Full resolution (TIFF) - On this page / på denna sida - Häfte 1. Jan. 1934 - O. Klein: Maxwells elektromagnetiska teori i den nyaste atomforskningens ljus
<< prev. page << föreg. sida << >> nästa sida >> next page >>
Below is the raw OCR text
from the above scanned image.
Do you see an error? Proofread the page now!
Här nedan syns maskintolkade texten från faksimilbilden ovan.
Ser du något fel? Korrekturläs sidan nu!
This page has never been proofread. / Denna sida har aldrig korrekturlästs.
TEKNISK TIDSKRIFT
6 JAN. 1934
tur innehålla elektriska smådelar i snabb rörelse
kring varandra. Enligt denna elektronhypotes, som
stod i bästa samklang med de allt rikare
elektrokemiska erfarenheterna, borde alla atom- och
mole-kularkrafter vara av elektrisk natur, och man ägde
ett skenbart obegränsat arbetsområde för den
Maxwellska teorien.
Ett av denna riktnings viktigaste resultat var
upptäckten av elektricitetens elementarkvantum.
Tack vare en underbar utveckling av de
experimentella metoderna kan man numera med lätthet
iakttaga verkan av en enda av de elektriska partiklar,
som utgöra atomernas byggnadsstenar. Det har visat
sig, att alla dessa partiklar, såväl de lätta, negativt
laddade elektronerna som de tyngre, positiva
atomkärnorna bära elektriska laddningar, som utgöra ett
helt antal gånger en och samma minsta laddning
(elektronens laddning), vars storlek utgöres av 4,8 .
. -LQ_ 10 ^i/a cms/2 sek-1. Efter allt vad vi veta,
anger detta elementarkvantum den yttersta gränsen för
elektricitetens delbarhet.
Enligt den vanliga elektromagnetiska teorien kan
man nu icke undgå att fråga, hur en sådan
atompartikel själv är uppbyggd. Det visar sig nämligen,
att fältet från en dylik partikel beror på hur dess
laddning är fördelad i rummet, så att man, när
partikelns hastighet är stor, får olika resultat för olika
laddningsfördelningar. Särskilt skulle en verklig
punktladdning ge ett oändligt stort bidrag till det
elektromagnetiska fältet. Lorentz och andra
försökte också verkligen att göra sig en konkret bild
av de minsta elektricitetsladdningarnas struktur, i
det de tänkte sig elektriciteten fördelad antingen på
ytan av en liten kula eller också iner eller mindre
jämnt fördelad över det inre av en kula. Som J. J.
Thomson för första gången visade, måste en dylik
laddad kula få ett extra bidrag till sin tröghet på
grund av den ökning i fältets elektromagnetiska
energi, som blir följden av en ändring av kulans
hastighet. Om kulans radie betecknas med r, finner
man, att motsvarande bidrag till massan blir av stor-
e2
leksordningen –. Så småningom har det visat sig,
c2r
att dessa betraktelser icke, som man först trodde,
innebära en förklaring på de elektriska partiklarnas
tröghet utan tvärtom peka på en gräns för den
Maxwellska teoriens tillämplighet. Man stötte nämligen
omedelbart på den svårigheten, att en dylik partikel
över huvud taget ej kan hålla samman, om man icke
låter dess laddning påverkas av krafter av annan
natur än de, som beskrivas av Maxwells ekvationer.
Emellertid tänkte man sig till att börja med, att
denna svårighet skulle kunna undanröjas genom en
icke allt för genomgripande modifikation av dessa
ekvationer. Att man här har med en gräns av mera
principiell natur att göra är emellertid sannolikt
redan på grund av den omständigheten, att man ju
faktiskt, efter allt vad vi veta, icke kan dela den
minsta elektriska laddningen vidare, medan man
enligt bilden ifråga mycket väl kan tänka sig en
mindre elektricitetsmängd än den minsta laddningen.
Vidare ser man, att det elektriska fältet i det inre
av elektronen i alla fall icke direkt kan mätas,
emedan de minsta provladdningar man kan förfoga
över just äro elektroner. Trots att man på grund
av dessa svårigheter, vilka, som vi skola se i slutet
av föredraget, ytterligare skärpts genom
atomteoriens senaste utveckling, icke kan tala om
elektronens radie i bokstavlig mening, brukar man
fortfarande med detta uttryck beteckna längden r0 =
e2
- -9, där m betyder elektronens vilmassa, i det
mc2 ’
man med denna längd symboliserar en gräns för den
Maxwellska teoriens betraktelsesätt.
Emellertid har man vid undersökningen av
möjligheten för en temperaturjämvikt mellan kroppar, som
utsända och absorbera strålning, stött på en annan
gräns för den Maxwellska teorien, som genom de sista
decenniernas atomforskning blivit fullt klarlagd. Låt
oss tänka oss, att vi betrakta ett slutet rum, vars
väggar vi skola föreställa oss som fullkomliga speglar.
Detta rum skall icke innehålla någon materia, men
däremot skall det vara uppfyllt av elektromagnetisk
strålning. Denna strålning kunna vi alltid tänka oss
som en sammansättning av s. k. egensvängningar,
var och en med sitt särskilda svängningstal, på
alldeles samma sätt som svängningstillståndet i en
elastisk kropp, som vi veta från musikinstrumenten,
kan iippfattas som en sammansättning av akustiska
egensvängningar. Den egensvängning, som svarar
mot det lägsta svängningstalet, har härvid icke
någon nod annat än vid rummets väggar, medan den
egensvängning, som har det näst minsta
svängningstalet, även har en nod eller riktigare en nodyta
inuti rummet. Vid de högre svängningstalen får man
tänka sig hela rummet uppdelat genom ett system
av varandra korsande nodytor. Låt oss nu fråga
oss, hur denna strålning skall vara beskaffad för att
den icke skall undergå märkbara ändringar, om man
genom någon öppning i kärlet sätter detta i
förbindelse med en behållare eller ugn, som hålles på
en given temperatur. Denna fråga försökte den
engelske forskaren Rayleigh besvara, i det han
begagnade sig av den omständigheten, att varje
egensvängning enligt den Maxwellska teorien förhåller
sig alldeles som en liten pendel eller oscillator enligt
den vanliga mekaniken. Nu vet man på grund av
de undersökningar som Maxwell, Boltzmann med
flera utfört för att finna en mekanisk tydning av
temperaturbegreppet, att en dylik oscillator vid
temperaturjämvikt i medeltal måste ha en energi, som
7? T
är lika med––, där T betyder absoluta
temperaturen, R den bekanta gaskonstanten hänförd till en
grammolekyl och N antalet molekyler i
grammolekylen. Tillämpar man detta på värmebestrålningen,
måste man alltså anta, att varje egensvängning, om
strålningen skall vara en jämviktsstrålning vid
temperaturen 71, i medeltal har den nämnda energic3n
RT
"ÄT
Det visade sig nu, att man för långa vågor på
detta sätt kommer till den riktiga strålningslagen
och att man genom att jämföra teorien med
mätningarna finner ett värde på talet N, antalet verkliga
molekyler i en grammolekyl, som står i bästa
överensstämmelse med de resultat man kommit till på
ett otal andra sätt. Men betraktar man den del av
strålningen, som har korta våglängder, blir detta
resultat tydligen orimligt, i det man ju icke har
<< prev. page << föreg. sida << >> nästa sida >> next page >>
