זהירה תרמית

זהירה תרמית (הידועה גם בשם תרמולומינסנציה) היא צורת הארה, בה פליטה של אור נעשית על ידי מבודד או מוליך למחצה ומזורזת על ידי החימום שלו. בשונה מקרינת גוף שחור, האנרגיה לפליטת האור במקרה זה מגיעה מקרינה שהחומר פלט לפני חימומו, וחימום החומר תורם להאצת התהליך. זהירה תרמית היא תהליך לומינסנציה, ולכן מקיימת תכונות של תהליכי לומינסנציה כמו היסט סטוקס. על ידי שימוש בסיווגים הנפוצים של תהליכי לומינסנציה, ניתן לומר כי זהירה תרמית היא פוספורסצנציה (תהליך שבו חומר הקולט קרינה פולט אותה בצורה איטית). ישנם כמה מאפיינים הדרושים לתהליך על מנת שנוכל לקרוא לו זהירה תרמית. החומר המאיר חייב להיות מבודד או מוליך למחצה החומר המאיר חייב לספוג אנרגיה בזמן חשיפה לקרינה לפני תחילת הליך הזהירה התרמית. הזהירה התרמית צריכה להתרחש על ידי חימום החומר. דבר נוסף, שאינו ניתן להסיק ישירות מרכיבים אלה אך קשור אליהם, הוא שלאחר חימום החומר ופליטת האור, לא ניתן לגרום לזהירה תרמית נוספת על ידי קירור החומר וחימומו מחדש, אלא צריך לחשוף אותו לקרינה, שתביא את האנרגיה הדרושה לחומר כדי ליצור זהירה תרמית נוספת. בצורה כללית ועל ידי שימוש במודל הקוונטי למבנה האטום, הליכי הארה מוסברים על ידי העברת האנרגיה מהקרינה לאלקטרונים במוצק כלשהו, על ידי עירור האלקטרונים ממצב היסוד למצב מעורר כלשהו. פליטת האור של החומר מתרחשת כאשר האלקטרון חוזר למצב הבסיס שלו, דבר הגורם לפליטת פוטון הארה. לפי הספרות, יאבלונסקי הוא הראשון שהביא הסבר לתופעה של פוספורסצנציה הנובעת מחום. ההסבר לתופעה נובע מהמודל הקוונטי למבנה האטום. לפי המודל הקוונטי, לכל אטום יש רמות אנרגיה בדידות שרק בהן אלקטרונים יכולים להתקיים. דבר זה יוצר הפרש אנרגיה "אסור", בו האלקטרונים אינם יכולים להתקיים. הדבר המיוחד בחומרים המקיימים את ההליך של הזהירה התרמית הוא שיש בהם מצבים הנוספים לרמות האנרגיה של האטום, הנקראים מצבים מטסטביליים - מצבים הנמצאים בהפרש האנרגיה האסור של האטום, בהם האלקטרון יכול להתקיים. התוצאה מקיומם של מצבים אלה, אלקטרונים באטום יכולים להיתקע במצב המטסטבילי כך שהם נמצאים בין שתי רמות אנרגיה של האטום. הדרך היחידה לשחררם היא להעניק להם מספיק אנרגיה על ידי חימום החומר שתעורר אותם למצב מעורר, ממנו הם יוכלו לחזור למצב הבסיס (כאשר המעבר מהמצב המעורר למצב הבסיס יגרום לאטומי החומר לפלוט פוטונים, כלומר אור). הזמן הממוצע בו האלקטרון יהיה תקוע במצב מטסטבילי (שיקרא מעתה גם הזמן האופייני) ניתן לחישוב באמצעות מכניקה סטטיסטית ושווה ל: ( 1 )   τ = s − 1 ⋅ e Δ E k b T {\displaystyle (1)\ \tau =s^{-1}\cdot e^{\frac {\Delta E}{k_{b}T}}} כאשר s קבוע, T הטמפרטורה של החומר,kb קבוע בולצמן ו-ΔE הפרש האנרגיה בין המצב המטסטבילי למצב המעורר. באמצעות ההנחה שהסיכוי של האלקטרונים לחזור למצב המטסטבילי מיד אחרי ששוחררו ממנו נמוכה מהסיכוי שלו להגיע למצב הבסיס, אפשרי לחשב את עוצמת ההארה. מהנחה זו, ניתן לקבל שעוצמת ההארה פרופורציונית לקצב המעבר של האלקטרונים מהמצב המעורר למצב הבסיס (כי המעבר מהמצב המעורר למצב הבסיס מפיק פוטון, ולכן קצב המעברים האלה יחסיים לעוצמת ההארה. גם המעבר מהמצב המעורר למצב המטסטבילי מפיק פוטון בתדירות שונה, אבל לאחר הזנחת כמות המעברים האלו ההארה הנובעת מהם זניחה). לכן, ניתן להסיק ש: ( 2 )   I ( t ) = − C d n d t , ( 3 )   d n d t = − n / τ {\displaystyle (2)\ I(t)=-C{\operatorname {d} \!n \over \operatorname {d} \!t},(3)\ {\operatorname {d} \!n \over \operatorname {d} \!t}=-n/\tau } כאשר C קבוע, n הוא מספר החלקיקים במצב המטסטבילי, ו- I {\displaystyle I} היא עוצמת ההארה. ניתן להגיע לנוסחאות אלה כך: נוסחה 2 היא הבעה מתמטית של הפסקה שרשומה למעלה, ונוסחה 3 נובעת ישירות משימוש בזמן הממוצע τ {\displaystyle \tau } בתור הזמן שלוקח לחלקיק להיפלט מהמצב המטסטבילי (והמינוס נובע מכך שהחלקיק יוצא מהמצב המטסטבילי ולא נכנס אליו). מפתרון מד"ר פשוט נקבל: d n d t = A ⋅ e − t / τ {\displaystyle {\operatorname {d} \!n \over \operatorname {d} \!t}=A\cdot e^{-t/\tau }} ולכן, עוצמת ההארה I {\displaystyle I} היא: I ( t ) = I 0 ⋅ e − t / τ {\displaystyle I(t)=I_{0}\cdot e^{-t/\tau }} כאשר I 0 {\displaystyle I_{0}} קבוע, ו- τ {\displaystyle \tau } הוא אותו ה- τ {\displaystyle \tau } מנוסחה 1. מניסיונות שנעשו הופרכה תאוריה זו, כיוון שבמציאות עוצמת ההארה לא הייתה בצורה של אקפוננט דועך. כעת, לא ניתן להזניח לגמרי את הסיכוי של האלקטרונים לחזור למצב המטסטבילי מיד לאחר ששוחררו ממנו. לכן, ניתן להתחשב בו על ידי רישום של זרם האלקטרונים d n d t {\displaystyle {\operatorname {d} \!n \over \operatorname {d} \!t}} כזרם שלא תלוי ליניארית ב-n, אלא תלוי במכפלה של מספר החלקיקים במצב המטסטבילי במספר של המצבים המטסטביליים התפוסים, ומכך ניתן לרשום: I ( t ) = − C d n d t = α n 2 {\displaystyle I(t)=-C{\operatorname {d} \!n \over \operatorname {d} \!t}=\alpha n^{2}} כאשר α {\displaystyle \alpha } קבוע. מפתירה של המד"ר מקבלים: I ( t ) = I 0 ( n 0 α t + 1 ) 2 {\displaystyle I(t)={\frac {I_{0}}{(n_{0}\alpha t+1)^{2}}}} כאשר α {\displaystyle \alpha } מייצג מעין "זמן מחצית חיים מסדר שני". לכן, ניתן להסיק שעבור טמפרטורות נמוכות α {\displaystyle \alpha } גדול מאוד ולכן ניתן לקבל כי לאחר זמן קצר מקליטת הקרינה I ( t ) ≃ 0 {\displaystyle I(t)\simeq 0} . עבור טמפרטורות גבוהות α {\displaystyle \alpha } יהיה קטן מאוד ולכן ניתן לקבל שעוצמת הארה יציבה בעוצמה I ( t ) ≃ I 0 {\displaystyle I(t)\simeq I_{0}} למשך זמן רב. הסבר זה, למרות היותו פשוט יחסית, מהווה הסבר לתופעת הזהירה התרמית. מדיה וקבצים בנושא זהירה תרמית בוויקישיתוף זהירה תרמית, באתר אנציקלופדיה בריטניקה (באנגלית) S.W.S McKeever, Thermoluminescence of solids R. Chen and Y. Kirsh, The Analysis of Thermally Stimulated Processes, 1981