Rayonnement du corps noir

Université de Montréal
Lab XIV • Rayonnement du corps noir • 1
Table des matières
Table des matières
1
Introduction
2
Théorie
3
Loi de Plank
Loi de Stefan
Montages et manipulations
3
3
4
Loi de Stefan
Loi de Plank
4
5
Observations
6
Loi de Stefan
Loi de Plank
Série 1: 500nm
Série 2: 750nm
Série 2: 1000nm
Analyse et discussion
Loi de Stefan
Loi de Plank
Conclusion
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6
7
7
8
8
9
9
14
18
Jean Théberge
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Introduction
Cette fois, nous nous intéressons au rayonnement des corps noirs. Nous allons tenter de vérifier les lois de
Stefan et de Plank (qui sont décrites dans la prochaine section). Un corps noir est une idéalisation théorique. En
pratique, on se retrouve avec des corps qui approximent plus ou moins bien cette idéalisation. Dans ce cas, on parle
de corps gris.
Dans notre expérience on travaillera avec un filament de tungstène qui est évidemment un corps gris. Ce
filament qui est dans une ampoule est chauffé par un courant électrique. Il faudra alors tenir compte de l’émissivité
du tungstène (fonction de la température) dans les équations puisqu’on a pas tout à fait un corps noir.
Comme le courant va produire une température de l’ordre de 2000K, l’ampoule sera en quartz plûtot qu’en
verre. De plus, une faible quantité d’iode est insérée dans l’ampoule pour diminuer l’évapoation du tungstène
(lampe halogène).
La section observation et montages décrit comment nous avons procédé.
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Théorie
Un corps noir est un corps qui absorbe entièrement tout rayonnement qu’il reçoit. Les lois de la
thermodynamique et de l’électromagnétisme nous disent que si on porte un corps noir à une température T, il va
rayonner (si il ne rayonnait pas, il chaufferait puisqu’il absorbe tout rayonnement externe).
Loi de Plank
Avec la loi de Plank on peut déterminer que:
ln( S ) = Constante + ln( r ( λ) ε ( λ, T ) λ−5 ) −
hc 1
k λT
où S dépend du rayonnement qui est mesurer à une longueur d’onde λ d’un corps noir à une température T. r(λ) est
introduit pour tenir compte de la réponse spectrale du système de mesure. h, c et k sont respectivement la constante
de Plank, la vitesse de la lumière et la constante de Boltzmann. Finalement, ε(λ,T) est l’émissivité du corps (1 dans
le cas d’un corp noir 0 dans le cas d’un mirroir parfait).
Loi de Stefan
La loi de Stefan nous dit que la puissance totale rayonnée par un corps est:
P = ε ( λ, T )σT 4
où σ est la constance de Stefan-Boltzmann ( P = σT pour un corps noir). Si on chauffe un filament de résistance
R par un courant I, il y aura de la puissance électrique dissipé. Elle est dissipée par des pertes dues à la conduction
et à la convection thermique du fil et par son rayonnement.
4
La puissance dissipée est:
I 2 R = K ( T − T0 ) + ε TσA( T 4 − T04 )
où K est le facteur de perte par conduction et convection, T la température du fil et T0, celle de la pièce. A est la
surface effective du fil. En pratique, si T>1000K, le terme en K devient négligeable et T04 l’est aussi par rapport à
T4.
Pour plus de détails, voir le fascicule de lab 14 sur le rayonnement du corps noir.
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Montages et manipulations
À la Figure 1 se trouve un schéma du montage. Ce montage vaut pour les deux parties de l’expérience.
Figure 1
Un générateur (Model PAL 16-20 Kikusui Elec.) fournit la tension à la lampe halogène. Un système de
réfrigération (eau qui circule) permet de refroidir la lampe. Un voltmètre (Keithley 177) mesure la tension aux
bornes de la lampe et un ampèremètre (Keithley 175) mesure le courant dans le circuit.
Loi de Stefan
Ici, il faut seulement faire varier le courant de 2 à 5 ampères et mesurer I le courant et V la tension. Nous
déterminerons ensuite (section analyse) la température du filament à partir de ces résultats.
En prenant ces mesures, il faut attendre que le courant soit stabilisé. Nous avons remarqué qu’après un
temps relativement court il se stabilisait mais qu’après un temps beaucoup plus long, de petites fluctuations
pouvaient apparaîtres. C’est pourquoi, nous avons choisis de mettre une incertitude de 0.005V sur V et de 0.005A
sur I (même si les appareils sont plus précis).
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Loi de Plank
Cette fois, on s’intéresse à la puissance rayonnée à une longueur d’onde précise. La lampe est dans un
habitacle qui laisse passer la lumière seulement par un petit trou. La lumière qui sort est modulée par un secteur
tournant. La fréquence des impulsions est réglée par le contrôleur (Model SR540 Stanford Research Systems Inc)
voir Figure 1. On règle le contrôleur à environ 174Hz pour diverses raisons de commodité (entre autre pour éviter
les harmoniques du 120V 60Hz)
La lumière est ensuite convergée à l’aide d’une lentille vers le spectromètre (Oriel model 77200). Une
manette sur le spectromètre permet de sélectionner une longueur d’onde λ précise. Nous considérons, dans le doute,
qu’une incertitude de 5% devrait être suffisante sur λ.
À la sortie du spectroscope se trouve une photodiode au silicium. Le signal est amplifié et ensuite mesurer
par l’ADS (Model SR510 Stanford R.. S. Inc.). L’ADS extrait le signal du bruit de fond et nous donne une mesure
de S la réponse du détecteur. L’ADS est sychroniser par un signal TTL provenant du SR540.
Avant de commencer la prise des mesures, il faut calibrer l’ADS. Il faut faire en sorte que le déphasage
entre les impultions du détecteur et le signal TTL nous donne un signal S maximum. Pour ce faire, on règle le
déphasage de l’ADS pour obtenir un signal nul. Ensuite on déphase de 90º. Une fois cette calibration faite, on peut
débuter.
Il sagit maintenant de mesurer S(λ,T) pour λ=500, 750 et 1000nm. Pour ce faire, on règle le spectromètre à
λ1 et on fait varier I de 2A à 5A. À chaque fois, on mesure S, V et I. On répète pour λ2 et λ3. Pour augmenter la
précision sur S, on tentera à chaque mesure d’optimiser la déflection de l’ADS en variant la sensibilité de ce
dernier. Comme l’incertitude de S dépend de la sensibilité de l’ADS elle sera variable. Les valeurs se trouve dans
les tableaux d’observations.
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Observations
Loi de Stefan
Voici nos résultats observés pour la première partie de l’expérience:
Loi de Stefan
I ±0.005
V ±0.005
Ampère
Volt
1.762
1.858
1.982
2.203
2.408
2.595
2.850
2.995
3.196
3.398
3.600
3.801
3.999
4.201
4.408
4.605
4.801
5.009
1.074
1.924
2.219
2.784
3.338
3.871
4.647
5.127
5.807
6.520
7.263
8.049
8.856
9.706
10.619
11.525
12.469
13.488
Tableau 1
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Loi de Plank
Voici maintenants les observations pour la deuxième partie de l’expérience. Vous trouverez dans cette
section les mesures faites avec le spectromètre à 500, 700 et 1000nm.
Série 1: 500nm
500nm
S
∆S
mV
mV
Sensibilité
(ADS)
0.011
0.002
0.028
0.002
0.072
0.002
0.171
0.002
0.347
0.002
0.730
0.002
1.227
0.002
2.154
0.002
3.433
0.002
5.303
0.002
6.55
0.02
10.98
0.02
16.00
0.02
21.19
0.02
28.65
0.02
37.54
0.02
Secteur tournant règlé à 274 ±1Hz
I ±0.005
V ±0.005
Ampère
Volt
1
1
1
1
1
1
1
2
5
5
10
10
20
20
50
50
2.047
2.213
2.401
2.608
2.799
3.024
3.204
3.422
3.616
3.820
3.921
4.202
4.428
4.608
4.812
5.011
2.401
2.816
3.327
3.908
4.484
5.220
5.829
6.596
7.313
8.114
8.537
9.705
10.696
11.527
12.500
13.481
Tableau 2
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Série 2: 750nm
500nm
S
∆S
mV
mV
Sensibilité
(ADS)
0.292
0.002
0.887
0.002
1.420
0.002
2.781
0.002
4.525
0.002
7.00
0.02
10.65
0.02
15.40
0.02
20.75
0.02
28.20
0.02
35.80
0.02
46.20
0.02
59.53
0.02
72.5
0.2
87.2
0.2
106.2
0.2
Secteur tournant règlé à 274 ±1Hz
I ±0.005
V ±0.005
Ampère
Volt
1
1
2
5
5
10
10
20
20
50
50
50
50
100
100
100
1.995
2.251
2.386
2.607
2.799
2.995
3.207
3.418
3.604
3.814
3.994
4.202
4.426
4.614
4.804
5.019
2.273
2.921
2.386
3.917
4.493
5.116
5.824
6.570
7.268
8.084
8.822
9.713
10.699
11.564
12.465
13.525
Tableau 3
Série 2: 1000nm
S
∆S
mV
mV
1000nm
Sensibilité
(ADS)
0.526
0.002
0.830
0.002
1.372
0.002
2.160
0.002
3.333
0.002
4.461
0.002
6.09
0.02
8.08
0.02
10.14
0.02
12.56
0.02
15.42
0.02
18.93
0.02
22.12
0.02
26.14
0.02
30.9
0.04
35.0
0.04
Secteur tournant règlé à 274 ±1Hz
I ±0.005
V ±0.005
Ampère
Volt
1
1
2
2
5
5
10
10
10
10
20
20
20
50
50
50
2.051
2.207
2.397
2.599
2.822
2.996
3.203
3.415
3.603
3.797
4.000
4.218
4.400
4.603
4.823
5.002
2.460
2.818
3.321
3.890
4.563
5.118
5.812
6.563
7.264
8.018
8.843
9.773
10.577
11.511
12.554
13.448
Tableau 4
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Analyse et discussion
Loi de Stefan
Le Tableau 5 nous indique la résistance du filament (R) de la lampe en fonction de sa température (T).
Résistance du filament
en fonction de la température1
T
R
Ω
K
300
900
1000
1200
1300
1400
1500
1600
1700
1800
1900
2000
2100
2200
T
R
Ω
K
0.206
0.527
0.641
0.757
0.874
0.993
1.113
1.234
1.357
1.481
1.606
1.733
1.861
1.990
2300
2400
2500
2600
2700
2800
2900
3000
3100
3200
3300
3400
3500
3600
2.121
2.254
2.387
2.522
2.659
2.796
2.935
3.076
3.218
3.361
3.506
3.652
3.799
3.948
Tableau 5
Une représentation graphique de ces valeurs se trouve à la Figure 2 (page suivante).
1
COCHRANE R.W. et autre, Fascicule complémentaire au cahier de laboratoire (lab 14), p 14-4 Tableau 14.2
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Résistance du fil en fonction de la température
4.000
3.500
3.000
R (Ohm)
2.500
2.000
1.500
1.000
0.500
0.000
0
500
1000
1500
2000
2500
3000
3500
4000
T (K)
Figure 2
On remarque sur la Figure 2 que la résistance est presque linéaire par rapport à la température. Nous
verrons plus loin que les valeurs de résistance qui nous intéressent se situent entre environ 0.500Ω et 2.800Ω. La
relation qui décrit R(T) dans cet l’intervalle est (obtenue par régression linéaire avec 95% de confiance pour
l’incertitude):
R = mT + b
ou
R−b
T=
m
avec
m = 0.0012 ± 0.0001Ω K
b = −0.6798 ± 0.0817Ω
Equation 1
Sachant que R = V I et avec l’Equation 1, nous pouvons trouver quelle est la résistance et la température
du fil associées aux observations du Tableau 1. Ces résultats se trouvent dans le Tableau 6.
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On s’intéresse maintenant à trouver l’exposant n dans P = ε TσT . Comme nous avons mesuré et calculé
la puissance dissipée dans le filament, on a donc:
n
P = I 2 R = ε T σT n
log( I 2 R) = n log( T ) + log( ε T σ )
(
)
n sera alors la pente du graphique log I R vs log( T ) .
2
Voici maintenant les résultats calculés à partir des observations:
∆R
Ω
R
Ω
0.610
1.036
1.120
1.264
1.386
1.492
1.631
1.712
1.817
1.919
2.018
2.118
2.215
2.310
2.409
2.503
2.597
2.693
0.005
0.005
0.005
0.005
0.005
0.005
0.005
0.005
0.004
0.004
0.004
0.004
0.004
0.004
0.004
0.004
0.004
0.004
∆T
T
K
log(T)
∆log(T)
2
log(I R)
∆ log(I2R)
K
1056
1405
1474
1592
1693
1779
1893
1959
2045
2129
2210
2292
2371
2450
2530
2607
2685
2763
106
119
121
125
128
131
135
137
140
143
145
148
151
153
156
158
161
164
3.0238
3.1477
3.1685
3.2020
3.2285
3.2502
3.2771
3.2921
3.3108
3.3281
3.3443
3.3602
3.3750
3.3891
3.4032
3.4162
3.4289
3.4414
0.0438
0.0368
0.0357
0.0341
0.0329
0.0320
0.0310
0.0304
0.0297
0.0291
0.0286
0.0280
0.0276
0.0272
0.0268
0.0264
0.0261
0.0257
0.2770
0.5533
0.6433
0.7877
0.9051
1.0020
1.1220
1.1863
1.2686
1.3455
1.4174
1.4856
1.5492
1.6104
1.6703
1.7249
1.7772
1.8297
0.0036
0.0033
0.0032
0.0031
0.0029
0.0029
0.0028
0.0027
0.0027
0.0026
0.0026
0.0026
0.0025
0.0025
0.0025
0.0025
0.0024
0.0024
Tableau 6
∆T =
∆ log( T ) =
R − b  ∆R + ∆b ∆m 


+
m  R−b
m 
∂ log(T )
∆T
∆T =
0.4343
∂T
T
2
2
 ∂ log( I 2 R)   ∂ log( I 2 R)

 0.4343 ⋅ 2 ⋅ R∆I   0.4343 ⋅ ∆R 
2
 +

∆ log( I R) = 
∆I  + 
∆R  = 

 

R
I
R
∂I

 

2
2
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On remarque dans le Tableau 6 que R varie de 0.610Ω à 2.693Ω. Cet intervalle est ombré dans le Tableau
5. Voici le graphique obtenue de ce tableau:
Log(I^2 R) vs Log(T)
2.0000
1.8000
Donnée epérimentale
1.6000
" Best Fit"
1.4000
Log(I^2 R)
1.2000
1.0000
0.8000
0.6000
0.4000
0.2000
0.0000
3.0000
3.0500
3.1000
3.1500
3.2000
3.2500
3.3000
3.3500
3.4000
3.4500
Log(T)
Figure 3
La pente de cette droite est (par régression linéaire) 4.37±0.02 donc:
n = 4.37 ± 0.02
On sait que la loi de Stefan P = σT ne s’applique pas puisque le filament de tungstène n’est pas un corps
4
noir mais un corps gris. On remarque toutefois, que la loi adaptée au corps gris P = ε TσT semble ne pas
s’appliquer parfaitement puisque n = 4.37±0.02.
4
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La puissance dissipée par le filement n’est pas dû seulement au rayonnement, en fait:
I 2 R = K ( T − T0 ) + ε TσA( T 4 − T04 )
Pour arriver à P = ε TσT , nous avons négligé le premier terme ainsi que T04 puisque T > 1000K (ce qui
4
est à peine notre cas). Plus important, nous avons considéré que l’émissivité du tungstène εT(λ,T) était constante
sur λ et sur T . Cette approximation est un peu trop forte (voir le Tableau 14.12). Voila qui explique selon nous les
écarts entre le n = 4 théorique prévu par la loi de Stefan et notre valeur.
Conclusion
n = 4.37±0.02
Loi de Stefan adapté ne s’aplique pas puisque
ε(λ,T) n’est pas constant
Tableau 7
2
COCHRANE R.W. et autre, Fascicule complémentaire au cahier de laboratoire (lab 14), p 14-3 Tableau 14.1
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Loi de Plank
On sait que:
ln( S ) = Constante + ln( r ( λ) ε ( λ, T ) λ−5 ) −
hc 1
k λT
Equation 2
Nous avons mesuré S pour des intervalles de λ très petit (que nous approximons par λ = 500, 750 et
1000nm). Donc pour une série de mesures λ = constante et l’émissivité ne dépend que de la température ε ( T ) . On
constate dans le Tableau 14.12 que l’émissivité aux longeurs d’ondes qui nous intéressent, varie très peu pour T qui
va de 1600K à 2800K. On peu donc considérer que ε ( T ) = ε T = Cte .
En faisant cette aproximation, −
1
(T et R sont calculés de la même manière que dans la section précédante):
T
calculées pour ln( S ) et
∆R
Ω
R
Ω
1.173
1.272
1.386
1.498
1.602
1.726
1.819
1.928
2.022
2.124
2.177
2.310
2.416
2.502
2.598
2.690
hc
1
sera la pente du graphique de ln( S ) vs
. Voici donc les valeurs
kλ
T
0.005
0.005
0.005
0.005
0.005
0.005
0.004
0.004
0.004
0.004
0.004
0.004
0.004
0.004
0.004
0.004
T
∆T
K
K
1518
1599
1692
1784
1869
1971
2047
2136
2214
2297
2341
2449
2536
2606
2685
2761
λ = 500nm
Ln(S)
123
125
128
131
134
137
140
143
145
148
150
153
156
158
161
164
∆Ln(S)
-11.4176
-10.4833
-9.5388
-8.6738
-7.9662
-7.2225
-6.7032
-6.1404
-5.6743
-5.2395
-5.0283
-4.5117
-4.1352
-3.8542
-3.5526
-3.2823
0.1818
0.0714
0.0278
0.0117
0.0058
0.0027
0.0016
0.0009
0.0006
0.0004
0.0031
0.0018
0.0013
0.0009
0.0007
0.0005
1/T
-1
K
6.588E-04
6.253E-04
5.910E-04
5.604E-04
5.350E-04
5.073E-04
4.884E-04
4.682E-04
4.517E-04
4.354E-04
4.273E-04
4.083E-04
3.944E-04
3.837E-04
3.724E-04
3.622E-04
∆1/T
-1
K
5.33E-05
4.90E-05
4.48E-05
4.13E-05
3.84E-05
3.54E-05
3.34E-05
3.13E-05
2.97E-05
2.81E-05
2.73E-05
2.55E-05
2.43E-05
2.33E-05
2.23E-05
2.15E-05
Tiré du Tableau 2
Tableau 8
Sébastien Gauthier • www.GeoCities.com/CapeCanaveral/Station/3622/
Jean Théberge
Lab XIV • Rayonnement du corps noir • 15
Université de Montréal
∆R
Ω
R
Ω
1.139
1.298
1.502
1.605
1.708
1.816
1.922
2.017
2.120
2.209
2.312
2.417
2.506
2.595
2.695
T
∆T
K
K
0.005
0.005
0.005
0.005
0.005
0.004
0.004
0.004
0.004
0.004
0.004
0.004
0.004
0.004
0.004
1490
1620
1788
1872
1956
2045
2132
2209
2293
2366
2451
2537
2610
2683
2764
λ = 750nm
∆Ln(S)
Ln(S)
122
126
132
134
137
140
143
145
148
150
153
156
159
161
164
-8.1388
-7.0277
-5.8849
-5.3981
-4.9618
-4.5422
-4.1734
-3.8752
-3.5684
-3.3298
-3.0748
-2.8213
-2.6242
-2.4396
-2.2424
0.0068
0.0023
0.0007
0.0004
0.0029
0.0019
0.0013
0.0010
0.0007
0.0006
0.0004
0.0003
0.0028
0.0023
0.0019
1/T
-1
K
6.710E-04
6.173E-04
5.594E-04
5.342E-04
5.112E-04
4.891E-04
4.691E-04
4.527E-04
4.361E-04
4.226E-04
4.081E-04
3.941E-04
3.831E-04
3.728E-04
3.617E-04
∆1/T
1/T
-1
K
6.496E-04
6.239E-04
5.910E-04
5.608E-04
5.315E-04
5.112E-04
4.894E-04
4.692E-04
4.528E-04
4.373E-04
4.223E-04
4.073E-04
3.959E-04
3.838E-04
3.718E-04
3.624E-04
∆1/T
-1
K
5.49E-05
4.80E-05
4.11E-05
3.83E-05
3.58E-05
3.35E-05
3.14E-05
2.98E-05
2.82E-05
2.69E-05
2.55E-05
2.43E-05
2.33E-05
2.24E-05
2.14E-05
Tiré du Tableau 3
Tableau 9
∆R
Ω
R
Ω
1.199
1.277
1.385
1.497
1.617
1.708
1.815
1.922
2.016
2.112
2.211
2.317
2.404
2.501
2.603
2.689
0.005
0.005
0.005
0.005
0.005
0.005
0.004
0.004
0.004
0.004
0.004
0.004
0.004
0.004
0.004
0.004
λ = 1000nm
Ln(S)
∆T
T
K
∆Ln(S)
K
1539
1603
1692
1783
1882
1956
2043
2131
2209
2287
2368
2455
2526
2606
2689
2759
124
126
128
131
135
137
140
143
145
148
151
153
156
158
161
164
-7.5502
-7.0941
-6.5915
-6.1376
-5.7039
-5.4124
-5.1011
-4.8184
-4.5913
-4.3772
-4.1721
-3.9670
-3.8113
-3.6443
-3.4786
-3.3518
0.0038
0.0024
0.0015
0.0009
0.0006
0.0004
0.0033
0.0025
0.0020
0.0016
0.0013
0.0011
0.0009
0.0008
0.0013
0.0011
-1
K
5.21E-05
4.89E-05
4.49E-05
4.13E-05
3.80E-05
3.58E-05
3.35E-05
3.14E-05
2.98E-05
2.83E-05
2.68E-05
2.55E-05
2.44E-05
2.33E-05
2.23E-05
2.15E-05
Tiré du Tableau 4
Tableau 10
∆
1 ∆T
=
T T2
et ∆ ln( S ) =
∆S
S
Sébastien Gauthier • www.GeoCities.com/CapeCanaveral/Station/3622/
Jean Théberge
Lab XIV • Rayonnement du corps noir • 16
Université de Montréal
Voici une représentation graphique pour les trois tableaux:
ln(S(lambda,T)) vs 1/T
0
0.0003
0.00035
0.0004
0.00045
0.0005
0.00055
0.0006
0.00065
0.0007
-2
ln(S)
-4
-6
500nm
" Best Fit" 500nm
-8
750nm
" Best Fit" 750nm
-10
1000nm
" Best Fit" 1000nm
-12
1/T (1/K)
Figure 4
Les droites qui sont représentées sont celles qui minimisent la distance aux points. Les pentes sont:
Régression linéaire
Pente
∆Pente
500
-27443
119
750
-18897
304
1000
-14411
242
95% de confiance
λ (nm) 5%
Tableau 11
Sébastien Gauthier • www.GeoCities.com/CapeCanaveral/Station/3622/
Jean Théberge
Lab XIV • Rayonnement du corps noir • 17
Université de Montréal
Des résultats du Tableau 11, on peut facilement obtenir
∆
hc
qui sera simplement − λ × pente (avec
k
hc
= λ∆pente + pente∆λ ).
k
hc/k
λ (nm)
hc
k
500
750
1000
(mK)
0.0137
0.0142
0.0144
∆
hc
k
(mK)
0.0007
0.0009
0.0010
Tableau 12
Les valeurs admises pour ces constantes sont:
h = 6.626 × 10 −34 Js
c = 2.998 × 108 m / s
k = 1381
. × −23 J / K
hc
⇒
= 1439
.
× 10−2 mK
k
On obtient donc des résultats de
hc
expérimental qui sont conformes. Cet conformité donne du poid à nos
k
hypothèses (approximations) et permet de croire que la loi de plank est vérifiée.
Conclusion
hc
=
k
0.0137±0.0007mK (λ=500nm)
0.0142 ±0.0009mK (λ=750nm)
0.0144 ±0.0010mK (λ1000nm)
Variations de ε(λ,T) négligeables
Tableau 13
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Jean Théberge
Université de Montréal
Lab XIV • Rayonnement du corps noir • 18
Conclusion
La loi de Stefan adaptée au corps gris prévoit que la puissance totale rayonnée est P = ε T σAT . Nous
n’avons pu vérifier cette loi avec certitude puisque nous trouvons une puissance de T qui est 4.37 ±0.02 et non 4.
4
Dans notre démarche, nous devions faire l’hypothèse que la puissance électrique dissipée par le filament
était causée uniquement par le rayonnement. Ce qui est presque vrai mais il y a quand même de la conduction et de
la convection. Nous devions également supposer que l’émissivité ε du tungstène était constante (en fonction de la
température T et de la longueur d’onde λ). Cela n’est pas le cas pour le tungstène. C’est selon nous ce qui explique
principalement l’écart entre le résultat et la théorie.
Pour obtenir plus de succès il faudrait sans doute inclure une dépendance en T et en λ sur l’émissivité du
tungstène ou encore choisir un matériaux qui correspond plus à ε ( T , λ) = ε T = Cte (en choisissant aussi un
intervalle de température adéquat).
Par contre, en se concentrant sur une longueur d’onde donnée avec le spectroscope, nous avons pu
considérer l’émissivité comme constante (voir analyse et discussion p.14). Cela nous a permis de vérifier avec
succès la loi de Plank en obtenant un résultat de hc k =0.014±0.001mK (moyenne). Cette valeur est conforme avec
celle admise soit 0.0144mK.
Sébastien Gauthier • www.GeoCities.com/CapeCanaveral/Station/3622/
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