Если отверст. открыв. четное число зон Френеля то в т. P наблюд. min, если нечетное – то max.
⇐ ПредыдущаяСтр 3 из 3 Пусть на пути сферич. фронта свет. волны распол. круглый непрозрачный диск, к-й закрыв. 1-е m зон Френеля. A= Am+1-Am+2+Am+3-Am+4+…=Am+1/2+(Am+1/2-Am+2+ Am+3/2)+(Am+3/2-…=Am+1/2 Видно что в т.P всегда наблюд. max. Расчитаем радиус зон Френеля. rm2=a2-(a-h)2=(b-ml/2)2-(b+h)2, пренебрегая величинами порядка l2 окончательно получаем rm=Ö(abml/(a+b) сферический фронт свет. волны rm=lima®¥Ö(abml/(a+b))=Ö(bml) -плоский фронт свет. волны. 2. Уравнение Шредингера для квантового гармонического осциллятора и его решение. Энергия квантового гармонического осциллятора. Нулевые колебания. Гармонический осциллятор - частица, на которую действует сила стремящаяся вернуть её в положение равновесия и пропорциональная величине смещения частицы из положения равновесия. F=-Ux; U=1/2*k*x(c.2); w=√k/m`; k=mw(c.2); U=1/2*mw(c.2)x(c.2), где w-частота собственных колебаний частицы. Уравнение Шредингера для гармонического осциллятора (ГО) будет: d(c.2)Ψ/dx(c.2)+(2m/ħ(c.2))*(E-(mw(c.2)x(c.2)/2))*Ψ=0. Это уравнение имеет решение при собственных значениях энергии: En=(n+(1/2))ħw, n=0,1,2,… Видно, что энергия ГО квантуется. Нулевые колебания. Согласно классической физике при абсолютном нуле температуры всякое движение прекращается. Рассмотрим энергию квантового ГО. При уменьшении температуры n будет уменьшатся и при абсолютном нуле n станет =0. Однако, E0=ħw/2, т.е. энергия не равна 0. Эта энергия наз-ся энергией нулевых колебаний, а сами колебания- нулевыми, т.е. согласно квантовой механике при абсолютном нуле температуры движение не прекращается: остаются нулевые колебания. 3. Взаимопревращение нуклонов при β-распаде. Бета - распад объединяет три вида ядерных превращений электронный (β-) распад, позитронный (β+} распад и электронный захват. При изучении В - распада пришлось столкнуться со следующими фактами: I. В отличие от α - распада, где α - частица имеет определенное значение энергии, при β - распаде кинетические энергии вылетающих электронов (позитронов) лежат в пределах от 0 до Емакс, т.е. вылетающие электроны имеют сплошной спектр. Величина Емакс=(my+me-mx)c2 имеет, определенное значение для каждого изотопа Сплошной β - спектр как бы - противоречит закону сохранения энергии, т.к. нет
Для преодоления указанных трудностей Паули предложил гипотезу нейтрино. Согласно этой гипотезе в каждом акте β - распада наряду с β - частицей испускается еще другая незаряженная частица со спином ħ /2 При позитронном распаде испускается нейтрино (AZX-> AZ-1Y+ 0-1e- v), а при электронном – антинейтрино (AZX-> AZ+1Y+ 0-1e+ v~). Они отличаются направлением спина. В третьем типе β - распада - электронном захвате материнское ядро с избытком протонов захватывает орбитальный электрон из атомных оболочек. После захвата, как и в позитронном распаде, один протон превращается в нейтрон: Билет №16 1. Вращение плоскости поляризации. Некоторые вещества, называемые оптически активными обладают способностью, при пропускании через них линейно поляризованного света, поворачивать плоскость поляризации. К ним относятся кварц, растворы оптически активных веществ (раствор сахара и др.). Кристаллические вещества сильнее всего вращают плоскость поляризации, если свет распространяется вдоль оптической оси, Угол поворота φ пропорционален пути луча l в кристалле φ=αl
Здесь φ- постоянная вращения. Например, для кварца α=21,7 град/мм. В растворах угол поворота φ зависит и от концентрации активного вещества: φ=[α]cl Здесь [α] - величина, называемая удельной постоянной вращения. Различают право и левовращающие вещества. Это явление вызывается особым расположением ионов кристалла вокруг рассматриваемого направления. 2. Распределение энергии по длинам волн в спектре излучения абсолютно черного тела. Законы Вина. 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. 1) Стефана–Больцмана Rэ=sT4, пост. Ст–Б. s=5.71*10–8, если тело не яв–ся А.ч. то Rэ=ksT4, где k–нек–ий коэф. наз. степенью нечерноты 0<=k<=1 2) Закон смещения Вина lmax=b/T, b–1–я пост. Вина b=2.898*10–3, lmax–длина волны на к–ю приход. max излучательной способн. А.ч.тела. 3) 2–й закон Вина e0(lmax,T)=b1T5, b1–2–я пост. Вина b=1.29*10–5,
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. Закон радиоактивного распада. Период полураспада и время жизни радиоактивного ядра. Активность радиоактивного изотопа. Отдельные радиоактивные ядра испытывают распад независимо друг от друга, поэтому количество распавшихся ядер dN за время dt пропорционально числу имеющихся ядер N и времени-(1),где λ- постоянная распада, характерная величина для данного вещества. Знак минус указываот на убыль радиоактивных ядер. Из (1) находим уравнение (закон) радиоактивного распада, где N0- начальное количество ядер, N - количество нераспавщихся ядер к моменту времени t.
Время, за которое распадается половина первоначального количества ядер, называется периодом полураспада Т _. Т.к. активность распада ядра носит случайный характер, то постоянная распада λ характеризует.вероятность распада. Обратная же ей величина называется средним временем жизни радиоактивного ядра: Радиоактивные вещества характеризуются активностью, равную числу ядер, распадающиеся за 1 с:
Билет №17 1. Поглощение света. Закон Ламберта-Бера. Причина поглощения света в диэлектриках и проводниках. 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.
2. Физическая природа химической связи. Обменное взаимодействие.
3. Собственные и примесные полупроводники и их зонная структура. Положение уровня Ферми в них. Полупр-ки – в-ва, у к-х ширина запрещ-й зоны составляет величину порядка 1 эВ. Рассм полупров-к, в к-м часть атомов основного полупр-ка заменена атомами в-ва валентность, к-х отлич-ся валентностью основного полупр-ка. Пусть в 4х валент. Полупр-к внедрены атомы 5валент примеси.
5й эл-н примеси в создании связи не участвуют, и поэтому оказ-ся слабосвяз-м в атомной примеси. При увел-и темп-ры полупр-ка отрыв-ся прежде всего этот 5й эл-н, при этом обр-ся своб эл-ны, но дырки при этом не образ-ся. Такая примесь наз-ся донорной примесью. В случае донорной примеси проводимость полупроводника яв-ся электронной, а сам полупр-к наз-ся полупр-к n-типа.
Рассм-м 4х валентный полупр-к в к-й внедрена 3х вал-я примесь.
Такая примесь наз-ся акцепторной. А сам полупр-к – полупр-ком p-типа. В полупр-ке p-типа проводимость дырочная. В случае акцепторной примеси энерг уровни нах-ся у дна запрещ зоны.
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 собств полупр-ков 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.
Билет №18 1. Дифракция Френеля на круглом отверстии и круглом непрозрачном диске. Используя метод зон Френеля, получите выражение для амплитуды результирующего колебания световой волны для этих случаев. 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. Пусть на пути сферич. фронта свет. волны распол. непрозрачный экран, к-й открыв. 1-е m зон Френеля. 1. четное A=A1/2+(A1/2-A2+ A3/2)+ A3/2+…+ (Am-1/2-Am)=A1/2+Am-1/2-Am=(A1+Am-1)/2-Am 2. m-нечетное A=A1/2+(A1/2-A2+ A3/2)+…+ (Am/2-Am-1 Am/2)+Am/2=A1/2+Am-1/2-Am=(A1+Am-1)/2-Am, => A=(A1+Am)/2
Воспользуйтесь поиском по сайту: ![]() ©2015 - 2025 megalektsii.ru Все авторские права принадлежат авторам лекционных материалов. Обратная связь с нами...
|