Zewnętrzne zjawisko fotoelektryczne,�ekt Comptona i Ciało

Zewnętrzne zjawisko fotoelektryczne, efekt Comptona i Ciało doskonale czarne

Źródła światła

Najbardziej znanymi źródłami światła są rozgrzane ciała stałe i gazy, w których zachodzi wyładowanie elektryczne; np.

wolframowe włókna żarówek
jarzeniówki

Promieniowanie wysyłane przez ogrzane (do pewnej temperatury) ciała nazywamy promieniowaniem termicznym.

Wszystkie ciała emitują takie promieniowanie do otoczenia, a także z tego otoczenia je absorbują.

Jeżeli ciało ma wyższą temperaturę od otoczenia to będzie się oziębiać ponieważ szybkość promieniowania przewyższa szybkość absorpcji (ale oba procesy występują !!). Gdy osiągnięta zostanie równowaga termodynamiczna wtedy te prędkości będą równe.

Za pomocą spektrometru możemy zanalizować światło emitowane przez te źródła tzn. dowiedzieć się jak silnie i jakie długości fal wypromieniowuje.

Dla przykładu, na rysunku poniżej pokazane jest widmo promieniowania dla taśmy wolframowej ogrzanej do T = 2000 K.

0x01 graphic

Zanotujmy, że:

Widmo emitowane przez ciała stałe ma charakter ciągły,
Szczegóły tego widma są prawie niezależne od rodzaju substancji,
Widmo silnie zależy od temperatury.

Zwróćmy uwagę, że w zwykłych temperaturach większość ciał jest dla nas widoczna dlatego, że odbijają one (lub rozpraszają) światło, które na nie pada a nie dlatego, że ciała te wysyłają promieniowanie widzialne (świecą). Jeżeli nie pada na nie światło (np. w nocy) to są one niewidoczne.

Dopiero gdy ciała mają wysoką temperaturę wtedy świecą własnym światłem. Ale jak widać z rysunku i tak większość emitowanego promieniowania jest niewidzialna bo przypada na zakres promieniowania cieplnego (podczerwień). Dlatego ciała, świecące własnym światłem są bardzo gorące.

Jeżeli będziemy rozgrzewać kawałek metalu to początkowo chociaż jest on gorący to z jego wyglądu nie można tego stwierdzić (bo nie świeci); można to tylko zrobić dotykiem. Emituje więc promieniowanie podczerwone (ciepło). Ze wzrostem temperatury kawałek metalu staje się początkowo ciemno-czerwony, następnie jasno-czerwony, aż wreszcie świeci światłem niebiesko-białym.

Wielkość R_λ przedstawiona na wykresie na osi pionowej nazywana jest widmową zdolnością emisyjną promieniowania i jest tak zdefiniowana, ze wielkość R_λdλ oznacza szybkość, z jaką jednostkowy obszar powierzchni wypromieniowuje energię odpowiadającą długościom fal zawartym w przedziale λ, λ+dλ.

Czasami chcemy rozpatrywać całkowitą energię wysyłanego promieniowania w całym zakresie długości fal. Wielkość ta nazywana jest całkowitą emisja energetyczna promieniowania R. Emisję całkowitą R możemy obliczyć sumując emisję dla wszystkich długości fal tzn. całkując R_λ po wszystkich długościach fal.

0x01 graphic

Oznacza to, że możemy interpretować emisję energetyczną promieniowania R jako powierzchnię pod wykresem R_λ od λ.

Ilościowe interpretacje widm promieniowania przedstawiają poważne trudności.

Dlatego posługujemy się wyidealizowanym obiektem (modelem), ogrzanym ciałem stałym, zwanym ciałem doskonale czarnym. (Takie postępowaliśmy już w przypadku gazów; rozważaliśmy modelowy obiekt tzw. gaz doskonały.)

Przykładem takiego ciała może być obiekt pokryty sadzą (obiekt nie odbija światła, jego powierzchnia absorbuje światło).

Ciało doskonale czarne

Rozważmy trzy bloki metalowe posiadające puste wnęki wewnątrz (takie jak na rysunku). W ściankach tych bloków wywiercono otworki (do tych wnęk).

0x01 graphic

Promieniowanie pada na otwór z zewnątrz i po wielokrotnych odbiciach od wewnętrznych ścian zostaje całkowicie pochłonięte. Oczywiście ścianki wewnętrzne też emitują promieniowanie, które może wyjść na zewnątrz przez otwór (przykład - otwór okienny).

Każdy z tych bloków (np. wolfram, tantal, molibden) ogrzewamy równomiernie do jednakowej temperatury np. 2000 K. Bloki znajdują się w nieoświetlonym pomieszczeniu, tak że obserwujemy tylko światło wysyłane przez nie.

Pomiary wykonane pokazują, że:

Promieniowanie wychodzące z wnętrza bloków ma zawsze większe natężenie niż promieniowanie ze ścian bocznych (rysunek powyżej),
Dla danej temperatury emisja promieniowania wychodzącego z otworów jest identyczna dla wszystkich źródeł promieniowania, pomimo że dla zewnętrznych powierzchni te wartości są różne,
Emisja energetyczna promieniowania ciała doskonale czarnego (nie jego powierzchni) zmienia się wraz z temperaturą według prawa Stefana

gdzie σ jest uniwersalną stałą (stała Stefana-Boltzmana) równą 5.67·10^-8 W/(m²K). Dla zewnętrznych powierzchni to empiryczne prawo ma postać:

gdzie zdolność emisyjna e jest wielkością zależną od substancji i, co jeszcze bardziej skomplikowane, od temperatury.

R_λ dla ciała doskonale czarnego zmienia się z temperaturą tak jak na rysunku poniżej.

0x01 graphic

Długość fali dla której przypada maksimum emisji jest odwrotnie proporcjonalna do temperatury ciała.

Uwaga: Krzywe te zależą tylko od temperatury i są całkiem niezależne od materiału oraz kształtu i wielkości ciała czarnego.

Rozpatrzmy teraz, pokazane na rysunku poniżej, dwa ciała doskonale czarne (dwie wnęki).

0x01 graphic

Kształty wnęk są dowolne,
Temperatura ścianek obu wnęk jest jednakowa.

Promieniowanie oznaczone R_A przechodzi z wnęki A do wnęki B, a promieniowanie R_B w odwrotnym kierunku. Jeżeli te szybkości nie byłyby równe wówczas jeden z bloków ogrzewałby się a drugi stygł. Oznaczałoby to pogwałcenie drugiej zasady termodynamiki. Mamy więc

R_A = R_B = R_C

gdzie R_C opisuje całkowite promieniowanie dowolnej wnęki.

Nie tylko energia całkowita ale również jej rozkład musi być taki sam dla obu wnęk. Stosując to samo rozumowanie co poprzednio można pokazać, że

R_λ_A = R_λ_B = R_λ_C

gdzie R_λ_C oznacza widmową zdolność emisyjną dowolnej wnęki.

Teoria promieniowania we wnęce, prawo Plancka

Na przełomie ubiegłego stulecia Rayleigh i Jeans wykonali obliczenia energii promieniowania we wnęce (czyli promieniowania ciała doskonale czarnego).

Najpierw zastosowali oni klasyczną teorię pola elektromagnetycznego do pokazania, że promieniowanie wewnątrz wnęki ma charakter fal stojących (węzły na ściankach wnęki).

Zgodnie z fizyką klasyczną, energia każdej fali może przyjmować dowolną wartość od zera do nieskończoności, przy czym energia jest proporcjonalna do kwadratu amplitudy.

Następnie Rayleigh i Jeans obliczyli wartości średniej energii w oparciu o znane nam prawo ekwipartycji energii i w oparciu o nią znaleźli widmową zdolność emisyjną.

Uzyskany wynik jest pokazany na wykresie na stronie 3 (teoria klasyczna). Jak widać rozbieżność między wynikami doświadczalnymi i teorią jest duża. Dla fal długich (małych częstotliwości) wyniki teoretyczne są bliskie krzywej doświadczalnej, ale dla wyższych częstotliwości wyniki teoretyczne dążą do nieskończoności podczas gdy gęstość energii zawsze pozostaje skończona. Ten sprzeczny z rzeczywistością wynik rozważań klasycznych nazywany jest „katastrofą w nadfiolecie”.

Teoria Plancka promieniowania ciała doskonale czarnego

W 1900 roku Max Planck przedstawił Berlińskiemu Towarzystwu Fizycznemu empiryczny wzór opisujący widmową zdolność emisyjną dający wyniki zgodne z doświadczeniem.

Wzór ten stanowił modyfikację znanego już prawa Wiena i chociaż ważny nie stanowił sam nowej teorii (był to wzór empiryczny).

Próbując znaleźć taką teorię Planck założył, że atomy ścian zachowują się jak oscylatory elektromagnetyczne, które emitują (i absorbują) energię do wnęki, z których każdy ma charakterystyczną częstotliwość drgań.

Rozumowanie Plancka doprowadziło do przyjęcia dwóch radykalnych założeń dotyczących tych oscylatorów atomowych:

Oscylator nie może mieć dowolnej energii, lecz tylko energie dane wzorem

E = nhv

gdzie v oznacza częstość oscylatora, h -stałą (zwaną obecnie stałą Plancka), n - pewną liczbę całkowitą (zwaną obecnie liczbą kwantową).

Z powyższego wzoru wynika, że energia jest skwantowana i może przyjmować tylko ściśle określone wartości. Tu jest zasadnicza różnica bo teoria klasyczna zakładała dowolną wartość energii od zera do nieskończoności.

Oscylatory nie wypromieniowują energii w sposób ciągły, lecz porcjami czyli kwantami. Kwanty są emitowane gdy oscylator przechodzi z jednego stanu o danej energii do drugiego o innej energii

ΔE = Δnhv = hv

gdy n zmienia się o jedność.

Dopóki oscylator pozostaje w jednym ze swoich stanów kwantowych (stany stacjonarne) dopóty ani nie emituje ani nie absorbuje energii.

Sprawdźmy czy ta hipoteza stosuje się do znanych nam oscylatorów takich jak np. sprężyna o masie m = 1 kg i stałej sprężystości k = 20 N/m wykonująca drgania o amplitudzie 1 cm. Dla takiej sprężyny częstotliwość drgań własnych wynosi

Wartość energii całkowitej (mechanicznej) tej sprężyny wynosi

Jeżeli energia jest skwantowana to jej zmiany dokonują się skokowo przy czym ΔE = hv. Względna zmiana energii wynosi więc

ΔE/E = 4.7·10^-31

W celu zaobserwowania (zarejestrowania) tych nieciągłych zmian energii trzeba by wykonać pomiar energii z dokładnością przewyższającą wielokrotnie czułość przyrządów pomiarowych.

Tak więc dla „dużych” oscylatorów natura kwantowa drgań nie jest widoczna podobnie jak w układach makroskopowych nie widzimy dyskretnej natury materii (cząsteczek, atomów, elektronów itp.).

Wnioskujemy, że doświadczenia ze zwykłym wahadłem nie mogą rozstrzygnąć o słuszności postulatu Plancka.

Zastosowanie prawa promieniowania w termometrii

Promieniowanie emitowane przez gorące ciało można wykorzystać do wyznaczenia jego temperatury. Jeżeli mierzy się całkowite promieniowanie, to można zastosować prawo Stefana-Boltzmana.

Przykład 1

Średnia ilość energii (na jednostkę czasu) promieniowania słonecznego padającego na jednostkę powierzchni Ziemi wynosi 355 W/m². Jaką temperaturę będzie miała powierzchnia Ziemi, jeżeli przyjąć, że Ziemia jest ciałem doskonale czarnym, wypromieniowującym w przestrzeń właśnie tyle energii na jednostkę powierzchni i czasu?

(Wynik bardzo dobrze zgodny z doświadczeniem.)

Ponieważ dla większości źródeł trudno dokonać pomiaru całkowitego promieniowania więc mierzy się ich zdolność emisyjną dla wybranego zakresu długości fal. Z prawa Plancka wynika, że dla dwu ciał o temperaturach T₁ i T₂ stosunek natężeń promieniowania o długości fali λ wynosi

0x01 graphic

Jeżeli T₁ przyjmiemy jako standardową temperaturę odniesienia to możemy wyznaczyć T₂ wyznaczając doświadczalnie I₁/I₂.

Do tego celu posługujemy się pirometrem (rysunek poniżej).

0x01 graphic

Obraz źródła (o nieznanej temperaturze) powstaje w miejscu gdzie znajduje się włókno żarowe pirometru. Dobieramy prąd żarzenia tak aby włókno stało się niewidoczne na tle źródła (świeci tak samo jasno). Ponieważ urządzenie jest wyskalowane możemy teraz odczytać temperaturę źródła.

Zjawisko fotoelektryczne

Na rysunku przedstawiono aparaturę do badania zjawiska fotoelektrycznego. W szklanej bańce, w której panuje wysoka próżnia, znajdują się dwie metalowe elektrody A i B.

0x01 graphic

Światło pada na metalową płytkę A i uwalnia z niej elektrony, które nazywamy fotoelektronami.
Fotoelektrony można zarejestrować jako prąd elektryczny płynący między płytką A oraz elektrodą zbierającą B przy wytworzeniu między nimi odpowiedniej różnicy potencjałów V (tak aby elektrony były przyciągane do B). Do pomiaru prądu stosujemy czułe galwanometry.

Poniżej pokazana jest zależność prądu fotoelektrycznego od przyłożonego napięcia (różnicy potencjałów V).

0x01 graphic

Gdy V jest dostatecznie duże, wtedy prąd fotoelektryczny osiąga maksymalną wartość (prąd nasycenia). Wszystkie elektrony wybijane z płytki A docierają do elektrody B. Jeżeli zmienimy znak napięcia V, to prąd nie spada do zera natychmiast (przy V = 0 mamy niezerowy prąd).

Oznacza to, że fotoelektrony emitowane z płytki A mają pewną energię kinetyczną.

Nie wszystkie elektrony mają jednakowo duża energię kinetyczną bo tylko część z nich dolatuje do elektrody B (prąd mniejszy od maksymalnego). Przy dostatecznie dużym napięciu (V₀) zwanym napięciem hamowania prąd zanika. Różnica potencjałów V₀ pomnożona przez ładunek elektronu e jest miarą energii najszybszych elektronów (przy V₀nawet najszybsze elektrony są zahamowane, nie dochodzą do B)

E_kmax = eV₀

Krzywe a i b na rysunku różnią się natężeniem padającego światła (I_b > I_a). Widać więc, że E_kmax nie zależy od natężenia światła. Zmienia się tylko prąd nasycenia, a to oznacza, że wiązka o światła większym natężeniu wybija więcej elektronów (ale nie szybszych).

Wynik innego doświadczenia pokazuje kolejny rysunek.

0x01 graphic

Pokazano tu zależność napięcia hamowania od częstotliwości światła padającego dla sodu. (Millikan, Nobel w 1923).

Zauważmy, że istnieje pewna wartość progowa częstotliwości, poniżej której zjawisko fotoelektryczne nie występuje.

Opisane zjawisko fotoelektryczne ma trzy cechy, których nie można wyjaśnić na gruncie klasycznej falowej teorii światła:

Z teorii klasycznej wynika, że większe natężenia światła oznacza większe pole elektryczne E (I ~ E²). Ponieważ siła działająca na elektron wynosi eE więc gdy rośnie natężenie światła to powinna rosnąć ta siła, a w konsekwencji energia kinetyczna elektronów. Tymczasem stwierdziliśmy, że E_kmax nie zależy od natężenia światła.
Zgodnie z teorią falową zjawisko fotoelektryczne powinno występować dla każdej częstotliwości światła pod warunkiem dostatecznego natężenia. Jednak dla każdego materiału istnieje progowa częstotliwość v₀, poniżej której nie obserwujemy zjawiska fotoelektrycznego bez względu na jak silne jest oświetlenie.
Ponieważ energia w fali jest „rozłożona” w całej przestrzeni to elektron absorbuje tylko niewielką część energii z wiązki (bo jest bardzo mały). Można więc spodziewać się opóźnienia pomiędzy początkiem oświetlania, a chwilą uwolnienia elektronu (elektron musi mieć czas na zgromadzenie dostatecznej energii). Jednak nigdy nie stwierdzono żadnego mierzalnego opóźnienia czasowego.

Einsteinowi udało się wyjaśnić efekt fotoelektryczny dzięki nowemu założeniu, że energia wiązki świetlnej rozchodzi się w przestrzeni w postaci skończonych porcji (kwantów) energii zwanych fotonami. Energia pojedynczego fotonu jest dana wzorem

E = hv

Przypomnijmy sobie, że Planck utrzymywał, że źródło emituje światło w sposób nieciągły ale w przestrzeni rozchodzi się ono jako fala elektromagnetyczna.

Hipoteza Einsteina sugeruje, że światło rozchodzi się w przestrzeni nie jak fala ale jak cząstka. Stosując tę hipotezę do efektu fotoelektrycznego otrzymamy

hv = W + E_kmax

gdzie hv oznacza energię fotonu. Równanie to głosi, że jeden foton dostarcza energii hv, która w części (W) zostaje zużyta na wyrwanie elektronu z materiału (jego przejście przez powierzchnię). Ewentualny nadmiar energii (hv - W) elektron otrzymuje w postaci energii kinetycznej, przy czym część z niej może być stracona w zderzeniach wewnętrznych (przed opuszczeniem materiału).

Rozpatrzmy teraz ponownie (z nowego punktu widzenia) trzy cechy fotoefektu nie dające się wyjaśnić za pomocą klasycznej teorii falowej.

Podwajając natężenie światła podwajamy liczbę fotonów a nie zmieniamy ich energii. Ulega więc podwojeniu fotoprąd a nie E_kmax, która nie zależy tym samym od natężenia.
Jeżeli mamy taką częstotliwość, że hv₀ = W to wtedy E_kmax = 0. Nie ma nadmiaru energii. Wielkość W nazywamy pracą wyjścia dla danej substancji. Jeżeli v < v₀ to fotony niezależnie od ich liczby (natężenia światła) nie mają dosyć energii do wywołania fotoemisji.
Dostarczana jest energia w postaci skupionej (kwant, porcja) a nie rozłożonej (fala).

Możemy przepisać równanie dla fotoefektu w postaci

Widać, że teoria przewiduje liniową zależność pomiędzy napięciem hamowania, a częstotliwością, co jest całkowicie zgodne z doświadczeniem.

Teoria fotonowa całkowicie potwierdza więc fakty związane ze zjawiskiem fotoelektrycznym, wydaje się jednak być sprzeczna z teorią falową, która też potwierdzona została doświadczalnie (np. dyfrakcja).

Nasz obecny punkt widzenia na naturę światła jest taki, że ma ono dwoisty charakter, tzn. w pewnych warunkach zachowuje się jak fala, a w innych jak cząstka, czyli foton. Ta dwoista natura będzie jeszcze omawiana na dalszych wykładach.

Efekt Comptona

Doświadczalne potwierdzenie istnienia fotonu jako skończonej porcji energii zostało dostarczone prze Comptona w 1923 r (Nobel w 1927).

Wiązka promieni X o dokładnie określonej długości fali pada na blok grafitowy (rysunek poniżej).

0x01 graphic

Compton mierzył natężenie wiązki rozproszonej pod różnymi kątami jako funkcję λ. Wyniki pokazane są na następnej stronie. Widać, że chociaż wiązka padająca na grafit ma jedną długość fali to rozproszone promienie X mają maksimum dla dwóch długości fali. Jedna z nich jest identyczna jak λ fali padającej, druga λ' jest większa (dłuższa) o Δλ. To tzw. przesunięcie Comptona zmienia się z kątem obserwacji rozproszonego promieniowania X (czyli λ' zmienia się z kątem).

Jeżeli padające promieniowanie potraktujemy jako falę to pojawienie się fali rozproszonej o długości λ' nie da się wyjaśnić.

0x01 graphic

Compton potrafił wyjaśnić swoje wyniki przyjmując, że wiązka promieni X nie jest falą, a strumieniem fotonów o energii hv. Założył on, że fotony (jak cząstki) ulegają zderzeniu z elektronami swobodnymi w bloku grafitu. Podobnie jak w typowych zderzeniach (np. kule bilardowe) zmienia się kierunek poruszania się fotonu oraz jego energia (część energii przekazana elektronowi). To ostatnie oznacza zmianę częstotliwości i zarazem długości fali. Sytuacja ta jest schematycznie pokazana na rysunku poniżej.

0x01 graphic

Stosując zasadę zachowania pędu oraz zasadę zachowania energii (stosujemy wyrażenia relatywistyczne) otrzymamy ostatecznie wynik

gdzie m₀ jest masą elektronu (spoczynkową).

Tak więc przesunięcie Comptona zależy tylko od kąta rozproszenia.

Pozostaje tylko wyjaśnić występowanie maksimum dla nie zmienionej λ. Za ten efekt odpowiedzialne są zderzenia z elektronami rdzenia jonowego. W zderzeniu odrzutowi ulega cały jon o masie M. Dla węgla (grafitu) M = 22000 m₀ więc otrzymujemy niemierzalnie małe przesunięcie Comptona.