лекция по пра

ТРУДЫ ОРДЕ!!Л ЛЕИИИЯ ФИЗИЧЕСКОГО ИИСТИТУТЛ Там Эа ам. П. И. ЛЕВЕДЕВЛ ю. н. пиколлкв, и. в. Фон ПРПНЦИПЫ ПРЕОБРАЗОВАНИЯ ЭЛЕКТРИЧЕСКОЙ ЭНЕРГИИ В СВЕТОВ'У10 ВВЕДГИПЕ В настоящее врона на оснащение тратится примерно 101~ мой злект оэне гпи. М !<: 'о Д производи- ло! ос р ргпи. Мс!кду тем эффективность источш!каз света до г .. таетсл о !еиь пиэкоп. Так, лампы иакаливанпл прев !ав а пх мый свет менее а, ной янаи десятой иодводииой к пии энергии.

Люмипесцентнн превращают а ные тампы обладают большей эффективностью но я о свет только четверть расходуемой энергии. Несмотря на большую работу, которая ведется в этой области, достигнутый за паследпяе десятилетия про- гресс сравнительно невелик. Это наводит па мысль что то воэможности ста- рьж методов преобразовании электрической энергии в световую почти ис- черпаны и надо искать какие-то новые пути.

хотя бы в п пи ипе с Однако, прежде чем искать зти новые пути, ну!кно убе и у едитьсл, что оии, хотя ы в принципе, существуют. Другимп словамк, ну!кно выяснить, не связана лк ш!зная эффе ффектизность соврехгеиных источников света с термо- динамическим ограничением, подобно тому, как зто имеет место с к. п. д. паровой машины. Легко убедиться, что зто но так.

Хотя, ко я, конечно, термо- дпнампческпи предел эффективности источников света и та и существует, по ействп ль ан лежит гораздо вылив тех эффективностей, которые сейчас ас достигнуть!. Д те но, постоянное электрическое поле имеет энтропию, п лю,Се ! у~ . Св тже имеет отличную от нуля энтропп!о, если только ание монор пию, равную ок.

(, нтроиия света хроиатичен илп не собран з строго параллельный пучок. (Эн опредоляется спектральной плотностью излучения, распространяю- щегося по данному направлению.) Рождение энтропии прп испус- кании света може т компенсировать исчезновение энтропии пз-за охлаждения светящегося тела, если, конечно это охлая ден ение не слежкам .

' аким о рааом термодинамика рааре!пает такой процесс, когда .светящееся тело превращает в свет не только всю подаодив!ую электро- энергию, по и часть собственной тепловой энергии. Количественно этот вопрос был рассмотрен Вайнштейном (1). Он пришел к выводу, что макси- мальный термодинамически всамояшый н. п. д. превращения электриче- ской энергии в светову!о, т.

е. отноптение испущеиной световой энергии к затраченной электрической, равен т, (1.1) где 1Ш вЂ” эффективная температура излучения', а 1' — температура тела. ' Т. е. темаепххгох абсолютна мрэога тела, иепгскюошего азхухеапе, уеосяеже то >яе калаче тво эет!юпаа. И тай >ке статье Вайнштейн привел результаты оценок, показывающие, чта при вполне заметных моп!пастях нэлученил величина т! может ка десятки процентов превышать едпницу. Такиьс образом, термоднпаиический предел к. и.

д. превращения электрической энергии н световую еще далеко ис достигнут. Остается только найти пути, как к нему приблизиться. Рассмотрим этот вопрос более подробно. Источники света ыожио разделить иа тепловые и л!оиипесцентные. Теплозые источники света — накаленные тела — имеют теьшературу вылив температуры окружа!ошей среды. Поэтому, согласно второму аакону терэ!одппамики, они могут лшпь отдавать тепло в окружаюп!ую среду (посредствои теплопроводностп, коивекцин и лучепспускания).

Если тепловой источник света поместить в вакуум, то потери на теплопроводкость и конвенцию прекратятся. Если к тому же суметь сделать так, чтобы лучеиспусканпе происходило только в видимой части спектра, то вся подвадпмая к телу электроэнергия (которая слунснт лишь для поддержания «го высокой температуры) будет превращаться в сеет. Таким образом, дла тепловых источников света термодниампческий предел к. п.

д. равен 100ей Реальный к.п.д. кх всегда будет, конечно, заметно ниже. Люминесцентные псточинлн света, напротив, остаются холодныин. В принципе оии могут быть холоднее, чем окружающая среда. Тогда поток тепла будет направлен из окружающей среды в светящееся тело и тем самым будет осуществлено необходимоо (но ещенедостаточное) условие для получении предсказанного Вайнштейном к.п.д., превышающего единицу. Ниже мы рассмотрим фнанческпе принципы, на основе которых можно приблизиться к термодинампческому пределу к.п.д.

как для тепловых, так и для люмниесцентных источников сват». При этап мы будем из!еть в виду, что хотя у люмпнесцентных источников он несколько выпю, но еще неизвестно, какой тнп источника удастся раарабатать раньше и какой из ннх окажется наиболее удачным в практическом отношении. Весьма вероятно, что, нак его наблюдается и сейчас, оба типа ясточников света— тепловые и люминесцентные — найдут свою область применения. !. ТЕПЛОВЫЕ ИСТОЧИИИИ СВЕТА Низкая светоотдача применяемых в настоящее время ламп накаливания объясняется, как известно, тем, что основная мощность изчучешгя вольфрамовой нити приходится не на впднму!о, а на ннфракрасную область спектра.

Это происходит потому, что поглощательная способность вольфрама очень мало зависит от длины волны, п поэтому, согласно зак ну Кирхгоффа, спектр его свечения в иакаленнол! состоян!ш блиаок к спектру свечешгя абсолютно черного тела. Согласно закону Вина, по мере повышения температуры максимум в спектре излучения абсолютно черного тела смещается в коротноволиовую область. Поэтому крп повьпиении температуры доля видимого излучения в спектре абсолютно черного тела булет возрастать, осли только температура тела пе слишком велнка.

Наибалыпая доля видимого излучения в спектре абсолютно черяого тела будет тогда, когда оно будет иметь те!!пературу около 7000" К. Прпдальнейшем повышении температуры доля видимого излучения будет уменьшаться пз-за быстрого роста доли ультрафиолетового излучения. При 7000' К ни одно вещество не сможет сохраниться в твердом состоянии. Но даже если бы и удалось создать черный излучатель с такой тенаерату1н~й! (например, з ниде плазьшннога шнура), то и е зтам наиболее благо- приятном скучна ка долю видимого излучения пршилас б р р 37»4 от всей излучаемой мощластп '. ась ы првмерпо Другое дало, если бы тело какала было прозрачна и н внф внфракрасвол области спектра.

Тогда, согласно закову Кпрхгаффа, опо внче б пзл ча. ло в этап областп, т. е. все его палучеппе лежало бы в впдпмой (и частпчпа в ультрафкалетовой) часта спектра. Светоотдача лампы с таким телом какала была бы весьма высока; Остается только найти вещество, подходящее длл изготовления этого тела накала. Как было показано в работе (2), таким веществом может служпть достаточна термостойкпй полупроводвпк с широкой запрещеппой запой. С пптересующей кас точки арепвя полупроводник характарпэуют следуннцве оспозпые свойства: 1) шпрппа запрещенной зовы Еа, 2) завпспмость Еа ат температуры (обмчпо считается, что Еа уменьшается с ростом температуры по лкпейпому аакоцу Ест = Еа.э — ))Т, где () = (3 — 6) ° 10 ' ээ)град); 3) копцевтрацпя примесей )»'; 4) глубппа уровпей Е, вносимых примесью; если Е з Ео, т. е.

уровепь достаточно близок к одпай пз зоп, то счнтаетск, что Е пе завпспт от Т; 5) частбты колебапвй решеткп (с ппмп связано положевпе волос поглощевпя в инфракрасной области); 6) величина подиви<паств )з свободных восптелей заряда и ее завкспмость от тезшературы; 7) эффективная масса шн восптелей ааряда; 8) прпрода края фундаментального поглощевпя (прямые плп непрямые переходы, разрешепкые плп закрещеппые). Рассмотрим, как связаны указанные свойства с работой полулроводкпковой лазшы пакалпвавпя и, в частпостп, с ее эффектввпостью.

Под аффевтпвпостью мы будем понимать отношение эвергвп, испускаемой в видпмой областп спектра, ко всей подводвмой эвергпп. Если накаленный полупроводнпк находятся в вакууме, то отвод знергпп осуществляется только путем лучепспускавпя. Поэтому в атом случае вместо величины подводпмой зяергпп мы будем брать полную внапчвпу эвергпп пзлучеСогласно закону Кпрхгоффа, мощпость, пспускаемая накаленным телом в пптервале частот Ы», равна з(»,Т)й» = К(»,Т) А(»,Т)<Ь, (1 2) "УФ И'ся = ~ з(».

Т)()», где й»н„= 1,8 ээ ()ь = 685 зьк) и )з»ге = 3 ээ (э, = 412 нэх) — прппятые нами грашщы видимой частя спектра. Полная мощность взлучеппя И',„ч равна И'и,н =- ) е (», Т) 3». ч (! .4? ь Видимым мы ннэыиинм нину»нине, лнжнщчэ э области энергий кичигин ст 3 Хс ЦЭ ээ. В середние э»иги ни»иринин чукстиитеньиос»ь г»ээн мнксиманьин, н нн крайх еаьтэиииит ирнмернн О,бщ о» микиимээьиай.

Вин иги ннэ чщэ мэиьщн, и мы ни пренебрегаем. где 4(»,Т) — взлучательвая способпость абсолютно черного тела (фупк- цпя Планка), а К (», Т) — поглсщательпая способность накаленного теда. Мощпость И',, пспускаемая в впдпмой части спектра, Е и тела накала находится в вакууме в патеры па теилоправадпасть отсутствуют, то эффектпвпость») теплового пзлучатали равна (1.5) Прпппмая во внимание формулы (1.2) — (1.5), получаем 'ге 1 К(, Т)А(»,Т)и'» з)(Т) = ((.6) ~ Х (», Т) А (», Т) б» ч Баксе строго было бы вычислять пе эффективность, а сзетоотдачу у по формуле () (»)еба т) б» ьр(Т) = (1.7) )н(», Т) и'» ь где У(») — функция впдпостп (завпскзюсть чувстнктельпасти глаза от частоты падающего па кега света).