WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     | 1 | 2 || 4 |

«САНКТ-ПЕТЕРБУРГСКИЙ ГОСУДАРСТВЕННЫЙ ТЕХНИЧЕСКИЙ УНИВЕРСИТЕТ КАФЕДРА ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНОЙ ФИЗИКИ ОБЩАЯ ФИЗИКА (конспект лекций) С.Е.МАЛЬХАНОВ Санкт-Петербург 2001 1 Предлагаемый читателям конспект ...»

-- [ Страница 3 ] --

Параллельное соединение резисторов i R1 R2 эквивалентная i схема U R i2 i i R3 …… U i= i1 + i2 + … (i = U/R) U/R = U/R1 + U/R2 + … 1/R = 1/R1 + 1/R2 + … = 1/Ri R = ( 1/Ri)-1. При параллельном соединении резисторов обратная величина их общего сопротивления равна сумме обратных величин сопротивлений отдельных резисторов.

Последовательное соединение конденсаторов U1 C U2 C эквивалентная …. Схема …. ….

U C U Заряд между конденсаторами распределиться таким образом, что на каждом проводничке индуцируется один и тот же заряд + Q Тогда U = U1 + U2 + … (U = Q/C) Q/C = Q/C1 + Q/C2 + … 1/C = 1/C1 + 1/C2 + … = 1/Ci. При последовательном соединении конденсаторов обратная величина их общей емкости равна сумме обратных величин их отдельных емкостей.

Параллельное соединение конденсаторов _ Q +_ Q Q1 Q C1 C эквивалентная схема Q C U U Заряды между пластинами распределяются пропорционально емкостям конденсаторов, а полный заряд равен при этом сумме этих зарядов. Пластины конденсаторов составляют как бы части пластины одного большого (эквивалентного) конденсатора. Q = Q1 + Q2 + … (Q = C U) C U = C1 U + C2 U + …. C = C1 + C2 + … = C i. При параллельном соединении конденсаторов их общая емкость равна сумме емкостей отдельно взятых конденсаторов.

Последовательное соединение элементов _ e 1 + _ e 2 + …. r I r _ E+ I rобщ.

R R Внутреннее сопротивление эквивалентного элемента (рассчитывается как сумма последовательно соединенных резисторов) и ток в цепи (по закону Ома для замкнутой цепи) равны соответственно rобщ. = ri, I = E/(R + rобщ.). E = IR + I rобщ. = IR + I ri = IR + ei. R<< ri E = ei. e1 = e2 = … = e E = ne.

Параллельное соединение элементов I 1 _ e1 + I 2 _ e2 + I _ E+ I R R Запишем значения общего тока и общего внутреннего сопротивления (как сопротивления параллельно включенных резисторов резисторов). I = E/(R + rобщ.), rобщ = ( 1/ri)-1. R<

Прибор R R C C E E Вид соединения Послед. Паралл. Послед. Паралл. Послед Паралл.

Формула ri ( 1/ri)-1 ( 1/ci)-1 ci ei, (R – мало) ( ei/ri)/ (1/ri), (R – мало) Резистивный мостик (Уинстона) I1 I R1 rr a I R R5 I4 R4 б I3 R Такую схему не свести ни к последовательному ни к параллельному соединению резисторов. Запишем системы уравнений. Сумма падений напряжений на резисторах в замкнутом контуре равна нулю. ( Если бы внутри контура были источники, то был бы не «0», а алгебраическая сумма ЭДС). U1 + U5 + U4 = 0. 2. U5 + U2 + U3 = 0 Алгебраическая сумма токов, втекающих и вытекающих в точках а и б (узлах), также должна ровняться нулю. Используемые здесь правила в литературе называют законами Кирхгофа. Ситуация, при которой ток через R5 оказывается равным нулю называется равновесием моста. Найдем аналитические условия (выражения) равновесия моста Уинстона. Последовательно R5 можно вклю чить измеритель тока, либо вместо этого резистора подсоединить индикатор нуля. В этом случае одинаковые токи будут протекать через пару резисторов R1, R2 и пару R3, R4. Имеем из 1. И 2. U5 = 0, U1 + U4 = 0, U2 + U3 = 0 U1 = - U4, U2 = - U3 U1/U2 = U4/U3. U1 = I1R1 U3 = I2R3 U2 = I1R2 U4 = I2R4 R1/R2 = R4/R3. Пусть R3 = Rx – неизвестное сопротивление и пусть R4 = переменное сопротивление, позволяющее установить положение равновесия.

Rx = R4 (R2 / R1). Таким образом имея эталонные резисторы и переменный резистор можно измерять сопротивление неизвестного резистора. Такой же принцип применяют для измерения неизвестной емкости (и индуктивности). Способ измерения по методу мостика Уинстона заложен в основу работы многих прецизионных измерительных приборов.

О зарядке и разрядке конденсатора.

C R К осциллографу _ + R Зарядка и разрядка конденсатора аналитически подчиняется закону показательной функции в зависимости от времени. Обычно в качестве основания выбирают число Непера (основание натуральных логарифмов). UR2 = U0(1 – e – A t). t= 0 UR2 = 0, t UR2 U0. UR1 = U0 e -A t. t = 0 UR1 = U0, t UR1 0.

Такое поведение объясняется тем, что если сила, заставляющая скапливаться заряды на пластине постоянна, то сила отталкивания одноименных зарядов на пластинах возрастает по мере увеличения числа этих зарядов.

§ 6 Уравнение непрерывности Рассмотрим некоторую электрически активную среду, то есть среду со свободными электрическими зарядами. Представим себе в этой среде воображаемую замкнутую поверхность, Ограничивающую объем V. Возможны три случая. Ток только вытекает изнутри через поверхность Весь ток протекает через поверхность, не застревая в ней Ток только втекает через поверхность внутрь и весь остается («гибнет») там Возможно также действие всех трех вариантов сразу.

j(t) S V Рассмотрим только тот ток, который ведет к убыли заряда, тогда i = - dq/dt, q = dV, i = j dS, - d/dt = j dS V S S - d/dt dV = j dS V S Согласно формуле Остроградского-Гаусса заменим интегрирование по замкнутой поверхности интегрированием по объему, заключенному внутри этой поверхности j dS = div j dV div j dV = - d ( dV)/dt S V V V ( div j + d/dt) dV = 0 V Ввиду произвольности объема, ограниченного произвольно выбранной поверхностью в проводящей среде имеем div j + d/dt = 0. Эта формула выражает так называемое условие непрерывности или закон сохранения заряда при протекании тока. Определение. Убыль заряда со временем из замкнутого объема равна дивергенции плотности тока, выходящего через замкнутую поверхность, ограничивающую этот объем.

Глава Магнитное поле (вакуум) § 1 Магнитная индукция – характеристика магнитного поля В электростатике заряды были неподвижны и рассматривалось электростатическое поле неподвижных электрических зарядов. Исключение составлял постоянный электрический ток, однако, мы не рассматривали изменений в среде вокруг проводников с токами (этим мы займемся здесь и сейчас) и уравнение непрерывности, где надо было связать заряды и токи. В уравнении непрерывности изменение плотности зарядов со временем можно было рассматривать очень медленным, квазистатическим процессом, хотя в принципе оно справедливо при перемещении зарядов с любой скоростью. Рассмотрим взаимодействие проводников с токами. Из опыта следует.

I I I I Ампер ( Андре Мари, французский математик, физик, химик, 1775-1836гг) установил, что провода взаимодействуют с силой F в том случае, если по ним течет электрический ток, причем F 1 2 / r.

Для изучения этих взаимодействий можно использовать (как аналог точечного заряда) элементарный магнит. Магниты существуют в земной коре в готовом виде. Опыты с магнитами впервые производил Эрстед (Ханс Кристиан, датский физик и химик, 1777-1851гг). N S S N При замене направления тока стрелка разворачивается. Магнитную стрелку Эрстеда можно заменить элементом тока. Такой прием отчасти искусственный, но полезный, для определения магнитного поля вокруг проводников с токами, как характеристики состояния среды при наличии движущихся зарядов. Таким образом, вокруг движущихся зарядов предполагается наличие материальной субстанции, так называемого магнитного поля, которое ответственно за магнитное взаимодействие: действие силы на проводники с током и природные магниты. Ампер установил закон, согласно которому магнитное поле способно вызывать появление механической силы, действующей на элемент тока dF ~ i B dl dl i i dl причем F1/(i dl)1 = F2 /(i dl)2 = … = Fi / (i dl)i = cst = B. Здесь F – сила, действующая на произвольный элемент тока, (i dl) – произведение тока на элемент длины – элемент тока, b – величина магнитной индукции, характеризующая магнитное взаимодействие, ее единица измерения определяется как: [B] = [F/idl] = н/А м = Тл.

Определим направление B. Опыт показывает, что dF, B и dl взаимно перпендикулярны, причем dl совпадает по направлению с током в данной точке, а dF приложена к середине dl. Заметим, что длина dl выбирается много меньше расстояния, на котором в данном опыте изучается действие тока, неоднородностью поля в данном опыте можно пренебречь. Для такой тройки векторов определено векторное произведение, так что B i dl F ~ (dl B) dF B dl от нас dF В системе единиц СИ закон Ампера запишется в виде dF = i (dl ).

к нам Если поворачивать dl к B, то dF направлено по правилу правого винта. Для B справедлив принцип суперпозиции B = Bi Результирующий вектор магнитной индукции данной точки пространства равен сумме векторов магнитной индукции, вызываемых каждым источником магнитного поля в отдельности в этой точке.

§ 2. Формула Био-Савара-Лапласа Эта формула получена экспериментально. Рассмотрим произвольный проводник с током и поставим задачу: найти магнитную индукцию, создаваемую элементом dl с током i этого проводника в окружающем пространстве.

dl r C dB i A dB dB ~ i dl f()/r Экспериментально установлено, что магнитная индукция пропорциональна силе тока в проводнике, длине проводника и обратно пропорциональна расстоянию между проводником (в данном случае элементом длины dl ) и искомой точкой, в которой рассчитывается индукция магнитного поля. Направление dB является функцией угла для элемента с током. Чтобы записать точный закон, необходимо учесть систему единиц и взаимное направление векторов dl, r, dB. По аналоги с законом Ампера воспользуемся векторным произведением dB ~ (dlr). Начала векторов можно совмещать параллельным переносом и так по правилу векторного произведения определить направление вектора dB.

C dl r dB r A dl r dl dB r Запишем в системе единиц «СИ» dB = (µ/4)i dlr/r3, r/r (er) – орт.

Формула включает три составляющих Величина dB ~ dl i f()/r2. Направление dB ~ dlr. Удовлетворение системе единиц «СИ» µ0/4.

§ 3 Магнитная индукция прямого провода с током Рассмотрим отрезок конечной длины прямого провода с током AB и рассчитаем индукцию магнитного поля в произвольной точке C около провода, используя закон Био-Савара-Лапласа. I 2 r0 d B dB = (µ0 4) I (dl r)/r3, dl r = dl r Sin r dl dl dl r d r dl/ r d = 1/Sin dl = r d / Sin, r0/r = Sin r = r0/ Sin dl = r d / Sin = r0 d /(Sin )2. Таким образом переменная интегрирования свелась к углу. Проведем интегрирование по углу (как суммирование в пределе вклада от каждого элемента dl в индукцию магнитного поля в искомой точке). Для этого подставим в формулу Био-Савара-Лапласа значения для всех изменяющихся величин выразив их через угол. dB = (µ0 /4 ) I Sin d/ r0.

2 2 B = µ0 I /4r0 Sin d = (µ0I/4r0) (- Cos )| = 1 1 = (µ0I /4r0)( Cos 1 – Cos 2). Рассмотрим предельный случай бесконечного прямого провода 1 = 0, 2 = B = µ0 I / 2 r0. Отступление. Французские физики Био Жан Батист (1774-1812), Савар Феликс (1791-1841) и наиболее известный из них Лаплас Пьер Симон (1749-1827) занимались исследованиями в сфере магнетизма. Лаплас известен также как астроном и математик. Ему принадлежат приоритеты введения понятий удельной теплоемкости, потенциальной функции, а также небесная теория возникновения планет с жидким ядром.

§ 4 Соленоидальный (вихревой) характер магнитного поля Под линиями индукции магнитного поля мы будем понимать воображаемые линии, касательные к которым в каждой точке такой линии направлены также как и вектора магнитной индукции. На примере прямого провода с током можно видеть, что линии индукции магнитного поля представляют собой замкнутые концентрические окружности. B B I Эрстед назвал такие воображаемые линии вихрями. Вспомним, что линии напряженности электрического поля разомкнуты, они начинаются на положительных зарядах (заряженных телах), а заканчиваются на отрицательных. Такое векторное поле мы называем потенциальным. Поскольку линии индукции магнитного поля не прерываются, то (по этому случаю) все векторные поля, обладающие непрерывными линиями называют соленоидальными (вихревыми). В этой ситуации нет оснований говорить о магнитных зарядах. Магнитную среду такие линии пронизывают также не прерываясь. N S § 5 Теорема Гаусса для вектора магнитной индукции Составим интеграл вида B dS = ФB. S Это есть поток Ф магнитной индукции B через некоторую поверхность S. Определим такой поток через замкнутую поверхность ФB = B dS. S В интеграле появился кружок, означающий интегрирование по замкнутой поверхности. Поток вектора магнитной индукции для любой замкнутой поверхности, построенной в магнитном поле равен 0, так как внутри такой поверхности нет магнитных зарядов и внутри нее не зарождаются линии магнитной индукции, подобно тому как это происходит с электрическими зарядами.

E dS = En dS Тогда B dS = 0 (ФB = 0) S Согласно формуле Остроградского-Гаусса B dS = div B dV = 0. S V Поскольку поверхность выбиралась произвольно, то и объем, ограниченный этой поверхностью, тоже произвольный и следовательно div B = 0. Эта формула отражает факт соленоидальности магнитного поля.

§ 6 Закон полного тока Составим интеграл (контурный интеграл) B dl. L Здесь L – некий контур (вообще говоря замкнутый, но не обязательно) в магнитном поле, а dl – вектор, численно равный dl и из одной с ним точки проведем вектор B. B dl L B dl = Bl dl Пусть рассматриваемый контур совпадает с воображаемой замкнутой линией магнитной индукции вокруг прямого провода с током, имеющей форму окружности. Тогда B и dl совпадут по направлению. Вычислим контурный интеграл, для чего вначале составим под интегральное выражение. Имеем магнитную индукцию прямого провода с током бесконечной длины B dl = (µ0 I el/2r) dl = µ0 Idl/2r (dl = dl el, el el = 1). Проинтегрируем полученное выражение по замкнутому круговому контуру B dl = (µ0I/2r) dl = µ0I. L L=2r В поле векторов интеграл от скалярного произведения некоторого вектора на вектор элемента замкнутого контура называется циркуляцией (у нас вектора B) по контуру L. В этом случае закон полного тока можно сформулировать следующим образом. Циркуляция вектора магнитной индукции по замкнутому контуру, создаваемая токами, которые охватываются данным контуром, равна сумме этих токов, умноженных в системе единиц «СИ» на магнитную постоянную µ0 = 4 10-7 Гн/м. dl r B Если среда электрически неоднородная, то вместо токов задается плотность токов J = di/dS i = j dS j dS B dl = µ0 j dS. L S Применим формулу Стокса rot B dS = µ0 j dS S S L Поскольку контур, а следовательно и поверхность «натянутая» на этот контур выбираются произвольно, то (rot B - µ0 j) dS = 0 rot B = µ0 j. Сводка формул для стационарных электрического и магнитного полей в вакууме div E = /0, div B = 0, rot E = 0, rot B = µ0 j. S § 7 Поле соленоида Соленоид представляет собой провод, навитый на электрически непроводящий каркас цилиндрической формы, с электрическим током d l d << l 2 B Каждый виток создает поле так, что на оси соленоида (и в ближайшей окрестности оси) густота линий одинакова (поле однородно), а снаружи их густота ничтожно мала. Для расчета поля на оси соленоида воспользуемся законом полного тока B dl = µ0 i k. L Вычислим интеграл – циркуляцию вектора магнитной индукции по контуру обозначенному на рисунке. Интегрирование разобьем по четырем сторонам прямоугольника, имеем 2 2 4 3 B dl = B dl Cos 90° = = 0, (B 0) dl = 0 1 1 3 2 Остается участок 4 4 4 B dl = B dl = (B = cst) = B dl = BL. 1 1 1 Согласно закону полного тока вычисленная циркуляция магнитной индукции равна сумме токов, которые охватывает замкнутый контур с точностью до коэффициента. Пусть N – количество проводников, которое охватывает данный контур, тогда BL = µ0 N i B = Nµ0 i/L = µ0 n i. Здесь n – число проводников, приходящееся на единицу длины соленоида (удельное число проводников). Провод с током, навитый на непроводящий каркас в виде кольца круглого сечения называют тороидом D d D<< d Если D << d, то для него также справедлива формула длинного соленоида.

§ 8 Магнитное поле движущегося заряда Электрический ток есть упорядоченное движение заряженных частиц. Попытаемся оценить создаваемое одной такой частицей магнитное поле (это может быть магнитное поле на большом расстоянии от движущегося электрона, протона и т.д.). Нам известно как рассчитывается магнитное поле, создаваемое малым отрезком провода с током (элементарным током) по формуле БиоСаварра-Лапласа dB = (µ0/4)i dl Sin /r2, но i = j S, j = q n v i = q n v S i dl = q n v S dl = q n v V. Здесь j – плотность тока, S – сечение малого отрезка провода, n – концентрация частиц (n = N/dV N = n dV), v – скорость перемещения частиц, qe – элементарный заряд, V (dV) – объем (элементарный объем), N – полное число частиц. Подставим полученное выражение в исходную формулу и положим N = 1. B = (µ0/4) N qe v Sin/r2. Векторная форма образуется по свойству векторного произведения B = (µ0/4) qe(vr)/ r3.

§ 9 Сила Лоренца Рассмотрим силу, действующую на заряженную частицу в электрическом и магнитном полях. а. Электрическое поле. Из определения электрического поля имеем FE = q E б. Магнитное поле. Воспользуемся формулой силы Ампера F = i(lB), F = i l B Sin, i l = j S l = q n v V = q v N (i = j S, j = q n v, n V = N = 1). F = q v B Sin, FB = q(vB) B^l = 0 v= 0 q=0F=0 B v F Объединим силы, действующие на частицу в электрическом и магнитном полях FЛ = FE + FH = qE + q(vB). Так называемая сила Лоренца названа по имени физика-теоретика из Нидерландов Лоренца Хендрика Антона (1853-1928).

Глава Магнитное поле в веществе До сих пор мы предполагали, что образующиеся вокруг проводников с токами или вокруг движущихся зарядов (что то же самое) магнитные поля действуют в вакууме. Формулы всех законов записаны для вакуума. Если вместо вакуума окажется какая-либо среда (как это обычно бывает на практике), то запись законов несколько изменится. Опыт показывает, что магнитные поля в различных средах могут как усиливаться так и ослабевать. Чтобы приблизиться к пониманию такого поведения, необходимо обратиться к ряду экспериментальных данных и теоретических расчетов, в частности, на уровне электронных оболочек атомов.

§ 1 Магнитный момент и намагниченность Для описания магнитных явлений необходимо ввести некоторые понятия. Широко распространены в природе замкнутые токи. К ним относятся движущиеся электроны атомных оболочек. Их называют элементарными токами (заряд элементарен, контур мал). Рассмотрим такой элементарный ток и рассчитаем магнитную индукцию на оси, проходящей через центр круга, ограниченного таким контуром и перпендикулярной данному кругу. dl R r i dB dl r dB Здесь необходимо проинтегрировать (просуммировать в пределе) проекции векторов dB на ось в формуле Био-Савара-Лапласа. dB/dB = R/r, dB = (µ0/4) i dl r Sin (dl^r) /r 3. dB = dB R/r = (µ0/4) i l dl/r3. Интегрирование проводиться по длине контура, что и дает в результате его длину B = µ0 i R2/ 2 r3. Введем понятие магнитного момента контура с током n S i i S n pm = iS, pm = i S, S = S n, [pm] = А м2 B = µ0 i S / 2 r3 = µ0 pm /2 r3. Вектором магнитного момента p m контура с током называется произведение величины тока, текущего по контуру на величину площадки, обтекаемого током контура с направлением перпендикулярно плоскости контура и определяемым по правилу правого винта. Для объяснения намагничения тел (то есть возникновения в среде внутреннего магнитного поля) Ампер и предположил, что в молекулах веществ циркулируют некие круговые токи (молекулярные токи). Каждый такой ток обладает магнитным моментом и может создавать в окружающем пространстве магнитное поле. В отсутствие внешнего магнитного поля магнитные моменты среды направлены хаотически (по случайному закону). При действии внешнего магнитного поля, а иногда и спонтанно (в природных магнитах) магнитные моменты могут приобретать преимущественную ориентацию, тогда суммарный магнитный момент среды отличен от нуля. Вещества с отличным от нуля суммарным магнитным моментом характеризуются магнитным моментом единицы объема, тогда (pm – магнитный момент одной молекулы), pm – магнитный момент всех молекул, содержащихся в объеме V V. J = pm / V - намагниченность V Объем V мал с точки зрения макроскопики, но содержит очень большое число микроскопических токов. Определение. Вектором намагниченности называется отношение суммы векторов магнитных моментов отдельных молекул, содержащихся в малом объеме V к величине этого объема. Таким образом, магнитное поле в веществе (среде) равно сумме внешнего, приложенного к веществу поля, и внутреннего, образующегося при приложении внешнего B = Bвнешн + Bвнутр.

§ 2 Напряженность магнитного поля Для описания магнитного поля наряду с магнитной индукцией используется и другая физическая величина. По определению для вакуума (в системе единиц СИ) H = B/µ0 B = µ0 H, [H] = Тл м/Гн = Вб/Гн м = А/м. Закон Био-Савара-Лапласа при этом можно записать как dH = i (dlr)/ 4 r3. Для поля, создаваемого круговым током H = pm/ 2 r3. H называется напряженностью магнитного поля. Сравним размерности H и J - они одинаковы. Можно показать, что B = Bвнеш + Bвнутр = µ0 H + µ0 J.

Направления H и J обычно не совпадают. В тех же случаях, когда они совпадают можно записать J = H. Напомним, что внутреннее поле в большинстве случаев порождается внешним. называют магнитной восприимчивостью, она безразмерна. В этом случае результирующее поле (магнитную индукцию) можно записать в виде B = µ0 H + µ0 J = µ0 H + µ0 H = µ0 (1 + ) H = µµ0 H. µ = 1 + называют магнитной проницаемостью вещества, из которого состоит среда. Замечание. Намагничение вещества (зависимость магнитной индукции от напряженности внешнего приложенного к этому веществу магнитного поля) происходит часто по сложному закону, то есть µ не является в общем случае постоянной величиной.

§ 3 Законы магнитного поля в среде (и с учетом H) Закон Ампера dF = i (dlB) dF = i µµ0 (dlH). Закон Био-Савара-Лапласа B = (µµ0/4) i (dlr)/ r3 H = i (dlr)/ 4 r3. Закон полного тока B dl = µµ0 Ii H dl = Ii. L i L i Форма записи законов Максвелла div B = 0 div H = 0 rot B = µ0 j Для вакуума rot H = j В среде rot Bсреды = µ0 (jсреды), jсреды= jвнешн + jвнутр, jвнутр= rot J, rot Bсреды = µ0 (jвнешн+ rot J) rot [(Bсреды/µ0) – J] = jвнешн. Bсреды = µ0 (J + H) H = (B/µ0) – J rot H = jвнешн. Если опустить обозначение «внешнее» у плотности тока, то формулы как для вакуума так и для среды приобретают точно одинаковый вид.

§ 4 Диамагнетики, парамагнетики, ферромагнетики В справочниках магнитные свойства веществ различают часто по магнитной восприимчивости. Составим таблицу. Диамагнетики [ = µ - 1] 10 6, µ < 1, - отрицательна Азот Водород Углекислота Графит Вода Серебро Висмут - 0.0062 - 0.063 - 5.3 - 50 - 9.0 -26 - 170 Парамагнетики [ = µ - 1] 10 6, µ > 1, - положительна Кислород (газ) Алюминий Платина Хлористое железо Кислород кость) 1.8 21 300 (жид- 3400 Ферромагнетики (железо и его сплавы) [ = µ - 1], µ>>1, µ Железо Железокремний Пермалой Супермалой Исходная намаг- После ниченность тельного чения 200 500 600 8000 10000 100000 принуди- Состав намагни 96.7%Fe, 3.3% Si 22% Fe, 78% Ni 79% Ni, 5%Mo, 16% Fe Из таблицы следует, что диа- и парамагнетики имеют разные знаки магнитной восприимчивости, а порядок величин сравнительно близкий. Ферромагнетики имеют знак магнитной восприимчивости такой же как у парамагнетиков, однако, их абсолютная величина на 8-10 порядков больше, чем у первых двух магнетиков.

§ 5 Электромагнитная индукция Мы уже знаем, что электрические токи создают вокруг себя магнитное поле. Естественно, что существует и обратный эффект в том смысле, что магнитное поле порождает в проводниках токи (потоки заряженных частиц), а следовательно вызывает появление ЭДС. Это явление называется электромагнитной индукцией (М. Фарадей 1831), токи называют индукционными. Сформулируем закон Ленца о направлении индукционных токов. Индукционный ток всегда направлен таким образом, что его действие противоположно действию причины его вызвавшей.

5.1 Об основном законе электромагнитной индукции Индукционный ток, а следовательно и ЭДС индукции появляется если: проводник пересекает линии магнитной индукции или, что тоже самое изменяется число линий индукции, проходящих через площадку, ограниченную проводящим контуром B n i Ei i B n Ei Опытным путем Фарадей установил, что Ei ~ dФ/dt (Ei = f dФ/dt, dФB = B dS). ЭДС индукции Ei прямо пропорциональна изменению потока магнитной индукции, или ЭДС равна скорости изменения потока магнитной индукции с (точностью до некоторого коэффициента f ). Теперь переформулируем закон (или правило) Ленца применив понятие потока. ЭДС индукции стремиться препятствовать всякому изменению магнитного потока его вызывающего. Рассмотрим размерность скорости изменения потока. [dФ/dt] = Вб/с = Тл м2/с = Н м/А с = Дж/К = В, то есть размерность прямо выражает ЭДС индукции. Исследуем размерность, величину и знак коэффициента f. Во первых ясно, что он безразмерный. Если взять в законе 1Вб, 1 В и 1 с, то |f| = 1. Чтобы рассудить о знаке f, обратимся к правилу Ленца. Согласно правилу Ленца B вызывает в контуре такой ток i, что этот ток образует встречное поле, направленное противоположно исходному следовательно знак коэффициента должен быть отрицательным f = - 1.

B i B Таким образом, закон электромагнитной индукции запишется в виде Ei = - dФ/dt.

5.2 О самоиндукции Изменяющийся в проводнике ток i1 вызывает изменяющееся магнитное поле B1, это магнитное поле (линии B1 пересекают контур) в свою очередь вызывает другой ток i2. Здесь прослеживается непосредственная и многократная связь токов и магнитных полей. Один раз запустить, а дальше чередование токов и магнитных полей будет самопроизвольно повторяться. Если бы не потери, то и до бесконечности. i1 B1 i2 B2 …. Токи i - называются экстра токами. Заметим, что B Ф ~ i Ф ~ i, dФ = L di, [L] = Вб/А = Гн (Генри). Тогда ЭДС самоиндукции определим как E s = - dФ/dt = - L di s /dt.

§ 6 Диамагнетизм – проявление электромагнитной индукции элементарных токов Итак, если µ<1, то мы говорим, что вещества диамагнитны. Это означает, что намагниченность J = H в этих веществах направлена навстречу намагничивающему их внешнему магнитному полю.

S Север S J B N N Юг Напомним, что направление магнитных линий в магнитах принято от северного полюса к южному. Географические полюса не совпадают с магнитными (здесь наоборот).

6.1 О магнитомеханическом отношении для электрона Пусть электрон движется по круговой орбите радиуса r со скоростью v. Найдем для такого электрона отношение магнитного момента к механическому. pme = i S, S = S n, S = r2, i = q / t = q / (2 r/ v) = q v/ 2 r pme = q v r / 2, p = q v r n / 2. Теперь запишем механический момент той же самой системы L = p r = m v r (здесь p – импульс). L = m (rv) pme i n L n v rv r Найдем отношение Pme / L = q v r n / 2 m (rv) = q /2 m. Отношение векторов мы понимаем также как скалярное произведение. Получили универсальную константу: орбитальное магнитомеханическое отношение для электрона pme / L = q /2 m, q = - e, m = me pme / L = - e / 2 me. e/2 me = 1.6 10-19 / 2 9.1 10-31 = 8.8 1010 Кл/кг. Заметим, что отношение заряда электрона к его массе (удельный заряд электрона) является фундаментальной физической постоянной e/me = 1.8 1011 Кл/кг. Заметим также, что выражение e ћ/2me, где ћ = 1.06 10- 34 Дж с называется постоянной Планка также является фундаментальной физической постоянной, которая называется магнетоном Бора. e ћ/2me = µБ 1023 Дж/Тл. Отметим важный для нас факт. Если вещество не помещено во внешнее магнитное поле, то электроны его атомных оболочек имеют орбитальные моменты распределенными во всех направлениях по случайному закону (кроме случаев пара- и ферромагнетизма), так что ориентация суммарного магнитного момента равна нулю.

6.2 Расчет изменения механического момента количества движения орбитального электрона при включении магнитного поля При включении магнитного поля на замкнутых электронных токах согласно закону электромагнитной индукции будет генерироваться электрическое поле, а так как электрическое сопротивление для таких элементарных токов практически отсутствует, то образующаяся ЭДС действует и после включения магнитного поля. Для электрона каждого атома или молекулы можно записать Ei = - dФ/dt = - d(BS)/dt.

Предположим, что контуром является окружность, центр которой совпадает с ядром атома (его центром), радиус которой – r. Среднее тангенциальное поле E на этом контуре (в точках этого контура) можно выразить через ЭДС E = Ei / 2r Ei = 2r E, Ei = - r2 dB/dt. Приравняем правые части E = - r dB/2 dt. Индуцированное таким образом электрическое поле, действуя на атомный электрон создает ему момент силы, M, действующей на этот электрон относительно центра. M = F r = - e E r = - e (- r dB/ 2 dt) r. По определению момент силы равен первой производной от момента импульса по времени. Преобразуем dL/dt = e r2 dB/2 dt d(L - e r2 B/2)/ dt = 0 L – ( e r2B/2) = cst. Выражение в скобках есть константа по времени. Обозначим константу как L0, тогда L - L0 = L = e r2B/2. Получили изменение момента количества движения L, которое сообщается электрону при включении магнитного поля.

6.3 Дополнительный магнитный момент электрона в атоме – магнетизма причина диа Чтобы найти добавку магнитного момента pm используем орбитальное магнитомеханическое отношение для электрона Pme/L = - e/2me, pme = - L e/2me. Заменим момент количества движения на его изменение, выражение для которого было получено рами ранее pme = - L e/2me = - (e/2me)(e r2B/2) = - e2 r2 B/4 me.

Таким образом мы рассчитали дополнительный магнитный момент элементарного электронного тока (орбитального электрона в атоме), который появляется при включении внешнего магнитного поля. Знак «-», как можно убедиться непосредственно из закона Ленца, означает, что направление добавочного магнитного момента противоположно (причем всегда!) включаемому магнитному полю. Самый сильный диамагнетик – висмут. Заметим, что радиусы атомных электронов различны, более того понятие радиуса определено лишь при классическом приближении описания природы. Отметим в заключение еще раз, что причина возникновения диамагнетизма фундаментальна (диамагнетизм реализуется всегда) благодаря действия ЭДС индукции и в соответствии с законом Ленца.

§ 7 Парамагнетизм. Опыт Штерна и Герлаха 7.1 Постановка задачи Если магнетик (вещество, проявляющее магнитные свойства) состоит из атомов и молекул, суммарный магнитный момент которых в отсутствие внешнего магнитного поля равен нулю, то результат воздействия внешнего магнитного поля на такой магнетик не исчерпывается диамагнетизмом. Вновь рассмотрим случай, когда в отсутствие внешнего магнитного поля магнитные моменты атомов ориентированы беспорядочно, так что намагниченность J такого вещества равна 0.

Bвнешн = Bвнешн J= Bвнешн J Bсреды = Bвнешн + µ0 J. Если же включить магнитное поле, то магнитные моменты атомов расположатся упорядоченно. Таковы факты. Теперь обратимся к природе возникновения магнитных моментов в парамагнетиках.

7.2 Не скомпенсированные спины электронов – природа парамагнетизма Атом, у которого число электронов нечетно, будет иметь добавочный магнитный момент (магнитные моменты каждой пары электронов взаимно скомпенсированы согласно правилу Паули). Тогда при объединении каждого такого атома в двухатомную молекулу добавочный магнитный момент должен пропадать, что и реализуется на практике. Природу парамагнетизма надо искать в свойствах самого электрона. Таким свойством является спин электрона – его собственный магнитный момент. Такова природа электрона. Чтобы почувствовать проявление этой природы необходим эксперимент. Таким экспериментом стал опыт Штерна и Герлаха (1922г.). Приведем схему экспериментальной установки Штерна и Герлаха.

Z Вакуум Устройство для эмиссии Диафрагма атомов серебра Магнит Стеклянная пластинка (экран) Идея опыта: Если величины магнитных моментов атомов серебра распределены от 0 до µ z max непрерывным образом, то при прохождении атомов серебра через неоднородное магнитное поле они должны на стеклянном экране распределиться в виде полосы, соответствующей разбросу от - µ до + µ. Итак, пучок атомов серебра направлялся между полюсными наконечниками магнита. Поскольку в неоднородном магнитном поле на магнитный момент (в течение вре мени пролета между наконечниками магнита), то атомы серебра отклонятся вверх или вниз в зависимости от направления магнитного момента каждого атома. B направлена при этом вдоль 20 21 22 23 24 25 26 27 28 29 30 … Ca Sc Ti V Cr Mn Fe Co Ni Cu Zn Kr …4s2 …3 d1 4 s2 начало заполнения внутренних оболочек …3d2 4s2 …3d3 4s2 …3d5 4s1 …3d5 4s2 …3d6 4s2 …3d7 4s2 …3d8 4s2 …3d10 4s1 …3d10 4s2 …3d10 4s2 4p6 (18 электронов – заполненная оболочка) ферромагнетики Если, например, у железа в кристаллическом состоянии магнитный момент какого-либо атома как-то сориентирован (для определенности вверх), то магнитный момент соседнего с ним атома имеет (почему-то) сильную тенденцию также быть направленным именно вверх, точно так же, как и многие другие атомы в окружении данного атома. Именно это свойство делает железо, кобальт, никель, а также гадолиний сильными магнетиками. Теория ферромагнетизма сложна и во многом в настоящее время неясна и поэтому мы будем опираться строго на опытные факты.

§8. Ферромагнетизм. У ферромагнетиков можно изменять намагниченность от У ферромагнетиков можно изменять намагниченность от исходного или природного значения внешним относительно ничтожным полем до огромного значения насыщения (в сотни раз тысяч дольше, чем у парамагнетиков). Опыты Штерна и Герлаха показывают, что элементарные магнитные моменты (магнитные моменты единичных атомов) пара- и ферромагнетиков имеют порядок одной величины. Заметим, что опыты Штерна и Герлаха позволили найти магнитные моменты не спаренных электронов многих атомов. Таким образом, напрямую магнитными моментами атомов объяснить ферромагнетизм нельзя. Магнитомеханическое отношение (его еще называют гиромагнитным) у ферромагнетиков в два раза больше, чем ожидаемое расчетное для атомарных орбит электронов и соответствует отношению собственных магнитного и механического моментов самого электрона. Это обстоятельство указывает на то, что намагниченность ферромагнетиков обуславливается очень сильной ориентацией спинов электронов, а не их орбитальных моментов. То, что спины электронов выстраиваются в ферромагнетиках параллельно друг другу в одном направлении объясняется наличием так называемого обменного взаимодействия, сущность которого заключается в том, что энергетически спинам электронов выгоднее в ферромагнетиках так выстраиваться. Обменное взаимодействие не кулоновского характера, короткодействующее и проявляет себя на внутренних оболочках атомов переходных металлов, объединенных в твердые тела, то есть у уплотненных атомов. При этом энергия всей рассматриваемой системы (некоторой области кристалла – домена) согласно общему принципу должна быть минимальной. У газов и жидкостей ферромагнетизм не обнаружен, только у твердых тел! Наличие доменной структуры у ферромагнетиков доказано экспериментально с помощью очень простой процедуры. Поверхность кристалла, подозреваемого на ферромагнетизм тщательно полируется, а затем на нее насыпают например железные опилки удлиненной формы. После этого кристалл встряхивается и в разных областях – доменах опилка выстраиваются по разным направлениям.

Сами домены как цельные образования также располагаются в кристалле таким способом как это им энергетически более выгодно, например N N S N S Так же как и один домен на весь кусок ферромагнитного кристалла, точно также и дробление на относительно большое число доменов ферромагнетику энергетически оказывается не выгодным, он «выбирает» какое-то промежуточное состояние между двумя крайностями. Существуют разновидности доменных структур. Антиферромагнетики У двух пространственных подрешеток (которые реально существуют в кристалле и их мысленно можно выделить) намагниченность приблизительно одинакова. В итоге, вследствие близкой по величине намагниченности этих подрешеток, у антиферромагнетиков получается малая результирующая намагниченность. Ферриты (ферримагнетики) Намагниченность подрешеток очень сильно отличается. Результат – значительная намагниченность Замечание. С ростом температуры ферромагнетика доменные структуры разрушаются. Выше характерной температуры - точки Кюри также как и у сегнетоэлектриков - ферромагнитные свойства пропадают. Ферромагнетики превращаются в парамагнетики.

§ 9 Магнитные цепи Представим себе ситуацию, когда линии магнитной индукции пересекают некую площадку и рассмотрим магнитный поток, например, в тороиде. Тороид представляет собой магнитопровод. Витки с током вызывают появление магнитного поля в сердечнике тороида и, следовательно - магнитного потока. Соленоид, тороид или иной магнитопровод прямоугольной конфигурации,к примеру, могут состоять из частей имеющих различные магнитные проницаемости. i µ µ3 µ2 Поскольку линии магнитного поля всегда замкнуты, то согласно закону полного тока H dl = i. L Линии индукции пересекают все имеющиеся токи N i. С другой стороны циркуляцию по замкнутому контуру можно разбить на участки, в целом составляющие замкнутый контур. Hl dl = H1 dl + H2 dl + H3 dl = H1l1 + H2l2 + H3l3 = N i. L l1 l2 l3 Выразим напряженность магнитного поля через магнитный поток (подразумевая магнитное поле соленоида) Ф = BS = µµ0 HS H = Ф / µµ0S. Магнитный поток Ф во всем ярме (и в зазоре) одинаковый. Сечение ярма также выбираем постоянным, тогда Ф l1 / µ1µ0 S + Ф l2 / µ2µ0 S + Ф l3 / µ3µ0 S = N i Ф = N i / [l1/µ1µ0S + l2/µ2µ0S + l3/µ3µ0S]. В формуле вида Ф = ( ik) / (1/µ0) lm/Smµm можно усмотреть формальную аналогию (по форме записи) с законом Ома. При этом роли физических величин поменяются. В роли ЭДС оказываются токи Em = ik, новое название - магнитодвижущая сила (МДС), роль сопротивления выполняет выражение вида Rm = l / µµ0S – магнито сопротивление, а в роли тока оказывается магнитный поток Ф. Получим формулу вида Фm = Em / Rm, [Фm] = Вб, [Em] = A, [Rm] = А/Вб. Применяя аналогии с электрическим током, можно рассчитывать магнитные цепи так же как и электрические, используя все известные законы и правила (с определенными оговорками) и тем более уже известные решения.

Глава Связь электрического и магнитного полей § 1 О вихревых электрических полях. Первое положение теории Максвелла Из опыта известно, что изменяющееся магнитное поле (точнее говоря изменяющийся магнитный поток) вызывает в замкнутом контуре электрический ток. Свободные заряженные частицы при этом по-видимому должны приходить в движение.

Металлический провод или орбита заряженной частицы Электрическое поле приводит в движение заряженную частицу и заставляет ее двигаться с ускорением – то есть совершает работу. Неподвижная заряженная частицы в магнитном поле так и остается неподвижной как это следует из опыта, а у движущейся частицы в магнитном поле искривляется ее траектория согласно формулы для силы Лоренца. Магнитное поле не совершает работы над заряженной частицей. Возникает вопрос: обладает ли магнитное поле энергией? Попытаемся ответить на этот вопрос путем прямого расчета энергии магнитного поля. Рассчитаем энергию магнитного поля в соленоиде, для этого рассмотрим электрическую цепь. L i R + При замкнутом ключе через соленоид течет ток и в нем возникает магнитное поле. Если разомкнуть ключ, то через активное сопротивление некоторое время будет протекать электрический ток, поддерживаемый возникающей в соленоиде ЭДС самоиндукции. Работу этого тока можно рассчитать. dA = dq = Es i dt = - L i di ( = Es, dq = i dt, Es = - L di/dt) A = -L i di = -Li2/2, Wп = L i2/2. Эта работа израсходуется на приращение внутренней энергии активного сопротивления R, проводов и соленоида. Выразим эту внутреннюю энергию через характеристики магнитного поля. Для длинного соленоиде справедливы соотношения = NФ = n l B S = n2 V µµ0 i (N = n l, Ф = BS, B = µµ0 n i) i = B/ µµ0 n. (1) С другой стороны = L i L = /i = n2 V µµ0. (2) Подставим (1) и (2) в выражение для энергии W = V B2 / 2 µµ0. Удобнее привести энергию к единичному объему w = W/V = B2 /2 µµ0. Здесь w – объемная плотность энергии [w] = Дж/м3. С учетом формулы B = µµ0 H w = µµ0 H2 /2 = B H / 2. Таким образом, магнитное поле обладает энергией, но работы над зарядами не совершает, что следует из экспериментов. Тогда вслед за Максвеллом мы можем сделать очень важный вывод: при изменении магнитного поля возникает электрическое, оно-то и совершает работу над зарядами, заставляя их двигаться по замкнутым траекториям согласно закону электромагнитной индукции. На пути этой траектории – (замкнутого контура) - возникает ЭДС -e, а на участке контура – разность потенциалов.

B dl, de e Потенциальный характер электрического поля не нарушается. Растянув мысленно такой контур получим линию с разностью потенциалов на концах. В этом случае можно говорить и о напряженности такого электрического поля. E* напряженность вихревого электрического поля сторонних (магнитных) сил. dl – элемент контура (направление выбирается по току), тогда E* = de/dl de = E* dl e = E* dl. L Используем закон электромагнитной индукции (Ei = - Ф/t, e=Ei), подставим Ф/t = - E* dl L Получили формулу, выражающую первое положение теории Максвелла. Это уравнение отражает количественную связь между изменяющимися магнитным и вихревым электрическим полями. Преобразуем ( dS)t = - E dl L Пусть El – проекция E* (далее * опустим) на направление l, тогда Ф/t > 0 El dl < 0. Следствие. В проводниках при изменении магнитного поля возникают вихревые замкнутые токи, которые приводят к разогреву материала проводника. Воспользуемся формулой Стокса для получения компактного вида первого положения Максвелла E dl = rot E dS (B/t) dS = - rot E dS rot E = - B/t. L S S S Таким образом, к уравнениям Максвелла, полученным ранее прибавилось еще одно. Вспомним, что rot это сумма производных по координатам, справа же стоит производная по времени. Зависимость от времени вторгалась в данное изложение постепенно. Последовательность выражений, в которых появлялась зависимость от времени такова: div j = - / t – уравнение непрерывности, Ei = - dФ/dt – закон электромагнитной индукции, rot E = - B/dt – первый закон Максвелла.

§ 2 Токи смещения. Второе положение теории Максвелла Ранее нами было получено уравнение rot E = jпроводимости для стационарных (не зависящих от времени) полей. Ротор вектора H в данном случае в каждой пространственной точке равен плотности тока проводимости. Рассмотрим вопрос о том каковы не стационарные (зависящие от времени) токи и какие явления им сопутствуют. Пусть имеем цепь с резистором и источником. R B, i +E i = cst B = cst По этой цепи может протекать постоянный ток, а он связан в свою очередь с постоянным магнитным полем. Рассмотрим другую цепь, имеющую в своем составе электрический конденсатор. E + ~ Если замкнуть переключатель на источник постоянного тока, то электрического тока в цепи не будет. Если же замкнуть цепь на источник переменного тока (синусоидального или иного), то электрический ток будет действовать в цепи, о чем может свидетельствовать загорающаяся лампочка. Причем лампочка будет гореть с переменной интенсивностью. Такой ток Максвелл назвал током смещения. Между обкладками конденсатора находится вакуум (или воздух), то есть ток смещения каким-то образом «течет» в пустом пространстве. Название «ток смещения» перешло от диэлектриков, где оно более удачно, так как там происходит смещение диполей в электрических полях. Необходимо помнить, что раньше существовала теория эфира, заполняющего все пространство, по которому якобы происходило перемещение света (а следовательно и всего электромагнитного излучения). Согласно теории Максвелла в конденсаторе кроме электрического поля образуется связанное с ним магнитное поле как если бы между обкладками существовал ток проводимости с силой равной силе тока в проводящих частях схемы. Заметим, что осталось раскрыть обкладки этого конденсатора и мы выпустим электромагнитное поле в свободное пространство, при этом одна из обкладок конденсатора выполнит функцию передающей антенны. Найдем количественную связь между изменяющимся электрическим и связанным с ним магнитным полем. Аппроксимируем поле в конденсаторе как поле между бесконечными равномерно заряженными плоскостями. E = /0 = 0 E = D, q = S = DS. i = dq/dt = d(DS)/dt j = i/S = dD/dt, dD/dt = jсмещения. Такой ток смещения существует в любой цепи, а также в вакууме и любой среде. В этом случае полную плотность тока для произвольной среды можно записать как сумму j = jпроводимости + jсмещения. Сформулировать второе положение Максвелла можно, например, так: электрический ток смещения вызывает появление магнитного поля, вихревого по своей природе. Приведем определение Максвелла второго положения его теории. Переменное во времени электрическое поле вызывает появление вихревого магнитного поля. Рассудим о направлении магнитного поля, вызываемого током смещения.

D/t < 0 D – убывает, то левый винт у H D/t > 0 D – возрастает, то правый винт у H Ток смещения определяется не самим D, а его первой производной по времени. Ранее мы писали уравнение вида rot H = jпроводимости. H, как выясняется, порождается не только током проводимости, но еще и током смещения, тогда rot H = j + D/dt.

§ 3 Значение теории электромагнетизма Максвелла Максвелл Джеймс Кларк, английский физик, уроженец Шотландии. Впервые опубликована его теория в работе 1864 года «Динамическая теория электромагнитного поля». Основные положения этой теории включены также в «Трактат об электричестве и магнетизме» 1873 года. Приведем цитату. «Для человеческого ума недоступна совокупность причин явлений. Но потребность отыскивать причины вложена в душу человека, и человеческий ум, не вникнувши в бесчисленность и сложность условий явлений, из которых каждое отдельное может представляться причиною, хватается за первое самое понятное сближение и говорит: вот причина.» Л.Н.Толстой «Война и мир». В электромагнетизме обобщение шло от Кулона к Фарадею и далее к Максвеллу. Подсчитаем число уравнений и число неизвестных величин, фигурирующих в теории Максвелла. div D = rot E = - B/t div B = 0 rot H = j + D/t Распишем все векторные уравнения. Dx/x + Dy/y + Dz/z =, (1) 1 2 3 Bx/x + By/y + Bz/z = 0, (2) 4 5 6 (Ez/y - Ey/z ) i + (Ex/z - Ez/x) j + (Ey/x - Ex/y) k = 7 8 9 = - (Bx i + By j + Bz k)/ t, (3,4,5) (Hz/y - Hy/z) i + (Hx/z - Hz/x) j + (Hy/x - Hx/y) k = 10 11 12 = jx i + jy j + jz k + (Dx i + Dy j + Dz k)/t. (6,7,8) Итого имеем: неизвестных – 12 (четыре вектора по три компоненты каждый), а уравнений – 8 в задаче по вычислению компонентов векторов напряженности электрического поля – E, электрического смещения – D, индукции магнитного поля – B, напряженности магнитного поля – H. Добавим к ним уравнения, связывающие искомые величины. D = 0 E, B = µµ0 H, j = E, а также уравнение непрерывности div j = - / t. В этом случае число уравнений превысит число неизвестных и по заданным распределениям объемной плотности заряда и плотности тока можно рассчитать поля B и H. Уравнения Максвелла содержат в себе все основные законы поведения электрического и магнитного полей включая и электромагнитную индукцию и поэтому они являются общими уравнениями электромагнитного поля в покоящихся средах. Теория Максвелла объединяет, вообще говоря, известные факты. Совершенно новым в теории Максвелла стало предположение Максвелла о магнитном поле токов смещения. Он теоретически предсказал существование электромагнитных волн, что блестяще доказано современным состоянием теле и радио коммуникации Часть Оптика и атомная физика Глава Электромагнитные волны § 1 Потенциалы электромагнитного поля. Волновое уравнение Имеем уравнения Максвелла в системе единиц СИ div E = /0, rot E = - B/t, div B = 0 (div H = 0), rot H = j + D/t Далее в этом параграфе будем работать в гауссовой системе единиц. Перепишем в гауссовой системе уравнения Максвелла. div E = 4, rot E = - H / ct div H = 0, rot H = E / ct + 4j /c Теперь эти же уравнения запишем для вакуума. В этом случае равны нулю заряды и токи. div E = 0 (1), div H = 0 (2) (4).

rot E = - H/ct (3), rot H = E / ct Ранее был определен скалярный потенциал в виде E = - grad (rot grad 0). По аналогии можно ввести векторный потенциал такой, что H = rot A (5).

Подставим (5) в правую часть (3) rot (E + A/ct) = 0. Тогда потенциальным оказывается все выражение в круглых скобках и его можно ( по аналогии) представить как градиент некоторой функции, то есть E + A / ct = - grad. Здесь использовано то же самое обозначение, что и для скалярного градиента (изменена система единиц), функция по-прежнему скалярная, но в отличие от прежнего скалярного потенциала новая является и функцией времени. Тогда, в отличие от электростатики, напряженность электрического поля E (при наличии вихревого характера поля) уже не представима как градиент некоторой скалярной функции, а записывается в виде E = - grad - A / ct (6).

Задача вычисления магнитной индукции (или напряженности магнитного поля) можно свести теперь к вычислению скалярного и векторного потенциалов и А. Исключим из уравнений Максвелла B и H. Для этого (5) и (6) подставим в (4). rot rot A = - 2A / c2 t2 - (grad /t)/c. Справедливо соотношение rot rot A = grad div A - A ( = = div grad), которое проверяется прямым вычислением. Используем это соотношение A- 2A / c2dt2 = grad (div A + /ct) - 4j /c. 313 (7) Подставим (6) в (1) div (- grad - A /ct) = 0 - - div A/ c t = 0. (8) Так как вектор-потенциал не определен, то, вообще говоря, его можно доопределить произвольным образом. Доопределим его согласно так называемому соотношению Лоренца, а именно div A + /ct = 0. Тогда (7) перепишется в виде A - 2A/c2 t2 = 0, (9) а (8) представимо в виде - + 2/c2 t2 = 0. (10) Таким образом (9) и (10) являются уравнениями относительно скалярного и векторного потенциалов, и j являются функциями координат и времени. Оператор вида - 2 /c2 t2 = называется оператором Даламбера (даламберианом), а соответствующее ему уравнение относительно произвольной векторной функции – уравнением Даламбера. Если рассматривать уравнения (9) и (10) в вакууме, как мы это и проделали (где нет ни токов ни зарядов), то они примут вид = 0, A = 0 или, например, - 2/c2t2 = 0. Уравнение такого вида называют волновым. В математической физике существует точное решение этого уравнения.

§ 2 Уравнение плоской волны. Плоские затухающие и сферические волны 2.1 Уравнение плоской волны Под уравнением плоской волны мы будем понимать вполне определенную функциональную зависимость какой-либо характеристики волны (в нашем случае электромагнитной волны) (E, H, w, S, I,...) от координат и времени. Пусть (кси) есть некая обобщенная характеристика электромагнитного колебания. Рассмотрим ее поведение вдоль одной из координат. x = 0 = (0, t) = a Cos (t + ). Здесь в решении отсутствует зависимость от координаты. Введем эту зависимость для обобщенной характеристики (обобщенной координаты). Пусть v – скорость распространения электромагнитной волны – групповая скорость, то есть скорость перемещения всей картины гармонического колебания (x или t) x=0 x = x1 x Если наблюдать колебание в фиксированной точке координат, меняя время, или двигаться вдоль координаты при фиксированном времени, то картинки, то есть зависимости обобщенной координаты от координаты x и времени t, окажутся одинаковыми. Из точки x = 0 колебание через время придет в точку x1. Колебания расположенные в плоскости x1, перпендикулярной направлению распространения волны будут отставать по времени от колебаний в плоскости x = 0 на время. Тогда для точки x1 можно записать зависимость в виде (x1, t) = a Cos [ (t - ) + ], но = x1 /v или x/v, если x выбирать в произвольном месте на оси, тогда (x, t) = a Cos [ (t – x/v) + ].

(*) Это уже и есть решение уравнения плоской волны (в направлении оси x). Справедливо для продольных и поперечных волн. Преобразуем (*), учитывая /v = / = 2 / = 2 / = kx, [k] = м – 1, (v =, = 2). kx, k, k называют волновым числом, получим (x, t) = a Cos (t – kxx + ). Плоскую волну можно совместить с произвольным направлением. Рассмотрим произвольное направление фронта волны в трехмерном пространстве. Выберем начало отсчета, направление оси x и радиус-вектор, проведенный из начала отсчета в произвольную точку волны. (r, t) r l n x (r, t) = a Cos [ (t - l/v) + ] = a Cos (t – k r n + ) = = a Cos (t – kr + ), ( = l/v, k = kn). Здесь n – орт вдоль направления l – направления распространения волны (по кратчайшему пути из начала координат). Тогда волновому вектору приписывается заданное направление – направление распространения волны, при численном значении, определенном ранее как k = 2 /, k = 2n /. l = r Cos = r n 2.2 Фазовая и волновая скорости Пусть фаза волны – постоянная величина. Это возможно тогда, когда = cst ( = cst). В этом случае производная от фазы по времени есть 0. d(t – kx + ) / dt = - k dx / dt = 0 vф = dx/dt = /k = = /T. Таким образом, с фазовой скоростью перемещается фронт волны или, иначе говоря, поверхности (или точки) постоянной фазы волны. Это справедливо для строго монохроматических волн. Если волна не строго монохроматическая, то среднюю фазовую скорость можно рассчитывать как отношение средних значений величин = <>/ = <>/. Если же отклонения от монохроматичности значительные, то понятие фазовой скорости теряет смысл. Скорость точек волновых фронтов является функцией волнового вектора (величины обратно пропорциональной длине волны, которая в каждой точке волнового процесса разная) и при непрерывном распределении для этой зависимости справедлива формула v = d/dk = v dk. Скорость в этом случае называется групповой. Очевидно, что при линейной зависимости (k) можно использовать конечные приращения = /k, но vгр = d/dk. Если точки среды, по которой идет волновой процесс существенно по-разному преломляют волну, то о такой среде говорят, что она является дисперсной, а волна диспергирует в ней. Дисперсия в переводе с латинского языка означает рассеяние, разбросанность. В качестве иллюстрации здесь целесообразно привлечь амплитудную фазовую или частотную модуляцию. К примеру, при амплитудной модуляции несущая частота представляет собой как бы волновой пакет, сгусток энергии. Также и в двух других случаях.

cos( 1.5 ).cos( 40 ) 22 0 модель волнового пакета Скорость распространения такого сгустка и является групповой скоростью. Таким образом групповая скорость волн – это скорость переноса энергии волны. При этом для гармонического колебания фазовая и групповая скорости совпадают.

2.3 Затухающие и сферические волны Решение уравнения плоской волны в виде (*) справедливо в том случае, если волна не поглощается средой. Пусть амплитуда волны убывает по закону экспоненты в зависимости от координаты a = a0 e - x.

1.5 1 e x 2.478752. 0 2 x 6 Затухание амплитуды волны тогда (x, t) = a0 e - x Cos (t – kx + ).

График такой зависимости от координаты представляет собой затухающую косинусоиду. Фронт сферической волны (небольшой кусочек которого на достаточно большом расстоянии представляет собой плоский фронт) на актуально больших расстояниях суть концентрические сферы с центром в источнике. Амплитуда сферической волны убывает по закону обратной пропорциональности с расстоянием. Энергия волны на единичной площадке сферы имеет все меньшую и меньшую плотность. Полная энергия волнового фронта как бы размазывается по все большей и большей сфере. Пусть r – радиус-вектор, тогда (r, t) = (a/r) Cos (t – kr + ). a здесь уже не амплитуда в прежнем понимании, а некий коэффициент, численно равный амплитуде на единичном расстоянии от источника, а по размерности равный амплитуде, умноженной на размерность длины.

§ 3 Плоская электромагнитная волна Ранее нами было получено волновое уравнение. Здесь волновое уравнение будет получено с использованием решения плоской волны с обобщенной координатой. Построим уравнение, решением которого является решение вида (x, t) = a Cos (t – kxx + ). Запишем вторые производные от данного решения по координате и времени 2 / x2 = - kx2 a Cos (t – kxx + ) = - kx2 2 / t2 = - 2 a Cos (t – kxx + ) = - 2. Поделим левые и правые части 2 / x2 = kx22 / 2t2, k/ = 1/ = T/ = 1/v 2 / x2 = (1/v2)2 / t2. Получили волновое уравнение для одномерного случая. В трехмерном случае будет = (1/v2) 2 / t2 ( = 2/x2 + 2/y2 + 2/z2). Обратимся к уравнениям Максвелла в вакууме (в системе единиц СИ) rot E = - B/t, B = µ0H, div B = 0 rot H = D/t, D = 0E, div D = 0. Пусть плоский волновой фронт электромагнитной волны движется перпендикулярно оси x z y x Распишем уравнения на компоненты и выпишем из них уравнения, которые останутся для плоских волновых фронтов 0 0 0 0 i ( Ez/y - Ey/z ) + j (Ex/z - Ez/x) +k (Ey/x - Ex/y) = = - (Bx i + By j + Bz k) /t, 0 0 0 0 i (Hz/y - Hy/z) + j (Hx/z + Hz/x) + k (Hy/x - Hx/y) = = ( Dx i + Dy j + Dz k) / t, 0 0 0 0 Bx/x + By/y + Bz/z = 0, Dx/x + Dy/y + Dz/z = 0 Выпишем уравнения для компонентов векторов Ez/x = - By/t Ey/x = - Bz/t (1) (2) - Hz/x = Dy/dt Hy/dx = Dz/t (3) (4) - Bx/dt = 0, Dx/t = 0, Bx/x = 0, Dx/x = 0 Bx, Dx = cst(x, t). Смещением начала координат и выбором начала отсчета постоянные величины на фоне переменных составляющих можно положить равными нулю. Это означает в нашем случае, что поле электромагнитных волн имеет переменные составляющие по осям y, z, но не имеет по оси x. E и H перпендикулярны направлению распространению волны (то есть оси x ). Преобразуем оставшиеся уравнения и получим уравнения для одной и той же компоненты E, D, H, или B. Для этого возьмем производную от (3) по x, раскроем Dy по формуле Dy = 0 Ey и поменяем порядок производных по времени и координате 2Hz/x2 = - / (Dy/t)x 2Hz/x2 = - (0Ey/x) /t. Произведем замену в правой части согласно (2) и раскроем Bz по формуле Bz = - µ0Hz 2Hz/x2 = - 0 ( - Bz/t)/t = - 0 (- µ0H/t)/t 2Hz/x2 = 0µ0 2Hz/t2. Найдем численное значение и размерность выражения [c] = [(0µ0) – 1/2] = м./с, c = (0µ0)- 1/2 3 10 8 м/с. То есть с = 3 10 8 м/с – электродинамическая постоянная. Она же есть и скорость света в вакууме. Точно такое же уравнение можно получить относительно компоненты E – Ey. Тогда имеем, опустив индексы z, y. 2H/x2 = 2H/c2t2, 2E/x2 = 2E/c2t2. (**) А так как 1/c2 = T2/2 = k2/2, то уравнения (**) являются волновыми уравнениями и их решения: E = Em Cos (t – kx + 1), H = Hm Cos (t – kx + 2).

Чтобы эти уравнения выполнялись одновременно, необходимо выполнение равенства начальных фаз. График электромагнитной волны имеет вид 30 10.sin ( x ) x 3.sin ( x ) x 1.x 5 x Представление электромагнитной волны Таким образом, мы имеем плоскую электромагнитную волну с взаимно перпендикулярными направлениями у E, H и x.

§ 4 Энергия и импульс электромагнитной волны 4.1 Вектор Пойнтинга Выражение для объемной плотности энергии электромагнитного поля имеет вид w = wE + wH = 0E2/2 + µ0H2/2. Покажем, что справедливо равенство E0 = Hµ0. Для этого подставим решения уравнений плоской волны в (2) и (3) из § 3 и перемножим почленно равенства как результаты подстановки - E k = µ0 H - E 0 = k H = E2 0 = H2 µ0 E0 = µ0. Произведем замену в выражении для объемной плотности энергии w = 0µ0 HE/2 + 0µ0 HE/2 = 0µ0 EH = EH/c. Чтобы рассудить о направлении объемной плотности энергии, вспомним, что E и H взаимно перпендикулярны, а перенос энергии осуществляется перпендикулярно обоим этим направлениям. Если учесть, что направление волнового процесса совпадает с направлением переноса энергии (по оси x), то согласно векторному произведению w = (EH) / c. В литературе принята величина S = c w = EH. S называют вектором Пойнтинга. По направлению вектор Пойнтинга совпадает с направлением распространения плоской электромагнитной волны. Заметим, что для сферических волн E 1/r и H ~ 1/r S~1/r2. О размерности. [w] = Дж/м3, [S] = Дж/м2с. По физическому смыслу S есть энергия, приходящаяся (пронизывающая) единичную площадку за единицу времени. Таким образом, энергетические характеристики электромагнитной волны затухают обратно пропорционально квадрату расстояния.

4.2 Импульс электромагнитной волны Электромагнитную волну рассматривают как частицу нулевой массы покоя. Рассмотрим электромагнитную волну как частицу, движущуюся со скоростью v < c ( для электромагнитной волны в вакууме v = c). Исключим скорость v в выражениях для энергии и импульса. E2 = m2c4 / (1 – v2/c2) 1 – v2/c2 = m2c4 / E2, p2 = m2v2 / (1 – v2/c2) = m2c2[(v2/c2 - 1) + 1] / (1 – v2/c2) = = m2c2[( - m2c4/E2) + 1] / (m2c2c2/E2) = (E2/c2) (1 – m2c4/E2) = = E2/c2 - m2c2 p2 = E2/c2 - m2c2. m = 0 p = E/c. Таким образом, для частицы с нулевой массой покоя получена формула, связывающая импульс и энергию. Найдем импульс единичного объема. pед. объем = w/c = EH/c2 = S/c2, pед. объем = S / c2. Итак, нами введено понятие электромагнитных волн. Электромагнитные волны описываются волновым уравнением, подчиняются всем законам волновых процессов: поляризации, интерференции, дифракции, дисперсии. Электромагнитные волны поперечны, они не требуют среды для своего распространения и осуществляют перенос энергии.

§ 5 О шкале электромагнитных волн № п/п 1.

, по-, "точно" рядок величины м произГц вольные единицы - 21 10 – 6 F 10 29 Сверхвысоко энергетические - 10 (F – Феркванты (фотоны)? ми, 1F = Комментарий: В 1980-1990 гг. 10 – 15 м) произошел ренессанс физики космических лучей. К наблюдавшемуся ранее источнику высокоэнергетических -квантов – двойному пульсару Лебедь X-3 с энергией -квантов E~1015 эВ (Лебедь X-3 считался почти мифическим источником) в 1988г был обнаружен еще один источник высоко энергетических частиц Геркулес Х-1 (по Вид излучения 2.

наименованию звездного скопления). Он идентифицируется по трем группам признаков. Среди них такой как период действия источника, составляющий 1,2357 секунды. Он зарегистрирован тремя радиотелескопами: в Лос-Аламосе, предназначенном для регистрации широких атмосферных ливней, в Аризоне и на Гавайских островах на телескопах черенковского излучения. До 50-х годов, пока не было ускорителей, все частицы обнаруживались только в космическом излучении. Сверх высокочастотное излучение невозможно создать на ускорителях и такие энергии невозможно объяснить стандартными моделями ускорения космических лучей 10 - 16 Тормозное излучение. Образуется в результате резкого торможения высоко энергетических частиц в веществе мишени.

0,067F 10 3.

Гамма лучи 10 – 13 – 100F -0,1 1021(1=10-10м 10 19 При распаде элементарных час- -10 - 11 = 10 5 F) тиц (радиоактивном распаде). Комментарий:

-распад (излучение) обычно сопровождается - и -распадами в ядрах атомов, например 27 Mg 9,5 мин 0,834МэВ 1,015МэВ Al 4.

Mg - + 27Al + Рентгеновские лучи. 10 – При переходе возбужденных 10 - 8 атомов в стационарные состояния как излучение электронов и тормозное излучение - 0,1- 5. 6а.

Ультрафиолетовый свет. 10–8Излучение возбужденных ато- -10 – 7 мов Видимый свет. ~10 - 7 Темно-синяя граница.

100 – 3900 ~1015 3900 = ~ 1015 = 0.39мкм (1мкм = =10 – 6 м = = 10 – 4 ) 0,5461 мкм ~ 6б.

6в.

Видимый свет. ~10 - 7 Красный. Свет, к которому наиболее чувствителен глаз человека. Видимый свет. ~10 - 6 Темно-красная граница 0,76 мкм ~ 7. 8.

Инфракрасное излучение.

~10 - 1-20 мкм 21 см 10131014 109Гц = 1 ГГц 9.

~10 – 1 Микроволновое излучение. Линия межзвездного водорода. Замечание: радиолокация (радарами) осуществляется в диапазоне от миллиметровых до метровых длин волн. Несущая частота телевидения. 1- <10 Частотная модуляция. Несущая частота радио. Амплитудная модуляция. Радиоволны звуковой частоты 102-103 104- 1,5-5,5 м 100-10 МГц 100 кГц 10410 Гц 10. 11.

200-600м и более 10-104 км Звуковая частота – 16 000 Гц.

§ 6 О характеристиках электромагнитных волн Итак, решение уравнения электромагнитных волн записывается в виде E( или H) = E0( илиH0) Cos (t – kx + ) E, H, E0, H0 – текущие и амплитудные значения электрического и магнитного полей. [E] = А/м, [H] = В/м. - Угловая (или циклическая) частота = 2, [] = рад/с. t – время, с k– волновое число k= 2/, k* = 1/ k* - спектроскопическое волновое число, м-1 - начальная фаза, рад с – скорость света в вакууме или электродинамическая постоянная. Волновой процесс энергетически можно охарактеризовать ( и в то же время описать количественно) многими способами с применением параметров: E,,,, k, k*,, *,.... Связь между ними реализуется с помощью формул E = h = = h c / =..., = h/2, * = 2. Пусть речь идет о волновом процессе с длиной волны = 0,5 мкм (из видимой области спектра), тогда 1. 2. 3. 4. = 0,5 10 – 6 м = 0,5 10- 3 мм = 500 нм = 5000 k* = 2 10 6 м - 1 = 2 104 см – 1 = 3 10 8 / 0,5 10 – 6 = 6 10 14 Гц Е = h c/ = h = 4,26 10 – 19 Дж.

Чтобы не выражать энергетические величины через числа больших порядков в системе единиц СИ, используют внесистемную единицу энергии – электрон вольт (эВ). 1 эВ это энергия, которую приобретает электрон, пройдя разность потенциалов,, в 1 В. 1 эВ = Е = е = 1,6 10 – 19 1 = 1,6 10 – 19 Дж 1 Дж = 1 / 1,6 10 – 19 = 6,25 10 18 эВ. Тогда для нашей длины волны Е = 4,26 10 – 19 / 1,6 10 – 19 2,7 эВ. Составим таблицу. м 2 10 - 6 мкм 0,5 нм 500 5000 Е Дж 4,26 10 - 19 эВ 2,7 Гц 6 10 14 k* см - 1 2 10 § 7 Принципы Ферма, Гюйгенса и Гюйгенса-Френеля Принцип Ферма (Ферма П. 1601-1675). Свет при распространении из одной точки в другую выбирает путь, которому соответствует наименьшее время распространения (согласно телеологическим (цель) соображениям природа действует целенаправленно (здесь речь идет о целесообразности, признаваемой по отношению к природе во времена Ферма)). Принцип Гюйгенса. (Г. Христиан 1629-1695 - Нидерланды). Каждая точка, до которой доходит волновое движение служит центром вторичных волн. Огибающая этих волн дает положение фронта волны в следующий момент. Построим огибающую, при прохождении фронтом волны щели Фронт 1 Фронт огибание волновой преграды Из рисунка следует, что даже при таком построении получается огибание волновой преграды. Однако, этот принцип не дает указаний об интенсивности волны. Принцип Гюйгенса-Френеля (Ф. Огюстен Жан 1788-1827). Рассмотрим сферическую волну. = (a/r) Cos (t – kr + ). Каждый элемент волновой поверхности служит источником вторичной сферической волны, амплитуда которой пропорциональна величине этого элемента.

n r P S dS В точку P, лежащую на пути волновой поверхности, через некоторое время приходит волновой колебательный процесс. Пусть = Е, тогда d = dE. dE = [к() a0dS/r] Cos ( t – kr + ). Здесь t + - фаза колебания в месте расположения волновой поверхности (начало координат в точке r = 0 ), dS – элемент волновой поверхности, k – волновое число, r – расстояние от элемента поверхности dS до точки P, - начальная фаза, определяемая амплитудой колебания в том месте, где находится dS, к () – коэффициент, зависящий от угла между нормалью, n, к площадке dS, и направлением от dS к точке P вдоль r. Чтобы найти полную напряженность электрического поля E в точке P надо проинтегрировать (просуммировать) выражение dE по всей поверхности S. E = [к() a0 / r] Cos ( t – kr + ) dS. S § 8 Поляризованные электромагнитные волны Перейдем к изучению явлений, в которых главную роль играет определенное положение в пространстве плоскости, в которой колеблется вектор E (поскольку Е и Н связаны однозначно, то достаточно изучить поведение вектора E ). Представим E в виде E = E0 e – i (t – kr), (1) (начальную фазу можно положить равной нулю) так что Re [E0 e – (t – kr)] = E0 Cos ( t – kr). E может быть представлен в виде проекций на два взаимно перпендикулярных направления E = Ey + Ez. E0, вообще говоря, может быть комплексным E0 = b e - i E02 = b2 e – 2i. b2 обязательно вещественно по определению модуля вещественного числа b = b1 + i b2, b2 = b12 + b22 b2 = b12 – b22 + 2i b1b2. Следовательно b1, b2 должны быть ортогональными (взаимно перпендикулярными). С учетом сказанного вычислим реальную часть от (1). E = Re {(b1+ib2)[ Cos ( - kr + t) – i Sin (- kr + t)]} = = Re [b1 Cos (t - kr) + i b2 Cos (t – kr) – i b1 Sin (t – kr) + + b2 Sin (t – kr)] = b1 Cos (t – kr) + b2 Sin (t – kr). Ey = b1 Cos (t – kr), Ez = b2 Cos ( t – kr). (2) Полученная зависимость E от времени имеет в данном случае параметрический вид. Возведем обе части (2) в квадраты и сложим, имеем Ey2 / b12 + Ez2 / b22 = 1. Полученный результат можно интерпретировать следующим образом. В каждой точке пространства вектор E (а точнее говоря его конец) вращается с частотой в плоскости перпендикулярной направлению распространения волны. Причем, его конец описывает эллипс. Вращение может происходить как по, так и против правого винта. Возможны частные случаи. Рассмотрим их. Пусть b1 = b2 = b. Эллипс вырождается в окружность.

i.

Ey2 + Ez2 = b Ez b Ey Ez b 0 - b - b b1 Ey ii. Ey = 0 E = Ez = b2 iii. Ez = 0 E = Ey = b1. Таким образом, электромагнитные волны обладают тем свойством, что математически поведение векторов напряженности электрического поля E, а также магнитного поля B можно описать как вектора, вращающиеся с определенной частотой. Концы этих векторов могут описывать эллипсы, окружности или прямые линии. Вращение при этом может происходить в двух возможных направлениях. Само явление носит название «поляризация». Плоскость, в которой колеблется вектор называют плоскостью поляризации. По виду поляризации различаются, например: линейная, круговая по правому винту, эллиптическая против правого винта и т.д..

§ 9 Способы поляризации Под не поляризованными электромагнитными волнами подразумевается множество цугов волн (цуг – излучение одиночного электрона при изменении его состояния), для которых вектора напряженности электрического и индукции магнитного полей расположены хаотически, то есть случайным образом по отношению друг к другу в зависимости от времени и координат. При этом они меняют свою поляризацию за 10 – 8 секунды. Надо иметь в виду, что свет (например, E – компонента) взаимодействует с веществом, через которое проходит. Если в веществе есть заряженные частицы, то электрическое поле возбуждает колебание этих частиц, в чем и состоит отчасти суть взаимодействия.

9.1 Закон Брюстера (Б. Дэйвид, Шотландия 1781-1868, 1815 годы) При падении не поляризованного света на границу двух сред с различными показателями преломления (n1< n2) отраженный свет при некотором угле падения оказывается линейно поляризованным в плоскости перпендикулярной к плоскости падения n Б Б Б причем Б + Б = /2. С другой стороны согласно Декарту (1637), а позднее Снеллиусу Sin /Sin = n, n = n2/n1, где n – относительный показатель преломления Sin Б / Sin Б = Sin Б / Cos Б = tg Б = n. Полученное выражение называют формулой Брюстера. Зрительно поляризованный (отраженный) свет воспринимается как свет меньшей интенсивности по сравнению с не поляризованным светом – естественным (падающим и преломленным). (При случайном законе распределения плоскостей поляризации отдельных цугов – в половину). Таким образом, отражение под углом Брюстера дает простейший способ получения поляризованного света. Малая интенсивность пучка поляризованного света - недостаток способа Брюстера. Стопа Столетова – сложенные вместе пластины позволяют частично этот недостаток устранить.

9.2 Идеальный поляризатор. Закон Малюса (М. Этьен Луи, Франция, 1775-1812, 1811) Способ Брюстера в наше время практически не используется, применяют поляроиды. Вещество поляроида имеет в своем составе молекулы, состоящие из длинных углеводородных цепей. Кроме того, это вещество дополнительно растягивают так, что молекулы вытягиваются вдоль определенного направления В цепочках из молекул есть свободные электроны. При падении электромагнитного излучения на поляроид: а) вдоль цепочек - электроны поглощают электромагнитное излучение и таким образом «уничтожают» его. Энергия электромагнитной волны переходит в другие виды. б) поперек цепочек - электроны не могут свободно перемещаться, так как их движение ограничено узкой шириной цепочки. В этом направлении падающее излучение не гасится. Для пояснения закона Малюса составим схему поляризованный свет естественный свет E0 E|| анализатор поляризатор Поляризатор и анализатор на самом деле одинаковы и оба являются поляроидами. Разница состоит лишь в их назначении. Естественный свет, пройдя поляризатор становится поляризованным. При вращении анализатора вращается плоскость поляризации и таким образом происходит управление интенсивностью поляризованного света от минимального значения до максимального значения. Если свет окажется полностью поляризованным, то минимальная интенсивность будет равна нулю и тогда можно говорить об идеально поляризованном свете и идеальном поляризаторе. Заметим, что современные лазеры дают практически полностью поляризованный свет. Рассмотрим схему проекций E на оси поляроидов.

A1 E A2 E E0 E|| A A1 – ось первого поляроида (поляризатора), A2 – ось второго поляроида (анализатора). Пусть E0 – напряженность электрического поля волны за поляризатором (а точнее говоря в пространстве между поляризатором и анализатором). Анализатор пропустит волны с E параллельными своей оси (или параллельные доли), а перпендикулярные составляющие поглотит. Можно записать E|| = E0 Cos. Возведем в квадрат обе части равенства (опустим значок параллельности) E2 = E02 Cos2. Заметим, что E2 2 =. Здесь I – интенсивность излучения, а ее единица измерения равна [ I ] = [ EH ] = ВА/м2 = Дж/ с м2, то есть это энергия, проходящая через единичную площадку в единицу времени. Равенство I = I0 Cos2 называют законом Малюса. Здесь I0 – интенсивность света за поляризатором, а I – интенсивность света за анализатором. Изучая зависимость I () можно вы яснить характер поляризации света эллиптический, круговой или линейный. Отметим в заключение, что к естественным поляроидам относится, например турмалин, а к искусственным – герапатит (йод с хинином). Двойное лучепреломление (Бартолинус Эразм, Дания, 1625-1698 гг.) наблюдается как правило при прохождении света через не кубические кристаллы. Классический пример – исландский шпат (углекислый кальций – CaCO3) в виде больших и оптически чистых кристаллов CaCO3 необыкновенный луч A обыкновенный луч B Оба луча полностью поляризованы, причем, во взаимно перпендикулярных направлениях. Тогда для них различаются диэлектрические проницаемости и показатели преломления, причем nобыкн = 1.6585, а nне обыкн = 1.4863 Кристаллы исландского шпата раскалыванием легко приводятся к форме ромбоэдра. Оптическая ось (по линии AB), вдоль которой вырезается кристалл, совпадает с диагональю как показано на рисунке.

§ 10 Интерференция электромагнитных волн Явление наложения волн называют интерференцией. Рассмотрим наложение двух волн в данной точке пространства. Исследуемую точку поместим в начало координат (r = 0). Пусть мы имеем два колебания одинаковой частоты. E1 = E01 Cos (t + 1), E2 = Cos (t + 2). Найдем амплитуду результирующей волны. Для этого представим E1 и E2 в комплексном виде. Вернуться к исходным выражениям можно будет взяв реальные части от комплексных выражений после преобразований. E1 = E01 exp (t + 1), E2 = E02 exp (t + 2), тогда результирующее колебание должно иметь вид E = E1 + E2 = E01 exp (t + 1) + E02 exp (t + 2). Чтобы получить выражение для амплитуды проделаем следующее. Исключим из выражения время и частоту следующей процедурой: представим результирующее колебание в виде произведения его амплитуды на экспоненту с той же частотой и неизвестной начальной фазой. Затем образуем выражение комплексно сопряженное исходному выражению, и перемножим их почленно. E0 eit exp (i) = E01 eit exp (i1) + E02 eit exp (i2) E0 exp (i) = E01 exp (i1) + E02 exp (i2) E0 exp (- i) = E01 exp (- i1) + E02 exp (- i2) E02 = E012 + E022 + E01 E02 exp[- i (2 + 1)] + E01 E02 exp[ i (2 + 1)]. Рассмотрим реальную часть от полученного выражения E02 = E012 + E022 + 2 E01 E02 Cos (2 - 1). В интенсивностях полученное выражение примет вид I = I1 + I2 + 2I1I2 Cos (2 - 1). Максимально возможное значение амплитуды равно I – (I1 + I2)2 = (1 = 2, I1 = I2 = I) = 4. Рассмотрим выражение, составляющее отношение разности хода ( расстояние, которое проходят волны к данному моменту времени) двух волн к длине волны ( длина волны или частота двух исследуемых здесь волн предполагается одинаковой), которое показывает сколько длин волн уложится в разности хода : /. Выразим в угловых единицах данное отношение умножением на 2 и приравняем к разности фаз 2 - 1 =. Пусть Cos = 1 =0 + 2k = 2/ 2k = 2/ = k = 2k /2. Получено условие максимума при сложении двух волн. Здесь k – натуральное число. То есть половина длины волны умножается на четное целое число – таково условие максимума при наложении двух волн. Получим условие минимума. Исходим из того, что Cos = - 1 = + 2k = (1 + 2k) = 2/ 1 + 2k = 2/ = (1 + 2k) / 2.

§ 11 Опыт Юнга (Ю. Томас, 1773-1829, 1807гг) x S2 S1 k1 k k свет Солнца S d D S – малое отверстие, S1 и S2 – узкие отверстия в виде щелей, длина которых много больше, чем их ширина. Ввиду общности происхождения пучки когерентны и монохроматичны: синусоидальные волны с постоянными (от времени) частотой, фазой и амплитудой. Рассмотрим перекрытие двух плоских волн произвольного направления. E1 = E01 Cos (t – k1r + 1), E2 = E02 Cos (t – k2r + 2). Здесь 1 = 1 – k1r, 2 = 2 – k2r. Пусть |k1| = |k2| = k, то есть модули равны, а направления различны, тогда = 1 - 2 = (k1 – k2)r + (2 - 1) Волновые векторы k1 и k2 в одной точке и в ней складываются, тогда в направлении параллельном k = k1 – k2 будут наблюдаться в результате наложения волн чередования максимумов и минимумов интенсивности. Вдоль этого направления (по оси x ) расположим экран (точнее говоря, совместим экран с направлением оси x, в тех точках пространства, где образуются чередования максимумов и минимумов интенсивности света). k k1 k2 min x x max min max k k, k = 2k Sin(/2) Найдем расстояние x между двумя соседними минимумами или максимумами (ширину полосы). Поскольку косинус периодическая функция с периодом 2, то k x = 2, 2k Sin (/2) x = 2 x = / k Sin (/2) = / 2 Sin (/2) = ( - мало) = /. В опыте Юнга можно положить D = 1 м, d = 1 мм, Sin d/D = 10 – 3 рад. Рассмотрим, например, красный свет = 600 нм. x = / = 0.6 10-3 / 103 = 0.6 мм. Юнг действовал таким образом, что, оценив из опыта ширину полосы, получил длину волны света по формуле = x. При интерференции обычно рассматривается сложение волн от конечного (2 и более) числа источников. В качестве источников часто служат щели, которые разделяют материнский пучок ( во времена Юнга стеклянные пластинки серебрились и на них процарапывались щели, так делал, например, Релей). Ес ли расстояние от щелей до экрана выбирать много больше расстояния между щелями, тогда интерференционные полосы на экране становятся практически прямолинейными. Рассмотрим интерференцию от двух таких щелей. x A r2 S2 S1 d D r1 x O2 O O1 d/ Найдем разность хода лучей в точке A r12 = D2 + (x + d/2)2, r22 = D2 + (x - d/2)2. Вычтем почленно эти равенства r12 – r22 = 2xd, r1 + r2 2D = r1 – r2 = x d / D. Угол, под которым из точки A, а вообще из произвольной точки экрана видно расстояние между щелями называют углом схождения интерферирующих лучей. Sin d / D = x. Используем соотношение, связывающее разность фаз и разность хода лучей, имеем = 2 / = 2x /. Подставим разность фаз в формулу для результирующей интенсивности, имея в виду, что I1 = I2 = I I = 2I [ 1 + Cos (2x/) ]. Таким образом данная формула применительно к конкретной экспериментальной схеме позволяет проследить зависимость интенсивности интерфе рирующего света от координаты. Как следует из формулы интенсивность периодически меняется в зависимости от координаты x.

§ 12 Интерференция в пленках К пленкам можно отнести тонкие пленки масла или нефти, стенки мыльных пузырей, пленки, возникающие на поверхности металлов при закалке (цвета побежалости) и т. д.

Вариант Рассмотрим ход лучей в плоскопараллельной пластинке (пленке) толщины d, с показателем преломления n, освещенной точечным источником S.

S n1 1 A A n 2 =n > n1 C O D B B d P У двух лучей отраженного и преломленного, пришедших одновременно в точку P возникает разность хода, а следовательно возможны и явления интерференции. Найдем разность хода этих лучей в произвольно выбранной точке P. = SACBP – SDP. Восстановим перпендикуляры DA, DB, OA, OB к лучам согласно чертежу, тогда ACB = AC, AC = d Cos. Разность хода лучей равна пути, проходимому лучами внутри пластинки, с учетом показателя преломления среды пластинки, что эффективно удлиняет путь в n раз. Окружающая среда предполагается воздухом или вакуумом и в этом случае n1 = 1. С учетом сказанного формула принимает вид = 2 d n Cos. Кроме того, необходимо учесть, что при отражении от оптически более плотной поверхности волна изменяет фазу на, что соответствует изменению хода в половину длины волны. Ее необходимо прибавить или отнять от окончательного результата. Такой факт является экспериментальным и впервые исследован Ллойдом по схеме n1 n2 > n1 зеркало экран Однако, если отражение происходит внутри более плотной среды, то такой эффект не наблюдается. Таким образом, формула разности хода лучей по данной схеме отражения и преломления лучей имеет вид = (2 d n Cos ) + / 2.

Вариант Рассмотрим ход лучей при параллельном падении на пластинку. Рассчитаем разность хода лучей, образующуюся при этом. 1 n S2/2 = d/Cos d S1 d tg = n S2 – S1 S1 = 2 d tg Sin, S2 = 2 d n / Cos. (Sin /Sin = n Sin = n Sin (исключим угол ). = 2 d n (1 – Sin2 ) / Cos = 2 d n Cos. С учетом эффекта Ллойда формула приобретает вид такой же как и в варианте 1. = 2 d n Cos + /2. Разность хода можно выразить также через угол падения n Cos = n (1 – Sin2 )1/2 = (n2 – n2 Sin2 )1/2 = (n2 – Sin2)1/2. = 2 d ( n2 – Sin2 )1/2 + /2. Зная разность хода лучей, можно рассчитывать координаты минимумов и максимумов в чем и состоит иногда задача интерференции.

§ 13 Дифракция 1-е определение. Отклонение от прямолинейного распространения электромагнитного излучения, если оно не может быть истолковано как результат отражения, преломления или изгибания электромагнитного излучения в средах с непрерывно меняющимся показателем преломления. Всякая дифракционная задача, если ее рассматривать более строго сводится к нахождению решений уравнений Максвелла при наличии начальных и граничных условий. 2-е определение. Совокупность явлений, наблюдаемых при распространении света в среде с резкими неоднородностями и связанных с отклонениями от законов геометрической оптики. К условиям наблюдения дифракционных явлений необходимо отнести, кроме наличия собственно волнового процесса и неоднородностей, одинаковый порядок величин размеров неоднородностей и длины волны. По характеру волнового фронта дифракцию разделяют на 1. Дифракцию Фраунгофера (Ф. Йозеф, немецкий физик, 1787-1826 гг.) – практически плоский волновой фронт (далеко от источника и относительно малая поверхность). 2. Дифракция Френеля (Огюстен Жан Ф., Франция, 1788-1827гг.) – волновой фронт, имеющий ярко выраженную сферичность. Зоны Френеля. Согласно принципу Гюйгенса-Френеля интенсивность волн в данной точке можно найти суммирую действие каждой точки волнового фронта, а в пределе интегрируя по всей волновой поверхности. Однако, такая процедура практически чрезвычайно сложна, поэтому понадобились иные методы. Один из них является метод зон Френеля ……… r + 4/2 r + 3/2 r + 2/2 r + / S a O b=r P Определим (вслед за Френелем) амплитуду волнового процесса, возбуждаемого в () P сферической волной, распространяющейся в однородной изотропной среде из точечного источника S. С учетом симметрии волновой поверхности относительно оси SP, разобьем поверхность на зоны таким образом, чтобы расстояние от () P до каждой последующей зоны отличалось на половину длины волны от предыдущей зоны, то есть rm = b + m / 2. Колебания, приходящие в () P от соседних зон (отличающихся на /2 ) по фазе отличаются на, то есть находятся в противофазе. Ранее, согласно принципу Гюйгенса-Френеля было E = () a0 Cos (t – kr + 0) dS / r S Это же выражение можно иметь, взяв реальную часть от следующего E = K(r) exp (- i kr) dr, K ( r ) = () exp [ i ( t - 0)] a0 dS / r dr. S Сделаем ряд допущений. Проинтегрируем в пределах одной произвольно выбранной зоны. Будем считать, что K в пределах одной зоны остается постоянной. r + m / 2 * Em = e – i k r dr = [Km (-) / ik] { exp [ - ik (r + m/2)] – exp [ - ik (r + (mr + (m-1)/2 1)/2]} = [( - 1 )1 e – i k r / ik] {exp[ - mik/2] – exp [ - (m – 1)ik/2]}. Вспомним, что справедливо следующее Re e – m i k / 2 = Cos ( - m k / 2) = (k = 2 / ) = Cos ( - m) = ( - 1 ) m. Re e i k / 2 = Cos (k / 2) = Cos = - 1. Найдем вещественную часть напряженности электрического поля Em = ( - 1 ) m + 1 2 e – i k r Km / i k. Получился знакопеременный ряд в зависимости от номера зоны. Для небольших значений m по этой формуле можно рассчитывать напряженность элек трического поля (магнитную индукцию, интенсивность света). Проведем далее следующие рассуждения. а. Просуммируем напряженности от первой до m – ной зоны E = + ( E1 + E2 + … + Em). б. Просуммируем напряженности от второй до m + 1 – ой зоны. Эта сумма должна с большой точностью равняться сумме, вычисленной в п. а., но, с учетом сдвига по фазе на, - со знаком минус. E = - (E2 + E3 + … + Em + E m+1). Сложим 2E = E1 – Em-1, |E m| |Em+1| E = (E1 + Em) / 2. Последнее выражение выполняется тем с большей точностью, чем больше m.

§ 14 Дифракция от круглого отверстия переменного радиуса. Радиусы зон Френеля Имеем схему опыта P S 1. Сужая отверстие, оставим только первую зону ( m = 1). Получим светлое пятно с центром в точке P ( усиление света). Если удалять экран (или приближать), то пятно плавно темнеет или светлеет. 1.

2.

3.

2. Откроем две первые зоны Френеля (m = 1 и 2 ). Получим внутри темное пятно, окруженное световым кольцом. 3. Откроем три первые зоны. Получим чередование светлых и темных колец, начиная от центрального светлого пятна. И так далее …. Можно отметить закономерность: m – нечетное – светлое пятно в центре, m – четное - в центре темное пятно. Если закрыть все четные или нечетные зоны Френеля, то оставшиеся зоны усилят действие друг друга. Рассчитаем связь между размерами отверстия и числом зон Френеля, укладывающихся в этом отверстии. Пусть D – диаметр отверстия, a и b соответственно расстояния от отверстия до источника и точки P на экране. С центрами в точках S и P проведем сферические поверхности волновых фронтов, укладывающихся в размер отверстия. Рассмотрим треугольник OSA согласно рисунку. Здесь h = OF – расстояние от волновой поверхности до отверстия вдоль прямой SP.

A E S a O h F h << a, b P b (D/2)2 = a2 – (a – h)2 2 a h = 2 a OF, (D/2)2 2 b OE OF = D2 / 8a, OE = D2 / 8b EF = OF + OE = D2 (1/a + 1/b) / 8. Если разделить отрезок EF на /2, то получим число зон Френеля, укладывающихся в нем. Если m получится целым, то D/2 = R m – есть радиус m – й зоны. m = EF / (/2) = D2 (1/a + 1/b) / 8 (/2) = R m2 (1/a + 1/b) / R m2 = m / (1/a + 1/b). Пусть = 0.6 мкм, m = 1, a = b = 1 см R m = 5.5 10 – 5 м = 55 мкм. Для a = b = 1 м Rm = 5.5 10 – 4 м = 0.55 мм. Плоская волна (дифракция в смысле Фраунгофера) может быть аппроксимирована удалением источника S на бесконечность (a ).

S P Так как a >> b, то R m2 = b m.

§ 15 Дифракция от прямоугольной длинной щели по Фраунгоферу. Расчет интенсивности При практической реализации дифракции по Фраунгоферу источник света помещается в фокусе линзы, а дифракция, вообще говоря, возникает на какой-либо неоднородности (в данном случае – щели).

S экран Дифракционная картина наблюдается в фокальной плоскости другой линзы на экране. Для рассмотрения картины явления проще отвлечься от деталей.

b Ox dx x Sin x Имеется длинная прямоугольная щель, такая, что ширина этой щели равна b, а длина бесконечна (перпендикулярно чертежу). Пусть на щель падает плоская монохроматическая волна. Световое поле за щелью определим по принципу Гюйгенса-Френеля. Результирующее поле в бесконечности найдем как относительную напряженность электрического поля b/2 E отн = E(x) / E0 = e i k x Sin dx. - b/2 Здесь E0 включает в себя все множители, не влияющие на относительное распределение волнового поля. Кроме того, заметим, что dEотн = E(x) dx /Е0, Eотн = Re e i k x Sin. Вычислим интеграл (начало отсчета выбрано в центре щели). b/2 b/2 i k x Sin i k x Sin Eотн = e dx = (e / i k Sin ) | = b (e i - e – i ) / 2 i, - b/2 - b/2 = (k b Sin ) / 2. Раскроем по формуле Эйлера разность экспонент e i - e – i = 2 i Sin E о т н = (b Sin ) /. Пусть E0 = E0 b E = E0 Sin /, I ~ E2 E2 = E02 (Sin / )2 I = I0 (Sin / )2. Чтобы получить качественно графическое представление зависимости интенсивности I от угла, рассмотрим последовательность графиков, приводящую к нужному результату. Для этого необходимо во первых перемножить две зависимости периодическую синусоидальную и гиперболическую. Заметим, что в нуле в пределе получается конечное число (в данном случае I0 ). Прежде, чем возвести в квадрат, сначала можно представить себе поведение модуля числа при этом части кривой зеркально отражаются из отрицательных в положительные квадранты оси ординат симметрично оси.

2.2726 sin ( ) 1 10 0.999982 0 sin ( ) 0. 2.572646. 10 10 10 1 sin ( ) sin ( ) 0. 0.217229 0. 10 10 sin ( ) 0. 5.072126. 10 10 Для расчета значения экстремумов нужно вычислить производную от функции по углу, приравнять ее к нулю и найти те значения аргумента, то есть угла, при которых реализуются максимумы и минимумы. [(Sin / )]x = 2 Sin ( Cos - Sin ) / 3. 1. Sin = 0, 2. Cos - Sin = 0 = tg 1. a. = 0 (k b Sin )/2 = 0 Sin = 0 = 0 – получено положение центрального максимума b. = m k b Sin = 2 m (т.к. k = 2/) b Sin = m. Здесь получены условия всех минимумов. 2. Трансцендентное уравнение = tg решается либо численными методами, либо графически 10 tan( ) 10 0 10 10 sin ( ) 0. 5.072126. 10 10 Положения оставшихся максимумов можно получить как середины между двумя соседними минимумами. Очевидно, что решения в этом случае будут приближенными.

… - 3/ 3/ … - - Эти решения можно объединить в виде (2k + 1)/2 b Sin/ b Sin (2k + 1)/2. При этом k = 1,2,… (кроме нуля). Иногда неточность относят за счет угла отмечая этот факт штрихом и тогда решение записывается в виде b Sin = (2k + 1)/2. Угол отличается от исходного на поправку, позволяющую записать данное равенство. Решение будет тем точнее, чем больше, то есть, чем больше угол. Запишем без вывода решение важного практического случая – дифракцию Фраунгофера для круглого отверстия = k R = 2 R /. Здесь R – радиус отверстия, остальные обозначения те же. § 16 Голография Перевод слова голография означает – полная запись. Впервые предложена М. Вольфке в 1920 году (Польша), затем забыта и вторично изобретена в 1947 году Габором (Англия). Голография – получение оптических изображений путем (так называемого) восстановления полного волнового фронта (обязательно и амплитуд и фаз волновых процессов). Для практического осуществления голографии (полной записи) требуются источники света обладающие высокой степенью временной и пространственной когерентности поляризованного света. Указанным условиям удовлетворяет свет лазеров. В 1960 году появились первые лазеры.

16.1 Интерференция поляризованного света Главной особенностью интерференции поляризованного света является то, что при наложении двух лучей, поляризованных во взаимно перпендикулярных направлениях никакой интерференционной картины с характерным для нее чередованием минимумов и максимумов интенсивности получиться не может. Заметим, что для продольных волн, для которых направление совпадает с направлением их распространения, все направления эквивалентны: была бы среда однородна. Для поперечных волн (вектора B, H поперечны и взаимно перпендикулярны) – не эквивалентны. Необходимо получить колебания вдоль одного направления. Колебания лучей, поляризованных во взаимно перпендикулярных направлениях можно свести в одну плоскость (и в одну линию), пропустив их через поляризатор, установленный так, чтобы его плоскость не совпадала с плоскостями ни одного из лучей (чтобы все три были взаимно не компланарны). 1 Пусть имеем лучи обыкновенный n0 и необыкновенный ne. При нормальном падении на пластинку толщиной d они идут не разделяясь, но с разными скоростями, следовательно у них отличаются показатели преломления и оптические длины пути L0 = d n0, Le = d ne, L0 – Le = d(n0 – ne) =. Разность хода (и разность фаз) возникнет за счет отличия оптических длин пути. = 2 / = 2 d (n0 – ne) /. Однако, для интерференции необходимо также, чтобы колебания принадлежали одинаковым цугам волн. Цуг – последовательность горбов и впадин (то есть волновой процесс), образующаяся в процессе излучения от отдельного атома (за время ~ 10 – 8 секунды). За это время успевают образоваться цуги протяженностью ~ 3 метра l = c = 3 108 10 – 8 = 3 м. Так как различные цуги не когерентны (не согласованы по фазе со временем и в пространстве), то их лучи не когерентны. Если на кристаллическую пластинку (поляризатор) падает плоско поляризованный свет, то колебания каждого цуга (одного и того же цуга) разделяются между обыкновенным и необыкновенным лучами в одинаковой пропорции, зависящей от ориентации оптической оси пластинки относительно плоскости колебаний в падающем луче. Только в этом случае 0 и e когерентны и будут интерферировать. Свойством когерентности обладают лучи лазеров.

16.2 О лазерах Лазеры это источники света, для которого одинаковы: частоты, фазы, поляризация, направление распространения. Английская аббревиатура лазер означает: L – light A – amplification by S – stimulation E – emission of R – radiation Русская аббревиатура ОКГ – оптический квантовый генератор. Пример Рубиновый лазер (разработан Мейманом в 1961 году). Представим себе схему энергетических уровней электронов в кристалле.

E E4-квази непрерывный спектр E3 инверсная заселенность E 2а, 2б 2а = 0,6943 мкм излучение h 2б = 0,6929 мкм - слабая линия Основной, невозбужденный уровень энергии E По вертикальной оси отложена энергия электронов. В результате взаимодействия атомов твердого тела (в нашем случае рубина) электроны в нем могут приобретать дискретные значения энергии, или, как говорят, уровни энергии, которые могут сгруппироваться по два в несколько, а для больших значений в верхней части рисунка, переходят в квази непрерывный спектр. Расстояния между уровнями в этом спектре достаточно малы для свободного (точнее квази свободного) «перемещения» электронов по ним, принимая значения энергий от минимальной до максимальной. Между Е1 и Е2 создается так называемая инверсная заселенность путем оптической накачки. Оптическая накачка осуществляется при освещении кристалла мощной вспышкой света (это излучение спонтанного вида от разных атомов, разной фазы, поляризации, направления, реализуемое любым не лазерным методом, например, газоразрядной лампой-вспышкой) 2 – 20 см 0,1-2 см серебрить торцы или ставить зеркала E 3, 4 10 – 8 сек E2 10 – 3 сек E Схема энергетических уровней для рубина, представленная в нашем случае, обладает тем свойством, что время жизни электронов на уровнях энергии Е3,4 много меньше, чем на уровне энергии Е2. Таким образом, создается эффект накапливания электронов на уровне Е2, после чего осуществляется переход Е2 Е1 – излучение света с оговоренными ранее свойствами. Заметим, что степень поляризации света лазера практически равна единице. Итак, для получения голографического снимка имеется источник света – лазер.

16.3 Получение голографического снимка Построим схему, включающую: • фотографируемый предмет, • лазер, в качестве источника света, • фотопластинку или фотопленку, на которой будет зарегистрировано голографическое изображение (носитель информации в виде голографического изображения). линза опорный пучок лазер линза расширитель зеркало Здесь образуется голографическое изображение предмет предметный пучок фотопленка или фотопластинка Свет от лазера расширяется с помощью системы линз, а затем частично попадает на зеркало и частично на фотографируемый предмет. Предмет и зеркало расположены таким образом, что свет, отраженный от них, попадает в одно и то же место. При освещении предмета от него распространяется рассеянная волна. Отделившаяся от предмета рассеянная волна сохраняет в дальнейшем независимое существование и несет полную информацию о форме и других свойствах предмета. В том месте, где встречаются предметный (от предмета) и опорный (от зеркала) пучки происходит их интерференция. Эта интерференционная картинка может быть зарегистрирована на фотопленке или фотопластинке.

16.4 Получение голографического изображения как восстановление волновой картины с помощью снимка Отличие голографической пластинки от обычной фотопластинки состоит в том, что в голографическом варианте экспонированная и проявленная фотопластинка несет информацию не только об амплитуде (степень почернения), но и о фазе интерферирующих волн. Информация о фазе получается (по Габору), если осветить пластинку вторым пучком от лазера и заставить его интерферировать с пучком, который отразил (рассеял) сам предмет. Напомним, что оба эти пучка поляризованные. В этом случае фотография и носит название голограммы. Расположение, форма и интенсивность дифракционных пятен голограммы полностью определяются геометрической формой и фактурой предме та. В таком закодированной виде голограмма содержит полную информацию об амплитудах и фазах рассеянной волны. Чтобы перевести с пластинки изображение в пространство, опорный пучок направляется на фотопластинку, дифрагирует на ней, в результате чего образуется волна, имеющая точно такую же структуру, как и волна отражавшаяся предметом. лазер опорный пучок зеркало заглушка Наблюдение голографического изображения ведется с этой стороны фотопластинка Изображение объемное, мнимое (как в зеркале) мнимое изображение предмета и смотреть на него можно со стороны фотопластинки из разных положений, но ограниченно. Если при съемке близкие предметы закрывали удаленные, то и при просмотре голографического снимка сместившись в сторону можно заглянуть за предмет: восприятие от периферической части голограммы (там, где тоже были лучи и они тоже интерферировали). Часть пластинки также даст картину, но менее четкую. Таковы основные принципы черно-белой голографии.

Глава Квантовая оптика Хотя этот раздел и назван квантовой оптикой, но резкого разделения на квантовую и волновую природу электромагнитного излучения делать не следует. Скорее мы здесь будем искать ответ на вопрос: в какой мере электромагнитные волны - кванты ?

§ 1 Тепловое излучение. Закон теплового излучения Кирхгофа Обратимся к электромагнитному излучению инфракрасной области, так называемому тепловому излучению и частично видимого спектра (за счет внутренней энергии тел). Заметим, что внутренняя энергия является как бы посредником между данным разделом и таким разделом физики как молекулярная физика. Все тела вокруг нас в разной степени нагреты и передают путем излучения тепло друг другу в окружающем пространстве. Сильно разогретые тела – спирали лампочек, печей излучают видимый свет. Менее нагретые тела – красноватый, очень сильно – голубой. Известны также различного вида люминесценции – светлячки, гнилушки, люминесцентные лампы, как различные виды холодного свечения. Химические реакции – хемолюминесценция, ударная или катодолюминесценция, фотолюминесценция – результат поглощения электромагнитного излучения. Эти виды излучения находятся за рамками данного рассуждения. При разговоре о тепловом излучении необходимо появляется понятие равновесного излучения. Повысим температуру тела – возрастет интенсивность излучения (иначе, мощность), понизим, – убудет. Из опыта следует: тела не могут самопроизвольно бесконечно охлаждаться или нагреваться. Если увеличить подвод тепла к телу, то увеличиться и излучение и установиться новое равновесие. Замкнутая равновесная система не охлаждается и не нагревается, возможны только флуктуации. При получении порции тепла система перейдет в новое равновесие. При постоянном поступлении тепла в незамкнутую систему излучение и количество поступающего тепла придут в равновесие. Введем некоторые количественные физические величины, характеризующие состояние излучения. w – объемная плотность энергии излучения (лучистой энергии), ее размерность – Дж / м3. Это энергия, приходящаяся на единичный объем пространства. Образуем спектральную объемную плотность лучистой энергии, приходящуюся на единичный интервал частоты (линейной или циклической) или длины волны. w = dw / d, w = dw / d, w = dw / d Такая многозначность возникла исторически из-за многозначности в характеристиках электромагнитного излучения. Здесь можно говорить об объемной плотности лучистой энергии, приходящейся на единичный интервал частоты ( 1 Гц ) или длины волны ( 1 м, а чаще 1 мкм, 1 нм, …). Спектральная зависимость энергии обнаруживается, как известно, по экспериментальным фактом, согласно которым энергия фотонов прямо пропорциональна частоте электромагнитного излучения (или обратно пропорциональна длине волны излучения). Определим размерности трех введенных спектральных плотностей энергии. [w ] = Дж / м3 м, [w ] = Дж / м3 Гц, [w ] = Дж / м3 м рад. Объемная плотность энергии для всех трех вариантов вычисляется путем интегрирования по всем возможным частотам или длинам волн. w = w d = w d = w d 0 0 0 Очевидно достаточно важное соотношение w d = w d = w d. Экспериментаторы как правило предпочитают иметь дело с длиной волны, тогда как теоретики при расчетах предпочитают более удобную в данном случае циклическую частоту. Спектральная плотность лучистой энергии является также и функцией температуры. Рассчитаем поток лучистой энергии dФ, испус каемый за время dt с площадки dS внутри телесного угла d и излучаемый с частотами в промежутке от до + d.

d dS dS Cos dS dФ = E dS Cos d d dt Ф = dФ = E dS Cos d d dt. Здесь E - излучательная способность (излучательность). Заметим, что полный поток можно получить интегрируя по всем возможным частотам и по полному телесному углу при заданных параметрах: промежутке времени и величине площадки. Прежде, чем сформулировать закон Кирхгофа воспользуемся законом сохранения лучистой энергии, приравняв падающую энергию энергии поглощенной и отраженной. Пусть внутри изолированной полости на площадку dS в пределах телесного угла d падает поток лучистой энергии I d dS d E, (1 – A)I тогда справедливо равенство dФI = dФI,A + dФE. ФI – падающий поток лучистой энергии, ФI, A – отраженный поток лучистой энергии (отсчитываемый как доля падающего), ФЕ – собственный поток лучистой энергии (тот поток, который излучается будучи порожден самим телом). Рассчитаем все эти потоки. a. Падающий поток dФI = I dS Cos d d dt. Здесь I - поглощательная способность тела (весь внешний поток, который падает на данное тело). б. Отраженный поток dФI, A = (1 - A) I dS Cos d d dt. Здесь А - доля поглощенного потока от падающего, тогда (1 - А) – доля отраженного потока от падающего. в. Поток собственного излучения dФ = E dS Cos d d dt. Исходя из условия равновесия (закона сохранения энергии), приравняв соответствующие части и учитывая, что площадка, телесный угол и время одни и те же, имеем I = (1 - A)I + E A I = E. Здесь А характеризует поглощательную способность, Е - излучательную, а I - падающее излучение получим А = Е / I закон Кирхгофа (Густав Роберт, немецкий физик, 1859 г). Определение. Отношение лучеиспускательной способности к его поглощательной способности одинаково для всех тел и является функцией частоты и температуры. Отметим размерности вновь введенных физических величин [E] = [I] = Вт / м2 стерад. (рад/с) с = Вт / м2 с = Дж / м2. Очевидно, что А безразмерно. Определение абсолютно черного тела. Тело, поглощательная способность которого равна 1, то есть которое поглощает целиком всю энергию падающего на него излучения называется абсолютно черным телом. При этом излучается абсолютно черным телом при его нагреве весь спектр частот, то есть все то, что и поглощается. Модель абсолютно черного тела часто изображают так § 2 Закон Стефана-Больцмана. Закон Вина и формула Вина Стефаном (Чехия, 1879г) экспериментально установлен закон. Для черных тел излучательная способность пропорциональна четвертой степени температуры. E ~ T4, E = T4, = 5,64 10 – 8 Вт / м2 К4. О законе Вина. Вин показал, что спектральное распределение (то есть зависимость от частоты) плотности энергии подчиняется уравнению вида w = 3 F(/T), то есть ее можно представить в виде произведения куба частоты на некоторую функцию, которая, что существенно, зависит от отношения частоты к темпера туре. Если вычислить плотность энергии, просуммировав по всем частотам. получим w = w d = 3 F(/T) d = (x = /T, = x T, d = t dx) = 0 0 4 = T x3 F(x) dx = T4 0 закон Стефана-Больцмана (Б. Людвиг, 1844-1906, известный австрийский физик-теоретик). Известна экспериментальная зависимость энергии излучения от длины волны тела, близкого к абсолютно черному телу (угольный стержень, просверленный внутри, с окошком, излучающий от внутренней стенки).

0.822587 x 1.2 e x x 1.5 e x x 2 e x 0.8 1 3 0. 1 0. 0. 3.312996. 0 1 x 2 x-длина волны Как это следует из графика, зависимость плотности энергии от длины волны излучения представляет собой кривую с максимумом. При увеличении температуры абсолютная величина энергии растет, а длина волны, соответствующая точке максимума энергии сдвигается в сторону уменьшения (что соответствует росту частоты или энергии квантов излучения). Ввиду специфики экспериментальных результатов целесообразно функцию Вина исследовать на экстремум. В законе Вина перейдем предварительно к длине волны как аргументу вместо частоты. w d = w d w = w d/d, = c/ - c d/2, d = cd/2 w = 3 F(/T) d/d = c4 F(c/T) / 5. Чтобы найти максимум функции необходимо продифференцировать ее по аргументу, затем приравнять к 0 и вычислить значение аргумента, которое придает максимальное значение функции. - 5 c4 F(c/ T) – c5 F(c/ T) / 7 T = 0 5 F (c/ T) = - F (c/ T) c / T. (*) Получилось трансцендентное уравнение. Обратить его в тождество можно либо подбирая аргумент численно, либо графически и таким образом найти то зна чение аргумента, при котором выражение (*) обратиться в тождество. Пусть такое значение найдено и c / m T = cst m T = cst = b. Заметим, что b определяется экспериментально (с как можно более высокой степенью точности). Оно равно b = 2,90 10 – 3 м К. Формулу m T = b называют также законом смещения Вина. Если Т, то, и наоборот, если, то Т.

§ 3 Формула Планка 3.1 Формула Релея-Джинса, классические представления Итак нам неизвестен явный вид функции Вина. Релей и Джинс, исходя из классических представлений рассчитали вид этой функции. Не приводя расчетов запишем вид этой функции. wy = 8 2 kT / c3 или w = 2 kT / g2 c3 или w = 8 kT / 4. Так как kT приблизительно соответствует средней энергии частицы при данной температуре, то иначе можно записать w = 8 2 <> / c3, <> = kT. С другой стороны такая запись удовлетворяет виду функции Вина w = (8 3 k/c3)(T/) = 8 3k F(/T) / c3. Однако при сравнении с экспериментально полученной зависимостью, очевидно, возникает несоответствие 4 3 w = w d = 8kT d/ = 8kT( - 1/ ) |. 0 0 0 3 x 1 e x 1 1 x 6.365154. 0 0 УФ 1 x Видим 2 ИК 3 Теория Релея-Джинса и эксперимент Формула Релея-Джинса хорошо описывает правую от максимума часть графика (в данном случае x выполняет роль длины волны излучения). Но с точностью до «наоборот» – левую часть, то есть со стороны коротких волн (больших частот). Необходимо отметить, что исходя из классических представлений вывод по тем временам считался безукоризненным. Физик П. С. Эренфест “окрестил” возникшую ситуацию ультрафиолетовой катастрофой. Таким образом, классическая статистическая механика (наша статистическая физика), основным постулатом которой является теорема о равномерном распределении энергии по степеням свободы не применима к системам с бесконечным числом степеней свободы. Макс Планк провел рассуждение не относительно излучения как это сделали Релей и Джинс, а по отношению к одномерному гармоническому осциллятору. Согласно модели Макса Планка вещество можно представить себе состоящим из гармонических осцилляторов, роль которых выполняют колеблющиеся атомы. Напомним, что средняя энергия частиц согласно классической статистике распределена между нулем и бесконечностью, а точнее говоря неким максимальным значением энергии, определяемым, к примеру, релятивистскими эффектами, непрерывным образом. То есть энергия в этой модели имеет бесконечное число состояний. Приведем расчет средней энергии. Функция плотности распределения Гиббса определяет вероятность части системы находиться в состоянии с определенной (заданной) энергией, = exp ( - ), = 1/kT <> = exp(- ) d / exp(- ) d = - d [ln exp( - ) d] / d = 0 0 0 = -d[ ln(- 1/ exp() | ] / d = - d[ln(1/)]d = 1/ = kT 0 Проведенные математические операции легко проверить непосредственным вычислением.

3.2 Гипотеза и формула Планка Планк использовал функцию плотности распределения Гиббса, но предположил, что энергия частиц распределена в интервале 0 - дискретно, а не непрерывно = 0n, то есть порциями кратными некоторой минимальной порции энергии. Тогда при расчете средней энергии осциллятора необходимо перейти от интегрирования к суммированию. Найдем среднюю энергию осциллятора при этих предположениях. <> = n 0 exp( - n0) / exp ( - n0) = - d[ln exp( - n0)] / d = = d[ln(1 – exp( - 0) = 0 / [exp(0 – 1)]. <> = 0 / [exp(0/ 1)]. В расчете использована сумма членов бесконечно убывающей геометрической прогрессии по n от 0 до exp( - n0) = 1 + exp(- 0) + exp (- 20) + … = 1 / [1 – exp( - 0)] со знаменателем exp( - 0). Далее воспользуемся формулой Релея-Джинса. В ней среднюю энергию заменим на ту, которую получили данным способом. w = 8 2 <> / c3 = (8 2 / c3)[0 / exp(0/kT) – 1]. Чтобы удовлетворить в полученной формуле для спектральной плотности энергии виду ~ 3 F (T/), Планк представил минимальную порцию энергии осциллятора 0 пропорциональной частоте с коэффициентом пропорциональности h. 0 = h, [h] = Дж с. Константу h Планк назвал квантом действия, а в дальнейшем она получила нарицательное название постоянной Планка, это универсальная постоянная равна h = 6,6 10 – 34 Дж с. Таким образом, формула Планка принимает вид w = 8h3 / c3 [exp (h/k) 1]. Формулу Планка также можно выразить через циклическую частоту или длину волны.

3.3 Анализ формулы Планка 1. Пусть h/kT << 1, тогда разложим в ряд экспоненту exp (h/kT) – 1 1 + h/kT + … - 1 = h/kT w = 82 kT / c3. Получилась формула Релея-Джинса. Здесь реализуется режим малых частот (малых энергий) или больших длин волн 2. Пусть h/kT >> 1, тогда можно пренебречь единицей по сравнению с экспонентой в знаменателе w = 8h3 exp(- h/kT) / c3. Режим больших частот (больших энергий осцилляторов) или малых длин волн. 3.Найдем максимум функции Планка w = [8h3 / c3(exp(h/kT) - 1)] = (8h/c3) [32 / (exp(h/kT) – 1)] = 0 3(exp(h/kT) – 1) = h exp(h/kT) / kT. Пусть h/kT = x. Получили трансцендентное уравнение вида 3(e x – 1) = x e x. Если его решить графически или численно, то можно получить решение в виде числа xm = hm/kT = cst = 4,965. Однако используют обычно другую постоянную, а именно hm/kT = h c/m kT m kT / h c = C = 0,2014 m T = h c C/k (c – скорость света в пустоте). Из экспериментов: m для Солнца (наше идеальное черное тело) m = 5000 = 5 10 – 7 м, температура Солнца (его наружных слоев) T = 6000 K. Зная, кроме того, постоянную Больцмана и скорость света в вакууме k = 1,38 10 – 23 Дж / К, с = 3 10 8 м/с можно оценить значение константы h = 6,6 10 – 34 Дж с. Пользуются также значение постоянной Планка, приведенной к одному радиану h/2 = 1, 05 10 – 34 Дж с / рад. Так идея квантов обрела право на жизнь в процессе исследования теплового излучения как экспериментального, так и теоретического.

§ 4 О фотонах Пучек фотонов при проникновении в вещество и прохождении через него претерпевает изменения в результате взаимодействия с веществом. Помним, что пучок фотонов можно рассматривать как электромагнитное излучение и как поток частиц, а нам удобнее видеть в нем новое единство. Известны эффекты, определяющие различный характер взаимодействия фотонов и вещества. 1. Комптон эффект – упругое столкновение фотона с электроном вещества. Часть энергии фотона передается электрону. При этом пучок фотонов частично ослабляется. 2. Рождение электрон-позитронной пары (е- - е+) в результате аннигиляции фотонов высоких энергий е- - е+. 3. Фотоэффект – фотон полностью поглощается электроном атомной оболочки. Ситуация, при которой электрон в состоянии взять на себя всю энергию фотона имеет место для фотонов низких энергий начиная от видимого света и менее высокочастотное. В этом участвует и весь атом, что обеспечивает сохранение импульса взаимодействующей системы в целом. Графически ситуация хорошо иллюстрируется по зависимости коэффициента поглощения µ от относительной энергии фотонов E / m0 c2, где m0c2 – энергия покоя электрона равная 8 10 – 14 Дж = 5 10 5 эВ µ, см – 1,5 1, Фотоэффект Рождение пар Комптон эффект 0, E / m0 c Напомним, что энергия фотонов соответствует у ИК света 1 эВ, красный – 1,6 эВ, зеленый – 2 эВ, фиолетовый – 3,1 эВ, а для жесткого излучения - 10 4 эВ.

4.1 Фотоэффект Согласно ранним экспериментальным исследованиям. 1. Генрих Герц (1887) обнаружил, что освещение УФ светом отрицательного электрода в области искрового промежутка облегчает проскакивание искры. 2. 2. Хальвакс, Риги, Столетов (годы жизни Столетова – 1839-1896) обнаружили, что при освещении УФ лучами тело теряет отрицательный заряд, поэтому фотоэффект определяют как явление вырывания электронов из вещества при освещении его светом. Рассмотрим типичную зависимость коэффициента непрозрачности kнепр газа, состоящего из двухатомных молекул, от энергии фотонов фотон.

kнепр, отн. ед. 1 2 3 10 – 1 Видимый свет фотон, отн. ед.

На графике можно отметить характерные участки 1. Здесь энергия фотонов ничтожно мала для возбуждения элементов среды, а следовательно фотоны не поглощаются. 2. Здесь поглощение связано с колебательными и вращательными энергиями возбуждения молекул. 3. В «окне прозрачности» поглощение отсутствует 4. В области непрозрачности, простирающейся в сторону возрастания энергии фотонов добавляется фотоэффект (к вращательным и колебательным способам возбуждения электронов) – возбуждение фотонами электронов атомных оболочек. Установка для исследования фотоэффекта как правило имеет вид: Вещество, исследуемое на фотоэффект - фото катод Стекло, прозрачное, для данного вида излучения mA Iф V _ + Если подключить вольтметр согласно схеме, то появляется возможность измерять вольтамперную характеристику при наличии светового потока различной мощности и частоты излучения. Приведем вариант схемы, позволяющий менять знак потенциала, прикладываемого к трубке. где-то посередине потенциометра есть «0» напряжения _ + Вольтамперная характеристика (ВАХ) для фиксированных потока Ф и частоты имеет вид I ток насыщения задерживающий потенциал I Ф2 > Ф U U Если изменить поток при наличии фотоэффекта получим две разных вольтамперных характеристики. Следует заметить такой экспериментально наблюдаемый факт, что для каждого вещества существует частота, ниже которой фотоэффект отсутствует при любых интенсивностях светового потока. Согласно классической (не квантовой) модели в электромагнитном поле световой волны электрон приходит в колебание, колеблется “раскачиваемый” волной вбирая при этом в себя все больше и больше энергии. Рассмотрим два фактора. 1. Чем больше интенсивность света, тем больше должна быть максимальная скорость вылета электронов при отрыве от вещества. 2. Необходимое время накачки в электрон энергии должно определяться мощностью световой волны и энергией связи электрона с атомом. Оценим это время. Его можно найти как отношение работы выхода электрона из вещества (например, из металла) к мощности падающего на электрон света t = A вых / P. Обратимся к таблице работ выхода электронов из металлов. Элемент Na A вых, эВ 2,35 Cu 4,4 Fe 4,31 W 4,5 – max Zn 3,74 Cs 1,81 – min Пусть мощность источника n = 100 Вт. Оценим мощность, приходящуюся на один атом, имея в виду, что источник точечный, а атом находится на сфере радиуса R = 10 см и имеет поперечное сечение ~ 10 – 16 см2 (то есть радиус ~ 10 - 8 см).

S R Доля мощности будет пропорциональна отношению / S = (r/R)2, а чтобы найти энергию, полученное значение мощности необходимо умножить на искомое время P ат = P (r/R)2 A вых = Pат t = P (r/R)2 t. Для расчета используем самое маленькое значение работы выхода 2 эВ = 2 1,6 10 – 19 Дж. t = 3 10 – 3 секунды. Более детальные экспериментальные исследования позволили установить следующие положения (иногда их называют законами фотоэффекта). 1. Ток насыщения ВАХ пропорционален потоку падающего излучения при постоянной частоте излучения. 2. Максимальная скорость электронов, вырываемых при фотоэффекте прямо пропорциональна частоте поглощаемого излучения. 3. У данного вещества фотоэффект наблюдается для излучения с частотой больше некоторой критической частоты фотоэффекта кр, которая называется красной границей. > кр < кр. 4. Испускание электронов происходит практически мгновенно, а точнее определяется скоростью излучения с = 3 10 8 м/с t = R / c ~ 10 - 10 секунды. Такие экспериментальные данные входят в противоречие с классическими представлениями и удовлетворяют квантовому характеру взаимодействия излучения с электронами вещества. Согласно формуле Планка энергия фотона – кванта электромагнитного поля, вычисляется по формуле h - A вых = K max = mv2 max /2. Мы получили так называемую формулу Эйнштейна для фотоэффекта. Из этой формулы следует, что максимальная энергия фотоэлектронов линейно зависит от частоты излучения, тогда K max h = K/ кр В не релятивистском случае можно говорить и о линейной зависимости скорости от частоты. Пусть Kmax = 0 h = A вых = e Uзап, где е – заряд электрона, а Uзап – напряжение, запирающее фототок до нуля. При этом h = e U зап/ кр (а точнее U / ). С другой стороны, зная работу выхода можно найти критическое значение частоты – красную границу. Пример: Na А вых = 2,35 эВ = 2,35 1,6 10 – 19 Дж кр = А вых / h = 5,6 10 14 Гц. Заметим в заключение, что работая экспериментально с данными электрическими схемами очень важно не иметь контактных разностей потенциалов в местах электрических соединений, которые могут существенно исказить картину измерений. Кроме внешнего фотоэффекта, о котором шла до сих пор речь, необходимо также отметить очень важный случай внутреннего фотоэффекта. Если при внешнем фотоэффекте электроны оказываются вне пределов исследуемого вещества, то при внутреннем фотоэффекте электроны атомных оболочек разрывают связь с атомом (например, при поглощении веществом электромагнитного излучения) и становятся квазисвободными, электронами проводимости, оставаясь при этом все время внутри данного вещества, не покидая его. Эти электроны могут участвовать в переносе заряда, то есть увеличить электропроводность вещества.

4.2 Эффект Комптона (К. Артур Холли – американский физик, 1927) Комптон обнаружил и наблюдал впервые энергию и импульс фотонов как квантовых частиц. Рассмотрим схему рассеянный фотон (отраженная волна), p, h, p, h электрон m02c2 падающий фотон Ee, pe электрон отдачи Взаимодействие происходит в одной плоскости в силу законов сохранения. Слева на электрон (вообще говоря, атомной оболочки) падает фотон (электромагнитная волна). Надо ожидать, что волна отразиться от электрона и у отраженной волны будет такая же частота как и у падающей (как это «происходит» в классике, только измениться фаза при известных обстоятельствах (в зеркале мы видим наше нормальное изображение)). Распишем законы сохранения данного взаимодействия для импульса и энергии и посмотрим чему равна разность - или -. p = p + pe h + m0c2 = h + c(pe2 + m02c2)1/2. Здесь m0c2 – энергия покоя электрона, а c(pe2 + m02c2)1/2 – кинетическая энергия электрона отдачи с учетом его энергии покоя. Разделим второе уравнение на с и учтем, что h/c = E/c = p – суть выражение для импульса электромагнитной волны. p = p + pe p + mc = p + ( pe + m2c2)1/2. Преобразуем так, чтобы изолировать p - p pe = p - p ( pe2 + m2c2)1/2 = (p - p) + mc. Возведем в квадрат оба уравнения по частям pe2 = p2 – 2pp Cos + p 2 ( = p^p) pe2 + m2c2 = p2 – 2pp + p 2 + 2mc (p - p) + m2c2. Приравняем правые части p - p = pp (1 – Cos ) / mc, (p - p) / pp = 1/p - 1/p = (1 – Cos ) / mc. p = E/c = h/c = h/ - = h (1 – Cos ) / mc. При = 0 =. При = /2 отличие от определяется массой частицымишени. Рассмотрим свободный электрон, не связанный с атомной оболочкой ( атомная оболочка является той основой, о которую «опирается» и эффективно его масса становиться много больше), то есть рассмотрим свободный, покоящийся электрон. h/me c = 2,2 10 - 12 м = 2,2 пм = 0,02. Тот же расчет для ядра атома водорода (протона). h/mH c = 10 – 15 м = 1F = 10 – 3 пм (mH = 1836 me). Типичной ситуацией является отличие длины рассеянной волны от длины падающей = + = + h (1 – Cos )/mc. С = h/mec называют комптоновской длиной волны для электрона, а явление увеличения длины рассеянной волны по отношению к падающей – эффектом Комптона. Об условиях наблюдения комптоновской длины волны в опытах. ( Комптон в 1922 году наблюдал эффект экспериментально, а в 1927 году стал лауреатом нобелевской премии за эти свои исследования) Рентгеновская трубка Окошко Система Регистрирующее для рентге- диафрагм устройство (рентгеновского новский спектрограф) излучения мишень 1 Фотоприемники В качестве мишени был выбран графит, имеющий 2p2 – электрон, слабо связанный с ядром атома. С увеличением угла все более отчетливо проявляется сигнал (правый на рисунке), связанный с комптоновским рассеянием.

2 e (x 5) 0 5 x 10 e (x 5) 2 e (x 3) 0 5 x 10 e (x 5) 2 e (x 2) 0 5 x 10 e (x 5) 2 e (x 1) 0 5 x 10 Левый пик соответствует длине волны падающего фотона (в данном случае так называемая К - линия молибдена, = 0,71 ). Это те фотоны, которые без изменения рассеиваются на электронах внутренних оболочек. На первом графике комптоновское рассеяние отсутствует, = 0°. На втором появляется небольшой пик, связанный с комптоновским рассеянием, = 45°. Далее, с ростом угла рассеяния = 90° и = 135° пик сдвигается по горизонтальной оси пропорционально увеличению длины волны (согласно формуле), что соответствует его лучшей разрешимости. Очевидно, что для наблюдения эффекта необходимо выполнение двух условий 1. Длина волны рассеиваемого излучения должна быть сравнима с комптоновским сдвигом (у нас = 0,71, а = 0,02 ). Этому условию удовлетворяет излучение рентгеновского диапазона 2. Рассеяние должно происходить на электронах минимально связанных с ядрами атомов мишени, то есть на максимально удаленных от ядра атомов электронах. Для исследования этого условия экспериментаторами выбирались характерные вещества-мишени Элемент Заполнение электронных оболочек Li K 2s1 B Al Ca Cu K 2s12s22p1 K L 3s13s23p1 K L M 4s1 4s2 KLM3d1-94s14s2 Общее коли- Характер связи чество элек- электрона с тронов ядром 3 почти свободный электрон 5 13 20 29 сильно связанный электрон Наименее связанные с ядром электроны выделены. У меди 3d – электроны предшествуют 4s – электронам. При этом, чем больше электронных оболочек экранируют последний электрон – тем слабее эффект Комптона. Точнее можно говорить о том, в большей или меньшей мере электроны почти свободны или сильно связаны с ядром атома. Таким образом, экспериментально подтверждается квантовый характер поведения электромагнитного излучения (в данном случае на примере рентгеновской части его спектра), как актов единичного взаимодействия квантов (фотонов) электромагнитного излучения с веществом.

Глава Атомная физика § 1 Закономерности в атомных спектрах. Постулаты Бора 1.1 Дисперсия электромагнитного излучения. Виды спектров Здесь речь пойдет о характере спектров нагретых тел, а точнее говоря раскаленных или сжигаемых в электрической дуге, свет от которых пропускается через призму, а затем проецируется на экран (фотопленку, фотопластинку). Хорошо известен опыт с белым светом Исаака Ньютона. смесь частот белый свет призма фиолетовая граница На экране получаем разложение электромагнитного излучения по частотам (в спектр) Ранее нами были рассмотрены явления поляризации, интерференции, дифракции показан квантовый характер электромагнитного излучения. Дополним список свойств электромагнитного излучения свойством дисперсии. Дисперсией называется взаимозависимость показателя преломления вещества и частоты электромагнитного излучения в том смысле, что электромагнитное излучение разной частоты по разному взаимодействует с данным веществом. 384 красная граница n = n(), а так как n = µ n~ = (). Атомы и молекулы тел как цельные объекты обладают собственными частотами колебаний, так что амплитуды и фазы вынужденных колебаний электронов и ядер атомов при взаимодействии вынуждающего их колебаться внешнего поля зависят от частоты колебаний этого поля – отсюда и зависимость для () и n (). Покажем это аналитически с помощью расчета. При прохождении электромагнитных волн через вещество каждый электрон вещества оказывается под воздействием силы F = - e E. Здесь опущен магнитный член в силу его малости. С учетом волнового характера имеем. F = - e E0 Cos (t - ). Запишем уравнение вынужденных колебаний, где в правую часть подставим периодическую силу, используя одномерный случай md2x/dt2 + kx = F. Подставим силу и запишем в комплексном виде d2x/dt2 + 02x = - (e/m) E0(k) e it, E0k = E0e i. Решение этого уравнения как известно можно искать в виде x(k) = x0(k) eit. Подставим его в уравнение, имеем - 2 x0(k) e it + 02 x0(k) e it = (- e/m) E0(k) e it x (t) x (t) E (t) x (t) = (- e/m) E (t) / (0 - ). Если взять вещественную часть от полученного решения, то вид решения не измениться. E (t) достаточно рассматривать либо вещественным, либо комплексным. Запишем дипольный момент для электрона, где роль расстояния выполняет амплитуда колебания электрона в переменном поле. p (t) = e k x k (t) = (e k = - e) = - e x k (t) = (e2/m) E (t) / (0k2 - 2). Поляризованность в свою очередь будет равна P (t) = n p (t), n – число частиц в единичном объеме. С другой стороны P (t) = 0 E (t), = P/E0 = n p/ 0E (t) = n2 = 1 + = = 1 + (e2 / 0m) n k / ( 0 k2 - 2). Бесконечность в знаменателе при совпадении собственной и вынуждающей частот обусловлена исключение из рассмотрения сил трения, которые обязательно присутствуют в том или ином виде.

Pages:     | 1 | 2 || 4 |



© 2011 www.dissers.ru - «Бесплатная электронная библиотека»

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.