Фейнмановские лекции по физике. 3. Излучение. Волны. Кванты

(32.3)

Фиг. 32.1. Площадь кольца на сфере, равная 2nrsinQrdQ.

Умножая поток [мощность на 1 м², согласно формуле (32.2)] на площадь полоски, найдем энергию, излучаемую в интер­вале углов q и q+dq; далее нужно проинтегрировать по всем углам q от 0 до 180°:

(32.4)

Необходимо сделать несколько замечаний по поводу этого выражения. Прежде всего, поскольку а' есть вектор, то а'² в формуле (32.5) означает а'·а', т. е. квадрат длины вектора. Во-вторых, в формулу (32.2) для потока входит ускорение, взятое с учетом запаздывания, т. е. ускорение в тот момент времени, когда была излучена энергия, проходящая сейчас через поверхность сферы. Может возникнуть мысль, что энергия действительно была излучена точно в указанный момент вре­мени. Но это не совсем правильно. Момент излучения нельзя определить точно. Можно вычислить результат только такого движения, например колебания и т. п., где ускорение в конце концов исчезает. Следовательно, мы можем найти только полный поток энергии за весь период колебаний, пропорциональный среднему за период квадрату ускорения. Поэтому а'² в (32.5) должно означать среднее по времени от квадрата ускорения. Для такого движения, когда ускорение в начале и в конце обращается в нуль, полная излученная энергия равна интегралу по времени от выражения (32.5).

Посмотрим, что дает формула (32.5) для осциллирующей системы, для которой ускорение а' имеет вид w²x₀е^iwt. Сред­нее за период от квадрата ускорения равно (при возведении

в квадрат надо помнить, что на самом деле вместо экспоненты должна входить ее действительная часть — косинус, а среднее от cos²wt дает ^l/₂):

(32.6)

Эти формулы были получены сравнительно недавно — в начале XX века. Это замечательные формулы, они имели огромное историческое значение, и о них стоило бы почи­тать в старых книгах по физике. Правда, там использовалась другая система единиц, а не система СИ. Однако в конечных результатах, относящихся к электронам, эти осложнения можно исключить с помощью следующего правила соответствия: вели­чина q²_e/4pe₀, где q_е — заряд электрона (в кулонах), раньше записывалась как е². Легко убедиться, что в системе СИ значе­ние е численно равно 1,5188·10^{– 14}, поскольку мы знаем, что

q_e= 1,60206·10^{– 19} и 1/4pe₀= 8,98748·10⁹. В дальнейшем мы будем часто пользоваться удобным обозначением

(32.7)

Если это численное значение eподставить в старые формулы, то все остальные величины в них можно считать опре­деленными в системе СИ. Например, формула (32.5) прежде имела вид Р = ²/₃е²а²/с³. А потенциальная энергия прото­на и электрона на расстоянии r есть q2e/4pe₀r или е²/r, где е=1,5188-10^{– 14} ед. СИ.

§ 3. Радиационное затухание

Заряд, закрепленный на пружине с собственной частотой w₀ (или электрон в атоме), даже в абсолютно пустом простран­стве не сможет колебаться бесконечно долго, поскольку, колеб­лясь, он теряет энергию на излучение. Никаких сил сопротив­ления в обычном смысле этого слова, никакой вязкости здесь нет. Но колебания не будут происходить «вечно», вследствие излучения они будут медленно замирать. А насколько медленно? Определим для осциллятора величину Q, вызванную так назы­ваемым радиационным сопротивлением или радиационным зату­ханием. Для любой колеблющейся системы величина Q равна энергии системы в данный момент времени, деленной на потери энергии, отнесенные к 1 рад:

Если Q задано, то легко получить закон спадания энергии колебаний: dW/dt = (-w/Q)W, откуда следует W =W₀e^{– wt/Q}; здесь W₀ — начальная энергия (при t = 0).

Чтобы найти Q для излучающего осциллятора, вернемся к формуле (32.8) и подставим вместо dW/dt выражение (32.6).

А что нужно взять в качестве энергии W осциллятора? Кине­тическая энергия осциллятора равна 1/2mv², а средняя кинети­ческая энергия равна mш²x20/4. Но мы помним, что полная энер­гия осциллятора равна средней кинетической плюс средняя потенциальная, причем обе они для осциллятора равны; поэтому полная энергия равна

(32.9)

Какую частоту следует подставить в наши формулы? Мы возь­мем собственную частоту w₀, потому что практически это и есть частота излучения атома, а вместо m подставим m_e . После ряда сокращений эта формула приводится к виду

(32.10)

(Для большей ясности и из соображений близости к исторически принятой форме мы ввели величину е² = q²_e/4pe₀ и записали 2p/l вместо w₀/с.) Поскольку величина Q безразмерна, множи­тель е²/m_ес², зависящий только от массы и заряда электрона и выражающий его внутренние свойства, обязан иметь размер­ность длины. Он был назван классическим радиусом электрона, потому что в старых моделях электрона радиационное сопротив­ление пытались объяснить действием одной части электрона на другие его части, для чего размеры электрона приходилось вы­бирать порядка e²/m_ec². Но эта величина потеряла свой прежний смысл, и никто теперь не считает, что электрон имеет такой

радиус. Численное значение классического радиуса электрона следующее:

(32.11)

Вычислим теперь значение Q для атома, излучающего ви­димый свет, например для атома натрия. Длина волны излу­чения натрия равна примерно 6000 Е и находится в желтой части спектра; эта величина довольно типична. Отсюда

(32.12)

т. е. для атомов Q порядка 10⁸. Это значит, что атомный осциллятор колеблется 10⁸ рад, или примерно 10⁷ периодов, прежде чем его энергия уменьшится в 1/е раз. Частота колебаний света v = с/l при длине волны 6000 Е составляет 10¹⁵ гц, а, следовательно, время жизни, т. е. время, за которое энер­гия уменьшится в Не раз, есть величина порядка 10^{– 8}сек.

Примерно за такое же время высвечиваются свободные атомы в обычных условиях. Проведенная оценка справедлива только для атомов в пустом пространстве, не подверженных никаким внешним воздействиям. Если электрон находится в твердом теле, он сталкивается с другими атомами и электро­нами, и тогда возникает добавочное сопротивление и затухание будет другим.

Величина эффективного сопротивления у, определяющая сопротивление осциллятора, может быть найдена из соотноше­ния 1/Q=g/w_o; вспомним, что именно y определяет ширину резо­нансной кривой (см. фиг. 23.2) . Итак, мы вычислили шири­ны спектральных линий для свободно излучающих атомов! Из равенства l=2pc/w получаем

§ 4. Независимые источники

Прежде чем перейти ко второй теме этой главы — рассея­нию света, обсудим частный случай явления интерференции, который мы до сих пор не рассматривали. Речь пойдет о таком случае, когда интерференция не возникает. Пусть имеются два источника S₁ и S₂ с амплитудами поля a₁ и A₂ . Излучение регистрируется в некоторой точке, в которую оба луча приходят с фазами j₁ и j₂ (фазы зависят от истинного момента излучения и времени запаздывания, являющегося функцией точки на­блюдения).