Если отверст. открыв. четное число зон Френеля то в т. P наблюд. min, если нечетное – то max. 1 страница

Билет №4

1. Дифракция Френеля на круглом отверстии и круглом непрозрачном диске.

Пусть на пути сферич. фронта свет. волны распол. непрозрачный экран, к-й открыв. 1-е m зон Френеля.

m-четное A=A₁/2+(A₁/2-A₂+ A₃/2)+ A₃/2+…+ (A_m-1/2-A_m)=A₁/2+A_m-1/2-A_m=(A₁+A_m-1)/2-A_m

m-нечетное A=A₁/2+(A₁/2-A₂+ A₃/2)+…+ (A_m/2-A_m-1 A_m/2)+A_m/2=A₁/2+A_m-1/2-A_m=(A₁+A_m-1)/2-A_m, => A=(A₁+A_m)/2

Пусть на пути сферич. фронта свет. волны распол. круглый непрозрачный диск, к-й закрыв. 1-е m зон Френеля.

A= A_m+1-A_m+2+A_m+3-A_m+4+…=A_m+1/2+(A_m+1/2-A_m+2+ A_m+3/2)+(A_m+3/2-…=A_m+1/2

Видно что в т.P всегда наблюд. max. Расчитаем радиус зон Френеля.

r_m²=a²-(a-h)²=(b-ml/2)²-(b+h)², пренебрегая величинами порядка l² окончательно получаем

r_m=Ö(abml/(a+b))- сферический фронт свет. волны

r_m=lim_a®¥Ö(abml/(a+b))=Ö(bml) т.е. r_m=Ö(bml)-плоский фронт свет. волны.

2. Тепловое равновесное излучение. Закон Кирхгофа.

Т. и. это излучение эл–маг вол нагретым вещ. Т. и. происходит за счет внут. энергии нагретого тела нах. в связи с термодин. средой. То это наз. равновесным излучением. В теории Т.и. вводится понятие абсол. черного тела. Аб. ч. тело–это тело к–е полностью поглощ. падающий на него излучение (не отраж.). Моделью а.ч. тела может служить маленькое отверстие в полой сфере. Для описания Т.и. вводится след. величины R_э–энерг. светимость (излучательность), эта энергия излуч. с ед поверх. нагретого тела за ед времени на всех длинах волн (мощность). A(l,T)–поглощ. способ. тела, A(l,T)=W_погл(l,T)/ W_пад(l,T)–отнош. пад. энергии к поглощ. (на длине волны l при темп. T). E(l,T)–спектральн. плотность излучат. способности–эта энерг. излучаем. с ед. поверхн. тела за ед времени на длине волны l.

Закон Киргофа. Для всех тел справедливо соотнош. E(l,T)/A(l,T)=const=e(l,T)–спектраль. плотность излучат. способность а.ч. тела. Отсюда видно что а.ч. тело излучает больше любого др.

3. Корпускулярно-волновой дуализм свойств вещества. Гипотеза де Бройля. Дифракция электронов.

В 1924г Луи де-Бройль высказал гипотезу, согласно которой дуализм (двойственность) св-в присущи не только оптическим явлениям, но и к материи вообще. В частности с потоком электронов связан волновой процесс, который влияет на поведение электрона как частицу, заряд и масса которой локализованы в малом объеме пространства так, что ведет себя как точечный заряд. Д-Бройль показал, как можно определить длинну электронной волны по аналогии с длинной волны фотона.

Pф=m(индекс ф)c=hνc/c (c.2)=hν/c=h/λ; λ(инд.c)=h/P(индекс е)=

=h/m(инд. с) v(инд.с) (1). Длина волны, определяемая (1) называется дебройлевой длиной волны. Д-Бройль попробовал объяснить 1-й постулат Бора – постулат квантования. Согласно д-Бройлю, стационарными являются такие орбиты электрона, у которых вдоль периметра укладывается целое число волн д-Бройля. Т.е. вдоль орбиты устанавливается стоячая волна. 2πr = nλ(индекс с), 2πr = nh/mv;

mvr = nh/2π=nh(в).

Джемер и Дэвисон впервые обнаружили дифракцию электронов при рассеянии их на монохроматические никеля. Электроны, ускоренные разностью потенциалов U, вылетали из эл. пушки в виде узкого пучка, и фокусировались на клисталлической пластинке. Рассеяные электроны улавливались ловушкой цилиндра Фарадея, соединенного с чувствительным гальванометром.

Электроны отдавали свой заряд ловушке и устанавливалась зависимость J от √U. Сила тока J является мерой отраженных от пластины электронов, а √U – мера их скорости.

mv ²/2=eU; √U~v. Т.о. от кристалла отражаются лишь электроны определенных скоростей. Кристалл представляет собо пространственную дифракционную решетку, в которой источники вторичных волн, т.е. частицы в узлах кристаллической решетки, находятся на строго определенных расстояниях вдоль координатных осей. При прохождении через кристалл электро-магнитного излучения, частицы в узлах кристаллической решетки испускают вторичные волны, которые, налагаясь, образуют максимум и минимум дифракции. То, что от кристалла отражались лишь электроны определенных скоростей означало, что на кристалл падает излучение, представляющее собой волновой процесс, в его избирательное отражение есть результат дифракции.

Билет №5

1. Дифракция Фраунгофера на щели. Получите выражение, описывающее распределение интенсивности света на экране.

Диф. Ф.-диф. в параллельн. лучах. Диф. Френеля-диф. в не параллельн. лучах (в част. сфер.)

Рассмот. не прозрач. экран в ¥-но длиной узкой щели, ширина к-го =b, b>>l это условия позволяет не учитывать диэлектрические св-ва вещ-ва из к-го сделан экран. Разобьем площ. щели на ряд плоск. узких полосок равной ширины, каждая из этих полос можно расс. как источник волн, причем фазы колеб. различных пололс одинаковы (т.к. плос. щели совпадает с плоск. свет. волны), амплитуды одинаковы т.к. полоски один. по ширине и одинаково направлены. Если ширину волны выбрать так, что разности хода от краев полосок =l/2 то их м. расс. как зоны Френеля. Если на ширине щели укладыв. четное число зон Френеля то в данном направ. надлюд. min, если нечетное то max. Воспольз. граф. методом.

1) j=0

2) bsinj=l/2, 1-зона Френеля, j=arcsinl/(2b) => d=2A₀/p,

3) bsinj=2l/2, 2-зоны Френеля, j=arcsinl/b,

4) bsinj=3l/2, 3-зоны Френеля, j=arcsin3l/(2b) => d=3A₀/(2p),

Метод зон Френеля яв. приближенным методом, точнее расспред. интенс. м. получить воспользовавшись принципом Гюгенса-Френеля: dE=B(j)a₀/2cos(wt-kr+a), разобьем поверхн. щели на ряд узких полосок шириной dy.

Амплитуда кол. такой полоски можно считать dA~dy

dA=cdy, где c нект. коэф. пропорц. к-й м. найти из условия что при j=0 A=A₀. т.е.

A=∫₀^bdA=∫₀^bcdy=cb => c=A₀/b, dA=A₀dy/b, Результирующую амплитуду колебаний E_j=∫₀^bdAcos(wt-kD)dy, Окончательно получаем

E_j=∫₀^bA₀/bcos(wt-2p/lysinj)dy=A₀sin[pb/l(pb/lsinj)]/[pb/l(pb/lsinj)]cos(wt-pb/lsinj) =>

Амплитуда кол-й =A₀sin(pb/lsinj)/(pb/lsinj), I=I₀sin²(pb/lsinj)/(pb/lsinj).

2. Абсолютно черное тело. Законы излучения абсолютно черного тела.

Аб. ч. тело–это тело к–е полностью поглощ. падающий на него излучение (не отраж.). Моделью а.ч. тела может служить маленькое отверстие в полой сфере.

Анализ получ. эксперимент. закономерн. позволили сформул. законы излуч.

Стефана–Больцмана R_э=sT⁴, пост. Ст–Б. s=5.71*10^–8, если тело не яв–ся А.ч. то R_э=ksT⁴, где k–нек–ий коэф. наз. степенью нечерноты 0<=k<=1

Закон смещения Вина l_max=b/T, b–1–я пост. Вина b=2.898*10^–3, l_max–длина волны на к–ю приход. max излучательной способн. А.ч.тела.

2–й закон Вина e₀(l_max,T)=b¹T⁵, b¹–2–я пост. Вина b=1.29*10^–5,

Попытки дать объясн. эксперим. кривой e(l,T) на основе класич физики приводили к завис.: e(l,T)~1/l (Рэлея–Джинса).

Формула Р.–Д. согласовывается с экспериментальной кривой только в области больших длин волн при l®0 => e(l,T)®¥.

Расхождение ф. Р.–Д. с экспериментальной кривой в области малых длин волн было названо “ультрафиолетовой катастрофой”. Классич. физика оказалась не способна объяснить излучен. нагрет. тел. Получить теорет. зависимость e(l,T) удалось Максу Планку путем отказа от теории о непрер. излучен. энергии нагрет. тел.

3. Акустические и оптические колебания кристаллической решетки. Понятие о фононах.

Рассм-м цепочку (одномерную), состоящую из разнородных атомов.

В такой цепочке может возникнуть 2 типа колебаний.

Кол-я 1 типа наз-ся акуст кол-ями кр реш-ки. При этом соседние атомы кр реш-ки колеб-ся практически в 1й фазе. Акуст кол-я определяют тепловые св-ва кристалла (теплопроводность, теплоемкость и др.).

Кол-я 2 типа наз-ся оптическими. При таких кол-ях соседние атомы кол-ся практически в противофазе. Такие кол-я опред-ют процессы взаимодействия тв тела со светом.

Дисперсионные кривые для этих кол-й имеют существенные различия.

Каждое нормальное колебание (коллективное дв-е в пространственно-упорядоченной системе; вследствии сильного взаимодействия м/у частицами в ТВ теле колебание возник шее в какой-либо точке ТВ тела быстро распростаняется по всему тв телу в виде упругой волны) кр реш-ки несет с собой энергии E_i, поэтому полная энергия кол-й кр реш-ки E=Σ_i=1^3NE_i.Можно показать, что энергия норм кол-й = энергии гармонич осциллятора имеющего массу=массе колебл-ся частиц и частоту=частоте норм колеб-я. Такой осциллятор наз-ся норм осциллятором. Норм осциллятор не имеет ничего общего с колеб-ся атомами кроме одинаковой массы.Согласно кв мех расчетам энергия гарм асцелятора квантуется. E _v =ħ w( v+1/2 ) v=0,1,2.. – наиб-е кв число

Согласно правилам отбора Δv=+-1, т е переходы могут осущ-ся только м/у соседними энерг уровнями. Приэтом испуск-ся или поглощ-ся квант энергии = ħ w = E_ф.

Этот квант энергии тепловых колебаний реш-ки наз-ся фононом.

Фонон может рассм-ть как своеобразную квази-частицу, приписывая ему энергию, массу и импульс.

В отличии от обычных частиц квази-частица не может возникнуть в вакууме, для ее сущ-ия необх-мо некоторая квантовая среда, в данном случае это кр реш-ка.

Т о тв тела можно рассм-ть, как нек-й объем заполненный фононным газом и в нек-х случаях применятьк нему з-ны идеал газа.

Билет №6

1. Интерференция света в тонких линзах.

Распространенным примером интерференции света

в природе является интерференция в тонких пленках: радужная окраска мыльных пленок, пленок нефти на воде и т.д. Рассмотрим плоскопараллельную пластинку толщиной d с показателем преломления n, на которую па­дает параллельный пучок света (рис). Луч 1 частично отражается - луч 2 и частично прелом­ляется, луч, выходящий из пластинки параллельно лучу 2- луч 3. Оба луча получены из одного, а потому когерентные. При их наложении происходит интер-я, и в зависимости от разности хода Δ т.В окажется либо освещенной сильнее, либо слабее соседних точек. Если пленка освещена белым светом, то ее часть (место усиления освещенности) будет окрашена. Оптическая разность хода лучей равна: Δ₁₂=АС-n(AB+CB), используя закон преломления света sini=n*sinr можно найти Δ=2d√(n²sin²i).

Из ур-я Максвелла и условий наклад. На эл.-маг. Поля на границе 2-х диэлектриков => что при отражен. эл.-маг. волны (света) от оптически более плотной среды происходит поворот фазы кол-й на 180°, след-но фаза кол-й в т.А на рис. меняется при отражении на 180°, это можно учесть введя l/2, l- длина монохр. света попадающ. на пленку. Значит полная оптическая разность хода м/у лучами 1 и 2 будет l/2. Условия max можно получить при равенстве n четному числу волн т.е. max: 2d√(n²sin²i)=(2m+1)l/2, min: 2d√(n²sin²i)=2ml/2 (в отраженном свете). В проходящем свете условия max и min меняется местами. Если толщина пластинки постоянна, то интерференционная картина имеет вид чередующихся темных и светлых полос, каждая из которых соответствует определенному углу i - полосы равного наклона.

Если пластинка переменной, толщины, то места ослабления и усиления света будут соответствовать местам определенной толщины пластины. Интерференционные полосы в этом случае называют полосами равной толщины.

2. Внешний фотоэффект и его законы.

Внешним фотоэффектом называется испускание электронов с поверхности металла под действием падающего света. Экспериментально было установлено, что внешний фотоэффект подчиняется следующим законам:

1.Максимальная скорость вылетающих с поверхности металла электронов не зависит от интенсивности падающего света, а зависит от его частоты.

2.Существует предельная длина волны характерного для каждого вещества, выше которого фотоэффект не наблюдается (простая граница Фотоэффекта).

Эти закономерности, наблюдаемые экспериментально, нельзя было объяснить, считая свет волной, в фотоэффекте действует корпускулярная природа света.

3.Взаимодействие нуклонов. Свойства и природа ядерных сил.

Громадная энергия связи нуклонов в ядре указывает на очень сильное взаимодействие между ними. Нейтроны и протоны в ядре удерживаются мощными ядерными силами притяжения, которые подавляют расталкивающее действие кулоновских сил между протонами

Свойства ядерных сил: 1. Ядерные силы- это короткодействующие силы. Радиус их действия порядка 10^-13 см. 3. Не центр-е.

Ядерные взаимодействия между протонами (р-р),нейтронами (п-п), протоном и нейтроном (р-п) одинаковы, поэтому ядерные силу обладают зарядовой независимостью. Отсюда следует, что природа этих сил отличается от природы электрических и гравитационных сил. Ядерные силы относятся к силам насыщения. Это означает, что каждый нуклон взаимодействует только с ограниченным числом ближайших к нему нуклонов. Такое заключений следует из того факта, что Есв~ А Если бы каждый нуклон взаимодействовал с остальными, то Есв ~А(А-1)~А^2..

Билет №7

1. Интерференция света в тонких линзах. Кольца Ньютона.

Распространенным примером интерференции света в природе является интерференция в тонких пленках: радужная окраска мыльных пленок, пленок нефти на воде и т.д. Рассмотрим плоскопараллельную пластинку толщиной d с показателем преломления n, на которую па­дает параллельный пучок света (рис). Луч 1 частично отражается - луч 2 и частично прелом­ляется, луч, выходящий из пластинки параллельно лучу 2- луч 3. Оба луча получены из одного, а потому когерентные. При их наложении происходит интер-я, и в зависимости от разности хода Δ т.В окажется либо освещенной сильнее, либо слабее соседних точек. Если пленка освещена белым светом, то ее часть (место усиления освещенности) будет окрашена. Оптическая разность хода лучей равна: Δ₁₂=АС-n(AB+CB), используя закон преломления света sini=n*sinr можно найти Δ=2d√(n²sin²i).

Из ур-я Максвелла и условий наклад. На эл.-маг. Поля на границе 2-х диэлектриков => что при отражен. эл.-маг. волны (света) от оптически более плотной среды происходит поворот фазы кол-й на 180°, след-но фаза кол-й в т.А на рис. меняется при отражении на 180°, это можно учесть введя l/2, l- длина монохр. света попадающ. на пленку. Значит полная оптическая разность хода м/у лучами 1 и 2 будет l/2. Условия max можно получить при равенстве n четному числу волн т.е. max: 2d√(n²sin²i)=(2m+1)l/2, min: 2d√(n²sin²i)=2ml/2 (в отраженном свете). В проходящем свете условия max и min меняется местами. Если толщина пластинки постоянна, то интерференционная картина имеет вид чередующихся темных и светлых полос, каждая из которых соответствует определенному углу i - полосы равного наклона.

Если пластинка переменной, толщины, то места ослабления и усиления света будут соответствовать местам определенной толщины пластины. Интерференционные полосы в этом случае называют полосами равной толщины.

Примером являются интерференционные полосы в воздушном клине (кольца Ньютона), которые можно наблюдать, если на плоскопараллельную пластинку положить плосковыпуклую линзу большого радиуса R(Рис). При нормальном падении лучей разность хода равна: Δ=2d+ λ/2(2). Найдем радиус к-го кольца. Из Δ АВС r²=R²-(R-d)²=2Rd+d²~2Rd,тк R>>d, откуда d= r²/2R. Подставляя это в формулу(2), находим Δ=r²/R+λ/2

Находим радиус К-го' кольца r_k=√(kλR)Измеряяr_k, и зная R, можно найти длину волна света.

2. Поглощение света. Закон Ламберта-Бера.

Поглощение света или адсорбция – это уменьшение интенсивности света при распрост. волны в вещ. (фронт волны плоск.). При поглащ. энергия эл-маг. волны переходит во внутр. энергию поглощающ. вещ-ва (оно нагревается). Рассм. слой погл. вещ-ва толщ. l, пусть на него падает параллель. пучек света интенс. I₀ вылим внутри поглощ. слоя слой dx. Уменьшение интенс. света при прохождении слоя толщины dx: dI~–Idx, dI=–aIdx. Интегрируя получаем закон Ламберта–Бугера: I= I₀e^–al, I–интенс. света прошед. слой поглощ. вещ–ва толщ. l. Если поглощ. вещ–во растворено в непоглощ. раствор. то a₀=a₁c, где c–концентр. поглощ. вещ–ва, a₁–коэф. поглощ. отнесен. к ед. конц. a₁,a зависят как от природы поглощающегося вещ–ва так и от длины волны падающ. света.

3. Соотношение неопределенностей Гейзенберга.

Во всех макроскопических системах электрон ведет себя как частица, локализованная в малом объеме, обладающая определенной координатой и скоростью. При движении электрона в атоме проявляются его волновые свойства в большей степени, как и во всех микроскопических частицах, но волна не локализована в пространстве, а безгранична.

Пусть электроны движутся в направлении ОА со скоростью Vx и встречают узкую щель ВС с шириной а. DE – экран, на который будут попадать электроны. Т.к. электроны обладают волновыми свойствами, то при прохождении через узкую щель они дифрагируют, в результате чего электроны будут попадать не только в точки экрана DE, расположенные непосредственно за щелью, но распределяется по всему экрану. Представим, что электрон – классическая частица. Она характеризуется координатой и количеством движения. Можно охарактеризовать координату электрона в момент прохождения щели как координату щели. В таком определении координаты, однако, есть неточность, обусловленная шириной щели. Обозначим эту неопределенность через ∆x=a. После прохождения щели составляющая импульса Px≠0, т.к. вследствии дифракции изменяется скоростью. Составляющая импульса электрона не может быть определено точно, а лишь с некоторой погрешностью ∆Px≥Psinφ1=Pλ/a=hλ/λa=h/a; ∆Px*∆x≥h (1) – соотношение неопределенностей Гейзенберга.

Билет №8

1. Двойное лучепреломление и его объяснение.

При прохождении света ч/з все прозрачные кристаллы, за исключением принадлежащих к кубической системе, набл-ся явление, получившее название двойного лучепреломления. Это явление закл-ся в том, что упавший на кристалл луч разделяется внутри кристалла на два луча, распространяющиеся с разными скоростями и в разл направлениях.

Кристаллы, обладающие двойным лучепреломлением, подразделяются на одноосные (исландский шпат, кварц и турмалин) и двуосные (слюда, гипс). У одноосных кристаллов один из преломленных лучей подчиняется обычному закону преломления, в частности он лежит в одной плоскости с падающим чучом и нормалью к преломляющей поверхности. Этот луч наз-ся обыкн-м о. Для другого луча – необыкн-ного е, отношение синусов угла падения и угла преломления не остается постоянным при изменении угла падения. У двуосных оба луча необ-е.

2. Спин электрона. Спиновое квантовое число. Экспериментальные доказательства существования спина.

Был поставлен эксперимент, для которого брались атомы, у кот-х число электронов нечётно, и механические и магнитные моменты кот-х попарно взаимно компенсируются. Такими атомами явл-ся атомы элем-в 1-ой группы таблицы Менделеева. Важной особенностью элем-в этой группы явл-ся то, что элек-н находящиеся в основном состоянии имеет l=0, М_l =0 Р_l =0. Брался источник атомов, поток кот-х пропускали ч\з магн. поле. Т.к. магнитный и механ-й моменты атомов были =0, то эти атомы не должны были отклоняться магнитным полем и на экране должно было наблюдаться 1 пятно. Эксперимент показал: атомы отклон-ся и дают 2 max на экране. Т.к. механ-й и магн-й моменты электрона в атоме обусловленые его движением вокруг ядра были равны 0, а атомы всё равно отклон-сь магн. полем, было предположено, что электрон в атоме обладает собственным механическим М_s и соответствующим ему магнитным Р_s моментами, кот-е были названы механическим магнитным спиновым моментами. Спин электрона считается таким же фундаментальным свойством, как заряд и масса. Значение спинового механического момента м\б вычислено по формуле: М_s=ħ ,где s- спиновое квантовое число, кот-е может принимать 2 значения: s=1/2, s=-1/2.

3. Зонная структура собственных полупроводников. Собственная проводимость полупроводников и ее зависимость от температуры.

Полупр-ки – в-ва, у к-х ширина запрещ-й зоны составляет величину порядка 1 эВ.

При низких темп-х полупр-ки не проводят эл ток и яв-ся изолятором. Хим-ски чистые в-ва яв-ся собств полупр-ками.

Рассм 4хвалентный полупр-к Ge (германий). Четыре связи с соседними атомами, образованы восемью эл-нами (по четыре от каждого атома). Каждый эл-н обр-ет связь с противоположно направ-ми спинами. При низк темп-ре все связи оказываются укомплектованными эл-нами и своб эл-нов в полупр-ке нет. При увел темп-ры за счет энергии хим-го дв-я происходит отрыв эл-нов от одной из связи. При этом на месте ушедшего эл-на остается не скомпенсированный полож заряд наз-й дыркой. Дырка локализована на какой-то одной связи в кристалле и своб переем-ся по кристаллу не может. Оторвавшийся же эл-н может своб-но перем-ся по кр-лу.

Если приложить внешнее эл поле, то эл-н будет перем-ся против поля. Дырку же может занять эл-н из соседней связи. Путем таких перескоков дырка будет перем-ся по полю, а эл-н против поля. Дв-е дырки можно рассм-ть как дв-е полож заряж частиц. Когда своб эл-н занимает место дырки исчезает одновременно и своб эл-н и дырка. Такой процесс наз-ся рекомбинацией. Т о в хим-ски чистых полупр-ках появл-ся одновр-но своб эл-ны и дырка, причем кол-во их одинаково. Проводимость хим-ски чистых полупр-ков наз-ых собств яв-ся электронно-дырочными. С т з зонной теории эл-н задействованный в создании хим-х связей в кр-ле нах-ся в валентной зоне.

При сообщении ему достаточной энергии он преодолевает запрещ-ю зону и переходит в зону проводимости. При этом в валентной зоне образ-ся дырка. Такой переход будет осуществляться прежде всего с верхних уровней валентной зоны. По мере увеличения энергии в зону проводимости будут переходить эл-ны со все более глуб-х уровней валентной зоны. Поэтому энергия дырки тем больше, чем глубже она нах-ся в валентной зоне. Эл-н в зоне проводимост и дырку в валентной зоне можно рассм-ть как своб-е носители заряда в собств полупр-ке. Ясно, что по мере увел-я темп-ры число таких носителей будет возрастать. Уровень Ферми в собств полупр-ках нах-ся в сер-не запр-й зоны.

Билет №9

1. Метод зон Френеля. Графический метод сложения амплитуд.

Френель предложил объединил симметрич. т-ки световой волны в зоны выбирая конфигурацию и размеры зоны такие что разность хода лучей от краев 2-х соседних зон от т-ки наблюдений была бы равна l/2 и след-но от краев 2-х сосдних волн приход. в т-ку наблюдения в противофазе и при наложении др. на др. ослабивают.

Обозначим ч/з A₁ амплитуду кол-й в т-ки P даваемым всеми т-ми источниками нах. внутри 1-й зоны Френеля. Ясно что A₁ > A₂ > A₃…

Результат амплитуды кол-й в т.P даваемое всеми зонами Френеля будет A = A₁ - A₂+A₃ - A₄…, A=A₁/2+(A₁/2-A₂+ A₃/2)+(A₃/2-A₄+ A₅/2)+…=> A=A₁/2. Видно что в том случае, если открыты все зоны Френеля то амплитуда кол-й = половине амплитуды кол-й даваемой 1-й зоной Френеля.

Графический метод определения результирующей амплитуды.

Разобьем каждую зону Френеля на ряд еще более мелких подзон (колец) настолько узких, что можно считать что кол-я от всех т-х источников внутри такой подзоны приходит в т.P с одинаковой фазой и одной амплитудой. Будем изображать результирующ. колб. от каждой подзоны в виде вектора, длина к-го результир. амплитуда, а угол поворота фазу коллеб. такой подзоны.

2. Внешний фотоэффект и его законы. Уравнение Эйнштейна.

Внешним фотоэффектом называется испускание электронов с поверхности металла под действием падающего света. Экспериментально было установлено, что внешний фотоэффект подчиняется следующим законам:

1.Максимальная скорость вылетающих с поверхности металла электронов не зависит от интенсивности падающего света, а зависит от его частоты.

2.Существует предельная длина волны характерного для каждого вещества, выше которого фотоэффект не наблюдается (простая граница Фотоэффекта).

Эти закономерности, наблюдаемые экспериментально, нельзя было объяснить, считая свет волной, в фотоэффекте действует корпускулярная природа света.

Эйнштейн развил квантовую гипотезу Планка. Свет распространяется в виде отдельных порций (фотонов).

Отсюда видно, что скорость электронов при фотоэффекте зависит только от частоты падающего света. hv=A_вых+mv²/2.

Интенсивность света определяется числом фотонов падающих на катод. Следовательно, число фотоэлектронов определяется только интенсивностью падающего света и не зависит от его частоты.

Для того чтобы придержат фототок необходимо подать на анод задерживающее напряжение. Его величину можно определить по формуле: mv²/2=eU,U – задерживающее напряжение на аноде.

Поэтому, h v =А_вых+eU. Работа А_вых определяется типом материи из к–го сделан фотокатод. При уменьшении частоты падающего света энергия вылетевших электронов будет уменьшаться hv_кр =А_вых => λ_кр=hc/ А_вых. Таким образом ур–е Эйнш. позволяет объяснить все экспер. набл. законом–ти. Ур–е Эйнш. построено на основе одно. приближения. А_вых каж–го конкрет. эл–на не завис. от выхода др. эл–в с фотокатода.

3. Понятие о квантовой статистике Ферми-Дирака. Уровень Ферми.

Любое тв тело состоит из огромного числа частиц. В таких коллективах проявл-ся особые статистич-е законы. Существуют 2 способа описания большого кол-ва частиц.

1) термодинамический В таком методе рассм-ся макроскоп-я система и не рассм-ся св-ва каждой частицы в отдельности. Равновесное состояние такой т-д с-мы опис-ся нек-ми макроскоп-ми с-мами (P,V,T).

Дата добавления: 2015-04-24; Просмотров: 577; Нарушение авторских прав?; Мы поможем в написании вашей работы!