Ugrás a tartalomhoz

KÍSÉRLETI FIZIKA III. KÖTET - (OPTIKA ÉS ATOMFIZIKA)

Dr. Budó Ágoston, Dr. Mátrai Tibor, HORNYÁK LÁSZLÓ

Nemzeti Tankönyvkiadó Rt.

F) FÉNYELEKTROMOS JELENSÉGEK

F) FÉNYELEKTROMOS JELENSÉGEK

311. §. A külső fotoeffektus, fotonhipotézis, Einstein-egyenlet

1. A múlt század végén azt tapasztalták, hogy a szikrakisülést fémelektródok közt az ultraibolya fény elősegíti. Ezzel kapcsolatban megállapították, hogy az ultraibolya sugarak negatív töltésű fémlapból negatív töltést szabadítanak ki (Sztoletov, Hallwachs, 1888). Elektroszkóppal összekötött, negatív töltésű amalgámozott cink ultraibolya sugarak hatására elveszti töltését (311,1. ábra), a pozitív töltésű lap azonban nem. Lenard ezeket a kísérleteket a levegő zavaró befolyásától mentesen, vákuumban végezte, és 1899-ben e/m mérésével megállapította, hogy a fény hatására a fémből elektronok válnak ki. Ez a külső fényelektromos hatás vagy fotoeffektus alkáli fémeknél már látható fény esetén is fellép bizonyos „határhullámhossztól” lefelé, amely nagyon függ a fémfelület állapotától (pl. tisztaság, nedvességréteg, abszorbeált gázréteg stb.)

311,1. ábra -

kepek/311_1_abra.jpg


A fotoeffektust már a vákuumban való áramvezetésnél említettük (l. 198. § 1.). Az ott vagy a 311,2. ábrán feltüntetett készüléket fotocellának hívjuk. A fotocella jól evakuált üveg- vagy kvarcedény, amelynek fényérzékeny elektródja, a katód („fotokatód”), rendszerint speciálisan preparált alkálifém réteg, a másik pedig a háló- vagy gyűrűszerű anód. Ha a cellára galvanométeren keresztül feszültséget adunk, és a katódra (rendszerint kvarcablakon át) fényt bocsátunk, a galvanométer áramot jelez („fotoáram”), amelyet a cellában a katódról kiváltott és az anódra vonzott elektronok közvetítenek.

311,2. ábra -

kepek/311_2_abra.jpg


Mérésekkel azt találták, hogy a fotoáram vagy általánosabban a kiváltott elektronok száma a katódra eső fény intenzitásával szigorúan arányos (ugyanazon spektrális összetételű fény esetén!). Az a tény, hogy fénnyel elektromos áramot állíthatunk elő, és ennek intenzitását változtathatjuk, sok gyakorlati alkalmazást tesz lehetővé (l. 271. § 1. és később).

Igen gyenge fotoáram létrejön elektromos tér (áramforrás) nélkül is, tehát az elektronok a katódot bizonyos sebességgel hagyják el. Ez a sebesség meghatározható a Lenard-féle ellentérmódszerrel. Ennél a fényérzékeny X anyagot az evakuált F vezetőgömb közepében helyezzük el, és (éppen fordítva, mint a fotocella rendes kapcsolásánál) a változtatható feszültségű áramforrás pozitív sarkával kötjük össze a G érzékeny galvanométeren át (311,3. ábra). Ha a feszültséget X és F közt 0-ról kiindulva mindig növeljük, G mindig kisebb áramot jelez. Az X-ből F féle haladó elektronoknak ugyanis az ellentér taszító hatását le kell győzniük, s ezért közülük azok, amelyeknek X-ből való kilépési sebessége nem elég nagy, F-et nem érik el, hanem visszahullanak, akár a felfelé dobott kő. A feszültséget tovább növelve, bizonyos V értéknél az áram éppen zérus lesz, vagyis ekkor a legnagyobb sebességű elektronok sem érik el F-et (V-nél valamivel kisebb feszültségnél még igen). Ez a V feszültség tehát a maximális υ elektronsebességnek a mértéke a jól ismert

Δ = Δ a Δ b = 2 d ( n 2 n 0 2 sin 2 α 1 n 2 n 0 2 sin 2 α 2 ) + n 0 ( A B C D ) ((1). egyenlet)

(m az elektron tömege, e a töltésének nagysága) összefüggés szerint. Ezen egyenlet alapján lehetséges és kényelmes az elektronok sebességét voltsebességben, energiáját pedig elektronvoltban kifejezni, mint azt a 198. § 3.-ban részleteztük.

311,3. ábra -

kepek/311_3_abra.jpg


Ilyen mérésekkel Lenard 1902-ben a következő váratlan eredményeket találta : 1. Az elektronok maximális υ sebessége csak a fény ν rezgésszámától függ (ill. a λ hullámhossztól); a fény erősségétől teljesen független, ennek fokozása csak a kiváltott elektronok számát növeli (l. fent). 2. A maximális sebesség növekvő ν-vel nő; csökkenő ν-k felé egy bizonyos v0 határfrekvenciánál lejjebb (a megfelelő λ0 határhullámhossznál feljebb) nincs fotoeffektus. 3. Végül később azt is megállapították, hogy az elektronok kiváltása a sugárzás után momentán is bekövetkezhet (10–8 s-on belül).

Ε tapasztalatok értelmezésével a klasszikus fizika tehetetlenül áll szemben. Az elektronok kiváltását úgy gondoljuk el, hogy az atom a sugárzásból energiát nyel el, és ezzel egyik elektronja akkora mozgási energiára tesz szert, hogy az atomtörzs vonzóerejét legyőzve, elhagyja az atomot. Ekkor viszont a kilépő elektron kinetikus energiájának, tehát egyúttal a kezdősebességének is az elnyelt sugárzás erősségével nőnie kellene, ami pedig a tapasztalat szerint nem igaz. Egy másik nehézség: kiszámították, hogy pl. 1 Hefner-gyertyától 1 m-nyire levő Na-lap esetében csak kb. 12 nap múlva léphetne fel fotoeffektus, mert ennyi idő szükséges ahhoz, hogy a gyertya minden irányban egyenletesen eloszló sugárzásából egy atom 10–16 cm2 nagyságrendű területén az elektron kiváltásához elegendő energia összegyűljék; valójában azonban a fotoeffektus momentán következik be.

2. Fotonhipotézis. Az imént említett példa azt a benyomást kelti, hogy a fény energiája a terjedésnél nem oszlik el nagy felületre, hanem kis helyeken marad egyesítve, tehát úgy, mintha a fény korpuszkulákból állna. Noha ez a feltevés a hullámelmélet nagy sikerei (interferencia- és elhajlásjelenségek értelmezése) után igen valószínűtlennek látszott, Einstein 1905-ben mégis a fény korpuszkulaszerű felfogását javasolta. Planck alapvető hipotéziséből indult ki, amely szerint egy atomi oszcillátor energiája csak a nagyságú elemi energiakvantum egész számú többszöröse lehet (l. 354. § 1d), tehát az oszcillátor energiája fény kibocsátásakor vagy elnyelésekor -vel változik. Einstein ezt továbbfejlesztette, amennyiben feltételezte: a fény diszkrét, hν nagyságú energiamennyiségekből, az ún. fénykvantumokból vagy fotonokból áll, amelyek egyenes vonalban, fénysebességgel mozognak, mint kis részecskék.

Ez a feltevés tehát részben a Newton-féle korpuszkuláris felfogásra, részben azonban, a ν rezgésszám előfordulása miatt, a fény hullámelméletére emlékeztet. Erre az ellentétre, általánosan a fény természetére később visszatérünk, most csak azt nézzük, hogyan értelmezi a fotonhipotézis a fényelektromos jelenséget.

A foton energiáját átadja az elektronnak. Hogy az elektron a fémből kiszabadulhasson, ahhoz bizonyos A kilépési munkát kell végezni. A foton tehát csak akkor válthat ki elektronokat, ha energiája A-nál nagyobb, vagyis a fény rezgésszáma v0= A/h-nálnagyobb. Ha ez teljesül, akkor az energiafölösleg a kilépő elektron mozgási energiájában MMrm2=a2(ah)22ah és rm2=(b+mλ/2)2(b+h)2bmλ2bh, nyilvánul meg, vagyis

f m r m 2 π r m 1 2 π π λ a b ) / ( a + b ) . ((2). egyenlet)

Ez az Einstein-féle nevezetes „fényelektromos egyenlet” (1905) eloszlatja az 1. végén említett nehézségeket, mert (1) szerint az elektronok maximális υ sebessége csak a ν rezgésszámtól függ, a v0határfrekvencia értelme az említett v0 = A/h-bólönként adódik, továbbá az is érthető, hogy az elektronok a sugárzás beesésével egyidejűleg válnak ki, mert bármely gyenge sugárzásnál egyes fotonok egyes elektronokkal kölcsönhatásba léphetnek. Hogy a törvény a maximális υ sebességre vonatkozik (nem pedig egy átlagértékre), az várható is, mert hiszen az elektronok a fémből különböző mélységből jöhetnek, ekkor pedig a fotontól kapott energiájuk egy része a fém belsejében elhasználódik.

A fényelektromos egyenlet kísérleti igazolását a legnagyobb pontossággal Millikannaka Lenard-féle ellentér-módszeren alapuló, technikai kivitel szempontjából igen nehéz mérései szolgáltatták 1916-ban. Az eredményt, amellyel a Planck-féle h pontos meghatározása is együttjár, szemléletesség és az előforduló energiák nagyságrendjének megismerése kedvéért a Na-ra vonatkozólag a 311,4. ábrán tüntetjük fel. Az abszcissza v, az ordináta az eV energia (elektronvoltokban, amelyek száma egyúttal az elektron sebességét is megadja voltokban). A mérési pontok valóban egy egyenesen vannak. Az (1) szerint az egyenes iránytangense adja a h-t:

1 a + 1 b = m λ r 2 m = λ r 2 1 f ,

a ν tengellyel való metszése adja a határfrekvenciát : v0= 4,39·10–14 s–1 (λ0 = 683 nm.) A kilépési munka: A = hv0 = 2,9·10–12 erg = 1,8 eV.

311,4. ábra -

kepek/311_4_abra.jpg


A fotoeffektus a röntgen-színképtartományban még sokkal fokozottabb mértékben mutatkozik, mivel itt a hv kvantumok igen nagyok. A kiváltott elektronok nagy sebessége miatt a sebességek vizsgálatánál az ellentérmódszeren kívül az elektromos és mágneses terekben való eltérítés, továbbá a ködkamrafelvételek fontos szerepet játszanak. Mérésekkel igazolták, hogy a fényelektromos egyenlet itt is pontosan érvényes, sőt egyszerűbb alakban, mivel nagy hv röntgen kvantumok mellett a néhány eV-nyi A kilépési munka elhagyható. Tehát a ν frekvenciájú röntgenfény által kiváltott elektronok maximális V voltsebességét a

f = r 1 2 / λ

egyenlet adja. Ennek azonban még egy jelentése is van: a röntgensugarak keletkezésénél fellépő energiaátalakulást is megszabja. Ha ugyanis jobbról balra olvassuk, azt mondja ki, hogy a röntgencsőre adott V feszültség (ill. az ennek hatására a maximális υ sebességhez jutó elektronok) meghatározza a fékezési röntgensugárzás legnagyobb ν frekvenciáját, vagyis a fékezési sugárzás folytonos színképének rövidhullámú határát (l. 340. §). Ezzel ennek a klasszikus elmélet számára érthetetlen rövidhullámú határnak az értelmezése is sikerült, mégpedig a mérések és a fenti formula közt igen jó megegyezés van.

A fényelektromos egyenlet, ill. a fénynek egyes elemi hv kvantumok alakjában való abszorpciója a legjobban bebizonyosodott tapasztalati tények egyike, amellyel még többször fogunk találkozni.

A. F. Joffé egyik nevezetes kísérletével (1925) annak a tapasztalati ténynek egyik kísérleti bizonyítékát adta meg, hogy a legkisebb fényintenzitás is előidézhet fényelektromos hatást, amikor is N. Dobronravovval közösen légszigetelésű paralel-kondenzátor lemezeinek elektromos ellenterében mikroszkópon keresztül egy 10–5 cm-nyi átmérőjű lebegő Bi-golyónak fotoeffektus miatt bekövetkező töltésváltozását figyelte meg, és eközben e golyót ismert intenzitású homocentrikus röntgenfénynyalábbal sugározta be. Azt találta, hogy a golyót is tartalmazó féltérbe besugárzott 1,8·106 számú röntgenimpulzus esetén átlagosan mindig csak egy töltésváltozás következett be. Pusztán a fény hullámelmélete alapján azonban érthetetlen lenne, hogy a megfigyelt fémgolyónak a többi vezetési elektronja miért nem veszi fel a hullámtérnek reá eső energiáját. Ez a paradoxon csakis a fény fotonelmélete alapján érthető meg.

312. §. A külső fotoeffektus néhány további tulajdonsága, fotocellák

A kísérletek szerint egyenlő elnyelt fényenergia-mennyiségek esetén a felületet elhagyó elektronok száma (a fotóáram erőssége) függ a fény ν rezgésszámától. Az elektronok száma egyes anyagoknál, pl. a réznél v-vel(normális fotoeffektus), az alkálifémeknél viszont bizonyos v-nél, ill. λ-nál maximumot mutat (szelektív fotoeffektus, 312,1. ábra, amelynél a fotoáram az elnyelt fénymennyiség helyett a katódra ráeső fénymennyiségre van vonatkoztatva). Az utóbbi csak akkor lép fel, ha a fény elektromos vektorának van a felületre merőleges komponense. Ha Q (erg) a ν rezgésszámú fényből elnyelt energia, a kiváltott elektronok számának n = Q/hv-nekkellene lennie, mivel egy foton egy elektronnal lép kölcsönhatásba. A tényleges szám azonban a tapasztalat szerint a fent számított n = Q/hv ,,kvantumekvivalensnek” sokszor még az ezredrészét sem éri el, vagyis a „fényelektromos hatásfok” 0,1%-nál kisebb. Ennek egyik oka az, hogy a fém belsejéből a felület felé haladó elektronok egy része a fém belsejében abszorbeálódik, de még más folyamatok is fellépnek. A hatásfok nagymértékben függ a felület minőségétől: a különlegesen preparált fotokatódoknál eléri az 1%-ot.

312,1. ábra -

kepek/312_1_abra.jpg


A fotocellák közül a 311. § 1.-ben említett vákuumcellákban a fotoáram a fényerősség változását momentán, tehát minden tehetetlenség nélkül követi, de intenzitása igen kicsiny. Az áramerősség jóval nagyobb a (nemes-) gáztöltésű cellákban, mert a fény által kiváltott elektronok ütközési ionizáció útján igen sok iont termelnek. A túl nagy áramerősség tönkreteheti a cellát, ezért az anód-katód áramkörbe nagy ellenállást kell kapcsolni (l. 200. §). A gáztöltésű cellák hátránya, hogy igen gyorsan változó fénnyel szemben tehetetlenséget mutatnak. A kétfajta cellánál az (elektroncső-karakterisztikának megfelelő) fotoáram–anódfeszültség karakterisztika különböző jellegű (312,2. ábra).

312,2. ábra -

kepek/312_2_abra.jpg


A legelterjedtebbek (mindkét fajtából) az összetett fotokatódos alkáli cellák: a katód tartóanyaga rendszerint ezüst, ezen közbülső rétegként alkálifém-oxid réteg, ezen pedig alkálifém réteg van. Az ilyen cellák érzékenysége a tiszta alkálifém cellákénál jelentősen nagyobb (vákuumcelláknál 50 μΑ/lumen nagyságrendű, gáztöltésűeknél ennek több mint 10-szerese lehet), ezenkívül a spektrális érzékenységi görbe maximuma és az érzékenység határa a hosszabb hullámok felé tolódik el (a 312,1. ábrához képest). A gyakorlatban legjobban beváltak a Cs3Sb anyagú, ún. ötvözet-fotokatódú cellák, de készülnek infravörös sugárzásra érzékeny In ötvözetkatódú cellák is.

Fényelektromos jelenségeket fémeken kívül más szilárd testek, egy-két folyadék és a gázok is mutatnak: a fény a gázmolekulákból elektronokat tesz szabaddá.

313. §. A belső fotoeffektus, fényelemek

1. A belső fényelektromos hatás egyes szigetelő kristályoknál (pl. kősó, gyémánt) és félvezetőknél (pl. Ge, Si, Se, CdS, Cu2O, l. 313. §) mutatkozik oly módon, hogy a kristály a fény hatására vezetővé válik, ill. – a félvezetőknél – vezetőképessége megváltozik. Ez a jelenség (fényelektromos vezetés vagy fotokonduktivitás) azon alapszik, hogy a kristály belsejében elnyelt fény elektronokat tesz szabaddá, amelyek a külső elektromos tér hatására a kristályban elmozdulnak. Ε primer áram mellett hosszabb és erősebb megvilágítás esetén szekunder áram is keletkezik, amely a primer elektronok vándorlásával bekövetkező kristályszerkezet-változással van kapcsolatban, és a primer áramnál gyakran sokkal erősebb. A belső fotoeffektus mechanizmusa és jelenségei részleteikben igen bonyolultak, különösen akkor, ha a kristálynak már megvilágítás nélkül is van vezetőképessége, vagyis feszültség hatására már sötétben is áram – sötétáram – folyik.

A fenti jelenségeken alapuló fotoellenállások közül gyakran alkalmazzák a szeléncellát (313,1. ábra), ill. a CdS és PbS típusú cellákat, amelyek érzékenysége a gáztöltésű alkálicellákénak többszöröse is lehet.

313,1. ábra -

kepek/313_1_abra.jpg


Újabban számos „fotodiódát” fejlesztettek ki.

2. A záróréteges fotoeffektuson alapuló záróréteges fotocellák egyik fajtájánál rézlemezen rézoxidul (Cu2O, félvezető) réteg fekszik, amelyre dróthálót sajtolnak. Ha ezt a Cu-lemezzel a G galvanométeren át összekötjük, és a Cu2O-réteget megvilágítjuk, G áramot jelez (313,2. ábra). Ezt az áramot a vizsgálatok szerint azok az elektronok közvetítik, amelyek a fény hatására a Cu2O-ban kiválnak, és a Cu2O–Cu közti „zárórétegen” áthatolnak (éppen ellenkező irányban, mint amelyet a záróréteg egyébként megenged). Mivel az áram – ellentétben a belső fotoeffektussal – külső áramforrás nélkül jelentkezik, a fenti és hasonló cellákat a galvánelemek és termoelemek analógiájára fényelemeknek hívják. A szelén fényelemben a 313,2. ábrán a Cu, Cu2O és a drótháló szerepét rendre acéllemez, fémes módosulatú szelén és igen vékony, fényáteresztő nemesfém réteg veszi át.

313,2. ábra -

kepek/313_2_abra.jpg


A fényelemek, amelyeket a viszonylag nagy áramerősség és kis tehetetlenség miatt gyakran alkalmaznak, a fényenergiát közvetlenül elektromos energiává alakítják át, de csekély hatásfokkal. Az újabb szilícium fényelemek hatásfoka meghaladhatja a 10%-ot.

3. Fényelektromos fotometria. Mivel a fotoáram a cellára eső fény erősségével arányos (l. 271. § 1b és 311. § 1.), a fotocellák fénymérésre használhatók. Mind az (egyszínű vagy különböző színű fényforrások erősségét nem vizuálisan összehasonlító) objektív fotometriában, mind az emissziós vagy abszorpciós spektrumok vizsgálatával kapcsolatos spektrofotometriában (273. §) egyre nagyobb mértékben alkalmazzák a fotocellákat, főleg az alkálicellákat és a fényelemeket. Az utóbbiak a gyakorlatban előforduló sok vizsgálatnál közvetlenül mutatós műszerekkel, tehát kényelmesen mérhető fotoáramot adnak (így pl. a fényképezéshez használatos megvilágításmérők).

A fotocelláknak rendszerint igen gyenge áramát vagy elektrométerrel mérik (pl. a feltöltődés módszerével, l. 160. § 2. és 168. § 2.), gyakrabban azonban erősítővel párosítják a fotocellát. Az egyik legegyszerűbb kapcsolásnál (313,3. ábra) az AKREA irányban folyó fotoáram az R sok megohmos ellenállás mentén feszültségesést létesít, s ezzel az elektroncső anódáramát a G galvanométerrel mérhető módon megváltoztatja.

313,3. ábra -

kepek/313_3_abra.jpg


A fotocella és igen nagy erősítés egyesíthető az újabb keletű fotoelektron-sokszorozóban, amelynek működése a szekunder elektronokról mondottak (l. 231. és 271. §) és a 313,4. ábra alapján érthető.

313,4. ábra -

kepek/313_4_abra.jpg


A fotocellákkal (különösen a 325. § 3.-ban tárgyalt csúcsszámlálóhoz hasonló változataikkal, a „fényszámlálókkal”) rendkívül kis fénymennyiségek is kimutathatók: a fényérzékenység alkalmas erősítésekkel a szem érzékenységének többezerszeresét érheti el.

4. A fényelektromos reléberendezések elve: a 313,3. ábrán a G galvanométer helyébe (ezzel sorba) közönséges relé elektromágnese kerül, amely – ha a fotocellát fény éri – egy helyi áramkört nyit vagy zár. Az ilyen önműködő kapcsoló-, számláló-, tűzjelző-, biztosító- stb. berendezéseknek egész sora használatos (természetesen pl. pénztárak biztosítására infravörös vagy ultraibolya fénnyel).

5. Hangosfilm (1922). A hangfelvételkor ahangrezgéseket mikrofonnal az ismert módon elektromos feszültségingadozásokká, majd ezeket fényingadozásokká alakítjuk. Az utóbbinak egyik régebbi módja (313,5. ábra): a változó feszültséget nitrobenzolban levő kondenzátorlemezekre, az ún. Kerr-cellára visszük, amelyben a nitrobenzol a feszültség hatására kettősen törővé válik (290. és 292. §). A Ρ polarizátor és A analizátor keresztezett állásban vannak, úgyhogy feszültség nélkül A-nsemmi fény nem megy át. Ha viszont feszültséget kap a cella, az A már átenged fényt, mégpedig ennek erőssége pontosan a feszültségingadozáshoz s így végeredményben a hanghoz igazodik. Ezt a fényt keskeny résen át a mozgó filmre, a képszalag szélére bocsátják, ahol a fény világosabb-sötétebb csíkok rendszerét hozza létre, amely a „hang képe”.

313,5. ábra -

kepek/313_5_abra.jpg


A hangleadáskor a keskeny fénycsíkok rendszerét hanggá kell visszaalakítanunk, és itt alkalmazzuk a fotocellát. A hang képére, tehát a filmszalag szélére igen keskeny fénynyalábbal (résen át) rávilágítunk (313,6. ábra). A film pergetésekor a sötétebb-világosabb csíkokon átmenő, tehát változó erősségű fény egy alkalmas (ún. „fono”) fotocellára esik, és változó, az eredeti hangrezgéseknek megfelelően ingadozó fotoáramot kelt, amelyet felerősítve, hangszóróba vezetünk. (Ha a fényt a filmcsík helyett a hangtanból ismert lyuksziréna korongján át ejtjük a cellára, a „fénysziréna” hangját halljuk.)

313,6. ábra -

kepek/313_6_abra.jpg


A hangot nem a megfelelő filmkocka mellé fényképezik, hanem mintegy 20 képkockával lejjebb, mert a filmkockáknak a vetítőlencse előtt ugrásszerűen kell mozogniuk, viszont a hangnak megfelelő fénycsíkoknak az átvilágító rés előtt egyenletes sebességgel kell elhaladniuk.

6. A képtávíró. (Első kísérletek: 1843, gyakorlati jelentőség 1926-tól.) Mint ahogy a szemünk retináján keletkező kép egyes képpontokból áll, a képet a képátvitelnél is egyes képelemekre bontjuk (313,7. ábra). Jó kép visszaadásnál az egyes képelemek nem lehetnek 0,25 mm2-nél nagyobbak, vagyis pl. egy 10×10 cm-es képnél 40 000 képelemet kell átvinnünk, ami csak időben egymás után lehetséges. A képleadás egyik módja: a képet forgó hengerre téve, csavarszerűen „letapogatják”, ami mechanikai vagy optikai úton lehetséges. Az utóbbinak egyik módja az, hogy keskeny fénynyalábot vetítenek a képre, amelynek egyes elemei világosságuk szerint a fénynek kisebb-nagyobb részét visszaverik. A visszavert fény fotocellára jut, amely a fényingadozásokat áramingadozásokká alakítja; ezek elektroncsővel felerősíthetek és (távíróvezetéken vagy rádióadóval) továbbíthatók. A kép felvételénél azelektromos feszültségingadozásokat pl. Kerr-cellára bocsátják, amely azokat a hangosfilmnél megismert módon fényingadozásokká alakítja vissza. Ezek egy forgó dobon elhelyezett filmen az eredeti kép mását adják. Torzításmentes képhez szükséges, hogy az adó és vevő forgó dobjai egyenlő nagyok legyenek, és pontosan ugyanolyan sebességgel forogjanak: az utóbbinak elérésére valók a különböző szinkronizáló berendezések (vö. 240.§).

313,7. ábra -

kepek/313_7_abra.jpg


7. A televízió elve (l. 240. §) ugyanaz, mint a képtávíróé, csak a kép elemekre való bontásának és összerakásának igen gyorsnak kell lennie, hogy szemünk a képelemeket egységes képpé olvaszthassa össze. Ezenkívül mozgó képek átvitele esetén s-onként legalább 10–16 képet kell átvinni, hogy a mozgást kielégítően folytonosnak láthassuk. (A színes tv elvét l. 240. § és 274. § 10.)