1612045808-897604033167dc1177d2605a042c8fec (533738), страница 16
Текст из файла (страница 16)
е. вдоль магнитного поля. При наблюд- еполяризована вдоль оси х, т. — илли юнин вдоль поля ее интенсивность обращается в нуль — осциллиру ший заряд в этом направлении не излучает. П равнения в (1.110) «зацепляются» между со ервые два у Но если вместо искомых функций х(!) и у(!) ввести дру фу , =«~!, то для них из (1.110) получаются несвязанные уравнения: умн множая второе уравнение на ! и складывая с первым, получаем ! «(г) = йосоз(ыо — !))1, у(г) = — Воз(п(ыо — а)г, Это решение описывает движение электрона по окружности в плоскости ху в направлении по часовой стрелке с угловой скоростью ь2о — (!. Такую же частоту имеет излучаемая им волна. В результате возникает компонента, смещенная в сторону низких частот на !) = =(е/(2т)1В.
При наблюдении поперек поля (в плоскости «у) она имеет линейную поляризацию (см. задачу 1 к $1.5). Направление поляризации лежит в плоскости ху, т. е. перпендикулярно индукции магнитного поля. Свет с частотой ыо — !), распространяющийся вдоль магнитного поля„имеет правую круговую поляризацию. Второму корню характеристического уравнения ыо= — ыо — Я соответствует решение $+(!) = эх""оо", т. е. х( )=йо сов(ыо+(!)г, У(Г)=оно зш(ыо ! !!)! Здесь электрон движется в плоскости ху по окружности против часовой стрелки.
Поэтому компонента, смещенная в сторону высоких частот, при распространении вдоль магнитного поля имеет левую круговую поляризацию. Исследуя характер круговой поляризации смещенных компонент при наблюдении вдоль магнитного поля, можно установить знак заряда излучающей частицы: волна левой круговой оляризацин должна смешаться в сторону высоких частот для отрицательной частицы и в сторону низких — для положительной. Соответствие с опытом получается, если считать, что заряд излучающей частицы отрицателен. По величине расщепления можно установить удельный заряд е/т. Опыт дает такое же значение, как и измерения е/т по отклонению электронных пучков в электрическом и магнитном полях.
Это можно рассматривать как доказательство того, что оптическое излучение атомов обусловлено движением электронов. Л альнейшие исследования показали, что описанный выше тип расщепления в магнитном поле, называемый нормальным эффектом Зеемана, характерен только для одиночных (синглетных) спектральных линий. Большинство наблюдаемых спектральных линий представляет собой мультиллеты, состоящие из двух или нескольких тесно расположенных компонент. Примером может служить желтая линия натрия, состоящая из двух линий Р~ и Р2 (Х~ = 589,6 нм, Хо= =889,0 нм), причем интенсивность Ро-линии вдвое больше. В магнитном поле Рылиния расщепляется на четыре компоненты, Ро-линия — на шесть компонент.
Интенсивность отдельных а- и о-компонент такова, что смесь всех линий при наблюдении в любом направлении дает неполяризованный свет. Расщепление мультиплетов может быть и более сложным. Для объяснения сложного эффекта Зеемана необходима квантовая теория. Причина сложного характера расщепления обусловлена тем, что электрон помимо заряда и связанного с его орбитальным движением магнитного момента обладает еще и собственным моментом импульса (спинам) и связанным с ним магнитным моментом.
Спиновый момент электрона и его проявления в оптических спектрах не имеют адекватной классической интерпретации. Квантовая теория атома дает исчерпывающее объяснение сложного (или аномального) эффекта Зеемана, как и сложной структуры спектральных линий при отсутствии внешнего магнитного поля. Для простого (нормального) эффекта Зеемана в случае синглетных спектральных линий квантовая теория приводит к тем же результатам, что и классическая. Если учитывать причины, вызывающие уширение линий, то каждая компонента, как и вся спектральная линия при отсутствии магнитного поля, характеризуется некоторой конечной шириной. Частоты юа. оку~э) соответствУют положению центРов этих Уширенных компонент.
В лияние приложенного к источнику постоянного электрического поля на спектр испускаемого света было обнаружено Штарком в 1913 г. В случае водорода происходит расщепление спектральных линий на несколько компонент, пропорциональное напряженности электрического поля (линейный эффект Штарка). Расщепление спектральных линий атомов, содержащих более одного электрона, пропорционально квадрату электрического поля (квадратичный эффект Штарка) . В рамках классической модели источника как совокупности заряженных осцилляторов объяснить эффект Штарка невозможно, так как электрическое поле не влияет на собственную частоту гармонического осциллятора.
Как и в случае аномального эффекта Зеемана, для объяснения эффекта Штарка требуется привлечение квантовых законов, определяющих строение атома. Эффект Штарка дает вклад в неоднородное уширение спектральных линий газоразрядных источников, так как электрические поля ионов, образующихся в разряде, влияют на частоту света, испускаемого атомами, оказавшимися в этих случайных локальных полях.
Контрольные вопросм г~ Покажнте, чта пасуояннае магннтное поле с нндукнкей В оказывает на нзлучаюшнй электрон такое же влнянне, как н врашеяне нсуочннка с угловой скаростьюй= — (е/(2ж)1В. Гу Почему несмешенная компонента отсутствует прн яаблюденнн вдоль поля? Г1 Как электронная теарня обьяспяет полярнзапню н относптельную ннтенснаность компонент прн наблюденнн поперек палку и Покажнте„что сложение всех компомент дает непалярнзоваммый свет прн наблюденнн в любом направленнн.
Воспользуйтесь тем, что прн отсутствнп поля все направлення колебаний электрона равновероятны. и Каким образом эффект Зеемана позволяет опрелелнть знак заряда частипы, отвссственнай за нспусканне света атомамн2 йййРУ зла. Вчмпвы 4Рочоыеэрмн С пособы измерения энергетических величин, характеризующих оптическое излучение, были рассмотрены в конце $1.4. Здесь мы кратко сформулируем основные понятия фотометрии, приведем соотношения между фотометрическими величинами и нх единицы. Поток излучения Ф вЂ” это мощность излучения, переносимого электромагнитными волнами через некоторую поверхность о, ус пенная за промежуток времени, значительно превышающий период колебаний. Единица потока излучения — ватт (Вт).
Поток излу ени через поверхность о связан с интенсивностью ($) (средней я по времени поверхностной плотностью потока энергии) соотноше- нием ФР =ЗУ (Б) с!о (здесь 8 — вектор Пойнтинга, см. $1.4). Наряду с величинами Ф„ и (Я), характеризующими излучение, вводят еще ряд энергетических величин для характеристики освещаемой поверхности и самого источника излучения. Энергетической освещенностью (облученностью) Е некоторой поверхности называют отношение потока излучения, приходящегося на элементарный участок поверхности, к площади этого участка: Е=оФ/с)о. Когда излучение падает перпендикулярно поверхности, ее освещенность равна интенсивности (5).
При наклонном падении (под углом О) освещенность уменьшается: Е=(Я) сов 0. Энергетическая освещенность выражается в тех же единицах, что и интенсивность (Вт/мэ) . Полная энергия излучения, падающая на 1 и поверхности за некоторое время Е называется энергггингской экспозицией Н. Этой величиной определяется почернение фотоэмульсин прн фотографической регистрации излучения, широко используемой во многих оптических и спектральных приборах.
При неизменной освещенности Н=ЕЕ Экспозиция выражается в джоулях на квадратный метр (Дж/иэ). В тех случаях, когда излучение распространяется в виде сферической волны от точечного истонникаэ, для характеристики пространственно-угловой плотности потока'излучения вводят эме"г р егиую силу света, или силу излучения. Силой излучения 1(0, Ур) в некотором направлении, задаваемом углами О и Ур сферической системы координат, называется отношение потока излучения дФ в элементарный телесный угол дя, содержа~ций данное направле у углу: 1(0, ур)=с)Ф/с(ь).
Размерность силы излучения совпание, дает с размерностью потока, но в наименовании ее единицы (Вт/ср) Указывается единица телесного угла — стерадиан. Полный по ток щую у """ У " " Р у у Р ь "Ру стоя ' Точечным называют нсточ аз ваюэ нсточнвк, размеры которауо малы по сравненню с асннем сэ него до точки набэюдення. нню с рас- и источник) получается интегрированием энергетической силы йя о ! света по всем направлениям: и во е и Ф=) И!1=) сЬр) Х(0, ср)ып 000.
о о Если источник излучает равномерно по всем направлениям, то сила света У не зависит от 0 и ср. Тогда Ф = 4яУ. Полный поток излучения характеризует данисточник; этот поток нельзя увеличить никакими оптическими ный источни; системами. Действие таких систем сводится лишь к перераспр д е елению потока в пространстве, к большей концентрации его по некоторым направлениям (прожектор).
При этом сила света Х(0, тр) возрастает по одним направлениям и уменьшается по другим. С оздаваемая излучением точечного источника освещенность поверхности о рат б атно пропорциональна квадрату расстояния г от источника до поверхности. В самом деле, Е=ОФ/йо, йФ=.!д!), а теле — есный угол д!1, под которым видна площадка до из источника, равен Ой=досова/и'. Здесь а — угол, образованный нормалью к площадке с направлением на источник (рис. 1.27). Таким образом, Е=/й!1/до=У соз а/те. Для характеристики иротяженного источника вводят еще две энергетические величины: яркость и светимость.
Пусть йФ вЂ” поток излучения, исходящего от площадки йо источника в телесный угол Й!1 по направлению, образующему угол О с нормалью к поверхности (рис. 1.28). Отношение этого потока к телесному углу и к видимой по данному направлению площади выделенного участка источника йа соз О называется энергетической яркостью источника: В (0)= =йФ/(йасозОй!1). Единица энергетической яркости 1 Вт/(м'.ср).
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
