Фізика (Чоплан П.П

Отже, в точці А спостерігатиметься інтерференційний максимум — світла пляма. Центральний максимум оточений темними і світлими концентричними кільцями. На рис. 12.12 дифракційна картина зобра­ жена в площині, перпендикулярній до напряму поширення світла. Зі збільшенням розмірів непрозорого екрана перша відкрита зона віддалятиметься від точки спостереження А. При цьому збільшува­ тиметься кут між нормаллю до поверхні цієї зони і напрямом випро­ мінювання в точку А. Це приводить до зменшення інтенсивності цен­ трального максимуму і при дуже великих розмірах екрана К за ним спостерігатиметься звичайна тінь.

Парадоксальний, на перший погляд, висновок, що в центрі гео­ метричної тіні має бути світло, висунув С. Пуассон як доказ непра­ вильності міркувань 0. Френеля. Проте дослід Д. Араго спростував припущення С. Пуассона про тінь у точці А і, отже, підтвердив спра­ ведливість хвильової теорії.

Аналогічно можна розглянути також дифракцію на круглому от­ ворі, на щілині та на краю екрана.

12.6. Дифракція Фраунгофера

Дифракція Фраунгофера спостерігається на нескінченності, тобто в паралельних променях. Часто для зручності спостереження вико­ ристовують збиральну лінзу і дістають дифракційну картину у фо­ кальній площині лінзи L (рис. 12.13). Дифраговані під певним ку­ том φ світлові пучки даватимуть зображення отвору АВ у фокальній площині лінзи L.Вважатимемо, що падаючі промені паралельні. Оскільки длякожної точкиспостереження -Рф дифраговані промені

також паралельні, то можна роз­ глядати дифракційні явища в цій точці як функцію кута дифракції φ. На рис. 12.13 Е — фронт падаю­ чої плоскої хвилі; Ь — ширина отвору АВ в екрані К; її довжину І (розташована перпендикулярно до площини креслення) вважати­ мемо нескінченною, якщо Ь/ 1 « 1; f — головна фокусна віддаль зби­ ральної лінзи L. Припустімо, що падаюче світло монохроматичне. Розглянемо дифракцію Фраунго­ фера на щілині з паралельними краями. Згідно з принципом Гюй­ генса — Френеля всі точки щіли­ ни можна розглядати як джерела вторинних хвиль, що коливають­

298

ся в одній фазі, оскільки площина щілини збігається з фронтом па­ даючої хвилі. Всі промені, що проходять крізь щілину в початково­ му напрямі, лінза збирає в одну лінію, яка проходить через точку О паралельно щілині. Оскільки лінза не вносить додаткової різниці оптичного ходу хвиль, то світлові коливання що збираються в точці (лінії) О від різних ділянок щілини, відбуватимуться в одній фазі, і, отже, крізь неї пройде світла смуга — центральний максимум (нульо­ вого порядку).

Врахуємо, що внаслідок дифракції світлові промені від щілини поширюються не лише в початковому напрямі, а й під різними кута­ ми φ до цього напряму. Всі промені, що падають на лінзу L під ку­ том φ до її оптичної осі, збиратимуться в точці (лінії) 2^, яка розта­ шована у фокальній площині лінзи L. Різниця оптичного ходу хвиль

між крайніми променями, що йдуть від щілини в цьому напрямі, буде

Щілину АВ можна розбити на зони Френеля. Ці зони матимуть вигляд однакових за шириною смуг, паралельних краям щілини. Оскільки для всіх таких зон кути між нормаллю до зони і напрямом дифрагованого променя виявляються однаковими, то всі вони одна­ ково випромінюють світло в заданому напрямі. Амплітуда результу­ ючих коливань, що приходять у точку спостереження від кожної пари сусідніх зон, дорівнює нулю, оскільки вони збуджують коли­ вання з однаковими амплітудами і протилежними фазами в точці спостереження. Отже, результуюча амплітуда в точці визначати­ меться числом зон Френеля, на які розбито щілину для кута дифракції φ. Якщо число зон для цієї точки спостереження парне, то в ній спостерігатиметься дифракційний мінімум:

Знак мінус відповідає променям, які поширюються від щілини під кутом ф і збираються в точці (лінії), симетричній Fy відносно головного фокуса 0. Якщо число зон непарне, то спостерігатиметься дифракційний максимум, що відповідає дії однієї зони Френеля:

Число k називають порядком дифракційного максимуму (мініму­ му). Отже, дифракційна картина, що утворюється від однієї щілини при освітленні її монохроматичним світлом, має вигляд світлих і темних смуг, які змінюють одна одну і розташовані симетрично по обидва боки від центральної світлої смуги. Яскравість світлих смуг швидко зменшується при віддаленні від центральної смуги. Якщо

299

щілину освітлювати немонохроматичним світлом (білим), то харак­ тер дифракційної картини змінюється: центральна смуга залишається білою і лише по краях буде забарвленою, а всі максимуми, починаю­ чи з максимуму першого порядку, розкладатимуться в спектр. У цьо­ му разі повного затемнення не спостерігається в жодній точці екра­ на. Це пов’язано з тим, що максимуми і мінімуми світла для різних довжин хвиль перекриваються.

Важливе значення має дифракція Фраунгофера на багатьох пара­ лельних однакових щілинах, розміщених в одній площині на одна­ кових відстанях одна від одної. Таку систему щілин називають ди­ фракційною решіткою. Дифракційні решітки використовують у спек­ троскопії для розкладання світла у спектр замість призми. Влас­ тивість решіток розкладати світло в спектр ґрунтується на тому, що положення дифракційних максимумів одного порядку для різних довжин хвиль неоднакове. Спектр, утворений за допомогою решіт­ ки, називають дифракційним, на відміну від спектра, що дає призма

іякий називають призматичним. Найпростіша дифракційна решіт­ ка — це пластинка, на якій чергуються вузькі прозорі й непрозорі смуги, паралельні між собою. Таку решітку можна виготовити, над­ ряпавши на склі алмазом ряд штрихів. Можна виготовити також решітку, якщо нанести подряпини на поверхню металевого дзеркала. Таку решітку називають відбивною. Суму ширини прозорої (відбивної)

інепрозорої (розсіювальної) смуг називають періодом решітки d. При освітленні решітки монохроматичним світлом дифракційна

картина, що спостерігається на екрані, розташованому в фокальній площині лінзи, складніша, ніж у випадку однієї щілини. Це пов’я­ зано з тим, що у дифракційних решітках спостерігається не тільки взаємна інтерференція променів, які поширюються від однієї щіли­ ни, а й інтерференція променів, що приходять в точку спостережен­ ня від різних щілин. Це приводить до того, що поряд з так званими головними максимумами, які визначаються умовою

де т = 0, 1, 2, ... — порядок головного максимуму; d — період решіт­ ки, і головними мінімумами, які визначаються співвідношенням

де k = 1, 2, ... ; Ь — ширина однієї щілини, виникають дуже слабкі побічні максимуми, розділені додатковими мінімумами. Число побічних максимумів і додаткових мінімумів, що містяться між двома сусідніми головними максимумами, залежить від кількості щілин у решітці. Го­ ловні максимуми, що відповідають кутам φ, для яких одночасно вико­ нуються співвідношення (12.23) і (12.24), не спостерігаються. Так, якщо d = 26, то парних максимумів (т = 2, 4, 6 і т. д.) немає.

300

Дифракційні решітки широко застосовують на практиці, оскільки загальна кількість енергії, що проходить крізь решітку, пропорцій­ на кількості щілин. Інтенсивність головних максимумів пропорцій­ на квадрату кількості щілин. Отже, зі збільшенням кількості щілин енергія, що потрапляє в головні максимуми, зростає швидше, ніж загальний потік енергії, тобто зі збільшенням кількості щілин все більше енергії, що проходить, припадає на головні максимуми. Ці загальні енергетичні міркування приводять до висновку, що дифрак­ ційна картина зі збільшенням кількості щілин стає більш виразною. Найпростішим методом збільшення кількості щілин було б збільшен­ ня розмірів решітки. Проте практично такий метод малопридатний, тому збільшують кількість щілин на 1 мм, зменшуючи їхню шири­ ну. В кращих сучасних решітках наносять до 1200 штрихів на 1 мм. Період такої решітки становить близько 800 нм. Великих успіхів у виготовленні перших дифракційних решіток досяг А. Майкельсон. У 1905 р. він виготовив решітку розміром 15 см, на яку було нанесе­ но 110 000 штрихів. Через десять років А. Майкельсон виготовив дифракційну решітку розміром 20 см, а потім 24 см, яка є найбіль­ шою з усіх виготовлених будь-коли дифракційних решіток. На неї нанесено 117 000 штрихів, що є значним досягненням у техніці екс­ перименту.

12.7. Поляризація світла.

Методи одержання поляризованого світла

Розглянуті явища дисперсії, інтерференції та дифракції світла яскраво підтверджують його хвильову природу. Деякі фізики XVIII — початку XIX ст., серед яких основоположники хвильової теорії світла X. Гюйгенс, Т. Юнг, вважали світлові хвилі поздовжніми. Так лег­ ше було пояснити поширення світла в так званому ефірі, який уяв­ ляли як дуже розріджений газ, оскільки, як відомо, в газах і ріди­ нах поширюються лише поздовжні хвилі. Проте 1819 р. О. Френель і Д. Араго відкрили нове явище — поляризацію світла, яке немож­ ливо пояснити, виходячи з таких уявлень. Розглянемо проходження світла через кристал турмаліну. Візьмемо дві однакові прямокутні пластинки з турмаліну, вирізані так, що одна із сторін (затемнена на рис. 12.14, а) прямокутника збігається з певним напрямом усереди­ ні кристала, що називається оптичною віссю. Накладемо одну плас­ тинку на другу так, щоб їхні осі збігалися за напрямом, і пропусти­ мо через складену пару пластинок вузький пучок світла від якогось джерела або від Сонця. Обертаючи одну з пластинок навколо пучка (друга нерухома), виявимо, що слід пучка ставатиме слабшим, а коли пластинка повернеться на 90°, він зовсім зникне (рис. 12.14, б). При подальшому обертанні пластинки пучок світла, що проходить, знову почне посилюватись і досягне попередньої інтенсивності при повер-

301

танні пластинки на 180°, тобто, коли оптичні осі пластинок знову розмістяться паралельно. При подальшому обертанні кристала тур­ маліну пучок знову слабшає, проходить через мінімум (зникає), коли осі пластинок перпендикулярні, і досягає попередньої інтенсивності, коли пластинка повертається в початкове положення. Отже, при обер­ танні пластинки на 360° інтенсивність пучка світла, що пройшов через обидві пластинки, двічі досягне максимуму (якщо осі пласти­ нок паралельні) і двічі пройде через мінімум (якщо осі перпендику­ лярні). Перебіг цих явищ абсолютно однаковий незалежно від того, яку з двох пластинок ми повернули і в який бік, а також від того, будуть дотикатись пластинки одна до одної, чи перебуватимуть на деякій відстані. Проте якщо забрати одну з пластинок і обертати другу або обертати обидві пластинки разом так, щоб їхні осі весь час утворювали незмінний кут, то інтенсивність пучка світла не зміню­ ватиметься. Отже, інтенсивність змінюватиметься тільки тоді, коли світло, яке пройшло одну пластинку, потрапляє на другу, вісь якої змінює свій напрям відносно осі першої пластинки. Світло, що прой­ шло через турмалін, набуває особливих властивостей. Світловий пу­ чок перестає бути симетричним відносно променя: площина, в якій розміщується промінь і вісь пластинки турмаліну, відрізняється від площини, в якій розміщується промінь і перпендикуляр до осі плас­ тинки турмаліну. Тому здатність такого променя проходити через другу пластинку турмаліну залежить від орієнтації її відносно про­ меня. Такої асиметрії немає в пучку світла, що йде безпосередньо від джерела, і орієнтація пластинки турмаліну для такого пучка світла не впливає на його інтенсивність. Ці явища можна пояснити так.

1.Пластинка турмаліну здатна пропускати світлові коливання тільки в тому разі, коли вони напрямлені паралельно її оптичній осі.

2.Світлові коливання в пучку напрямлені перпендикулярно до лінії поширення світла (світлові хвилі поперечні).

3.Світло від джерела (Сонця) має поперечні коливання будь-яко­ го напряму і до того ж кількісне відношення їх однакове, отже, жод­ ний напрям не є переважальним. Світло, в якому в однаковій кількості

євсі напрями поперечних коливань, називають природним. Прохо­ дження природного світла через турмалін призводить до того, що з усіх напрямів поперечних коливань відбираються лише ті, які про­

302

пускає турмалін. Тому світло, що пройшло через турмалін, є сукуп­ ністю поперечних коливань одного напряму, який визначається орі­ єнтацією осі пластинки турмаліну. Таке світло називають плоскополяризованим.

Площину, в якій коливається електричний вектор, називають

площиною коливань поляризованого світла, а площину, перпендику­ лярну до неї, — площиною поляризації. Явище одержання поляризо­ ваного світла з природного називають поляризацією. Отже, при про­ ходженні світла через дві послідовно поставлені пластинки турмалі­ ну перша пластинка поляризує (її називають поляризатором) пучок світла, що проходить через неї, і залишає в ньому коливання лише одного напряму. Ці коливання можуть пройти через другу пластин­ ку турмаліну повністю тільки тоді, коли напрям їх збігається з на­ прямом коливань, що пропускаються другою пластинкою, тобто коли її оптична вісь паралельна осі першої пластинки. Якщо ж напрям коливань поляризованого світла перпендикулярний до напряму ко­ ливань, які пропускаються другою пластинкою, то світло буде пов­ ністю затримане. Це відбувається тоді, коли пластинки турмаліну схрещені, тобто їхні осі утворюють кут 90 . Нарешті, якщо напрям коливань у поляризованому світлі утворює гострий кут з напрямом, який пропускає турмалін, то коливання будуть пропущені частково. Другу пластинку, за допомогою якої спостерігають поляризацію світла, називають аналізатором.

Крім кристала турмаліну відомі й інші кристали, які поляризують світло. Проте більшість із них, наприклад ісландський шпат, про­ пускає одночасно два промені, поляризовані в двох взаємно перпен­ дикулярних напрямах. Це нерідко створює труднощі в спостереженні поляризованого світла і потребує спеціальних пристосувань для відок­ ремлення одного з цих променів від другого. Турмалін поглинає один з поляризованих променів настільки сильно, що через пластинку, товщина якої близько 1 мм, практично проходить тільки один про­ мінь, поляризований у певному напрямі.

Поляризація світла спостерігається не тільки при проходженні його через кристалічні пластинки, а й в інших випадках, наприклад при відбиванні й заломленні світла. Одним із найпростіших способів одержання плоскополяризованого світла (коливання відбуваються в одній площині) є відбиття світла від поверхні скла. Експериментально встановлено, що відбите від поверхні ізотропного діелектричного се­ редовища світло буде повністю поляризованим, якщо тангенс кута

Співвідношення (12.25) називають законом Брюстера, а кут φ — кутом повної поляризації, або кутом Брюстера.

303

Світло поляризується при розсіянні на частинках, значно менших за світлову хвилю. Розсіяне світло під кутом 90° до напряму поши­ рення пучка світла є повністю поляризованим. Під іншими кутами воно виявляється частково поляризованим. Частково поляризоване світло відрізняється від природного (неполяризованого) тим, що у нього амплітуда коливань у одній певній площині більша чи менша від амплітуд коливань в інших площинах. Прикладом такого частково поляризованого світла є світло, відбите від скла під кутом, що від­ різняється від кута повної поляризації, а також світло, заломлене склом, яким користуються для одержання майже повністю поляри­ зованого світла. Для цього світло пропускають через сукупність скля­ них пластинок. При кожному заломленні ступінь поляризації збіль­ шується і при зростанні кількості пластинок наближається до 100 % . Практично вже при дев’яти пластинках ступінь поляризації достатній. Усі прилади, що дають поляризоване світло, називають поляризато­ рами. Ці прилади використовують також для виявлення поляризації світла. В цьому разі їх називають аналізаторами.

Для одержання плоскополяризованого світла застосовують так звані поляроїди — целулоїдні плівки, на які наносять однаково орієн­ товані кристали герапатиту — сульфату йодистого хініну. їх широко використовують в автомобільній промисловості. Наприклад, плас­ тинки поляроїда закріплюють на передньому склі автомобіля і на фарах. Пластинка поляроїда на передньому склі є аналізатором, плас­ тинки на фарах — поляризаторами. Площини поляризації пласти­ нок утворюють кут 45° з горизонтом і паралельні одна одній. Водій, дивлячись на дорогу через поляроїд, бачить відбите світло від фар своєї машини, тобто бачить освітлену ними дорогу, оскільки відповідні площини поляризації паралельні, але не бачить світла від фар зуст­ річного автомобіля, які покриті поляроїдом. Площини поляризації їх взаємно перпендикулярні. Це захищає водія від осліплювальної дії фар зустрічного автомобіля.

Отже, відкриття О. Френелем і Д. Араго поляризації світла свідчить про те, що світлові хвилі поперечні. При цьому виникло чимало труд­ нощів, зокрема з тим, що гіпотеза пружного ефіру і уявлення про світло як про пружні хвилі в ньому не знайшли наукового обґрунту­ вання. Далі було встановлено факти, що виявили тісний зв’язок між електромагнітними й оптичними явищами; поставлено досліди, які показували можливість впливу за допомогою магнітного або елект­ ричного поля на характер поляризації світла, яке випромінюється атомами, можливість за допомогою світла спричинити деякі елек­ тричні процеси (наприклад, фотоефект). Зв’язок між оптичними й електромагнітними явищами знайшов своє повне відображення в елек­ тромагнітній теорії світла Максвелла.

Отже, світлові хвилі — це електромагнітні хвилі, які є поширен­ ням змінних електричного й магнітного полів, причому напруже­

304

ності електричного й магнітного полів перпендикулярні одна до одної й до лінії поширення хвилі: світлові (електромагнітні) хвилі попе­ речні. Поперечність світлових хвиль, доведена в дослідах з поляри­ зації світла, природно пояснюється електромагнітною теорією світла. Напрям світлових коливань визначається напрямом коливань век­ тора електричної напруженості. Спеціальні досліди дали змогу вста­ новити, що у хвилі, яка проходить через турмалін, коливання векто­ ра електричної напруженості напрямлені вздовж оптичної осі тур­ маліну. Крім плоскополяризованого світла є ще два важливих види поляризованого світла — світло, поляризоване по колу, і еліптично поляризоване світло. У випадках поляризації світла по колу і еліпсу вектор напруженості електричного поля Е обертається навколо на­ пряму поширення з частотою світлових коливань, а кінець вектора

Еописує при цьому коло або еліпс відповідно. Аналогічний процес

ідля вектора напруженості магнітного поля Й. Якщо при спостере­

женні променя, що йде назустріч спостерігачу, вектор напруженості електричного поля обертається за ходом стрілки годинника, то та­ кий промінь світла називають поляризованим по правому колу. Якщо ж за цих умов обертання відбувається проти ходу стрілки годинни­ ка, то світло буде поляризованим по лівому колу. Проте найбільш загальним типом поляризації світла є еліптично поляризоване світло, інші види поляризації є його окремими випадками. З еліптичною поляризацією пов’язане загальне визначення природного світла. С. І. Вавилов писав, що природне світло теоретично можна здійснити численними способами, розглядаючи його або як результат накла­ дання однотипних еліпсів з хаотично розміщеними осями, або як суму будь-яких хаотично орієнтованих еліпсів.

Контрольні запитання і завдання

1.Чому при проходженні білого світла через тригранну призму воно розкладається в спектр?

2.На чому ґрунтується спектральний аналіз?

3.Чому не можна одержати інтерференційну картину від двох світлих тіл, на­ приклад від двох електроламп?

4.Поясніть, чому при використанні білого світла дифракційні максимуми ста­ ють кольоровими.

5.У чому полягає принципова відмінність дифракції Френеля від дифракції Фра­ унгофера?

6.Яка фізична суть (причина) процесу поляризації світла, що проходить через кристал?

7.Інтенсивність світла, яке пройшло через поляризатор і аналізатор, зменши­ лась удвоє порівняно з інтенсивністю падаючого природного світла. Яка взаєм­ на орієнтація поляризатора і аналізатора (поглинанням світла в них знехтува­ ти)? Поясніть відповідь.

8.Які є способи часткової і повної поляризації світла? Сформулюйте закон Брюс­ тера, кут Брюстера.

305

Розділ 13 КОРПУСКУЛЯРНІ ВЛАСТИВОСТІ СВІТЛА

13.1. Теплове випромінювання тіл. Закон Кірхгофа

Найпоширенішим є випромінювання тіл, пов’язане з тепловим рухом атомів і молекул. Цей вид випромінювання називають тепло­ вим (або температурним). Теплове випромінювання властиве всім без винятку тілам за температур, вищих ніж абсолютний нуль, але за низьких температур випромінюються практично лише довгі (інфра­ червоні) електромагнітні хвилі.

Середню потужність випромінювання за час, що значно переви­ щує період світлових коливань, називають потоком випромінюван­ ня (променистим потоком); у СІ він виражається у ватах.

Потік випромінювання, віднесений до одиниці поверхні, що вип­ ромінює, називають енергетичною світністю (інтегральна густина променистого потоку). Одиницею виміру її в СІ є 1 Вт/м2.

Розглянемо випромінювання конденсованих систем, що склада­ ються з великої кількості сильно взаємодіючих частинок. Це дає змогу для дослідження явища випромінювання використовувати методи термодинаміки і статистичної фізики. Застосування законів термодинаміки і статистичної фізики виправдано тоді, коли досліджу­ вана система перебуває в термодинамічній рівновазі. Розглянемо рівноважне випромінювання тіл. У цьому разі у випромінювальному середовищі всі термодинамічні параметри (в тому числі й температу­ ра) сталі. За макроскопічним методом розгляду явищ потужність випромінювання належатиме не до одного окремого атома чи моле­ кули, а до випромінювального тіла як цілого або до будь-якої части­ ни його випромінювальної поверхні.

Для спектральної характеристики теплового випромінювання вво­ дять поняття про випромінювальну здатність тіла Εχ Т, яка чисельно дорівнює енергії, що випромінюється за одиницю часу одиницею поверхні цього тіла в одиничному інтервалі довжин хвиль спектра поблизу певної довжини хвилі λ. Величину Εχ т часто називають спектральною густиною енергетичної світності тіла.

Під поглинальною здатністю (спектральний коефіцієнт поглинан­ ня) Αχ Т розуміють дріб, що показує, яка частина падаючої на оди­ ницю поверхні тіла енергії випромінювання певної довжини хвилі поглинається тілом за одиницю часу. Аналогічно визначають відбивальну (спектральний коефіцієнт відбивання) та пропускну (спек­ тральний коефіцієнт пропускання) Ώχ Τ здатності тіла.

Виходячи із закону збереження енергії, можна записати, що

306

Величини Αχ Τ, R\yT* Ώλ,τ залежать від довжини падаючих хвиль, температури тіла, його хімічного складу і стану поверхні.

Тіло, яке не пропускає (Όχ т= 0) і не відбиває т= 0 ) випро­ мінювання всіх довжин хвиль, а повністю поглинає їх за будь-якої температури, називають абсолютно чорним. Коефіцієнт поглинання (поглинальна здатність) абсолютно чорного тіла дорівнює одиниці

Ι^λ,τ = 1 )· Тіло, яке повністю відбиває енергію випромінювання, що падає на

нього, називають ідеальним дзеркалом. Для нього ΑχΤ = 0, ϋ χ τ = 0, a R^T = 1 . Ідеального дзеркала, як і абсолютно чорного тіла, в при­ роді не існує. Як правило, поглинальна здатність Αχ Т неоднакова для різних ділянок спектра. Якщо поглинальна здатність тіла однако­ ва для променів усіх «кольорів» (усіх довжин хвиль) і менша за оди­ ницю, то таке тіло називають абсолютно сірим. Установлено, що випро­ мінювальні й поглинальні здатності тіл пропорційні. Так, сажа або платинова чернь мають великі коефіцієнти поглинання і велику гус­ тину випромінювання. Навпаки, поліроване срібло характеризується малим коефіцієнтом поглинання і малою густиною випромінювання.

Результати експериментальних досліджень і термодинамічні мірку­ вання спонукали Г. Кірхгофа 1859 р. до відкриття закону теплового випромінювання, який названо його ім’ям. Він формулються так:

для всіх тіл, незалежно від їхньої природи, відношення випроміню­ вальної здатності Εχ Т до поглинальної здатності Αχ Т за заданої температури і для однакових довжин хвиль є універсальною функ­

Тут індекси 1, 2, ..., п означають перше, друге і т. д. тіло. Для з’ясування фізичного змісту універсальної функції /(λ,Τ ) припус­ тимо, що одне з цих тіл абсолютно чорне. Позначимо його випромі­ нювальну здатність через ΓχΤ. Тоді, враховуючи, що для абсолютно чорного тіла Αχ т= 1, можна переписати закон Кірхгофа у вигляді

ною здатністю абсолютно чорного тіла для певної довжини хвилі й за тієї самої температури. Із співвідношення (13.3) випливає, що Εχ τ = Α χτ Γχτ . Оскільки для всіх тіл, що не є абсолютно чорними, Αχ τ <1, то Εχτ <ΓχΤ. Нерівність свідчить про те, що за заданої температури теплове випромінювання довільного тіла в будь-якій області спектра завжди менше, ніж теплове випромінювання абсо­

307