Учебное пособие Одесса 2006 министерство образования и науки украины одесский национальный университет им. И. И. Мечникова Кафедра общей и химической физики. А. В. Флорко, В. Г. Шевчук




Скачать 24.11 Kb.
НазваниеУчебное пособие Одесса 2006 министерство образования и науки украины одесский национальный университет им. И. И. Мечникова Кафедра общей и химической физики. А. В. Флорко, В. Г. Шевчук
страница3/10
Дата03.02.2016
Размер24.11 Kb.
ТипУчебное пособие
1   2   3   4   5   6   7   8   9   10
ЧАСТЬ 2. АБСОЛЮТНЫЕ ИЗМЕРЕНИЯ СВЕТОВЫХ ПОТОКОВ.


Прежде чем перейти к изложению сути вопроса, кратко остановимся на основных понятиях, которые будут использоваться ниже. Дело в том, что в ряд терминов нередко вкладывается различный смысл. Например, под интенсивностью понимают яркость и т.д. Вспомним терминологию, одновременно определимся с ней в смысле, принятом в работе [18].


2.1 Световой поток и его характеристики.


Раздел оптики, занимающийся энергетическими характери­стиками световых процессов и способами их измерения, назы­вается фотометрией [18]. Энергия W, пе­реносимая всей совокупностью волн, входящих в состав данного излучения, называется интегральной энергией и измеряется в джоулях или эргах. Для более детальной характеристики излучения необходимо указать распределение энергии по длинам волн с помощью так называемой спектральной плотно­сти энергии wl=dW/dλ. Величины W и wl связаны очевидным соотношением:


(2.1)


Иногда удобно работать в шкале частот. В связи с этим вводят величину wn . Соответствующие спектральные плотности энергии можно связать между собой исходя из того, что для заданного спектрально интервала имеет место соотношение:


wldl=wn dn. (2.2)


Поскольку частота n и длина волны l связаны формулой nl=с, выражение (2.2) принимает вид:


. (2.3)


Возникающий при дифференцировании знак минус мы опустили, как не имеющий физического смысла. Легко видеть, что размерности wl ,wn равны соответственно Дж/м , Дж с.

Следующая характеристика- объемная плотность энергии излучения, которая определяется равенством:


. ( 2.4)


Аналогично вводится спектральные плотности излучения un и ul имеющие размерности Дж/м4 и Вт/м3.

Перейдем теперь к определению потока энергии излучения. Под потоком энергии излучения подразумевает­ся количество энергии, переносимой в единицу времени через данную площадку:


(2.5)


Установим связь между потоком и объемной плотностью энергии излучения. Для этого рассмотрим поток, протекающий внутри световой трубки, имеющей для простоты форму цилиндра. Пусть ее длина равна dl, а площадь основания dS. Под световой трубкой подразу­мевается такая, мысленно выделенная в поле излучения, трубка, через боковую поверхность которой световая энергия не проте­кает. Очевидно, если dt- время, за которое излучение распро­страняется на длину dl, то через поперечное сечение трубки dS протекает количество энергии dW, равное:


dW= UdV,


где dVобъем трубки. Поток через сечение dS согласно (2.5) равен:


, (2.6)


где с скорость света.

Далее введем в рассмотрение поверхностную плотность потока излучения:


. (2.7)


Возможны два основных случая: а) поток dФ из­лучается площадкой dS и поток dФ падает на пло­щадку dS . В первом случае величина R характери­зует площадку как светящийся объект. Она называется све­тимостью площадки. Во втором -случае характери­зует степень освещенности площадки падающим на нее пото­ком. Она называется освещенностью и, в отличие от светимости, обозначается буквой E. В формуле (2.7) под dФ подразумевается поток, излучаемый площадкой dS или соответственно падающий на площадку dS в пределах телесного угла 2π. Светимость и освещенность имеют одинаковую размерность и измеряются в Вт/м2 . Для светимости и освещенности могут быть введены соот­ветствующие спектральные плотности rλ и eλ как в шкале длин волн так и в шкале частот. Последние имеют размерности Вт/м3 и Вт/(м2с).

Для точечного источника света вводится понятие силы света I как

I=dФ/ dω, где dω- телесный угол, в пределах которого испускается поток dФ. Для неизотропного источника сила света зависит от направления и является функцией двух полярных углов i и φ. В сферической системе координат можно записать: dФ=I(i,φ)sinididφ.

Следующей фотометрической характеристикой является яркость. Пусть имеется светящаяся площадка dS. Световой поток, испускаемый этой площадкой в пределах телесного угла dω, определяется как:


dФ=BdScosidω, (2.8 )

где коэффициент пропорциональности В носит название яркости, i—угол между нормалью к площадке dS и направлением испускаемых ею лучей. Если В представляет собой величину постоянную, т. е. не зависящую от угла i, то dФ~cosi . Указанная пропорциональность потока косинусу угла i но­сит название закона Ламберта (1760 г.). Тела, удовлетворяющие закону Ламберта, называются косинусными излуча­телями. Строго закону Ламберта удовлетворяет абсолютно черное тело. Чаще встречаются поверхности (как самосветящиеся, так и светящиеся за счет рассеянного света), для которых закон Ламберта не выполняется. В таких случаях должна учитывать­ся зависимость В от направления излучения. Формулу (2.8) можно переписать в виде: B=dФ/(dScosidω)=dI/dSn. Таким образом, яркость численно равна силе света, испускае­мого в нормальном направлении единичной площадкой. Изме­ряется яркость в Вт/(стер • м2) . Для источников со сложным спектральным составом вводится спектральная плотность яркости bλ и bν.

Установим весьма полезное соотношение, связывающее яркость и светимость плоской излучающей поверхности. Для этого проинтегрируем выражение (2.8) по углам i и φ в пределах 0≤i≤π/2 и 0≤φ ≤2π в предположении, что В= const. Учтем при этом, что в сферической системе координат dω=sinididφ. В результате интегрирования получаем световой поток площадки dS в пределах телесного угла 2π: Ф= πВdS. С другой стороны, тот же поток из определения R равен dФ= RdS. Отсюда для косинусного источника получаем:


R=πВ. (2.9)


Перейдем теперь к вопросу, являющемуся предметом рассмотрения настоящего раздела.


2.2 Абсолютные измерения световых потоков объемных и плоских источников.


Большинство методик исследования самосветящихся систем предполагают проведение абсолютных измерений. Объекты, с которыми приходится сталкиваться, как правило, являются объемными источниками (горящая частица, факел, плазма и т.д.). Эталонными , а точнее источниками сравнения являются, как правило, плоские источники (банд-лампа или светоизмерительная лампа, модель абсолютно черного тела и др.). Иначе говоря, приходится сравнивать излучение объемного и плоского источников. Излучение объемного источника будем характеризовать спектральной интенсивностью излучения Il. Под Il понимаем энергию, излучаемую единицей объема в единицу времени в 4p телесный угол в единичном интервале длин волн. Излучение поверхностных источников характеризуется спектральной светимостью rl или яркостью. Таким образом, необходимо установить связь между величинами Il и rl. Эта задача была детально изучена на кафедре оптики Ленинградского госуниверситета в кандидатской диссертации (1967) ныне профессора Голубовского Ю.Б. Поскольку эта работа уже практически не доступна для читателя, мы кратко остановимся на ее основных моментах.

Для простоты будем предполагать, что источник излучения является оптически тонким, в противном случае его можно рассматривать как плоский. Прежде всего, необходимо выяснить область пространства источника, из которой излучение попадает в спектральный прибор со скрещенной входной щелью (две взаимно перпендикулярные щели равной ширины).





Рис. 2.1. Иллюстрация к определению области интегрирования световых потоков, попадающих в спектральный прибор.


Пусть фокусирующая линза (объектив) Q характеризуется диаметром D и фокусным расстоянием F (см. рис.2.1). Точка, расположенная на оптической оси и удаленная от линзы на расстояние а, точно фокусируется в центре входной щели спектрального прибора. Последняя удалена от линзы на расстояние а1. Выберем dv в области источника, положение которого характеризуется координатами x и r. Будем считать, что система обладает аксиальной симметрией. Это предположение вполне оправдано, если пространственное разрешение оптической сиcтемы достаточно высоко. Элемент dv фокусируется в точке, с координатами x1 и r1. В плоскости входной щели точечный элемент dv фокусируется в виде светлого кружка радиуса OM = ON = r. Пусть центр кружка О смещен относительно центра щели О1 на расстояние d = OO1.Очевидно, что условие попадания излучения от элемента dv во входную щель прибора имеет вид:


r ³ d.. (2.10)

Из подобия треугольников C1SQ и CLQ, а также ABC и MNC имеем:

2r/(x΄-a΄)=D/x΄ ; ρ/x=d/a΄; Учитывая неравенство (2.10), получаем:


D·(1-a΄/x΄)/2³ ρ·a΄/x


Используя формулу связывающую штрихованные величины и не штрихованные 1/a΄+1/a=1/F , аналогично x΄и x, после простых преобразований получаем:


(2.11)


Формула (2.11) определяет коническую поверхность с вершиной в точке а и основанием, которым является линза (см.рис.2.1а). Она и определяет область пространства, из которой излучение объекта исследования попадает в спектральный прибор.


L 2 3

1 1 4

11

W'




1 a


Рис.2.1а. Область пространства объекта 1, из которой излучение попадает в спектральный прибор 4.


Легко видеть, что уменьшение диафрагмы 2 (диаметра D) объектива 3 приводит к увеличению пространственного разрешения и увеличению глубины резкости, что успешно используется при фотографировании. Формально при D→0, конус вырождается в прямую линию. Иначе говоря, излучение собирается вдоль луча. Естественно, что существует ряд причин, ограничивающих пространственное разрешение, в том числе: неточечность входной щели, дефекты оптических элементов, дифракция и др.

Обратимся теперь к определению световых потоков от банд-лампы и от объемного источника. При этом будем считать, что геометрия системы и чувствительность установки в обоих случаях остается неизменной.


а) Световой поток, попадающий на фотоприемник от банд-лампы.

Рисунок 2.2 иллюстрирует схему вычислений.


Банд-лампа



W 1 2

а а1 ФЭУ регистрир.

линза спектральный устройтво

прибор

Рис 2.2. Иллюстрация к расчету светового потока от банд-лампы (б-л).


Введем следующие обозначения: S, S′-площадь ленты б-л и ее изображения в плоскости входной скрещенной щели; Sвх- площадь входной щели, τ- коэффициент пропускания системы; bλ-спектральная яркость ленты б-л. Учитывая соотношение (2.8) и полагая, что система обладает высоким пространственным разрешением (D<

Фб-л = (rλ/π)·(S·Ω·Sвх/S′)·τ·Δλ, (2.12)


где Δλ= Dl·Δl=(dλ/dl)·Δl- спектральный интервал излучения, выходящего из спектрального прибора;Δl- ширина выходной щели.

Учитывая, что


S′/S=a´2/a2; Ω=π·D2/4a2 ; Ω´=π·D2/4a´2 , получаем:

Фб-л = (rλ/π)·Ω´·Sвх·τ·(dλ/dl)·Δl. (2.13)


И, наконец, сигнал с фотоприемника, работающего в линейном режиме:

al = К· Фб-л (2.14)


К-коэффициент пропорциональности.


б) Световой поток, попадающий на фотоприемник от оптически тонкого объемного источника.

Рассчитаем теперь поток излучения от объемного источника из области, ограниченной конической поверхностью (см. рис.2.1). Пусть I интенсивность излучения, зависящая от пространственных координат, тогда поток от элемента dV, проходящий через объектив, будет равен:

dФ=I·dV·ω/4π,


где ω=π·D2·cosi/(4·(ρ2+x2))- телесный угол, под которым из элемента объема dV виден объектив. Учитывая, что ρ2<2 считаем cosi=1. Изображение выделенного элемента представляет собой кружок радиус r. Поэтому в спектральный прибор попадает лишь доля излучения равная отношению Sвх/π·r2. Тогда:


, (2.15)


На фотоприемник попадет поток равный:


, (2.16)


где b - коэффициент, учитывающий спектральный состав излучения:




Выражая r через переменную х r=DF((a-x)/(a-F))/2x и записывая dV в цилиндрической системе координат, получаем:


, (2.17)


Проинтегрируем (2.17) по r в пределах: 0 £ r £ D/2× (1 - x/a), а х в пределах a - L2 £ x £ a + L1 , где L1, L2 - расстояния от точки "а" до задней и передней границ источника. Если система обладает высоким пространственным разрешением, то I (x, r) = Io× x(x), где функция x(x) описывает зависимость интенсивности от координаты х. В этом случае интенсивность не зависит от координаты r. После интегрирования получаем поток излучения для сплошного либо полосатого спектра, попадающий на фотоприемник:

, (2.18)


где LEFF = - эффективная протяженность источника. Легко видеть, что для однородного источника ( x(x) =1), имеем L EFF = L1+L2.

Для линейчатого спектра:


, (2.19)


здесь под I0 понимается полная интенсивность линии.

Сигнал с фотоприемника, работающего в линейном режиме, будет равен:


g l= К ×Ф . (2.20)


Принимая во внимание (2.13), (2.14), (2.19)-(1.20), получаем для источника сплошного и полосатого спектра:


(2.21)


Для линейчатого спектра:


(2.22)


Еще раз отметим, что полученные соотношения справедливы для оптически тонких источников. В общем случае необходимо учитывать поглощение и рассеяние излучения в соответствии с законом Бугера. Формулы (2.21) и (2.22) являются основными при определении абсолютных интенсивностей световых потоков.

Получим еще одно весьма важное соотношение, позволяющее определить радиационные потери энергии, например, для источника непрерывного спектра.

Пусть площадь поверхности источника равна S, а его протяженность LEFF (ширина фронта факела, зона горения и т.д.). Для указанных объектов LEFF много меньше характерных масштабов системы. Объем излучающей области равен S×LEFF и , соответственно, мощность, теряемая системой за счет излучения:


Pλ = S × LEFF × .


Введем спектральную светимость объемного источника как:


rλ,i= (2.22а)


В результате:


Pλ =4· S ·rλ,i (2.23)


Формула (2.23) позволяет определить мощность радиационных потерь при отсутствии информации о величине LEFF ,которую можно получить с помощью абелевских преобразований из радиальных распределений световых потоков.

К этому вопросу мы вернемся ниже. Отметим также то, что формула (2.11) позволяет оценить пространственную разрешающую способность установки. Например, для D = 1 см и x/a ~ 0,9, получаем r £ 0,05 см. Для увеличения пространственного разрешения необходимо диафрагмировать фокусирующую линзу либо увеличивать расстояние от линзы до исследуемого объекта а.

ЗАДАНИЕ.

Провести простые, но относительно громоздкие выкладки данного раздела. Это важно для планирования эксперимента и проведения оценок погрешностей измерений.


2.3 Источники света.


В предыдущем параграфе было указано на то, что при абсолютных измерениях величин световых потоков используются эталонные источники, точнее источники сравнения. Выбор того или иного источника зависит от рабочего диапазона длин волн. В видимом и инфракрасном диапазонах, как правило, используются тепловые источники излучения. В связи с этим кратко остановимся на законах теплового излучения.


2.3.1 Излучение абсолютно черного тела.


Прежде всего определим величину, называемую поглощательной способностью тела. Пусть на поверхность dS некоторого тела падает поток dФλ=fλdλ, часть его поглощается-dФλ´. Остальная часть отражается и рассеивается. Поглощательной способностью называют отношение kλ=dФλ´/dФλ. Реальные тела имеют kλ(λ,Т)< 1. Под абсолютно черным телом подразумевается воображаемое тело, для которого поглощательная способность kλ равна единице для всех длин волн, независимо от температуры. По закону Кирхгофа, при термодинамическом равновесии, отношение спектральной плотности светимости rλ к поглощательной способности kλ для всех тел есть универсальная функция длины волны λ и температуры:rλ/kλ = f( λ,T). Для абсолютно черного тела kλ =1, следовательно, его спектральная плотность светимости равна rλ= f( λ,T)=rλb

В природе не существует тел, совпадающих по своим свойствам с абсолютно черным телом. Тела покрытые сажей имеют поглощательную способность близкую к единице лишь в ограниченном интервале длин волн. В далекой инфракрасной области их поглощательная способность заметно меньше единицы. Однако искусственно можно сколь угодно приблизиться к абсолютно черному телу, используя печь с малым отверстием. Поскольку лишь очень малая доля излучения может выйти из полости обратно через отверстие, это отверстие обладает свойствами, близкими к свойствам абсолютно черного тела. Если стенки полости находятся при определенной постоянной температуре Т, то излучение, исходящее из отверстия, близко к излучению абсолютно черного тела при этой температуре. Модели абсолютно черного тела изготавливаются в виде накаливаемых тел с полостью той или иной формы. На рисунке 2.3 изображены типичная схема модели абсолютно черного тела[19].



Рис.2.3 Схема модели ачт: 1-к регулятору температуры; 2-латунный экран; 3-термопара; 4- полость заполненная асбестом; 5-электронагревательная обмотка; 6- сердечник; 7-корпус.


Перед моделью абсолютно черного тела устанавливается тепловой экран с небольшим отверстием, которое ограничивает световой поток и исключает попадание в спектральный прибор излучения от периферийных участков модели. Вид функции f( λ,T) был найден в 1900 г. Планком:


rλb= f( λ,T) =2πhc2λ-5(exp(hc/(kTλ)-1)-1= С1λ-5(exp(С2/(Tλ)-1)-1 (2.24)


где с—скорость света в вакууме; k — постоянная Больцмана; h—постоянная Планка; С2=1,4388·10-2м·К; С1=3,7413·10-16 Вт·м2 .

Графики rλb для различных температур в шкале длин волн представлены на рисунке 2.4. Следует отметить две особенности распределений. Во-первых, для фиксированной длины волны λ значение.rλb быстро возрастает с температурой и ,во-вторых, максимум кривой смещается в сторону коротких длин волн и становится более острым.



Рис.2.4 Кривые Планка для различных температур.


Для областей, лежащих левее максимума (λT2) форму­лу Планка приближенно можно записать следующим образом:


rλb= f( λ,T) =2πhc2λ-5exp(-hc/(kTλ)= С1λ-5exp(-С2/(Tλ). (2.25)


В таком виде она известна как формула Вина. Для областей, лежащих правее максимума (λT>C2) – rλb= f( λ,T) = C1λ-4T/C2

Эта формула носит название формулы Релея - Джинcа.

Интегрируя функцию Планка по длинам волн от нуля до бесконечности, получаем закон Стефана - Больцмана для интегральной светимости :


R=σT4, (2.26)


где σ=5,6687·10-8 Вт·м-2·К-4 - постоянная Стефана-Больцмана.

Исследуя функцию (2.25) на экстремум, можно получить закон смещения Вина:


λмах=В/Т, (2.27)


где В=0,28979 см·К -постоянная Вина.


2.3.2 Светоизмерительные источники излучения.


Выше уже говорилось о модели абсолютно черного тела (ачт), которая эффективно используется в инфракрасном диапазоне длин волн. Однако, из-за их относительно низкой температуры, такие источники практически

невозможно применять в качестве светоизмерительных в области длин волн λ<0,4 мкм. Кроме того, хорошие модели ачт весьма громоздки и не удобны в обращении. Поэтому в видимом и УФ диапазоне используются иные источники, которые мы обсудим ниже.


а. Банд-лампа.

Для видимой области спектра чаще всего применяются нагреваемые электрическим током тела, спектры, излучения которых отличаются от планковского (нечерные тела). Для спектральной плотности светимости нечерных тел можно написать:


rλλrλb, (2.28)



где rλb-спектральная плотность светимости ачт, находящегося при той же температуре, что и нечерное тело. Величина ελ называется коэффициентом излуче­ния тела (или спектральной излучательной способностью). С другой стороны, излучение нечер­ных тел определяется законом Кирхгофа, согласно которо­му при наличии термодинамического равновесия спектральная плотность светимости тела rλ равна:


rλ=kλrλb. (2.29 )


Сравнивая соотношения (2.28 ) и (2.29 ) получаем ελ=kλ. Тела, у которых ελ=kλ=const, называются серыми, а соответствующие коэффициенты - коэффициентами серости. Реальные тела являются селективно поглощающими. Кроме того, ελ зависит от температуры, от характера поляризации и направления излучения, но для краткости и для них используется термин- “коэффициент серости”.

На практике для энергетических измерений чаще всего используют лампы накаливания с вольфрамовыми нитями или лентами (банд-лампы) различной мощности: СИ6-100; СИ8-200; СИ10-300. Здесь: СИ-светоизмерительная лампа, следующее число (например,10) - максимальное напряжение питания; в конце указывается мощность. Фотометрические лампы следует питать высокостабилизированным током и использовать в том же положении (обычно, вертикальное), в каком проводилась градуировка. Погрешности в спектральном распределении яркости могут достигать 10% . Поглощательная способность вольфрама хорошо известна, см., например, [14]. Результаты представленные в таблице 2.1 имеют погрешность около 0.5% .

Таблица 2.1 Поглощательная способность вольфрама.

λ, мкм

1600,К

1800,К

2000,К

2200,К

2400,К

2600,К

2800,К

0.25

0.41

0.416

0.424

0.43

0.436

0.441

0.448

0.275

0.444

0.45

0.455

0.46

0.466

0.47

0.476

0.3

0.456

0.46

0.465

0.47

0.474

0.478

0.482

0.35

0.461

0.464

0.467

0.47

0.473

0.476

0.479

0.4

0.461

0.462

0.468

0.471

0.474

0.478

0.481

0.5

0.448

0.441

0.445

0.446

0.452

0.457

0.458

0.6

0.432

0.438

0.441

0.444

0.448

0.452

0.455

0.7

0.42

0.422

0.428

0.432

0.436

0.44

0.444

0.8

0.4

0.404

0.41

0.415

00.42

0.424

0.432

0.9

0.383

0.386

0.39

0.395

0.4

0.406

0.413

1.0

0.366

0.37

0.373

0.376

0.38

0.386

0.39

1.1

0.352

0.354

0.356

0.358

0.36

0.362

0.364

1.2

0.338

0.339

0.34

0.341

0.342

0.343

0.344



Практические рекомендации.

При абсолютных измерениях используются соотношения (2.21) и (2.22), которые содержат спектральную плотность светимости «эталонного» источника rλ. В связи с этим дадим несколько полезных для начинающих исследователей советов.

К светоизмерительной лампе прилагается паспорт, в котором различным значениям силы тока ставится в соответствие яркостная температура tя в шкале Цельсия. Температура соответствует длине волны λ=0,565 мкм. Напомним, что под яркостной температурой понимают температуру абсолютно черного тела, при которой его спектральная яркость равна спектральной яркости данного тела.

При проведении абсолютных измерений рекомендуем поступать следующим образом.

1. Установить светоизмерительную лампу в том же месте, где до этого располагался исследуемый источник, или обеспечить тождественные оптические схемы освещения спектрального прибора от исследуемого объекта и б-л. Крайне нежелательно при регистрации излучения от обоих источников изменять параметры установки (чувствительность, ширины щелей и т.п.).

2.Установить силу тока, при которой сигналы от обоих источников в исследуемом интервале длин волн были соизмеримы. Как уже упоминалось, источник питания должен быть высокостабилизированным. Величину силы тока следует измерять с погрешностью, непревышающей 0.02-0.03 %, например, с помощь компаратора. Приблизительно с такой ошибкой представлена сила тока в паспорте лампы.

3. По величине силы тока определяется яркостная температура Тя в шкале Кельвина и затем истинная температура Т вольфрамовой ленты. Согласно определению Тя, в приближении Вина, имеет место соотношение:

ехр(-С2/(λ0Тя))= ελ(λ=λ0,Т) ехр(-С2/(λ0Т)), λ0=0,565мкм.

Для удобства пользователя в таблице 2.2 представлены величины Т и Тя для λ0.


Таблица 2.2 Переход от яркостной к истинной температуре ленты банд-лампы на длине волны λ0=0.565мкм

Т,К

Тя, К

Т,К

Тя, К

1000

966

2400

2192

1200

1149

2600

2356

1400

1330

2800

2416

1600

1509

3000

2673

1800

1648

3200

2827

2000

1857

3400

2978

2200

2026







4. Используя функцию Планка для необходимых длин волн, вычисляется rλb и затем rλλrλb. Полученный результат следует умножить на коэффициент пропускания окна банд-лампы. Для исследований ближнего ультрафиолета выпускаются лампы с кварцевым или увиолевым окном. Коэффициент пропускания приводится в паспорте лампы.

б. Глобар.

Наиболее распространенным источником излучения в инфракрасном диапазоне длин волн является глобар [19]. Он представляет собой цилиндрический стержень из карбида кремния длиной 50-250мм и диаметром 6-8мм. Концы стержня закреплены в алюминиевых электродах. Рабочая температура глобара около 1400-1500К. Коэффициент черноты ελ относительно слабо меняется в диапазоне длин волн 2-15мкм и равен в среднем 0.8.


в. Водородная лампа.

Сплошной спектр при электрическом разряде через газы может возникать вследствие молекулярного свечения и при излучении электронов при свободно-свободных и свободно-связанных пе­реходах. Интенсивное сплошное излучение водорода, лежащее в области от 0.5мкм до 0.165мкм, вызвано переходами молекулы во­дорода Н2 с устойчивой на неустойчивую потенциальную кри­вую. Распределение по длинам волн спектральной плотности яркости такого спектра хорошо измерено, что и позволяет использовать сплошной спектр водорода в качестве стандартного для фотометрических измерений в ультрафиолетовой области, где упомянутые выше ленточные лампы непри­годны. Воспроизводится сплошной спектр водорода с помощью специальных водородных ламп.

г. Электрическая дуга.

В качестве источника сплошного спектра используют анодный кратер вольтовой дуги. Он имеет температуру на 1000-1500К большую, чем вольфрамовая лампа, и дает спектр, простирающийся далеко в ультрафиолетовую область. Главный недостаток- неустойчивость горения, т.е. нестабильность разряда.

Значительно удобнее использовать газоразрядные лампы высокого давления (10-500 атм.), заполненные ртутью или инертными газами (Кг, Хе), которые дают весьма яркий сплошной спектр. Последний простирается до границы прозрачности кварцевого баллона лампы. Ксеноновая лампа ДКСШ-130 имеет спектр в видимом диапазоне длин волн близкий к солнечному и соответствует Т≈6000К В таблице 2.3 приведены основные характеристики некоторых ламп.

Таблица 2.3 Характеристики некоторых ламп, используемых в качестве источников сплошного спектра.

Лампа

Марка

Мощность, Вт

Коротковолновая граница, мкм.

Иодная накаливания

ЛНИ-2

500

0.22

Ртутная

ДРШ-100

ДРШ-250

100

250

0.29

0.29

Ксеноновая

ДКсШ-130

ДКсШ-1000

130

1000

0.22

0.22

Водородная

ВСФУ-3

ДВС-25

ДВС-40

25

25

40

0.215

0.215

0.185


1   2   3   4   5   6   7   8   9   10

Похожие:

Учебное пособие Одесса 2006 министерство образования и науки украины одесский национальный университет им. И. И. Мечникова Кафедра общей и химической физики. А. В. Флорко, В. Г. Шевчук iconУчебное пособие Чита 2012 министерство образования и науки российской федерации федеральное государственное бюджетное образовательное учреждение высшего профессионального образования
Учебное пособие предназначено для студентов 1 2 курсов направлений 081100 Государственное и муниципальное управление, 080100 Экономика...
Учебное пособие Одесса 2006 министерство образования и науки украины одесский национальный университет им. И. И. Мечникова Кафедра общей и химической физики. А. В. Флорко, В. Г. Шевчук iconУчебное пособие разработано для подготовки студентов по специиальностям очной, очно-заочной форм обучения и экстерната по специальности «документоведение в управленческой деятельности»
...
Учебное пособие Одесса 2006 министерство образования и науки украины одесский национальный университет им. И. И. Мечникова Кафедра общей и химической физики. А. В. Флорко, В. Г. Шевчук iconІi международная научно-практическая конференция “ полупроводниковые материалы, информационные технологии и фотовольтаика
Украины «Киевский политехнический институт», Национальный технический университет «Харьковский политехнический институт», Харьковский...
Учебное пособие Одесса 2006 министерство образования и науки украины одесский национальный университет им. И. И. Мечникова Кафедра общей и химической физики. А. В. Флорко, В. Г. Шевчук iconУчебное пособие Санкт-Петербург 2010 удк 616-058: 93/99+61(06) isbn 57645-0189
В. П. Романюк, В. С. Лучкевич, И. Л. Самодова. История мировой и отечественной медицины: учебное пособие. – Спб.: Спбгма им. И. И....
Учебное пособие Одесса 2006 министерство образования и науки украины одесский национальный университет им. И. И. Мечникова Кафедра общей и химической физики. А. В. Флорко, В. Г. Шевчук iconУчебное пособие министерство образования российской федерации гоу впо «уральский государственный педагогический университет»
Учебное пособие предназначено для курса «История музыкального образования», который входит в федеральный компонент учебного плана...
Учебное пособие Одесса 2006 министерство образования и науки украины одесский национальный университет им. И. И. Мечникова Кафедра общей и химической физики. А. В. Флорко, В. Г. Шевчук iconМинистерство здравоохранения украины национальный медицинский университет имени А. А. Богомольца
Международная научно-практическая конференция ко всемирному дню здоровья, который
Учебное пособие Одесса 2006 министерство образования и науки украины одесский национальный университет им. И. И. Мечникова Кафедра общей и химической физики. А. В. Флорко, В. Г. Шевчук iconВера Савченко «В глухом переулке»
Дерибасовская – Ришельевская: Одесский альманах (сб.) Книга 38.– Одесса, 2009. С. 225-232
Учебное пособие Одесса 2006 министерство образования и науки украины одесский национальный университет им. И. И. Мечникова Кафедра общей и химической физики. А. В. Флорко, В. Г. Шевчук iconМинистерство образования и науки украины национальная академия наук украины
Б-63 Биоразнообразие и роль животных в экосистемах: Материалы V международной научной конференции. – Днепропетровск: Лира, 2009....
Учебное пособие Одесса 2006 министерство образования и науки украины одесский национальный университет им. И. И. Мечникова Кафедра общей и химической физики. А. В. Флорко, В. Г. Шевчук iconМинистерство образования и науки украины национальная академия наук украины
Б-63 Биоразнообразие и роль животных в экосистемах: Материалы IV международной научной конференции. – Днепропетровск: Изд-во дну,...
Учебное пособие Одесса 2006 министерство образования и науки украины одесский национальный университет им. И. И. Мечникова Кафедра общей и химической физики. А. В. Флорко, В. Г. Шевчук iconМинистерство образования и науки украины национальная академия наук украины
Биоразнообразие и роль зооценоза в естественных и антропогенных экосистемах: Материалы III международной научной конференции. – Днепропетровск:...
Разместите кнопку на своём сайте:
Библиотека


База данных защищена авторским правом ©lib2.znate.ru 2012
обратиться к администрации
Библиотека
Главная страница