Nyomás elektromágneses sugárzás

Elektromágneses sugárzás nyomása , fénynyomás -- a test felületére eső fény ( és általában elektromágneses ) sugárzás által kifejtett nyomás .

Történelem

A fénynyomás létezésének hipotézisét először I. Kepler terjesztette elő a 17. században, hogy megmagyarázza az üstökösfarok viselkedését a Nap közelében való repülésük során. Maxwell 1873-ban adott egy elméletet a fénynyomásról a klasszikus elektrodinamikája keretein belül . Kísérletileg a könnyű nyomást először P. N. Lebegyev vizsgálta 1899-ben. Kísérleteiben torziós mérlegeket függesztettek fel egy vékony ezüstszálra egy evakuált edényben , amelynek gerendáihoz csillámból és különböző fémekből készült vékony korongokat erősítettek . A fő nehézséget a fénynyomás megkülönböztetése jelentette a radiometrikus és konvektív erők hátterében (a környező gáz hőmérséklet-különbsége miatti erők a megvilágított és a meg nem világított oldaltól). Ezen túlmenően, mivel az egyszerű mechanikus szivattyúktól eltérő vákuumszivattyúkat akkoriban nem fejlesztettek ki, Lebegyev nem tudta kísérleteit a modern besorolás szerint egyenletes átlagos, vákuum körülmények között végezni .

A szárnyak különböző oldalainak felváltva történő besugárzásával Lebegyev kiegyenlítette a radiometrikus erőket, és kielégítő (±20%) egyezést ért el Maxwell elméletével. Később, 1907-1910-ben Lebegyev pontosabb kísérleteket végzett a gázok fénynyomásával kapcsolatban, és elfogadható egyetértést kapott az elmélettel [1] .

Számítás

Szórás hiányában

A fénynyomás kiszámításához normál sugárzás esetén és szóródás nélkül a következő képlet használható:

p={\frac {I}{c}}(1-k+\rho )

hol a beeső sugárzás intenzitása ; a fénysebesség , az áteresztőképesség , a visszaverődési együttható . $én$ $c$ $k$ $\rho$

A Földhöz közeli térben elhelyezkedő, a fényre merőleges tükörfelületre kifejtett napfény nyomása könnyen kiszámítható a napenergia (elektromágneses) energia fluxussűrűségével a Naptól egy csillagászati egységnyi távolságra ( szoláris állandó ). Ez körülbelül 9 µN/m² = 9 mikropascal, vagyis 9⋅10 -11 atm [2] .

Ha a fény a normálhoz képest θ szöget zár be, akkor a nyomás a következő képlettel fejezhető ki:

{\vec {p}}=w((1-k){\vec {i}}-\rho \,{\vec {i'}})\cos \theta

ahol a térfogati sugárzási energiasűrűség , az áteresztőképesség , a visszaverődési együttható, a beeső sugár irányának egységvektora , a visszavert sugár irányának egységvektora. $w$ $k$ $\rho$ ${\vec i}$ ${\vec {i'))$

Például a könnyű nyomáserő tangenciális összetevője egységnyi területen egyenlő lesz

{f_{\tau }}\,=w((1-k)\sin \theta -\rho \sin \theta )\cos \theta =w(1-k-\rho )\sin \theta \cos \theta

Az egységnyi felületre ható könnyű nyomáserő normál összetevője egyenlő lesz

{f{n}}\,=w((1-k)\cos \theta -\rho (-\cos \theta ))\cos \theta =w(1-k+\rho )\cos ^ {2}\theta

A normál és tangenciális komponensek aránya az

{\frac {f{n}}{f{\tau }}}={\frac {1-k+\rho }{1-k-\rho }}{\rm {ctg\,}}\ theta

Amikor szétszórva

Ha a fény szóródása egy felületen mind az áteresztés, mind a visszaverődés során megfelel a Lambert -törvénynek , akkor normál beesés esetén a nyomás egyenlő lesz:

p={\frac {I}{c}}(1+{\frac {2}{3}}(AK))

ahol a beeső sugárzás intenzitása, a diffúz áteresztőképesség és az albedó . $én$ $K$ $A$

Következtetés

Keressük meg az elektromágneses hullám által a Lamberti-forrásból származó lendületet. A Lambert-forrás teljes fényereje ismert, hogy

E=\pi B_{n}

hol van a fény intenzitása a normál irányában. $B_{n}$

Ezért a fényintenzitás a normálhoz képest tetszőleges szögben, Lambert törvénye szerint egyenlő $\theta$

B=B_{n}\cos \theta ={\frac {E}{\pi }}\cos \theta

A gömbgyűrű alakú térszögelembe kisugárzott energia egyenlő

dE=Bd\Omega =({\frac {E}{\pi }}\cos \theta )d\Omega =({\frac {E}{\pi }}\cos \theta )(2\pi \sin \theta d\theta )=2E\cos \theta \sin \theta d\theta

A sugárzás által elvitt impulzus meghatározásához csak a normál komponensét kell figyelembe venni, mivel a forgásszimmetria miatt az összes érintő komponens kioltja egymást:

dp={\frac {dE}{c}}\cos \theta

Innen

p=\int {\frac {dE}{c}}\cos \theta ={\frac {2E}{c}}\int \limits _{{0}}^({\pi /2}}\cos ^{2}\theta \sin \theta \,d\theta ={\frac {2E}{c}}\int \limits _{{\pi /2}}^{{0}}\cos ^{2 }\theta \,d\cos \theta ={\frac {2E}{c}}\int \limits _{{0}}^{{1}}x^{2}\,dx={\frac { 2}{3}}{\frac {E}{c}}

Visszaszórt sugárzásra és . $E=AI$ $p={\frac {2}{3}}A{\frac {I}{c}}$

A lemezen áthaladó sugárzásra és (a mínusz annak a ténynek köszönhető, hogy ez a sugárzás előre irányul). $E=KI$ $p=-{\frac {2}{3}}K{\frac {I}{c}}$

Összeadva a beeső által létrehozott nyomást és a szórt sugárzás mindkét típusát, megkapjuk a kívánt kifejezést.

Abban az esetben, ha a visszavert és áteresztett sugárzás részben irányított és részben szórt, a képlet érvényes:

p={\frac {I}{c}}(1+\rho -k+{\frac {2}{3}}(AK))

ahol I a beeső sugárzás intenzitása, k az irányáteresztés, K a diffúz áteresztőképesség, ρ az irányreflexiós együttható, A pedig a szórási albedó.

Foton gáznyomás

Egy u energiasűrűségű izotróp fotongáz nyomást fejt ki:

p={\frac {1}{3}}u

Különösen, ha a fotongáz egyensúlyban van ( fekete test sugárzása) a T hőmérséklettel , akkor nyomása:

p=\left({\frac {\pi ^{2}k^{4}}{45c^{3}\hbar ^{3}}}\right)T^{4}={\frac {4} {3c}}\sigma T^{4}

ahol σ a Stefan-Boltzmann állandó .

Fizikai jelentés

Az elektromágneses sugárzás nyomása annak a következménye, hogy ennek, mint minden E energiájú , v sebességgel mozgó anyagnak , impulzusa is p = Ev / c ² . És mivel az elektromágneses sugárzásra v \ u003d c , akkor p \ u003d E / c .

Az elektrodinamikában az elektromágneses sugárzás nyomását az elektromágneses tér energia-impulzus tenzora írja le .

Korpuszkuláris leírás

Ha a fényt fotonáramnak tekintjük , akkor a klasszikus mechanika elvei szerint , amikor a részecskék testet érnek, lendületet kell átadniuk neki, vagyis nyomást kell gyakorolniuk.

Hullám leírása

A fény hullámelmélete szempontjából az elektromágneses hullám olyan elektromos és mágneses terek rezgését jelenti , amelyek időben és térben kapcsolódnak egymáshoz . Amikor egy hullám visszaverő felületre esik, az elektromos mező a felszínhez közeli rétegben áramokat gerjeszt , amelyeket a hullám mágneses összetevője befolyásol. Így a könnyű nyomás a test részecskéire ható számos Lorentz-erő összeadásának eredménye.

A napfény nyomása [3] [4]

Távolság a Naptól, a. e.	Nyomás, µPa (µN/m²)
0,20	227
0,39 ( Merkúr )	60.6
0,72 ( Vénusz )	17.4
1.00 ( Föld )	9.08
1,52 ( Mars )	3.91
3.00 ( kisbolygóöv )	1.01
5.20 ( Jupiter )	0,34

Alkalmazás

Űrmotorok

Lehetséges alkalmazások a napvitorla és a gázleválasztás [1] , illetve a távolabbi jövőben a fotonikus meghajtás .

Nukleáris fizika

Jelenleg[ mikor? ] A vékony ( 5-10 nm vastag ) fémfilmek szupererős lézerimpulzusok által létrehozott könnyű nyomással történő gyorsításának lehetőségét széles körben tárgyalják nagyenergiájú protonok előállítása érdekében [5] .

Lásd még

Jegyzetek

↑ 1 2 Könnyű nyomás // Fizikai enciklopédia. - M., "Szovjet Enciklopédia", 1988. - T. 1 . - S. 553-554 .
↑ A. Bolonkin. Nagy sebességű AB-Solar Sail . - 2007. - arXiv : fizika / 0701073 .
↑ Georgevic, RM (1973) "The Solar Radiation Pressure Forces and Torques Model", The Journal of the Astronautical Sciences , Vol. 27. sz. 1, jan-febr. Az első ismert publikáció, amely leírja, hogy a napsugárzás nyomása hogyan hoz létre erőket és nyomatékokat, amelyek hatással vannak az űrhajókra.
↑ Wright, Jerome L. (1992), Space Sailing , Gordon and Breach Science Publishers
↑ T. Esirkepov, M. Borghesi, S. V. Bulanov, G. Mourou és T. Tajima. Nagyon hatékony relativisztikus iongenerálás a lézer-dugattyús rendszerben // Phys . Fordulat. Lett. . - 2004. - 20. évf. 92 . — P. 175003 .

Irodalom

Lebedew P., Untersuchungen liber die Dnickkräfte des Lichtes, "Annalen der Physik", 1901, fasc. 4, Bd 6, S. 433-458. DOI : https://dx.doi.org/10.1002/andp.19013111102 ;
Lebedev P. N., Izbr. soch., M. - L., 1949
Landsberg G.S., Optika, 4. kiadás, M., 1957;
Fény, anyag, elektromágneses tér, gravitáció [1]