7.8 Поляризация жазықтығының бұрылуы

Кәдімгі бұрылу. Поляризация жазықтығын бұру қабілеті бар кейбір заттар (кварц, қант, скипидар, қанттың судағы ертіндісі, шарап қышқылы) оптикалық актив заттар деп аталады. Олар арқылы өтетін жазық поляризацияланған жарық, поляризация жазықтығын бұруды туғызу қабілетіне ие болады. Кристалл заттар, жарық кристалдың оптикалық осі бойымен тараған кезде поляризация жазықтығын күшті бұрады. Тәжірибеден алынғандай, поляризация жазықтығын бұру бұрышы j оптикалық актив кристалдар мен таза сұйықтар үшін былай болады:

,

оптикалық актив ертінділер үшін

, (7.21)

мұндағы l − жарықтың оптикалық актив заттағы жүрген жолы (ол заттың табиғатына, температурасына және вакуумдағы жарық толқынының ұзындығына тәуелді), С − актив заттың концентрациясы.

Поляризация жазықтығын бұру бағыты бойынша оптикалық актив заттар оңға- және солға-айналдырушы заттарға бөлінеді. Френель теориясы бойынша, шеңбер бойымен оңға және солға поляризацияланған сәулелер үшін оптикалық актив заттарда, жарықтың таралу жылдамдығы әртүрлі болады. Поляризация жазықтығын бұру құбылысы мен (7.21) формуласы оптикалық актив заттардың ертінділерінің концентрациясын дәл анықтаудың тәсілі негізінде жатыр, бұл поляриметр (сахариметр) деп аталатын тәсіл өндірісте қолданылады.

Магниттік бұрылу (Фарадей эффектісі). Оптикалық актив емес заттар магнит өрісі әсері нәтижесінде поляризация жазықтығын бұру қабілетіне ие болады. Эффект жарықтың магниттеліну бағыты бойымен таралғанда байқалады. Зерттелетін зат электромагнит полюстері арасына қойылады.

Поляризация жазықтығын бұру бұрышы j жарықтың зат ішінде жүру жолына l және заттың магниттелінуіне J тура пропорциональ болады. J=æH болғандықтан

, (7.22)

мұндағы V − Верде коэффициенті немесе толқын ұзындығына тәуелді меншікті магниттік бұрылу. Бұру бағыты магнит өрісі бағытымен анықталады.

Оптикалық актив заттар магнит өрісі әсері нәтижесінде кәдімгі қабілеттілікке қоса поляризация жазықтығын қосымша бұру қабілетіне де ие болады.

Нег. 2[428-443, 453-465], 7[377-398], 8[347-367].

Қос. 48[326-328].

Бақылау сұрақтары:

1. Жарықтың заттарда таралуы.

2. Қалыпты (нормаль) дисперсияның классикалық өрнегі.

3. Дисперсияның электрондық теориясы.

4. Қалыпсыз (аномаль) дисперсияның табиғаты.

5. Жарықтың жұтылуы.

6. Поляризацияланған жарықты алудың сізге қандай әдістері белгілі?

7. Жұтылатын ортада таралатын жазық сызықты поляризацияланған монохромат толқын теңдеуі қандай түрде берілген?

8. Көрінетін жарықтың затпен әсерлесуі кезінде неліктен тек электрон ғана қатысады?

8-дәріс

Жылулық сәуле шығару

8.1 Абсолют қара дененің (ақд) сәуле шығару мәселелері. Кванттық гипотеза және Планк өрнегі

Едәуір жоғары температураға дейінгі қыздырылған денелердің жарық шығара бастайтындығы практикада әрбір адамға белгілі. Мысалы, металдарды қыздырған кезде олар алғашқыда қоңыр қызыл түсті, артынан әрі қыздырудың барысында ашық қызыл түске ие болады, одан әрі қыздырғанда ақ шоқ деп аталатын түске келеді. Басқаша айтқанда қатты және сұйық денелер жоғары температураға дейін қыздыру кезінде спектрдің көрінетін аймағында сәуле шығаруға ие болады. Бұл кезде температураны өсіруге байланысты сәулеленудің интенсивтігі және спектрлік құрамы өзгереді. Сәулеленуші дененің ішкі энергиясы есебінен пайда болатын және тек дененің температурасы мен химиялық қасиеттеріне байланысты электромагниттік сәуле шығару жылулық сәуле шығару деп аталады. Температуралық тепе-теңдікте тұрған денелердің жылулық сәуле шығаруы денеге түсетін сәуленің энергия мөлшерін жұтуымен теңестіріледі.

Дененің жылулық сәуле шығаруының спектрлік сипаттамасы үшін дененің сәуле шығару қабілеті деген түсінік енгізіледі, оны сонымен қатар, шығарғыштық қабілеттігі немесе энергетикалық жарқыраудың Е(ν,Т) спектрлік тығыздығы деп атайды.

Денелердің сәуле шығару қабілеті деп уақыт бірлігі ішінде дене бетінің аудан бірлігіне келетін жиіліктері -ден+dаралығында шығарылатын электромагниттік сәуле шығарудың dW_сәу энергиясын айтады. Сонымен,

Е(,Т) = dW_сәу/ d(8.1)

ХБЖ жүйесінде сәуле шығарғыштық қабілетінің өлшем бірлігі ретінде [Дж/м²] алынған.

Электромагниттік толқындар жұтылуының спектрлік сипаттамасы үшін денелердің жұту қабілеті А(ν,Т) деген ұғым енгізіледі. Жұту қабілеті, уақыт бірлігі ішінде дене бетінің аудан бірлігіне жиіліктері ν-ден ν+dν аралығында түсетін dW энергиясының қандай бөлігін дене жұта алатындығын көрсетеді, яғни

А(ν,Т) = dW_жұт/dW. (8.2)

Денелердің сәуле шығару және сәуле жұту қабілеті, дененің температурасына, жиілігіне, дененің химиялық құрамына және дене бетінің күйіне байланысты болады. Егер кез-келген температурада және барлық жиіліктер үшін А(ν,Т)=1 болса, онда дене абсолют қара дене (АҚД) деп аталады. Абсолют қара дененің сәуле шығару қабілетін ε(ν,Т) деп белгілейміз. Ол дененің сәуле шығару жиілігіне және абсолют температурасына тәуелді. Абсолют қара дене әдетте физикалық үлгі ретінде алынады, бірақ табиғатта көптеген денелер өзінің қасиеттері бойынша абсолют қара денелерге жақын келеді. Мысалы қара құрым, қара елтірі, қара бархыт. Абсолют қара дененің идеалды үлгісі ретінде мөлдір емес қуыс бетіндегі кішкене тесікті алуға болады (8.1-сурет)

8.1-сурет. Абсолют қара дененің идеалды үлгісі.

Кішкене тесік арқылы қуыс ішіне түсетін жарық сәулесі қуыс қабырғаларына көп ретті шағылуға кездеседі. Әрбір шағылу кезінде жарық толқыны энергиясының кейбір бөлігі жұтылатын болады. Сондықтан, тесіктен шығатын сәуленің интенсивтігі, оған келіп түскен сәуле энергиясына қарағанда көп шамаға азаяды. Қуыс бетінің ауданының тесік бетінің ауданына қатынасы үлкен болған сайын, тесік беті өзінің қасиеті бойынша абсолют қара денеге соншама жақын келеді. Реал денелердің сипаттамасы үшін көп жағдайда сұр дененің үлгісі пайдаланылады. Егер дененің жұту қабілеті барлық жиіліктер үшін бірдей болып, және ол тек температура мен дене бетінің күйіне тәуелді болса, яғни А_сұр(ν,Т) = А(Т), онда дене сұр (сұр дене) деп аталады. Денелердің сәуле шығару және жұту қабілеттері бір-бірімен байланысты. Бұл байланыстарды тағайындау үшін, екі шексіз ұзын а және в пластинкалардан құралған (8.2-сурет) жылу өткізбейтін (адиабаттық)

8.2-сурет. Екі пластинканың жылу алмасуы.

жүйені қарастырамыз, тек пластинкалар ғана бір-бірімен жылу алмаса алады. Пластинканың а беті абсолют қара. Термодинамикалық тепе-тендік күйінде екі пластинканың температурасы да бірдей және сәуле шығару тепе-тендік күйде болады. Дененің сәуле шығару және жұту анықтамасы бойынша екі пластинка үшін былай жазуға болады:

dW_шығ= E(ν,Т) dν ,

dW_жұт= А(ν,Т) dW . (8.3)

Термодинамикалық тепе-теңдік күйінде

dW= dW_шығ.

Абсолют қара а пластинкасы үшін

dW_шығ= ε(ν,Т) dν, (8.4)

а пластинкасы энергияны шағылдырмай толық жұтатындықтан, бұл пластинканың сәуле шығару энергиясы пластинкаға келіп түскен энергияға тең болады: dW_шығ=dW. Сондықтан (8.3) өрнегінен алатынымыз:

dW_жұт= А(ν,Т) ε(ν,Т) dν.

Термодинамикалық тепе-теңдік күйінде dW_шығ =dW_жұт, олай болса

E(ν,Т) dν= А(ν,Т) ε(ν,Т) dν

немесе

E(ν,Т)/ А(ν,Т)= ε(ν,Т). (8.5)

Сонымен, дененің сәуле шығару қабілетінің оның жұту қабілетіне қатынасы дененің химиялық құрамына тәуелді болмайды және ол абсолют қара дененің сәуле шығару қабілеті болып, ол температура мен жиіліктің f(ν,Т) функциясы болып табылады. Бұл заңды бірінші рет Кирхгоф тағайындады, сондықтан бұл заң Кирхгоф заңы деп аталып, ал ε(ν,Т) функциясы Кирхгоф функциясы деген атқа ие болды. Кирхгоф заңынан A(ν,Т)=1 болса, онда Е(ν,Т)=ε(ν,Т), ал егер А(ν,Т)=0 болса, онда ε(ν,Т)=∞ болады. Сондықтан, егер дене берілген температурада берілген жиіліктер аралығында жұтпайтын болса, онда ол бұл температура да және бұл жиіліктер аралығында да сәуле шығармайды, яғни сәулеленбейді.

0-ден -ке дейінгі жиіліктегі барлық спектр бойынша толық сәуле шығару қуатыдененің энергетикалық жарқырауы немесе интегралды сәуле шығару қабілеті Е(Т) деп аталады. Анықтама бойынша, ол мынаған тең:

немесе Кирхгоф заңын есепке алсақ, онда

. (8.6)

Абсолют қара дене үшін A(ν,Т) = 1, сондықтан

. (8.7)

Бұдан әрі жылулық сәуле шығару теориясының негізгі мәселесі Кирхгоф функциясының ашық түрін іздеу болып табылады. 1879 жылы Д.Стефан тәжірибелік мәліметтерді талдау негізінде төмендегідей қорытындыға келді: кез-келген дененің энергетикалық жарқырауы абсолют температураның төрт дәрежесіне пропорционал болады. Бірақ Л.Больцман 1884 жылы термодинамикалық әдіспен теориялық түрде бұл пікірдің тек абсолют қара дене үшін дұрыс болатындығын көрсетті. Сондықтан, бұл тәуелділік физика тарихында Стефан-Больцман заңы деп аталады:

(8.8)

яғни, абсолют қара дененің энергетикалық жарқырауы абсолют температураның төртінші дәрежесіне тура пропорционал.

σ=5,67∙10^-8(Вт/м²К⁴) − пропорционалдық коэффициенті Стефан-Больцман тұрақтысы деп аталады. Бірақ, олар Кирхгоф функциясының ашық түрін шешкен жоқ. Кирхгоф функциясының ашық түрін ашудағы алғашқы қадамды 1893 жылы В. Вин жасады. Ол, жылжып айналатын поршені бар және айналы қабырғалары бар цилиндрлік ыдыста абсолют қара дененің адиабатты сығу сәулеленуі туралы есепті қарастырды. Осының нәтижесінде ол Кирхгоф функциясы үшін келесі өрнекті алды:

ε(ν,Т)=f(ν,Т)=V³f(ν,Т), (8.9)

мұндағы (,Т) − кейбір белгісіз ашық түрдегі функция. В.Винфункциясының ашық түрін тағайындамаса да, осы В.Виннің өрнегінен (8.9) Стефан-Больцман заңы шығады.

Абсолют қара дененің сәуле шығару қабілетінің әртүрлі температурадағы жиілікке тәуелділігі 8.3-суретте көрсетілген түрде болатындығы тәжірибелерден белгілі.

8.3- сурет. Сәуле шығару қабілетінің ε(ν,Т) жиілікке ν тәуелділігі.

Суреттен, температураның артуына байланысты абсолют қара дененің сәуле шығару қабілетінің артатындығын көреміз. Сонымен бірге қара дененің сәуле шығару қабілетінің максимум мәні, температураның өсуіне байланысты жоғары жиілік аймағына қарай орын ауыстырады. В.Вин өрнегі бұл құбылыстарды Вин заңы түрінде анықтауға мүмкіндік береді. Абсолют қара дененің сәуле шығару қабілетінің максимум мәніне келетін берілген температура кезіндегі сәуле шығару жиілігі Кирхгоф функциясынан алынған дербес туындыны нөлге теңестіру шарты арқылы оңай түрде анықталады:

. (8.10)

Соңғы тендіктен мынау алынады

.

Қорытындысында Виннің ығысу заңын аламыз:

. (8.11)

Заңның тұжырымы:

абсолют қара дененің сәуле шығару қабілетінің максимум мәніне келетін жиілік оның абсолют температурасына тура пропорционал болады. b − Виннің (/Т) функциясының ашық түрінен тәуелді болатын тұрақты шама. Әдетте Виннің ығысу заңын сәуле шығарудың толқын ұзындығы арқылы жазады:

, (8.12) мұндағы − абсолют қара дененің сәуле шығару қабілетінің максимум мәніне келетін толқын ұзындығы, ол температураның өсуіне байланысты қысқа толқын ұзындығына қарай ығысады. b − Вин тұрақтысы (мК) деп аталады, ол тәжірибелік жолмен анықталады.

Вин өрнегінен (8.9) және Виннің ығысу заңынан (8.11) абсолют қара дененің сәуле шығару қабілетінің максимум мәні абсолют температураның бес дәрежесіне тура пропорционал болады:

ε(ν,Т) = C·T⁵. (8.13)

Соңғы пікір Виннің екінші заңы деген атты қабылдайды, мұндағы С=Вт/м³ К⁵ − Виннің екінші заңының тұрақтысы. Кирхгоф функциясы үшін табылған алғашқы мәліметтері Д.Рэлей және Д.Джинс еңбектерінде берілген. Бұл еңбектер Максвелл көзқарастарына және статистикалық физиканың дәрістеріне негізделген. Максвелл теңдеулері бойынша тұйық қуыстағы қара сәуле шығару энергетикалық көзқарас тұрғысынан бір-бірімен әсерлеспейтін гармониялық осцилляторлардың шексіз үлкен сандарынан тұратын жүйеге эквивалентті болады. Осцилляторлардың меншікті тербеліс жиіліктері абсолют қара дененің сәуле шығару компоненттерінің сәйкес жиіліктеріне тең. Меншікті жиілігі , жүйе температурасы Т кезіндегі уақыт бойынша осциллятордың орташа энергиясының мәнін <_ν> арқылы белгілей отырып, Кирхгоф функциясын мына түрде беруге болады:

ε(ν,Т) = (2πν²/c²) < ε_ν> . (8.14)

Гармониялық осциллятор энергиясының орташа мәнін табу үшін Рэлей және Джинс термодинамикалық тепе-теңдікте тұрған осцилляторлардың еркін дәрежесі бойынша энергияның тең ықтималды жайғасуы туралы классикалық зандарды пайдаланды. Тербелмелі қозғалыстың бір еркін дәрежесіне орташа есеппен, энергиясы

< ε>=kT

тең келетіндігі классикалық статистикалық физикадан белгілі. Осы энергияны (8.14) өрнегіне қойып, келесі түрдегі Рэлей-Джинс өрнегінен аламыз:

ε(ν,Т) = (2πν²/c²) kT. 8.15)

Бірақ, Рэлей-Джинс өрнегі тек төменгі жиіліктегі аумақ үшін ғана дәл келеді (8.4-сурет).

8.4-сурет. Энергетикалық жарқыраудың жиілікке ν тәуелділігі.

Ал, жоғары жиіліктегі аумақ үшін (қысқа толқын ұзындықтары) Рэлей жне Джинс өрнегі -функциясының тәжірибелік мәндерінен көп алшақ кетеді. Жоғары жиілік кезіндегі бұл теория мен практиканың алшақтауы «ультракүлгін апаты» деген атаққа ие болды. Сонымен бірге, Рэлей және Джинс көзқарастарының негізінде абсолют қара дененің энергетикалық жарқырауы:

== = 2πkT/c²² d ν = .

Сонымен, Рэлей-Джинс өрнегі Стефан-Больцман заңына =Т⁴ қайшы келеді. Бірақ, Рэлей және Джинс еңбектері ешқандай нәтиже бермейді деп ойлауға болмайды.

Жылулық сәуле шығару классикалық физиканы біртіндеп қолданып тәжірибеде бақыланатын заңдылықтарды түсіндіруге мүмкіндік бермейді.

Бұл қиындықтан шығуды 1900 жылы неміс физигі М. Планк тапты. Ол Рэлей және Джинс тәуелсіз осцилляторлардың энергиясының сәулеленуі туралы идеясын теріске шығарған жоқ. Сонымен бірге, Планк былай деп ұйғарды: осциллятордың сәуле шығару энергиясы тек белгілі дискретті мәндерді қабылдауы мүмкін, ол мәндер энергияның элементар үлесінің бүтін санына тең болады, яғни кванттарға тең. Сондықтан, осциллятор энергиясын мына түрде беруге болады , мұндағы− кез келген бүтін оң сан. Бұл шарт кезінде Больцман таралуын пайдаланып, Планк гармониялық кванттық осциллятордың орташа энергиясын келесі түрде табуға мүмкіндік берді:

. (8.16)

Рэлей-Джинс өрнегіне гармониялық осциллятордың энергиясының орташа мәнін қойып, мынаны аламыз:

. (8.17)

Осы өрнекті Вин өрнегімен (8.9) салыстыра отырып, Планк, квант энергиясы -ға тең болу керек деген тұжырым айтты, мұндағыДж·с — Планк тұрақтысы. Соңында, Планк Кирхгоф функциясы үшін ашық түрдегі төмендегідей өрнекті алды:

. (8.18)

Абсолют қара дененің сәуле шығару қабілеті үшін алынған (8.18) Планк өрнегі әртүрлі температуралар кезінде тәжірибемен өте жақсы сәйкес келеді. Сонымен, сәулеленудің кванттық сипаты туралы Планктың болжамына сәйкес, жарық дискретті, үзілістік құрылымды түрге ие болады, яғни жарық корпускулалық қасиеттерге ие. Планк электромагниттік сәуле шығару кванттарын, кейіннен жаңа қасиеттерге ие болатын бөлшектер деп, оны фотондар деп атады. Егер электромагниттік сәуле шығару жарық жылдамдығымен қозғалатын фотондардың ағыны ретінде қарастырсақ, онда фотон массасы мен импульсын табу қиынға соқпайды. Планк болжамы бойынша фотон энергиясы тең. Релятивистік механика көзқарасы бойынша фотон энергиясынтүрінде беруге болады. Бұл екі өрнекті салыстыра келіп, фотон массасын табамыз:

. (8.19)

Фотон массасы тек жарық толқынының жиілігіне (фотон «түсіне») байланысты. Фотон импульсы

. (8.20)

Жарықтың корпускулалық қасиеттері − жарық қысымын зерттеуде Лебедев тәжірибесінде, фотоэффект құбылысында, Комптон эффектісінде өзінің қолданымдарын тапты.