《原子物理学（上册）：原子与辐射的电磁相互作用》阐述近代原子物理学的基本原理和重要实验.《原子物理学（上册）：原子与辐射的电磁相互作用》分为上下两册，上册论述原子和电磁辐射场的相互作用，下册主要内容是建立在量子力学基础上的原子结构.
上册着重通过能量、动量和角动量三个物理量的守恒定律，叙述原子与外部环境（运动电荷、磁场或电磁辐射等）交换所产生的一切物理现象，并引出量子概念和波与粒子的关系.结合一系列重要物理概念，描述了大量原创性实验，阐发了揭示物理现象本质和获取精确数据的巧妙构思.
《原子物理学（上册）：原子与辐射的电磁相互作用》在内容取舍和叙述风格上与国内多数同类教材显著不同，独具特色：密切联系应用实际，贴近科研前沿，启发创新思维.《原子物理学（上册）：原子与辐射的电磁相互作用》是大学物理与相关应用学科高年级学生和研究生的优良参考书.特别对于从事原子分子光物理、量子光学等相关专业的学生与科研人员，《原子物理学（上册）：原子与辐射的电磁相互作用》是一本很好的入门书.
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《原子物理学（上册）：原子与辐射的电磁相互作用》：
第1章 能量交换的量子化
第1章 仅限于讲述普遍的能量守恒定律的应用.我们将利用这一定律来解释几个实验，从而证明在微观尺度上能量交换的不连续性.
1.1 普朗克定律的回顾
高温物体发射热辐射既是通常的实验现象，也是我们日常生活的一部分（如白炽灯照明）.历史上正是通过对这一现象的科学研究，才导出了量子化的概念.
众所周知，随着物体温度的升高，人眼感觉到的辐射颜色就由红逐渐变为白.手艺或工业上的经验也表明，炉子内部的颜色是炉温的量度，由此便产生了对炉内发光强度光谱分布的科学研究.
探测器所接收和测量到的发光强度在很大程度上与实验条件有关；因此，把实验结果与一个具有简单理论解释的物理量炉内电磁辐射的能量密度u联系起来是合理的.把炉内能量密度u与炉子发射光束中携带的功率P联系起来是很容易的，后者可从实验上测得，它与炉子内壁的发光率L有关：P=LS-cosi（1.1）
其中，P是从表面S发出的、中线与表面法线成i角的立体角-内辐射光束的功率.这种辐射具有连续谱.也就是说，它的能量作为电磁波频率的函数是一个连续分布.为了研究这个分布，需要定义一个相对于频率的微分能量密度或光谱密度.o，以使乘积.odo表示频率在o与o+do之间的全部电磁波的能量密度.换句话说，总能量密度u是.o对整个频率范围的积分：
根据实验测量结果可以画出一条曲线，它代表在确定的热力学温度T下.o随o变化的函数；而且对所有具有相同温度T的炉子，都有同样的曲线.图1.1描述了不同温度下曲线的形状：在很低频率处能量密度为零，在高频处又变为零；在频率为oM处能量密度通过极大值；oM本身则随温度增加而提高，但在工业能实现的温度范围内，它总是处在红外区域.
基于经典电磁辐射理论的热辐射现象的热力学理论，不可能对这些曲线的形状做出正确描述；它能解释很低频率处（o.0）观察到的曲线的抛物线部分，却不能￠4￠解释高频处的再次下降.为了理解曲线的形状，1900年德国物理学家普朗克提出，在应用热力学理论时要假设炉壁和电磁波之间的能量交换是不连续的.更确切地说，这种假说认为，炉壁和频率为o的电磁波之间交换的能量总是一个与o成比例的某个最小量ho的整倍数.利用这个假说，他计算出微分能量密度：
其中，c是光速；kB是玻尔兹曼常量；h是普朗克常量.
该公式与实验曲线符合得很好.1901年陆末（Lummer）和普林舍姆（Pringsheim）所做的全部仔细验证都与之完全符合.通过这些验证还得以重新测定玻尔兹曼常量kB，其值与当时公认值相符；同时还首次测得了普朗克常量h.如今其公认值是h=6：626068￡10.27erg￠s=6：626068￡10.34J￠s
这里，我们对普朗克公式将不作统计热力学的推导，因为通常在所有热力学教程中对它都有详细的叙述.我们只想简单回顾一下，用统计热力学解释的热辐射现象是怎样使我们在历史上第一次得到能量交换量子化的实验证明的.
在后面章节中，我们将更详尽地叙述一些能更加明确显示实物和电磁波之间能量交换不连续性的物理现象.在能量交换的计算中，使用光子概念是比较方便的，它能简洁地表示这些以等于ho的数值为单位来进行交换的\能量包".但是，我们将把光子概念严格限制于这样的定义（参见本章总结）.
1.2光电效应（能量交换量子化的确证）
1.2.1实验描述
光电效应是一种特别容易演示的现象.只要用一盏汞灯（紫外光源）照射到安装在带电的验电器的一块锌板上就可以了.若验电器带正电，就什么都没有；但若带负电，就会看到缓慢放电：光的照射使过量的负电荷从金属板析出阿尔布瓦克
第1章能量交换的量子化￠5￠
如果把一片能透过可见光而吸收紫外光的玻璃片或有机玻璃片放在光源和锌板之间，则验电器仍保持带电.这就显示了光电效应的一个基本特征：它只有在波长足够短，或频率足够高的电磁波作用下才能产生.更系统的研究使我们能精确测得一个阈频率，低于这个频率，光电效应就不会发生.这个阈频率是金属板材料的特征参量.
为了更深入地研究此效应，需要把金属板放在真空中，以便将发出的负电荷收集起来.用质谱技术可以测量这些负电荷的电荷q与质量m之比q=m，并确认它们就是电子[莱纳尔（Lenard），1899].
这样，人们用密封在真空管内的一块光敏的金属板（叫做光阴极）和一条用以收集电子的丝状电极（称为阳极）组成一只光电管.在正常工作情况下，集电极相对于金属板带正电位V.图1.2给出了有关光电管工作的一切重要实验结果.
图1.2（a）画出了研究用的实验装置.我们测量通过光电管的电流I与相对于金属板的集电极电压V的关系，该电压可正可负.我们还画出特征曲线，其形状如图1.2（b）和图1.2（c）所示.当电压V是正的，且足够高时，电流I有最大的恒定值IM，称为饱和光电流.从光电管的技术应用观点来看，重要的是饱和电流IM，它正比于入射光功率P（图1.2（e））.因此可以利用光电管来测量光的强度.当电压V减小到接近于零时，电流也减小，但当电压为零时电流并不为零；只有当电压达到某一负值V0时，它才为零.电压的模jV0j表示最大反向电压，超出这个值时，就没有任何电流了，因为电极排斥了所有的电子.为了全面细致地理解该现象，最重要的是考察最大反向电压jV0j.它遵从极为精确的定律：
1）它的值只依赖于所用光的频率（若固定o而改变光束功率P，jV0j不变，图1.2（b））.
2）它的值随着光频率o的升高而提高（图1.2（c））；更确切地说，其值是频率的线性函数.图1.2（d）表明了这一点，从图中可以看到一条直线，表示jV0j是o的函数，在阈频率oS处，其值为零，低于这个频率，就不再有光电效应.
3）这条有代表性的直线的斜率是一个常数，它与所有实验条件无关，特别是与组成光阴极的材料无关，而oS却与材料有关.
1.2.2阈值与最大反向电压的解释
当V从负值V0升高时，光电流I也会逐渐增加，可以简单地把这一事实解释为一切电子管中常见的空间电荷现象.如果阴极不断产生电子，而阳极又来不及把它们收集起来，在金属板附近就会有电子积累，并在真空管中形成负电荷区，它将阻止后来的电子通过.当阳极上的电压V足够高时，阳极将迅速吸走电子，空间电荷就消失了；于是在光阴极上由光产生的全部电子就被收集起来，从而就解释了称为饱和光电流的最大电流IM.
a）阈频率
相反地，光靠经典物理规律不可能解释最大反向电压jV0j和光电阈值oS，以及为什么两者都与光波的功率P无关.诚然，光电效应似乎应该与光波电场作用在电子上的力有关，当功率P提高时，这个电场也要相应增大.但是相反，如果采用爱因斯坦在1905年提出的辐射场和物质之间能量交换的量子化假说，光电效应的上述这些特性就很容易解释了.
在正常情况下，电子是束缚在金属中的.因此，为了从金属中析出一个电子，必须克服吸引力的反抗.假若能有效地从金属中获得一个电子，就必须克服这些吸引力而做功，称为萃取功或脱出功TS.也就是说，要给电子一个脱出能WS=jTSj.
第1章能量交换的量子化
换句话说，当一个电子从金属中析出时，金属{电子体系就增加了一份势能WS（对WS意义的更精确讨论请参见固体物理教程）.这个脱出能可从热电子发射现象测得，因为用这种现象的理论可以计算出从二极管发出的热电子饱和电流IS和热金属丝热力学温度T的关系，计算公式是
IS=AT2exp（.WS=kBT）
脱出功是每种金属或合金的特征参量.这意味着，要从金属夺得一个电子，必须给它一份能量，使它能抵消反抗金属对电子的束缚力所做的功TS，这份能量要大于WS.如果光波是以能量为ho的分立的光子形式与电子交换的，则只有当ho>WS=hoS时，才能从金属中夺得电子.这样，我们就解释了光电效应的阈频率：阈频率光子的能量正好等于脱出能WS.
b）最大反向电压
当光波频率o大于oS时，光子多余的能量会以速度为v的动能的形式被电子带走，因此能量仍保持守恒，这就是光电效应的爱因斯坦方程.这样算出的动能mv2=2是从金属脱出时不受空间电荷阻挡的光电子的最大动能.正是这个初始动能使电子能克服排斥它的负电压而到达集电极.电子所能克服的最大反向电压jV0j取决于它们的最大动能.其中，e是元电荷，e=1：6￡10.19C；电子所带电荷为q=.e.这样，我们满意地解释了为什么最大反向电压jV0j是频率的线性函数，在阈频率oS处，jV0j为零，而它的斜率为物理常数h/e.
这种解释的正确性为实验测得的数值所证实：
测量直线jV0j=f（o）的斜率得到常数h=e的值，从该斜率导出普朗克常量新的测量值.所得数值与从热辐射测量中得到的值相符；
从阈频率oS出发，可以计算出不同金属的脱出势VS（图1.2（d））：
VS的值表示以电子伏特为单位的脱出能WS.检验结果发现，这个值与热电子发射的实验测量值符合得很好.为了得到数量级概念，我们给出某些脱出势的数据对碱金属和碱土金属，该波长处于可见光区域，但对Zn、Fe和Ni，它处在紫外区域.
注：得出这些数据的测量要比从图1.2所示曲线所设想的更为复杂.实际上，电压V0的确定会受到集电极（阳极）上寄生光电效应的干扰，它能使电流改变方向.在1905年至1916年间密立根所做的高精度测量中，他选用了与光阴极不同的金属作光电管的阳极，使它的阈频率比光阴极的阈频率更高.用介于此两阈频率之间的频率进行工作，就消除了寄生光电效应.
但是，用两种不同金属工作时又出现了一个新问题：因为在不同性质金属之间存在着接触电势差.在一个等温的闭合金属环路中，接触电势差的代数和为零，而在金属环路断开的情况下，就会出现这个接触电动势差.在光电管中，两个电极之间就属于后一种情况，因此就必须对实验结果进行修正.
1.2.3灵敏度和量子效率
我们看到，对于给定的颜色（给定的频率）而言，饱和光电流IM是与光束的功率P成正比的（图1.2（e））.光电管的灵敏度是通过测量这条直线的斜率，即比率IM=P而得到.
假设每个入射光子释放一个电子，就可计算出该比率.每秒入射光子数为N=P=ho；因此它们释放N个电子，其产生的电流为IM=Ne，从而可从理论上导出：这样计算出来的理论灵敏度正比于光波长.，如图1.2（f）所示.图中也以同样的尺度画出了从一个真实的光电管中测得的曲线形状.可以看出，实际灵敏度远低于上面理论计算出来的灵敏度.
理论与实验的这种不符完全不说明需要重新来阐释光电效应，因为没有任何别的原因可用来解释阈频率和最大反向电压jV0j.人们只需要作以下说明：电磁波与光子发生交换的方式有许多，在全部入射光子中能有效地从金属中打出一个电子的占很少的一部分；绝大多数光子把能量转化为金属板的热扰动能（热能），或被金属板散射出光电管外而不能引发光电子.我们把有效光子数与全部入射光子数之比叫做量子效率，即比值′=n=N，其中
n为每秒析出的光电子数，有IM=ne；
N为每秒入射光子数，有P=Nho.
因而光电管的实际灵敏度它等于理论灵敏度与量子效率′的乘积.′可在实验中被测量.
为了确定数量级，若用MKSA制表示电流IM和功率P，波长用纳米，则算得的理论灵敏度.
[注意：上述公式中的常数数值与从脱出势计算（1.5）式的阈波长时所用的值相等].因此，对可见光谱中部（ 600nm），这样算出的理论灵敏度为0.5A/W.近代光电管的灵敏度在1.100mA/W，就是说，量子效率′的常见值在1/5.1/500.
……
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