fizika_wpori

1. Электромагнитная природа света. Т.к.

свет представляет собой электромагнитные волны, то в основе волновой оптики лежат уравнения Максвелла и вытекающие из них соотношения для электромагнитных волн. Согласно электромагнитной теории Максвелла

cv = εμ = n , где с и v соответственно скорости

распространения света в среде с диэлектрической проницаемостью ε и магнитной

проницаемостью μ и в вакууме. Это соотношение

связывает оптические, электрические и магнитные постоянные вещ-ва. По Максвеллу, ε и μ -- величины, не зависящие от

длины волны света, поэтому электромагнитная теория не могла объяснить явление дисперсии (зависимость показателя преломления от длины волны). Значения показателя преломления характеризуют оптическую плотность среды (оптически более и менее плотные среды). Длина световой волны в среде с показателем n связана с

длиной волны в вакууме: λ = λn0 .

2. Сложение колебаний световых волн. В клас-

сической волновой оптике рассматриваются среды, линейные по своим оптическим св-вам, т.е такие, диэлектрическая и магнитная проницаемость которых н.з. от интенсивности света. Поэтому в волновой оптике справедлив принцип суперпозиции волн. Явления, наблюдающиеся при распространении света в оптически нелинейных средах, исследуются в нелинейной оптике. Нелинейные оптические эффекты становятся существенными при очень больших интенсивностях света, излучаемого мощными лазерами. Пусть две волны одинаковой частоты, накладываясь друг на друга, возбуждают

3. Когерентность и интерференция световых волн. Явление интерференции света состоит в отсутствии суммирования интенсивностей световых волн при их наложении, т.е. во взаимном усилении этих волн в одних точках пространства и ослаблении – в других. Необходимым условием интерференции волн является их когерентность. Этому условию удовлетворяют монохроматические волны одинаковой частоты (неограниченные в пространстве волны одной определенной и строго постоянной частоты). Так как ни один реальный источник не дает строго монохроматического света, то волны, излучаемые любыми независимыми источниками света, всегда некогерентны (например, две лампочки). Однако из-за поперечности электромагнитных волн условие их когерентности еще не достаточны для получения интерференционной картины. Необходимо, кроме того, чтобы колебания векторов Е электромагнитных полей интерферирующих волн совершались вдоль одного и того же или близких направлений. Продолжительность процесса излучения света атомом t~10-8 с. За этот промежуток времени возбужденный атом, растратив свою избыточную энергию на излучение, возвращается в нормальное (невозбужденное) состояние и излучение им света прекращается. Затем, спустя некоторый промежуток времени атом может вновь возбудиться и начать излучать свет. Такое прерывистое излучение света атомами в виде отдельных кратковременных импульсов – цугов волн – характерно для любого источника света независимо от специфических особенностей тех процессов, которые происходят в источнике и вызывают возбуждение его атома.

4. Расчет интерференционной картины от двух источников. Расчет интерференционной картины для двух источников можно провести используя две узкие параллельные щели, расположенные достаточно близко друг к другу.

Щели S1 и S2 находятся на расстоянии d друг от друга и являются когерентными источниками света. Интерференция наблюдается в произвольной точке А экрана, параллельного обеим щелям и расположенного от них на расстоянии l, причем l>>d. Начало отсчета выбрано в точке О, симметричной относительно щелей. Интенсивность в любой точке А экрана, лежащей на расстоянии х от О, определяется оптической разностью хода

= s1 − s2 (разностью оптических длин проходимых волнами путей). Из рисунка имеем: s22 =l2 + (x + d / 2)2; s12 =l2 + (x − d / 2)2 откуда

s22 − s12 = 2xd или

=s2 − s1 = 2xd /(s1 + s2 ) . Из условия l>>d

интерференционного максимума и минимума:

= ±mλ0 (m = 0,1,2,3...) и.

5. Пространственная и временная коге-

рентность. Любой монохроматический свет можно представить в виде совокупности сменяющих друг друга независимых гармонических цугов. Средняя продолжительность одного цуга

τког называется временем когерентности. Коге-

рентность существует только в пределах одного цуга, и время когерентности не может превышать

время излучения, τког <τ. Если волна распро-

страняется в однородной среде, то фаза колебаний в определенной точке пространства сохраняется только в течении времени когерентности. За это время волна распространяется в вакууме на

расстояние lког = сτког , называемое длиной

когерентности. Отсюда следует, что наблюдение интерференции света возможно лишь при оптических разностях хода, меньших длины когерентности для используемого источника света. Чем ближе волна к монохроматической, тем меньше ширина спектра ее частот и больше ее время когерентности, а следовательно и длина когерентности. Когерентность колебаний, которые совершаются в одной и той же точке пространства, определяемая степенью монохроматичности волн, называется временной когерент-

ностью.

Наряду с временной когерентностью, для описания когерентных свойств волн в плоскости, перпендикулярной направлению их распростране-

ния, вводится понятие пространственной коге-

рентности. Два источника, размеры которых позволяют (при необходимой степени монохроматичности света) наблюдать интерференцию,

называются пространственно когерентными.

7. Способы получения интерференционных картинок. Для осуществления интерференции света необходимо получить когерентные световые пучки, для чего применяются различные приемы. До появления лазеров во всех приборах для наблюдения интерференции света когерентные пучки получали разделением и последующим сведением световых лучей, исходящих из одного и того же источника. Практически это можно осуществить с помощью экранов и щелей, зеркал и преломляющих тел. 1. Метод Юнга. Источником света служит ярко освещенная щель S, от которой световая волна падает на две узкие равноудаленные щели S1

и S2,

параллельные щели S. Таким образом, щели S1 и S2 играют роль когерентных источников. Интерференционная картина (область ВС) наблюдается на экране Э, расположенном на некотором расстоянии параллельно S1 и S2. 2.Зеркала Френеля. Свет от источника S падает расходящимся пучком на два плоских зеркала А1О и А2О, расположенных относительно друг друга под углом, лишь немного отличающимся от 1800 (угол ϕ мал).

Световые пучки, отразившиеся от обоих зеркал, можно считать выходящими из мнимых источников S1 и S2 , являющихся мнимыми изображения

8. Интерференция тонких пленок. В

природе часто можно наблюдать радужное окрашивание тонких пленок (масляные пленки на воде, мыльные пузыри и т.д.) возникающее в р- тате интерференции света, отраженного двумя поверхностями пленки. Пусть на плоскопараллельную прозрачную пленку с показателем преломления n и толщиной d под углом i падает плоская монохроматическая волна (для простоты рассм. один луч).

На

поверхности пленки в точке О луч разделится на два: частично отразится от верхней поверхности пленки, и частично преломится.

Преломленный луч, дойдя до точки С, частично преломится в воздух (n0=1), и частично отразится и пойдет к точке В. Здесь он опять частично отразится (этот ход луча в дальнейшем из-за малой интенсивности не рассматриваем) и преломится, выходя в воздух под углом i. Вышедшие из пленки лучи 1 и 2 когерентны, если оптическая разность их хода мала по сравнению с длиной когерентности падающей волны. Если на их поставить собирающую линзу, то они сойдутся в одной

в некоторой точке пространства колебания одинакового направления:

A1 cos(ωt +α1), A2 cos(ωt +α2 ) . Амплитуда результирующего колебания в данной точке будет: A2 = A12 + A22 + 2A1A2 cosδ, где

δ=α2 −α1 . Если разность фаз

δвозбуждаемых волнами колебаний остается

постоянной во времени, то волны наз-ся когерентными

6. Оптическая длина пути. Пусть разделение на две когерентные волны происходит в одной определенной точке О. До точки М, в которой наблюдается интерференционная картина, одна волна в результате преломления n1 прошла путь s1, вторая – в среде n2 – путь s2. Если в точке О

фаза колебаний равна ωt , то в точке М первая волна возбудит колебание

v1=c/n1, v2=c/n2 –фазовая скорость первой и второй волны. Произведение геометрической

длины s пути световой волны в данной среде на показатель преломления этой среды называется

оптической длиной волны L, a = L2 − L1 –

разность оптических длин проходимых путей – оптическая разность хода. Если оптическая разность хода равна целому числу волн в вакууме

= ±mλ0 (m=0,1,2…), то δ = ±2mπ и

колебания, возбуждаемые в точке М обеими волнами, будут происходить в одинаковой фазе. Следовательно, это максимум. Если оптическая

δ = ±(2m +1)π и колебания, возбуждаемые в

точке М обеими волнами, будут происходить в противофазе. Следовательно мин..

11. Многолучевая интерференция. В

отличие от двулучевой интерференции, 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, a интенсивность в N2 раз больше, чем от одного пучка (N – число интерферирующих пучков).Многолучевую интерференцию можно осуществить в многослойной системе чередующихся пленок с разными показателями преломления (но одинаковой оптической

толщиной λ0 /4), нанесенных на отражающую

поверхность. На границе раздела пленок возникает большое число отраженных интерферирующих лучей, которые при

оптической толщине пленки λ0 /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 коэф-т отражения, тем уже эта область.

Для осуществления интерференции многих световых волн с близкими или равными амплитудами применяются спец. приборы – дифракц. решетки. Амплитуду А результирующих колебаний и интенсивность I=A2 в произвольной точке М положительные значения, кроме кратных N

идущей из S0 (пов-ть сферы радиуса R с центром S). Радиус выберем так, чтобы расстояние L от точки М до этой сферы (L=|OM|) было порядка R.

Разобьем пов-ть S на небольшие по площади кольцевые участки – зоны Френеля. Колебания, возбуждаемые в точке М двумя соседними зонами , противоположны по фазе, т.к. разность хода от сходственных точек этих зон до точки М

равна λ/ 2 . След. амплитуда результирующих

колебаний в точке М: А=А1-А2+А3-А4+…, где Аi

– амплитуда колебаний, возбуждаемых в точке М вторичными источниками. Величина Аi зависит от площади σi i-той зоны и угла ϕi между

внешней нормалью к пов-ти зоны в какой-либо ее т. и прямой, направленной из этой т. в т. М. Точки В и В’ соответствуют внешне границе i- той зоны.

Общее число N зон Френеля, уменьшающихся на части сферы, обращенной к точке М велико:

N = 2( L2 + 2LR − L) / λ . Например, если

R=L=10см и λ = 5 *10−5 см,то N=3*105.

Радиус зоны определяется по ф-ле: ri = iλRL /(R + L) .

минимумы (А=0) удовлетворяют условию

ϕ0 = ±2πp / N , где р принимает любые целые

оптическая ось линзы перпендикулярна поверхности пластинки, полосы равного наклона будут иметь вид концентрических колец с центром в фокусе линзы. 2. Полосы равной

толщины (интерференция от пластинки переменной толщины). Пусть на клин (угол

α между боковыми гранями мал) падает плоская

волна, направление распространения которой совпадают с параллельными лучами 1и 2. Из всех лучей, на которые разделяется падающий луч, рассмотрим лучи 1’ и 1”,. отразившиеся от верхней и нижней поверхностей клина. При определенном взаимном положении клина и линзы лучи 1’ и 1” пересекутся в некоторой точке А, являющейся изображением точки В. Т.к. 1’ и 1” когерентны, они будут интерферировать. Если источник расположен довольно далеко от поверхности клина, и угол α достаточно мал, то оптическая разность хода между интерферирующими лучами 1’ и 1” может быть с достаточной степенью точностью вычислена по

ф-ле. = 2d n2 −sin2 i ±λ0 / 2 , где в качестве d берется толщина клина в месте падения на него луча.. Лучи 2’ и 2’’, образовавшиеся за счет деления луча 2, падающего на другую точку клина, собираются линзой в точке А’. Оптическая разность хода уже определяется толщиной d’.Таким образом, на экране возникает система интерференционных полос. Каждая из полос возникает за счет отражения от мест пластинки, имеющих одинаковую толщину (в общем случае толщина пластинки может изменяться произвольно). Интерференционные полосы, возникающие в результате интерференции от мест одинаковой толщины, называются полосами равной толщины

Монохроматический свет от источника S падает под углом 45° на плоскопараллельную пластинку P1. 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 М1 и, возвращаясь обратно, вновь проходит через пластинку Р1 (луч 1'). Луч 2 идет к зеркалу М2, отражается от него, возвращается обратно и отражается от пластинки Р1 (луч 2'). Так как первый из лучей проходит пластинку Р1 дважды, то для компенсации возникающей разности хода на пути второго луча ставится пластинка Р2 (точно такая же, как и Р1, 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 М1 и луча 2 от точки О до зеркала M2. При перемещении одного из зеркал

на расстояние λ0 /4 разность хода обоих лучей увеличится на λ0 /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

20. Дифракционная решетка и дифрак-

ционные спектры. Дифракционной решеткой называется последовательность из большого числа N одинаковых параллельных щелей. Ширина каждой щели равна b, расстояние между соседними щелями, которое называется периодом решетки, равно d. Расположим параллельно решетке собирательную линзу, в фокальной пл-ти которой поставим экран. Выясним характер диф. картины, получающейся на экране при падении на решетку световой волны (для простоты будем считать, что волна падает на решетку нормально). Каждая из щелей даст на экране картину, описываемую кривой, изобр на рис. Картины от всех щелей придутся на одно и то же место экрана (независимо от положения щели, центральный максимум лежит против центра линзы). Если бы колебания, приходящие в точку Р от различных щелей, были некогерентными, результирующая картина от N щелей отличалась бы от картины, создаваемой одной щелью лишь тем, что все интенсивности выросли бы в N раз.

Однако, колебания от различных щелей являются в большей или меньшей степени когерентными; поэтому результирующая

интенсивность будет отлична от NIϕ ( Iϕ --

интенсивность, создаваемая одной щелью). Предполагая, что радиус когерентности (максимальное поперечное направлению распространению волны расст., на котором возможно проявление интерференции) падающей волны намного превышает длину решетки. Так что колебания от всех щелей можно считать когерентными друг относительно друга. В этом случае результир. колеб в точке Р пред ставл. собой сумму N колебаний с одинаковыми ампл.

Aϕ , сдвинутых друг относительно друга по фазе

23. Дифракция рентгеновских волн. Это не видимые глазом эл. магн. излучение м длиной

волны 10−5,102 нм. Проникают через некоторые

непрозрачные для видимого света материалы, испускаются при быстрых торможениях электронов в вещ-ве и при квантовых переходах электронов с внеш. эл. оболочек атома на внутр. Поставим две дифр. решетки одну за другой так, чтобы их штрихи были взаимно перпендикулярными. Первая решетка (пусть ее штрихи вертикальны) даст в горизонтальном направлении ряд максимумов, положения которых определяются условием

d1 sinϕ1 = ±m1λ,(m = 0,1,...). Вторая решетка (с

горизонтальными штрихами) разобьет каждый из образовавшихся таким образом пучков на расположенные по вертикали максимумы, положения которых определяются условием:

d2 sinϕ2 = ±m2λ,(m = 0,1,2,...) .

Витоге дифракционная картина будет иметь вид правильно расположенных пятен, каждому из которых соответствуют два целочисленных

индекса m1 и m2 . Такая же диф. картина

получается, если вместо двух реальных решеток взять одну прозрачную пластинку с нанесенными на нее двумя системами взаимно перпендикулярных штрихов. Дифракция так же наблюдается на трехмерных структурах. т.е. пространственных образованиях, обнаруживающих периодичность по трем не лежащим в одной пл-ти направлениям. Подобными структурами являются все крист

вдвое больше, чем в отсутствие непрозрачного экрана с отверстием (соответственно

интенсивность в точке М I = A2 = A12 ).

Амплитуда А можно значительно увеличить с помощью с помощью зонной пластинки – стеклянной пластинки, но пов-ть которой так нанесено непрозрачное покрытие, что оно закрывает все четные зоны Френеля и оставляет открытыми все нечетные зоны (либо наоборот). Если общее число зон, уменьшающихся на пластинке, равно 2к, то А=А1+А3+…+А2л-1. Если

2к не слишком велико, то A2k −1 ≈ A1 и

A ≈ kA1 , т.е. освещенность экрана в точке М в к2

раз больше, чем при беспрепятственном распространении света от источника в точку М. Зонная пластинка действует на свет подобно собирающей линзе

максимума к соседнему минимуму, разность хода меняется на λ/ N , где N – число щелей решетки. Следовательно минимум λ1 , наблюдаемый под

углом ϕmin , удовлетворяет условию

d sinϕmin = mλ1 + λ1 / N . По критерию Релея (Изображения двух близлежащих одинаковых точечных источников или двух близлежащих спектральных линий с равными интенсивностями и одинаковыми симметричными контурами разрешимы (разделены для восприятия), если центральный максимум дифракционной картины от одного источника (линии) совпадает с первым минимумом дифр. картины от другого),

ϕ= ϕmin ,т.е., mλ2 = mλ1 + λ1 / N или

λ2 /(λ2 − λ1) = mN . Т.к. λ1 и λ2 близки ме-

жду собой, т.е. λ2 −λ1 = δλ , то согласно

R = λ/(δλ) : Rдиф. реш = mN . Таким образом

разр. способность дифр решетки пропорциональна порядку m спектров и числу Nщелей, т.е. при заданном N увеличивается при переходе к спектрам высших порядков. Современные решетки обладают разр способностью до 2*105.

32. Волновые и полуволновые пластинки.

Рассмотрим крист пластинку, вырезанную параллельно оптической оси. При падении на такую пластинку плоскополяризованного света, обыкновенный и необыкновенный лучи оказы

ваются некогерентными (т.к. колебания каждого цуга разделяются между обыкновенным и необыкновенным лучами в одинаковой пропорции (зависящей от ориентации оптической оси пластинки относительно пл-ти колебаний в падающем луче)). На входе в пласт-ку. разность

фаз δ этих лучей равна 0, на выходе из нее

показатели преломления обыкновенного и необыкновенного лучей (n=c/V). Вырезанная для параллельной оси пластинка, для которой

(n0 − ne )d = mλ0 + λ0 / 4 , (где m = 0,1,2,…),

называется пластинкой в четверть волны. При прохождении через такую пластинку обыкновенный и необыкновенный лучи приобретают разность фаз, равную π /2 (разность фаз определяется с точностью до 2 π m). Пластинка, для которой

(n0 − ne )d = mλ0 + λ0 / 2 , называется пластинкой в полволны.

36. Испускательная и поглощательная способность. Спектральной хар-кой теплового излучения тела служит спектральная плотность энергетической светимости (испускательная

способность), равная Rν,T = dWdνизл , где

dWизл -- энергия электромагнитного излучения,

испускаемого за единицу времени с единицы площади поверхности тела в интервале частот от

ν до ν + dν . Спектральная плотность

энергетической светимости численно равна мощности излучения с единицы площади пов-ти этого тела в интервале частот единичной ширины. Единицей измерения является

Дж/(м2с)

Спектральной хар-кой поглощения электромагнитных волн телом служит спектральная поглощательная способность

(поглощательная способность). Aν,T = dWdWпогл .

Он показывает, какая доля энергии dW падающего на пов-ть тела эл. магн излучения с

частотами от ν до ν + dν поглощается телом. Эта величина – безразмерная

35. Тепловое излучение. Тела, нагреты до достаточно высоких температур, светятся. Свечение тел, обусловленное нагреванием, называется тепловым излучением. Тепловое излучение является самым распространенным в природе, совершается за счет энерги теплового движения атомов и молекул в-ва (т.е. за счет его внутренней энергии) и свойственно всем телам при температуре выше 0 К. Тепловое излучение характеризуется сплошным спектром, положение максимума которого зависит от температуры. При высоких температурах излучаются короткие (видимые и ультрафиолетовые) электромагнитные волны, при низких – преимущественно длинные (инфракрасные). Тепловое излучение – практически единственный тип излучения, который может быть равновесным. Предположим, что нагретое тело помещено в полость, ограниченное идеально отражающей оболочкой. С течением времени, в р-тате непрерывного обмена энергией между телом и излучением, наступит равновесие, т.е. тело в единицу времени будет поглощать столько же сколько и излучать.

пов-ти металла) получается эллиптический поляризованный свет). В отраженном луче преобладают колебания, перпендикулярные к плоскости падения (на рис. эти колебания обозначены точками), в преломленном луче – колебания, параллельные плоскости падения (на русунке они изображены двусторонними стрелками). Степень поляризации зависимость от

угла падения. Обозначим через θБр угол,

удовлетворяющий условию tgθБр = n12 , где

n12 -- показатель преломления второй среды преломления относительно первой. При угле падения θ1 равном θБр , отраженный луч

полностью поляризован (он содержит только колебания, перпендикулярные к пл-ти падения). Степень поляризации преломленного луча при

угле падения, равномθБр , достигает

наибольшего значения, однако этот луч остается поляризованным только частично. tgθБр = n12 --

закон Брюстера, а угол θБр называют углом

Брюстера.

Легко убедиться в том, что при падении света под углом Брюстера отраженный и преломленный лучи взаимно перпендикулярны. Степень поляризации отраженного и преломленного лучей при различных углах падения можно получить с помощью формул Френеля. Эти ф-лы вытекают из условий, налагаемых на электромагнитное поле на границе поле на границе двух диэлектриков.

2. Магнитное вращение пл-ти поляризация

(Эффект Фарадея). Оптически неактивные в-ва приобретают способность вращать пл-ть поляризации под действием магнитного поля. Это явление наблюдается при распространении света вдоль направления намагниченности. Поэтому для наблюдения эффекта Фарадея в полюсных наконечниках электромагнита просверливаются отверстия, через который пропускается световой луч. Исследуемое в-во помещается между полюсами электромагнита. Угол поворота пл-ти

ϕпропорционален пути A , проходимому светом

вв-ве, и намагниченности в-ва. Намагниченность

всвою очередь пропорциональна напряженности магнитного поля Н. Поэтому можно написать, что

ϕ=VAH , V – удельное вращение, зависит от

длины волны. Направление вращения определяется направлением магнитного поля. От направления луча знак вращения н.з.. Поэтому если, отразив луч зеркалом, заставить его пройти через намагниченное в-во еще раз в обратном направлении, поворот плоскости поляризации удвоится. Оптически активные в-ва под действием магнитного поля приобретают дополнительную способность вращать пл-ть поляризации, которая складывается с их естественной способностью

41. Формула Релея-Джинса. Попытка теоретического вывода зависимости универсальной функции Кирхгофа. В данном случае был применен закон равномерного распределения энергии по степеням свободы. Формула Релея-Джинса для спектральной плотности энергетической светимости имеет вид

осциллятора с собственной частотой ν .

Для осциллятора, совершающего колебания, средние значения кинетической и потенциальной энергий одинаковы, поэтому средняя степень каждой колебательной степени свободы

ε = kT . Ф-ла Р.-Д. согласуется с

экспериментальными данными только в области достаточно малых частот и больших температур. В области больших частот она резко с ними расходится. Если попытаться получить закон Стефана-Больцмана, то получается абсурд, т.к. вычисленная с использованием ф-лы Р.-Д. энергетическая светимость черного тела

Re = ∫0∞rν,T dν = 2πckT2 ∫0∞ν2dν = ∞, в то время как по з. Стеф.-Больц.

Re пропорциональна четвертой степени температуры.

ehν / kT , тогда получим ф-лу

rνo = 2πhν3 e−hν / kT , эта ф-ла совпадает с ф- c2

лой rνo,T ~ ν3e−a1ν / T , причем а1=h/k

40. Закон Вина. Опираясь на законы термо- и электродинамики, Вин установил зависимость

длины волны λmax , соответствующей максимуму функции rλ,T , от температуры Т.

Согласно закону смещения Вина, λmax = b /T

(где rλ,T = λc2 rν,T ).

Т.е. длина волны λmax , соответствующая

максимальному значению спектральной плотности энергетической светимости ЧТ, обратно пропорциональна его термодинамической температуре, b—постоянная

Вина = 2.9 10−3 м К . Закон Вина – закон смещения т.к. он показывает смещение положения максимума функции rλ,T по мере

возрастания температуры в область коротких длин волн. Он объясняет, почему при понижении температуры нагретых тел в их спектре все сильнее преобладает длинноволновое излучение.

фотоэффект внешний, внутренний и вентильный. Внешним фотоэффектом называется испускание электронов в-вом под действием электромагнитного излучения (света). Он наблюдается в твердых телах (металлах, полупроводниках, диэлектриках), а так же в газах на отдельных атомах и молекулах. Внутренний фотоэффект – это вызванные электромагнитным излучением переходы электронов внутри полупроводника или диэлектрика из связанных состояний в свободные без вылета наружу. В р- тате концентрация носителей тока внутри тела увеличивается, что приводит к возникновению фотопроводимости (повышению электропроводности полупроводника или диэлектрика при его освещении) или возникновению ЭДС. Вентильный фотоэффект

– возникновение ЭДС (фото-ЭДС) при освещении контакта двух разных полупроводников или полупроводника и металла (при отсутствии внешнего электрического поля). При помощи вентильного фотоэффекта можно напрямую преобразовывать солнечную энергию в электрическую.

Уравнение Эйнштейна для внешнего фотоэффекта: Энергия падающего фотона расходуется на совершение работы выхода из металла и на сообщение фотоэлектрону

кинетической энергии mvmax / 2 . По закону сохранения энергии, hν = A + mvmax2 / 2 .

показали, что зависимость rνo,T при разных температурах ЧТ имеет вид см. рис.. При разный частотах rνo,T ~ ν2T , а в области больших частот (правые ветви кривых вдали от максимумов), зависимость rνo,T от частоты имеет вид

rνo,T ~ ν3e−a1ν / T , где a1 -- постоянная величина.

Сущ-вание на каждой кривой более или менее ярко выраженного максимума свидетельствует о том, что энергия излучения ЧТ распределена по спектру неравномерно: черное тело почти не излучает энергии в области очень малых и очень больших частот. По мере повышения

температуры тела максимум rνo,T смещается в область больших частот. Площадь, ограниченная кривой rνo,T и осью абсцисс, пропорциональна

энергетической светимости ЧТ. Поэтому в соответствии с законом Стефана Больцмана она

возрастает пропорционально T 4 .

спектре черного тела, имеющего ту же температуру. Поэтому к серым телам применим

закон Вина ( λmax = b /T ), т.е. зная длину волны λmax , соответствующую максимальной спектральной плотности энергетической светимости Rλ,T исследуемого тела, можно

определить его температуру Tц = b / λ , которая

наз-ся цветовой температурой. Для серых тел она совпадает с истинной температурой, для других тел это понятие теряет смысл. 3. Яркостная

температура. TЯ -- это температура черного

тела, при которой для определенной длины волны его спектральная плотность энергетической светимости равна энергетической светимости

исследуемого тела, т.е. rλ,T = Rλ,T , где Т –

истинная температура тела. Истинная температура для нечерного тела всегда больше яркостной.