Учебные материалы СРС по модулям 2 страница

Для устранения указанных недостат­ков осуществляют так называемое про­светление оптики. Для этого на свободные поверхности линз наносят тонкие пленки с показателем преломления меньшим, чем у материала линзы. При отражении света от границ раздела воздух — пленка и пленка — стекло возникает интерферен­ция когерентных лучей 1' и 2. Толщину пленки d и показатели преломле­ния стекла n _с и пленки n можно подобрать так, чтобы интерферирующие лучи гасили друг друга. Для этого их амплитуды до­лжны быть равны, а оптическая разность хода — равна (2m+1)l₀/2.

Расчет показывает, что амплитуды отра­женных лучей равны, если n=Ö n _c. Так как n _с, n и показатель преломления воздуха по удовлетворяют условиям n _с> n > n ₀, то потеря полуволны происходит на обеих поверхностях; следовательно, ус­ловие минимума (предполагаем, что свет падает нормально, т. е. i=0 2nd=(2m+l)l₀/2, где nd — оптическая толщина пленки.

Обычно принимают m=0, тогда nd=l ₀ /4. Таким образом, если оптическая толщина пленки равна l₀ / 4, то в результате интерферен­ции наблюдается гашение отраженных лу­чей. Так как добиться одновременного гашения для всех длин волн невозможно, то это обычно делается для наиболее вос­приимчивой глазом длины волны l₀ » 0,55 мкм. Поэтому объективы с просвет­ленной оптикой кажутся голубыми.

Создание высокоотражающих покры­тий стало возможным лишь на основе многолучевой интерференции. В отличие от двухлучевой интерференции, которую мы рассматривали до сих пор, многолуче­вая интерференция возникает при наложе­нии большого числа когерентных световых пучков.

Распределение интенсивности в интерференционной картине существен­но различается; интерференционные мак­симумы значительно уже и ярче, чем при наложении двух когерентных световых пучков. Так, результирующая амплитуда световых колебаний одинаковой амплиту­ды в максимумах интенсивности, где сло­жение происходит в одинаковой фазе, в N раз больше, а интенсивность в N² раз больше, чем от одного пучка (N — число интерферирующих пучков). Отметим, что для нахождения результирующей ампли­туды удобно пользоваться графическим методом, используя метод вращающегося вектора амплитуды. Многолу­чевая интерференция осуществляется в дифракционной решетке.

Многолучевую интерференцию можно осуществить в многослойной системе чере­дующихся пленок с разными показателями преломления (но одинаковой оптической толщиной, равной l₀/4), нанесенных на отражающую поверхность. Можно показать, что на границе раздела пленок (между двумя слоями ZnS с боль­шим показателем преломления п ₁находит­ся пленка криолита с меньшим показате­лем преломления n ₂) возникает большое число отраженных интерферирующих лу­чей, которые при оптической толщине пле­нок l ₀ /4 будут взаимно усиливаться, т. е. коэффициент отражения возрастает. Характерной особенностью такой высоко­отражательной системы является то, что она действует в очень узкой спектральной области, причем чем больше коэффициент отражения, тем уже эта область. Напри­мер, система из семи пленок для области 0,5 мкм дает коэффициент отражения r»96% (при коэффициенте пропускания»3,5 % икоэффициенте поглощения <0,5%). Подобные отражатели применяются в лазерной технике, а также используются для создания интерференци­онных светофильтров высокой (узкополос­ных оптических фильтров).

Явление интерференции также приме­няется в очень точных измерительных при­борах, называемых интерферометрами. Все интерферометры основаны на одном и том же принципе и различаются лишь конструкционно. На рис. 255 представлена упрощенная схема интерферометра Майкельсона. Монохроматический свет от источника S падает под углом 45° на плоскопараллельную пластинку Р ₁.

Сторо­на пластинки, удаленная от S, посеребренная и полупрозрачная, разделяет луч на две части: луч 1 (отражается от посе­ребренного слоя) и луч 2 (проходит через него). Луч 1 отражается от зеркала М ₁и, возвращаясь обратно, вновь проходит че­рез пластинку Р ₁(луч 1 ' ). Луч 2 идет к зеркалу М ₂, отражается от него, воз­вращается обратно и отражается от пластинки Р ₁(луч 2') Так как первый из лучей проходит пластинку Р ₁дважды, то для компенсации возникающей разности хода на пути второго луча ставится пластинка p ₂(точно такая же, как и P ₁, только не покрытая слоем серебра). Лучи 1' и 2' когерентны; следователь­но, будет наблюдаться интерференция, ре­зультат которой зависит от оптической разности хода луча 1. от точки О до зерка­ла M ₁и луча 2 от точки О до зеркала M ₂. При перемещении одного из зеркал на расстояние l₀/4 разность хода обоих лучей увеличится на l₀/2 и произойдет смена освещенности зрительного поля. Следова­тельно, по незначительному смещению ин­терференционной картины можно судить о малом перемещении одного из зеркал и использовать интерферометр Майкельсона для точного (порядка 10^{-7 м) из­мерения длин (измерения длины тел, длины световой волны, изменения длины тела при изменении температуры.}

Интерферометры — очень чувстви­тельные оптические приборы, позволяю­щие определять незначительные измене­ния показателя преломления прозрачных тел (газов, жидких и твердых тел) в за­висимости от давления, температуры, при­месей и т. д. Такие интерферометры полу­чили название интерференционных реф­рактометров.

Рассеяние света

Дифракция света может происходить также в так называемых мутных средах — средах с явно выраженными оптическими неоднородностями. К мутным средам отно­сятся аэрозоли (облака, дым, туман), эмульсия, коллоидные растворы и т. д., т. е. такие среды, в которых взвешено мно­жество очень мелких частиц инородных веществ. Свет, проходя через мутную сре­ду, дифрагирует от беспорядочно располо­женных микронеоднородностей, давая равномерное распределение интенсивностей по всем направлениям, не создавая какой-либо определенной дифракционной картины. Происходит так называемое рас­сеяние света в мутной среде. Это явление можно наблюдать, например, когда узкий пучок солнечных лучей, проходя через за­пыленный воздух, рассеивается на пылин­ках и становится тем самым видимым.

Рассеяние света (как правило, слабое) наблюдается также и в чистых средах, не содержащих посторонних частиц. Л. И. Мандельштам объяснил рассеяние света в средах нарушением их оптической однородности, при котором показатель преломления среды не постоянен, а меня­ется от точки к точке. В дальнейшем поль­ский физик М. Смолуховский (1872— 1917) указал, что причиной рассеяния све­та могут быть также флуктуации плотно­сти, возникающие в процессе хаотического теплового движения молекул среды. Рас­сеяние света в чистых средах, обусловлен­ное флуктуациями плотности, анизотропии или концентрации, называется молекуляр­ным рассеянием.

Молекулярным рассеянием объясняет­ся, например, голубой цвет неба. Согласно закону Д. Рэлея, интенсивность рассеян­ного света обратно пропорциональна чет­вертой степени длины волны (I~l^-4), поэтому голубые и синие лучи рассеиваются сильнее, чем желтые и красные, обус­ловливая тем самым голубой цвет неба. По этой же причине свет, прошедший че­рез значительную толщу атмосферы, ока­зывается обогащенным более длинными волнами (сине-фиолетовая часть спектра полностью рассеивается) и поэтому при закате и восходе Солнце кажется крас­ным. Флуктуации плотности и интенсив­ность рассеяния света возрастают с увели­чением температуры. Поэтому в ясный летний день цвет неба является более на­сыщенным по сравнению с таким же зим­ним днем.

Понятие о голографии

Голография (от греч. «полная запись») — особый способ записи и последующего восстановления волнового поля, основан­ный на регистрации интерференционной картины. Она обязана своим возникнове­нием законам волновой оптики — законам интерференции и дифракции.

Этот принципиально новый способ фиксирования и воспроизведения про­странственного изображения предметов изобретен английским физиком Д. Габором (1900—1979) в 1947 г. (Нобелевская премия 1971 г.). Экспериментальное во­площение и дальнейшая разработка этого способа (советским ученым Ю. Н. Денисюком в 1962 г. и американскими физика­ми Э. Лейтом и Ю. Упатниексом в 1963 г.) стали возможными после появления в 1960 г. источников света высокой степе­ни когерентности — лазеров.

Рассмотрим элементарные основы принципа голографии, т. е. регистрации и восстановления информации о предмете. Для регистрации и восстановления волны необходимо уметь регистрировать и вос­станавливать амплитуду и фазу идущей от предмета волны. Это в принципе возможно, так как распределение интенсивности в интерференционной картине, A²=A²₁+A²₂+2 А ₁ А ₂cos(a₂-a₁) (учитывая, что I ~ А²), определяется как амплитудой интерферирующих волн, так и разностью их фаз. Поэтому для регистрации как фазовой, так и амплитудной информа­ции кроме волны, идущей от предмета (так называемой предметной волны), ис­пользуют еще когерентную с ней волну, идущую от источника света (так называе­мую опорную волну). Идея голографирования состоит в том, что фотографируется распределение интенсивности в интерфе­ренционной картине, возникающей при су­перпозиции волнового поля объекта и ко­герентной ему опорной волны известной фазы. Последующая дифракция света на зарегистрированном распределении почер­нений в фотослое восстанавливает волно­вое поле объекта и допускает, изучение этого поля при отсутствии объекта.

Лазер­ный пучок делится на две части, причем одна его часть отражается зеркалом на фотопластинку (опорная волна), а вторая попадает на фотопластинку, отразившись от предмета (предметная волна). Опорная и предметная волны, являясь когерентны­ми и накладываясь друг на друга, образу­ют на фотопластинке интерференционную картину. После проявления фотопластин­ки и получается голограмма — зарегистри­рованная на фотопластинке интерферен­ционная картина, образованная при сло­жении опорной и предметной волн.

Для восстановления изображения голограмма помещается в то же самое положение, где она находилась до регистрации. Ее освещают опорным пуч­ком того же лазера (вторая часть лазер­ного пучка перекрывается диафрагмой). В результате дифракции света на интер­ференционной структуре голограммы вос­станавливается копия предметной волны, образующая объемное (со всеми присущи­ми предмету свойствами) мнимое изобра­жение предмета, расположенное в том мес­те, где предмет находился при голографировании. Оно кажется настолько реальным, что его хочется потрогать. Кроме того, вос­станавливается еще действительное изобра­жение предмета, имеющее рельеф, обрат­ный рельефу предмета, т.е. выпуклые места заменены вогнутыми, и наоборот (если на­блюдение ведется справа от голограммы).

Обычно пользуются мнимым голографическим изображением, которое по зри­тельному восприятию создает полную ил­люзию существования реального предме­та. Рассматривая из разных положений объемное изображение предмета, давае­мое голограммой, можно увидеть более удаленные предметы, закрытые более близкими из них (заглянуть за ближние предметы). Это объясняется тем, что, пе­ремещая голову в сторону, мы восприни­маем изображение, восстановленное от пе­риферической части голограммы, на кото­рую при экспонировании падали также и лучи, отраженные от скрытых предметов. Голограмму можно расколоть на несколь­ко кусков. Но даже малая часть голограм­мы восстанавливает полное изображение. Однако уменьшение размеров голограммы приводит к ухудшению четкости получаемого изображения. Это объясняется тем, что голограмма для опорного пучка слу­жит дифракционной решеткой, а при уменьшении числа штрихов дифракцион­ной решетки (при уменьшении размеров голограммы) ее разрешающая способ­ность уменьшается.

Методы голографии (запись голограм­мы в трехмерных средах, цветное и пано­рамное голографирование и т. д.) находят все большее развитие. Применения голог­рафии разнообразны, но наиболее важные, приобретающие все большее значение, яв­ляются запись и хранение информации.

Методы голографии позволяют записы­вать в сотни раз больше страниц печатно­го текста, чем методы обычной микрофо­тографии. По подсчетам, на фотопластин­ку размером 32x32 мм можно записать 1024 голограммы (площадь каждой из них 1 мм²), т. е. на одной фотопластинке мож­но «разместить» книгу объемом свыше тысячи страниц. В качестве будущих раз­работок могут служить ЭВМ с голографической памятью, голографический элек­тронный микроскоп, голографические кино и телевидение, голографическая интерфе­рометрия и т. д.

Анализ поляризованного света

Вырезанная параллельно оптической оси пластинка, для которой оптическая разность хода , называется пластинкой в четверть волны (пластинкой l /4). Знак плюс соответству­ет отрицательным кристаллам, минус — положительным. Плоскополяризованный свет, пройдя пластинку l /4, на выходе превращается в эллиптически поляризо­ванный (в частном случае циркулярно по­ляризованный). Конечный результат, как уже рассматривали, определяется разно­стью фаз j и углом a. Пластинка, для которой , называется пластинкой в полволны.

В циркулярно поляризованном свете разность фаз j между любыми двумя вза­имно перпендикулярными колебаниями равна ±p/2. Если на пути такого света поставить пластинку l /4, то она внесет дополнительную разность фаз ±p/2. Ре­зультирующая разность фаз станет рав­ной 0 или p. Следовательно, циркулярно поляризованный свет, пройдя пластинку l /4, становится плоскополяри­зованным. Если теперь на пути луча по­ставить поляризатор, то можно добиться полного его гашения. Если же падающий свет естественный, то он при прохождении пластинки l /4 таковым и останется (ни при каком положении пластинки и поляри­затора погашения луча не достичь).

Таким образом, если при вращении поляризатора при любом положении пластинки интенсивность не меняется, то падающий свет естественный. Если интен­сивность меняется и можно достичь пол­ного гашения луча, то падающий свет циркулярно поляризованный, если полного гашения не достичь, то падающий свет представляет смесь естественного и цирку­лярно поляризованного.

Если на пути эллиптически поляризо­ванного света поместить пластинку l /4, оптическая ось которой ориентирована параллельно одной из осей эллипса, то она внесет дополнительную разность фаз ±p/2. Результирующая разность фаз ста­нет равной нулю или p. Следовательно, эллиптически поляризованный свет, прой­дя пластинку l /4, повернутую определен­ным образом, превращается в плоскополя­ризованный и может быть погашен пово­ротом поляризатора. Этим методом можно отличить эллиптически поляризованный свет от частично поляризованного или циркулярно поляризованный свет от естественного.

Оптическая пирометрия

Законы теплового излучения используют­ся для измерения температуры раскален­ных и самосветящихся тел (например, звезд). Методы измерения высоких темпе­ратур, использующие зависимость спек­тральной плотности энергетической свети­мости или интегральной энергетической светимости тел от температуры, называют­ся оптической пирометрией. Приборы для измерения температуры нагретых тел по интенсивности их теплового излучения в оптическом диапазоне спектра называ­ются пирометрами. В зависимости от того, какой закон теплового излучения исполь­зуется при измерении температуры тел, различают радиационную, цветовую и яркостную температуры.

Радиационная температура — это такая температура черного тела, при кото­рой его энергетическая светимость R_e равна энергетической свети­мости R_T исследуемого тела. В этом случае регистрируется энергети­ческая светимость исследуемого тела и по закону Стефана - Больцмана вы­числяется его радиационная температура:

Радиационная температура тела всегда меньше его истинной температуры.

Цветовая температура. Для серых тел (или тел, близких к ним по свойствам) спектральная плотность энергетической светимости r_l,т = а_тr_l,t, где A_T = const и при этом < 1. Следовательно, рас­пределение энергии в спектре излучения серого тела такое же, как и в спектре черного тела, имеющего ту же температу­ру. Поэтому к серым телам применим за­кон Вина. Зная длину волны, соответствующую максималь­ной спектральной плотности энергетиче­ской светимости исследуемого тела, можно определить его температуру по формуле T_ц = b/l_max, которая называется цветовой температу­рой. Для серых тел цветовая температура совпадает с истинной температурой тела. Для тел, которые сильно отличаются от серых, понятие цветовой температуры не имеет смысла. Так определяется тем­пература на поверхности Солнца (примерно 6500 К) и звезд.

Яркостная температура Т _я- это температура черного тела, при которой для определенной длины волны его спектраль­ная плотность энергетической светимости равна спектральной плотности энерге­тической светимости исследуемого тела. Она находится по формуле r_l,Tя = R_l,T, где Т - истинная температура тела. Ис­тинная температура тела всегда выше яркостной.

В качестве яркостного пирометра обычно используется пирометр с исчезаю­щей нитью. Накал нити пирометра под­бирается таким, чтобы изображение нити пирометра сливалось с фоном поверхности раскаленного тела. При этом нить как бы «исчезает». Используя проградуированный по черному телу мил­лиамперметр, можно определить яркостную температуру. Зная поглощательную способность A_l,T тела при той же длине волны, по яркостной температуре можно определить истин­ную температуру исследуемого тела.

Тепловые источники света

Свечение раскаленных тел используется для созда­ния источников света, первые из кото­рых - лампы накаливания и дуговые лам­пы - были изобретены учеными Лодыгиным в 1873 г. и Яблочковым в 1876 г.

На первый взгляд, кажется, что черные тела должны быть наилучшими тепловыми источниками света, так как их спектраль­ная плотность энергетической светимости для любой длины волны больше спек­тральной плотности энергетической свети­мости нечерных тел, взятых при одинако­вой температуре. Однако для некоторых тел (например, вольфра­ма), обладающих селективностью тепло­вого излучения, доля энергии, приходяща­яся на излучение в видимой области спект­ра, значительно больше, чем для черного тела, нагретого до той же температуры. Поэтому вольфрам, обладая еще и высо­кой температурой плавления, является на­илучшим материалом для изготовления нитей ламп.

Температура вольфрамовой нити в ва­куумных лампах не должна превышать 2450 К, поскольку при более высоких тем­пературах происходит ее сильное распыле­ние. Максимум излучения при этой темпе­ратуре соответствует длине волны» 1,1 мкм, что очень далеко от максиму­ма чувствительности человеческого глаза (» 0,55 мкм).

Наполнение баллонов ламп инертными газами (например, смесью криптона и ксенона с добавлением азота) при давлении» 50кПа позволяет увели­чить температуру нити до 3000 К, что при­водит к улучшению спектрального состава излучения. Однако светоотдача при этом не увеличивается, так как возникают до­полнительные потери энергии из-за тепло­обмена между нитью и газом вследствие теплопроводности и конвекции.

Для уменьшения потерь энергии за счет тепло­обмена и повышения светоотдачи нити ламп изготовляют в виде спирали, отдельные витки которой обогре­вают друг друга. При высокой температу­ре вокруг этой спирали образуется непод­вижный слой газа и вследствие конвекции теплооб­мен полностью исключается. КПД ламп накаливания в настоящее время не превосходит 5%, поэтому замена ламп накаливания на современные энергосберегающие лампы чрезвычайно актуальна.

Применение фотоэффекта

На явлении фотоэффекта основано дейст­вие фотоэлектронных приборов, получив­ших разнообразное применение в различ­ных областях науки и техники. В настоя­щее время практически невозможно ука­зать отрасли производства, где бы не использовались фотоэлементы — приемни­ки излучения, работающие на основе фо­тоэффекта и преобразующие энергию из­лучения в электрическую.

Простейшим фотоэлементом с внеш­ним фотоэффектом является вакуумный фотоэлемент. Он представляет собой отка­чанный стеклянный баллон, внутренняя поверхность которого (за исключением окошка для доступа излучения) покрыта фоточувствительным слоем, служащим фотокатодом. В качестве анода обычно используется кольцо или сетка, помещае­мая в центре баллона. Фотоэлемент вклю­чается в цепь батареи, э.д.с. которой выбирается такой, чтобы обеспечить фототок насыщения. Выбор материала фотока­тода определяется рабочей областью спек­тра: для регистрации видимого света и ин­фракрасного излучения используется кислородно-цезиевый катод, для регистрации ультрафиолетового излучения и коротко­волновой части видимого света — сурьмяно-цезиевый. Вакуумные фотоэлементы безынерционны, и для них наблюдается строгая пропорциональность фототока ин­тенсивности излучения. Эти свойства по­зволяют использовать вакуумные фотоэле­менты в качестве фотометрических при­боров, например фотоэлектрический эк­спонометр, люксметр (измеритель осве­щенности) и т. д.

Для увеличения интегральной чувстви­тельности вакуумных фотоэлементов (фототок насыщения, приходящийся на 1 лм светового потока) баллон заполняется разреженным инертным газом (Ar или Ne при давлении»1,34 — 13 Па). Фототок в таком элементе, называемом газонаполненным, усиливается вследствие ударной ионизации молекул газа фотоэлектронами. Интегральная чувствительность газона­полненных фотоэлементов (»1 мА/лм) гораздо выше, чем для вакуумных (20— 150 мкА/лм), но они обладают по сравне­нию с последними большей инерционно­стью (менее строгой пропорционально­стью фототока интенсивности излучения), что приводит к ограничению области их применения.

Для усиления фототока применяются фотоэлектронные умножители, в которых наряду с фотоэффектом используется явление вторичной электронной эмиссии. Размеры фотоэлектронных ум­ножителей немного превышают размеры обычной радиолампы, общий коэффициент усиления составляет»10⁷ (при напряже­нии питания 1 — 1,5 кВ), а их интегральная чувствительность может достигать 10 А/лм. Поэтому фотоэлектронные умно­жители начинают вытеснять фотоэлемен­ты, правда, их применение связано с ис­пользованием высоковольтных стабилизи­рованных источников питания, что не­сколько неудобно.

Фотоэлементы с внутренним фотоэф­фектом, называемые полупроводниковыми фотоэлементами или фотосопротивления­ми (фоторезисторами), обладают гораздо большей интегральной чувствительностью, чем вакуумные. Для их изготовления ис­пользуются PbS, CdS, PbSe и некоторые другие полупроводники. Если фотокатоды вакуумных фотоэлементов и фотоэлек­тронных умножителей имеют «красную границу» фотоэффекта не выше 1,1 мкм, то применение фотосопротивлений позво­ляет производить измерения в далекой ин­фракрасной области спектра (3 — 4 мкм), а также в областях рентгеновского и гам­ма-излучений. Кроме того, они малогаба­ритны и имеют низкое напряжение пита­ния. Недостаток фотосопротивлений — их заметная инерционность, поэтому они не­пригодны для регистрации быстропеременных световых потоков.

Фотоэлементы с вентильным фотоэф­фектом, называемые вентильными фото­элементами (фотоэлементами с запирающим слоем), обладая, подобно элемен­там с внешним фотоэффектом, строгой пропорциональностью фототока интен­сивности излучения, имеют большую по сравнению с ними интегральную чув­ствительность (примерно 2 — 30 мА/лм) и не нуждаются во внешнем источнике э.д.с. К числу вентильных фотоэлемен­тов относятся германиевые, кремниевые, селеновые, купроксные, сернисто-сереб­ряные и др.

Кремниевые и другие вентильные фо­тоэлементы применяются для создания со­лнечных батарей, непосредственно преоб­разующих световую энергию в электриче­скую. Эти батареи уже в течение многих лет работают на советских космических спутниках и кораблях. К. п. д. этих бата­рей составляет ~=10 % и, как показывают теоретические расчеты, может быть дове­ден до «22 %, что открывает широкие перспективы их использования в качестве источников электроэнергии для бытовых и производственных нужд.

Рассмотренные виды фотоэффекта ис­пользуются также в производстве для кон­троля, управления и автоматизации раз­личных процессов, в военной технике для сигнализации и локации невидимым излу­чением, в технике звукового кино, в раз­личных системах связи и т. д.

Опыты франка и герца

Немецкие физики Франк и Герц, изучая методом задерживающего потен­циала столкновения электронов с атомами газов (1913 г.), экспериментально доказали дискретность значений энергии атомов. Вакуумная трубка, заполненная парами ртути (давление при­близительно равно 13 Па), содержала ка­тод (К), две сетки (C₁ и С₂) и анод (А). Электроны, эмиттируемые катодом, уско­рялись разностью потенциалов, приложен­ной между катодом и сеткой С₁ Между сеткой С2 и анодом приложен небольшой (примерно 0,5 В) задерживающий потен­циал. Электроны, ускоренные в области /, попадают в область 2 между сетками, где испытывают соударения с атомами паров ртути. Электроны, которые после соударе­ний имеют достаточную энергию для прео­доления задерживающего потенциала в области 3, достигают анода. При неупру­гих соударениях электронов с атомами ртути последние могут возбуждаться. Со­гласно боровской теории, каждый из ато­мов ртути может получить лишь вполне определенную энергию, переходя при этом в одно из возбужденных состояний. Поэто­му если в атомах действительно существу­ют стационарные состояния, то электроны, сталкиваясь с атомами ртути, должны те­рять энергию дискретно, определенными порциями, равными разности энергий со­ответствующих стационарных состояний атома.

Из опыта следует, что при увеличении ускоряющего потенциала вплоть до 4,86 В анодный ток возрастает монотонно, его значение проходит через максимум (4,86 В), затем резко умень­шается и возрастает вновь. Дальнейшие максимумы наблюдаются при 2•4,86 и 3•4,86 В.

Ближайшим к основному, невозбуж­денному, состоянию атома ртути является возбужденное состояние, отстоящее от ос­новного по шкале энергий на 4,86 эВ. Пока разность потенциалов между като­дом и сеткой меньше 4,86 В, электроны, встречая на своем пути атомы ртути, ис­пытывают с ними только упругие соударения. При ej=4,86 эВ энергия электрона становится достаточной, чтобы вызвать неупругий удар, при котором электрон отдает атому ртути всю кинетическую энергию, возбуждая переход одного из электронов атома из нормального энерге­тического состояния на возбужденный энергетический уровень. Электроны, поте­рявшие свою кинетическую энергию, уже не смогут преодолеть тормозящего поля и достигнуть анода. Этим и объясняется первое резкое падение анодного тока при ej=4,86 эВ. При значениях энергии, кратных 4,86 эВ, электроны могут испы­тать с атомами ртути 2, 3,... неупругих соударения, потеряв при этом полностью свою энергию, и не достигнуть анода, т. е. должно наблюдаться резкое падение анодного тока. Это действительно наблю­дается на опыте.

Таким образом, опыты Франка и Герца показали, что электроны при столкновении с атомами ртути передают атомам только определенные порции энергии, причем 4,86 эВ — наименьшая возможная порция энергии (наименьший квант энергии), ко­торая может быть поглощена атомом рту­ти в основном энергетическом состоянии. Следовательно, идея Бора о существова­нии в атомах стационарных состояний блестяще выдержала экспериментальную проверку.

Атомы ртути, получившие при соуда­рении с электронами энергию DE, перехо­дят в возбужденное состояние и должны возвратиться в основное, излучая при этом, согласно второму постулату Бора, световой квант с часто­той n=DE/h. По известному значению DE=4,86 эВ можно вычислить длину волны излучения: l =hc/DE» 255 нм. Та­ким образом, если теория верна, то атомы ртути, бомбардируемые электронами с энергией 4,86 эВ, должны являться источ­ником ультрафиолетового излучения с l»255 нм. Опыт действительно обнаружи­вает одну ультрафиолетовую линию с l»254 нм. Таким образом, опыты Франка и Герца экспериментально подтвердили не только первый, но и второй постулат Бора. Эти опыты сыграли огромное значение в развитии атомной физики.

МОДЕЛИ ЯДРА

1. Капельная модель ядра (1936; Бор и Френкель). Капельная мо­дель ядра основана на аналогии между поведением нуклонов в ядре и поведением молекул в капле жидкости. Так, в обоих случаях силы, действующие между составными частицами — молекулами в жидкости и нуклонами в ядре,— являются коротко­действующими и им свойственно насыще­ние. Для капли жидкости при данных внешних условиях характерна постоянная плотность ее вещества. Ядра же характе­ризуются практически постоянной удель­ной энергией связи и постоянной плот­ностью, не зависящей от числа нуклонов в ядре. Наконец, объем капли, так же как и объем ядра, пропорционален числу частиц. Существенное отличие ядра от капли жидкости в этой модели заключается в том, что она трактует ядро как каплю электрически заряженной не­сжимаемой жидкости (с плотностью, рав­ной ядерной), подчиняющуюся законам квантовой механики.

Дата добавления: 2017-02-01; Просмотров: 68; Нарушение авторских прав?; Мы поможем в написании вашей работы!