Badanie absorpcji. półprzewodników w podczerwieni
|
|
- Radosław Mazur
- 7 lat temu
- Przeglądów:
Transkrypt
1 Pracownia Podstaw Mikroelektroniki Ćwiczenie 12 Badanie absorpcji półprzewodników w podczerwieni Wykonali: Paweł Turbak i Tomasz Winiarski 1.0 Widma oscylacyjno rotacyjne W czasie długotrwałego oddziaływania promieniowania z substancją absorpcja energii nie ustaje, czyli molekuły wyniesione aktem absorpcji na wyższe poziomy energetyczne muszą mieć efektywną drogę powrotu do poziomu niższego, ponieważ gdyby nie wracały niemogłyby absorbować promieniowani, gdyż temperatura poziomów energetycznych byłaby za wysoka w stosunku do temperatury otoczenia. Dwa podstawowe mechanizmy pozbywania się nadmiaru zaabsorbowanej energii to: przejścia promieniste, polegające na emisji fotonu i bezpromieniste, polegające na przekazaniu energii w zderzeniach molekuł. Energia rotacyjna jest bardzo łatwo przekazywana w zderzeniach i prawie wszystkie zderzenia są efektywne. Częstości rotacji są rzędu s 1, czyli w gazie w ciągu smiędzy kolejnymi zderzeniami molekuła zdąży wykonać obrotów, a w cieczy w ciągu s niezdąży wykonać między zderzeniami ani jednego obrotu. Dlatego w cieczy rotacje są zahamowane. Energia oscylacyjna nie jest w zderzeniach przekazywana tak łatwo jak energia rotacyjna (na zderzeń jedno jest efektywne). W takim zderzeniu energia energia oscylcyjna przekształca się w energię rotacyjną i translacyjną obu zderzających się molekuł. Dlatego widma oscylacyjne można obserwować w cieczach, natomiast widma oscylacyjno rotacyjne obserwujemy tylko w gazach. Energia oscylatora jednocześnie wykonującego rotację, jest sumą energii rotacyjnej i oscylacyjnej E osc rot = h2 h 8π 2 J (J + 1)+ I 2pi f m red ( v + 1 ) 2 (1.1) Wyrazem skwantowania obu członów są kwantowe liczby rotacji J i v. Każdemu poziomowi oscylacyjnemu odpowiada zespół poziomów rotacyjnych i między tymi poziomami mogą
2 występować przejścia spektralne. Pasmo oscylacyjno rotacyjne ma strukturę złożoną z wielu składowych równoodległych z luką pośrodku (w przybliżeniu). Możliwości przejść grupują się według zmiany kwantowej liczby rotacji. Wszystkie przejścia, przy których kwantowa liczba rotacji J zmniejsza się o 1, J = 1, tworzą grupę składowych pasma zwaną gałęzią P. Przejścia, przy których J =+1, tworzą grupę składowych pasma zwaną gałęzią R. Te dwie gałęzie tworzą pasmo absorpcyjne molekuły dwuatomowej. Inne przejścia są zabronione. W molekułach wieloatomowych pojawiają się inne możliwości przejść, a mianowicie w paśmie absorpcyjnym oprócz gałęzi P i R pojawia się gałąź Q, oznaczająca grupą przejść o charakterystyce J = 0. Wszystkie te przejścia mają jednakową częstość, w wyniku czego gałąź Q utworzy pojedynczą składową o dużej intensywności, wypełniającą lukę pomiędzy gałęziami P i R.[4] 1.1 Własności optyczne półprzewodników, absorpcja w półprzewodnikach Kiedy wiązka światła monochromatycznego przechodzi przez materiał, to w wyniku odbicia i absorpcji natężenie jej zmniejsza się. Niechaj część energii odbitej na granicy ciała przedstawia wielkość R, która nosi nazwę współczynnika odbicia. Jeśli natężenie padającego światła wynosi I 0, a odbitego I R,to R = I R (1.2) I 0 Zależność współczynnika odbicia od częstotliwości R(ω) lub długości fali R(λ) nazywa się widmem odbicia. Oznaczymy natężenie światła padającego na warstwę dx, jak to przedsta- Rysunek 1.1: wiono na rys. 1.1, przez I. Wtedy w wyniku absorpcji światła w tej warstwie natężenie promieniowania zmniejszy się o wielkość di. Ilość pochłoniętej energii di jest proporcjonalna do ilości energii padającej na warstwę i grubości warstwy pochłaniającej: di = αidx. (1.3) Współczynnik proporcjonalności α, wyrażający ilość energii pochłoniętej z wiązki o jednostkowym natężeniu w warstwie o jednostkowej grubości, nosi nazwę współczynnika absorpcji. Całkując powyższe równanie otrzymujemy wyrażenie I = I 0 (1 R)e αd (1.4)
3 znane jako prawo Bougera Lamberta. Wielkość α okazuje się charakterystyczna dla pochłaniającego środowiska i zależy od długości fali promieniowania. Zależność współczynnika absorpcji od częstotliwości α(ω) lub od długości fali α(λ) nazywa się widmem absorpcji materiału. Przy wzajemnym oddziaływaniu elektronów półprzewodnika z promieniowaniem elektromagnetycznym powinny być spełnione dwa prawa: prawo zachowania energii i prawo zachowania quasi-pędu. Jeżeli elektron przed oddziaływaniem wzajemnym z kwantem światła mającym energię hω ipęd h η, posiadał energię E i quasi-pęd p,a po wzajemnym oddziaływaniu miał E i p, to prawa te można zapisać w postaci: E = E + hω η (1.5) p = p + h (1.6) Absorpcja promieniowania w półprzewodniku może być związana ze zmianą stany energetycznego swobodnych elektronów albo związanych z atomami, a także ze zmianą energii drgań atomów sieci. W związku z tym w półprzewodnikach rozróżniamy pięć podstawowych typów absorpcji optycznej: samoistną, ekscytonową, przez swobodne nośniki ładunku, domieszkową i absorpcję światła przez sieć krystaliczną. Jeśli przy pochłonięciu przez półprzewodnik kwantu promieniowania elektrony z pasma walencyjnego nabierając dodatniej energii przewyższającej bądź równej szerokości pasma zabronionego przechodzą do pasma przewodnictwa to taka absorpcja nazywana jest samoistną lub podstawową. Przy rozpatrywaniu absorpcji samoistnej półprzewodnika można uwzględnić budowę jego pasm energetycznych. Znane obecnie półprzewodniki zgodnie z układem pasm energetycznych dzielą się na dwie postacie. W pierwszej z nich minimum energii w paśmie przewodnictwa charak- Rysunek 1.2: Przejścia proste teryzuje się wektorem falowym k min, znajduje się w tym samym punkcie strefy Brillouina co i maksimum energii w paśmie walencyjnym określone wektorem falowym k max. Innymi
4 słowy w tych półprzewodnikach k min =k max (rys. 1.2). W drugiej postaci materiałów ekstrema pasma przewodnictwa i pasma walencyjnego znajdują się przy różnych wartościach k, a więc w tym przypadku k min k max (rys. 1.3) Do ostatniego typu materiału należy większość półprzewodników np. german czy krzem. Przejścia elektronów przez pasmo zabronione będą zachodzić przede wszystkim pomiędzy stanami energetycznymi odpowiadającymi maksimum pasma walencyjnego i minimum pasma przewodnictwa, tzn. dla wartości quasi-pędu (p= hk) lub wektora falowego k zbliżonych do zera, jak to przedstawiono na rys. 1.2 W związku z Rysunek 1.3: Przejścia skośne faktem, iż wartość wektora falowego fotonu jest znikoma w porównaniu z liczbą falową elektronu w równaniu (1.6) można go zaniedbać. Dlatego k = k k = 0 (1.7) Powyższa zależność nazywa się regułą wyboru dla przejść elektronowych i mówi ona, że w procesie wzajemnego oddziaływania elektronu z półprzewodnika z polem promieniowania możliwe są tylko takie przejścia, przy których wektor falowy elektronu nie zmienia się. Przejścia te noszą nazwę przejść prostych. [2] 1.2 Reguły wyboru dotyczące liczb kwantowych całkowitego obrotowego momentu pędu. Natężeniem linii widmowych w mechanice kwantowej rządzą prawdopodobieństwa przejść promienistych między poszczególnymi stanami kwantowymi atomów, prawdopodobieństwa te określane są przez wartości elektrycznych i magnetycznych momentów przejść. Okazuje się jednak, że dla danej pary stanów, na przykład α i β tylko niektóre momenty przejść mają wartości niezerowe. To czy może nastąpić emisja danej linii spektralnej zależy od tego czy dla danych dwu stanów moment pewnego typu przejścia jest różny od zera. W przypadku, kiedy moment jakiegoś przejścia jest równy zeru przejście to nie jest realizowane, jest zabronione. Warunki określające, które z przejść są dozwolone a które wzbronione dla pewnego typu promieniowania nazywamy regułami wyboru dla tego promieniowania. Do wyprowadzenia reguł
5 wyboru posłużono się prawem zachowania obrotowego momentu pędu. Fala elektromagnetyczna unosi ze sobą nie tylko energię i pęd, ale i moment pędu. Wykazano, że zmiana wartości liczb kwantowych, które określają spin elektronu w początkowym i końcowym stanie energetycznym jest ograniczona przez prawo zachowania obrotowego momentu pędu dla układu złożonego z atomu i wypromieniowanej przez niego fali elektromagnetycznej. Z przeprowadzonych rachunków wynikało, że przy założeniu elektrycznego promieniowania dipolowego tylko takie przejścia w atomie są dozwolone, dla których spełniony jest warunek: k = ±1 (1.8) gdzie k określa różnicę azymutalnych liczb kwantowych początkowego i końcowego stanu atomu. Powyższy warunek znaczy tyle, że przy przejściu elektronu między dwoma stanami orbitalny moment pędu atomu doznaje zmiany o h a kwant wysłanego przez atom promieniowania dipolowego ma spin równy h. Po wyprowadzeniu reguł wyboru dla promieniowania magnetycznego dipolowego i elektrycznego kwadrupolowego okazało się, że niektóre przejścia zabronione dla elektrycznego promieniowania dipolowego są dozwolone dla magnetycznego dipolowego i elektrycznego kwadrupolowego. Oznaczając przez µ κ magnetyczny a przez M κ elektryczny moment multipolowy rzędu κ, odpowiednie momenty przejśćmiędzy dwoma niezwyrodniałymi stanami β i α możemy określić przez następujące elementy macierzowe: µ βα κ = Z ψ β µψ αdτ M βα κ = Z ψ β Mψ α dτ (1.9) gdzie µ κ i M κ oznaczają operatory momentu multipolowego rzędu κ, zaś ψ α i ψ β symbolizują funkcje falowe odpowiednio przed i po przejściu. Symbole α i β reprezentują w szczególności liczby kwantowe J i M każdego ze stanów czyli, ogólnie kompletne zespoły liczb kwantowych dla stanu początkowego i końcowego. Po dalszej analizie elementów macierzowych (1.9) okazało się, że są one różne od zera tylko wtedy gdy liczby kwantowe J, M i J, M obydwu stanów spełniają odpowiednie warunki. Reguły wyboru spełniające te warunki są konsekwencją prawa zachowania obrotowego momentu pędu zastosowanego do układu związanego z atomem i emitowanym przez niego promieniowaniem. Inną ważną regułą wyboru związaną z prawem zachowania obrotowego momentu pędu jest reguła wyboru dla orbitalnej liczby kwantowej l poszczególnego elektronu. Mówi ona, że w przypadku dipolowego promieniowania elektrycznego tylko takie przejścia są dozwolone, przy których orbitalna liczba kwantowa elektronu świecącego spełnia warunek: l = ±1 W przypadku dipolowego promieniowania magnetycznego: l = 0, a dla kwadrupolowego promieniowania elektrycznego: = 0,± Reguły wyboru zwiazane z parzystością. Reguła Laporte a. Reguły wyboru związane z prawem zachowania obrotowego momentu pędu mówią, że dozwolone są tylko te przejścia, które odpowiadają określonej zmianie liczb kwantowych, dla których odpowiedni element macierzowy (1.9) nie jest równy zeru. Biorąc pod uwagę fakt, że ów element macierzowy ma postać całki rozciągniętej na całą przestrzeń, o tym czy będzie on
6 zerem czy nie, a więc czy przejście będzie dozwolone, decyduje parzystość iloczynu trzech składających się na niego wielkości i operatora odpowiedniego momentu dipolowego. Dzieje się tak, dlatego, że gdy funkcja podcałkowa jest funkcją nieparzystą, to całka ta równa jest zeru. Na rysunku (1.4) przedstawiono typową funkcję parzystą (a) i nieparzystą (b). Moment przejścia dla promieniowania elektrycznego dipolowego w atomie posiadającym Rysunek 1.4: Funkcja parzysta i fukcja nieparzysta jeden elektron wynosi: P βα = Z ψ β Pψ α dτ = Z ψ β e rψ αdτ (1.10) gdzie:e r jest momentem dipolowym, P- operatorem momentu przejścia. Funkcja e r jest funkcją nieparzystą, a więc element ten jest różny od zera tylko wtedy, gdy iloczyn funkcji ψ β i ψ α też daje funkcję nieparzystą. Aby ten warunek był spełniony, funkcje te muszą mieć przeciwną parzystość. W przypadku atomów wieloelektronowych dostajemy taki sam wynik. Z powyższego rozumowania wynika, że przejście dipolowe między dwoma stanami parzystymi lub dwoma stanami nieparzystymi jest zabronione. Elektryczny moment kwadrupolowy zależy od kwadratu współrzędnych, wielkość ta jest więc parzystą funkcją współrzędnych. Tutaj by wielkość pod całką w wyrażeniu (1.10) była funkcją parzystą, obie funkcje ψ β i ψ α muszą być równocześnie albo parzyste albo nieparzyste. Z tego wynika, że dla promieniowania elektrycznego kwadrupolowego przejścia między stanami o różnej parzystości są zabronione. Warunkiem na to, aby wyrażenie podcałkowe elementu macierzowego było funkcją parzystą jest, aby podczas procesu emisji lub absorpcji promieniowania parzystość układu nie zmieniała się. Jeśli atom w stanie początkowym, opisany funkcją parzystą ψ β, przechodzi do niższego stanu energetycznego ψ α i emituje promieniowanie, to układ na który składa się atom w stanie niższym plus wysyłany kwant promieniowania musi pozostać parzysty. A więc dla nieparzystej funkcji operatora danego momentu przejścia, stan końcowy musi być nieparzysty, mówimy wtedy o przejściu parzysto-nieparzystym. Zaś dla operatora momentu przejścia, który jest funkcją parzystą stan końcowy atomu musi być też parzysty, analogicznie przejście to nazywamy parzysto-parzystym. Można wykazać, iż parzystość momentu multipola elektrycznego rzędu κ jest określona przez ( 1) κ, a parzystość multipola magnetycznego rzędu k przez ( 1) κ+1. Czyli ogólnie sformułowana reguła wyboru dla różnych typów promieniowania, związana z parzystością zwana regułą Laporte a mówi, że: dla elektrycznego promieniowania 2 κ - polowego dozwolone są tylko takie przejścia, przy których parzystość stanu układu promieniującego zmienia się jak ( 1) κ, a dla magnetycznego
7 promieniowania 2 κ - polowego dozwolone są tylko takie przejścia, w których parzystość tego układu zmienia się jak ( 1) κ+1. Reguła ta jest słuszna także dla przejść wieloelektronowych. Aby dane przejście było realizowane musi być dozwolone zarówno przez regułę Laporte a jak i przez pozostałe reguły wyboru, ale w obrębie danego typu promieniowania, jeżeli jakieś przejście jest dozwolone przez jedną z reguł na l to jest też dozwolone przez regułę Laporte a, zaś w drugą stronę zasada ta nie jest prawdziwa. Reguła Laporte a okazuje się bardzo przydatna gdy z pomiarów spektroskopowych znamy parzystości poszczególnych stanów a nie wiemy do jakich należą one konfiguracji, ponieważ posługując się regułą Laporte a możemy wykluczyć wszystkie te przejścia, które na pewno nie będą realizowane w obrębie interesującego nas promieniowania i w ten sposób znaleźć przejścia, które są dozwolone przez pozostałe reguły wyboru. Czasy zaniku wynikają z prawdopodobieństwa przejść atomu pomiędzy poziomami energetycznymi a więc i z reguł wyboru. Niech N k atomów znajduje sięw chwili t w stanie wzbudzonym k. Zakładając, że atom przechodzi ze stanu k do jakiegokolwiek niższego stanu i z prawdopodobieństwem emisji spontanicznej A ki, to skutkiem tej emisji jest zmniejszenie populacji stanu górnego o: dn k = A ki N k dt (1.11) i gdzie dt jest czasem trwania emisji, A ki - sumą prawdopodobieństw przejść ze stanu k do wszystkich stanów niższych od niego. Dokonując prostego całkowania otrzymujemy: [1][3] N k = N 0 k exp A kit (1.12) 1.4 Ciało doskonale czarne - prawo Plancka Ciało doskonal czarne to ciało całkowicie pochłaniające padające na nie promieniowanie, niezależnie od jego składu widmowego i temperatury. Współczynnik pochłaniania (absorpcji) jest równy 1, zaś promieniowanie ciała doskonale czarnego określone jest tylko przez temperaturę ciała niezależnie od rodzaju materiału, z którego jest zrobione. Zdolność emisyjną ciała doskonale czarnego ε νt w zależności od częstotliwości fali ν i temperatury T opisuje prawo promieniowania Plancka: ε νt = 2πν2 c 2 hν exp ( (1.13) hν kt 1) gdzie: h - stała Plancka, k - stała Boltzmanna, c - prędkość światła w próżni. Ze wzrostem temperatury, zdolność emisyjna zwiększa się dla każdej wartości częstotliwości fali. Rysunek 1.5 prezentuje różnice pomiędzy klasycznym i kwantowym spojrzeniem na problem promieniowania ciała doskonale czarnego. W ujęciu klasycznym względne natężenie promieniowania jest proporcjonalne do kwadratu częstotliwości ν fali EM, co wyrażone jest prawem Rayleigha - Jeansa, u(ν)= 8πν2 kt (1.14) c3
8 Rysunek 1.5: charakterystyczny, paraboliczny kształt funkcji na rys.1.5 prawem Rayleigha - Jeansa związane jest pojęcie katastrofy ultrafioletowej natężenie nie promieniowania rośnie bowiem nieograniczenie dla dużych częstotliwości (czyli np. właśnie dla promieniowania ultrafioletowego). 1.5 Detektory promieniowania podczerwonego Promieniowanie elektromagnetyczne oddziaływuje z materią w różny sposób. Można wyróżnić trzy podstawowe rodzaje oddziaływań: fotonowe, termiczne i falowe. W oddziaływaniu fotonowym fotony oddziaływują z elektronami sieci krystalicznej lub z elektronami atomów domieszkowych. W oddziaływaniach termicznych na skutek absorpcji promieniowania zmienia się temperatura, co pociąga za sobą zmianę pewnych właściwości materiału. Oddziaływanie falowe polega na tym, że pole elektromagnetyczne oddziaływuje z materią w wyniku czego ulegają zmianie pewne objętościowe właściwości materiału Detektory termiczne Zasada działania detektorów termicznych jest następująca. Pod wpływem promieniowania temperatura materiału wzrasta, można to zaobserwować badając pewne właściwości materiału zależne od temperatury. Większość detektorów termicznych nie wymaga chłodzenia i dlatego często stosuje się je w warunkach, w których chłodzenie jest niewygodne. Czułość tych detektorów nie zależy od długości fali (dlatego często stosowane są w radiometrach). Ponieważ ogrzanie lub ochłodzenie próbki o rozmiarach makroskopowych jest procesem dość wolnym, więc szybkość odpowiedzi elektronów termicznych jest niewielka. Szybkość detektorów termicznych jest określana stałą RC i dla tego typu detektorów wynosi s [5], co stanowi istotną przyczynę ograniczenia ich zastosowania.
9 1.5.2 Detektory fotonowe Ten rodzaj detektorów ma obecnie największe zastosowania. Pierwsze detektory czułe na promieniowanie IR pojawiły się w latach czterdziestych XX wieku i robione były z chalogenidków ołowiu Pb, PbSe i PbTe. Istotny rozwój detektorów podczerwieni nastąpił w związku z rozwojem technologii związków potrójnych z wąską i regulowaną przerwą energetyczną, takich jak Hg 1 x Cd x Te i Pb 1 x Sn x Te Charakterystyka widmowa Charakterystykę widmową detektora stanowi zależność czułości względnej od długości fali. Czułość detektora termicznego jest proporcjonalna do pochłoniętej energii, w związku z czym jej charakterystykę można przedstawić linią poziomą (przy założeniu, że proces zaczernienia stosowany w technologii tych detektorów zapewnia niezależność czułości od długości fali). W wypadku detektora fotonowego mamy charakterystykę selektywną. Kształt tej cha- Rysunek 1.6: Idealne charakterystyki widmowe detektora termicznego i fotonowego rakterystyki licznika fotonów, z odcięciem przy długości fali λ c zwanej długofalową granicą czułości. Czułość detektora fotonowego zależna jest od liczby pochłoniętych fotonów. Ponieważ energia fotonu jest odwrotnie proporcjonalna do długości fali, więc czułość wzrasta (w przybliżeniu) proporcjonalnie do długości fali aż do zakresu długość fali progowej λ c. 1.6 Szumy w detektorach Istnieje kilka rodzajów szumów, które mogą występować na wyjściu detektora. Każdy szum związany jest z innym zjawiskiem fizycznym, ale w określonych warunkach pracy detektora, dominujący jest na ogół jeden rodzaj szumu.
10 Szum Johnsona-Nyquista Podstawowy rodzaj szumu, który pojawia się nawet, gdy przez detektor nie płynie prąd. Ten rodzaj szumu nazywany jest bardzo często szumem cieplnym. Związany jest z termiczną fluktuacją prędkości swobodnych nośników i występuje w każdym rezystorze. Wartości napięcia i prądu szumu wynoszą V J =(4kTR f ) 1 2 (1.15) ( ) 1 4kT f 2 I J = (1.16) R gdzie k jest stałą Boltzmana, R rezystancją detektora, a f szerokością pasma szumowego układu. Szum Johsona-Nyquista nie zależy częstotliwości do wartości częstotliwości Hz [5] Szum generacyjno-rekombinacyjny Związany jest z fluktuacjami procesów generacji i rekombinacji nośników. Powodują one fluktuacje średniej koncentracji nośników, a także fluktuacje napięcia na detektorze, gdy przez detektor płynie prąd. Uważa się, że szum generacyjno-rekombinacyjny może być uwarunkowany również fluktuacjami strumienia promieniowania tła. Zwykle przyjmuje się, że szum generacyjno-rekombinacyjny wywołany jest fluktuacjami termicznym. Źródłami tego szumu, mogą być przejścia międzypasmowe nośników, przejścia z poziomów domieszkowych, a w przypadku przejść nieparabolicznych przejścia wewnątrzpasmowe. Szum śrutowy Dwa poprzednie rodzaje szumów są przyczyną powstawania innego szumu, który w literaturze przyjęto nazywać szumem śrutowym. Wartość skuteczna prądu szumu śrutowego jest określona wzorem: I n =[(2qI + 4qI s ) f ] 2 1 (1.17) gdzie I jest prądem diody, I n prądem nasycenia diody, a q ładunkiem elektronu Szum niskoczęstotliwościowy (typu 1 f ) Ogólne wyrażenie określające wartość szumu niskoczęstotliwościowego ma postać: ( K1 Ip α I f = f ) 1 2 (1.18) gdzie K 1 jest współczynnikiem proporcjonalności, α 2, β 1. Detektory podczerwieni wykazują szum typu 1 f w zakresie niskich częstotliwości. Przy wyższych częstotliwościach amplituda szumu spada poniżej amplitudy pozostałych rodzajów szumów niezależnych od częstotliwości. f β
11 1.6.3 Szum fotonowy Na wyjściu każdego detektora promieniowania występuje szum fotonowy wynikający z natury promieniowania. Promieniowanie padające na detektor jest strumieniem fotonów powstałych w indywidualnych i niezależnych procesach wypromieniowania energii. Zatem strumień fotonów będzie wykazywał pewne fluktuacje wokół wartości średniej.
12 2.0 Pomiary Rysunek 2.0: Schemat aparatury Pomiarów dokonaliśmy za pomocą dwóch detektorów. Każdy z nich był ustawiany dla odpowiedniego zakresu. Za pomocą jednego fotopowielacza dokonywaliśmy pomiarów w zakresie mn, natomiast za pomocą drugiego w zakresie nm. Przy jakichkolwiek zmianach w układzie pomiarowym sprawdzaliśmy czy promień po przejściu przez układ jest skupiany dokładnie w okienku detektora, oraz kalibrowaliśmy wskazania monochromatora tak, by pokrywały się ze wskazaniami programu. Podczas wykonywania pomiarów dokonywaliśmy zmiany strony próbki, na którą padała fala elektromagnetyczna wychodząca z monochromatora, lecz, jak to widać na wykresach, nie miało to większego znaczenia (ewentualnie różnice mogą wynikać z niejednolitości próbki i tego, ze nie trafiliśmy dokładnie w to samo miejsce - tzn. grubość warstwy absorbującej mogła być inna). Rysunek 2.1: Widmo aparatury w zakresie długości fal nm
13 Rysunek 2.2: Widmo aparatury w zakresie długości fal nm
14 Rysunek 2.3: Widmo próbki w zakresie długości fal nm dla małej szczeliny Rysunek 2.4: Widmo próbki w zakresie długości fal nm dla dużej szczeliny
15 Rysunek 2.5: Widmo próbki odwróconej w zakresie długości fal nm dla dużej szczeliny Rysunek 2.6: Widmo próbki odwróconej w zakresie długości fal nm dla małej szczeliny
16 Rysunek 2.7: Widmo próbki w zakresie długości fal nm dla małej szczeliny Rysunek 2.8: Widmo próbki w zakresie długości fal nm dla dużej szczeliny
17 Rysunek 2.9: Widmo próbki odwróconej w zakresie długości fal nm dla dużej szczeliny Rysunek 2.10: Widma próbki w zakresie długości fal nm dla dużej i małej szczeliny
18 Rysunek 2.11: Widmo próbki w zakresie długości fal nm dla dużej i małej szczeliny Rysunek 2.12: Unormowane widmo próbki w zakresie długości fal nm dla dużej szczeliny
19 Rysunek 2.13: Unormowane widmo próbki w zakresie długości fal nm dla dużej szczeliny Rysunek 2.14: Wynik podzielnia widma dla szczeliny dużej przez szczelinę małą nm
20 Rysunek 2.15: Wynik podzielnia widma dla szczeliny dużej przez szczelinę małą nm Rysunek 2.16: Wynik podzielnia widma dla szczeliny dużej przez szczelinę małą nm
21 Rysunek 2.17: Wynik podzielnia widma dla szczeliny dużej przez szczelinę małą nm Rysunek 2.18: Widmo próbki dla szczeliny dużej nm
22 Rysunek 2.19: Widmo próbki dla dużej szczeliny nm
23 Spis literatury [1] Z. Leś, : Wstęp do spektroskopii atomowej, PWN Warszawa [2] K. W. Szalimowa, : Fizyka półprzewodników, PWN Warszawa 1974 [3] P. Turbak, : Program w LabView do pomiarów zaników luminescencji przy użyciu BOXCARA, Praca licencjacka, Toruń 2001 [4] Z. Kęcki, : Postawy spektroskopii molekularnej, PWN Warszawa [5] A. Rogalski, : Półprzewodnikowe detektory podczerwieni, PWN Warszawa
Ćwiczenie 4. Fotoprzewodnictwo cienkich warstw i. Paweł Turbak Tomasz Winiarski
Ćwiczenie 4 Fotoprzewodnictwo cienkich warstw i kryształów Paweł Turbak Tomasz Winiarski 13 grudnia 2001 Spis treści 1 Podstawowe pojęcia teoretyczne 2 1.1 Masa efektywna............................. 2
Bardziej szczegółowoFizyka kwantowa. promieniowanie termiczne zjawisko fotoelektryczne. efekt Comptona dualizm korpuskularno-falowy. kwantyzacja światła
W- (Jaroszewicz) 19 slajdów Na podstawie prezentacji prof. J. Rutkowskiego Fizyka kwantowa promieniowanie termiczne zjawisko fotoelektryczne kwantyzacja światła efekt Comptona dualizm korpuskularno-falowy
Bardziej szczegółowoWidma odbicia i transmisji cienkich warstw, struktur wielowarstwowych i kryształów. Paweł Turbak i Tomasz Winiarski
Widma odbicia i transmisji cienkich warstw, struktur wielowarstwowych i kryształów Paweł Turbak i Tomasz Winiarski 13 grudnia 2001 Spis treści 1 Podstawowe pojęcia teoretyczne 2 1.1 Masa efektywna..................................
Bardziej szczegółowoPrzejścia promieniste
Przejście promieniste proces rekombinacji elektronu i dziury (przejście ze stanu o większej energii do stanu o energii mniejszej), w wyniku którego następuje emisja promieniowania. E Długość wyemitowanej
Bardziej szczegółowoSPEKTROSKOPIA IR I SPEKTROSKOPIA RAMANA JAKO METODY KOMPLEMENTARNE
SPEKTROSKOPIA IR I SPEKTROSKOPIA RAMANA JAKO METODY KOMPLEMENTARNE Promieniowanie o długości fali 2-50 μm nazywamy promieniowaniem podczerwonym. Absorpcja lub emisja promieniowania z tego zakresu jest
Bardziej szczegółowoKwantowa natura promieniowania
Kwantowa natura promieniowania Promieniowanie ciała doskonale czarnego Ciało doskonale czarne ciało, które absorbuje całe padające na nie promieniowanie bez względu na częstotliwość. Promieniowanie ciała
Bardziej szczegółowoPromieniowanie cieplne ciał.
Wypromieniowanie fal elektromagnetycznych przez ciała Promieniowanie cieplne (termiczne) Luminescencja Chemiluminescencja Elektroluminescencja Katodoluminescencja Fotoluminescencja Emitowanie fal elektromagnetycznych
Bardziej szczegółowoWykład 14. Termodynamika gazu fotnonowego
Wykład 14 Termodynamika gazu fotnonowego dr hab. Agata Fronczak, prof. PW Wydział Fizyki, Politechnika Warszawska 16 stycznia 217 dr hab. A. Fronczak (Wydział Fizyki PW) Wykład: Elementy fizyki statystycznej
Bardziej szczegółowoKwantowe własności promieniowania, ciało doskonale czarne, zjawisko fotoelektryczne zewnętrzne.
Kwantowe własności promieniowania, ciało doskonale czarne, zjawisko fotoelektryczne zewnętrzne. DUALIZM ŚWIATŁA fala interferencja, dyfrakcja, polaryzacja,... kwant, foton promieniowanie ciała doskonale
Bardziej szczegółowoI. PROMIENIOWANIE CIEPLNE
I. PROMIENIOWANIE CIEPLNE - lata '90 XIX wieku WSTĘP Widmo promieniowania elektromagnetycznego zakres "pokrycia" różnymi rodzajami fal elektromagnetycznych promieniowania zawartego w danej wiązce. rys.i.1.
Bardziej szczegółowoSPEKTROSKOPIA IR I SPEKTROSKOPIA RAMANA JAKO METODY KOMPLEMENTARNE
1 SPEKTROSKOPIA IR I SPEKTROSKOPIA RAMANA JAKO METODY KOMPLEMENTARNE 2 Promieniowanie o długości fali 2-50 μm nazywamy promieniowaniem podczerwonym. Absorpcja lub emisja promieniowania z tego zakresu jest
Bardziej szczegółowoZASADY ZALICZENIA PRZEDMIOTU MBS
ZASADY ZALICZENIA PRZEDMIOTU MBS LABORATORIUM - MBS 1. ROZWIĄZYWANIE WIDM kolokwium NMR 25 kwietnia 2016 IR 30 maja 2016 złożone 13 czerwca 2016 wtorek 6.04 13.04 20.04 11.05 18.05 1.06 8.06 coll coll
Bardziej szczegółowoPodstawy fizyki kwantowej
Podstawy fizyki kwantowej Fizyka kwantowa - co to jest? Światło to fala czy cząstka? promieniowanie termiczne efekt fotoelektryczny efekt Comptona fale materii de Broglie a równanie Schrodingera podstawa
Bardziej szczegółowoLuminescencja cienkich warstw i kryształów
Pracownia Podstaw Mikroelektroniki Luminescencja cienkich warstw i kryształów Wykonali: Paweł Turbak i Tomasz Winiarski 1 Podstawowe pojęcia teoretyczne Omówimy teraz podstawowe pojęcia fizyki półprzewodników
Bardziej szczegółowoRekapitulacja. Detekcja światła. Rekapitulacja. Rekapitulacja
Rekapitulacja Detekcja światła Sebastian Maćkowski Instytut Fizyki Uniwersytet Mikołaja Kopernika Adres poczty elektronicznej: mackowski@fizyka.umk.pl Biuro: 365, telefon: 611-3250 Konsultacje: czwartek
Bardziej szczegółowoPrzewodność elektryczna ciał stałych. Elektryczne własności ciał stałych Izolatory, metale i półprzewodniki
Przewodność elektryczna ciał stałych Elektryczne własności ciał stałych Izolatory, metale i półprzewodniki Elektryczne własności ciał stałych Do sklasyfikowania różnych materiałów ze względu na ich własności
Bardziej szczegółowoOptyczna spektroskopia oscylacyjna. w badaniach powierzchni
Optyczna spektroskopia oscylacyjna w badaniach powierzchni Zalety oscylacyjnej spektroskopii optycznej uŝycie fotonów jako cząsteczek wzbudzających i rejestrowanych nie wymaga uŝycia próŝni (moŝliwość
Bardziej szczegółowoĆWICZENIE Nr 4 LABORATORIUM FIZYKI KRYSZTAŁÓW STAŁYCH. Badanie krawędzi absorpcji podstawowej w kryształach półprzewodników POLITECHNIKA ŁÓDZKA
POLITECHNIKA ŁÓDZKA INSTYTUT FIZYKI LABORATORIUM FIZYKI KRYSZTAŁÓW STAŁYCH ĆWICZENIE Nr 4 Badanie krawędzi absorpcji podstawowej w kryształach półprzewodników I. Cześć doświadczalna. 1. Uruchomić Spekol
Bardziej szczegółowoCiało doskonale czarne absorbuje całkowicie padające promieniowanie. Parametry promieniowania ciała doskonale czarnego zależą tylko jego temperatury.
1 Ciało doskonale czarne absorbuje całkowicie padające promieniowanie. Parametry promieniowania ciała doskonale czarnego zależą tylko jego temperatury. natężenie natężenie teoria klasyczna wynik eksperymentu
Bardziej szczegółowoDiagnostyka plazmy - spektroskopia molekularna. Ewa Pawelec wykład dla pracowni specjalistycznej
Diagnostyka plazmy - spektroskopia molekularna Ewa Pawelec wykład dla pracowni specjalistycznej Plazma Różne rodzaje plazmy: http://www.ipp.cas.cz/mi/index.html http://www.pro-fusiononline.com/welding/plasma.htm
Bardziej szczegółowoElektryczne własności ciał stałych
Elektryczne własności ciał stałych Do sklasyfikowania różnych materiałów ze względu na ich własności elektryczne trzeba zdefiniować kilka wielkości Oporność właściwa (albo przewodność) ładunek [C] = 1/
Bardziej szczegółowoPrzejścia optyczne w strukturach niskowymiarowych
Współczynnik absorpcji w układzie dwuwymiarowym można opisać wyrażeniem: E E gdzie i oraz f są energiami stanu początkowego i końcowego elektronu, zapełnienie tych stanów opisane jest funkcją rozkładu
Bardziej szczegółowoWykład 5 Widmo rotacyjne dwuatomowego rotatora sztywnego
Wykład 5 Widmo rotacyjne dwuatomowego rotatora sztywnego W5. Energia molekuł Przemieszczanie się całych molekuł w przestrzeni - Ruch translacyjny - Odbywa się w fazie gazowej i ciekłej, w fazie stałej
Bardziej szczegółowoWykład VII Detektory I
Wykład VII Detektory I Rodzaje detektorów Parametry detektorów Sygnał na wyjściu detektora zależy od długości fali (l), powierzchni światłoczułej (A) i częstości modulacji (f), polaryzacji (niech opisuje
Bardziej szczegółowoZJAWISKA KWANTOWO-OPTYCZNE
ZJAWISKA KWANTOWO-OPTYCZNE Źródła światła Prawo promieniowania Kirchhoffa Ciało doskonale czarne Promieniowanie ciała doskonale czarnego Prawo promieniowania Plancka Prawo Stefana-Boltzmanna Prawo przesunięć
Bardziej szczegółowoSpektroskopia molekularna. Spektroskopia w podczerwieni
Spektroskopia molekularna Ćwiczenie nr 4 Spektroskopia w podczerwieni Spektroskopia w podczerwieni (IR) jest spektroskopią absorpcyjną, która polega na pomiarach promieniowania elektromagnetycznego pochłanianego
Bardziej szczegółowoPasmowa teoria przewodnictwa. Anna Pietnoczka
Pasmowa teoria przewodnictwa elektrycznego Anna Pietnoczka Wpływ rodzaju wiązań na przewodność próbki: Wiązanie jonowe - izolatory Wiązanie metaliczne - przewodniki Wiązanie kowalencyjne - półprzewodniki
Bardziej szczegółowo1 Źródła i detektory. I. Badanie charakterystyki spektralnej nietermicznych źródeł promieniowania elektromagnetycznego
1 I. Badanie charakterystyki spektralnej nietermicznych źródeł promieniowania elektromagnetycznego Cel ćwiczenia: Wyznaczenie charakterystyki spektralnej nietermicznego źródła promieniowania (dioda LD
Bardziej szczegółowon n 1 2 = exp( ε ε ) 1 / kt = exp( hν / kt) (23) 2 to wzór (22) przejdzie w następującą równość: ρ (ν) = B B A / B 2 1 hν exp( ) 1 kt (24)
n n 1 2 = exp( ε ε ) 1 / kt = exp( hν / kt) (23) 2 to wzór (22) przejdzie w następującą równość: ρ (ν) = B B A 1 2 / B hν exp( ) 1 kt (24) Powyższe równanie określające gęstość widmową energii promieniowania
Bardziej szczegółowoANALITYKA W KONTROLI JAKOŚCI
ANALITYKA W KONTROLI JAKOŚCI ANALIZA ŚLADÓW METODA ICP-OES Optyczna spektroskopia emisyjna ze wzbudzeniem w indukcyjnie sprzężonej plazmie WYKŁAD 4 Rodzaje widm i mechanizm ich powstania PODSTAWY SPEKTROSKOPII
Bardziej szczegółowoWYKŁAD 2 Podstawy spektroskopii wibracyjnej, model oscylatora harmonicznego i anharmonicznego. Częstość oscylacji a struktura molekuły Prof. dr hab.
WYKŁAD 2 Podstawy spektroskopii wibracyjnej, model oscylatora harmonicznego i anharmonicznego. Częstość oscylacji a struktura molekuły Prof. dr hab. Halina Abramczyk POLITECHNIKA ŁÓDZKA Wydział Chemiczny
Bardziej szczegółowoSpektroskopowe metody identyfikacji związków organicznych
Spektroskopowe metody identyfikacji związków organicznych Wstęp Spektroskopia jest metodą analityczną zajmującą się analizą widm powstających w wyniku oddziaływania promieniowania elektromagnetycznego
Bardziej szczegółowoPodstawy fizyki kwantowej i budowy materii
Podstawy fizyki kwantowej i budowy materii prof. dr hab. Aleksander Filip Żarnecki Zakład Cząstek i Oddziaływań Fundamentalnych Instytut Fizyki Doświadczalnej Wykład 3 17 października 2016 A.F.Żarnecki
Bardziej szczegółowoAbsorpcja związana z defektami kryształu
W rzeczywistych materiałach sieć krystaliczna nie jest idealna występują różnego rodzaju defekty. Podział najważniejszych defektów ze względu na właściwości optyczne: - inny atom w węźle sieci: C A atom
Bardziej szczegółowoSpektroskopia modulacyjna
Spektroskopia modulacyjna pozwala na otrzymanie energii przejść optycznych w strukturze z bardzo dużą dokładnością. Charakteryzuje się również wysoką czułością, co pozwala na obserwację słabych przejść,
Bardziej szczegółowoOPTYKA KWANTOWA Wykład dla 5. roku Fizyki
OPTYKA KWANTOWA Wykład dla 5. roku Fizyki c Adam Bechler 006 Instytut Fizyki Uniwersytetu Szczecińskiego Równania (3.7), pomimo swojej prostoty, nie posiadają poza nielicznymi przypadkami ścisłych rozwiązań,
Bardziej szczegółowoi elementy z półprzewodników homogenicznych część II
Półprzewodniki i elementy z półprzewodników homogenicznych część II Ryszard J. Barczyński, 2016 Politechnika Gdańska, Wydział FTiMS, Katedra Fizyki Ciała Stałego Materiały dydaktyczne do użytku wewnętrznego
Bardziej szczegółowoFunkcja rozkładu Fermiego-Diraca w różnych temperaturach
Funkcja rozkładu Fermiego-Diraca w różnych temperaturach 1 f FD ( E) = E E F exp + 1 kbt Styczna do krzywej w punkcie f FD (E F )=0,5 przecina oś energii i prostą f FD (E)=1 w punktach odległych o k B
Bardziej szczegółowoMechanika kwantowa. Jak opisać atom wodoru? Jak opisać inne cząsteczki?
Mechanika kwantowa Jak opisać atom wodoru? Jak opisać inne cząsteczki? Mechanika kwantowa Elektron fala stojąca wokół jądra Mechanika kwantowa Równanie Schrödingera Ĥ E ψ H ˆψ = Eψ operator różniczkowy
Bardziej szczegółowoFizyka 3.3 WYKŁAD II
Fizyka 3.3 WYKŁAD II Promieniowanie elektromagnetyczne Dualizm korpuskularno-falowy światła Fala elektromagnetyczna Strumień fotonów o energii E F : E F = hc λ c = 3 10 8 m/s h = 6. 63 10 34 J s Światło
Bardziej szczegółowoCzym jest prąd elektryczny
Prąd elektryczny Ruch elektronów w przewodniku Wektor gęstości prądu Przewodność elektryczna Prawo Ohma Klasyczny model przewodnictwa w metalach Zależność przewodności/oporności od temperatury dla metali,
Bardziej szczegółowopółprzewodniki Plan na dzisiaj Optyka nanostruktur Struktura krystaliczna Dygresja Sebastian Maćkowski
Plan na dzisiaj Optyka nanostruktur Sebastian Maćkowski Instytut Fizyki Uniwersytet Mikołaja Kopernika Adres poczty elektronicznej: mackowski@fizyka.umk.pl Biuro: 365, telefon: 611-3250 półprzewodniki
Bardziej szczegółowoOPTYKA KWANTOWA Wykład dla 5. roku Fizyki
OPTYKA KWANTOWA Wykład dla 5. roku Fizyki c Adam Bechler 2006 Instytut Fizyki Uniwersytetu Szczecińskiego Rezonansowe oddziaływanie układu atomowego z promieniowaniem "! "!! # $%&'()*+,-./-(01+'2'34'*5%.25%&+)*-(6
Bardziej szczegółowoPodczerwień bliska: cm -1 (0,7-2,5 µm) Podczerwień właściwa: cm -1 (2,5-14,3 µm) Podczerwień daleka: cm -1 (14,3-50 µm)
SPEKTROSKOPIA W PODCZERWIENI Podczerwień bliska: 14300-4000 cm -1 (0,7-2,5 µm) Podczerwień właściwa: 4000-700 cm -1 (2,5-14,3 µm) Podczerwień daleka: 700-200 cm -1 (14,3-50 µm) WIELKOŚCI CHARAKTERYZUJĄCE
Bardziej szczegółowoFalowa natura materii
r. akad. 2012/2013 wykład I - II Podstawy Procesów i Konstrukcji Inżynierskich Falowa natura materii 1 r. akad. 2012/2013 Podstawy Procesów i Konstrukcji Inżynierskich Warunki zaliczenia: Aby uzyskać dopuszczenie
Bardziej szczegółowoPromieniowanie X. Jak powstaje promieniowanie rentgenowskie Budowa lampy rentgenowskiej Widmo ciągłe i charakterystyczne promieniowania X
Promieniowanie X Jak powstaje promieniowanie rentgenowskie Budowa lampy rentgenowskiej Widmo ciągłe i charakterystyczne promieniowania X Lampa rentgenowska Lampa rentgenowska Promieniowanie rentgenowskie
Bardziej szczegółowoEfekt Comptona. Efektem Comptona nazywamy zmianę długości fali elektromagnetycznej w wyniku rozpraszania jej na swobodnych elektronach
Efekt Comptona. Efektem Comptona nazywamy zmianę długości fali elektromagnetycznej w wyniku rozpraszania jej na swobodnych elektronach Efekt Comptona. p f Θ foton elektron p f p e 0 p e Zderzenia fotonów
Bardziej szczegółowowymiana energii ciepła
wymiana energii ciepła Karolina Kurtz-Orecka dr inż., arch. Wydział Budownictwa i Architektury Katedra Dróg, Mostów i Materiałów Budowlanych 1 rodzaje energii magnetyczna kinetyczna cieplna światło dźwięk
Bardziej szczegółowoŚwiatło fala, czy strumień cząstek?
1 Światło fala, czy strumień cząstek? Teoria falowa wyjaśnia: Odbicie Załamanie Interferencję Dyfrakcję Polaryzację Efekt fotoelektryczny Efekt Comptona Teoria korpuskularna wyjaśnia: Odbicie Załamanie
Bardziej szczegółowoWYZNACZANIE STAŁEJ PLANCKA Z POMIARU CHARAKTERYSTYK PRĄDOWO-NAPIĘCIOWYCH DIOD ELEKTROLUMINESCENCYJNYCH. Irena Jankowska-Sumara, Magdalena Krupska
1 II PRACOWNIA FIZYCZNA: FIZYKA ATOMOWA Z POMIARU CHARAKTERYSTYK PRĄDOWO-NAPIĘCIOWYCH DIOD ELEKTROLUMINESCENCYJNYCH Irena Jankowska-Sumara, Magdalena Krupska Cel ćwiczenia Celem ćwiczenia jest wyznaczenie
Bardziej szczegółowoWykład 7 Kwantowe własności promieniowania
Wykład 7 Kwantowe własności promieniowania zdolność absorpcyjna, zdolność emisyjna, prawo Kirchhoffa, prawo Stefana-Boltzmana, prawo Wiena, postulaty Plancka, zjawisko fotoelektryczne, efekt Comptona W7.
Bardziej szczegółowoWykład FIZYKA II. 11. Optyka kwantowa. Dr hab. inż. Władysław Artur Woźniak
Wykład FIZYKA II 11. Optyka kwantowa Dr hab. inż. Władysław Artur Woźniak Instytut Fizyki Politechniki Wrocławskiej http://www.if.pwr.wroc.pl/~wozniak/ FIZYKA KLASYCZNA A FIZYKA WSPÓŁCZESNA Fizyka klasyczna
Bardziej szczegółowoBADANIE PROMIENIOWANIA CIAŁA DOSKONALE CZARNEGO
ZADANIE 9 BADANIE PROMIENIOWANIA CIAŁA DOSKONALE CZARNEGO Wstęp KaŜde ciało o temperaturze wyŝszej niŝ K promieniuje energię w postaci fal elektromagnetycznych. Widmowa zdolność emisyjną ciała o temperaturze
Bardziej szczegółowoPoczątek XX wieku. Dualizm korpuskularno - falowy
Początek XX wieku Światło: fala czy cząstka? Kwantowanie energii promieniowania termicznego postulat Plancka efekt fotoelektryczny efekt Comptona Fale materii de Broglie a Dualizm korpuskularno - falowy
Bardziej szczegółowoWYZNACZENIE STAŁEJ STEFANA - BOLTZMANNA
ĆWICZENIE 32 WYZNACZENIE STAŁEJ STEFANA - BOLTZMANNA Cel ćwiczenia: Wyznaczenie stałej Stefana-Boltzmanna metodami jednakowej temperatury i jednakowej mocy. Zagadnienia: ciało doskonale czarne, zdolność
Bardziej szczegółowoRepeta z wykładu nr 3. Detekcja światła. Struktura krystaliczna. Plan na dzisiaj
Repeta z wykładu nr 3 Detekcja światła Sebastian Maćkowski Instytut Fizyki Uniwersytet Mikołaja Kopernika Adres poczty elektronicznej: mackowski@fizyka.umk.pl Biuro: 365, telefon: 611-3250 Konsultacje:
Bardziej szczegółowoMetody analizy pierwiastków z zastosowaniem wtórnego promieniowania rentgenowskiego. XRF, SRIXE, PIXE, SEM (EPMA)
Metody analizy pierwiastków z zastosowaniem wtórnego promieniowania rentgenowskiego. XRF, SRIXE, PIXE, SEM (EPMA) Promieniowaniem X nazywa się promieniowanie elektromagnetyczne o długości fali od około
Bardziej szczegółowoStruktura pasmowa ciał stałych
Struktura pasmowa ciał stałych dr inż. Ireneusz Owczarek CMF PŁ ireneusz.owczarek@p.lodz.pl http://cmf.p.lodz.pl/iowczarek 2012/13 Spis treści 1. Pasmowa teoria ciała stałego 2 1.1. Wstęp do teorii..............................................
Bardziej szczegółowoTeoria pasmowa. Anna Pietnoczka
Teoria pasmowa Anna Pietnoczka Opis struktury pasmowej we współrzędnych r, E Zmiana stanu elektronów przy zbliżeniu się atomów: (a) schemat energetyczny dla atomów sodu znajdujących się w odległościach
Bardziej szczegółowoBadanie absorpcji promieniowania γ
Badanie absorpcji promieniowania γ 29.1. Zasada ćwiczenia W ćwiczeniu badana jest zależność natężenia wiązki osłabienie wiązki promieniowania γ po przejściu przez warstwę materiału absorbującego w funkcji
Bardziej szczegółowoWYZNACZENIE STAŁEJ PLANCKA NA PODSTAWIE CHARAKTERYSTYKI DIODY ELEKTROLUMINESCENCYJNEJ
ĆWICZENIE 48 WYZNACZENIE STAŁEJ PLANCKA NA PODSTAWIE CHARAKTERYSTYKI DIODY ELEKTROLUMINESCENCYJNEJ Cel ćwiczenia: Wyznaczenie stałej Plancka na podstawie pomiaru charakterystyki prądowonapięciowej diody
Bardziej szczegółowoStałe : h=6, Js h= 4, eVs 1eV= J nie zależy
T_atom-All 1 Nazwisko i imię klasa Stałe : h=6,626 10 34 Js h= 4,14 10 15 evs 1eV=1.60217657 10-19 J Zaznacz zjawiska świadczące o falowej naturze światła a) zjawisko fotoelektryczne b) interferencja c)
Bardziej szczegółowoWŁASNOŚCI CIAŁ STAŁYCH I CIECZY
WŁASNOŚCI CIAŁ STAŁYCH I CIECZY Polimery Sieć krystaliczna Napięcie powierzchniowe Dyfuzja 2 BUDOWA CIAŁ STAŁYCH Ciała krystaliczne (kryształy): monokryształy, polikryształy Ciała amorficzne (bezpostaciowe)
Bardziej szczegółowoWstęp do Optyki i Fizyki Materii Skondensowanej
Wstęp do Optyki i Fizyki Materii Skondensowanej Część I: Optyka, wykład 1 wykład: Piotr Fita pokazy: Andrzej Wysmołek ćwiczenia: Paweł Kowalczyk, Barbara Piętka Wydział Fizyki Uniwersytet Warszawski 2015/16
Bardziej szczegółowo!!!DEL są źródłami światła niespójnego.
Dioda elektroluminescencyjna DEL Element czynny DEL to złącze p-n. Gdy zostanie ono spolaryzowane w kierunku przewodzenia, to w obszarze typu p, w warstwie o grubości rzędu 1µm, wytwarza się stan inwersji
Bardziej szczegółowoWłasności optyczne półprzewodników
Własności optyczne półprzewodników Andrzej Wysmołek Wykład przygotowany w oparciu o wykłady prowadzone na Wydziale Fizyki UW przez prof. Mariana Grynberga oraz prof. Romana Stępniewskiego Klasyfikacja
Bardziej szczegółowoUNIWERSYTET SZCZECIŃSKI INSTYTUT FIZYKI ZAKŁAD FIZYKI CIAŁA STAŁEGO. Ćwiczenie laboratoryjne Nr.2. Elektroluminescencja
UNIWERSYTET SZCZECIŃSKI INSTYTUT FIZYKI ZAKŁAD FIZYKI CIAŁA STAŁEGO Ćwiczenie laboratoryjne Nr.2 Elektroluminescencja SZCZECIN 2002 WSTĘP Mianem elektroluminescencji określamy zjawisko emisji spontanicznej
Bardziej szczegółowoWstęp do Optyki i Fizyki Materii Skondensowanej
Wstęp do Optyki i Fizyki Materii Skondensowanej Część I: Optyka, wykład 1 wykład: Piotr Fita pokazy: Andrzej Wysmołek ćwiczenia: Anna Grochola, Barbara Piętka Wydział Fizyki Uniwersytet Warszawski 2014/15
Bardziej szczegółowoPromieniowanie rentgenowskie. Podstawowe pojęcia krystalograficzne
Promieniowanie rentgenowskie Podstawowe pojęcia krystalograficzne Krystalografia - podstawowe pojęcia Komórka elementarna (zasadnicza): najmniejszy, charakterystyczny fragment sieci przestrzennej (lub
Bardziej szczegółowoKrawędź absorpcji podstawowej
Obecność przerwy energetycznej między pasmami przewodnictwa i walencyjnym powoduje obserwację w eksperymencie absorpcyjnym krawędzi podstawowej. Dla padającego promieniowania oznacza to przejście z ośrodka
Bardziej szczegółowoPOLITECHNIKA GDAŃSKA WYDZIAŁ FIZYKI TECHNICZNEJ I MATEMATYKI STOSOWANEJ EKSCYTONY. Seminarium z Molekularnego Ciała a Stałego Jędrzejowski Jaromir
POLITECHNIKA GDAŃSKA WYDZIAŁ FIZYKI TECHNICZNEJ I MATEMATYKI STOSOWANEJ EKSCYTONY W CIAŁACH ACH STAŁYCH Seminarium z Molekularnego Ciała a Stałego Jędrzejowski Jaromir Co to sąs ekscytony? ekscyton to
Bardziej szczegółowoI.4 Promieniowanie rentgenowskie. Efekt Comptona. Otrzymywanie promieniowania X Pochłanianie X przez materię Efekt Comptona
r. akad. 004/005 I.4 Promieniowanie rentgenowskie. Efekt Comptona Otrzymywanie promieniowania X Pochłanianie X przez materię Efekt Comptona Jan Królikowski Fizyka IVBC 1 r. akad. 004/005 0.01 nm=0.1 A
Bardziej szczegółowoWidmo promieniowania
Widmo promieniowania Spektroskopia Każde ciało wysyła promieniowanie. Promieniowanie to jest składa się z wiązek o różnych długościach fal. Jeśli wiązka światła pada na pryzmat, ulega ono rozszczepieniu,
Bardziej szczegółowoJan Drzymała ANALIZA INSTRUMENTALNA SPEKTROSKOPIA W ŚWIETLE WIDZIALNYM I PODCZERWONYM
Jan Drzymała ANALIZA INSTRUMENTALNA SPEKTROSKOPIA W ŚWIETLE WIDZIALNYM I PODCZERWONYM Światło słoneczne jest mieszaniną fal o różnej długości i różnego natężenia. Tylko część promieniowania elektromagnetycznego
Bardziej szczegółowoFizyka 2. Janusz Andrzejewski
Fizyka 2 wykład 14 Janusz Andrzejewski Atom wodoru Wczesne modele atomu -W czasach Newtona atom uważany była za małą twardą kulkę co dość dobrze sprawdzało się w rozważaniach dotyczących kinetycznej teorii
Bardziej szczegółowoBADANIE ZEWNĘTRZNEGO ZJAWISKA FOTOELEKTRYCZNEGO
ĆWICZENIE 91 BADANIE ZEWNĘTRZNEGO ZJAWISKA FOTOELEKTRYCZNEGO Cel ćwiczenia: Wyznaczenie charakterystyki prądowo napięciowej I(U) fotokomórki w zależności od wartości strumienia promieniowania padającego;
Bardziej szczegółowoFizyka 3. Konsultacje: p. 329, Mechatronika
Fizyka 3 Konsultacje: p. 39, Mechatronika marzan@mech.pw.edu.pl Zaliczenie: 1 sprawdzian 30 pkt 15.1 18 3.0 18.1 1 3.5 1.1 4 4.0 4.1 7 4.5 7.1 30 5.0 http:\\adam.mech.pw.edu.pl\~marzan Program: - elementy
Bardziej szczegółowoII. WYBRANE LASERY. BERNARD ZIĘTEK IF UMK www.fizyka.umk.pl/~ /~bezet
II. WYBRANE LASERY BERNARD ZIĘTEK IF UMK www.fizyka.umk.pl/~ /~bezet Laser gazowy Laser He-Ne, Mechanizm wzbudzenia Bernard Ziętek IF UMK Toruń 2 Model Bernard Ziętek IF UMK Toruń 3 Rozwiązania stacjonarne
Bardziej szczegółowoZakres wykładu. Detekcja światła. Zakres wykładu. Zakres wykładu
Zakres wykładu Detekcja światła Sebastian Maćkowski Instytut Fizyki Uniwersytet Mikołaja Kopernika Adres poczty elektronicznej: mackowski@fizyka.umk.pl Biuro: 365, telefon: 611-3250 Konsultacje: czwartek
Bardziej szczegółowoAtomy w zewnętrznym polu magnetycznym i elektrycznym
Atomy w zewnętrznym polu magnetycznym i elektrycznym 1. Kwantowanie przestrzenne momentów magnetycznych i rezonans spinowy 2. Efekt Zeemana (normalny i anomalny) oraz zjawisko Paschena-Backa 3. Efekt Starka
Bardziej szczegółowoIR II. 12. Oznaczanie chloroformu w tetrachloroetylenie metodą spektrofotometrii w podczerwieni
IR II 12. Oznaczanie chloroformu w tetrachloroetylenie metodą spektrofotometrii w podczerwieni Promieniowanie podczerwone ma naturę elektromagnetyczną i jego absorpcja przez materię podlega tym samym prawom,
Bardziej szczegółowoLasery. Własności światła laserowego Zasada działania Rodzaje laserów
Lasery Własności światła laserowego Zasada działania Rodzaje laserów Lasery Laser - nazwa utworzona jako akronim od Light Amplification by Stimulated Emission of Radiation - wzmocnienie światła poprzez
Bardziej szczegółowoOPTYKA KWANTOWA Wykład dla 5. roku Fizyki
OPTYKA KWANTOWA Wykład dla 5. roku Fizyki c Adam Bechler 2006 Instytut Fizyki Uniwersytetu Szczecińskiego Równania optyki półklasycznej Posłużymy się teraz równaniem (2.4), i Ψ t = ĤΨ ażeby wyprowadzić
Bardziej szczegółowoStara i nowa teoria kwantowa
Stara i nowa teoria kwantowa Braki teorii Bohra: - podane jedynie położenia linii, brak natężeń -nie tłumaczy ilości elektronów na poszczególnych orbitach - model działa gorzej dla atomów z więcej niż
Bardziej szczegółowoSPEKTROSKOPIA MOLEKULARNA 2015/16 nazwa przedmiotu SYLABUS A. Informacje ogólne
SPEKTROSKOPIA MOLEKULARNA 2015/16 nazwa SYLABUS A. Informacje ogólne Elementy składowe sylabusu Nazwa jednostki prowadzącej kierunek Nazwa kierunku studiów Poziom kształcenia Profil studiów Forma studiów
Bardziej szczegółowoWykład VI. Teoria pasmowa ciał stałych
Wykład VI Teoria pasmowa ciał stałych Energia elektronu (ev) Powstawanie pasm w krysztale sodu pasmo walencyjne (zapełnione częściowo) Konfiguracja w izolowanym atomie Na: 1s 2 2s 2 2p 6 3s 1 Ne Położenie
Bardziej szczegółowoAtom wodoru. Model klasyczny: nieruchome jądro +p i poruszający się wokół niego elektron e w odległości r; energia potencjalna elektronu:
ATOM WODORU Atom wodoru Model klasyczny: nieruchome jądro +p i poruszający się wokół niego elektron e w odległości r; energia potencjalna elektronu: U = 4πε Opis kwantowy: wykorzystując zasadę odpowiedniości
Bardziej szczegółowoWFiIS. Wstęp teoretyczny:
WFiIS PRACOWNIA FIZYCZNA I i II Imię i nazwisko: 1. 2. TEMAT: ROK GRUPA ZESPÓŁ NR ĆWICZENIA Data wykonania: Data oddania: Zwrot do poprawy: Data oddania: Data zliczenia: OCENA Cel ćwiczenia: Wyznaczenie
Bardziej szczegółowoCel ćwiczenia: Wyznaczenie szerokości przerwy energetycznej przez pomiar zależności oporności elektrycznej monokryształu germanu od temperatury.
WFiIS PRACOWNIA FIZYCZNA I i II Imię i nazwisko: 1. 2. TEMAT: ROK GRUPA ZESPÓŁ NR ĆWICZENIA Data wykonania: Data oddania: Zwrot do poprawy: Data oddania: Data zliczenia: OCENA Cel ćwiczenia: Wyznaczenie
Bardziej szczegółowoFIZYKA-egzamin opracowanie pozostałych pytań
FIZYKA-egzamin opracowanie pozostałych pytań Andrzej Przybyszewski Michał Witczak Marcin Talarek. Definicja pracy na odcinku A-B 2. Zdefiniować różnicę energii potencjalnych gdy ciało przenosimy z do B
Bardziej szczegółowoPRODUKTY CHEMICZNE Ćwiczenie nr 3 Oznaczanie zawartości oksygenatów w paliwach metodą FTIR
PRODUKTY CHEMICZNE Ćwiczenie nr 3 Oznaczanie zawartości oksygenatów w paliwach metodą FTIR WSTĘP Metody spektroskopowe Spektroskopia bada i teoretycznie wyjaśnia oddziaływania pomiędzy materią będącą zbiorowiskiem
Bardziej szczegółowoWYKŁAD NR 3 OPIS DRGAŃ NORMALNYCH UJĘCIE KLASYCZNE I KWANTOWE.
1 WYKŁAD NR 3 OPIS DRGAŃ NORMALNYCH UJĘCIE KLASYCZNE I KWANTOWE. Współrzędne wewnętrzne 2 F=-fq q ξ i F i =-f ij x j U = 1 2 fq2 U = 1 2 ij f ij ξ i ξ j 3 Najczęściej stosowaną metodą obliczania drgań
Bardziej szczegółowoPrzerwa energetyczna w germanie
Ćwiczenie 1 Przerwa energetyczna w germanie Cel ćwiczenia Wyznaczenie szerokości przerwy energetycznej przez pomiar zależności oporu monokryształu germanu od temperatury. Wprowadzenie Eksperymentalne badania
Bardziej szczegółowoFizyka. dr Bohdan Bieg p. 36A. wykład ćwiczenia laboratoryjne ćwiczenia rachunkowe
Fizyka dr Bohdan Bieg p. 36A wykład ćwiczenia laboratoryjne ćwiczenia rachunkowe Literatura Raymond A. Serway, John W. Jewett, Jr. Physics for Scientists and Engineers, Cengage Learning D. Halliday, D.
Bardziej szczegółowoOptyka. Wykład V Krzysztof Golec-Biernat. Fale elektromagnetyczne. Uniwersytet Rzeszowski, 8 listopada 2017
Optyka Wykład V Krzysztof Golec-Biernat Fale elektromagnetyczne Uniwersytet Rzeszowski, 8 listopada 2017 Wykład V Krzysztof Golec-Biernat Optyka 1 / 17 Plan Swobodne równania Maxwella Fale elektromagnetyczne
Bardziej szczegółowoWyznaczanie bezwzględnej aktywności źródła 60 Co. Tomasz Winiarski
Wyznaczanie bezwzględnej aktywności źródła 60 Co metoda koincydencyjna. Tomasz Winiarski 24 kwietnia 2001 WSTEP TEORETYCZNY Rozpad promieniotwórczy i czas połowicznego zaniku. Rozpad promieniotwórczy polega
Bardziej szczegółowoAtomy mają moment pędu
Atomy mają moment pędu Model na rysunku jest modelem tylko klasycznym i jak wiemy z mechaniki kwantowej, nie odpowiada dokładnie rzeczywistości Jednakże w mechanice kwantowej elektron nadal ma orbitalny
Bardziej szczegółowoOPTYKA. Leszek Błaszkieiwcz
OPTYKA Leszek Błaszkieiwcz Ojcem optyki jest Witelon (1230-1314) Zjawisko odbicia fal promień odbity normalna promień padający Leszek Błaszkieiwcz Rys. Zjawisko załamania fal normalna promień padający
Bardziej szczegółowoLasery półprzewodnikowe. przewodnikowe. Bernard Ziętek
Lasery półprzewodnikowe przewodnikowe Bernard Ziętek Plan 1. Rodzaje półprzewodników 2. Parametry półprzewodników 3. Złącze p-n 4. Rekombinacja dziura-elektron 5. Wzmocnienie 6. Rezonatory 7. Lasery niskowymiarowe
Bardziej szczegółowoWzajemne relacje pomiędzy promieniowaniem a materią wynikają ze zjawisk związanych z oddziaływaniem promieniowania z materią. Do podstawowych zjawisk
Wzajemne relacje pomiędzy promieniowaniem a materią wynikają ze zjawisk związanych z oddziaływaniem promieniowania z materią. Do podstawowych zjawisk fizycznych tego rodzaju należą zjawiska odbicia i załamania
Bardziej szczegółowo