Баллистическая теория Ритца и картина мироздания
Шрифт:
Как раз тот факт, что какую-то роль играет поляризация излучения, направление колебаний поля, — доказывает, что нелинейный, а, значит, и простой (линейный) фотоэффект связан с волновыми свойствами света [74]. Об этом говорит и тот факт, что эффект проявляется только под воздействием мощного лазерного излучения, когда в среде возникают нелинейные эффекты и колебания. А, раз дело в волнах, колебаниях, то фотоны уже не к месту.
В самом деле, давно известны среды, генерирующие в свете лазерного луча излучение с удвоенной, утроенной и, вообще, — кратной частотой. Этот нелинейный эффект, чисто классически следующий из нелинейной теории колебаний [103], называют умножением оптических частот или генерацией оптических гармоник [143, с. 110]. Так, инфракрасный луч, упав на кристалл ниобата лития, выходит из него уже зелёным. Видимо, то же происходит и в нелинейном фотоэффекте: луч, упав на границу полупроводника или металла, рождает излучение удвоенной и кратной частоты nf. Это вторичное излучение и выбивает электроны кратных энергий hnf(Рис. 155). Нелинейный и селективный фотоэффекты потому и зависят от направления световых колебаний относительно среды, что электроны выбивает вторичное, преобразованное средой излучение. Так, в селективном фотоэффекте резонанс излучения в веществе избирательно усиливает пропускание света в определённом диапазоне, наращивая фототок на данной частоте (§ 4.4). А в нелинейном
Рис. 155. Нелинейный фотоэффект.
Вообще, нелинейные эффекты в оптике сейчас любят сводить к квантовым. Так, генерацию второй гармоники в нелинейной среде (чисто волновое явление) теперь зачем-то объясняют сложением двух фотонов в один, но с удвоенной энергией, вдобавок с переходом через несуществующий виртуальный уровень. Никто не наблюдал такого сложения фотонов в свободном пространстве: для него всегда требуется вещество, среда, а, значит, не в фотонах дело, а как раз в среде. Об этом говорит ещё и тот факт, что интенсивность второй гармоники существенно зависит от нелинейных характеристик среды. Так, есть среды с кубичной нелинейностью, которые легко генерируют третью гармонику и намного хуже — вторую, хотя, по квантовой теории, всё было бы наоборот, поскольку двум фотонам сложиться проще, чем сразу трём. То же касается двух- и многофотонного поглощения, нелинейного фотоэффекта, где реально происходит не захват многих фотонов, а поглощение излучения кратной частоты, сгенерированного средой, под напором лазерного света. Таким образом, следуя принципу Оккама, не стоит умножать сущностей сверх необходимого. Раз для объяснения фотоэффекта, включая селективный и нелинейный, вполне достаточно классической волновой теории, то ни к чему придумывать кванты света и фотоны, противоречащие ряду особенностей фотоэффекта. Зачем огород городить и квантовать, раз и без этого всё вполне понятно? Если бы причина была в поглощении электроном нескольких фотонов, то нелинейный фотоэффект интенсивней всего шёл бы на поверхности металла, где интенсивность света и пропорциональная ей вероятность многофотонных процессов — выше. А, на деле, как показывает чувствительность фотоэффекта к поляризации излучения, свет вырывает электроны из толщи металла, подтверждая волновую природу фотоэффекта.
Интересно, что нелинейный эффект генерации разностных или суммарных (в том числе кратных) частот от сложения двух колебаний, гораздо раньше, чем в оптике, был открыт и исследован в акустике (тоны Гельмгольца [72]). Никому и в голову не придёт объяснять этот эффект сложением квантов звука (гипотетических фононов), поскольку эффект легко объясним классической нелинейной теорией колебаний. Однако, когда и в оптике, наконец, выявили генерацию разностных и суммарных частот света (скажем, в рамановском комбинационном рассеянии), то учёные почему-то прибегли к квантовой трактовке эффекта, по принципу сложения и деления квантов света, хотя существовала готовая теория взаимодействия световых колебаний в нелинейных средах и соотношения Мэнли-Роу. Таким образом, квантовая теория эффекта Рамана и умножения оптических частот не только не нужна, но даже вредна, поскольку вводит избыточные и ошибочные утверждения, мешающие правильному пониманию процессов и их точному описанию.
Так, только волновая, колебательная трактовка объясняет тот факт, что для нелинейного фотоэффекта существует зависимость величины фототока от направления поляризации падающего света, совсем как в селективном фотоэффекте (§ 4.4). Раз преобразование излучения во вторую гармонику — это обычный нелинейный волновой эффект, протекающий в веществе (любое вещество в сильных лазерных полях становится нелинейной средой), то излучение должно прежде проникнуть в среду. А это, как видели, возможно лишь для света с продольной поляризацией, проникающего в толщу металла и выбивающего электроны уже не только с поверхности. Действительно, свет высокой интенсивности, даже при сильном затухании, способен сравнительно глубоко проникать в металл. Интенсивный свет, прошедший в глубь металла, и создаёт нелинейные эффекты. Удвоение частоты может происходить как в объёме металла, так и в отдельных его кристаллах, ориентированных случайным образом, в том числе, — таким, который обеспечивает выполнение условия синхронизма и эффективное преобразование первой гармоники во вторую. Итак, прозрачность металла — вещь относительная. Вдобавок в сильных лазерных полях, за счёт эффекта просветления среды, даже непрозрачная среда может стать отчасти прозрачной. Именно это позволило, в своё время, создать полупроводниковые лазеры, хотя полупроводники непрозрачны для света и во многом сходны по свойствам с металлами, что, как полагали кванторелятивисты, делает полупроводник непригодным в качестве активной среды лазера (§ 4.9). Таким образом, фотоэффект, часто называемый "многофотонным", гораздо правильней называть "нелинейным", как у Ландсберга [74]. Нелинейный фотоэффект — это чисто волновое, колебательное, классическое явление, относящееся к нелинейной оптике.
§ 4.6 Обратный фотоэффект, фотоионизация и солнечные батареи
Широко используется в практических целях так называемый внутренний фотоэффект, при котором, в отличие от внешнего, оптически возбуждённые электроны остаются внутри освещённого тела, не нарушая нейтральности последнего… Происходит пространственное разделение внутри объёма проводника оптически возбуждённых электронов и микрозон (дырок), возникающих в непосредственной близости от атомов, от которых оторвались электроны… Таким образом достигается прямое преобразование световой энергии в электрическую.
Последняя разновидность фотоэффекта — обратный фотоэффект: генерация металлом излучения при обстреле его поверхности электронами энергии E(§ 4.1). Электрон при захвате атомом начинает излучать на частоте своего вращения f= E/ h(Рис. 156). Подобный же эффект работает и в некоторых светодиодах, где в переходном слое полупроводникового кристалла, края которого находятся под напряжением V, электроны набирают энергию E=eVи, при захвате атомами, закручиваясь в их магнитном поле, излучают на частоте вращения f= eV/ h. Ещё раз отметим, что захват и выброс электрона атомом происходит без изменения энергии (без затрат и выделения энергии ионизации), поскольку захват производит магнитное поле нейтрального атома, не меняющее энергии захваченного электрона. Что касается потенциального электрического поля атомного ядра, то оно в принципе не способно захватить электрон. Поэтому, в фотоэффекте электроны лишь малую долю энергии получают от света, основная же часть энергии у них есть изначально. И, не исключено, что однажды опыт покажет: энергия электронов, покинувших металл, порой превосходит
Рис. 156. Прямой (а) и обратный (б) фотоэффекты: выброс электрона атомом под действием света (а) и генерация атомом рентгеновского излучения при захвате электрона.
Вполне возможно, что правильное понимание механизма фотоэффекта позволит ещё сильней повысить КПД солнечных батарей, найти более дешёвые и эффективные полупроводниковые материалы, преобразующие свет в электроэнергию. Пока же поиск таких материалов вёлся вслепую. И, лишь на базе классического подхода, этот поиск станет, наконец, целенаправленным, осмысленным и эффективным. Стоит отметить, что в диэлектриках и полупроводниках, в отличие от металла, свету, возможно, всё же приходится совершать некоторую работу по ионизации атомов, поскольку производится отрыв уже не только внешних, но, порой, и внутренних электронов в атоме. Вероятней всего, в таких случаях свет не сам выбивает эти внутренние электроны, а делает это через посредство внешних. Сначала свет воздействует на внешние, крутящиеся возле атома электроны энергии E=hf, заставляя их срываться с орбиты (§ 4.3). Эти внешние электроны ударяют в другие атомы и, при достаточной энергии E(если она достигает энергии ионизации E и), выбивают из атомов внутренние электроны, производя ионизацию. В этом, видно, и состоит причина того, что атом может быть ионизован лишь светом частоты f=E и/ hили большей. Поэтому, фотоэлементы и солнечные батареи необходимо конструировать на основе материалов с возможно меньшей энергией отрыва электронов от атомов.
Аналогично протекает фотоионизация в газах: внешние электроны атомов, сорвавшись с орбиты — под действием света частоты f=E и/ h, без потерь своей энергии E=E иударяют в другие нейтральные атомы и выбивают из них внутренние электроны, которым уже приходится преодолевать притяжение ядра, затрачивая на это сообщённую энергию E и. Известна и многофотонная ионизация, когда ионизацию производит свет меньшей частоты f=E и/ nh, где n— целое число [74]. Однако, объясняется этот феномен, подобно нелинейному фотоэффекту, — не поглощением сразу nфотонов, а генерацией средой кратных частот 2 f, 3 f…, nf, за счёт нелинейных эффектов (§ 4.5). Интенсивное излучение частоты f, проходя через среду, обогащает свой спектр, за счёт генерации новых гармоник атомами газа. Это вторичное излучение кратных частот f'=nf=E и/ hи выбивает электроны из атомов. Впрочем, возможно и вырывание электрона из атома под действием ударов сразу нескольких фотоэлектронов (не фотонов!), с энергией, меньшей энергии ионизации.
Во многом схож с фотоэффектом и процесс образования электрон-позитронных пар, под действием гамма-излучения, тоже имеющего критическую частоту f=E п/ h, по превышении которой из ядер вырываются электроны с позитронами [139]. Только здесь энергия E п— это уже не энергия связи электронов с металлом или с атомом (энергия ионизации), а электростатическая энергия связи электронов и позитронов в ядре, составляющая величину, порядка E п=2 mc 2(§ 1.16, § 3.12, § 3.13). В целом, процесс "рождения" электрон-позитронных пар протекает подобно фотоионизации: излучение с частотой выше f>E п/ hвоздействует на электрон, крутящийся в магнитном поле ядра, с той же частотой fи энергией E=hf>E п. Этот электрон, при ударе о ядро, способен за счёт своей высокой энергии выбить из ядра либо электрон, либо позитрон, которых в ядрах почти поровну. Оттого гамма-излучение и создаёт поток, где электронов и позитронов поровну, что трактуют как рождение их парами. Впрочем, нередко они и впрямь вылетают парами, если электрон, выбивший позитрон, не поглотится ядром, а отскочит от него. Тогда, в камере Вильсона видно, как из одной точки (от одного ядра) исходят сразу два следа: электрона и позитрона. Если вспомнить аналогию электронов и позитронов — с чёрными и белыми шашками, сидящими в своих клетках на шахматной доске (атомном ядре, § 3.2, § 3.12), то механизм вылета из ядра электрон-позитронных пар напоминает игру "Чапаев", где удары чёрных шашек (электронов) выбивают с шахматной доски белые шашки (позитроны), вылетающие нередко парой, вместе с ударившими их чёрными.
То, что ядра содержат позитроны, а удары электронов выбивают их оттуда, подтверждено явлением +– распада и опытами Д. Скобельцына, в которых электрон-позитронные пары вылетали из ядер при облучении высокоэнергичными электронами [19, с. 326]. Если же энергия налетающего электрона или иной частицы (скажем, из космических лучей) — достаточно высока, то, при ударе о ядро, она может освободить до нескольких десятков электронов и позитронов. В этом случае, в камере Вильсона или на эмульсии видны "звёзды": из одной точки (ядра) исходят сразу сотни треков, — ядро как бы взрывается на сотни составлявших его элементарных зарядов (§ 3.9). Так же, и при облучении гамма-лучами с частотой f>>E п/ hобразуются высокоэнергичные электроны, выбивающие из ядра сразу несколько электрон-позитронных пар. Понятно и то, почему число образуемых пар пропорционально квадрату заряда ядра Z 2. Ведь, в ядрах с высоким Z— пропорционально Z 2увеличено число электронов, крутящихся в магнитном поле ядра — на соответствующих орбитах, с энергией порядка 1 МэВ. Значит, гамма-излучение в Z 2раз эффективней воздействует на вещество, вырывая эти электроны и, при ударе их о ядра, порождая больше электрон-позитронных пар.