α粒子穿过金属箔时，绝大多数平均只有2°～3°的偏转，但卢瑟福的学生盖革和马斯登在1909年从实验中观察到，约有1/8000的α粒子的偏转角大于90°，其中有接近180°的．经理论分析知道，这种现象不可能在汤姆生模型那样的原子中发生．当α粒子在汤姆生模型的原子的外边时，由于原子的正负电相等且对称分布，原子对α粒子没有库仑力的作用（考虑到原子的极化产生的作用力也是很微小的）．当α粒子接近或进入原子实体时，电子因质量很小，对α粒子动量变化的影响极小，而它本身将会在α粒子的力的作用下离去，所以可以只考虑原子的正电部分对α粒子的作用．

　　设原子的半径为R，正电荷Ze均匀分布在这球体中．α粒子带正电荷2e，当它在原子球的外边，即r≥R时，它所受原子正电荷的库仑力是2kZe2/r2，到达球面时所受的库仑力是2kZe2/R2．当α粒子进入球内，到达离球心r处时，它所受的力比在球面时所受的力还要小，这时对α粒子起作用的电荷是以r为半径的球体中所含的电荷Q=Zer3/R3．因此，这时α粒子所受的力是2keQ/r2=2kZe2r/R3．所以进入球体后离球心越近，所受的力越小．α粒子在汤姆生模型中受原子正电部分的力最大是它到达原子球的表面时．α粒子的初速度是可以知道的．按上面分析的α粒子的受力情况来计算，结论是不能产生大角度散射的，因此汤姆生模型被否定了．

　　卢瑟福的原子的核式结构的模型能够解释α粒子散射实验．

　　假设金属箔每单位面积内有N个原子核，由任何一个核所散射的α粒子数，都可用上式来表示．由于金属箔到荧光屏的距离较大，N个散射角锥的顶点可视为集中在一点．在单位时间内，由这N个核所散射的包含在两个锥面（θ和θ+dθ）内的α粒子数为

　　现在我们来求在单位时间内在荧光屏单位面积上观察到的α粒子数．

　　以锥体的顶点O为球心作一半径为r的球面，如图4所示．由两个锥面θ及θ＋dθ在这个球面上所划出的带区的面积为2πrsinθrdr=2πr2sinθdθ．

    粒子在金箔中只发生一次散射而得出的．由于原子核很小，α粒子在金箔中十分接近原子核的机会很少，对于大角度散射来说，这个假设是可以满足的．但对于小角度散射来说，α粒子是从离核比较远的地方通过的，因此发生多次散射的机会就比较大了．这就是实验数据中，45°以上的散射结果与理论值符合得比较好，而45°以下的散射结果与理论值偏离比较大的原因．