmy, do zderzenia mechanicznego nie dochodzi.                     Nasuwa się pytanie, na jaką odległość cząstka a zbliży się do jądra. Zależeć to będzie od początkowej energii kinetycznej cząstki a. Kosztem energii kinetycznej powstaje energia potencjalna (elektryczna) rosnąca w miarę zbliżania się cząstki a do jądra. Jeśli jądro należy do atomu o liczbie porządkowej Z, to jego ładunek dodatni wynosi Zey gdzie t oznacza ładunek elementarny. Potencjał w odległości r od takiego ładunku wynosi a energia potencjalna cząstki a o ładunku 2e w tejże odległości wynosi

gdzie εo oznacza przenikalność elektryczną próżni.
Cząstka a o masie m zbliży się do jądra na taką odległość r, która wynika z równości
 

Dla folii z takich metali, jak złoto, srebro i platyna odległość maksymalnego zbliżenia cząstki a do jądra jest rzędu 10~14 m.

Rutherford wyprowadził też wzory wiążące ładunek jądra Ze z najbardziej prawdopodobnym kątem odchylenia cząstki a od pierwotnego biegu.
Wilson w roku 1912 opracował metodę bezpośredniego badania torów cząstek a. Zapoznamy się z zasadą działania tzw. komory Wtlsona, za pomocą której można fotografować tory różnych cząstek wywołujących jonizację, między innnymi tory cząstek a.
Przy badaniu torów cząstek w komorze Wilsona wykorzystano zjawisko skraplania się pary na jonach wytwarzanych wzdłuż torów przelatujących cząstek. Rysunek 30.4 przedstawia schemat urządzenia. Komora K, zawierająca sprężone powietrze, zamknięta jest od dołu tłokiem T, na którym znajduje się warstewka wilgotnej żelatyny* Dzięki temu mamy pewność, że w komorze znajduje się para nasycona wody w danej temperaturze. W czasie gwałtownego przesunięcia tłoka w dół następuje rozprężenie, któremu towarzyszy obniżenie temperatury. W nowej, ni' ".ej temperaturze para wodna staje się przesycona. Wtedy nadmiar pary powinien ulec skropleniu. Żeby jednak przesyceniu pary mogło towarzyszyć jej skroplenie, muszą istnieć w komorze Wilsona zarodki kondensacji pary w postaci cząstek kurzu lub jonów. Jeśli nie dopuścimy do tego, aby w komorze był kurz, to jedynymi zarodkami kondensacji będą jony.
Wprowadźmy do komory Wilsona źródło cząstek a w postaci odpowiedniego preparatu promieniotwórczego. Wzdłuż toru cząstki wybiegającej z preparatu tworzyć się będą jony. Z rozmaitych preparatów cząstki a wylatują z różnymi prędkościami (rzędu 107 m/s), a więc z różnymi energiami kinetycznymi. Energia kinetyczna cząstki cc przetwarza się na energię jonizacji napotykanych cząsteczek. Cząstki a można charakteryzować podając ich zasięg w powietrzu w warunkach normalnych. Zasiąg cząstki a jest to odległość, wzdłuż której cząstka a jonizuje napotkane atomy lub cząsteczki. Na przykład cząstka a o zasięgu około 7 cm w powietrzu w warunkach normalnych jonizuje około 100 000 napotkanych atomów, tzn. wybija ż nich elektrony. Atom pozbawiony elektronu stanowi jon dodatnią atom obojętny, do którego dołączy się elektron, stanowi jon ujemny. Jeśli taka cząstka a przebiegnie przez komorę Wilsona niezwłocznie po dokonaniu rozprężenia, to 100 000 par jonów utworzonych na jej drodze będzie stanowiło gęsty zbiór ośrodków kondensacji. Cały tor cząstki a zaznaczy się jako ciąg drobniutkich kropelek mgły. Robiąc w tym samym momencie zdjęcie fotograficzne otrzymamy wyraźny tor cząstki a.
Olbrzymia większość torów cząstek a w powietrzu ma przebieg prostoliniowy. Niektóre tory wykazują odchylenia przy końcu, wtedy gdy już energia biegnącej cząstki jest stosunkowo niewielka.