Реферат: Лекции по физике

--PAGE_BREAK--
 

<img width=«108» height=«23» src=«ref-1_549011127-280.coolpic» v:shapes="_x0000_i1037">;    <img width=«53» height=«39» src=«ref-1_549011407-249.coolpic» v:shapes="_x0000_i1038">

 

и ширина полосы на экране

 

<img width=«69» height=«17» src=«ref-1_549011656-245.coolpic» v:shapes="_x0000_i1039">.

 

Эти уточнения и расчеты помогут нам понять принцип работы другого интерферометра, о котором речь пойдет ниже. Но обратите внимание на то, что ширина максимума на экране определяется их угловой шириной, которую надо умножить на фокусное расстояние линзы.

 

 

8.6.3. Звездный интерфероментр Майкельсона

 

Если угловое расстояние между двумя звездами очень мало, в телескоп они видны как одна звезда. В таком случае говорят о двойных звездах и надо провести специальное наблюдение, чтобы отличить их от звезд одиночных. Для этого используется звездный интерферометр Майкельсона, который позволяет к тому же определить угловое расстояние между звездами.

Устройство звездного интерферометра Майкельсона показано не рисунке. Лучи света, пришедшего от удаленной звезды, отражается от зеркал, разнесенных на достаточно большое расстояние D, затем от двух других зеркал и собираются линзой на экране, помещенном в фокальной плоскости. Разнесенные на расстояние D зеркала можно рассматривать как точечные источники, расстояние между которыми и равно D.

Воспользуемся полученным ранее выражением для углового распределения максимумов излучения света

 

<img width=«156» height=«21» src=«ref-1_549012456-349.coolpic» v:shapes="_x0000_i1042">;      

 

Иначе говоря,

 

<img width=«168» height=«39» src=«ref-1_549012805-354.coolpic» v:shapes="_x0000_i1043">.

 

На экране будут наблюдаться максимумы на расстояниях <img width=«128» height=«23» src=«ref-1_549013159-357.coolpic» v:shapes="_x0000_i1044"> друг от друга.

Если наблюдаются две близкие звезды, лучи света от которых приходят под малым углом j, то на экране будут наблюдаться две интерференционные картины, сдвинутые по отношению друг к другу на расстояние <img width=«73» height=«24» src=«ref-1_549013516-290.coolpic» v:shapes="_x0000_i1045">. Измерение углового расстояния j
между звездами производится следующим образом.

При изменении величины D изменяется <img width=«53» height=«21» src=«ref-1_549013806-258.coolpic» v:shapes="_x0000_i1046">. Несложно догадаться, что при <img width=«108» height=«24» src=«ref-1_549014064-348.coolpic» v:shapes="_x0000_i1047"> видимость интерференционной картины ухудшится или она вообще не будет наблюдаться. Это позволяет определить угловое расстояние между звездами:

 

<img width=«99» height=«39» src=«ref-1_549029376-316.coolpic» v:shapes="_x0000_i1049">;   <img width=«65» height=«39» src=«ref-1_549029692-272.coolpic» v:shapes="_x0000_i1050">.

 

На рисунке показано именно такое взаимоположение интерференционных картин, интенсивность излучения одной из звезд несколько больше. При изменении расстояния между зеркалами изменяется величина D
q.

Таким способом можно определить весьма малые угловые расстояния j.

 

 

8.6.4. Интерферометр Фабри-Перо

 

Интерференция лучей отразившихся от поверхностей плоскопараллельной пластины называется двухлучевой. И для такого названия имеется основание.

Коэффициент отражения границы стекло — воздух r
=I1/I0невелик, несколько процентов. Обозначив интенсивность падающего луча как I0, для интенсивностей других лучей мы получим такие значения:

 

 

    
I1 =I0
r
;        I2 =I0(1-
r
)2
r
;     I3 =I0(1-
r
)2
r
4
;

     I1’=I0(1-
r
)2;    I2’=I0(1-
r
)2
r
2
;    I3’=I0(1-
r
)2
r
4
.

 

Получаются эти выражения таким образом. Если коэффициент отражения r
, то коэффициент прохождения, как это следует из закона сохранения энергии, равен (1-r
). При определении интенсивности каждого луча интенсивность I0 следует умножить на коэффициент отражения и на коэффициент прохождения в степени, равной числу отражений и пересечения границы раздела соответственно. При малом коэффициенте отражения получается поэтому для отраженных и прошедших через пластинку лучей:

               
I1
»
I2;     I3 <<I2;

                   I3’<<I2’<<I1’.

 

Поэтому при сложении отраженных лучей мы учитываем только два луча — 1 и 2, интенсивности которых различаются несильно. Поэтому интенсивность в минимумах близка к нулю.

В проходящем свете также будет наблюдаться интерференционная картина, но из-за быстрого уменьшения интенсивности участвующих в интерференции лучей отношение интенсивности в максимуме и в минимуме различаются незначительно.

Устройство интерферометра Фабри-Перо показано на рисунке. Роль пластинки играет воздушный промежуток между двумя прозрачными пластинами, на внутренних поверхности которых напылен тонкий слой металла. Благодаря этому достигается большое значение коэффициента отражения r— теперь он отличается от единицы лишь на несколько процентов, а коэффициент прохождения (1-r
)оказывается малым. Это существенно изменяет соотношения между интенсивностями лучей:

 

I1 >> I2
»
I3;

I1’
»
I2’
»
I3’.

 

При таких соотношениях при обсчете углового распределения интенсивности проходящего света необходимо учитывать много (все) проходящие через интерферометр лучи. В этом случае интерференция называется многолучевой.

Поскольку при прохождении прозрачных пластин энергия сохраняется, минимуму в отраженном свете должен соответствовать максимум в свете проходящем. Наконец, поскольку в промежутке между пластинами показатель преломления (воздуха) можно считать равным единице, мы получаем такое условие для максимума в проходящем свете:

 

<img width=«263» height=«29» src=«ref-1_549032453-504.coolpic» v:shapes="_x0000_i1051">;    <img width=«99» height=«39» src=«ref-1_549032957-328.coolpic» v:shapes="_x0000_i1052">.

 

При практическом использовании интерферометра Фабри-Перо угол qмал, а расстояние между пластинами d велико (порядка нескольких сантиметров). Так что длина когерентности световой волны l
2
/
d
lдолжна быть достаточно большой.


 

Лекция 11

 

 

8.6.5 Интерферометр Фабри-Перо.

Угловое распределение амплитуды проходящей волны

 

На своем пути каждый последующий из пронумерованных лучей испытывает два дополнительных отражения от внутренних поверхностей пластин. Стало быть, их интенсивности различаются в r
2раз. Интенсивность пропорциональна квадрату амплитуды и поэтому

 

<img width=«88» height=«43» src=«ref-1_549033285-282.coolpic» v:shapes="_x0000_i1053">;      <img width=«80» height=«43» src=«ref-1_549033567-278.coolpic» v:shapes="_x0000_i1054">.

 

Далее, разность оптических путей соседних лучей равняется <img width=«75» height=«21» src=«ref-1_549033845-274.coolpic» v:shapes="_x0000_i1055"> и разность фаз их колебаний в удаленной точке наблюдения

 

<img width=«148» height=«37» src=«ref-1_549034119-393.coolpic» v:shapes="_x0000_i1056">.

 

Таким образом, для амплитуды суммарных колебаний мы имеем выражение:

<img width=«260» height=«52» src=«ref-1_549034512-555.coolpic» v:shapes="_x0000_i1057">.

 

Начальную фазу колебаний первого луча мы положили равной нулю.

Для сложения этих колебаний перейдем к комплексным переменным — добавим мнимую часть, памятуя, что физический смысл имеет лишь реальная часть суммы, которую мы получим:

 

<img width=«445» height=«52» src=«ref-1_549035067-784.coolpic» v:shapes="_x0000_i1058">

<img width=«519» height=«52» src=«ref-1_549035851-940.coolpic» v:shapes="_x0000_i1059">.

 

Итак, нам надо найти сумму членов бесконечной геометрической прогрессии, знаменатель которой <img width=«76» height=«25» src=«ref-1_549036791-268.coolpic» v:shapes="_x0000_i1060">. Таким образом,

 

<img width=«120» height=«47» src=«ref-1_549037059-386.coolpic» v:shapes="_x0000_i1061">.

 

Амплитуда суммарных колебаний равна модулю комплексного значения <img width=«15» height=«19» src=«ref-1_549037445-207.coolpic» v:shapes="_x0000_i1062">:

 

<img width=«322» height=«53» src=«ref-1_549037652-667.coolpic» v:shapes="_x0000_i1063">.

 

Воспользовавшись формулой Эйлера, произведем перемножение скобок под квадратным корнем в знаменателе:

 

<img width=«460» height=«27» src=«ref-1_549038319-708.coolpic» v:shapes="_x0000_i1064">

<img width=«279» height=«29» src=«ref-1_549039027-511.coolpic» v:shapes="_x0000_i1065">

<img width=«188» height=«29» src=«ref-1_549039538-405.coolpic» v:shapes="_x0000_i1066">.

 

Вспомним, что

<img width=«148» height=«37» src=«ref-1_549034119-393.coolpic» v:shapes="_x0000_i1068">.

 

Таким образом,

 

<img width=«283» height=«65» src=«ref-1_549049191-665.coolpic» v:shapes="_x0000_i1069">.

 

Как и ожидалось, с увеличением коэффициента отражения глубина минимумов увеличивается. Одновременно уменьшается ширина интерференционных полос. Предвидеть этот результат было не так просто.

 

 

9. Дифракция Фраунгофура

 

Дифракция рассматривает процессы отклонения направления распространения света от прямолинейного при встрече с некоторыми препятствиями или при отражении от них. В случае дифракции Фраунгофера рассматривается падение на препятствие плоской волны (бесконечно удаленный источник света) и подразумевается, что зона наблюдения удалена от препятствия на достаточно большое расстояние (находится на бесконечности). Коротко говоря, это “дифракция в параллельных лучах”.

Как Вы увидите, основные задачи дифракции Фраунгофера мы, собственно, уже решили. Просто мы говорили о волнах вообще, а словом дифракция обычно обозначают именно оптические явления, поведение в том или ином случае световой (электромагнитной) волны.

 

 

9.1. Дифракция на щели

 

Ранее мы получили такое выражение для углового распределения амплитуды от системы точечных источников, от “цепочки” источников длиной b:

<img width=«175» height=«84» src=«ref-1_549049856-604.coolpic» v:shapes="_x0000_i1070">.

 

Ввиду особой важности да и сложности понимания этого результата получим его еще раз — другим способом.

В связи с рассмотрением явлений дифракции формулируется принцип Гюйгенса-Френеля. Согласно этому принципу элементарный участок волнового фронта считается точечным источником вторичных волн, огибающая которого и является “новым” фронтом волны. В случае дифракции на щели в качестве таких источников выбираются узкие полоски (вдоль щели), которые являются источниками цилиндрических когерентных волн. Электромагнитные колебания в удаленной зоне наблюдения подсчитывается как сумма колебаний волн, пришедших от таких источников.

На этот раз мы проведем их сложение с помощью векторной диаграммы. Амплитуда вторичной волны пропорциональна ширине элементарной полоски: <img width=«100» height=«21» src=«ref-1_549050460-319.coolpic» v:shapes="_x0000_i1071">, а начальная фаза колебаний зависит от координаты выбранной полоски: <img width=«140» height=«23» src=«ref-1_549050779-373.coolpic» v:shapes="_x0000_i1072">. Таким образом, разность фаз колебаний от соседних элементарных полосок шириной     продолжение
--PAGE_BREAK--D
xсоставит <img width=«140» height=«23» src=«ref-1_549051152-366.coolpic» v:shapes="_x0000_i1073">. На такой угол будут повернуты по отношению друг к другу соответствующие векторы на фазовой диаграмме.

При стремлении ширины полоски D
x к нулю образованная элементарными векторами ломаная превращается в дугу окружности радиуса R, угловой размер дуги

 

<img width=«124» height=«40» src=«ref-1_549055403-361.coolpic» v:shapes="_x0000_i1074">.

 

При изменении угла qугловые размеры дуги изменяется. Но длина дуги, равная сумме модулей (длин) элементарных векторов, считается постоянной:

<img width=«203» height=«37» src=«ref-1_549055764-488.coolpic» v:shapes="_x0000_i1075">.

 

Это позволяет нам определить радиус дуги и амплитуду суммарных колебаний (см. рисунок) при произвольном q
:

 

<img width=«64» height=«41» src=«ref-1_549056252-273.coolpic» v:shapes="_x0000_i1076">;       <img width=«316» height=«48» src=«ref-1_549056525-717.coolpic» v:shapes="_x0000_i1077">.

 

Как видите, мы получили то же выражение, что и раньше. Но векторная диаграмма позволяет нам нагляднее представить причины обращения амплитуды суммарных колебаний в нуль и достижение максимумов.

При j
=
2
p
дуга превращается в окружность, амплитуда суммарных колебаний равна нулю. Максимумы достигаются при j
=
и, (приблизительно) при j
=
(
2k
+
1
)
p.

Эти ситуации показаны на рисунке. При q
=0все элементарные векторы лежат на прямой, амплитуда суммарных колебаний максимальна и равна E0. По мере увеличения угла наблюдения qи, соответственно, угла jамплитуда колебаний уменьшается и при j
=
2
p
обращается в нуль. Затем дуга скручивается в спираль и максимум достигается приблизительно в тот момент, когда она представляет собой полторы окружности (2, j
=
3
p). При этом амплитуда колебаний равна примерно диаметру окружности: <img width=«104» height=«21» src=«ref-1_549057242-298.coolpic» v:shapes="_x0000_i1078">. Затем спираль становится “двойной окружностью”, амплитуда колебаний снова обращается в нуль (3) и т.д.

 

 

9.2. Дифракционная решетка

 

Такая решетка состоит из большого числа щелей шириной b, расположенных на расстоянии d друг от друга. Разумеется, b<d. Каждая щель может рассматриваться как источник цилиндрических волн, вызывающих электромагнитные колебания в некоторой удаленной зоне наблюдения. В этом случае оказывается справедливым результат, который мы получили для периодически расположенных точечных источников:

 

<img width=«155» height=«51» src=«ref-1_549057808-526.coolpic» v:shapes="_x0000_i1080">;     <img width=«128» height=«40» src=«ref-1_549058334-366.coolpic» v:shapes="_x0000_i1081">.

 

Но этот результат мы получили для изотропных точечных источников, интенсивность излучения которых не зависит от направления. Теперь у нас источниками являются щели, у которых амплитуда волны существенно зависит от направления наблюдения. Поэтому в выражение для углового распределения амплитуды волны, рождаемой периодически расположенными источниками, надо вставить угловое распределение амплитуды волны самих источников, щелей:

 

<img width=«358» height=«51» src=«ref-1_549065551-904.coolpic» v:shapes="_x0000_i1084">.

 

Это довольно сложное выражение, но смысл его должен быть понятен. Он поясняется и рисунком. Вверху показано угловое распределение амплитуды волны, излучаемой изотропными источниками. Внизу — угловое распределение амплитуды после прохождени светом решетки. Там же показано угловое распределение амплитуды волны, излучаемой щелью. По рисунку можно оценить отношение ширины щели к периоду решетки b/d.

 

 

9.3. Дифракционная решетка как спектральный прибор

 

Очевидно, что дифракционная решетка может быть использована для разворачивания падающего на нее света в спектр, когда угловое положение максимума зависит от длины волны l. При q
=

наблюдается максимум для всех длин волн. Но (угловые) положения максимумов k-того порядка при k>1 различны для разных длин волн. Это следует из условия максимума <img width=«104» height=«24» src=«ref-1_549066455-311.coolpic» v:shapes="_x0000_i1085">. То, как “быстро” изменяется угол q, под которым наблюдается максимум, при изменении длины волны определяетугловую дисперсию решетки  (это — определение термина)

 

<img width=«152» height=«43» src=«ref-1_549066766-411.coolpic» v:shapes="_x0000_i1086">.

 

Как видно, дисперсия возрастает с ростом порядка максимума k и с уменьшением периода решетки d. Обратите внимание, что в знаменателе стоит <img width=«49» height=«21» src=«ref-1_549067177-243.coolpic» v:shapes="_x0000_i1087">, который уменьшается с увеличением угла.

Естественно, чем больше угловая дисперсия, тем успешнее могут быть разрешены близкие по длине линии спектра, наблюдаться как отдельные линии. Попробуем разобраться с вопросом разрешения линий детальнее.

Пусть в спектре имеется пара линий с близкими длинами волн l
1
иl
2
, разность длин волн d
l
=
l
2
-
l
1. Любая линия обладает некоторой “естественной” шириной, которая предполагается меньше разности длин вол самих линий: d
l
1
»
d
l
2
<
d
l.

Но даже если бы ширина каждой линии была равна нулю, при наблюдении излучения после дифракционной решетки каждой линии будет отвечать некоторая полоса (на рисунке внизу). Она определяется свойствами самой решетки и для разрешения близких по длине волны линий эта ширина должна быть меньше или равна <img width=«68» height=«23» src=«ref-1_549073315-266.coolpic» v:shapes="_x0000_i1090">.

В физике вводится величина, называемая разрешающей способностью:

 

<img width=«61» height=«39» src=«ref-1_549073581-264.coolpic» v:shapes="_x0000_i1091">.

 

В этом выражении d
lозначает минимальную разность длин волн линий, которые могут наблюдаться в спектре как отдельные линии, и величина R является характеристикой спектрального прибора (например, дифракционной решетки).

Подсчитаем разрешающую способность дифракционной решетки. Для этой цели используется критерий Рэлея: линии считаются разрешенными, наблюдаются как отдельные линии, если при разложении в спектр максимум одной линии совпадает с минимумом другой. Ширина дифракционной полосы (отвечающей определенной линии) определяется положением ближайших к максимуму минимумов. Положение минимумов, в свою очередь, определяется выражениями

 

<img width=«132» height=«23» src=«ref-1_549073845-352.coolpic» v:shapes="_x0000_i1092">;       k’¹
0,N,2N,...

 

Если k’ кратно количеству щелей N, то наблюдается максимум — знаменатель второго сомножителя выражения для распределения амплитуды колебаний в удаленной зоне наблюдения обращается в нуль:

 

<img width=«358» height=«51» src=«ref-1_549065551-904.coolpic» v:shapes="_x0000_i1093">.

 

Таким образом, максимум первой волны наблюдается при условии <img width=«248» height=«27» src=«ref-1_549075101-485.coolpic» v:shapes="_x0000_i1094">. Потребуем, чтобы при этом же угле наблюдался минимум второй волны:

 

<img width=«322» height=«27» src=«ref-1_549075586-624.coolpic» v:shapes="_x0000_i1095">;

 

<img width=«396» height=«40» src=«ref-1_549076210-712.coolpic» v:shapes="_x0000_i1096">.

 

Считая, что <img width=«57» height=«23» src=«ref-1_549076922-241.coolpic» v:shapes="_x0000_i1097"> и поэтому пренебреая последним слагаемым в выписанном выражении, получаем:

 

<img width=«100» height=«39» src=«ref-1_549077163-302.coolpic» v:shapes="_x0000_i1098">;        <img width=«108» height=«39» src=«ref-1_549077465-306.coolpic» v:shapes="_x0000_i1099">.

 

Таким образом, разрешающая способность тем выше, чем больше порядок интерференционного максимума, и чем больше количество щелей решетки.


 

Лекция 12

 

 

10. Дифракция на круглом отверстии

 

В плане историческом теоретическое исследование явлений дифракции было исключительно важным для утверждения представлений о волновой природе света. Что и говорить, правильные представления в каждой области очень важны для общего правильного представления о Природе. Только в таком случае мы можем успешно использовать явления всякого рода для наших нужд.

В оптике различные приборы по понятным причинам имеют круглое входные отверстия, диафрагмы и проч. И неизбежная дифракция на круглых отверстиях ограничивает возможности этих приборов. При знакомстве, например, с линзой мы ограничивались параксиальными лучами, достаточно узкими пучками света. Лишь при этом условии преломляющие поверхности линзы можно изготавливать сферическими. Но это, естественно, ограничивает возможности изготовленных из таких линз оптических приборов и, в частности, из-за дифракции. А вот, например, для астрономических наблюдений необходимы грандиозно большие входные отверстия, изменяемые метрами. В этом случае задача изготовления телескопа неимоверно усложняется, телескопы с такими отверстиями очень дороги и, соответственно, уникальны.

Вот для некоторого, хотя бы, понимания этих проблем нам и необходимо заняться обсуждением дифракции на круглых отверстиях.

 

 

10.1. Зоны Френеля

 

При знакомстве с дифракцией в параллельных лучах (при бесконечных расстояниях до источника света и до зоны наблюдения) их параллельность сильно упрощала математические проблемы необходимых расчетов, хотя результаты и их смысл не становились от этого очень простыми. Теперь нам придется иметь дело со сферическими волнами, их лучи, разумеется, не параллельны друг другу. Это усложняет нужную для расчета математику, большинство задач поэтому мы будем решать приближенно. Но вначале оставим хотя бы расстояние до источника бесконечным — рассмотрим дифракцию плоской волны на круглом отверстии.
    продолжение
--PAGE_BREAK--
В соответствии с принципом Гюйгенса-Френеля каждый элементарный участок фронта D
sможет быть рассмотрен как точечный источник сферических волн. Такой участок показан на рисунке. Точка наблюдения p в наших задачах, как правило, будет находиться на оси симметрии на некотором расстоянии от отверстия или от круглой преграды. Разумеется, от различных элементарных участков фронта свет к точке наблюдения будет проходить разные расстояния и при сложении колебаний нам необходимо будет учитывать разности фаз d
jотдельных колебаний. Но разности фаз d
j, понятно, будут нулевыми, если элементарные участки расположены в пределах тонкого кольца, и тогда (пока мы не перешли к другому кольцу) мы можем просто складывать амплитуды колебаний волн, приходящих от таких участков. Поэтому и сами элементарные участки мы будем выбирать в виде тонких колец. Фаза колебаний в точке наблюдения будет зависеть от радиуса такого кольца.

 

Итак, рассмотрим падение плоской волны на круглое отверстие и проанализируем, как зависит от радиуса отверстия амплитуда суммарных колебаний в точке наблюдения.

Из рисунка видно, что разность хода лучей от края кольца радиуса r и от центра отверстия

 

<img width=«151» height=«27» src=«ref-1_549085049-386.coolpic» v:shapes="_x0000_i1102">.

 

Поэтому от кольца с радиусом r колебания будут приходить с запаздыванием по фазе на

 

<img width=«268» height=«44» src=«ref-1_549085435-551.coolpic» v:shapes="_x0000_i1103">.

 

С помощью векторной диаграммы мы будем складывать колебания, приходящие в точку наблюдения от тонких колечек толщиной D
r. Соответствующие векторы на фазовой диаграмме будут повернуты по отношению друг к другу на угол

 

<img width=«108» height=«37» src=«ref-1_549088667-328.coolpic» v:shapes="_x0000_i1104">.

 

При достаточно большом радиусе будет

 

<img width=«168» height=«41» src=«ref-1_549088995-376.coolpic» v:shapes="_x0000_i1105">.

 

Соответствующий радиус r1называется (внешним) радиусом первой зоны Френеля. При дальнейшем увеличении радиуса, естественно, величина jбудет увеличиваться. Из условия j
=
k
pмы получаем выражение для радиуса k-й зоны Френеля:

 

<img width=«12» height=«21» src=«ref-1_549089371-169.coolpic» v:shapes="_x0000_i1106"><img width=«120» height=«41» src=«ref-1_549089540-339.coolpic» v:shapes="_x0000_i1107">;      <img width=«91» height=«27» src=«ref-1_549089879-281.coolpic» v:shapes="_x0000_i1108">.

 

Мы уже достаточно много работали с векторными диаграммами, и должно быть понятно, что при дальнейшем увеличении радиуса отверстия (по сравнению с r1) амплитуда суммарных колебаний в точке наблюдения, пропорциональная длине отрезка (вектора), соединяющего начало и конец дуги, будет уменьшаться. Она достигнет минимума, когда радиус отверстия достигнет внешнего радиуса второй зоны Френеля. Но в отличии от задачи о колебаниях волны, излучаемой щелью при дифракции Фраунгофера, дуга не замкнется в окружность, мы получим некоторую скручивающуюся спираль. Длина вектора, проведенного от начала к центру спирали, дает, очевидно, амплитуду падающей волны — скручивание спирали к центру соответствует бесконечно большому радиуса отверстия, когда дифракция не наблюдается.

Подобная спираль, которую называют спиралью Френеля, получается и в том случае, когда на отверстие падает сферическая волна конечного радиуса a.Выражение для радиусов зон Френеля в этом случае, естественно, иное.

На рисунке a — радиус фронта волны, b — расстояние от фронта до точки наблюдения P. Таким образом, расстояние от источника света S до точки наблюдения вдоль оси равно (a+b).

Подсчитаем теперь длину некоторого произвольного луча. Как и раньше, рассматриваем лишь параксиальные лучи. При таком ограничении наши выражения будут приближенными.

Нижний катет прямоугольного треугольника, образованного радиусом фронта a, осью системы и радиусом r некоторого кольца на фронте волны, будет равен

 

<img width=«326» height=«29» src=«ref-1_549094477-585.coolpic» v:shapes="_x0000_i1109">.

 

Расстояние от источника света до края кольца и от него до точки наблюдения будет равен

 

<img width=«175» height=«56» src=«ref-1_549095062-461.coolpic» v:shapes="_x0000_i1110">

 

<img width=«412» height=«49» src=«ref-1_549095523-776.coolpic» v:shapes="_x0000_i1111">

<img width=«132» height=«39» src=«ref-1_549096299-361.coolpic» v:shapes="_x0000_i1112">.

 

При преобразованиях мы пренебрегли слагаемым с четвертой степенью r  и воспользовались приближенным равенством <img width=«100» height=«29» src=«ref-1_549096660-300.coolpic» v:shapes="_x0000_i1113">.

Таким образом, разность хода “прямого” луча от S к точке наблюдения P и луча, проходящего через край кольца радиуса r

 

<img width=«95» height=«39» src=«ref-1_549096960-312.coolpic» v:shapes="_x0000_i1114">,

 

и разность фаз колебаний волн, проходящим по этим путям,

 

<img width=«219» height=«39» src=«ref-1_549097272-513.coolpic» v:shapes="_x0000_i1115">.

 

Наконец, из условия <img width=«53» height=«20» src=«ref-1_549097785-235.coolpic» v:shapes="_x0000_i1116"> получаем для внешнего радиуса k-й зоны Френеля выражение:

<img width=«100» height=«47» src=«ref-1_549098020-353.coolpic» v:shapes="_x0000_i1117">.

 

Естественно, при  a ®
¥
 это выражение переходит в полученное нами ранее выражение для случая падения на отверстие плоской волны.

 

 

10.2. Обсуждение полученных результатов.

Зонная пластинка

 

Попробуем разобраться, к каким эффектам приводит дифракция на круглом отверстии. При этом не будем ни на минуту забывать, что спираль Френеля состоит из элементарных векторов, которые, соответственно, представляют колебания от элементарных колечек круглого фронта падающей волны. Вся спираль представляет колебания от полностью открытого фронта (k ®¥
), если открыта часть зон Френеля, “реализуется” лишь часть спирали. Амплитуда суммарных колебаний представляется длиной вектора, соединяющего начало спирали и ее конец.

 

Проиллюстрируем эти слова. На рисунке показаны случаи, когда открыта половина первой зоны, первая зона, полторы зона, две и две с половиной. Иначе говоря, когда радиус круглого отверстия равен радиусу половине первой зоны Френеля, радиусу первой зоны и т.д.

Витки спирали для первых зон Френеля им будем считать окружностями. Поэтому на рисунке выписаны такие значения амплитуды суммарных колебаний E. Подсчет амплитуд колебаний производится приближенно, но для нас важно понимание причин изменения амплитуд при изменении радиуса отверстия, хотя бы и за счет некоторого снижения точности.

 

При суммировании амплитуд колебаний от первой, второй и т.д. зон Френеля мы должны получить амплитуду E0. Но если бы мы складывали только колебания от четных или только от нечетных зон Френеля, мы получили бы колебания с амплитудой, модуль которой намного превосходит величину E0. Действительно, вместо суммы членов знакопеременного ряда мы бы тогда складывали значения E одного знака.

Технически такое сложение осуществляется с помощью зонной пластинки. Она представляет собой систему непрозрачных концентрических колец, которые закрывают, например, нечетные зоны Френеля. Амплитуда колебаний в точке наблюдения при использовании такой пластинки сильно возрастает.

Зонная пластинка действует в этом случае подобно линзе, которая фокусирует свет в некоторой точке. Соответственно, для зонной пластинки может быть введено фокусное расстояние. На рисунке показана зонная пластинка, закрывающая нечетные зоны Френеля. Разность хода нарисованных лучей равна l, и амплитуда колебаний от открытых зон при одинаковых знаках складываются по модулю. Поэтому и получается большая интенсивность колебаний в точке наблюдения, фокусировка лучей.

Следующим шагом в своего рода совершенствовании зонной пластинки является превращение ее в прозрачную фазовую зонную пластинку. Вместо того, чтобы закрывать, например, нечетные зоны Френеля, мы можем изменять на pфазу приходящих от них колебаний. Тогда амплитуда колебаний в точке наблюдения примерно удвоится. Чтобы достигнуть этого, необходимо изменить для них оптическую длину пут на половину длинны волны, обеспечить выполнение условия <img width=«100» height=«27» src=«ref-1_549112967-310.coolpic» v:shapes="_x0000_i1129">, где d — толщина фазовой пластины из материала с показателем преломления n.

 

 

10.3. Линза как дифракционный прибор

 

Фазовая пластинка представляется удивительным прибором. Ее способность фокусировать лучи основана на том, что она изменяет на p
фазу колебаний от, например, четных зон Френеля E2k. В отсутствии пластинки эти колебания противоположны по фазе колебаниям от нечетных зон E2k-1, противоположны им по знаку. Естественно, суммарная амплитуда сильно увеличивается, происходит фокусировка. Но у нас имеется еще одна и еще более мощная возможность увеличить амплитуду колебаний — выпрямить сами дуги спирали и вместо хорд складывать длины этих дуг.

Приходящие от элементарных колечек в пределах некоторой зоны Френеля колебания имеют различные фазы, что и проявляется в скручивании элементарных векторов на векторной диаграмме в дугу. Если же обеспечить нужное плавное изменение фазы колебаний в пределах отверстия, можно добиться желаемого результата — синфазности колебаний от всех элементарных колечек. Собственно, это и обеспечивается линзой при фокусировке лучей.

Действительно, лучи 1 и 2 проходят одинаковые геометрические пути, но один из них проходит путь d в материале с показателем преломления n. В результате на этом участке он проходит больший оптический путь, появляется оптическая разность хода <img width=«88» height=«27» src=«ref-1_549113277-286.coolpic» v:shapes="_x0000_i1130">.

Рассмотрим теперь прохождение луча света через плоско-выпуклую линзу из материала с показателем преломления n. Луч от отмеченной пунктиром плоскости до выпуклой поверхности линзы проходит путь <img width=«168» height=«29» src=«ref-1_549113563-420.coolpic» v:shapes="_x0000_i1131"> и в материале линзы <img width=«83» height=«25» src=«ref-1_549113983-298.coolpic» v:shapes="_x0000_i1132">. Таким образом, на этом участке оптическая длина пути будет <img width=«316» height=«29» src=«ref-1_549114281-585.coolpic» v:shapes="_x0000_i1133">. С другой стороны от края колечка на плоской стороне линзы до фокуса луч пройдет путь <img width=«175» height=«25» src=«ref-1_549114866-373.coolpic» v:shapes="_x0000_i1134">. Чтобы в фокусе колебания волн, проходящих по путям всех лучей, складывались, необходимо, чтобы этот путь на зависел от радиуса колечка:

 

<img width=«389» height=«48» src=«ref-1_549115239-695.coolpic» v:shapes="_x0000_i1135">;

 

<img width=«76» height=«39» src=«ref-1_549115934-278.coolpic» v:shapes="_x0000_i1136">.

 

Мы получили прежнее выражение для фокуса линзы, но на этот раз исходя их требования синфазности колебаний волн, приходящих в некоторую точку наблюдения, которая называется фокусом.

 

 

    продолжение
--PAGE_BREAK--10.4. Пятно Пуассона

 

С помощью спирали Френеля можно получить еще один замечательный результат. Действительно, если на пути сферической волны находится непрозрачное круглое отверстие (любого размера), то оказывается закрытым какое-то число внутренних зон Френеля. Но вклад в колебания в точке наблюдения, находящегося в центре геометрической тени,  будут давать остальные зоны. В результате в этой точке должен наблюдаться свет.

Этот результат показался в свое время Пуассону столь невероятным, что он выдвинул его как возражение против рассуждений и расчетов Френеля при рассмотрении дифракции. Однако, когда был проведен соответствующий опыт, такое светлое пятнышко в центра геометрической тени было обнаружено. С тех пор оно носит название пятна Пуассона, хотя он не допускал и самой возможности его существования.


 

Лекция 13

 

 

11.1. Свет поляризованный и неполяризованный.

Закон Малюса

 

 

До сих пор при исследовании дифракции или интерференции мы занимались волнами без учета их поляризации. Можно сказать, что в случае волн поперечных, мы считали их поляризованными одинаково. Только в этом случае с помощью векторной диаграммы можно складывать амплитуды колебаний, т.е. в случае, если они происходят по одному направлению.

Теперь нам нужно сосредоточиться на поперечных волнах, при сложении которых может оказаться существенной поляризация волны.

Поляризация определяется тем, как направлен, например, вектор электрического поля в плоскости, перпендикулярной к направлению распространения волны.

Вектор <img width=«15» height=«19» src=«ref-1_549119454-198.coolpic» v:shapes="_x0000_i1137"> перпендикулярен направлению распространения волны, но это направление может тем или иным способом изменяться. Свет называют поляризованным, если наблюдается некоторая регулярность такого изменения.

В естественном свете это направление изменяется случайным образом. Такой свет называют неполяризованным.

Каким образом можно судить о поляризованности света? Имеются приборы, которые пропускают только свет с определенным направлением вектора <img width=«15» height=«19» src=«ref-1_549119454-198.coolpic» v:shapes="_x0000_i1140"> (в зависимости от назначения их называют поляризаторами или анализаторами). Если свет неполяризован, то при повороте анализатора вокруг горизонтальной оси интенсивность света, воспринимаемого фотоприемником, не изменяется: амплитуда колебаний электрического вектора остается неизменной.

Кроме света неполяризованного выделяют частично поляризованный свет. В этом случае направление вектора электрического поля также изменяется хаотически, но имеется некоторое направление, при котором в среднем амплитуда колебаний больше. Для такого случая вводится понятие степени поляризации: вращая анализатор, определяют значения максимальной и минимальной интенсивности, воспринимаемой фотоприемником. Степень поляризации определяется выражением:

 

<img width=«124» height=«43» src=«ref-1_549124877-321.coolpic» v:shapes="_x0000_i1141">.

 

Частично поляризованным может быть смесь неполяризованного и линейно поляризованного света.

Если неполяризованный свет проходит через поляризатор, он становится линейно или плоско поляризованным светом. В этом случае колебания вектора <img width=«15» height=«19» src=«ref-1_549119454-198.coolpic» v:shapes="_x0000_i1142"> происходят в некоторой плоскости, проходящей через направление распространения световой волны, которая и называется плоскостью поляризации. При этом, очевидно, Imin=0 и степень поляризации равна единице.

Для линейно поляризованного света справедлив закон Малюса. Пусть колебания электрического вектора происходят в вертикальной плоскости и амплитуда колебаний равна E0. Если ось анализатора повернута не угол jпо отношению к направлению поляризации, к фотоприемнику пройдет свет с амплитудой

 

<img width=«132» height=«24» src=«ref-1_549125396-333.coolpic» v:shapes="_x0000_i1143">.

 

Поскольку интенсивность света пропорциональна квадрату амплитуды, мы получаем закон Малюса

 

<img width=«112» height=«25» src=«ref-1_549125729-318.coolpic» v:shapes="_x0000_i1144">.

 

Свет с амплитудой E^задерживается анализатором.

 

 

11.2. Одноосные кристаллы

 

Кристаллы не обязательно или даже редко бывают изотропными. В частности, скорость распространения света в кристалле может зависеть от направления (плоскости) колебаний вектора электрического поля. Простейшим случаем является одноосный кристалл.

Если внутри такого кристалла имеется точечный источник света, волновой фронт (лучевая поверхность) будет иметь форму эллипсоида вращения. Дело в том, что скорость распространения в таком кристалле зависит от ориентации направления поляризации света по отношению к некоторму направлению — оси кристалла. В показанном на рисунке случае положительного одноосного кристалла скорость распространения света максимальна, если направление поляризации перпендикулярно оси. Существуют также отрицательные одноосные кристаллы, в которых эта скорость минимальна.

Вообще говоря эту поверхность удобно называть фронтом — колебания во всех ее точках происходят с одинаковой фазой. Но лучше называть ее лучевой поверхностью: нарисованные в определенном масштабе, лучи, вышедшие из точки, где расположен источник света, будут равны по длине расстоянию до этой поверхности. Но при этом они не будут, естественно, перпендикулярны к этой поверхности.

 

Для таких кристаллов вводятся понятия обыкновенного и необыкновенного лучей. Обыкновенным лучем называется такой, направление поляризации которого перпендикулярно оптической оси. Соответственно, вводится два показателя преломления: обыкновенного луча no и необыкновенного ne. В положительном кристалле <img width=«56» height=«21» src=«ref-1_549128009-233.coolpic» v:shapes="_x0000_i1145">. Это соответствует тому, что скорость распространения света вдоль оси кристалла (обыкновенный луч) больше скорости в поперечном направлении, когда колебания вектора электрического поля направлены вдоль оси кристалла. Для отрицательного кристалла соотношение показателей преломления обратное.

 

11.3. Скрещенные поляризаторы

 

Эксперименты с одноосными кристаллами обычно проводятся с использованием скрещенных поляризаторов. При этом оси поляризаторов обычно направляются под углом 450 к вертикали. Соответственно, и направление плоскости поляризации составляет 450 к вертикали.

Амплитуды колебаний x — и y-составляющих электрического поля одинаковы при таких условиях. Естественно, свет через такую систему не проходит.

Иное дело, если между скрещенными поляризаторами помещается кристалл, оптическую ось которого обычно направляют вертикально.

Луч, вдоль которой распространяется волна <img width=«140» height=«27» src=«ref-1_549132547-351.coolpic» v:shapes="_x0000_i1149"> является обыкновенным — направление вектора электрического поля для него перпендикулярно оптической оси, показатель преломления <img width=«23» height=«20» src=«ref-1_549133604-197.coolpic» v:shapes="_x0000_i1150">. У другого луча <img width=«140» height=«27» src=«ref-1_549132898-355.coolpic» v:shapes="_x0000_i1151">
 направление поляризации совпадает с осью кристалла и показатель преломления <img width=«23» height=«20» src=«ref-1_549134156-204.coolpic» v:shapes="_x0000_i1152">. Эти лучи мы будем называть обыкновенным и необыкновенным. Заметим еще раз, что различаются эти лучи направлением плоскости поляризации по отношению к оси кристалла. Заметим также, что направление поляризации это ни что иное, как направление действующей на электроны вещества силы. Значения показателей преломления различны потому, что собственные частоты колебаний электронов вдоль оси и в поперечном направлении различны.

 

Из-за различия показателей преломления внутри кристалла эти лучи, двигаясь параллельно, пройдут разные оптические пути — <img width=«33» height=«20» src=«ref-1_549134360-213.coolpic» v:shapes="_x0000_i1153"> и <img width=«33» height=«20» src=«ref-1_549134573-220.coolpic» v:shapes="_x0000_i1154">, возникнет разность фаз колебаний. Проходящий через систему скрещенных поляризаторов свет можно зафиксировать помещенным за системой поляризаторов фотоприемником. Результат определяется тем, какой будет поляризация после прохождения светом поляризатора и кристаллической пластинки.

Рассмотрим подробнее, какие здесь возможны случаи.

 

При прохождении светом одноосного кристалла у обыкновенного и необыкновенного лучей фазы изменятся таким образом:

 

<img width=«140» height=«37» src=«ref-1_549134793-367.coolpic» v:shapes="_x0000_i1155">;       <img width=«140» height=«37» src=«ref-1_549135160-376.coolpic» v:shapes="_x0000_i1156">.

 

Разность фаз колебаний в этих лучах после прохождения кристалла (но перед вторым поляризатором!) будет

 

<img width=«152» height=«37» src=«ref-1_549135536-385.coolpic» v:shapes="_x0000_i1157">.

 

И будем еще помнить, что это разность фаз колебаний y- и x-колебаний электрического вектора волны после прохождения кристалла.

Естественно, не представляет особого интереса случай, когда <img width=«72» height=«21» src=«ref-1_549135921-262.coolpic» v:shapes="_x0000_i1158">  — в этом случае вид поляризации не изменится, свет через скрещенные поляризаторы проходить не будет. Если вращать второй поляризатор, используя его как анализатор, интенсивность в зависимости от угла поворота будет изменяться по закону Малюса.

 

Изменяя толщину пластинки, можно добиться выполнения условия <img width=«100» height=«27» src=«ref-1_549136183-316.coolpic» v:shapes="_x0000_i1159">. В этом случае y- и x-колебаний электрического вектора волны (волн) будут происходить в противофазе. Это означает поворот плоскости поляризации света на 900. Свет не будет задерживаться вторым поляризатором, с ось которого теперь совпадает направление поляризации. Но при повороте анализатора опять-таки будет выполняться закон Малюса.

Возникновение при прохождение пластинки разности фаз <img width=«100» height=«27» src=«ref-1_549136183-316.coolpic» v:shapes="_x0000_i1160"> означает, что один из лучей отстал от другого на нечетное количество полуволн — такая кристаллическая пластинка называется “пластинкой в пол волны”.

 

Круговой после прохождения кристаллической пластинки поляризация будет при условии <img width=«116» height=«21» src=«ref-1_549136815-318.coolpic» v:shapes="_x0000_i1161">. Такая пластинка по понятным причинам называется пластинкой “в четверть волны”.

 

Наконец, при произвольной толщине пластинки поляризация будет, вообще говоря, эллиптической. При этом оси эллипса составят угол 450 с осью кристалла. Свяжем параметры эллипса с толщиной и показателями преломления n0 и neкристаллической пластинки.

Запишем колебания электрического вектора световой волны после прохождения кристаллической пластинки:

<img width=«163» height=«27» src=«ref-1_549139334-381.coolpic» v:shapes="_x0000_i1163"> <img width=«156» height=«27» src=«ref-1_549139715-367.coolpic» v:shapes="_x0000_i1164">.

 

Проведя проецирование этих составляющих на оси повернутой на угол a
= 450 системы координат, мы получим:

 

<img width=«405» height=«27» src=«ref-1_549140082-650.coolpic» v:shapes="_x0000_i1165">

<img width=«248» height=«41» src=«ref-1_549140732-534.coolpic» v:shapes="_x0000_i1166">;

 

<img width=«413» height=«27» src=«ref-1_549141266-645.coolpic» v:shapes="_x0000_i1167">

<img width=«263» height=«41» src=«ref-1_549141911-543.coolpic» v:shapes="_x0000_i1168">.

 

Проведя сложение тригонометрических функций в скобках, получим:

 

 

<img width=«324» height=«44» src=«ref-1_549142454-663.coolpic» v:shapes="_x0000_i1169">;

<img width=«324» height=«44» src=«ref-1_549143117-674.coolpic» v:shapes="_x0000_i1170">.

 

Введя обозначение <img width=«92» height=«21» src=«ref-1_549143791-285.coolpic» v:shapes="_x0000_i1171">, можем записать:

 

<img width=«304» height=«48» src=«ref-1_549144076-727.coolpic» v:shapes="_x0000_i1172">.

 

Мы исключили из уравнений время и получили уравнение эллипса с полуосями

 

<img width=«227» height=«53» src=«ref-1_549144803-551.coolpic» v:shapes="_x0000_i1173">;       <img width=«227» height=«53» src=«ref-1_549145354-551.coolpic» v:shapes="_x0000_i1174">.

 

Теперь мы доказали, что при произвольной толщине кристаллической пластинки     продолжение
--PAGE_BREAK--d линейно поляризованный свет после ее прохождения будет поляризован эллиптически.

 

 

11.4. Двойное лучепреломление

 

Естественно, при наличии двух разных показателях преломления как правило возникает двойное лучепреломление. Рассмотрим сначала простой случай, когда оптическая ось кристалла направлена перпендикулярно плоскости падения луча.

Естественный неполяризованный свет при входе в кристалл разделяется на лучи обыкновенный и необыкновенный. У них разные показатели преломления, поэтому различны и углы преломления. Естественно, преломленные лучи оказываются уже поляризованными: у обыкновенного луча плоскость поляризации совпадает с плоскостью рисунка -направление поляризации перпендикулярно оси кристалла.

 

Рассмотрим теперь более сложный случай, когда оптическая ось кристалла направлена под некоторым углом к поверхности. Тогда луч с направлением поляризации, перпендикулярном плоскости чертежа, будет обыкновенным. Сечения его лучевых поверхностей будет окружностями, и он пройдет в кристалл без преломления (на рисунке справа).

Для лучей, показанных слева, сечения лучевых поверхностей будут эллипсами. Направление распространения света будет от центров этих эллипсов к точкам касательной к их огибающей. Таким образом, даже при нормальном падении на поверхность кристалла эти лучи будут преломляться!

 

 

 

11.5. Поляризаторы

 

У многих кристаллов поглощение света зависит от направления электрического вектора световой волны. К таким кристаллам относится, например, турмалин. В нем обыкновенный луч поглощается намного сильнее необыкновенного. Поэтому после прохождения пластинки турмалина свет оказывается частично поляризованным. Если пластинка достаточно толстая (около 1 см), то обыкновенный луч поглощается практически полностью, и проходящий свет оказывается линейно поляризованным.

 

По-своему интересна как поляризатор призма Волластона. Она состоит из двух треугольных призм, изготовленных из одноосных кристаллов, оптические оси которых взаимно перпендикулярны.

В левой половине призмы обыкновенный и необыкновенный лучи распространяются по одной прямой, хотя и с разными скоростями. Но на границе обыкновенный луч, скажем, луч 1, становится необыкновенны. И наоборот — второй луч из необыкновенного превращается в обыкновенным. Поэтому законы преломления для них выглядят по-разному:

 

<img width=«112» height=«47» src=«ref-1_549150794-393.coolpic» v:shapes="_x0000_i1177">;        <img width=«115» height=«47» src=«ref-1_549151187-398.coolpic» v:shapes="_x0000_i1178">.

 

В этих выражениях, очевидно, a
1
=
a
2. Выходящие из  призмы лучи линейно поляризованы во взаимно перпендикулярных направлениях.

 

Первая поляризационная призма была изобретена шотландским физиком Николем. Такая призма обычно и называется николем, как и некоторые другие призмы сходной конструкции.

Изготавливается она из исландского шпата и состоит из двух частей специальной формы. Половинки призмы склеиваются между собой канадским бальзамом.

Углы шлифовки боковых граней и угол разрезания кристалла подбираются таким образом, чтобы обыкновенный луч o испытывал на границе полное отражение. Затем от поглощается на зачерненной боковой рани, а из николя выходит линейно поляризованный луч.

На рисунке также показаны обычно используемые условные обозначения поляризатора и анализатора. Между ними помещен исследуемый кристалл K.


 

Лекция 14

 

 

11.6. Анализ поляризованного света

 

При анализ вида поляризации светового луча могут возникнуть определенные трудности. Скажем, у нас имеется луч света неполяризованного. Поставив на его пути николь (анализатор) и поворачивая его, мы не обнаружим изменения интенсивности. Но тот же эффект будет и в том случае, если свет будет поляризован по кругу!

Чтобы различить два таких луча следует использовать пластину в l
/
4— после прохождения такой пластины в случае круговой поляризации свет станет поляризованным линейно. Теперь, поворачивая анализатор, мы сможем при некотором его положении достичь нулевой интенсивности света.

Рассмотрим эту задачу несколько более детально. При круговой поляризации вращение вектора электрического поля может происходить по часовой стрелке, или против нее (правая и левая круговая поляризация). Запишем соответствующие аналитические выражения:

 

<img width=«175» height=«52» src=«ref-1_549154914-550.coolpic» v:shapes="_x0000_i1179">;      <img width=«175» height=«52» src=«ref-1_549155464-553.coolpic» v:shapes="_x0000_i1180">.

 

Поставим на пути луча света пластинку в l
/
4. Предположим, что наша пластинка имеет меньшую на l
/
4
оптическую длину для обыкновенного луча (x-составляющая). Предположим также, что выписанные выражения описывают колебания непосредственно перед пластинкой в l
/
4.

Введем обозначения для волновых чисел обыкновенного и необыкновенного лучей в кристалле — ko и ke. Согласно первому предположению <img width=«132» height=«21» src=«ref-1_549156017-323.coolpic» v:shapes="_x0000_i1181">. Как видно из выражения <img width=«148» height=«27» src=«ref-1_549156340-346.coolpic» v:shapes="_x0000_i1182">, если после пластинки фаза колебаний необыкновенного луча изменится на <img width=«24» height=«19» src=«ref-1_549156686-200.coolpic» v:shapes="_x0000_i1183">, то обыкновенного — на <img width=«57» height=«21» src=«ref-1_549156886-252.coolpic» v:shapes="_x0000_i1184">. Мы всегда можем положить j
=
(или j
=
2
k
p). Поэтому выписанные выражения изменятся следующим образом:

 

<img width=«160» height=«52» src=«ref-1_549157138-526.coolpic» v:shapes="_x0000_i1185">;

 

<img width=«140» height=«48» src=«ref-1_549157664-456.coolpic» v:shapes="_x0000_i1186"> -

 

такие колебания будут происходить в некоторой точке за кристаллической пластинкой. В обоих случаях циркулярно поляризованный свет превращается в линейно поляризованный. Но в первом случае плоскость поляризации пересекает плоскость XOY по второму и четвертому квадрантам, во втором — по первому и третьему квадрантам.

 

А теперь рассмотрим, как действует пластинка в l
/
4на эллиптически поляризованный свет.

Поворачивая анализатор, можно определить направления максимума и минимума электромагнитных колебаний. Проделав мысленно такие манипуляции, совместим направление, например, оси OY с большой осью эллипса. Тогда аналитическая запись колебаний вектора <img width=«15» height=«19» src=«ref-1_549119454-198.coolpic» v:shapes="_x0000_i1187"> будет выглядеть так:

 

<img width=«143» height=«53» src=«ref-1_549158318-502.coolpic» v:shapes="_x0000_i1188">.

 

От круговых колебаний эту запись отличает лишь неравенство Exи Ey.Поэтому после прохождение пластинки в l
/
4такой свет станет линейно поляризованным. В отличии от случая круговой поляризации направление колебаний <img width=«15» height=«19» src=«ref-1_549119454-198.coolpic» v:shapes="_x0000_i1189"> не будет составлять угла в 450 с осями, а то, по каким квадрантам пройдет направление колебаний, зависит от того, право- или лево-поляризованным является эллиптически поляризованный свет.

 

 

11.7. Естественное вращение плоскости поляризации

 

Некоторые вещества, например, раствор сахара обладают способностью поворачивать плоскость поляризации линейно поляризованного света. Объяснение этого явления достаточно просто.

Причиной вращения (поворота) плоскости поляризации является то, что лево- и право-поляризованный по кругу свет распространяется в таких веществах с различной скоростью, а луч линейно поляризованного света можно представить как сумму двух лучей, поляризованных по кругу в разные стороны:

 

<img width=«179» height=«51» src=«ref-1_549159018-459.coolpic» v:shapes="_x0000_i1190">

 

<img width=«363» height=«80» src=«ref-1_549159477-1085.coolpic» v:shapes="_x0000_i1191">.

 

В веществе, которое обладает способностью поворачивать плоскость поляризации, скорости распространения циркулярно право- и лево-поляризованного света различны. Поэтому,

 

<img width=«380» height=«80» src=«ref-1_549160562-1142.coolpic» v:shapes="_x0000_i1192">

 

<img width=«374» height=«91» src=«ref-1_549161704-1166.coolpic» v:shapes="_x0000_i1193">

 

<img width=«318» height=«91» src=«ref-1_549162870-956.coolpic» v:shapes="_x0000_i1194">.

 

Сопоставив эту запись с первоначальной

 

<img width=«358» height=«56» src=«ref-1_549163826-878.coolpic» v:shapes="_x0000_i1195">,

 

мы увидим, что плоскость поляризации повернулась на угол

 

<img width=«108» height=«39» src=«ref-1_549164704-312.coolpic» v:shapes="_x0000_i1196">.

 

В промышленности эффект вращения плоскости поляризации при прохождении света через раствор  сахара практически применяется для измерения концентрации раствора.

 

 

11.8. Эффект Зеемана и поляризация

 

Исходя из понимания, что излучение световой волны происходит в результате колебаний электрического диполя, рассмотрим поведение диполя в магнитном поле.

На движущийся со скоростью <img width=«15» height=«16» src=«ref-1_549165016-192.coolpic» v:shapes="_x0000_i1197"> действует сила Лоренца

 

<img width=«84» height=«27» src=«ref-1_549165208-304.coolpic» v:shapes="_x0000_i1198">.

 

В результате, естественно, характер движения электрона в ходе колебаний изменится. Перейдем, однако, во вращающуюся систему координат. В такой системе на тот же электрон будет действовать сила Кориолиса

 

<img width=«100» height=«29» src=«ref-1_549165512-338.coolpic» v:shapes="_x0000_i1199">,

 

где W— скорость вращения системы отсчета.

Зависимость этих сил от скорости <img width=«15» height=«16» src=«ref-1_549165016-192.coolpic» v:shapes="_x0000_i1202"> с одной стороны, и от поля  <img width=«15» height=«19» src=«ref-1_549166474-195.coolpic» v:shapes="_x0000_i1203"> и от скорости вращения с другой — <img width=«17» height=«20» src=«ref-1_549165850-204.coolpic» v:shapes="_x0000_i1204"> одинаковы. Это обстоятельство позволяет нам просто решить задачу о колебаниях электрического диполя в магнитном поле: направив скорость вращения системы вдоль магнитного поля и подобрав нужную скорость вращения системы, мы можем добиться компенсации силы Лоренца и силы Кориолиса. В результате во вращающейся системе отсчета колебания будет происходить “обыкновенным” способом, как они происходили бы в отсутствии магнитного поля. Для этого необходимо лишь выполнение условия

 

<img width=«204» height=«27» src=«ref-1_549166873-398.coolpic» v:shapes="_x0000_i1205">

 

при подходящем направлении вращения системы.

Высказанные утверждения составляют суть (и доказательство) теоремы Лармора.

 

Нас, разумеется, будет интересовать излучение в лабораторной, неподвижной системе отсчета. Такое излучение в определенном направлении определяется составляющей вектора дипольного момента, перпендикулярной этому направлению.

Проще всего обстоит дело с z-составляющей амплитуда ее колебаний остается неизменной. Мы можем записать для нее выражение <img width=«104» height=«24» src=«ref-1_549167271-348.coolpic» v:shapes="_x0000_i1206">. Это некоторый колеблющийся диполь, направленный вдоль оси OZ — его излучение имеет максимум в плоскости XOY.

Запишем теперь выражения для других составляющих:

 

<img width=«356» height=«27» src=«ref-1_549167619-642.coolpic» v:shapes="_x0000_i1207">;

 

<img width=«354» height=«27» src=«ref-1_549168261-659.coolpic» v:shapes="_x0000_i1208">.

 

Преобразуем эти выражения:

 

<img width=«179» height=«48» src=«ref-1_549168920-593.coolpic» v:shapes="_x0000_i1209">

 

<img width=«368» height=«61» src=«ref-1_549169513-1031.coolpic» v:shapes="_x0000_i1210">

 

<img width=«423» height=«61» src=«ref-1_549170544-1141.coolpic» v:shapes="_x0000_i1211">.

 

Итак, мы убедились, что в направлении оси     продолжение
--PAGE_BREAK--OZ, в направлении магнитного поля диполь излучает две волны. Они различаются частотами (<img width=«271» height=«27» src=«ref-1_549171685-459.coolpic» v:shapes="_x0000_i1212">) и поляризованы по кругу в противоположных направлениях.

Вообще говоря, для анализа эффекта Зеемана необходим квантовый подход. Позднее мы еще вернемся к этому вопросу, а пока лишь отметим, что классическая физика объясняет только так называемый простой эффект Зеемана. На основе эффекта Зеемана ниже будет проанализирован эффект магнитного вращения плоскости поляризации света.

 

 

11.9. Искусственное двойное лучепреломление

 

Сколько-нибудь детально  строением кристаллов мы заниматься не будем (или — не можем). Причины возникновения анизотропии, которая является причиной двойного лучепреломления, для нас останутся загадкой. Поэтому для нас особенно ценно обсуждение искусственного двойного лучепреломления, когда причины анизатропии совершенно прозрачны.

Может, не самым простым, но имеющим большую практическую ценность, является создание анизотропии с помощью электрического поля. если молекулы вещества полярны, их расположение под действием поля становится в определенной степени упорядоченным. Неполярные молекулы под действием поля поляризуются. Направление поляризации и становится осью, определяющей анизотропию скорости распространения света.

Соответствующее устройство называется ячейкой Керра. Рабочим веществом обычно является жидкость. В нее погружаются параллельные металлические пластины, образующие плоский конденсатор, поле которого и осуществляет поляризацию вещества. Разность показателей обыкновенного и необыкновенного лучей <img width=«95» height=«21» src=«ref-1_549177629-262.coolpic» v:shapes="_x0000_i1216"> оказывается пропорциональной показателю преломления вещества n и квадрату электрического поля E2 — эффект является квадратичным. В выражении <img width=«79» height=«25» src=«ref-1_549177365-264.coolpic» v:shapes="_x0000_i1217"> коэффициент пропорциональности k называется постоянной Керра.

Поместив ячейку Керра между скрещенными поляризаторами и подавая на нее импульсное напряжение. можно осуществлять управление проходящим через систему светом. Время переключения света может быть чрезвычайно малым — порядка 10-12 с.

Другой способ искусственного создания анизотропии — деформация, видимо, не требует особых  пояснений. При сжатии или растяжении изотропного материала в направлении деформации создается оптическая ось и проявляется явление двойного лучепреломления.

Кстати, пластинку в l
/
4, например, можно изготовить из обыкновенного целлофана, в котором после его изготовления остаются остаточные напряжения. Сам по себе этот материал вполне изотропный.

 

 

 

11.10. Магнитное вращение плоскости поляризации


 

Как мы уже знаем, луч линейно поляризованного света может быть представлен как сумма (суперпозиция) двух циклически поляризованных лучей:

 

<img width=«447» height=«56» src=«ref-1_549178155-1106.coolpic» v:shapes="_x0000_i1218">.

 

Для вакуума это лишь тождественное преобразование выражения, но в магнитном поле благодаря эффекту Зеемана у циклически право- и лево-поляризованных будут разные собственные частоты w

+
Wи w

-
W. Следовательно, у этих лучей будут разными и показатели преломления:

 

<img width=«421» height=«57» src=«ref-1_549179261-857.coolpic» v:shapes="_x0000_i1219">.

 

Введя обозначение <img width=«92» height=«25» src=«ref-1_549180118-284.coolpic» v:shapes="_x0000_i1220">, запишем выражение для производной показателя преломления:

 

<img width=«304» height=«47» src=«ref-1_549180402-674.coolpic» v:shapes="_x0000_i1221">.

 

В нашем случае при подсчете <img width=«115» height=«27» src=«ref-1_549181076-347.coolpic» v:shapes="_x0000_i1222"> следует взять <img width=«256» height=«29» src=«ref-1_549181423-500.coolpic» v:shapes="_x0000_i1223">. Поэтому, считая w
»
w
, получим:

 

<img width=«236» height=«39» src=«ref-1_549181923-444.coolpic» v:shapes="_x0000_i1224">.

 

Далее можно провести такие рассуждения. Некоторое расстояние l волны пройдут за времена <img width=«83» height=«21» src=«ref-1_549182367-265.coolpic» v:shapes="_x0000_i1225"> и <img width=«83» height=«21» src=«ref-1_549182632-254.coolpic» v:shapes="_x0000_i1226">. При этом вектор электрического поля каждой волны вращается (в разные стороны) с угловой скоростью w. Один из векторов повернется на угол <img width=«100» height=«21» src=«ref-1_549182886-291.coolpic» v:shapes="_x0000_i1227">, другой (в противоположную сторону) на <img width=«100» height=«21» src=«ref-1_549183177-283.coolpic» v:shapes="_x0000_i1228">. Поэтому угол поворота плоскости поляризациина длине l

<img width=«551» height=«48» src=«ref-1_549183460-948.coolpic» v:shapes="_x0000_i1229">;

 

<img width=«84» height=«20» src=«ref-1_549184408-264.coolpic» v:shapes="_x0000_i1230">         <img width=«120» height=«44» src=«ref-1_549184672-368.coolpic» v:shapes="_x0000_i1231">.

 

В выписанных выражениях R — постоянная вращения (постоянная Верде).



 

Лекция 15

 

 

12. Тепловое излучение

 

12.1. Основные понятия. Закон Кирхгофа

 

До сих пор мы в основном занимались волнами как таковыми, необязательно конкретизируя природу волны. Соответственно, в определенном смысле, в разговорах часто присутствовало больше геометрии, чем физики. Хотя, конечно, физика без геометрии — это не физика.

Но вот теперь на первый план выходят очень непростые существенно физические проблемы и закономерности. И, в частности, разговор о тепловом излучении требует введения некоторых специальных понятий.

Говоря о тепловом излучении, мы будем говорить о равновесном состоянии, о равновесии между нагретыми телами — эти тела излучают тепловую энергию и поглощают ее. Иначе говоря, имеет место равновесие между телами и электромагнитным полем, в которые эти тела оказываются “погруженными”.

Для описания этих процессов нам понадобятся некоторые новые понятия. Прежде всего это энергетическая светимость R. В соответствии с определением, с элементарной поверхности D
s за время D
tизлучается энергия D
W = R
×
D
s
×
D
t. Эта энергия относится ко всему частотному диапазону и излучается в пределах телесного угла 2
p.

Следующее понятие — испускательная способность <img width=«23» height=«20» src=«ref-1_549185040-202.coolpic» v:shapes="_x0000_i1232">. Она входит в выражение <img width=«83» height=«21» src=«ref-1_549185242-273.coolpic» v:shapes="_x0000_i1233"> и определяет энергетическую светимость в диапазоне dw. Однако, испускательная способность зависит также и от температуры. Поэтому обычно пишут <img width=«100» height=«21» src=«ref-1_549185515-291.coolpic» v:shapes="_x0000_i1234">. Тогда энергетическая светимость при некоторой температуре

 

<img width=«191» height=«57» src=«ref-1_549185806-436.coolpic» v:shapes="_x0000_i1235">.

 

Испускательную способность иногда удобно относить не к некоторому значению частоты, а к значению длины волны l. Тогда пишут <img width=«83» height=«23» src=«ref-1_549186242-283.coolpic» v:shapes="_x0000_i1236">. Поскольку

<img width=«203» height=«43» src=«ref-1_549186525-452.coolpic» v:shapes="_x0000_i1237">

 

и по смыслу <img width=«75» height=«21» src=«ref-1_549186977-271.coolpic» v:shapes="_x0000_i1238">, мы имеем:

 

<img width=«103» height=«23» src=«ref-1_549187248-288.coolpic» v:shapes="_x0000_i1239">;

 

<img width=«255» height=«43» src=«ref-1_549187536-527.coolpic» v:shapes="_x0000_i1240">;

 

<img width=«183» height=«43» src=«ref-1_549188063-411.coolpic» v:shapes="_x0000_i1241">.

 

Последнее выражение связывает величины rwи rl, и мы при необходимости можем переходить от одной к другой.

При падении лучистой энергии на поверхность часть ее, вообще говоря, поглощается. Поглощательная способность зависит от частоты и от температуры. Поэтому выражение для нее записывается в виде:

 

<img width=«96» height=«43» src=«ref-1_549188474-328.coolpic» v:shapes="_x0000_i1242">.

 

В знаменателе стоит поток падающей лучистой (электромагнитной) энергии, относящейся к интервалу dw, в числителе — поглощенная часть потока. Если при любых частотах <img width=«53» height=«21» src=«ref-1_549188802-231.coolpic» v:shapes="_x0000_i1243">, тело  называется абсолютно черным. При частичном поглощении падающего потока энергии говорят о сером теле. При этом подразумевается, что поглощательная способность не зависит от частоты: <img width=«88» height=«24» src=«ref-1_549189033-267.coolpic» v:shapes="_x0000_i1244">. Естественно, поглощательная способность не может быть больше единицы.

Таковы основные понятия, необходимые нам для разговора о тепловом излучении.

 

Мы уже говорили, что речь идет о тепловом равновесии между телом (его излучением) и окружающем его пространстве, заполненном лучистой энергии. Что будет, если имеется несколько тел с разными свойствами поверхностей? Оказывается, что отношение испускательных и поглощательных способностей обязаны быть равны:

 

<img width=«112» height=«49» src=«ref-1_549189300-382.coolpic» v:shapes="_x0000_i1245">.

 

Действительно, в противном случае у них были бы различные температуры и мы с легкостью получили бы вечный двигатель.

Это отношение представляет собой некоторую функцию частоты и температуры (или же длины волны и температуры):

 

<img width=«334» height=«45» src=«ref-1_549189682-696.coolpic» v:shapes="_x0000_i1246">.

 

Это соотношение между функциями <img width=«135» height=«24» src=«ref-1_549190378-357.coolpic» v:shapes="_x0000_i1247"> следует из таких соображений. Для абсолютно черного тела <img width=«59» height=«21» src=«ref-1_549190735-236.coolpic» v:shapes="_x0000_i1248"> и, стало быть,

 

<img width=«172» height=«24» src=«ref-1_549190971-400.coolpic» v:shapes="_x0000_i1249">.

 

Абсолютно черное тело является некоторой идеализацией — таких тел в природе просто не существует. Но к свойствам абсолютно черного тела могут быть сколь угодно близки свойства некоторого специального устройства. Оно представляет собой некую полость с, вообще говоря, зачерненной шероховатой внутренней поверхностью и небольшим отверстием. Проникшая через отверстие, электромагнитная волна любой частоты будет рассеиваться на внутренней поверхности полости, частично поглощаться и может выйти из нее только после многочисленных отражений. Доля вышедшей после многочисленных частичных поглощений при “соприкосновении” с внутренней поверхностью полости явно весьма незначительна.

Хотя поглощательная способность внутренней поверхности полости и не равна единице, при каждом отражении происходит поглощение части энергии, при многочисленных отражениях будет поглощена практически вся энергия.

Таким образом, входное отверстие такой полости, даже не являясь поверхностью какого-нибудь тела, обладает свойствами поверхности абсолютно черного тела. И для нас, конечно, важно не столько то, что (почти) вся падающая на эту “поверхность” энергия будет поглощена, сколько то, что ее излучение будет практически совпадать с излучением абсолютно черного тела. В соответствии с законом Кирхгофа.

 

 

12.2. Плотность лучистой энергии

 

Рассмотрим детальнее равновесие элемента поверхности абсолютно черного тела и лучистой энергии, в которую оно “погружено”. Выделим элемент поверхности D
sи некоторый элементарный объем D
V в окружающем его пространстве.

Введя плотность энергии <img width=«56» height=«21» src=«ref-1_549197888-246.coolpic» v:shapes="_x0000_i1250">, мы можем записать выражение для части заключенной в выделенном объеме энергии, которая протечет через выделенную площадку:

<img width=«227» height=«43» src=«ref-1_549198134-527.coolpic» v:shapes="_x0000_i1251">.

 

Это выражение написано из таких соображений. Запасенная в выделенном объеме энергия будет распространяться в пределах телесного угла 4p. Значит, через выделенную площадку пройдет часть этой энергии, равная отношению телесного угла <img width=«143» height=«25» src=«ref-1_549198661-374.coolpic» v:shapes="_x0000_i1252">, под которым из выделенного объема видна площадка, к полному телесному углу.

Далее, в силу симметрии, элементарный объем можно выбрать в виде “бублика”, объем которого

 

<img width=«12» height=«21» src=«ref-1_549089371-169.coolpic» v:shapes="_x0000_i1253"><img width=«184» height=«23» src=«ref-1_549199204-394.coolpic» v:shapes="_x0000_i1254">.

 

Таким образом, чтобы подсчитать энергию, которая пройдет через выделенную площадку за время <img width=«67» height=«21» src=«ref-1_549199598-262.coolpic» v:shapes="_x0000_i1255">, нам надо взять интеграл по     продолжение
--PAGE_BREAK--dq
:

 

<img width=«348» height=«59» src=«ref-1_549199860-746.coolpic» v:shapes="_x0000_i1256">

<img width=«128» height=«40» src=«ref-1_549200606-356.coolpic» v:shapes="_x0000_i1257">.

 

В условиях равновесия за то же время площадкой D
sбудет испущена такая же по величине энергия. Поэтому,

 

<img width=«227» height=«37» src=«ref-1_549200962-483.coolpic» v:shapes="_x0000_i1258">;

 

<img width=«152» height=«37» src=«ref-1_549201445-388.coolpic» v:shapes="_x0000_i1259">.

 

Мы нашли связь между испускательной способностью абсолютно черного тела и плотностью электромагнитной энергии в условиях равновесия.

 

 

12.3. Лучистая энергия

 

Мы нашли связь между функциями испускательной способности и плотности электромагнитной энергии. Но представляется совершенно неясным, каким способом можно было бы найти вид этих функций. Здесь нужны какие-то дополнительные гипотезы о способе существования, что ли, лучистой, волновой энергии. Ясно, что такое описание распределения энергии по частотам (это функции частоты!) при определенной температуре должно быть вероятностным, но в основе должно предположить существование какой-то функции распределения, подобно тому, как мы в свое время нашли вид функции распределения Максвелла для молекул (атомов).

Такой гипотезой явилось предположение, что лучистая энергия могла бы существовать в виде стоячих волн. Стоячими волнами мы ранее немного занимались, но теперь нам надо исследовать этот вопрос детальнее.

Пусть у нас имеется полость в виде прямоугольного параллелепипеда со сторонами a,b,c. Условием существования стоячей волны вида

<img width=«346» height=«28» src=«ref-1_549204087-613.coolpic» v:shapes="_x0000_i1261">

является выполнение условий

<img width=«314» height=«23» src=«ref-1_549204700-453.coolpic» v:shapes="_x0000_i1262">.

Речь, разумеется, идет о плоской волне, и только при выполнении этих условий любой луч волны окажется замкнутым. Причем в любую “стартовую” точку волна будет возвращаться с неизменной фазой.

Теперь можно говорить о некотором распределении стоячих волн по оси частот — они могут принимать лишь некоторые дискретные значения.

Перейдем в декартово пространство, в котором по осям отложены значения составляющих векторов <img width=«176» height=«25» src=«ref-1_549205153-402.coolpic» v:shapes="_x0000_i1263">. Концы векторов, удовлетворяющих условию стоячей волны, будут иметь координаты <img width=«171» height=«28» src=«ref-1_549205555-392.coolpic» v:shapes="_x0000_i1264">. Это позволяет нам говорить о плотности таких точек в k — пространстве: поскольку <img width=«144» height=«23» src=«ref-1_549205947-320.coolpic» v:shapes="_x0000_i1265">, элементарный объем на одну точку (конец вектора <img width=«15» height=«19» src=«ref-1_549206267-198.coolpic» v:shapes="_x0000_i1266">) <img width=«111» height=«25» src=«ref-1_549206465-337.coolpic» v:shapes="_x0000_i1267">. Равная обратной величине элементарного объема, плотность точек Nk в k — пространстве оказывается величиной постоянной: <img width=«59» height=«25» src=«ref-1_549206802-254.coolpic» v:shapes="_x0000_i1268">.

Собственно, нас интересуют количества векторов в модулем от k до k+D
k. Чтобы подсчитать это количество, выберем элементарный объем в k — пространстве в виде тонкого шарового слоя радиуса k и толщиной D
kи умножим его на плотность точек:

 

<img width=«148» height=«39» src=«ref-1_549207056-398.coolpic» v:shapes="_x0000_i1269">.

 

Теперь нам надо проделать еще такие операции. Во-первых, перейдем от волновых векторов k к частотам w: <img width=«148» height=«21» src=«ref-1_549207454-339.coolpic» v:shapes="_x0000_i1270">. Затем нам надо умножить полученное число на 2, поскольку имеется два взаимно перпендикулярных направления колебаний — это будут разные стоячие волны. Тогда на единицу объема мы получаем такое количество волн с частотой w:

<img width=«120» height=«43» src=«ref-1_549207793-381.coolpic» v:shapes="_x0000_i1271">.

 

Теперь попробуем понять, что мы, собственно, получили. Это выражение дает нам число волн с частотой wв единице объема. Но это еще не количество стоячих волн. При каждом отражении волна изменяет направление распространения, но это остается та же волна с частотой w. При нашем же подсчете они считались различными волнами — с определенным модулем волнового числа k и независимо от направления вектора <img width=«15» height=«19» src=«ref-1_549206267-198.coolpic» v:shapes="_x0000_i1272">. Поэтому полученное количество волн нам надо разделить на 8 и вот почему.

При каждом отражении изменяется знак одной из проекций вектора <img width=«15» height=«19» src=«ref-1_549206267-198.coolpic» v:shapes="_x0000_i1273">. Как видно из рисунка, изменение знаков проекций kX и kY дает четыре возможные направления вектора <img width=«15» height=«19» src=«ref-1_549206267-198.coolpic» v:shapes="_x0000_i1274">. Но остается еще возможность изменения знака kZ — итого получается 8 возможных направлений распространения (одной и той же) волны с частотой w. Таким образом, переходя к дифференциалам, мы получаем нужное выражение:

<img width=«100» height=«43» src=«ref-1_549211779-346.coolpic» v:shapes="_x0000_i1275">.

 

Эти стоячие волны заманчиво трактовать как колебательные степени свободы для лучистой энергии. Тогда на каждую стоячую волну пришлась бы порция энергии kT. Но здесь нас ждет большая неприятность: количество стоячих волн (вплоть до w
=
¥) неограничено, плотность энергии оказывается бесконечной, что, конечно, никак не может отвечать реальности.

Тем не менее не стоит приходить в отчаяние. Нам еще придется сделать некоторые уточнения, связанные с более глубоким пониманием физики. Тогда мы и получим разумный результат.

 

12.4. Формула Планка

 

Изучение теплового равновесного излучения как и других явлений привело физиков к идее квантования. Каждой колебательной степени свободы пришлось приписать энергию в несколько энергетических квантов — порций энергии величиной ћw.

Количество стоячих волн с энергией <img width=«68» height=«21» src=«ref-1_549212125-247.coolpic» v:shapes="_x0000_i1276"> определяется распределением Больцмана:

 

<img width=«164» height=«44» src=«ref-1_549212372-431.coolpic» v:shapes="_x0000_i1277">.

 

С увеличением частоты количество волн с большой энергией уменьшается и тем самым снимается проблема бесконечной плотности энергии.

Подсчитаем среднюю энергию стоячей волны с частотой w:

 

<img width=«352» height=«84» src=«ref-1_549212803-937.coolpic» v:shapes="_x0000_i1278">

 

<img width=«380» height=«84» src=«ref-1_549213740-947.coolpic» v:shapes="_x0000_i1279">.

 

Мы ввели обозначение <img width=«76» height=«23» src=«ref-1_549214687-281.coolpic» v:shapes="_x0000_i1280">.

Выражение под знаком логарифма представляет собой сумму членов бесконечной геометрической прогрессии со знаменателем <img width=«59» height=«24» src=«ref-1_549214968-265.coolpic» v:shapes="_x0000_i1281">. Поэтому средняя энергия стоячей волны

 

<img width=«37» height=«3» src=«ref-1_549215233-156.coolpic» v:shapes="_x0000_s2168"><img width=«464» height=«49» src=«ref-1_549215389-819.coolpic» v:shapes="_x0000_i1282">

 

<img width=«125» height=«3» src=«ref-1_549216208-162.coolpic» v:shapes="_x0000_s2169"><img width=«383» height=«48» src=«ref-1_549216370-740.coolpic» v:shapes="_x0000_i1283">.

 

Умножив это значение на количество волн в интервале dw, получим энергию в этом интервале:

<img width=«276» height=«48» src=«ref-1_549217110-599.coolpic» v:shapes="_x0000_i1284">,

 

мы получим для плотности лучистой энергии выражение

 

<img width=«247» height=«48» src=«ref-1_549217709-543.coolpic» v:shapes="_x0000_i1285">,

 

которое носит название формулы Планка.



 

Лекция 16

 

 

12.5. Закон Стефана-Больцмана и закон смещения Вина

 

Мы с Вами получили связь между плотностью лучистой энергии и испускательной способностью абсолютно черного тела

 

<img width=«152» height=«37» src=«ref-1_549201445-388.coolpic» v:shapes="_x0000_i1286">

 

и формулу Планка для плотности энергии

 

<img width=«247» height=«48» src=«ref-1_549217709-543.coolpic» v:shapes="_x0000_i1287">.

 

Это позволяет нам записать выражение для испускательной способности абсолютно черного тела:

<img width=«259» height=«48» src=«ref-1_549219183-578.coolpic» v:shapes="_x0000_i1288">.

 

Это выражение также называют формулой Планка. С ее помощью можно получить закон Стефана-Больцмана — связь энергетической светимости абсолютно черного тела с температурой:

 

<img width=«334» height=«52» src=«ref-1_549219761-715.coolpic» v:shapes="_x0000_i1289">.

 

Произведем замену переменной: введем <img width=«76» height=«23» src=«ref-1_549220476-281.coolpic» v:shapes="_x0000_i1290">. Тогда выражение для энергетической светимости примет вид:

 

<img width=«235» height=«52» src=«ref-1_549220757-629.coolpic» v:shapes="_x0000_i1291">.

 

Интеграл в правой части выражения равен <img width=«47» height=«25» src=«ref-1_549221386-247.coolpic» v:shapes="_x0000_i1292">. Таким образом,

 

<img width=«179» height=«47» src=«ref-1_549221633-449.coolpic» v:shapes="_x0000_i1293">;        <img width=«207» height=«29» src=«ref-1_549222082-453.coolpic» v:shapes="_x0000_i1294">.

 

Величина sназывается постоянной Стефана-Больцмана и ее значение, подсчитанное с помощью формулы Планка, весьма точно совпадает с определенным экспериментально.

Закон смещения Вина связывает температуру и длину волны, на которую приходится максимум излучения абсолютно черного тела:

 

<img width=«57» height=«23» src=«ref-1_549222535-243.coolpic» v:shapes="_x0000_i1295">;        <img width=«147» height=«25» src=«ref-1_549222778-350.coolpic» v:shapes="_x0000_i1296">.

 

 Чтобы получить выражение для b, нужно исследовать функцию

 

<img width=«196» height=«40» src=«ref-1_549223128-525.coolpic» v:shapes="_x0000_i1297">

 

на экстремум. Принципиальных проблем в этой связи  не возникает, но вычисления оказываются достаточно громоздкими. И тем не менее, учитывая огромную важность формулы Планка, нам следует заняться этими вычислениями.

Прежде всего перейдем в функции <img width=«56» height=«21» src=«ref-1_549223653-249.coolpic» v:shapes="_x0000_i1298"> от переменной <img width=«76» height=«23» src=«ref-1_549223902-268.coolpic» v:shapes="_x0000_i1299"> к переменной l. Проследите внимательно за выкладками:

 

<img width=«295» height=«48» src=«ref-1_549224170-616.coolpic» v:shapes="_x0000_i1300">

 

<img width=«268» height=«83» src=«ref-1_549224786-771.coolpic» v:shapes="_x0000_i1301">

 

<img width=«200» height=«53» src=«ref-1_549225557-575.coolpic» v:shapes="_x0000_i1302">.

 

Мы ввели обозначение <img width=«120» height=«23» src=«ref-1_549226132-331.coolpic» v:shapes="_x0000_i1303">. Поскольку

 

<img width=«316» height=«44» src=«ref-1_549226463-794.coolpic» v:shapes="_x0000_i1304">,

 

 

мы получаем не такое уж сложное выражение:

 

<img width=«535» height=«53» src=«ref-1_549227257-1162.coolpic» v:shapes="_x0000_i1305">

 

<img width=«176» height=«53» src=«ref-1_549228419-460.coolpic» v:shapes="_x0000_i1306">.

 

Теперь займемся дифференцированием. Нам необходимо решить уравнение

 

<img width=«500» height=«59» src=«ref-1_549228879-1150.coolpic» v:shapes="_x0000_i1307">;

 

<img width=«283» height=«27» src=«ref-1_549230029-534.coolpic» v:shapes="_x0000_i1308">.

 

Решить это уравнение “напрямую” нам не удастся. Поэтому перепишем его в виде

 

<img width=«176» height=«37» src=«ref-1_549230563-413.coolpic» v:shapes="_x0000_i1309">

 

и решим методом последовательных приближений, в данном случае весьма эффективным.

В качестве нулевого приближения напрашивается значение <img width=«61» height=«23» src=«ref-1_549230976-251.coolpic» v:shapes="_x0000_i1310">. Тогда

<img width=«255» height=«41» src=«ref-1_549231227-492.coolpic» v:shapes="_x0000_i1311">;

       <img width=«312» height=«41» src=«ref-1_549231719-566.coolpic» v:shapes="_x0000_i1312">;

       <img width=«312» height=«41» src=«ref-1_549232285-556.coolpic» v:shapes="_x0000_i1313">.

 

Ограничившись четырьмя знаками после запятой, получаем:

 

<img width=«168» height=«41» src=«ref-1_549232841-423.coolpic» v:shapes="_x0000_i1314">;

 

<img width=«65» height=«23» src=«ref-1_549233264-248.coolpic» v:shapes="_x0000_i1315">;         <img width=«224» height=«41» src=«ref-1_549233512-489.coolpic» v:shapes="_x0000_i1316">.

 

Полученное нами значение b очень хорошо совпадает с экспериментальным значением.

 

Сами законы Стефана-Больцмана и закон смещения Вина были установлены раньше, чем была получена формула Планка. То, что из нее были затем получены верные значения констант sи b, явилось блестящим подтверждением верности тех представлений, которые были заложены при ее получении. Но смысл этих представлений нам еще нужно осознать.

 

 

12.7. Оптическая пирометрия

 

Установление законов Стефана-Больцмана и закона смещения Вина позволили создать измерители температуры, работающие без контакта с горячим, лучшее сказать, с раскаленным телом.

Радиационные пирометры. Такие пирометры основаны на фокусировке излучения раскаленной поверхности на некотором теплоприемнике. Замечательно, что яркость резкого (сфокусированного) изображения не зависит от расстояния до объекта, если это последнее велико  по сравнению с фокусным расстоянием объектива. Собственно, приходящую от удаленного объекта волну можно считать плоской, отчего попадающая на теплоприемник энергия слабо зависит от расстояния. Важно только, чтобы создаваемое объективом изображение полностью перекрывало теплоприемник.

Разумеется, предварительно производится градуировка пирометра по абсолютно черному телу. Но поскольку энергетическая светимость реальной раскаленной поверхности при той же температуре меньше светимости абсолютно черного тела (в соответствии с законом Кирхгофа), измеренная радиационная температура оказывается меньше действительной.

В справочниках имеются соответствующие поправочные коэффициенты, учитывающем отличие светимости поверхностей реальных материалов от светимости абсолютно черного тела. Любопытно, что значения этих коэффициентов в свою очередь зависят от температуры.

Яркостные пирометры. Как следует из названия, действие такого пирометра основано на сравнении яркости свечения тела, температура которого измеряется, и некоторого другого — нити лампы накаливания. Наиболее удобным здесь оказался красный цвет и именно через красный светофильтр производится в этом случае наблюдение (    продолжение
--PAGE_BREAK--l=660 нм).

Применение пирометров обычно связано с металлургией. Производится наблюдение, например, окошка в стенки доменной или мартеновской печи. На фоне изображения светящегося окошка наблюдается нить лампочки накаливания. Регулируя ток через лампочку, добиваются уравнивания их яркостей в красном цвете. При этом нить лампочки становится невидимой — потому такой пирометр называют пирометром с “исчезающей” нитью.

Пирометр градуируется по абсолютно черному телу — при изменении тока накала по находящейся в поле наблюдения шкале считывается температура черного тела, при котором нить должна “исчезает”. Естественно, поскольку светимость реального тела при той же температуре меньше, для достижения равенства яркостей черного и нечерного тел это последнее должно быть нагрето сильнее, яркостная температура  оказывается завышенной.

Цветовые пирометры. Серое тело имеет тот же спектральный состав, что и абсолютно черное тело. Поэтому температуру серого тела можно определить в соответствии с законом смещения Вина, определив длину волны l
m, на которую приходится максимум излучения.

Однако, вместо исследования всего спектра излучения, производится измерения светимостей на двух различных частотах (при двух значениях длин волн) и по их отношению определяется температура тела. Заметим, что для черного тела при любой температуре это отношение известно.

Собственно, такой пирометр отличается от радиационного тем, что наблюдения производятся через сменные светофильтры.

 

 

13.1. Теплоемкость кристаллической решетки

 

Носителями энергии равновесного теплового излучения согласно концепции Планка являются стоячие (электромагнитные) волны. При этом энергия для каждой частоты отмеряется “порциями”, квантами ћw, количество которых определяется распределением Больцмана:

 

<img width=«163» height=«40» src=«ref-1_549236735-431.coolpic» v:shapes="_x0000_i1317">.

 

И весьма интересно, что в совсем другой задаче, задаче о теплоемкости кристаллической решетки опять-таки “проходит” такой же подход.

Однако, сначала нужно сказать несколько слов об истории вопроса. Содержащий N атомов кристалл имеет 3N степеней свободы — столько значений координат необходимо для описания положения атомов. Согласно классическим представлениям на каждую степень свободы должна приходиться энергия kT: по kT/2 на кинетическую и на потенциальную энергию. Отсюда следует закон Дюлонга и Пти, согласно которому молярная теплоемкость Cm всех кристаллов одинакова:

 

<img width=«279» height=«37» src=«ref-1_549237166-553.coolpic» v:shapes="_x0000_i1318">.

 

Здесь NA — число Авогадро, R — универсальная газовая постоянная.

И действительно, при достаточно высоких температурах этот закон оказывается справедливым, но он нарушается при низких температурах. И причина в том, что при низких температурах и при  достаточно высоких частотах колебаний оказывается ћw
>kT, а между тем величина ћw— минимальная порция энергии на частоте w. Значит, при низкой температуре невозможна энергия kT на степень свободы.

Поправить дело попытался Эйнштейн. Он ввел квантование для энергий колебаний отдельных атомом кристалла (3N осцилляторов), введя для каждого среднюю энергию <img width=«73» height=«21» src=«ref-1_549237719-256.coolpic» v:shapes="_x0000_i1319">. При этом распределение осцилляторов по энергиям он считал подчиняющимся распределению Больцмана.

Полученное им выражение качественно верно описывало поведение теплоемкости и вблизи нулевой температуры. Но много более точный результат был получен Дебаем.

Дебай посчитал, что колебания отдельных атомов не являются независимыми — колебания одного атома вынуждают колебания соседних атомов. Иначе говоря, колебания представляют собой стоячие волны. Любопытно, но количество возможных стоячих волн должно совпадать с числом степеней свободы — 3N.

Собственно, рассуждения Дебая в основном повторяют рассуждения Планка. Выбрав некий объем в виде прямоугольного параллелепипеда V=abd, подсчитывается количество возможных стоячих волн. Условия существования стоячей волны остается прежним: произведение составляющей волнового вектора на соответствующий размер тела должен быть равен целому числу p.

Для струны это сводится к условию кратности ее длины длине полуволны:

<img width=«259» height=«39» src=«ref-1_549237975-462.coolpic» v:shapes="_x0000_i1320">.

 

Для прямоугольной пластины площадью S=ab необходимое условие будет

<img width=«212» height=«23» src=«ref-1_549238437-367.coolpic» v:shapes="_x0000_i1321">.

 

При таком условии вышедшая из некоторой точки волна после отражений от краев пластины возвращается в то же точку с той же фазой.

Пояснение этому утверждению дается рисунком. Введем радиус-вектор, соединяющий точки 1 и 2

 

<img width=«148» height=«23» src=«ref-1_549240443-360.coolpic» v:shapes="_x0000_i1322">.

 

Движение волны вдоль этого радиус-вектора эквивалентно распространении волны в пределах пластины. И поскольку

 

<img width=«283» height=«28» src=«ref-1_549240803-521.coolpic» v:shapes="_x0000_i1323">,

 

волна из точки 1 в точку 2 прийдет с изменение фазы на целое число 2p. Значит, это утверждение справедливо и для распространения волны в пределах пластины из точки 1 и, — после отражений, снова в точку 1.

Перейдем теперь к трехмерному кристаллу размерами a×
b
×
d. При этом добавляется еще условие <img width=«77» height=«21» src=«ref-1_549245558-265.coolpic» v:shapes="_x0000_i1324">.

На рисунке схематически показана 1/8 часть сферы радиуса k в пространстве k-векторов и соответствующая часть сферического слоя толщиной D
k. На один конец k-вектора приходится объем <img width=«120» height=«25» src=«ref-1_549245823-338.coolpic» v:shapes="_x0000_i1325">. Следовательно, количество k — векторов с модулем в пределах от k до k+D
kи положительными проекциями на оси будет

 

<img width=«172» height=«44» src=«ref-1_549246161-465.coolpic» v:shapes="_x0000_i1326">.

 

Мы учитываем только k-векторы с положительными проекциями на оси. Смена знака одной из проекций происходит при отражении волны, но это та же волна, повторно учитывать ее не следует.

Количество таких k-векторов на единицу объема кристалла

 

<img width=«92» height=«43» src=«ref-1_549246626-332.coolpic» v:shapes="_x0000_i1327">.

 

Поскольку <img width=«51» height=«21» src=«ref-1_549246958-236.coolpic» v:shapes="_x0000_i1328">, мы можем перейти в этом выражении к частотам. Кроме того, необходимо еще добавить множитель 3, поскольку упругие колебания могут происходить в направлении распространения волны и в двух взаимно перпендикулярных поперечных направлениях. Таким образом, переходя к дифференциалам, получаем

 

<img width=«111» height=«43» src=«ref-1_549247194-370.coolpic» v:shapes="_x0000_i1329">.

 

Такова плотность стоячих волн в кристалле. Однако с подсчетом энергии колебаний здесь возникают некоторые особенности, о которых речь пойдет ниже.



 

Лекция 17

 

 

13.2. Теплоемкость кристаллической решетки.

Продолжение

 

Здесь мы проведем некоторые подсчеты, повторяющие проведенные при выводе формулы Планка. Прежде всего запишем выражения для количества стоячих волн с энергией <img width=«67» height=«21» src=«ref-1_549247564-244.coolpic» v:shapes="_x0000_i1330"> и для их энергий:

 

<img width=«164» height=«27» src=«ref-1_549247808-380.coolpic» v:shapes="_x0000_i1331">;         <img width=«219» height=«27» src=«ref-1_549248188-435.coolpic» v:shapes="_x0000_i1332">.

 

Средняя энергия

 

<img width=«327» height=«95» src=«ref-1_549248623-1004.coolpic» v:shapes="_x0000_i1333">.

 

Введя переменную <img width=«76» height=«23» src=«ref-1_549214687-281.coolpic» v:shapes="_x0000_i1334">, перепишем это выражение в виде

 

<img width=«437» height=«51» src=«ref-1_549249908-887.coolpic» v:shapes="_x0000_i1335">.

 

При преобразованиях мы воспользовались выражением для суммы членов бесконечной геометрической прогрессии. Наконец, выполнив дифференцирование, получаем нужное выражение:

 

<img width=«492» height=«48» src=«ref-1_549250795-925.coolpic» v:shapes="_x0000_i1336">.

 

Подсчитаем теперь тепловую энергию моля кристаллического вещества. При выводе формулы Планка не существует ограничения на максимальную частоту w. В случае же кристалла не имеет смысла говорить о волне, длина которой меньше расстояния между атомами. А говоря иначе, количество стоячих волн должно равняться числу степеней свободы 3NA. Это позволяет определить максимальное значение частоты (Vмоль-объем моля вещества):

 

<img width=«389» height=«53» src=«ref-1_549251720-754.coolpic» v:shapes="_x0000_i1337">;

 

 <img width=«168» height=«29» src=«ref-1_549252474-403.coolpic» v:shapes="_x0000_i1338">.

 

 

Для подсчета тепловой энергии, запасенной молем вещества, нам надо взять интеграл:

 

<img width=«445» height=«53» src=«ref-1_549252877-942.coolpic» v:shapes="_x0000_i1339">.

 

При высокой температуре <img width=«76» height=«21» src=«ref-1_549253819-268.coolpic» v:shapes="_x0000_i1340"> и экспоненту в знаменателе подынтегрального выражения можно разложить в ряд, ограничившись первым членом разложения: <img width=«263» height=«27» src=«ref-1_549254087-500.coolpic» v:shapes="_x0000_i1341">. Кроме того, куб скорости в знаменателе можно представить в виде:

 

<img width=«124» height=«45» src=«ref-1_549254587-398.coolpic» v:shapes="_x0000_i1342">.

Тогда для ET мы получим:

 

<img width=«524» height=«53» src=«ref-1_549254985-1065.coolpic» v:shapes="_x0000_i1343">.

 

Таким образом, при высокой температуре молярная теплоемкость кристалла

<img width=«179» height=«37» src=«ref-1_549256050-414.coolpic» v:shapes="_x0000_i1344">,

 

и мы получаем закон Дюлонга и Пти. Как должно быть ясно из сказанного, это выражение справедливо лишь при достаточно высокой температуре, когда возможно разложение экспоненты в ряд с ограниченным количеством членов разложения.

Анализировать поведение теплоемкости при низких температурах мы не будем. Отметим только, что в качестве “граничной” температуры вводится так называемая температура Дебая q, которая определяется условием: <img width=«72» height=«21» src=«ref-1_549256464-258.coolpic» v:shapes="_x0000_i1345">. При температурах <img width=«43» height=«21» src=«ref-1_549256722-223.coolpic» v:shapes="_x0000_i1346"> необходимо учитывать эффекты квантования энергии.

 

 

14.1. Преобразования Лоренца

 

До сих пор у нас не возникало необходимости переходить из одной системы отсчета в другую при больших скоростях относительного движения этих систем. Потому мы пользовались преобразования Галилея, не учитывающими релятивистские эффекты. Но теперь нам понадобятся преобразования Лоренца. При движении со скоростью v некоторой системы K’ вдоль оси OX “неподвижной” системы K они имеют вид:

 

<img width=«135» height=«49» src=«ref-1_549258137-387.coolpic» v:shapes="_x0000_i1348">;       <img width=«128» height=«51» src=«ref-1_549258524-399.coolpic» v:shapes="_x0000_i1349">;

<img width=«131» height=«53» src=«ref-1_549258923-433.coolpic» v:shapes="_x0000_i1350">;        <img width=«124» height=«53» src=«ref-1_549259356-439.coolpic» v:shapes="_x0000_i1351">.

 

Мы выписали прямые и обратные преобразования. Отмеченные штрихами величины относятся к движущейся системе отсчета.

 

Чтобы немного привыкнуть к этим преобразованиям, решим две частные задачи, не имеющие прямого отношения к волнам.

Рассмотрим движение некоторого стержня вдоль оси OX. Свяжем с ним движущуюся систему отсчета K’. Его длина в этой системе отсчета <img width=«92» height=«21» src=«ref-1_549259795-280.coolpic» v:shapes="_x0000_i1352">. Заметим, что, поскольку стержень в этой системе неподвижен, координаты его концов могут быть определены в произвольные моменты времени — координаты не изменяются во времени. Обратите внимание на это существенное обстоятельство.

Получим теперь выражение для длины стержня в неподвижной системе отсчета. Запишем такое выражение:

 

<img width=«323» height=«49» src=«ref-1_549260075-682.coolpic» v:shapes="_x0000_i1353">.

 

Чтобы определить длину движущегося стержня в неподвижной системе отсчета, нам следует определить координаты его концов в один и тот же момент времени, т.е. положить <img width=«56» height=«21» src=«ref-1_549260757-227.coolpic» v:shapes="_x0000_i1354">. При этом условии <img width=«92» height=«21» src=«ref-1_549260984-258.coolpic» v:shapes="_x0000_i1355">  — длина стержня в неподвижной системе отсчета. Таким образом, длина движущегося стержня оказывается меньше его “собственной” длины:

 

<img width=«227» height=«29» src=«ref-1_549261242-423.coolpic» v:shapes="_x0000_i1356">.

 

В таком случае говорят о лоренцовом сокращении длины движущегося стержня.

Предположим теперь, что в неподвижной системе отсчета произошли два события, разделенные промежутком времени <img width=«83» height=«21» src=«ref-1_549261665-248.coolpic» v:shapes="_x0000_i1357">. Например, это может быть промежуток времени между рождением и распадом некоторой нестабильной частицы. Считая, что частица движется со скоростью v, свяжем с ней систему отсчета. В этой системе промежуток времени между событиями, которые, заметим, в ней произошли в одной и той же точке с координатой x’, будет:

 

<img width=«351» height=«53» src=«ref-1_549261913-773.coolpic» v:shapes="_x0000_i1358">;

 

<img width=«139» height=«29» src=«ref-1_549262686-349.coolpic» v:shapes="_x0000_i1359">.

 

В таком случае говорят  о замедлении хода часов в движущейся системе отсчета.

Это замедление хода часов (или хода времени) приводит к любопытному эффекту. Исследуя некоторую нестабильную частицу, мы можем измерить ее “время жизни” t
¢которое является характеристикой частицы, а не системы отсчета. Если такая частица после рождения движется со скоростью v, мы можем подумать, что до момента распада она пройдет путь vt
¢— от рождения и до распада в связанной с частицей системе отсчета пройдет время t
¢. Между тем пройденный за это время путь мы, естественно, измеряем в неподвижной системе отсчета. И тогда этот путь окажется намного больше, если скорость частицы близка к скорости света:

 

<img width=«171» height=«48» src=«ref-1_549263035-410.coolpic» v:shapes="_x0000_i1360"> .

 

Так что, измеряя пройденное от момента рождения частицы до ее распада расстояние, можно непосредственно проверить вывод о замедлении хода времени в движущейся системе отсчета.

 

 

    продолжение
--PAGE_BREAK--14.2. Эффект Допплера

 

При излучении волны движущимся источником частота излученной волны не совпадает с частотой колебаний источника. Соответственно, воспринимаемая движущимся приемником частота колебаний не совпадает с частотой колебаний, распространяющихся с волной. Связанные с переходом из одной системы в другую изменения частоты и волнового вектора носят название эффекта Допплера.

Рассмотрим процесс отражения электромагнитной волны от движущегося навстречу ей зеркала.

 На рисунке представлены электромагнитные волны до и после отражения. Перейдем в систему отсчета, связанной с движущимся зеркалом.

Подставим в выражение для падающей на зеркало волны значения t и x и проведем перегруппировку сомножителей:

 

<img width=«308» height=«61» src=«ref-1_549268673-752.coolpic» v:shapes="_x0000_i1365">

<img width=«315» height=«61» src=«ref-1_549269425-767.coolpic» v:shapes="_x0000_i1366">

 

<img width=«136» height=«27» src=«ref-1_549270192-329.coolpic» v:shapes="_x0000_i1367">.

 

В аргументе падающей на зеркало волны в движущейся K’ системе

 

<img width=«358» height=«55» src=«ref-1_549270521-816.coolpic» v:shapes="_x0000_i1368">;  

 

  <img width=«358» height=«55» src=«ref-1_549271337-890.coolpic» v:shapes="_x0000_i1369">.

 

Такой представляется волна наблюдателю, движущемуся вместе с зеркалом.

Проделаем те же операции с аргументом отраженной волны, распространяющейся направо:

 

<img width=«306» height=«61» src=«ref-1_549272227-760.coolpic» v:shapes="_x0000_i1370">

<img width=«316» height=«61» src=«ref-1_549272987-714.coolpic» v:shapes="_x0000_i1371">

 

<img width=«135» height=«27» src=«ref-1_549273701-323.coolpic» v:shapes="_x0000_i1372">.

 

Естественно, в этих выражениях w
¢  и k¢одни и те же: в связанной с зеркалом K’ системе волна отражается без изменения частоты и волнового числа. Поэтому

 

<img width=«164» height=«21» src=«ref-1_549274024-332.coolpic» v:shapes="_x0000_i1373">;       <img width=«220» height=«25» src=«ref-1_549274356-434.coolpic» v:shapes="_x0000_i1374">.

 

С помощью этих равенств мы можем выразить значения w
2и k2 через частоту и волновое число падающей волны w
1и k1:

 

<img width=«540» height=«43» src=«ref-1_549274790-729.coolpic» v:shapes="_x0000_i1375">;

 

<img width=«579» height=«43» src=«ref-1_549275519-799.coolpic» v:shapes="_x0000_i1376">.

 

При преобразованиях мы воспользовались выражением <img width=«60» height=«21» src=«ref-1_549276318-239.coolpic» v:shapes="_x0000_i1377">.

Таким образом, при отражении волны от движущегося навстречу ей зеркала происходит увеличение частоты и, соответственно волнового числа. Если волна имела квант энергии ћw
1, после отражения эта энергия возрастет — за счет работы против сил давления на зеркало в процессе отражения. Это означает, что такой квант энергии обладает импульсом.

Получим выражение для импульса из самых элементарных соображений. Введя среднюю силу взаимодействия кванта F, запишем для изменения импульса выражение:

 

<img width=«71» height=«21» src=«ref-1_549276557-255.coolpic» v:shapes="_x0000_i1378">,

 

и, поскольку взаимодействие происходит на скорости света c, изменение энергии

<img width=«168» height=«21» src=«ref-1_549276812-358.coolpic» v:shapes="_x0000_i1379">.

 

Поэтому

<img width=«120» height=«37» src=«ref-1_549277170-334.coolpic» v:shapes="_x0000_i1380">;        <img width=«52» height=«21» src=«ref-1_549277504-232.coolpic» v:shapes="_x0000_i1381">.

 

Таким вот образом постепенно появляется представление о некоторой частице — фотоне. Ее энергия <img width=«53» height=«21» src=«ref-1_549277736-228.coolpic» v:shapes="_x0000_i1382"> и импульс <img width=«52» height=«21» src=«ref-1_549277504-232.coolpic» v:shapes="_x0000_i1383"> связываются с частотой wи волновым числом k.

 

14.3. Поперечный эффект Допплера. Аберрация

 

Преобразования Лоренца мы выписали для случая движения системы отсчета K’ вдоль оси OX. Их надо еще дополнить выражениями для преобразований y- и z-координат. Они имеют вид

 

<img width=«168» height=«21» src=«ref-1_549278196-283.coolpic» v:shapes="_x0000_i1384">.

 

Вообще говоря, это приводит к выражениям <img width=«63» height=«23» src=«ref-1_549278479-251.coolpic» v:shapes="_x0000_i1385"> и <img width=«61» height=«21» src=«ref-1_549278730-253.coolpic» v:shapes="_x0000_i1386">. Поэтому может создаться впечатление, что при движении электромагнитной волны в перпендикулярном к оси OX направлении релятивистские эффекты несущественны. Однако это не так.

Предположим, что волна в неподвижной системе отсчета распространяется вдоль оси OY (<img width=«183» height=«23» src=«ref-1_549278983-368.coolpic» v:shapes="_x0000_i1387">). Перейдем, как мы делали это раньше, в движущуюся систему отсчета:

 

<img width=«326» height=«61» src=«ref-1_549279351-707.coolpic» v:shapes="_x0000_i1388">

<img width=«355» height=«61» src=«ref-1_549280058-720.coolpic» v:shapes="_x0000_i1389">

<img width=«195» height=«28» src=«ref-1_549280778-410.coolpic» v:shapes="_x0000_i1390">;

<img width=«396» height=«49» src=«ref-1_549281188-666.coolpic» v:shapes="_x0000_i1391">.

 

Изменение частоты при поперечном эффекте Допплера связано с замедлением хода времени в движущейся системе отсчета. При этом еще изменяется и направление распространение волны — ее угол с осью OY определяется выражениями

 

<img width=«312» height=«49» src=«ref-1_549281854-659.coolpic» v:shapes="_x0000_i1392">.

 

Связанное с этим смещение видимого положения звезды на угол qпо отношению к ее истинному положению называют аберрацией. В течение года направление движения Земли при ее обращении вокруг Солнца изменяется, изменяется и положение наблюдаемой звезды на небосводе.

Сама по себе аберрация не является следствием теории относительности. Забыв о последней, мы могли бы провести такие рассуждения.

Если телескоп движется перпендикулярно к направлению на звезду, необходимо наклонить его так, чтобы свет распространялся вдоль оси телескопа. Угол наклона при этом должен быть таким, чтобы <img width=«88» height=«23» src=«ref-1_549283966-299.coolpic» v:shapes="_x0000_i1393">. Как видите, результат при этом получается другой. Точное измерение необходимого угла наклона позволяет еще раз проверить справедливость теории относительности.


 

Лекция 18

 

15. Фотоны

 

При подсчете плотности равновесного теплового излучения присвоение каждой степени свободы (стоячей волне) энергии kT приводит к абсурдному результату — бесконечной плотности лучистой энергии. При анализе равновесного теплового излучения потребовался совершенно новый подход — введение квантования энергии в виде “порций” величиной ћw, и количество таких порций определяется распределением Больцмана. Последующие исследования показали, что поглощение или излучение электромагнитной энергии происходит такими же “порциями”, квантами.

В конце концов кванты электромагнитной энергии стали восприниматься как особые частицы, фотоны. И для этого были достаточно серьезные основания.

Пусть в некоторой полости находится равновесное тепловое излучение. Подсчитаем давление, которое оно оказывает на поглощающую поверхность (отражающую).

В объеме D
V“запасена” энергия u×
D
V. Из этой энергии на площадку D
sпопадет часть, пропорциональная телесному углу <img width=«143» height=«25» src=«ref-1_549198661-374.coolpic» v:shapes="_x0000_i1394">  — под таким углом площадка D
s“видна” из элементарного объема D
V:

 

<img width=«160» height=«41» src=«ref-1_549284639-437.coolpic» v:shapes="_x0000_i1395">.

 

С этой энергией, равной mc2, площадке будет передан импульс mc=<img width=«40» height=«21» src=«ref-1_549285076-228.coolpic» v:shapes="_x0000_i1396">и подействует сила <img width=«160» height=«21» src=«ref-1_549285304-368.coolpic» v:shapes="_x0000_i1397">. Вклад в давление даст лишь нормальная составляющая этой силы и поэтому выражение для давления будет иметь вид:

 

<img width=«252» height=«44» src=«ref-1_549285672-606.coolpic» v:shapes="_x0000_i1398">.

 

Мы выбрали элементарный объем в виде небольшого кубика. Но под таким же углом площадка D
sвидна из любой точки колечка радиуса <img width=«95» height=«23» src=«ref-1_549286278-286.coolpic» v:shapes="_x0000_i1399">, показанного на рисунке. Поэтому в качестве элементарного объема может быть выбрано это колечко, поперечное сечение которого <img width=«56» height=«21» src=«ref-1_549286564-246.coolpic» v:shapes="_x0000_i1400">:

<img width=«183» height=«23» src=«ref-1_549286810-398.coolpic» v:shapes="_x0000_i1401">;

 

<img width=«535» height=«44» src=«ref-1_549287208-1032.coolpic» v:shapes="_x0000_i1402">.

 

Прежде всего нас будет интересовать давление на зеркальную поверхность, которая вдвое больше выписанной величины. Таким образом, после интегрирования по qв пределах от нуля до p
/
2мы получаем

<img width=«56» height=«37» src=«ref-1_549288240-240.coolpic» v:shapes="_x0000_i1403">.

 

Но это же выражение мы можем получить и с помощью других рассуждений. Используя понятие фотона, мы скажем, что в объеме D
Vсодержится nw
d
wфотонов с частотой в пределах от wдо w
+d
wи с импульсом <img width=«79» height=«21» src=«ref-1_549288480-275.coolpic» v:shapes="_x0000_i1404">. На площадку D
sпопадет

 

<img width=«120» height=«41» src=«ref-1_549288755-408.coolpic» v:shapes="_x0000_i1405">

 

фотонов и они передадут (зеркальной) поверхности импульс

 

<img width=«172» height=«41» src=«ref-1_549289163-475.coolpic» v:shapes="_x0000_i1406">.

 

Время “падения” этих фотонов на площадку будет <img width=«76» height=«21» src=«ref-1_549289638-266.coolpic» v:shapes="_x0000_i1407">. Чтобы найти подействовавшую на площадку силу, нам надо разделить на это время переданный импульс. Нормальная к площадке составляющая силы определит давление на площадку:

<img width=«247» height=«44» src=«ref-1_549289904-569.coolpic» v:shapes="_x0000_i1408">;

 

<img width=«371» height=«44» src=«ref-1_549290473-793.coolpic» v:shapes="_x0000_i1409">.

 

Нам осталось, как мы это делали раньше, вместо кубика выбрать элементарный объем в виде колечка, и мы получим:

 

<img width=«495» height=«44» src=«ref-1_549291266-855.coolpic» v:shapes="_x0000_i1410">.

 

После интегрирования по qи wмы получаем то же самое выражение для давления:

<img width=«108» height=«39» src=«ref-1_549292121-305.coolpic» v:shapes="_x0000_i1411">;       <img width=«56» height=«37» src=«ref-1_549288240-240.coolpic» v:shapes="_x0000_i1412">.

 

Таким образом, и волновое рассмотрение равновесного теплового излучения и рассмотрение его как фотонного газа дает один и тот же результат.

Мы рассмотрели в качестве примера задачу о давлении равновесного теплового излучения на поверхность с двух разных позиций вот для чего. Сейчас, когда мы еще не слишком далеко зашли в анализе проблемы квантования, полезно вспомнить, что для определения “концентрации фотонов” мы воспользовались выражением для <img width=«31» height=«20» src=«ref-1_549292666-204.coolpic» v:shapes="_x0000_i1413">  <img width=«87» height=«21» src=«ref-1_549292870-279.coolpic» v:shapes="_x0000_i1414">. Иначе говоря, мы произвели некоторую формальную замену переменных — объемную плотность стоячих волн мы заменили на концентрацию фотонов.

Но это не такая “безобидная” замена, как может показаться. Чтобы атом поглотил энергию ћw, он должен какое-то время находиться в переменном электромагнитном поле соответствующей частоты. То же самое можно сказать и об излучении — оно должно “занять” некоторое время. А говоря об излучении или поглощении фотона, мы теряем ощущение временной протяженности актов поглощения и излучения. Получается так, будто поглощение или излучение фотона происходит “мгновенно”, поскольку из рассмотрения исключается процесс излучения или поглощения. Между тем время излучения или поглощения иногда бывает очень существенно, как мы увидим в дальнейшем.

 

 

16. Примеры использования понятия фотона

 

16.1. Опыт Боте

 

В этом опыте тонкая фольга облучалась слабым рентгеновским излучением, в результате чего она сама становилась излучателем рентгеновских лучей (наблюдалась рентгеновская флюоресценция). Два независимых счетчика фиксировали фотоны, в момент поглощения фотона на движущейся ленте ставилась метка. Эти метки, фиксирующие поглощения фотонов (квантов рентгеновского излучения) двумя счетчиками, не совпадали во времени. Отсюда и делался вывод о том, что (вторичное) излучение происходило не равномерно в разные стороны, а в определенном направления — к тому или иному счетчику.

Безусловно, это очень удобный способ объяснения работы механизма: фольгой поглощается квант энергии, фотон, возбуждается какой-то атом и этот атом испускает фотон в сторону одного из счетчиков (конечно, фотон может и миновать оба счетчика, остаться незафиксированным). Но такое рассуждение не может считаться доказательством того, что электромагнитная энергия “на самом деле” распространяется в виде направленного движения квантов энергии, фотонов.

Действительно, в основе доказательства лежит принятое априори предположение, что фольге возбуждается один атом, что именно излучение этого атома фиксируется счетчиком. Но картина происходящих процессов может быть совершенно иной, более сложной.

Под действием слабого излучения источника в фольге могут возбуждаться некоторые случайные группы атомов. В результате интерференции угловая диаграмма их излучения совершенно необязательно симметрична по отношению к счетчикам, что и приведет к неодновременному их срабатыванию.

И тем не менее, предлагаемый способ объяснения результатов опыта на основе гипотезы о распространении элекиромагнитного излучения в виде фотонов очень удобен и нет никаких оснований от него отказываться.

 

    продолжение
--PAGE_BREAK--16.2. Энергетические соотношения

 

При облучении быстрыми электронами некоторых веществ наблюдается коротковолновое электромагнитное излучение (<img width=«104» height=«25» src=«ref-1_549295069-287.coolpic» v:shapes="_x0000_i1415">). Это излучение получило название рентгеновских лучей.

Устройство рентгеновской трубки показано на рисунке. Вылетающие из раскаленного катода электроны разгоняются приложенным к аноду напряжением (анод рентгеновской трубки обычно называют антикатодом). Электрод в виде цилиндра предназначается для фокусировки пучка электронов.

Ускоренные приложенным к антикатоду напряжением электроны тормозятся в антикатоде, и в результате возникает так называемое тормозное рентгеновское излучение. Обычно в излучение превращается лишь незначительная часть энергии потока электронов (единицы процентов). Чтобы получить достаточно интенсивное излучение необходимо отводить от антикатода выделяющееся тепло. Сам антикатод по этой же причине делается достаточно массивным.

Детали процесса излучения электромагнитной волны при торможении быстрых электронов весьма сложны и не представляют для нас особого интереса. Рентгеновское излучение интересно для нас тем, что в этом процессе наблюдается так называемая коротковолновая граница излучения. В виде кванта может реализоваться часть энергии электрона, но не более самой этой энергии. Если напряжение на трубке равноU, то

 

<img width=«71» height=«17» src=«ref-1_549298397-246.coolpic» v:shapes="_x0000_i1416">.

 

Таким образом, имеется некоторая предельно большая частота или некоторая предельно малая длина волны — коротковолновая граница излучения.

С использованием понятия фотона объяснение этого эффекта оказывается очень естественным: при взаимодействии быстрого электрона с веществом антикатода рождается частица, называемая фотоном, энергия которого ћwи, это кажется вполне естественным, она не может быть больше энергии электрона eU.

 

В определенном смысле обратным излучению рентгеновских лучей является фотоэффект. В этом случае на некоторой поверхности происходит поглощение квантов света (фотонов), в результате чего с поверхности вылетают электроны.

Металлический электрод, подключенный к отрицательному полюсу источника питания, содержит свободные электроны. Они не покидают электрод самопроизвольно, поскольку для этого необходима дополнительная энергия A — так называемая работа выхода. Заметный выход электронов из металла (термоэлектронная эмиссия) наблюдается лишь при достаточно высокой температуре.

При освещении электрода из него вылетают электроны, достигающие затем положительно заряженного электрода — в цепи протекает ток, который фиксируется гальванометром G.

Но ток протекает и при смене полярности напряжения на электродах, хотя при уменьшении разности потенциалов между электродами и, тем более, при смене его знака ток уменьшается.

У вылетающих из электрода электронов энергия (как показывает опыт) не может быть больше энергии фотона ћw. Поэтому

 

<img width=«119» height=«41» src=«ref-1_549300055-316.coolpic» v:shapes="_x0000_i1417">.

 

Это соотношение называется формулой Эйнштейна.

 

 

16.3. Эффект Комптона

 

Еще одним и, пожалуй, наиболее эффектным проявлением корпускулярных свойств электромагнитного излучения является эффект Комптона. Заключается он в изменении частоты (т.е. энергии) фотона после “упругого столкновения” с электроном. Но прежде, чем перейти к выводу соответствующего выражения, поговорим немного об энергии и импульсе в релятивистской механике.

Выражение для импульса, собственно, остается неизменным, лишь вместо “просто” массы (иначе — массы покоя) в него входит некоторая масса <img width=«139» height=«29» src=«ref-1_549300371-369.coolpic» v:shapes="_x0000_i1418">, зависящая от скорости движения тела:

 

<img width=«131» height=«49» src=«ref-1_549300740-410.coolpic» v:shapes="_x0000_i1419">;

 

При малой скорости движения <img width=«51» height=«19» src=«ref-1_549301150-219.coolpic» v:shapes="_x0000_i1420"> выражение для импульса переходит в “обыкновенное”, используемое в нерелятивистском приближении, масса в нем считается константой.

Несколько сложнее обстоит дело с релятивистским выражением для энергии тела. Здесь вводится понятие энергии покоя m0c2. Собственно, это выражение остается справедливым и при движении тела, только вместо массы покоя m0 записывается масса <img width=«139» height=«29» src=«ref-1_549300371-369.coolpic» v:shapes="_x0000_i1421">:

 

 

<img width=«128» height=«52» src=«ref-1_549301738-408.coolpic» v:shapes="_x0000_i1422">.

 

При малой скорости движения <img width=«51» height=«19» src=«ref-1_549301150-219.coolpic» v:shapes="_x0000_i1423"> в разложении квадратного корня в знаменателе можно ограничиться первыми двумя членами:

 

<img width=«393» height=«53» src=«ref-1_549302365-803.coolpic» v:shapes="_x0000_i1424">.

 

Это выражение можно “прочитать” таким образом: при малых скоростях движения энергия тела представляет собой сумму энергии покоя и “обычной” нерелятивистской кинетической энергии.

Для наших целей выражение для кинетической энергии тела удобно записать иначе:

 

 <img width=«144» height=«29» src=«ref-1_549303168-367.coolpic» v:shapes="_x0000_i1425">.

 

Действительно,

 

<img width=«334» height=«148» src=«ref-1_549303535-1294.coolpic» v:shapes="_x0000_i1426">

 

Для решения задачи о столкновении фотона и электрона необходимо записать законы сохранения:

 

<img width=«251» height=«29» src=«ref-1_549304829-460.coolpic» v:shapes="_x0000_i1427">;       <img width=«103» height=«24» src=«ref-1_549305289-308.coolpic» v:shapes="_x0000_i1428">.

 

Воспользовавшись соотношением <img width=«60» height=«21» src=«ref-1_549305597-240.coolpic» v:shapes="_x0000_i1429">, преобразуем первое из уравнений:

 

<img width=«232» height=«29» src=«ref-1_549305837-455.coolpic» v:shapes="_x0000_i1430">;      <img width=«223» height=«29» src=«ref-1_549306292-450.coolpic» v:shapes="_x0000_i1431">;

 

<img width=«37» height=«24» src=«ref-1_549306742-439.coolpic» v:shapes="_x0000_s2451 _x0000_s2452 _x0000_s2453"><img width=«37» height=«23» src=«ref-1_549307181-436.coolpic» v:shapes="_x0000_s2454 _x0000_s2455 _x0000_s2456"><img width=«356» height=«29» src=«ref-1_549307617-613.coolpic» v:shapes="_x0000_i1432">;

 

<img width=«323» height=«29» src=«ref-1_549308230-573.coolpic» v:shapes="_x0000_i1433">.

 

С другой стороны, из закона сохранения импульса получаем:

 

<img width=«92» height=«24» src=«ref-1_549308803-302.coolpic» v:shapes="_x0000_i1434">;    <img width=«411» height=«31» src=«ref-1_549309105-741.coolpic» v:shapes="_x0000_i1435">.

 

Приравняем полученные выражения для квадрата импульса электрона после столкновения и проведем несложные преобразования:

 

<img width=«100» height=«2» src=«ref-1_549309846-169.coolpic» v:shapes="_x0000_s2457"><img width=«47» height=«2» src=«ref-1_549310015-154.coolpic» v:shapes="_x0000_s2458"><img width=«94» height=«20» src=«ref-1_549310169-576.coolpic» v:shapes="_x0000_s2459 _x0000_s2460 _x0000_s2461"><img width=«95» height=«19» src=«ref-1_549310745-591.coolpic» v:shapes="_x0000_s2462 _x0000_s2463 _x0000_s2464"><img width=«508» height=«29» src=«ref-1_549311336-800.coolpic» v:shapes="_x0000_i1436">;

 

<img width=«175» height=«43» src=«ref-1_549312136-458.coolpic» v:shapes="_x0000_i1437">;   <img width=«279» height=«43» src=«ref-1_549312594-605.coolpic» v:shapes="_x0000_i1438">.

 

Имеющая размерность длины величина <img width=«104» height=«23» src=«ref-1_549313199-300.coolpic» v:shapes="_x0000_i1439"> называется Комптоновской длиной волны электрона. Мы бы не затевали этого разговора, если бы экспериментально определенное значение l
C
= 0,

2
4
3
нм не совпадало с теоретическим значением l
C
.


 

Лекция 18

 

15. Фотоны

 

При подсчете плотности равновесного теплового излучения присвоение каждой степени свободы (стоячей волне) энергии kT приводит к абсурдному результату — бесконечной плотности лучистой энергии. При анализе равновесного теплового излучения потребовался совершенно новый подход — введение квантования энергии в виде “порций” величиной ћw, и количество таких порций определяется распределением Больцмана. Последующие исследования показали, что поглощение или излучение электромагнитной энергии происходит такими же “порциями”, квантами.

В конце концов кванты электромагнитной энергии стали восприниматься как особые частицы, фотоны. И для этого были достаточно серьезные основания.

Пусть в некоторой полости находится равновесное тепловое излучение. Подсчитаем давление, которое оно оказывает на поглощающую поверхность (отражающую).

В объеме D
V“запасена” энергия u×
D
V. Из этой энергии на площадку D
sпопадет часть, пропорциональная телесному углу <img width=«143» height=«25» src=«ref-1_549198661-374.coolpic» v:shapes="_x0000_i1440">  — под таким углом площадка D
s“видна” из элементарного объема D
V:

 

<img width=«160» height=«41» src=«ref-1_549284639-437.coolpic» v:shapes="_x0000_i1441">.

 

С этой энергией, равной mc2, площадке будет передан импульс mc=<img width=«40» height=«21» src=«ref-1_549285076-228.coolpic» v:shapes="_x0000_i1442">и подействует сила <img width=«160» height=«21» src=«ref-1_549285304-368.coolpic» v:shapes="_x0000_i1443">. Вклад в давление даст лишь нормальная составляющая этой силы и поэтому выражение для давления будет иметь вид:

 

<img width=«252» height=«44» src=«ref-1_549285672-606.coolpic» v:shapes="_x0000_i1444">.

 

Мы выбрали элементарный объем в виде небольшого кубика. Но под таким же углом площадка D
sвидна из любой точки колечка радиуса <img width=«95» height=«23» src=«ref-1_549286278-286.coolpic» v:shapes="_x0000_i1445">, показанного на рисунке. Поэтому в качестве элементарного объема может быть выбрано это колечко, поперечное сечение которого <img width=«56» height=«21» src=«ref-1_549286564-246.coolpic» v:shapes="_x0000_i1446">:

<img width=«183» height=«23» src=«ref-1_549286810-398.coolpic» v:shapes="_x0000_i1447">;

 

<img width=«535» height=«44» src=«ref-1_549287208-1032.coolpic» v:shapes="_x0000_i1448">.

 

Прежде всего нас будет интересовать давление на зеркальную поверхность, которая вдвое больше выписанной величины. Таким образом, после интегрирования по qв пределах от нуля до p
/
2мы получаем

<img width=«56» height=«37» src=«ref-1_549288240-240.coolpic» v:shapes="_x0000_i1449">.

 

Но это же выражение мы можем получить и с помощью других рассуждений. Используя понятие фотона, мы скажем, что в объеме D
Vсодержится nw
d
wфотонов с частотой в пределах от wдо w
+d
wи с импульсом <img width=«79» height=«21» src=«ref-1_549288480-275.coolpic» v:shapes="_x0000_i1450">. На площадку D
sпопадет

 

<img width=«120» height=«41» src=«ref-1_549288755-408.coolpic» v:shapes="_x0000_i1451">

 

фотонов и они передадут (зеркальной) поверхности импульс

 

<img width=«172» height=«41» src=«ref-1_549289163-475.coolpic» v:shapes="_x0000_i1452">.

 

Время “падения” этих фотонов на площадку будет <img width=«76» height=«21» src=«ref-1_549289638-266.coolpic» v:shapes="_x0000_i1453">. Чтобы найти подействовавшую на площадку силу, нам надо разделить на это время переданный импульс. Нормальная к площадке составляющая силы определит давление на площадку:

<img width=«247» height=«44» src=«ref-1_549289904-569.coolpic» v:shapes="_x0000_i1454">;

 

<img width=«371» height=«44» src=«ref-1_549290473-793.coolpic» v:shapes="_x0000_i1455">.

 

Нам осталось, как мы это делали раньше, вместо кубика выбрать элементарный объем в виде колечка, и мы получим:

 

<img width=«495» height=«44» src=«ref-1_549291266-855.coolpic» v:shapes="_x0000_i1456">.

 

После интегрирования по qи wмы получаем то же самое выражение для давления:

<img width=«108» height=«39» src=«ref-1_549292121-305.coolpic» v:shapes="_x0000_i1457">;       <img width=«56» height=«37» src=«ref-1_549288240-240.coolpic» v:shapes="_x0000_i1458">.

 

Таким образом, и волновое рассмотрение равновесного теплового излучения и рассмотрение его как фотонного газа дает один и тот же результат.

Мы рассмотрели в качестве примера задачу о давлении равновесного теплового излучения на поверхность с двух разных позиций вот для чего. Сейчас, когда мы еще не слишком далеко зашли в анализе проблемы квантования, полезно вспомнить, что для определения “концентрации фотонов” мы воспользовались выражением для <img width=«31» height=«20» src=«ref-1_549292666-204.coolpic» v:shapes="_x0000_i1459">  <img width=«87» height=«21» src=«ref-1_549292870-279.coolpic» v:shapes="_x0000_i1460">. Иначе говоря, мы произвели некоторую формальную замену переменных — объемную плотность стоячих волн мы заменили на концентрацию фотонов.

Но это не такая “безобидная” замена, как может показаться. Чтобы атом поглотил энергию ћw, он должен какое-то время находиться в переменном электромагнитном поле соответствующей частоты. То же самое можно сказать и об излучении — оно должно “занять” некоторое время. А говоря об излучении или поглощении фотона, мы теряем ощущение временной протяженности актов поглощения и излучения. Получается так, будто поглощение или излучение фотона происходит “мгновенно”, поскольку из рассмотрения исключается процесс излучения или поглощения. Между тем время излучения или поглощения иногда бывает очень существенно, как мы увидим в дальнейшем.

 

 

16. Примеры использования понятия фотона

 

16.1. Опыт Боте

 

В этом опыте тонкая фольга облучалась слабым рентгеновским излучением, в результате чего она сама становилась излучателем рентгеновских лучей (наблюдалась рентгеновская флюоресценция). Два независимых счетчика фиксировали фотоны, в момент поглощения фотона на движущейся ленте ставилась метка. Эти метки, фиксирующие поглощения фотонов (квантов рентгеновского излучения) двумя счетчиками, не совпадали во времени. Отсюда и делался вывод о том, что (вторичное) излучение происходило не равномерно в разные стороны, а в определенном направления — к тому или иному счетчику.

Безусловно, это очень удобный способ объяснения работы механизма: фольгой поглощается квант энергии, фотон, возбуждается какой-то атом и этот атом испускает фотон в сторону одного из счетчиков (конечно, фотон может и миновать оба счетчика, остаться незафиксированным). Но такое рассуждение не может считаться доказательством того, что электромагнитная энергия “на самом деле” распространяется в виде направленного движения квантов энергии, фотонов.

Действительно, в основе доказательства лежит принятое априори предположение, что фольге возбуждается один атом, что именно излучение этого атома фиксируется счетчиком. Но картина происходящих процессов может быть совершенно иной, более сложной.

Под действием слабого излучения источника в фольге могут возбуждаться некоторые случайные группы атомов. В результате интерференции угловая диаграмма их излучения совершенно необязательно симметрична по отношению к счетчикам, что и приведет к неодновременному их срабатыванию.

И тем не менее, предлагаемый способ объяснения результатов опыта на основе гипотезы о распространении элекиромагнитного излучения в виде фотонов очень удобен и нет никаких оснований от него отказываться.

 

16.2. Энергетические соотношения

 

При облучении быстрыми электронами некоторых веществ наблюдается коротковолновое электромагнитное излучение (<img width=«104» height=«25» src=«ref-1_549295069-287.coolpic» v:shapes="_x0000_i1461">). Это излучение получило название рентгеновских лучей.

Устройство рентгеновской трубки показано на рисунке. Вылетающие из раскаленного катода электроны разгоняются приложенным к аноду напряжением (анод рентгеновской трубки обычно называют антикатодом). Электрод в виде цилиндра предназначается для фокусировки пучка электронов.

Ускоренные приложенным к антикатоду напряжением электроны тормозятся в антикатоде, и в результате возникает так называемое тормозное рентгеновское излучение. Обычно в излучение превращается лишь незначительная часть энергии потока электронов (единицы процентов). Чтобы получить достаточно интенсивное излучение необходимо отводить от антикатода выделяющееся тепло. Сам антикатод по этой же причине делается достаточно массивным.

Детали процесса излучения электромагнитной волны при торможении быстрых электронов весьма сложны и не представляют для нас особого интереса. Рентгеновское излучение интересно для нас тем, что в этом процессе наблюдается так называемая коротковолновая граница излучения. В виде кванта может реализоваться часть энергии электрона, но не более самой этой энергии. Если напряжение на трубке равноU, то

 

<img width=«71» height=«17» src=«ref-1_549298397-246.coolpic» v:shapes="_x0000_i1462">.

 

Таким образом, имеется некоторая предельно большая частота или некоторая предельно малая длина волны — коротковолновая граница излучения.

С использованием понятия фотона объяснение этого эффекта оказывается очень естественным: при взаимодействии быстрого электрона с веществом антикатода рождается частица, называемая фотоном, энергия которого ћwи, это кажется вполне естественным, она не может быть больше энергии электрона eU.

 

В определенном смысле обратным излучению рентгеновских лучей является фотоэффект. В этом случае на некоторой поверхности происходит поглощение квантов света (фотонов), в результате чего с поверхности вылетают электроны.

Металлический электрод, подключенный к отрицательному полюсу источника питания, содержит свободные электроны. Они не покидают электрод самопроизвольно, поскольку для этого необходима дополнительная энергия A — так называемая работа выхода. Заметный выход электронов из металла (термоэлектронная эмиссия) наблюдается лишь при достаточно высокой температуре.

При освещении электрода из него вылетают электроны, достигающие затем положительно заряженного электрода — в цепи протекает ток, который фиксируется гальванометром G.

Но ток протекает и при смене полярности напряжения на электродах, хотя при уменьшении разности потенциалов между электродами и, тем более, при смене его знака ток уменьшается.

У вылетающих из электрода электронов энергия (как показывает опыт) не может быть больше энергии фотона ћw. Поэтому

 

<img width=«119» height=«41» src=«ref-1_549300055-316.coolpic» v:shapes="_x0000_i1463">.

 

Это соотношение называется формулой Эйнштейна.

 

 

16.3. Эффект Комптона

 

Еще одним и, пожалуй, наиболее эффектным проявлением корпускулярных свойств электромагнитного излучения является эффект Комптона. Заключается он в изменении частоты (т.е. энергии) фотона после “упругого столкновения” с электроном. Но прежде, чем перейти к выводу соответствующего выражения, поговорим немного об энергии и импульсе в релятивистской механике.

Выражение для импульса, собственно, остается неизменным, лишь вместо “просто” массы (иначе — массы покоя) в него входит некоторая масса <img width=«139» height=«29» src=«ref-1_549300371-369.coolpic» v:shapes="_x0000_i1464">, зависящая от скорости движения тела:

 

<img width=«131» height=«49» src=«ref-1_549300740-410.coolpic» v:shapes="_x0000_i1465">;

 

При малой скорости движения <img width=«51» height=«19» src=«ref-1_549301150-219.coolpic» v:shapes="_x0000_i1466"> выражение для импульса переходит в “обыкновенное”, используемое в нерелятивистском приближении, масса в нем считается константой.

Несколько сложнее обстоит дело с релятивистским выражением для энергии тела. Здесь вводится понятие энергии покоя m0c2. Собственно, это выражение остается справедливым и при движении тела, только вместо массы покоя m0 записывается масса <img width=«139» height=«29» src=«ref-1_549300371-369.coolpic» v:shapes="_x0000_i1467">:

 

 

<img width=«128» height=«52» src=«ref-1_549301738-408.coolpic» v:shapes="_x0000_i1468">.

 

При малой скорости движения <img width=«51» height=«19» src=«ref-1_549301150-219.coolpic» v:shapes="_x0000_i1469"> в разложении квадратного корня в знаменателе можно ограничиться первыми двумя членами:

 

<img width=«393» height=«53» src=«ref-1_549302365-803.coolpic» v:shapes="_x0000_i1470">.

 

Это выражение можно “прочитать” таким образом: при малых скоростях движения энергия тела представляет собой сумму энергии покоя и “обычной” нерелятивистской кинетической энергии.

Для наших целей выражение для кинетической энергии тела удобно записать иначе:

 

 <img width=«144» height=«29» src=«ref-1_549303168-367.coolpic» v:shapes="_x0000_i1471">.

 

Действительно,

 

<img width=«334» height=«148» src=«ref-1_549303535-1294.coolpic» v:shapes="_x0000_i1472">

 

Для решения задачи о столкновении фотона и электрона необходимо записать законы сохранения:

 

<img width=«251» height=«29» src=«ref-1_549304829-460.coolpic» v:shapes="_x0000_i1473">;       <img width=«103» height=«24» src=«ref-1_549305289-308.coolpic» v:shapes="_x0000_i1474">.

 

Воспользовавшись соотношением <img width=«60» height=«21» src=«ref-1_549305597-240.coolpic» v:shapes="_x0000_i1475">, преобразуем первое из уравнений:

 

<img width=«232» height=«29» src=«ref-1_549305837-455.coolpic» v:shapes="_x0000_i1476">;      <img width=«223» height=«29» src=«ref-1_549306292-450.coolpic» v:shapes="_x0000_i1477">;

 

<img width=«37» height=«24» src=«ref-1_549306742-439.coolpic» v:shapes="_x0000_s2595 _x0000_s2596 _x0000_s2597"><img width=«37» height=«23» src=«ref-1_549307181-436.coolpic» v:shapes="_x0000_s2598 _x0000_s2599 _x0000_s2600"><img width=«356» height=«29» src=«ref-1_549307617-613.coolpic» v:shapes="_x0000_i1478">;

 

<img width=«323» height=«29» src=«ref-1_549308230-573.coolpic» v:shapes="_x0000_i1479">.

 

С другой стороны, из закона сохранения импульса получаем:

 

<img width=«92» height=«24» src=«ref-1_549308803-302.coolpic» v:shapes="_x0000_i1480">;    <img width=«411» height=«31» src=«ref-1_549309105-741.coolpic» v:shapes="_x0000_i1481">.

 

Приравняем полученные выражения для квадрата импульса электрона после столкновения и проведем несложные преобразования:

 

<img width=«100» height=«2» src=«ref-1_549309846-169.coolpic» v:shapes="_x0000_s2601"><img width=«47» height=«2» src=«ref-1_549310015-154.coolpic» v:shapes="_x0000_s2602"><img width=«94» height=«20» src=«ref-1_549310169-576.coolpic» v:shapes="_x0000_s2603 _x0000_s2604 _x0000_s2605"><img width=«95» height=«19» src=«ref-1_549310745-591.coolpic» v:shapes="_x0000_s2606 _x0000_s2607 _x0000_s2608"><img width=«508» height=«29» src=«ref-1_549311336-800.coolpic» v:shapes="_x0000_i1482">;

 

<img width=«175» height=«43» src=«ref-1_549312136-458.coolpic» v:shapes="_x0000_i1483">;   <img width=«279» height=«43» src=«ref-1_549312594-605.coolpic» v:shapes="_x0000_i1484">.

 

Имеющая размерность длины величина <img width=«104» height=«23» src=«ref-1_549313199-300.coolpic» v:shapes="_x0000_i1485"> называется Комптоновской длиной волны электрона. Мы бы не затевали этого разговора, если бы экспериментально определенное значение l
C
= 0,

2
4
3
нм не совпадало с теоретическим значением l
C
.


 

Лекция 20

 

 

18.4. Стоячая волна

 

Как и всякая другая волна, электронная волна Y
(
x
,
t
)может быть стоячей волной. Для этого нам необходимо сложить две волны с одинаковыми амплитудами, движущиеся навстречу друг другу:

 

<img width=«314» height=«29» src=«ref-1_549342733-562.coolpic» v:shapes="_x0000_i1486">

<img width=«129» height=«2» src=«ref-1_549343295-157.coolpic» v:shapes="_x0000_s2609"><img width=«336» height=«29» src=«ref-1_549343452-581.coolpic» v:shapes="_x0000_i1487">.

 

Волна как волна, с узлами и пучностями, но вместо, скажем, закрепленных концов струны в точках с координатами x=-l/2 и x=+l/2 нам при значениях координат x£
-l/2и x³
+l/2нужно иметь U=¥— правее и левее выделенного интервала возможно решением будет <img width=«44» height=«20» src=«ref-1_549344033-227.coolpic» v:shapes="_x0000_i1488">. Используя условие непрерывности Y-функции, можно определить значение (комплексной) амплитуды y
.

Для простоты внутри интервала будем считать U=0. Ведь потенциальная энергия определена с точностью до произвольной константы.

Для существования стоячей волны необходимо выполнение условия <img width=«80» height=«20» src=«ref-1_549344260-251.coolpic» v:shapes="_x0000_i1489"> и, следовательно, при U=0 будет:

 

<img width=«143» height=«37» src=«ref-1_549344511-334.coolpic» v:shapes="_x0000_i1490">;       <img width=«164» height=«43» src=«ref-1_549344845-458.coolpic» v:shapes="_x0000_i1491">.

 

Мы получили весьма важный результат: электронв состоянии стоячей волны может иметь лишь вполне определенные дискретные значения энергии En. Энергия электрона квантуется! И при этом минимальное значение его энергии определяется линейными размерами потенциальной ямы, что существенно для дальнейшего.

 

 

Любопытно провести такое исследование полученного результата. Подсчитаем силу, с которой электрон действует на стенку потенциальной ямы.

Очевидно,

 

<img width=«343» height=«43» src=«ref-1_549359981-625.coolpic» v:shapes="_x0000_i1496">.

 

А теперь попробуем получить выражение для силы Fx на основе корпускулярных представлений. При отражении электрона от стенки последней будет передан импульс 2p. При этом частота ударов определяется временем движения электрона между ударами

 

<img width=«124» height=«40» src=«ref-1_549360606-316.coolpic» v:shapes="_x0000_i1497">.

 

Выражение для силы мы получим, если разделим переданный импульс на это время:

<img width=«199» height=«41» src=«ref-1_549360922-448.coolpic» v:shapes="_x0000_i1498">.

 

Мы получили для силы то же значение, но это не означает, что в этой задаче волновой и корпускулярных подходы равноправны. При корпускулярном рассмотрении энергия электрона E произвольна, при волновом — она квантуется.

Поэтому, хотя волновое представление для нас, может, в чем-то не до конца понятно, корпускулярное представление следует назвать просто непонятным. При его использовании мы не сможем объяснить квантование энергии электрона.

 

К задаче о стоячих волнах Y-функций мы еще вернемся, а сейчас просто необходимо поговорить о смысле этой функции.

 

 

18.5. Физический смысл волновой функции

 

Высказанная де Бройлем гипотеза была проверена экспериментально, Шрёдингер написал волновое уравнение для некоторой Y-функции, полученные с помощью уравнения результаты для длины волны также подтверждаются экспериментом. И осталось всего лишь понять, что это за функция, колебания чего распространяются при движении электрона.

Здесь мы с Вами вступаем на весьма зыбкую почву. Говоря о смысле Y-функции, легко попасть в какую-нибудь ловушку, высказать утверждение, которое вступает в противоречие (или кажущееся противоречие) с некоторыми из многочисленных экспериментально наблюдаемых эффектов. “Ибо сказано: мысль изреченная есть ложь”. И хотим мы этого или не хотим, мы будем пытаться объясниться на “старом” языке, используя знакомые и привычные понятия и термины. Другого языка мы просто не знаем:

 

“Раз поведение атомов так не похоже на наш обыденный опыт, то к нему очень трудно привыкнуть. И новичку в науке, и опытному физику — всем оно кажется своеобразным и туманным. Даже большие ученые не понимают его настолько, как им хотелось бы, ...” [1][1]

 

 Вдумайтесь в эти слова. Сказано, собственно, что даже большие ученые пытаются объяснить поведение квантового микрообъекта с помощью представлений, справедливых для макрообъекта. Это безнадежное занятие, мы подошли к той границе, за которой действуют уже другие законы и требуется иной способ мышления. Но — хочется продолжать рассуждать по-старому. Такие рассуждения не приводят к правильным результатам и отсюда происходит ощущение непонятности.

Эта непонятность поведения атомов и других мельчайших частиц вела “ко все большему замешательству среди физиков”. И вот,

 

“В 1926-1927 гг. оно было устранено работами Шрёдингера, Гейзенберга и Борна. Им удалось в конце концов получить непротиворечивое описание поведения вещества атомных размеров.” [2][2]

 

Это “непротиворечивое описание” в общих чертах таково. Квантовое поведение микрочастицы описывается волновым уравнением Шрёдингера, для нее справедлив принцип неопределенностей, но при этом волновой функции приписывается чисто математический смысл:

 

“… волновая функция, удовлетворяющая уравнению, не похожа на реальную волну в пространстве; с этой волной нельзя связать никакой реальности, как это делается со звуковой волной.” [3][3]

 

Y-волну для электрона часто называют просто электронной волной. Но употребления этого термина в то же время всячески пытаются избежать. Вместо этого говорят про волну амплитуды плотности вероятности. Смысл термина вот в чем. Энергия колебаний пропорциональна квадрату амплитуды колебаний. Поток энергии при распространении волны пропорционален квадрату ее амплитуды. Подобно этому пропорциональной квадрату амплитуды плотности вероятности оказывается некоторая плотность вероятности.

Собственно, одну трудность заменили другой. На основе классических представлений нельзя понять, как ведет себя электрон в атоме. Но разве можно понять, как не связанная ни с какой реальностью волна амплитуды плотности вероятности дифрагирует на реальной кристаллической решетке? Однако, такая “непонятность” мало беспокоила теоретиков.

Констатировав, что на “старом” языке классической физики объяснить вновь открытые явления не удается, нам предлагается не новый язык, а просто говорят: “Поведение электрона описывается Y-функцией, которая физического смысла не имеет, она имеет лишь математический смысл.”

Не удивительно, что “новичку” при знакомстве с квантовой физикой “все кажется своеобразным и туманным”. И при этом саму непонятность предлагаемых объяснений предлагается считать особенностью, свойством квантовой физики.

 

Рискуя вызвать гнев коллег — физиков, я хочу все-таки попытаться хоть что-то сделать понятным. Впрочем, я буду рассуждать, а соглашаться со мной или нет — Ваше дело. Думайте.

 

 

 

19.1. Как нам это объясняют

 

Всякого рода объяснения я склонен делить на такие, которые понять трудно, и такие, которые понять нельзя. Вот какие объяснения я лично не понимаю и, мне кажется, понять их нельзя. Для начала цитата из учебника (!) И.В.Савельева:

 

“Иногда соотношение неопределенностей получает следующее толкование: в действительности у микрочастицы имеются точные значения координат и импульсов, однако ощутимое для такой частицы воздействие измерительного прибора не позволяет точно определить эти значения. Такое толкование является совершенно неправильным.” [4][4]

 

И чуть дальше:

“Согласно Борну квадрат модуля волновой функции определяет вероятность dP того, что частица будет обнаружена в объеме dV:

 

<img width=«180» height=«25» src=«ref-1_549361370-369.coolpic» v:shapes="_x0000_i1499">
.                (14.2)

 

Интеграл от выражения (14.2), взятый по всему пространству, должен равняться единице:

 

<img width=«108» height=«32» src=«ref-1_549361739-289.coolpic» v:shapes="_x0000_i1500">
.                     (14.3)

 

Действительно, этот интеграл дает вероятность того, что частица находится в одной из точек пространства, которая равна единице.” [5][5]

 

Как совместить утверждение, что частица с вероятностью, равной единице, находится в одной из точек пространства (вторая цитата), и что частица не может иметь точных координат (первая цитата)? Или частица как-то может находиться в некоторой точке пространства без точных координат?

 

У Фейнмана, разумеется, столь противоречивых утверждений на соседних страницах нет. Но и в его изложении проблемы порой встречаются слова странные, которые скорее запутывают читателя, чем помогают что-нибудь понять. По поводу пулеметной стрельбы по щели он пишет:

 

“Если движение всего вещества, подобно электронам, нужно описывать, пользуясь волновыми понятиями, то как быть в нашем первом опыте? Почему мы не увидели там интерференционной картины? Дело, оказывается, в том, что у пуль длина волны столь незначительна, что интерференционные полосы становятся очень тонкими. Столь тонкими, что никакой детектор разумных размеров не разделит их на отдельные максимумы и минимумы.” [6][6]

 

Неужели Фейнман всерьез думает и предлагает думать нам, что рикошетирование пуль на краях щели хоть как-то связано с интерференцией? И почему “движение всего вещества… нужно описывать, пользуясь волновыми понятиями”?

 

Мы уже говорили о том, что Y-функция по мнению Фейнмана не может быть связана с какой-то реальностью. Более элегантно выражается по этому поводу Гейзенберг (цитата приводится Вайскопфом [7][7]):

 

«
Концепция объективной реальности элементарных частиц, следовательно, курьезным образом испаряется, обращаясь не в туман, не в какое-то новое неясное или еще не постигнутое понятие реальности, а в прозрачную ясность математики, которая      теперь соответствует не поведению атомных частиц, а, скорее,   нашим знаниям об этом поведении.»

 

И В.Вайскопф возражает против такой концепции тоже весьма элегантно:

 

“Я не согласен с заявлением о том, что в атомном мире существует какой-то недостаток реальности. В конце концов, видимый реальный мир состоит из тех же самых атомов, обнаруживающих такое странное поведение. Действительно, атомный мир отличается от нашего привычного мира сильнее, чем когда-то ожидали; он обладает более богатым набором явлений, чем можно вообразить, пользуясь классическими представлениями. Но все это не делает его менее реальным.” [8][8]

 

И еще несколько слов о том, как, скажем так, небрежное объяснение затрудняет понимание существа дела. Как выяснилось, электрон обладает спином — собственным моментом импульса. И по поводу невозможности объяснения существования этого последнего в рамках классической физики приводится обычно такое обоснование.

Магнитный момент электрона, который “вращается” по орбите, связывается с механическим моментом M (мы изменили принятое нами ранее обозначение для момента импульса) соотношением

 

<img width=«100» height=«41» src=«ref-1_549362028-311.coolpic» v:shapes="_x0000_i1502">.

 

Однако, для спиновых моментов

 

“… отношение собственных магнитного и механического моментов в два раза больше, чем для орбитальных моментов:

 

<img width=«100» height=«43» src=«ref-1_549362339-313.coolpic» v:shapes="_x0000_i1503">
.                   (31.2)

 

Таким образом, представление об электроне как о вращающемся шарике оказалось несостоятельным.” [9][9]

 

Конечно, отношение к написанному в книжках должно быть уважительным, но не обязательно все написанное принимать на веру. Вот и эта “трудность” с вдвое большим отношением моментов, если немного подумать, может быть легко преодолена.

Представим себе электрон в виде заряженной сферы очень маленького радиуса и пусть масса этой сферы ровно в два раза меньше массы электрона. Другая половина массы будет приходиться на электрическое поле, от электрона, естественно, неотделимое.

Подсчитаем энергию поля и приравняем ее половине массы электрона:

 

<img width=«336» height=«51» src=«ref-1_549362652-723.coolpic» v:shapes="_x0000_i1504">;

<img width=«400» height=«55» src=«ref-1_549363375-832.coolpic» v:shapes="_x0000_i1505">;

<img width=«251» height=«47» src=«ref-1_549364207-512.coolpic» v:shapes="_x0000_i1506">.

 

Эта величина приводится в справочниках как “классический радиус электрона”. Если предположить, что это и есть радиус нашей заряженной вращающейся сферы, то, поскольку при ее вращении электрическое поле не вращается, а удельный заряд сферы вдвое больше, чем у электрона (масса в два раза меньше), мы как раз и получим нужное нам отношение <img width=«124» height=«21» src=«ref-1_549364719-319.coolpic» v:shapes="_x0000_i1507">.

 

Я ни в коем случае не предлагаю Вам представлять себе электрон в виде “вращающегося маленького шарика”! Я просто хочу обратить внимание на неправомочность утверждения “оказалось несостоятельным”.

 



    продолжение
--PAGE_BREAK--

 

Лекция 21

 

 

19.2. Как нам это понимать

 

Итак, было сказано предельно ясно: трудности понимания квантовой физики возникают потому, что мы пытаемся применить старые представления к новым явлениям. Понять квантовые явления, разумеется, не просто, как, впрочем, непросто было понимать и классические воззрения при знакомстве с ними. Но ясно одно — что бы что-нибудь понять в квантовой физике нам следует применить какие-то новые воззрения. К великому сожалению, все объяснения обычно сводятся лишь к бесконечному повторению одной мысли: понять новое нельзя на основе старых представлений. Но в чем же заключаются новые представления?

 

Мир един и физика едина. И классическая физика и квантовая, — обе они описывают один и тот же мир, в котором мы живем. И к некоторому хотя бы пониманию квантовых явлений не может привести бесконечное их противопоставление. Попробуем, по возможности аккуратно, хотя бы начать создавать в наших головах эти новые представления.

 

Во многих книжках рассматривается модельная задача о дифракции электронов на двух щелях. Мне более симпатична задача о работе звездного интерферометра Майкельсона. Все-таки это реальный прибор, в работе которого участвуют несколько более понятные с точки зрения физики кванты — фотоны.

Свет от звезды очень слаб, но мы можем ослабить его еще больше. Тогда можно говорить о поглощении атомами фотоэмульсии пластинки, на которой получается изображение дифракционной картинки, первого кванта, второго и т.д.

Во-первых, видимо, нам придется отказаться от буквального понимания гипотезы о распространении света в виде микрочастиц — фотонов. Если на зеркала попадают разные фотоны, то трудно представить себе, что колебаний электрического поля в них синфазны. Но, с другой стороны, расстояние между зеркалами измеряется метрами, и пришедшая в точку поглощения кванта порция энергии ћwне может принадлежать одному фотону, испущенному далекой звездой в направлении нашего интерферометра — даже если мы представим себе фотон выросшим до таких размеров, в зеркалах не отразится, “провалится” средняя часть фотона. Не видно и способа определить, от какого из зеркал отразился этот поглощенный фотопластинкой квант света.

 

В то же время кажется уместным и более интересным вопрос, чем определяется “выбор” точки, в которой происходит поглощение кванта. При поглощении большого количества квантов кривая степени почернения фотопластинки будет соответствовать кривой дифракции Фраунгофера на двух щелях c максимумами в точках <img width=«208» height=«23» src=«ref-1_549367346-389.coolpic» v:shapes="_x0000_i1509">, полученная на основе волновых представлений. Но каким образом первый, второй и т.д. кванты “узнают”, что им следует поглощаться чаще вблизи одного из максимумов кривой, а не вблизи минимума? Боюсь, что и на этот вопрос мы не сможем ответить вразумительно. Нам придется констатировать факт, что рассчитанная кривая зависимости интенсивности света I(x) представляет собой лишь кривую распределения вероятности P(x) поглощения фотона. Это утверждение мы можем проверить экспериментально, проведя фотографирование с помощью интерферометра некой далекой звезды. Но дисциплина мышления требует говорить лишь о том, что мы можем проверить опытом.

По этому поводу, видимо, не следует сокрушаться — эта пара вопросов не составляет особого исключения, физика не может ответить и на множество других вопросов. Не так редко мы рассчитываем некий процесс “в общем”, не зная ничего о его деталях. Важно выбрать правильное приближение, чтобы получить верный и полезный для практики результат. В данном случае это будет волновое приближение. На основе корпускулярных представлений решение задачи представляется, как минимум, затруднительным.

Подчеркну еще раз. На основе волновых представлений мы можем рассчитать только вероятность поглощения кванта света в той или иной точке. Деталей этого процесса, как и деталей прохождения кванта через зеркала, мы объяснить не умеем. Во всяком случае мы не сможем наблюдать эти процессы экспериментально — тем самым мы разрушили бы “хрупкую индивидуальность квантового состояния”. Это, однако, не делает электромагнитное поле хоть в чем-то нереальным!

 

Мы легко можем допустить, что какие-то “внутренние” процессы происходят при поглощении кванта света. Но, собственно, в этой невозможности определить детали процесса прохождения  фотона через щели и/или поглощения кванта, в этом и заключается один из важных элементов квантовомеханического представления поведения микрочастиц, нового способа мышления:

 

“Главный пункт в подходе Бора заключается в опровержении того, что можно решить всю проблему, заглянув внутрь атомной структуры, что, применив тончайшие средства наблюдения, можно решить вопрос о том, является электрон волной или частицей. Природа устроена так, что никакое наблюдение крошечного объекта нельзя выполнить, не воздействуя на него. Квантовое состояние обладает характерной способностью ускользать от обычного наблюдения, так как сам акт такого наблюдения уничтожает условия существования квантового состояния.”[10][1]

 

В этом суть. Быть может только можно выразиться чуть аккуратнее: вместо слова “уничтожает” воспользоваться словом “изменяет”, поскольку квантовый объект не может существовать в неквантовом состоянии. И попытки понять, почему “природа устроена так” скорее запутает нас, чем прояснит ситуацию.

 

Как видите, речь мы ведем о дуализме, о двойственности представления света в виде волны или потока фотонов, но при таком подходе понятие дуализма приобретает несколько иной оттенок. Речь не идет о двойственности природы частицы-фотона, речь идет о двух возможных приближениях при описании кванта электромагнитного поля.

 

 

19.3. Парадокс Больцмана

 

Создается впечатление, что квантовая физика описывает процессы “приблизительно”, не давая точных и однозначных ответов на некоторые вопросы. В.Вайскопф относит себя к старым противникам такого утверждения. Он считает, что как раз квантовая физика привнесла в науку о природе большую точностью

Главное, что квантовая физика сняла много вопросов, остававшихся без ответа в рамках классических представлений. Одна из решенных квантовой физикой задач — это разрешение парадокса Больцмана, о котором вспоминают не слишком часто:

 

“… согласно классической механике, мы предполагаем, что в системе атомов, находящейся в тепловом равновесии при данной температуре, тепловая энергия должна быть равномерно распределена среди всех возможных видов движения. В куске нагретого вещества электроны должны вращаться быстрее, протоны внутри ядер должны колебаться более энергично, составные части протонов должны колебаться более энергично в пределах своих границ и т.д. Таким образом, удельная теплоемкость любого простого куска вещества должна быть чрезвычайно велика. В действительности же удельная теплоемкость имеет именно такое значение, которое можно получить, рассматривая только внешнее движение атомов. Было непонятно, почему тепловая энергия не проникает внутрь атома и не возбуждает его внутренние степени свободы. Парадокс Больцмана был сформулирован в 1892 г., задолго до создания квантовой механики. Но объяснения ему не было.” [11][2]

 

Особенно остро сформулированная в парадоксе Больцмана проблема проявилась при анализе равновесного теплового излучения, когда создалась ситуация, получившая название “ультрафиолетовой катастрофы”. Квантование энергии стоячих волн снимает проблему и приводит к результатам, великолепно совпадающим с результатами эксперимента.

 

В этом главное: появившиеся в поле зрения физиков новые объекты — кванты, при всем их разнообразии, обладают одним общим свойством, не характерным для классических макрообъектов: они не могут быть разделены на части, за поведением которых нам хотелось бы проследить. И это фундаментальное их свойство:

 

“Одной из главных особенностей классической физики является возможность делить каждый процесс на составные части. Любой физический процесс можно считать состоящим из последовательности составляющих его процессов. По крайней мере теоретически каждый процесс можно проследить шаг за шагом во времени и в пространстве. Орбиту электрона вокруг ядра можно представить в виде последовательности малых перемещений. Электрон можно считать состоящим из частей с меньшими зарядами. Но эту точку зрения следует отбросить, если мы хотим понять, что видим в природе...” [12][3]

 

И к этому утверждению “примыкает” такое:

“Здесь мы сталкиваемся с весьма важным фактом, заключающимся в том, что указанная невозможность выполнения некоторых измерений означает больше, чем простое техническое ограничение, которое в один прекрасный день может быть преодолено с помощью хитроумного оборудования.” [13][4]

 

Коротко это звучит так. Квантовые объекты — это по своей природе неделимые объекты. Его состояние можно изменить, но выделить какую-то его часть нельзя.

 

 

19.4. Химические элементы

 

Другая проблема, которую не могла решить классическая физика, это существование атомов химических элементов с определенными свойствами. Принятая после опытов Резерфорда планетарная модель атома в рамках классических представлений оказалась неприемлемой.

Прежде всего, электрон при ускоренном движении по орбите (центростремительное ускорение!) должен терять энергию, излучая электромагнитную волну. Кроме того, в рамках классических представлений невозможно объяснить, почему атом меди, например, всегда остается атомом меди независимо от того, каким способом, где и когда была получена медь.

Звездные системы со своими планетами, которые дали название принятой в физике модели атома, обязательно различны. И не удивительно — движение планет описывается классической физикой. Так почему атомы, образованные квантовыми объектами, идентичны? Ответ, мне кажется, достаточно ясен:

 

“Во многих отношениях электронные орбиты демонстрируют поразительное сходство с волновыми колебаниями, локализованными в пределах атома. Например, волна, ограниченная определенным объемом, т.е. стоячая волна, может иметь только определенное число конфигураций… Эти конфигурации вполне определенны и имеют простые симметричные структуры — факт, известный из наблюдения других стоячих волн, например, колебаний скрипичной струны или волн в воздушном столбе органной трубы. Они обладают свойством «восстановления»; если возмущающий эффект изменил их форму, первичная конфигурация волн восстанавливается, когда действие возмущения прекращается.” [14][5]

 

Итак, стабильность атома обеспечивается волновыми свойствами электронов. Но для понимания квантовых объектов важно еще понимание того, что определенной конфигурации стоячей электронной волны отвечает определенная энергия. Мы это видели на примере бесконечно глубокой одномерной потенциальной ямы.

 

В то же время следует знать и помнить, что уравнением Шрёдингера описываются отнюдь не все свойства электрона. Например, в нем отсутствует спин. И уж никак из этого уравнения не следует принцип Паули, согласно которому в атоме может быть лишь два электрона с некоторой определенной конфигурацией стоячей волны.

Эти конфигурации характеризуются набором квантовых чисел. Поэтому применительно к атому принцип Паули формулируется так: в атоме может существовать лишь два электрона с одинаковым набором квантовых чисел, различающиеся знаком спина. Если спиновое квантовое число <img width=«72» height=«21» src=«ref-1_549367735-249.coolpic» v:shapes="_x0000_i1510"> ввести в общий набор квантовых чисел, формулировка принципа Паули становится более лаконичной: каждый электрон в атоме должен иметь свой набор квантовых чисел.

 

Здесь, видимо, вновь следует обратиться к вопросу о “понятности” свойств квантового объекта, в частности, электрона. Мы не можем дать какого-то объяснения принципу Паули, равно как волновой природе квантового объекта, как, впрочем, и “понятному” закону сохранения энергии, например. Все это лишь констатация свойств природы, выясненных в результате наблюдений и экспериментов. Мы не придумываем природу, мы ее изучаем.

 

 

19.5. Нормирование волновой функции

 

Уравнением Шрёдингера волновая функция определяется с точностью до постоянного множителя. Этот множитель определяется с помощью условия нормировки

 

<img width=«191» height=«43» src=«ref-1_549367984-429.coolpic» v:shapes="_x0000_i1511">
.

 

Размерность амплитуды Y-функции оказывается, таким образом, обратно пропорциональной объему  и квадрат ее модуля называют плотностью вероятности обнаружения, например, электрона в некоторой области пространства. Оставим условие нормировки и терминологию такими, но обдумаем их смысл. Заранее оговорюсь, что понимать все это буквально не следует.

Во-первых, само слово “обнаружить” электрон в некоторой области пространства приемлемо лишь в том случае, если мы считаем, что он в момент обнаружения там находится. Нельзя обнаружить то, чего нет. В действительности дело обстоит, мягко говоря, не так.

Пусть электрон локализован в некотором более или менее строго очерченном объеме D
V. Далее предположим, что в результате некоторых наших действий он оказался локализован (“обнаружен”) в объеме d
V <
D
V. Это автоматически означает увеличение его энергии, изменение квантового состояния. Это уже не тот электрон (не в том состоянии), который мы имели до “обнаружения”. Измерение, уточнение значений его координат “уничтожает условия существования квантового состояния” (ссылка 1).

Обратимся вновь к модельной задаче о состоянии электрона в бесконечно глубокой одномерной потенциальной яме.” В этом случае (задача одномерная) условие нормировки принимает вид:

<img width=«104» height=«52» src=«ref-1_549376058-309.coolpic» v:shapes="_x0000_i1514">.

 

При этом минимальная энергия электрона

<img width=«104» height=«43» src=«ref-1_549376367-342.coolpic» v:shapes="_x0000_i1515">.

 

При “обнаружении” электрона в интервале D
xминимальная его энергия возрастет до

<img width=«120» height=«47» src=«ref-1_549376709-375.coolpic» v:shapes="_x0000_i1516">.

 

Вот как обстоят дела при “обнаружении” электрона в некоторой области пространства: при этом увеличивается его энергия. Обнаружение же электрона “в точке” просто бессмысленно, поскольку это означало бы бесконечное увеличение его энергии. Вот мнение В.Вайскопфа по этому поводу:

 

“Волновая природа атомного электрона связана с неделимостью, целостностью атомного состояния. Если выделить часть процесса и затем пытаться установить более точно, действительно ли электрон находится внутри этой волны, его можно обнаружить там как реальную частицу, но при этом нарушится деликатная индивидуальность квантового состояния. Однако именно волновая природа обусловливает характерные особенности квантового состояния — его простую геометрию, восстановление первоначальной формы после окончания действия возмущения, короче говоря, специфические свойства атома. Великим открытием квантовой физики явилось обнаружение существования этих индивидуальных квантовых состояний, каждое из которых представляет собой единое целое, пока не подвергается воздействию средств наблюдения. Любая попытка наблюдать выделенную часть состояния связана с использованием столь высокой энергии, что при этом разрушается хрупкая структура квантового состояния.

Та же ситуация наблюдается и в обсуждавшемся выше случае электронного пучка, проходящего сквозь пару щелей в экране и создающего за ним интерференционные явления. Этот процесс также индивидуален и неделим. Когда пытаются выполнить опыт, чтобы обнаружить, через какую именно щель прошел электрон, явление интерференции пропадает: опыт оказывается слишком сильнодействующим, он нарушает целостность квантового состояния.” [15][6]

 

Вспомним еще раз, что это воображаемый опыт. Заключения по поводу того или иного эффекта основаны на уже существующих представлениях о свойствах квантового состояния электрона. И он в момент прохождения пары щелей находится в некотором определенном состоянии, которое, естественно, разрушается при его “обнаружении” вблизи одной из щелей, при его локализации в пределах размеров одной щели. Что же тут загадочного, если после этого не наблюдается картина дифракции на двух щелях? Другое дело, если длина волны света, используемого для “зондирования”, больше расстояния между щелями: возмущение слабое, интерференция наблюдается.

Я хочу теперь еще раз сформулировать свое мнение. Само словосочетание “частица обладает волновыми свойствами” бессмысленно. То, что мы называем электроном-частицей, представляет собой некий сложный объект, исчерпывающего описания для которого у нас нет. Но даже и в том случае, если бы такое описание нам было известно, оно наверняка было бы достаточно сложным, и едва ли мы стали бы им пользоваться. Чтобы понять некоторые эффекты, чтобы провести расчеты для предсказания поведения реального электрона, мы воспользовались бы либо волновым, либо корпускулярным приближением. Но никак не обоими одновременно.

 

 



--PAGE_BREAK--