A testek hőmérsékletének mérésére szolgáló módszerek halmazát a hősugárzás törvényei alapján ún. Az ehhez használt műszereket pirométereknek nevezzük.

Ezek a módszerek nagyon kényelmesek különféle objektumok hőmérsékletének mérésére, ahol nehéz vagy akár lehetetlen a hagyományos kontaktérzékelők használata. Ez elsősorban a magas hőmérséklet mérésére vonatkozik.

Az optikai pirometriában a következő testhőmérsékleteket különböztetjük meg: sugárzás (ha a mérést széles hullámhossz-tartományban végzik), szín (ha szűk intervallumban - a látható fény intervalluma), fényesség (egy hullámhosszon).

1. Sugárzási hőmérséklet T p - egy teljesen fekete test hőmérséklete, amelyen az energia fényessége R egyenlő az energia fényességével R m adott test a hullámhosszok széles tartományában.

Ha azonban megmérjük egy adott test által kibocsátott teljesítményt egy egységnyi felületről kellően széles hullámtartományban, és ennek nagyságát összehasonlítjuk egy teljesen fekete test energiafényességével, akkor a (11) képlet segítségével kiszámíthatjuk a hőmérsékletet. ennek a testnek mint

Az így meghatározott hőmérséklet Tp pontosan megfelel a valós hőmérsékletnek T csak ha a vizsgált test teljesen fekete.

Szürke testre a Stefan-Boltzmann törvényt így írhatjuk fel

R m (T) = α T σT négy ; ahol α T< 1.

Ha ezt a kifejezést behelyettesítjük az (1) képletbe, megkapjuk

Egy szürke test esetében a sugárzási hőmérséklet értéke alulbecsültnek bizonyul ( Tp< T), azaz a szürke test valódi hőmérséklete mindig magasabb, mint a sugárzási hőmérséklet.

2. Színhőmérséklet T c - ez egy abszolút fekete test hőmérséklete, amelynél ennek a testnek és a vizsgált testnek az energiafényességének spektrális sűrűségének relatív eloszlása ​​a lehető legközelebb van a spektrum látható tartományában.

Általában a λ 1 = 655 nm (piros), λ 2 = 470 nm (zöld-kék) hullámhosszokat választják a színhőmérséklet meghatározásához. Szürke testek (vagy tulajdonságukban közeli testek) energiafényességének spektrális sűrűsége a pontossággal. állandó együttható(monokromatikus abszorpciós együttható) arányos a fekete test energiafényességének spektrális sűrűségével. Következésképpen egy szürke test spektrumában az energia eloszlása ​​ugyanaz, mint egy teljesen fekete test spektrumában, azonos hőmérsékleten.

A szürke test hőmérsékletének meghatározásához elegendő a teljesítmény mérése I (λ,T) a test egy egységnyi felülete által sugárzott, meglehetősen szűk spektrális tartományban (arányos r (λ,T)), két különböző hullámhoz. Hozzáállás I (λ,T) két hullámhosszra egyenlő a függőségek arányával f(λ,T) ezekre a hullámokra, amelyek alakját az előző bekezdés (2) képlete adja meg:

(2)

Ebből az egyenletből matematikailag megkaphatja a hőmérsékletet T. Az így kapott hőmérsékletet színhőmérsékletnek nevezzük. A test színhőmérséklete, amelyet a (2) képlet határoz meg, megfelel a valódinak.

A valódi szürke test színhőmérséklete a bécsi eltolási törvényből is megtalálható.

3. Fényerő hőmérséklet (T i) egy bizonyos testet egy abszolút fekete test hőmérsékletének nevezünk, amelynél az f (λ, T) energiafényességének spektrális sűrűsége bármely meghatározott hullámhosszra megegyezik ennek a spektrális sűrűségével, energiafényességének r (λ, T) értékével. test azonos hullámhosszra.

Mivel egy nem fekete test esetében az energiafény spektrális sűrűsége egy bizonyos hőmérsékleten mindig kisebb, mint egy teljesen fekete testé, a test valódi hőmérséklete mindig magasabb lesz, mint a fényesség.

Fényerősség-pirométerként használják eltűnő drótpirométer. A hőmérséklet-meghatározás elve a pirométerlámpa forró izzószála fényerejének vizuális összehasonlításán alapul a vizsgált tárgy képének fényességével. monokromatikus fényszűrőn keresztül megfigyelt fényerőegyenlőség (a méréseket általában hullámhosszon végzik λ = 660 nm), a pirometrikus lámpa izzószálának képének eltűnése határozza meg a forró tárgy képének hátterében. A pirométerlámpa izzószálának izzását reosztát szabályozza, az izzószál hőmérsékletét pedig kalibrációs táblázat vagy táblázat alapján határozzuk meg.

A mérések eredményeként kapjuk meg a pirométer izzószál és a vizsgált tárgy fényerejének egyenlőségét, és határozzuk meg a pirométer izzószál hőmérsékletét a grafikonból T 1. Ekkor a (3) képlet alapján felírhatjuk:

f (λ,T 1)α 1 (λ,T 1) = f (λ ,T 2)α2 (λ, T2),

ahol α 1 (λ,T 1)és α 2 (λ,T 2) a pirométerszál anyagának monokromatikus abszorpciós együtthatói és a vizsgált tárgy. T1és T2- a pirométer izzószálának és a tárgynak a hőmérséklete. Amint ebből a képletből látható, a tárgy és a pirométer izzószál hőmérsékletének egyenlősége csak akkor figyelhető meg, ha egyenlők az α 1 spektrum megfigyelt tartományában lévő monokromatikus abszorpciós együtthatóikkal. (λ,T 1)= α2 (λ,T 2). Ha α 1 (λ,T 1)> α2 (λ,T 2), az objektum hőmérsékletének alulbecsült értékét kapjuk, fordított arány mellett - túlbecsült hőmérsékleti értéket.

külső fotoelektromos hatás az anyag hatása alatti elektronkibocsátásának jelenségét nevezzük elektromágneses sugárzás. Belső fotoelektromos hatás Az úgynevezett szabad elektronok megjelenése az anyagban (félvezetőkben) elektromágneses sugárzás hatására A kötött (vagy vegyérték) elektronok szabaddá válnak (az anyagon belül). Ennek eredményeként az anyag ellenállása csökken.

A külső fotoelektromos hatás törvényei:

1. A sugárzás állandó spektrális összetétele mellett a telítési áramerősség (vagy a katód által egységnyi idő alatt kibocsátott fotoelektronok száma) egyenesen arányos a fotokatódra eső sugárzási fluxussal (sugárzás intenzitása).

2. Adott fotokatód esetén a fotoelektronok maximális kezdeti sebességét, és ebből következően maximális kinetikus energiáját a sugárzási frekvencia határozza meg, és nem függ annak intenzitásától.

3. Minden anyaghoz van egy piros szegély a fotoelektromos hatásnak, azaz. minimális sugárzási frekvencia ν 0 , amelynél még lehetséges a külső fotoelektromos hatás. Vegye figyelembe, hogy az érték ν 0 függ a fotokatód anyagától és felületének állapotától.

A külső fotoelektromos hatás magyarázata a fény hullámelméleti oldaláról ellentmondott a kísérleti adatoknak. A hullámelmélet szerint egy fémben lévő elektromágneses hullám mezejének hatására az atomban az elektronok kényszerrezgései keletkeznek, amelyek amplitúdója nagyobb, minél nagyobb a hullám elektromos térerősségének vektora. E o(és innen a fényintenzitás I~E o 2).

Ennek eredményeként az elektronok elhagyhatják a fémet és kiléphetnek belőle, i.e. külső fotoelektromos hatás figyelhető meg. Minél nagyobb legyen a kibocsátott elektronok sebessége, azaz. a fotoelektronok mozgási energiájának a sugárzás intenzitásától kell függnie, ami ellentmond a kísérleti adatoknak. Ezen elmélet szerint bármilyen frekvenciájú, de kellően nagy intenzitású sugárzásnak elektronokat kell kihúznia a fémből, azaz. a fotoelektromos hatásnak nem szabad vörös szegélye lenni.

A. Einstein 1905-ben kimutatta, hogy a fotoelektromos hatás jelensége és törvényei M. Planck kvantumelmélete alapján magyarázhatók. Einstein szerint a ν frekvenciájú fény (sugárzás) nemcsak kibocsátódik, ahogyan azt M. Planck feltételezte, hanem a térben is terjed, és külön részekben (kvantumokban) nyeli el az anyag, amelynek energiája

E o = hν, (1)

ahol h\u003d 6,626176 * 10 -34 J × s - Planck-állandó,

Később sugárzási kvantumokat hívtak fotonok. Einstein szerint minden kvantumot csak egy elektron nyel el. Ha a kvantumenergia nagyobb, mint a fémből származó elektron munkafüggvénye, azaz. hν >= A ki, akkor az elektron elhagyhatja a fém felületét. A kvantumenergia fennmaradó részét az anyagot elhagyó elektron kinetikus energiájának létrehozására használják. Ha egy elektron sugárzás hatására nem a felszínen, hanem bizonyos mélységben szabadul fel, akkor a kapott energia egy része elveszhet az anyagban lévő elektron véletlenszerű ütközései miatt, és kinetikai energiája kisebb lesz. Következésképpen az anyagra eső sugárzási kvantum energiája az elektron által végzett munkára és a kinetikus energia közlésére a kibocsátott fotoelektronnal költődik el.

Egy ilyen folyamat energiamegmaradásának törvényét az egyenlőség fejezi ki

(2)

Ezt az egyenletet ún A külső fotoelektromos hatás Einstein-egyenlete.

Az Einstein-egyenletből egyenesen következik, hogy a fotoelektron maximális kinetikus energiája vagy sebessége a sugárzási frekvenciától függ. A sugárzási frekvencia csökkenésével a mozgási energia csökken, és egy bizonyos frekvencián nullával egyenlővé válhat. Az Einstein-egyenletnek ebben az esetben a formája lesz

h ν 0 = A ki.

Az ennek az aránynak megfelelő ν 0 frekvencia minimális értékű lesz, és a fotoelektromos hatás vörös határa. Ez utóbbiból jól látható, hogy a fotoelektromos hatás vörös határát az elektronmunka függvény határozza meg és függ kémiai természet anyag és felületének állapota. A képletből kiszámítható a fotoelektromos hatás vörös határának megfelelő hullámhossz . Mert hν< А вых фотоэффект прекращается. Число высвобождаемых вследствие фотоэффекта электронов должно быть пропорционально числу падающих на поверхность вещества квантов излучения, а, следовательно, потоку излучения F.

A lézerek feltalálásával nagy sugárzási teljesítményeket értek el, ilyenkor egy elektron kettőt vagy többet is el tud nyelni (N) fotonok (N=2…7). Az ilyen jelenséget ún többfoton (nemlineáris) fotoelektromos hatás. A többfoton fotoelektromos hatás Einstein-egyenlete a következőképpen alakul

Ebben az esetben a fotoelektromos hatás vörös határa hosszabb hullámhosszok felé tolódhat el.

A fotoáram függésének jellege én az anód és a katód közötti potenciálkülönbségtől U(volt-amper karakterisztika vagy CVC) állandó sugárzási fluxus mellett a monokromatikus sugárzás fotokatódjához az ábrán látható. egy.

Fényáram megléte feszültségen U=0 amiatt, hogy a katód által kibocsátott fotoelektronoknak van néhány kezdeti sebességés ennek megfelelően a kinetikus energiát, és ezért külső elektromos tér nélkül is elérheti az anódot. Ahogy nő az érték U(az anódnál pozitív potenciál esetén) a fotoáram fokozatosan növekszik, pl. összes több A fotoelektronok elérik az anódot.

Az áram-feszültség karakterisztika ezen szakaszának kíméletes jellege azt jelzi, hogy az elektronok különböző sebességgel repülnek ki a katódból. A fotoáram maximális értéke, amelyet telítési áramnak neveznek én minket, ezen az értéken érhető el te, amelyen a katód által kibocsátott összes elektron az anódra kerül. Jelentése én minket. A katód által kibocsátott fotoelektronok száma határozza meg 1 sés a fotokatódra eső sugárzási fluxus nagyságától függ.

Ha az anód negatív potenciállal rendelkezik, akkor a keletkező elektromos tér lelassítja a fotoelektronok mozgását. Ez az anódot elérő elektronok számának csökkenéséhez, következésképpen a fotoáram csökkenéséhez vezet. A negatív polaritású feszültség minimális értéke, amelynél a katód elhagyásakor a legnagyobb sebességű elektronok egyike sem érheti el az anódot, pl. a fényáram nullává válik, ún késleltetési feszültség U o .

A késleltető feszültség értéke az elektronok kezdeti maximális kinetikus energiájához kapcsolódik az összefüggés alapján

Ezt szem előtt tartva az Einstein-egyenlet alakba is felírható

hν \u003d A ki + eU 0 .

Ha megváltoztatja az azonos spektrális összetételű katódra eső sugárzási fluxus értékét, akkor az áram-feszültség karakterisztikája a 2. ábrán látható alakot kapja. 2.

Ha a sugárzási fluxus állandó értékénél megváltozik annak spektrális összetétele, pl. sugárzási frekvencia, akkor az áram-feszültség karakterisztikája megváltozik, ahogy az a 3. ábrán látható.

U 0 0 U U 03 U 02 U 01 0 U

F 3 > F 2 > F 1 n = állandó n 3 > n 2 > n 1 F = állandó

Hipotézist fogalmazott meg: a fényt külön részek - kvantumok (vagy fotonok) bocsátják ki és abszorbeálják. Az egyes fotonok energiáját a képlet határozza meg E= h ν , ahol h- Planck-állandó, egyenlő 6,63-mal. 10-34 J. s, ν a fény frekvenciája. Planck hipotézise sok jelenséget megmagyarázott: különösen a fotoelektromos hatás jelenségét, amelyet Heinrich Hertz német tudós fedezett fel 1887-ben, és amelyet A. G. Stoletov orosz tudós vizsgált kísérletileg.

fotoelektromos hatás — Ez az a jelenség, amikor egy anyag elektronokat bocsát ki fény hatására.

A kutatás eredményeként a fotoelektromos hatás három törvényét állapították meg:

1. A telítési áram erőssége egyenesen arányos a test felületére eső fénysugárzás intenzitásával.

2. A fotoelektronok maximális kinetikus energiája a fény frekvenciájával lineárisan növekszik, és nem függ annak intenzitásától.

3. Ha a fény frekvenciája kisebb, mint egy adott anyagra meghatározott minimális frekvencia, akkor a fotoelektromos hatás nem lép fel.

A fotoáram feszültségtől való függését a 36. ábra mutatja.

A fotoelektromos hatás elméletét A. Einstein német tudós alkotta meg 1905-ben. Einstein elmélete a fémből származó elektronok munkafunkciójának és a kvantumfény-emisszió fogalmán alapul. Einstein elmélete szerint a fotoelektromos hatásnak a következő magyarázata van: egy fénykvantum elnyelésével az elektron energiához jut. hv. Fém elhagyásakor az egyes elektronok energiája egy bizonyos mértékben csökken, amit ún munka funkció(A ki). A munkafüggvény az a munka, amely egy elektron fémből való eltávolításához szükséges. Az elektronok maximális energiája a távozás után (ha nincs egyéb veszteség): mv 2 / 2 \u003d hv - A kimenet, Ezt az egyenletet Einstein-egyenletnek nevezik .

Ha egy hν< És akkor a fotoelektromos hatás nem jelentkezik. Eszközök, piros szegély fotó hatás egyenlő ν min = A ki / h

Azokat az eszközöket, amelyek működési elvén alapul a fotoelektromos hatás jelensége, ún fotó elemek. A legegyszerűbb ilyen eszköz a vákuum fotocella. Az ilyen fotocellák hátrányai: alacsony áramerősség, alacsony érzékenység a hosszúhullámú sugárzásra, gyártási nehézségek, áramkörökben való használat képtelensége váltakozó áram. Használják a fotometriában a fény intenzitásának, a fényerősségnek, a megvilágításnak a mérésére, a filmművészetben hangreprodukciós célokra, a fototávírókban és a fototelefonokban, a gyártási folyamatok irányításában.

Léteznek olyan félvezető fotocellák, amelyekben fény hatására megváltozik az áramhordozók koncentrációja, elektromos áramkörök automatikus vezérlésében (pl. metró forgókapukban), váltóáramú áramkörökben, mint nem megújuló áramforrás. órákban, mikrokalkulátorokban, az első napelemes autókat tesztelik, használják napelemek a mesterséges műholdak Földi, bolygóközi és orbitális automata állomások.

A fotoelektromos hatás jelensége a fényképészeti anyagokban fény hatására végbemenő fotokémiai folyamatokhoz kapcsolódik.

Belső fotoelektromos hatás 1873-ban fedezte fel az amerikai W. Smith és az angol J. May. Vagyis korábban, mint a külső fotoelektromos hatás.

A belső fotoelektromos hatás iskolai körülmények között történő megfigyeléséhez használhat fotodiódát (nem tévesztendő össze a LED-del) vagy egy régi tranzisztort, amelynek fémsapkáját szépen lefűrészelték, hogy megnyíljon a fény hozzáférése egy félvezető kristályhoz. Ha egyenirányítóhoz és galvanométerhez csatlakoztatja, akkor megfigyelheti, hogy nappali fényben is, hogyan növekszik meredeken a kristály vezetőképessége. Az ilyen vezetést fotovezetésnek nevezzük.

A belső fotoelektromos hatás törvényei sokak keményebb a törvényeknél külső, és ezeket itt nem fogjuk figyelembe venni. Megjegyezzük azonban, hogy ezek a vegyérték, az elektronikus szintek stb. fogalmain alapulnak, amelyeket Ön a kémiából ismer, és lehetővé teszik számunkra, hogy megmagyarázzuk a fotoelektromos hatás előfordulását a félvezetőkben.

A külső fotoelektromos hatás a 20. század első felében talált alkalmazásra a technikában. Természetesen az egykori némamozi hangja. A fotocella lehetővé teszi, hogy a filmre "fényképezett" hangot hallhatóvá alakítsa. Egy közönséges lámpa fénye áthaladt a film hangsávján, megváltozott, és megütötte a fotocellát (lásd a fotót). Minél több fény halad át a sávon, annál hangosabb a hang a hangszóróban. NÁL NÉL élettelen természet A külső fotoelektromos hatás több millió éven keresztül nyilvánul meg bolygószinten. Erőteljes napsugárzás, amely hatással van az atomokra és molekulákra a föld légköre, kiüti belőlük az elektronokat, vagyis ionizálja a légkör felső rétegeit.

A belső fotoelektromos hatást jelenleg sokkal gyakrabban alkalmazzák a technikában, mint a külsőt. Például a fényt elektromos árammá alakítja a fotovoltaikus cellákban és hatalmas napelemeket az űrhajókban. A fotoelektromos effektus „működik” speciális fényérzékeny eszközökben, például fotoellenállásokban, fotodiódákban, fototranzisztorokban. Ennek köszönhetően lehetőség nyílik a szállítószalagon lévő alkatrészek megszámlálására, vagy különféle mechanizmusok (világítótornyok, utcai világítás, automatikus ajtónyitás stb.) automatikus be- és kikapcsolására. Ezenkívül a belső fotoelektromos hatásnak köszönhetően a kép elektromos jelekké alakítható, és távolról továbbítható (televízió).

A fotoelektromos hatás legszélesebb körű alkalmazása napjainkban a már megépült naperőművek, valamint a több száz megawatt kapacitásig terjedő új ilyen állomások építésére irányuló projektek. Szakértők szerint 2020-ban a világ elektromos áramának akár 20%-át a napenergia fotovoltaikus átalakításával állítják elő a Földön és az űrben.

(C) 2012. Liukina Tatyana Vitalievna (Kemerovo régió, Leninszk-Kuznyeckij)

1. A fotoelektromos hatás felfedezésének története

2. Sztoletov törvényei

3. Einstein-egyenlet

4. Belső fotoelektromos hatás

5. A fotoelektromos hatás jelenségének alkalmazása

Bevezetés

Számos optikai jelenséget következetesen megmagyaráztak a fény hullámtermészetére vonatkozó elképzelések alapján. Azonban a 19. század végén - a 20. század elején. Olyan jelenségeket fedeztek fel és tanulmányoztak, mint a fotoelektromos hatás, a röntgensugarak, a Compton-effektus, az atomok és molekulák sugárzása, a hősugárzás és egyebek, amelyeknek a hullámszempontú magyarázata lehetetlennek bizonyult. Az új kísérleti tények magyarázatát a fény természetére vonatkozó korpuszkuláris elképzelések alapján kaptuk. Paradox helyzet állt elő azzal kapcsolatban, hogy egy hullám és egy részecske teljesen ellentétes fizikai modelljét használták az optikai jelenségek magyarázatára. Egyes jelenségekben a fény hullámtulajdonságokat mutatott, másokban korpuszkuláris.

A különböző jelenségek között, amelyekben a fény anyagra gyakorolt ​​hatása megnyilvánul, fontos helyet foglal el a fotoelektromos hatás, vagyis egy anyag által a fény hatására kibocsátott elektronok. Ennek a jelenségnek az elemzése a fénykvantumok gondolatához vezetett, és rendkívül fontos szerepet játszott a modern elméleti koncepciók kidolgozásában. Ugyanakkor a fotoelektromos effektust a tudomány és a technológia legkülönbözőbb területein kivételesen széles körben elterjedt és még gazdagabb kilátásokkal kecsegtető fotocellákban alkalmazzák.

A fotoelektromos hatás felfedezésének története

A fotoelektromos hatás felfedezését 1887-nek kell tulajdonítani, amikor Hertz felfedezte, hogy a szikraköz elektródák feszültség alatti ultraibolya fénnyel való megvilágítása megkönnyíti a köztük lévő szikrát.

A Hertz által felfedezett jelenség az alábbi, könnyen megvalósítható kísérletben figyelhető meg (1. ábra).

Az F szikraköz értékét úgy választjuk meg, hogy a T transzformátorból és egy C kondenzátorból álló áramkörben a szikra nehezen ugrik (percenként egyszer-kétszer). Ha a tiszta cinkből készült F elektródákat Hg higanylámpa fényével világítjuk meg, akkor a kondenzátor kisülése nagyban megkönnyíti: szikra ugrál. 1. Hertz-kísérlet vázlata.

A fotoelektromos hatást 1905-ben Albert Einstein magyarázta (amiért megkapta Nóbel díj) Max Plancknak ​​a fény kvantumtermészetére vonatkozó hipotézise alapján. Einstein munkája egy fontos új hipotézist tartalmazott – ha Planck azt javasolta, hogy a fény csak kvantált részekben bocsátkozik ki, akkor Einstein már azt hitte, hogy a fény csak kvantumrészek formájában létezik. A fény mint részecskék (fotonok) fogalmából rögtön következik a fotoelektromos hatás Einstein-féle képlete:

ahol a kibocsátott elektron mozgási energiája, az adott anyag munkafüggvénye, a beeső fény frekvenciája, a Planck-állandó, amely pontosan megegyezik a Planck-féle fekete test sugárzási képletével.

Ebből a képletből következik a fotoelektromos hatás vörös határának létezése. Így a fotoelektromos hatás vizsgálata a legkorábbi kvantummechanikai vizsgálatok közé tartozott.

Sztoletov törvényei

Az orosz fizikus A.G. először (1888–1890) részletesen elemezve a fotoelektromos hatás jelenségét. Stoletov elvileg megkapta fontos eredményeket. A korábbi kutatókkal ellentétben kis potenciálkülönbséget vett fel az elektródák között. A Stoletov-kísérlet sémája az 1. ábrán látható. 2.

Az akkumulátorhoz két elektróda van rögzítve (az egyik rács, a másik lapos), amelyek vákuumban helyezkednek el. Az áramkörben lévő ampermérő a keletkező áramerősség mérésére szolgál. A katódot különböző hullámhosszú fénnyel besugározva Stoletov arra a következtetésre jutott, hogy az ultraibolya sugarak a leghatékonyabbak. Ezenkívül azt találták, hogy a fény hatására keletkező áram erőssége egyenesen arányos annak intenzitásával.

1898-ban Lenard és Thomson a töltéseltérítés módszerét alkalmazva elektromos ill mágneses mezők meghatározta a kilökött töltött részecskék fajlagos töltését 2. Stoletov kísérletének vázlata.

fényt a katódról, és megkapta a kifejezést

SGSE egység s/g, ami egybeesik az elektron ismert fajlagos töltésével. Ebből az következett, hogy a fény hatására az elektronok kilökődnek a katód anyagából.

A kapott eredményeket összegezve a következők minták fotoelektromos hatás:

1. A fény állandó spektrális összetétele mellett a telítési fotoáram erőssége egyenesen arányos a katódra eső fényárammal.

2. A fény által kilökött elektronok kezdeti kinetikus energiája a fény frekvenciájával lineárisan növekszik, és nem függ annak intenzitásától.

3. A fotoelektromos hatás nem következik be, ha a fény frekvenciája kisebb, mint az egyes fémekre jellemző bizonyos érték, az úgynevezett vörös határ.

A fotoelektromos hatás első mintázata, valamint magának a fotoelektromos hatásnak a fellépése könnyen megmagyarázható a klasszikus fizika törvényei alapján. Valójában a fénytér, amely a fém belsejében lévő elektronokra hat, gerjeszti azok rezgéseit. Az erőltetett rezgések amplitúdója elérheti azt az értéket, amelynél az elektronok elhagyják a fémet; akkor a fotoelektromos hatás figyelhető meg.

Tekintettel arra, hogy a klasszikus elmélet szerint a fény intenzitása egyenesen arányos az elektromos vektor négyzetével, a kibocsátott elektronok száma a fényintenzitás növekedésével növekszik.

A fényelektromos hatás második és harmadik törvényét nem magyarázzák a klasszikus fizika törvényei.

A fém monokromatikus fényárammal történő besugárzásakor fellépő fotoáram (3. ábra) az elektródák közötti potenciálkülönbségtől való függését vizsgálva (az ilyen függést általában a fotoáram volt-amper karakterisztikájának nevezik), megállapították, hogy: 1) a fényáram nemcsak -on, hanem -on is fellép; 2) a fényáram nullától egy adott fémre szigorúan meghatározott potenciálkülönbség negatív értékéig, az úgynevezett retardáló potenciálig különbözik; 3) a blokkoló (késleltető) potenciál nagysága nem függ a beeső fény intenzitásától; 4) a fényáram a késleltető potenciál abszolút értékének csökkenésével nő; 5) a fotoáram értéke a növekedéssel növekszik, és egy bizonyos értéktől a fotoáram (ún. telítési áram) állandóvá válik; 6) a telítési áram értéke a beeső fény intenzitásának növekedésével nő; 7) a késedelem értéke 3. Funkció

a potenciál a beeső fény frekvenciájától függ; fotoáram.

8) a fény hatására kilökődő elektronok sebessége nem a fény intenzitásától, hanem csak a frekvenciájától függ.

Einstein egyenlete

A fotoelektromos effektus jelenségét és minden szabályszerűségét jól megmagyarázzuk segítségével kvantum elmélet fény, ami megerősíti a fény kvantumtermészetét.

Mint már említettük, Einstein (1905), a Planck-féle kvantumelméletet kidolgozva, felvetette azt az elképzelést, hogy nemcsak a sugárzás és abszorpció, hanem a fény terjedése is részekben (kvantumokban) történik, amelyek energiája és lendülete:

ahol a hullámvektor mentén irányított egységvektor. Az energiamegmaradás törvényét a fémek fotoelektromos hatásának jelenségére alkalmazva Einstein a következő képletet javasolta:

, (1)

ahol a fémből származó elektron munkafüggvénye, a fotoelektron sebessége. Einstein szerint minden kvantumot csak egy elektron nyel el, és a beeső foton energiájának egy része a fémelektronok munkafüggvényére fordítódik, míg a fennmaradó rész kinetikus energiát ad az elektronnak.

Amint az (1)-ből következik, a fémekben a fotoelektromos hatás csak -on léphet fel, ellenkező esetben a fotonenergia nem lesz elegendő ahhoz, hogy egy elektront kilökjön a fémből. A fény legalacsonyabb frekvenciája, amelynek hatására a fotoelektromos hatás létrejön, nyilvánvalóan a feltételtől függ.

A (2) feltétel által meghatározott fényfrekvenciát a fotoelektromos hatás "vörös határának" nevezzük. A "piros" szónak semmi köze a fény színéhez, amelyben a fotoelektromos hatás létrejön. Fémtípustól függően a fotoelektromos hatás „piros szegélye” megfelelhet a vörös, sárga, lila, ultraibolya fénynek stb.

Az Einstein-képlet segítségével a fotoelektromos hatás egyéb törvényszerűségei is megmagyarázhatók.

Tegyük fel, hogy az anód és a katód között van késleltető potenciál. Ha az elektronok mozgási energiája elegendő, akkor a lassuló mezőt leküzdve fotoáramot hoznak létre. A fotoáram azokat az elektronokat foglalja magában, amelyekre a feltétel teljesül . A késleltetési potenciál értékét a feltétel határozza meg

, (3)

ahol - maximális sebesség kilökött elektronok. Rizs. négy.

Ha (3)-at (1) behelyettesítjük, azt kapjuk

Így a késleltető potenciál nagysága nem az intenzitástól, hanem csak a beeső fény frekvenciájától függ.

A fémből származó elektronok munkafüggvénye és a Planck-állandó a beeső fény frekvenciájától való függés ábrázolásával határozható meg (4. ábra). Amint látja, a potenciáltengelytől levágott szegmens .

Tekintettel arra, hogy a fény intenzitása egyenesen arányos a fotonok számával, a beeső fény intenzitásának növekedése a kilökött elektronok számának növekedéséhez, azaz a fotoáram növekedéséhez vezet.

Einstein képlete a nemfémek fotoelektromos hatására a következő formában van

.

A jelenlét - a kötött elektron elválasztásának munkája egy atomtól a nemfémekben - azzal magyarázható, hogy a fémekkel ellentétben, ahol szabad elektronok vannak, a nemfémekben az elektronok atomokhoz kötött állapotban vannak. Nyilvánvaló, hogy amikor a fény nemfémekre esik, a fényenergia egy része az atomban lévő fotoelektromos hatásra - az elektron atomtól való elválasztására -, a többi pedig az elektron munkafunkciójára és kinetikai kölcsönzésére fordítódik. energiát az elektronnak.

A vezetési elektronok spontán módon nem hagyják el észrevehető mennyiségben a fémet. Ez azzal magyarázható, hogy a fém potenciális kutat jelent számukra. A fémet csak azok az elektronok hagyhatják el, amelyek energiája elegendő a felületen meglévő potenciálgát leküzdésére. Azok az erők, amelyek ezt az akadályt okozzák, a következő eredetűek. Az elektron véletlen eltávolítása a rács pozitív ionjainak külső rétegéből többlet pozitív töltés megjelenéséhez vezet azon a helyen, ahonnan az elektron távozott. A Coulomb-kölcsönhatás ezzel a töltéssel az elektront, amelynek sebessége nem túl nagy, visszatér vissza. Így az egyes elektronok folyamatosan elhagyják a fémfelületet, több atomközi távolsággal eltávolodnak tőle, majd visszafordulnak. Ennek eredményeként a fémet vékony elektronfelhő veszi körül. Ez a felhő az ionok külső rétegével együtt kettős elektromos réteget alkot (5. ábra; körök - ionok, fekete pontok - elektronok). Az ilyen rétegben lévő elektronra ható erők a fém belsejébe irányulnak. Az ezekkel az erőkkel szembeni munka az elektronnak a fémből a kifelé történő átvitele során az elektron potenciális energiáját növeli (5. ábra).

Így a fémen belüli vegyértékelektronok potenciális energiája annyival kisebb, mint a fémen kívül (6. ábra). Az energiaváltozás több atomközi távolság nagyságrendjében megy végbe, ezért a kút falai függőlegesnek tekinthetők.

Egy elektron potenciális energiája Fig. 6.

és annak a pontnak a potenciálja, ahol az elektron van ellentétes jelek. Ebből az következik, hogy a fém belsejében lévő potenciál -val nagyobb, mint a felülete közvetlen közelében.

Ha többlet pozitív töltést adunk a fémnek, az növeli a potenciált mind a felületen, mind a fém belsejében. Az elektron potenciális energiája ennek megfelelően csökken (7. ábra, a).

A végtelen potenciális és potenciális energia értékeit tekintjük referenciapontnak. A negatív töltés bevezetése csökkenti a potenciált a fémen belül és kívül. Ennek megfelelően az elektron potenciális energiája nő (7. ábra, b).

A fémben lévő elektron teljes energiája a potenciális és a kinetikus energiák összege. Abszolút nullánál a vezetési elektronok kinetikus energiájának értékei nullától a Fermi-szinttel egybeeső energiáig terjednek. ábrán. A 8. ábrán a vezetési sáv energiaszintjei a potenciálüregbe vannak írva (a szaggatott vonalak a 0K-on nem foglalt szinteket mutatják). A fémből való kimozduláshoz a különböző elektronoknak különböző energiákat kell adni. Tehát a vezetési sáv legalsó szintjén elhelyezkedő elektronnak energiát kell adni; egy Fermi-szintű elektronhoz elegendő az energia .

A legkisebb energiát, amelyet az elektronnak át kell adni ahhoz, hogy szilárd vagy folyékony testből vákuumba kerüljön, az ún. kilép a munkából. Egy fémből származó elektron munkafüggvényét a kifejezés határozza meg

Ezt a kifejezést azzal a feltételezéssel kaptuk, hogy a fém hőmérséklete 0K. Más hőmérsékleteken a munkafüggvényt a potenciálkút mélysége és a Fermi-szint közötti különbségként is definiáljuk, azaz a (4) definíciót bármely hőmérsékletre kiterjesztjük. Ugyanez a meghatározás vonatkozik a félvezetőkre is.

A Fermi szint a hőmérséklettől függ. Ráadásul az atomok közötti átlagos távolságok hőtágulás miatti változása miatt a potenciálkút mélysége kismértékben változik. Ez azt eredményezi, hogy a munkafunkció kissé hőmérsékletfüggő.

A munkafunkció nagyon érzékeny a fémfelület állapotára, különösen annak tisztaságára. Megfelelő választás után Fig. nyolc.

felületi bevonattal, a munkafunkció jelentősen csökkenthető. Így például egy alkáliföldfém (Ca, Sr, Ba) oxidrétegének a wolfram felületére történő lerakása a munkafunkciót 4,5 eV-ról (tiszta W esetén) 1,5-2 eV-ra csökkenti.

Belső fotoelektromos hatás

Fentebb beszéltünk az elektronok felszabadulásáról egy anyag megvilágított felületéről és egy másik közegbe, különösen a vákuumba való átmenetükről. Ezt az elektronkibocsátást ún fotoelektronikus emisszió, hanem maga a jelenség külső fotoelektromos hatás. Vele együtt ismert és gyakorlati célokra is széles körben használják az ún belső fotoelektromos hatás, amelynél a külsővel ellentétben az optikailag gerjesztett elektronok a megvilágított test belsejében maradnak anélkül, hogy megsértenék az utóbbi semlegességét. Ebben az esetben a töltéshordozók koncentrációja vagy mobilitása megváltozik az anyagban, ami az anyag elektromos tulajdonságainak megváltozásához vezet a rá eső fény hatására. A belső fotoelektromos hatás csak a félvezetőkben és a dielektrikumokban rejlik. Ez különösen a homogén félvezetők vezetőképességének változásából mutatható ki, amikor megvilágítják őket. E jelenség alapján fényvezető képesség létrehozták és folyamatosan fejlesztik nagy csoport fényvevők - fotoellenállások. Főleg szelenidet és kadmium-szulfidot használnak.

Az inhomogén félvezetőkben a vezetőképesség változásával együtt potenciálkülönbség kialakulása is megfigyelhető (fotó - emf). Ez a jelenség (fotovoltaikus hatás) abból adódik, hogy a félvezetők vezetőképességének homogenitása miatt a vezető térfogatában térbeli szétválás jön létre a negatív töltést hordozó, optikailag gerjesztett elektronok és a keletkező mikrozónák (lyukak) között. az atomok közvetlen közelében, amelyekről az elektronok leszakadtak, és mint a hordozók részecskéi pozitív elemi töltés. Az elektronok és a lyukak a félvezető különböző végein koncentrálódnak, aminek következtében elektromotoros erő keletkezik, aminek következtében az külső emf alkalmazása nélkül keletkezik. elektromos áram egy világító félvezetővel párhuzamosan kapcsolt terhelésben. És így, közvetlen átalakítás fényenergiából elektromos energiává. Ez az oka annak, hogy a fotovoltaikus fényvevőket nemcsak fényjelek regisztrálására használják, hanem elektromos áramkörökben is elektromos energiaforrásként.

Az ilyen vevőkészülékek fő ipari típusai szelén és ezüst-szulfid alapúak. A szilícium, a germánium és számos vegyület - GaAs, InSb, CdTe és mások - szintén nagyon gyakoriak. A napenergia elektromos energiává alakítására használt fotovoltaikus cellákat különösen széles körben alkalmazzák az űrkutatásban fedélzeti áramforrásként. Viszonylag magas arányuk van hasznos akció(akár 20%), nagyon kényelmes az autonóm repülés során űrhajó. A modern napelemekben a félvezető anyagától függően fotó - emf. eléri az 1-2 V-ot, az áramelvétel - több tíz milliampert, és 1 kg tömeg esetén a kimeneti teljesítmény eléri a több száz wattot.

A külső fotoelektromos hatás törvényei

A hősugárzás mellett a klasszikus fizika kereteibe nem illeszkedő jelenség a fotoelektromos hatás.

A külső fotoelektromos hatás az a jelenség, amikor egy anyag elektromágneses hullámokkal besugározva elektronokat bocsát ki.

A fotoelektromos hatást Hertz fedezte fel 1887-ben. Észrevette, hogy a cinkgömbök közötti szikra könnyebbé válik, ha a szikrák közötti rést fénnyel sugározzák be. Kísérletileg a külső fotoelektromos hatás törvényét Stoletov tanulmányozta 1888-ban. A fotoelektromos hatás vizsgálatának sémája az 1. ábrán látható.

1. ábra.

A katód és az anód vákuumcsőben található, mivel a fémfelület elhanyagolható szennyeződése befolyásolja az elektronkibocsátást. A katódot monokromatikus fénnyel világítják meg kvarc ablakon keresztül (a kvarc, a közönséges üveggel ellentétben, ultraibolya fényt enged át). Az anód és a katód közötti feszültséget potenciométerrel állítják be, és voltmérővel mérik. Két újratölthető elem és egymás felé kapcsolva lehetővé teszi a feszültség értékének és előjelének potenciométerrel történő változtatását. A fotoáram erősségét galvanométerrel mérjük.

A 2. ábrán. a fotoáram erősségének feszültségtől való függésének görbéi láthatók, amelyek megfelelnek a katód különböző megvilágításának és (). A fény frekvenciája mindkét esetben azonos.

ahol és az elektron töltése és tömege.

A feszültség növekedésével a fotoáram növekszik, ahogy egyre több fotoelektron éri el az anódot. A fotoáram maximális értékét telítési fotoáramnak nevezzük. Olyan feszültségértékeknek felel meg, amelyeknél a katódból kilökődő összes elektron eléri az anódot: , ahol a katódból 1 másodperc alatt kibocsátott fotoelektronok száma.

Stoletov empirikusan megállapította a fotoelektromos hatás következő törvényeit:

Komoly nehézségek adódtak a második és harmadik törvény magyarázata során. Az elektromágneses elmélet szerint a szabad elektronok fémből való kihúzása a hullám elektromos mezőjében való „ringázás” eredménye. Ekkor nem világos, hogy a kibocsátott elektronok maximális sebessége miért a fény frekvenciájától függ, és nem az elektromos térerősség-vektor oszcillációinak amplitúdójától és a hozzá tartozó hullám intenzitásától. A fotoelektromos hatás második és harmadik törvényének értelmezési nehézségei kétségeket ébresztenek a fényhullámelmélet egyetemes alkalmazhatóságával kapcsolatban.

A fotoelektromos hatás Einstein-egyenlete

1905-ben Einstein az általa javasolt kvantumelmélet segítségével magyarázta el a fotoelektromos hatás törvényeit. A frekvenciájú fény nemcsak kibocsátódik, ahogyan Planck feltételezte, hanem bizonyos részekben (kvantumokban) az anyag is elnyeli. A fény diszkrét fénykvantumok (fotonok) folyama, amelyek fénysebességgel mozognak. A kvantum energia . Minden kvantumot csak egy elektron nyel el. Ezért a kilökött elektronok számának arányosnak kell lennie a fény intenzitásával (a fotoelektromos hatás 1 törvénye).

A beeső foton energiája az elektronnak a fémből való kilépési munkájára és a kinetikus energia kommunikálására a kibocsátott fotoelektronnal költődik el:

(2)

A (2) egyenletet a külső fotoelektromos hatás Einstein-egyenletének nevezzük. Az Einstein-egyenlet lehetővé teszi a fotoelektromos hatás második és harmadik törvényének magyarázatát. A (2) egyenlet közvetlenül azt jelenti, hogy a maximális kinetikus energia a beeső fény frekvenciájának növekedésével növekszik. A frekvencia csökkenésével a mozgási energia csökken, és egy bizonyos frekvencián nullával egyenlő, és a fotoelektromos hatás megszűnik (). Innen

hol az elnyelt fotonok száma.

Ebben az esetben a fotoelektromos hatás piros határa alacsonyabb frekvenciák felé tolódik el:

.

(5)

A külső fotoelektromos hatás mellett ismert a belső fotoelektromos hatás is. Szilárd és folyékony félvezetők és dielektrikumok besugárzásakor az elektronok a kötött állapotból a szabad állapotba kerülnek, de nem repülnek ki. A szabad elektronok jelenléte a fotovezetés megjelenéséhez vezet. A fotovezetés az anyag elektromos vezetőképességének növekedését jelenti fény hatására.

Foton és tulajdonságai

Az interferencia, diffrakció, polarizáció jelenségei csak a fény hullámtulajdonságaival magyarázhatók. A fotoelektromos hatás és a hősugárzás azonban csak korpuszkuláris (feltételezve, hogy a fény fotonáram). A fény tulajdonságainak hullám- és kvantumleírásai kiegészítik egymást. A fény hullám és részecske is egyben. A hullám és a részecske tulajdonságai közötti kapcsolatot megállapító alapvető egyenletek a következők:

(7)

És - a részecskét jellemző mennyiségek, és - a hullám.

Határozzuk meg a foton tömegét a (6) összefüggésből: .

A foton olyan részecske, amely mindig fénysebességgel mozog, és nulla nyugalmi tömege van. A foton lendülete: .

Compton hatás

A legteljesebb korpuszkuláris tulajdonságok a Compton-effektusban nyilvánulnak meg. 1923-ban Compton amerikai fizikus a röntgensugárzás paraffin általi szórását vizsgálta, amelynek atomjai könnyűek.

A röntgensugárzás hullámszempontú szóródása az anyag elektronjainak kényszerrezgésének köszönhető, így a szórt fény frekvenciájának egybe kell esnie a beeső fény frekvenciájával. Szórt fényben azonban hosszú hosszúságú hullámok. nem függ a szórt röntgensugarak hullámhosszától és a szóró anyag anyagától, hanem a szóródás irányától. Legyen tehát az elsődleges sugár iránya és a szórt fény iránya közötti szög , ahol (m).

Ez a törvény igaz a könnyű atomokra ( , , , ), amelyek elektronjai gyengén kötődnek az atommaghoz. A szórási folyamat a fotonok elektronokkal való rugalmas ütközésével magyarázható. A röntgensugarak hatására az elektronok könnyen elválik az atomtól. Ezért megfontolható a szabad elektronok szóródása. A lendületes foton nyugalmi állapotban ütközik egy elektronnal, és az energiájának egy részét adja, miközben lendületet vesz (3. ábra).

3. ábra.

Az energia- és impulzusmegmaradás törvényeit felhasználva egy abszolút rugalmas ütéshez a következő kifejezést kapjuk: , amely egybeesik a kísérletivel, míg , amely a fény korpuszkuláris elméletét bizonyítja.

Lumineszcencia, fotolumineszcencia és főbb törvényszerűségei

A lumineszcencia egy nem egyensúlyi sugárzás, amely adott hőmérsékleten többletet jelent a hősugárzáshoz képest. A lumineszcencia külső hatások hatására következik be, nem a test felmelegedése miatt. Ez egy hideg fény. A gerjesztés módjától függően vannak: fotolumineszcencia (fény hatására), kemilumineszcencia (a fény hatására). kémiai reakciók), katódlumineszcencia (gyors elektronok hatására) és elektrolumineszcencia (elektromos tér hatására).

A külső hatások megszűnése után azonnal (c) megszűnő lumineszcenciát fluoreszcenciának nevezzük. Ha a lumineszcencia az expozíció vége után s-en belül eltűnik, akkor azt foszforeszcenciának nevezzük.

A lumineszcens anyagokat foszforoknak nevezzük. Ide tartoznak az uránvegyületek, a ritkaföldfémek, valamint a konjugált rendszerek, amelyekben a kötések váltakoznak, valamint az aromás vegyületek: fluoreszcein, benzol, naftalin, antracén.

A fotolumineszcencia Stokes törvényét követi: a gerjesztő fény frekvenciája nagyobb, mint a kibocsátott frekvencia , ahol az elnyelt energia hővé alakuló része.

A lumineszcencia fő jellemzője a kvantumhozam, amely megegyezik az elnyelt fotonok számának a kibocsátott fotonok számának arányával. Vannak olyan anyagok, amelyek kvantumhozama közel 1 (például fluoreszcein). Az antracén kvantumhozama 0,27.

A lumineszcencia jelenségét széles körben alkalmazzák a gyakorlatban. Például a lumineszcens analízis egy olyan módszer, amellyel egy anyag összetételét a jellegzetes fénye alapján határozzák meg. A módszer nagyon érzékeny (körülbelül ), jelentéktelen mennyiségű szennyeződés kimutatását teszi lehetővé, és a legpontosabb kutatásokhoz használják a kémia, a biológia, az orvostudomány és az élelmiszeripar területén.

A fluoreszcens hibadetektálás lehetővé teszi a legfinomabb repedések kimutatását a gépalkatrészek felületén (ehhez lumineszcens oldattal borítják a vizsgálandó felületet, amely eltávolítás után a repedésekben marad).

A foszforokat használják fénycsövek, az optikai kvantumgenerátorok aktív közege, elektron-optikai konverterekben használják. Különböző eszközök világító mutatóinak gyártására használják.

Fizikai elvekéjjellátó készülékek

A készülék alapját egy képerősítő cső (EOC) képezi, amely egy szem számára IR sugarakban nem látható tárgy képét alakítja látható képpé (4. ábra).

4. ábra.

1 - fotokatód, 2 - elektronikus lencse, 3 - lumineszcens képernyő,

Infravörös sugárzás a tárgyból fotoelektron emissziót okoz a fotokatód felületéről, és az utóbbi különböző részeiből származó emisszió mértéke a rávetített kép fényerejének eloszlásának megfelelően változik. A fotoelektronokat a fotokatód és a képernyő közötti területen elektromos tér gyorsítja, egy elektronlencse fókuszálja és bombázza a képernyőt, ami annak lumineszcenciáját okozza. A képernyő egyes pontjainak fényének intenzitása a fotoelektron fluxus sűrűségétől függ, aminek következtében a tárgy látható képe jelenik meg a képernyőn.