1612045808-897604033167dc1177d2605a042c8fec (533738), страница 9
Текст из файла (страница 9)
Стационарное состояние с о ред п еленной например, в каждый отпезок разностью температур устанавливается, когда в к времени за счет излучения чувствительный элемент получает столь- ко же энергии, сколько теряет из-за теплопроводности и других причин. " т я калиб овОписываемый детектор должен иметь устройство дл р ки. ерекры . П крывая доступ излучению, по вмонтированному в чувстви- тельный эл " элемент резистору (с' пропускают тою Силу ток д ат ч вст- рают такой, кой, чтобы установилась та же разность темпер ур у о енин вительного элемента и окружающей среды, что и при погл щ ность тока ! Й, ас- измеряемого излучения.
В этих условиях мощность тока, рас- сеиваемая резистором, равна мощности излучения. Детекто ы подобно~о типа имеют много разновидностей. Их от- клик определяется только падавШим на чувствительный элемент п током энергии и не зависит от спектрального состава излучения. пото Н бо асп остранение среди таких неселективных ирие ения азности ков получили термозлемвнтаь в которых для измерения р темпе ат поглощающего излучение чувствительного элемента и окружающей среды использована термопара.
р мерах термопар инерционность этих приемников может быть довеа о 1О ' -!О ' с. Несколько термоэлементов, соединенных по- дена до — с. ательно для увеличения чувствительности, о р у р , об аз ют ге жо- следователь — ге мол1ет стол ик. ру б . Другой пример неселективного приемника — чп р нии сопротивлений ий (болометр). Его действие основано на измене сопротивления тонкого слоя металла или полупроводника при на- гревании энергией поглощаемого излучения. ассу детекторов излучении относятся фотозлектри- К другому кл у ческие приемники. то р . Э приемники, основанные на явлении внешнего .5 и отоэффекта — фотозлежвнгы и фотоумножители (см.
э 9. ) и внутреннего фотоэффекта— " твин, где погло- личие от р приемников, основанных на тепловом действии, и ами ность излучения распределяется между всеми част ц алой доле всех чувствительного элемента, здесь она отдается лишь ма зс частиц тела, а именно только некоторым входящим в его состав электронам. Поток высвобождаемых при фотоэффекте электронов (фототок) пропорционален потоку падающего излучения. Фотоэлектрическим приемникам свойственны высокая чувствительность и хорошие временнйе характеристики.
Все эти приемники обладают селекгивностью: их чувствительность в значительной степени зависит от длины волны падающего излучения. Это нужно учитывать при измерениях потока энергии в разных участках спектра. Для абсолютных измерений интенсивности такие приемники требуют специальной калибровки. Контрольны~ монро Кин оеъемизя плотность энергии элентрнчеснага поля выражается через нлпряженносгь поля?' Кин следует понимать утиерждеиие, что зинои сохранения энергии электромагнитного поля иырзжиется уриннением иепрерыиности (1лэ)? Где п его выводе нспользонэны урлннеиия й(знснеллл? Какие эиерсетичесние превращения описыииет иырижеиие (1.88]? В каких случиях с помощью иентори Пойнтиити можно вычислять пото энергии через иезимниутую поиерхность? Зинич н 1. Данлжите таждестио (1.48), используя проекции векторов ни аси деннртоиой сисгемы ноордннит.
Найдите плотность патока энергии З,(з, О и стоячей волне круговой поляризиции. Чему равно среднее значение Я,? л. Средиян плотность потока солнечной радиации ии поиерхности Земли (солнечиля оостоянния) составляет 1,4 мпт/м' (при услоини, что поглощения и атмосфере ие происходит). Оцените амплитуду нэпряжеиности элентричесною поля световой полны, приходящей ни Землю от Солнца. От и ет: Ес ! нв/и. Дне волны одининоиай частоты риспросгрэииются и одном нлпринлении.
Паиижите, что платность потока энергии результирующей волны равна сумме плотностей потоков 5 +Бе каждой из волн, если залпы линейно поляризованы зо иэиимно перпеидинулярных нинрзнленияз. с.й. Исиусинмме ) 1 о сих пор мы изучали свойства «нннтроыи мнтньж ионн. ~' электромагнитных волн в пустом Сфармчесиии инины пространстве, основываясь на уравнениях Максвелла (1.2) и (1.3) с равными нулю источниками р и 1, входящими в правые части этих уравнений. Такие уравнения без источников описывают распространение волн в пустоте, но не позволяют понять, как возникают элекромагнитные волны. Испускание электромагнитных волн происходит при ускоренном движении электрических зарядов".
Простейшая модель источника света получается, если рассмотреть диполь, электрический момент которого р(() гармонически изменяется со временем. Такой диполь э Зто утнернаение относится н диижеиию эзрядл н вакууме. В нещестие излучение возможно и прн риниомернам динженни зирядн, если скорость заряда балыке физоной сноросги свете н диниой среде (эффент Вижаюни — Черенноии, см. $2.!81. можно представить себе как объединение движущегося заряда Я с находящимся вблизи него покоящимся зарядом — Я. Точное решение на основе уравнений Максвелла задачи об излу- ктромагнитных волн такой системой приводится в курсах чении электром инамики.
Однако понять природу механизма ис у п скания электродинам сциллирующим диполем и получить необходи фор у мые фо м лы можно с помощью предложенной Дж. Томсоном прост " д ой мо ели этого явления. Рассмотрим точечный заряд Я, который до момента времени 1 — 0 лся в начале координат. Его электрическое поле изобрапокои я ими из начала жалось радиальными силовыми линиями, выходящими из н координат.
Пусть в момент времени 1=0 заряд под действием какой-то внешней си шней силы начинает двигаться с постоянным ускорением а в направлении оси з. По истечении короткого промежутка времени т действие этой силы прекращается, так что дальше заряд движется равномерно с той скоростью п=ат, которую он приобрел к концу периода ускорения. Будем считать, что ускорение а и время т таковы, что о~с. П дставим себе картину силовых линий электрического поли, создаваемого совершающим такое движение зарядом, спустя проме- времени ! после начала движения, большой по сравнению с длительностью периода ускорения т: 1>>т. В точках, леж щ елами сферы радиусом с1 (с центром в начале координат), в момент времени ! еше ие известно о том„что в момент 1= р д начал движение.
За пределами этой сферы поле такое же, каким оно было при неподвижном заряде (рис. 1.14). Напряженность этого поля равна ( ) 2 (1.59) Внутри сферы радиусом с(1 — т) электрическое поле в момент времени ! такое же, как и поле равномерно движущегося заряда, так как начиная с момента т заряд уже движет.ч с постоянной скоростью о.
При о~ с это поле в момент'времени ! совпадает с полем неподвижного точечного заряда 9, находящегося в той точа ке, через которую в момент 1 проходит движущийся заряд. При 1~т можно считать, что движущийся заряд в момент времени 1 находится на расстоянии о! от начала координат (это отличается от истинного значения расстояния всего на от/2). Таким образом, все изменения Изломы на снловых линиях, вызванные ускоренным лвныеннем заряла 0 электрического поля, связанные с Подставляя сюда Е, из (1.59) и учитывая, что г=с1, находим Е с = Яо зтОЯ4пеосз!т) . (1.60) Отношение о/т представляет собой ускорение а, с которым двигался заряд в течение промежутка времени от 0 до т.
Входящее в (1.60) время 1 можно выразить через расстояние г от заряда до точки наблюдения: 1=г/с. Поэтому соотношение (1.60) можно переписать в виде Ех= Яаз)пО,/(4пеосзг) . (1.61) Приведенный здесь вывод этой формулы был основан на предположении, что любое электромагнитное возмущение распространяется в пустоте со скоростью с. Прежде всего обратим инимание на то, что напряженность Е~ электрического поля волны убывает обратно пропорционально первой степени расстояния г от центра в отличие от напряженности Е1 электростатического поля точечного заряда, которая убывает как 1/гз. Далее отметим, что напряженность Ех поля волны в момент времени ! в точке ! 15 Вектор Е в областн взло- ма силовой линии ускоренным движением заряда в течение времени т, в момент времени 1 заключены внутри тонкого шарового слоя толщиной ст, наружный радиус которого с1, а внутренний с(! — т).
Картину электрического поля в этой области внутри шарового слоя можно найти, учитывая непрерывность силовых линий. Для этого достаточно соединить соответствующие радиальные силовые линии (рис. 1.14). Вызванный ускоренным движением заряда излом силовых линий «убегает» от заряда со скоростью с. Изломы на силовых линиях между сферами г= с! и с=с(! — т) — это и есть поле излучения заряда, т.
е. испускаемая зарядом волна, распространяющаяся со скоростью с от источника. р ассмотрим одну из силовых линий, составляющую некоторый угол 0 с направлением движения заряда (рис. 1.15). Вектор напряженности электрического поля в изломе разложим на две составляющие: радиальную Ц, и поперечную Е,. Радиальная составляющая ń— это статическое поле, создаваемое неподвижным зарядом Ц, находюцимся в начале координат.
Напряженность поля на расстоянии г=с1 задается выражением (1.59). Поперечная составляющая Ех — это напряженность электрического поля в волне, испушенной зарядом во время его движения с ускорением. Так как волна распространяется в радиальном направлении, то вектор Ех перпендикулярен направлению волны.1Из рис. 1.15 видно, что Ех /Е„= оМ п О/(ст) . (1.63) бл ия. находящейся на расстоянии т от источника, зависит на юдения.
от ускор ения заряда а в более ранний момент времени п стя излученная в момен момент 1=0, достигает точки наблюдении с у время, равное т/с. П ложим теперь, что заряд»» все время движется вдоль редполо п и этом оси г с некоторым переменным ускорением а(1), оставаясь при вблизи начала координат (например, совершает гармонические колебания). Тогда он будет излучать электромагнитные волны непрерывно.
Напряженность электрического поля в точке наблюдения, находящейся на расстоянии т от начала координат, по-прежнему опред еляется формулой (1.61), причем ноле Ег в момент времени ! зависит от ускорения а заряда в более ранний момент ре 1'=! — т/с: Ез (т, 1)=()а(1')з!пО/(4леос т). з (1.62) Для справедливости этой формулы существенно предположение о то совершающий ускоренное движение заряд все время остается вблизи начала координат, так как нвремя запаздывани / в (1.62) принято неизменным и равным времени прохождения волны ат начала координат в точку наблюдения. ет рименим полученный результат к излучению заряда Я, совершающего гармоническое колебание с частотой ок г(!)=госошв1, а(1)=г(1)= — о»'госозо»Е При таком движении заряд излучает монахроматнческую волну.
Поверхности постоянной фазы ы(! — т /с) = о»1 — 'ят = сап з! (1.64) (я=»о/с) представлиют собой сферы с центрами в начале координат, асширяюшиеся со скоростью с=о»/я. Расстояние, на которое перемешается поверхность постоянн " ф нат, расширяюш Х» РТ=-2л/й. риоду коле а н баннй Т=2л/ы, — это длина волны Х» РТ=- л/й. Формула (1.62) применима для поля изучения асциллиру щ заряда, если амплитуда го его осцилляций в (1.63) мала по сравнению с длина волны: го й: г 4.Х. Только тогда время запаздывания можно счита ч тать неизменным и полагать равным т/с. 3»то же условие о сть за яда быможно с ор фо мулировать как требование, чтобы скорое р сл чае ега называла много меньше скорости света (а 4.с).
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
