Wykład 25. Kwantowa natura promieniowania.
|
|
- Juliusz Milewski
- 7 lat temu
- Przeglądów:
Transkrypt
1 Piotr Posmykiewiz Wykład z fizyki 1 Wykład 5 Kwantowa natura promieniowania. 1.1 Promieniowanie ieplne. Ciała zazynają świeić, jeżeli podgrzać je do dostateznie wysokih temperatur. Świeenie iał, które spowodowane jest nagrzewaniem, nazywa się promieniowaniem ieplnym (temperaturowym). Promieniowanie ieplne jest promieniowaniem elektromagnetyznym. Jest ono jednym z najbardziej rozpowszehnionyh zjawisk w przyrodzie, powstaje w wyniku ruhu ieplnego ząstezek i atomów substanji (tzn. kosztem energii wewnętrznej iała) i jest harakterystyzne dla wszystkih iał mająyh temperaturę wyższą niż K. Promieniowanie ieplne ma widmo iągłe zęstośi, a położenie maksimum tego widma zależy od temperatury. W wysokih temperaturah wypromieniowywane są fale elektromagnetyzne krótkie (widzialne i ultrafioletowe), w temperaturah niskih wysyłane są głównie fale dłuższe (podzerwone). Promieniowanie ieplne jest praktyznie jedynym rodzajem promieniowania, które możemy uważać za równowagowe. Załóżmy, że nagrzane iało (promieniująe) umieszzone jest we wnęe, ogranizonej idealnie odbijająymi śiankami. Wraz z upływem zasu, w wyniku nieprzerwanej wymiany energii między iałem i promieniowaniem, następuje stan równowagi, tzn. iało w jednoste zasu pohłania tyle energii, ile wypromieniowuje. Przypuśćmy, że stan równowagi między iałem, a promieniowaniem z jakiegoś powodu uległ naruszeniu i iało wysyła więej energii niż pohłania. Jeżeli w jednoste zasu iało więej promieniuje, niż pohłania (albo na odwrót), to temperatura iała zaznie zmniejszać się (lub podwyższać). W wyniku tego ulegnie osłabieniu (albo wzrośnie) ilość energii wysyłanej przez iało, tak długo, aż na konie ustali się stan równowagi. Wszystkie inne rodzaje promieniowania są nierównowagowe. Do ilośiowego sharakteryzowania promieniowania ieplnego służy widmowa (spektralna) zdolność emisyjna iała mo promieniowania jednostki powierzhni iała w przedziale jednostkowym zęstośi:
2 Piotr Posmykiewiz Wykład z fizyki,t prom dw,, d gdzie prom dw, - energia promieniowania elektromagnetyznego wysyłanego w jednoste zasu (mo promieniowania), z jednostki powierzhni w przedziale zęstośi ν, ν + Δν. Jednostką widmowej zdolnośi emisyjnej jest dżul na metr do kwadratu na sekundę (J/(m s)). Zdolność emisyjną można przedstawić w postai funkji długośi fali, ponieważ dw,td, Td. prom, Ponieważ, to d d, gdzie znak minus wskazuje, że wraz ze wzrostem jednej z wielkośi (ν lub λ) druga wielkość maleje. Dlatego też dalej znak minus będzie opuszzany. W ten sposób,t,t. 1.1 Za pomoą 1.1 można przejść od ν,t do λ,t i na odwrót. Jeżeli znamy zdolność emisyjną dla każdej zęśi widma, to można oblizyć ałkowitą zdolność emisyjną (mówimy krótko zdolność emisyjna iała), sumują po wszystkih zęstośiah): T, Td 1. Zdolność iał do pohłaniania padająego na nie promieniowania jest sharakteryzowane spektralną (widmową) zdolnośią absorpyjną:
3 Piotr Posmykiewiz Wykład z fizyki 3 A,T poh dw, d, dw, d która pokazuje, jaka zęść energii fal elektromagnetyznyh z przedziału zęstośi ν, ν +dν, dohodząej w jednoste zasu do jednostkowej powierzhni iała dwν.ν+dν, jest pohłaniana przez iało. Zdolność absorpyjna jest wielkośią bezwymiarową. ν,t i A ν,t zależą od natury iała, jego temperatury termodynamiznej i różnią się w zależnośi od zęstośi promieniowania. Dlatego też, wielkośi te są podawane dla określonyh temperatur i zęstośi (dokładniej: dla dostateznie wąskiego przedziału zęstośi od ν do ν +dν) i nazywają się również spektralną gęstośią promieniowania ν,t i i spektralną zdolnośią absorpyjną A ν,t. Ciało, które jest zdolne do ałkowitego pohłaniania promieniowania dla wszystkih zęstośi dla dowolnej temperatury nazywa się iałem doskonale zarnym. W rezultaie zdolność absorpyjna iała doskonale zarnego jest równa 1 dla wszystkih zęstośi i temperatur ( 1). Ciała doskonale zarne w przyrodzie nie występują, jednak takie iała A z, T jak sadza, zerń platynowa, zarny aksamit i niektóre inne materiały dla pewnyh przedziałów zęstośi mają własnośi zbliżone do iała doskonale zarnego. ysunek 1.1 Idealnym modelem iała doskonale zarnego jest zamknięta powierzhnia z niewielkim otworkiem O, której wewnętrzna powierzhnia jest zazerniona (ysunek 1.1). Promień światła padają do środka takiej powierzhni doznaje wielokrotnego odbiia od śianek powierzhni, w rezultaie zego natężenie wyhodząego promieniowania jest praktyznie równe zeru. Doświadzenie pokazuje, że dla otworu mniejszego niż,1 powierzhni wpadająe promieniowanie jest praktyznie w ałośi pohłaniane. Konsekwenją tego jest fakt, że otwarte okna domów od strony uliy wydają się zarnymi, hoiaż wewnątrz pokoju jest dostateznie jasno w wyniku odbijania się promieni od śian.
4 Piotr Posmykiewiz Wykład z fizyki 4 Obok pojęia iała doskonale zarnego wprowadza się pojęie iała szarego iała, którego zdolność absorpyjna jest mniejsza od jednośi, za to jednakowa dla wszystkih sz zęstośi i zależy tylko od temperatury. Tak wię, dla iała szarego A A onst 1, T T. Badania promieniowania ieplnego odegrały ważną role w stworzeniu teorii kwantowej światła, dlatego musimy przeanalizować prawa, którym promieniowanie to podlega. 1. Prawo Kirhhoffa. Kirhhoff opierają się na drugiej zasadzie termodynamiki i analizują warunki promieniowania izotropowyh iał znajdująyh się w stanie równowagi termiznej, określił ilośiową zależność między spektralną zdolnośią emisyjną i spektralną zdolnośią absorpyjną iał. Stosunek spektralnej zdolnośi emisyjnej do spektralnej zdolnośi absorpyjnej nie zależy od natury iała; jest on dla wszystkih iał uniwersalną funkją zęstośi (długośi fali) i temperatury (prawo Kirhhoffa) A,T,T r,t 1.3 Dla iała doskonale zarnego A z ν,t 1, dlatego też z prawa Kirhhoffa wynika, że ν,t jest równa r ν,t. Wynika stąd, że uniwersalna funkja Kirhhoffa jest po prostu spektralną zdolnośią emisyjną iała doskonale zarnego. W rezultaie, zgodnie z prawem Kirhhoffa, dla wszystkih iał stosunek spektralnej zdolnośi emisyjnej do spektralnej zdolnośi absorpyjnej jest równy spektralnej zdolnośi emisyjnej iała doskonale zarnego dla danej temperatury. Z prawa Kirhhoffa wynika, że spektralna zdolność emisyjna dowolnego iała w dowolnej zęśi widma jest zawsze mniejsza od spektralnej zdolnośi emisyjnej iała doskonale zarnego (dla tyh samyh wartośi T i ν), ponieważ A ν,t < 1, to νt <r ν. Opróz
5 Piotr Posmykiewiz Wykład z fizyki 5 tego z 1.3 wynika, że jeżeli iało nie pohłania fal elektromagnetyznyh jakiejś zęstośi, to również nie emituje fal o tej zęstośi A ν,t =, νt =. Wykorzystują prawo Kirhhoffa wyrażenie na ałkowitą zdolność emisyjną iała można zapisać w postai: T A r d,t,t. Dla iała szarego sz T A T r,td AT e, 1.4 gdzie e = r ν,t dν e ałkowita zdolność emisyjna iała doskonale zarnego (zależy tylko od temperatury). Prawo Kirhhoffa opisuje tylko promieniowanie ieplne, będą na tyle harakterystyznym dla niego, że może służyć jako kryterium określająym naturę promieniowania. Promieniowanie, które nie spełnia prawa Kirhhoffa nie jest promieniowaniem ieplnym. 1.3 Prawa Stefana Boltzmanna i przesunięć Wiena. Z prawa Kirhhoffa wynika (patrz 1.3), że spektralna zdolność emisyjna iała doskonale zarnego jest uniwersalną funkją, dlatego też znajdowanie jej jawnej zależnośi od zęstośi i temperatury jest ważnym zadaniem teorii promieniowania ieplnego. Austriaki fizyk J. Stefan analizują dane eksperymentalne i Boltzmann stosują metody termodynamizne rozwiązali to zadanie tylko zęśiowo, ustalają zależność między ałkowitą zdolnośią emisyjną, a temperaturą. Zgodnie z prawem Stefana Boltzmanna:
6 Piotr Posmykiewiz Wykład z fizyki 6 e 4 T, 1.6 Całkowita zdolność emisyjna iała doskonale zarnego jest proporjonalna do zwartej potęgi temperatury termodynamiznej; σ stała Stefana Boltzmanna; jej wartość 8 wyznazona eksperymentalnie jest równa 5,671 W/ m K. rλt ysunek 1. Prawo Stefana Boltzmanna, określają zależność e od temperatury, nie daje odpowiedzi na to jaki jest skład widmowy iała doskonale zarnego. Z krzywyh doświadzalnyh zależnośi funkji r λ,t ( r, T r, T ) od długośi fali λ dla różnyh temperatur (ysunek 1.) wynika, że rozkład energii w widmie iała doskonale zarnego jest nierównomierny. Wszystkie krzywe mają wyraźnie wydzielone maksima, które w miarę zwiększania się temperatury przesuwają się w stronę fal krótszyh. Pole powierzhni ogranizone krzywą zależnośi r λ,t od λ i osią odiętyh jest proporjonalne do zdolnośi emisyjnej e i w rezultaie, zgodnie z prawem Stefana Boltzmanna, do zwartej potęgi temperatury. Niemieki fizyk Wien, w opariu o prawa termo- i elektroprzewodnitwa, ustalił zależność między długośią fali λ max, odpowiadająą maksimum funkji r λ,t, a temperaturą. Zgodnie z prawem Wiena, b max, 1.7 T
7 Piotr Posmykiewiz Wykład z fizyki 7 Długość fali λ max, odpowiadająa maksymalnej wartośi spektralnej zdolnośi emisyjnej r λ,t iała doskonale zarnego jest odwrotnie proporjonalna do jego temperatury termodynamiznej, b stała Wiena; jej wartość wyznazona doświadzalnie wynosi 3,91 m K. Wyrażenie 1.7 dlatego zęsto nazywa się prawem przesunięć Wiena. Prawo Wiena wyjaśnia dlazego w miarę zmniejszania się temperatury nagrzanyh iał w ih widmie oraz silniej zazyna dominować promieniowanie o falah długih (na przykład zmiana białego żaru w zerwony podzas ostygania metalu). Pomimo, iż prawa Stefana Boltzmanna i Wiena odgrywają ważną rolę, są one tylko prawami zęśiowymi nie dają ogólnego obrazu rozkładu energii w zależnośi od zęstośi dla różnyh temperatur. 1.4 Wzory ayleigha Jeansa i Planka. Z analizy praw Stefana Boltzmanna i Wiena wynika, że podejśie termodynamizne w elu znalezienia uniwersalnej funkji Kirhhoffa r λ,t nie dało pożądanyh rezultatów. Pierwsza dokładna próba wyprowadzenia teoretyznej zależnośi r λ,t została podjęta przez angielskih uzonyh ayleigha i Jeansa, którzy zastosowali do promieniowania ieplnego metody fizyki statystyznej, korzystają z klasyznego prawo równomiernego podziału energii na stopnie swobody. Wzór ayleigha Jeansa na spektralną zdolność emisyjną iała doskonale zarnego ma postać,t kt, 1.8 r gdzie k stała Boltzmanna. Wg ayleigha-jeansa Wg Wiena ysunek 1.3
8 Piotr Posmykiewiz Wykład z fizyki 8 Jak pokazało doświadzenie, wyrażenie 1.8 zgadza się z danymi eksperymentalnymi tylko w obszarze małyh zęstośi i wysokih temperatur. W obszarze dużyh zęstośi wzór ayleigha Jeansa bardzo wyraźnie różni się od danyh doświadzalnyh i prawa Wiena (ysunek 1.3). Opróz tego okazało się, że próba otrzymania prawo Stefana Boltzmanna z prawa ayleigha Jeansa prowadzi do absurdu. zezywiśie, oblizenie ze wzoru 1.8 zdolnośi emisyjnej iała doskonale zarnego e kt r,td d, gdy tymzasem zgodnie z prawem Stefana Boltzmanna e jest proporjonalna do zwartej potęgi temperatury. Wynik ten został nazwany katastrofą ultrafioletową. Tak wię, na bazie teorii klasyznej nie udało się wyprowadzić praw rządząyh rozkładem energii w zależnośi od zęstośi promieniowania ieplnego. Prawidłowe, zgodne z danymi eksperymentalnymi wyrażenie na spektralną zdolność emisyjną podał w 19 roku niemieki fizyk Max Plank. W tym elu musiał on odejść od klasyznego podejśia fizyki, w myśl którego energia dowolnego układu może zmieniać się w sposób iągły, tzn. może przyjmować dowolnie bliskie wartośi. Zgodnie z zaproponowaną przez Planka hipotezą kwantową, osylatory atomowe wysyłają energię nie w sposób iągły, a określonymi porjami kwantami, przy zym energia kwantu proporjonalna jest do zęstośi drgań: h h, 1.9 gdzie h 6, J s - stała Planka. Ponieważ energia jest wysyłana porjami, to energia osylatora ε może przyjmować tylko określone dyskretne wartośi, będąe wielokrotnośią elementarnej porji energii ε : nh (n =, 1,,...)
9 Piotr Posmykiewiz Wykład z fizyki 9 Stosują metody statystyzne i kwantowe podejśie do promieniowania ieplnego, M. Plank wyprowadził wzór na uniwersalną funkję Kirhhoffa r,t e h / h kt 1, 1.1 która w sposób doskonały zgadzała się z danymi eksperymentalnymi dotyząymi rozkładu energii w widmie iała doskonale zarnego w zależnośi od wszystkih zęstośi od do i dla różnyh temperatur. M. Plank przedstawił teoretyzny dowód tego wzoru na posiedzeniu Niemiekiego Towarzystwa Fizyznego 14 października 19 roku. Dzień ten można uważać za datę narodzin fizyki kwantowej. W obszarze niskih zęstośi tzn. gdy hν << kt (energia kwantu jest znaznie mniejsza od energii ruhu ieplnego kt), wzór Planka 1.1 pokrywa się ze wzorem ayleigha Jeansa 1.8. Aby to pokazać rozłóżmy funkję eksponenjalną w szereg ogranizają się tylko do dwu pierwszyh wyrazów: e h / kt h 1, kt e h / kt h 1. kt Podstawiają ostatnie wyrażenie do wzoru 1.1 otrzymamy h kt, h / kt r,t zyli wzór ayleigha Jeansa 1.8. Ze wzoru Planka można otrzymać prawo Stefana Boltzmanna. Zgodnie z 1.5 e r d h kt d 1,T. h / e Wprowadźmy wielkość bezwymiarową x h / kt: dx hd / kt na e przekształi się do postai ; d ktdx/ h. Wzór
10 Piotr Posmykiewiz Wykład z fizyki 1 e k x dx T T 3 x h e 1 gdzie ponieważ k x dx k, 3 x 3 h e 1 15 h 3 4 x dx x. W ten sposób wzór Planka pozwala rzezywiśie otrzymać prawo Stefana e 1 15 Boltzmanna. Opróz tego, podstawienie lizbowyh wartośi k,, i h pokazuje, że oblizona stała Stefana Boltzmanna pokrywa się z wielkośią zmierzoną doświadzalnie. Prawo przesunięć Wiena można otrzymać ze wzorów 1.1 i 1.1: r,t r,t h 5 e 1 h/ kt 1, skąd r,t 6 h e h kt h/ kt h/ kt e 1 e h/ kt 1 5. Wartość λ max, dla której funkja osiąga maksimum, znajdziemy przyrównują do zera tę pohodną. Wprowadzają podstawienie x h/ kt max, otrzymamy równanie xe x x 1 5 e. ozwiązanie tego ogólnego równania metodą kolejnyh przybliżeń daje x = 4,965. W rezultaie h/ kt max 4, 965, skąd T max 4,965k b h/,
11 Piotr Posmykiewiz Wykład z fizyki 11 o jest równoważne prawu przesunięć Wiena 1.7. Z równania Planka znają uniwersalne stałe h, k i można oblizyć stałe Stefana Boltzmanna σ i Wiena b. z drugiej strony znają doświadzalne wartośi σ i b można oblizyć wartośi h i k (właśnie w taki sposób po raz pierwszy oblizono wartość stałej Planka). W ten sposób, wzór Planka nie tylko dobrze zgadza się z danymi doświadzalnymi, ale zawiera w sobie zęśiowe prawa promieniowania ieplnego, a także pozwala na wylizenie stałyh występująyh w prawah promieniowania ieplnego. W rezultaie, wzór Planka jest pełnym rozwiązaniem podstawowego problemu promieniowania ieplnego przedstawionego przez Kirhhoffa. ozwiązanie tego problemu stało się możliwe dzięki rewoluyjnej kwantowej hipotezie Planka. 1.5 Zjawisko fotoelektryzne zewnętrzne. Hipoteza Planka, pozwalająa w sposób doskonały zjawisko promieniowania ieplnego iała doskonale zarnego, została potwierdzona i rozwinięta dalej podzas wyjaśniania natury zjawiska fotoelektryznego zjawiska, którego odkryie i wyjaśnienie odegrało dużą rolę w stworzeniu teorii kwantowej. Zjawiskiem fotoelektryznym zewnętrznym nazywa się wysyłanie elektronów z powierzhni substanji pod wpływem promieniowania elektromagnetyznego. Zjawisko fotoelektryzne obserwuje się iałah stałyh (metalah, półprzewodnikah, dielektrykah), jak również w gazah. Zjawisko fotoelektryzne zostało odkryte przez Henryka Herza w 1887 roku, który obserwował zwiększenie proesu rozładowywania podzas oświetlania przerwy iskrowej światłem ultrafioletowym. Ogólny shemat do obserwaji zjawiska fotoelektryznego przedstawiony jest na rysunku 1.4. Dwie elektrody: katoda i anoda podłązone są w rure próżniowej do baterii w ten sposób, że za pomoą potenjometru można zmieniać zarówno wartość, jak i znak przyłożonego do nih napięia. Prąd powstająy ysunek 1.4 podzas oświetlania katody światłem monohromatyznym jest mierzony za pomoą włązonego w obwód miliwoltomierza. Oświetlają katodę światłem o różnyh długośiah fal obserwuje się następująe prawidłowośi 1) najbardziej efektywne działanie okazują fale nadfioletowe, ) pod wpływem
12 Piotr Posmykiewiz Wykład z fizyki 1 światła substanja trai tylko ładunek ujemny, 3) natężenie prądu jest wprost proporjonalne do natężenia światła. W 1899 roku niemieki fizyk P. Lenard i J.J.Thomson za pomoą metody odhylania ładunków w polu elektryznym i magnetyznym określili ładunek ząstek, wbijanyh przez światło z katody, udowadniają, że ząstezkami tymi były elektrony. ysunek 1.5 Przedstawione na rysunku 1.4 urządzenie pozwala badać harakterystyki napięiowoprądowe zjawiska fotoelektryznego zależność prądu fotoelektryznego I, wytworzonego przez strumień elektronów wysyłanyh z katody od napięia U między elektrodami. Taką zależność przedstawiono na rysunku 1.5. Ozywiśie taka harakterystyka mierzona jest dla stałego natężenia padająego światła. Z krzywej tej widać, że przy pewnym niezbyt dużym napięiu prąd fotoelektryzny osiąga stan nasyenia wszystkie emitowane przez katodę elektrony dohodzą do anody. Zatem natężenie prądu nasyenia I n określone jest przez lizbę elektronów emitowanyh pod wpływem światła przez katodę w jednoste zasu. Łagodnie nahylona zęść krzywej wskazuje na to, że elektrony wylatują z różnymi o do wartośi prędkośiami. Elektrony odpowiadająe prądowi dla U = mają prędkośi wystarzająe na to, by samodzielnie doleieć do katody. Aby natężenie prądu było równe zeru, należy przyłożyć napięie hamująe U h. Przy takim napięiu ani jeden elektron mająy nawet podzas opuszzania katody największą prędkość nie dotrze do anody. Można zatem napisać 1 mv m eu h, gdzie m masa elektronu. Mierzą zatem napięie hamująe U h można wyznazyć maksymalną prędkość fotoelektronów.
13 Piotr Posmykiewiz Wykład z fizyki 13 Przed 195 r. stwierdzono, że maksymalna prędkość fotoelektronów nie zależy od natężenia światła, a jedynie od jego zęstośi zwiększenie zęstośi prowadzi do wzrostu prędkośi. Ustalone doświadzalnie zależnośi nie zgadzały się z klasyzną teorią falową. Na przykład, zgodnie z klasyznymi teorią falową: 1. Prędkość fotoelektronów powinna wzrastać wraz z amplitudą (a zatem i natężeniem) fali elektromagnetyznej.. Światło o dowolnej zęstośi powinno wywoływać efekt fotoelektryzny. 3. Powinno istnieć pewne opóźnienie zahodzenia zjawiska związane z zasem potrzebnym do zgromadzenia dostateznie dużej energii, aby elektron mógł wyrwać się z katody. Jak wykazał w 195 roku A. Einstein, wszystkie ehy zjawiska fotoelektryznego można łatwo wyjaśnić, jeżeli założy się, że światło jest pohłaniane takimi samymi porjami h (kwantami) jakimi według hipotezy Planka jest ono emitowane. Według Einsteina energia uzyskana przez elektron jest dostarzona w postai pohłoniętego w ałośi kwantu h. Część tej energii, równa pray wyjśia W, zużywana jest na to, by elektron mógł opuśić iało. Jeżeli światło uwalnia elektron nie przy samej powierzhni katody, a na pewnej głębokośi, to zęść energii E może być traona wskutek przypadkowyh zderzeń wewnątrz materiału katody. eszta energii przekształa się w energię kinetyzną E k elektronu opuszzająego powierzhnię. Energia kinetyzna jest maksymalna, gdy E =. W takim przypadku powinna być spełniona zależność 1 h mv m W 1.1 znana jako równanie Einsteina. Ze względu na trudnośi w otrzymaniu zystej powierzhni metalu dość długo nie można było potwierdzić eksperymentalnie równania Einsteina. W 1916 roku. Millikan przeprowadził dokładne pomiary i mierzą W i 1 mv m dla danej zęstośi światła ν wyznazył wartość stałej Planka h; okazała się ona zgodna z lizbami otrzymanymi na Praą wyjśia nazywamy najmniejszą energię, jaką należy nadać elektronowi, aby usunąć z powierzhni metalu do próżni.
14 Piotr Posmykiewiz Wykład z fizyki 14 podstawie rozkładu widmowego zrównoważonego promieniowania ieplnego oraz krótkofalowej graniy rentgenowskiego promieniowania hamowania. Ze wzoru 1.1 wynika, że w przypadku gdy praa wyjśia W jest większa od kwantu hν, to elektrony nie mogą opuśić metalu. Zatem, aby powstało zjawisko fotoelektryzne, musi być spełniony warunek hν >W lub W, 1.13 h a dla długośi fali otrzymamy analogizny warunek h 1.14 W Częstość ν (lub długość fali λ ) nosi nazwę zerwonej graniy zjawiska fotoelektryznego. Lizba elektronów uwolnionyh w zjawisku fotoelektryznym powinna być proporjonalna do lizby kwantów światła padająego na powierzhnię katody. ównież strumień świetlny Φ określony jest przez lizbę kwantów światła (fotonów) padająyh na powierzhnię w jednoste zasu. Zgodnie z tym prąd nasyenia I n powinien być proporjonalny do padająego strumienia światła: I n ~ Zależność ta również została potwierdzona doświadzalnie. Zauważmy, że tylko niewielka zęść kwantów przekazuje swoją energię fotoelektronom. Energia pozostałyh kwantów traona jest na nagrzewanie iała pohłaniająego światło. 1.6 Masa i pęd fotonu. Ciśnienie światła. Zgodnie z hipotezą Einsteina dotyząą kwantów światła, światło jest wysyłane, pohłaniane i rozprzestrzenia się w postai porji energii (kwantami), zwanymi fotonami. Energia fotonu wynosi równoważnośi i energii: h. Jego masę możemy oblizyć korzystają z prawa
15 Piotr Posmykiewiz Wykład z fizyki 15 m f h 1.16 Foton jest ząstką elementarną, która zawsze (w dowolnym ośrodku) porusza się z prędkośią światła i ma masę spozynkową równą zeru. W związku z tym masa fotonu różni się od masy takih ząstek elementarnyh, jak elektron, proton i neutron, które posiadają różną od zera masę spozynkową i mogą znajdować się w stanie spozynku. Pęd fotonu p, zgodnie z teorią względnośi wynosi h 1.17 pf Z przytozonyh rozważań wynika, że foton, jak każda inna ząstka, jest sharakteryzowana przez energię, pęd i masę. Związki h, 1.16 i 1.17 wiążą własnośi korpuskularne fotonów z własnośiami falowymi światła jego zęstośią ν. Jeżeli fotony posiadają pęd, to światło padają na iało powinno wywierać na nie iśnienie. Z punktu widzenia teorii kwantowej, iśnienie światła na powierzhnię spowodowana jest tym, że każdy foton podzas zderzenia z powierzhnią przekazuje jej swój pęd. Oblizmy, z punktu widzenia teorii kwantowej, iśnienie wywierane na powierzhnię przez strumień promieniowania monohromatyznego padająego prostopadle do powierzhni. Jeżeli w jednoste zasu na jednostkę powierzhni iała pada N fotonów, to dla współzynnika odbiia ρ światła od powierzhni iała ρn fotonów ulegnie odbiiu, a (1-ρ)N ulegnie pohłonięiu. Każdy pohłonięty foton przekazuje powierzhni pęd p f h /, a każdy odbity p f h /. Ciśnienie światła na powierzhnię jest równa pędowi, który jest przekazywany powierzhni jednostkowej w iągu 1s przez N fotonów: h h h p N 1 N 1 N.
16 Piotr Posmykiewiz Wykład z fizyki 16 Nh E e jest energią wszystkih fotonów, padająyh na jednostkę powierzhni w jednoste zasu, a E e / w - gęstość objętośiowa energii promieniowania. Dlatego iśnienie wywierane przez światło podzas prostopadłego padania światła na powierzhnię Ee p 1 w(1 ) Wzór 1.18 wyprowadzony na podstawie opisu kwantowego, pokrywa się z wyrażeniem otrzymanym na podstawie elektromagnetyznej (falowej) teorii Maxwella (patrz wykład ). W ten sposób iśnienie światła równie dobrze wyjaśnia się na grunie teorii falowej, jak i korpuskularnej. 1.7 Zjawisko Comptona. W sposób najbardziej pełny i przejrzysty korpuskularne własnośi światła przejawiają się w zjawisku Comptona. Fizyk amerykański A. Compton badają w 193 roku rozproszenie monohromatyznyh promieni rentgenowskih w substanjah posiadająyh lekkie atomy (parafina, bor), odkrył, że w składzie promieniowania rozproszonego o pozątkowej długośi fali obserwuje się także promieniowanie o długośiah fal dłuższyh. Doświadzenie pokazało, że różnia ' nie zależy od długośi fali promieniowania padająego λ i rodzaju substanji rozpraszająej promieniowanie, a jest określona tylko wielkośią kąta rozproszenia θ: ' C sin / 1.19 gdzie λ długość fali rozproszonej, λ C komptonowska długość fali (dla rozpraszania fali na elektronie λ C =,46pm). Zjawiskiem Comptona nazywa się sprężyste rozproszenie krótkofalowego promieniowania elektromagnetyznego (rentgenowskiego i promieniowania γ) na swobodnyh, albo słabo związanyh elektronah substanji, któremu towarzyszy zwiększenie długośi fali. Zjawisko to nie daje się wyjaśnić na grunie falowej natury światła, według
17 Piotr Posmykiewiz Wykład z fizyki 17 której długość fali pod wpływem rozproszenia nie powinna się zmieniać: pod wpływem okresowego pola fali świetlnej elektron drga z zęstośią pola i dlatego promieniuje rozproszone fale o tej samej zęstośi. Zjawisko Comptona da się wyjaśnić na podstawie kwantowej natury światła. Jeżeli uważać, jak zakłada teoria kwantowa, że promieniowanie ma harakter korpuskularny, tzn. jest strumieniem fotonów, to efekt Comptona jest wynikiem sprężystego zderzenia fotonów rentgenowskih z swobodnymi elektronami substanji. W wyniku takiego zderzenia foton przekazuje zęść swojej energii i pędu zgodnie z zasadami zahowania. ozpatrzmy zderzenie sprężyste dwóh ząstek (ysunek 1.6) padająego fotonu, posiadająego pęd p f (energia spozynkowa h / i energię f h ze spozywająym swobodnym elektronem E m ; m masa spozynkowa elektronu). Foton zderzają się z elektronem przekazuje mu zęść swojej energii i pędu i zmienia kierunek ruhu (rozproszenia). Zmniejszenie energii fotonu oznaza ozywiśie zwiększenie długośi fali promieniowania rozproszonego. Nieh pęd i energia fotonu rozproszonego będą równe p' f ysunek 1.6 h' / i ' h'. Elektron, który wześniej znajdował się w spozynku otrzymuje pęd p mv i energię E m i zazyna się poruszać. Podzas każdego takiego zderzenia spełniona jest zasada zahowania energii i pędu. Zgodnie z zasadą energii E f E ' f, 1. a zgodnie z zasadą zahowania pędu p f p p'. 1.1 e f
18 Piotr Posmykiewiz Wykład z fizyki 18 Podstawiają do wzoru 1. wartośi odpowiednih wielkośi i zapisują zasadę zahowania pędu 1.1 zgodnie z rysunkiem 1.6, otrzymujemy: m h m h ', 1. h h' h 1.3 v ' os m Masa elektronu odrzutu związana jest z jego prędkośią wyrażeniem m m / 1 v/. Podnoszą równanie 1. do kwadratu, a następnie wylizają z niego 1.3 z uwzględnieniem wzoru na masę, otrzymamy m ' h' 1 os. Ponieważ h /, ' h / ' i ', to otrzymamy h h 1 os sin. 1.6 m m Wyrażenie 1.6 jest właśnie wzorem otrzymanym doświadzalnie przez Comptona (1.1). Podstawiają do tego wyrażenia h, m, otrzymujemy komptonowską długość fali - m,46pm Ch /. Obeność w zestawie rozproszonego światła o nieprzesuniętej linii (promieniowania o pozątkowej długośi fali) można wyjaśnić w następująy sposób. Podzas rozpatrywania mehanizmu rozproszenia fali zakładaliśmy, że foton zderza się tylko ze swobodnym elektronem. Jednak jeżeli elektron jest silnie związany z atomem, jak ma to miejse dla elektronów wewnętrznyh, to foton wymienia się energią i pędem z ałym atomem. Ponieważ masa atomu w porównaniu z masą elektronu jest bardzo duża, to atom uzyskuje tylko minimalną wartość energii fotonu. Dla tego też w tym przypadku długość fali λ promieniowania rozproszonego praktyznie nie będzie się różnić od długośi fali padająej λ.
Początki fizyki współczesnej
Pozątki fizyki współzesnej 1 Plan 1.1. Promieniowanie iała doskonale zarnego 1.. Foton 1.3. Efekt fotoelektryzny 1.4. Efekt Comptona 1 Trohę historii Gustav Kirhhoff (184-1887) W 1859 rozpozyna się droga
Bardziej szczegółowoPoczątki fizyki współczesnej
Pozątki fizyki współzesnej Plan.. Promieniowanie iała doskonale zarnego.. Foton.. Efekt fotoelektryzny.4. Efekt Comptona Trohę historii Gustav Kirhhoff (84-887) W 859 rozpozyna się droga do mehaniki kwantowej
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 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.2 Promieniowanie Ciała Doskonale Czarnego
I. Promieniowanie Ciała Doskonale Czarnego Jan Królikowski Fizyka IVBC 1 CIAŁO DOSKONALE CZARNE (CDCz) CDCz jest to takie iało, którego zdolność absorpyjna a(, T) nie zależy od długośi fali i wynosi 100%.
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 szczegółowoν=c/λ E=hν Repeta z wykładu nr 1 Detekcja światła Radiometria Promieniowanie termiczne
Repeta z wykładu nr Detekja światła Sebastian Maćkowski Instytut Fizyki Uniwersytet Mikołaja Kopernika Adres pozty elektroniznej: makowski@fizyka.umk.pl Biuro: 365, telefon: 6-350 - zakres wykładu, warunki
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 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 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 szczegółowoElementy optyki. Odbicie i załamanie fal Zasada Huygensa Zasada Fermata Interferencja Dyfrakcja Siatka dyfrakcyjna
Elementy optyki Odbiie i załamanie fal Zasada Huygensa Zasada Fermata Interferenja Dyfrakja Siatka dyfrakyjna 1 Odbiie i załamanie fal elektromagnetyznyh na graniah dwóh ośrodków Normalna do powierzhni
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 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 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 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 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 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 szczegółowoPromieniowanie cieplne ciał.
Wypromieniowanie fal elektromagnetycznych przez ciała Promieniowanie cieplne (termiczne) Luminescencja Chemiluminescencja Elektroluminescencja Katodoluminescencja Fotoluminescencja Emitowanie fal elektromagnetycznych
Bardziej szczegółowoELEMENTY SZCZEGÓLNEJ TEORII WZGLĘDNOŚCI. I. Zasada względności: Wszystkie prawa przyrody są takie same we wszystkich
ELEMENTY SZCZEGÓLNEJ TEORII WZGLĘDNOŚCI Postulaty Einsteina (95 r) I Zasada względnośi: Wszystkie prawa przyrody są takie same we wszystkih inerjalnyh układah odniesienia lub : Równania wyrażająe prawa
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 szczegółowoIII. EFEKT COMPTONA (1923)
III. EFEKT COMPTONA (1923) Zjawisko zmiany długości fali promieniowania roentgenowskiego rozpraszanego na swobodnych elektronach. Zjawisko to stoi u podstaw mechaniki kwantowej. III.1. EFEKT COMPTONA Rys.III.1.
Bardziej szczegółowoElementy optyki kwantowej. Ciało doskonale czarne. Teoria Wiena. Notatki. Notatki. Notatki. Notatki. dr inż. Ireneusz Owczarek
Elementy optyki kwantowej dr inż. Ireneusz Owczarek CNMiF PŁ ireneusz.owczarek@p.lodz.pl http://cmf.p.lodz.pl/iowczarek 1 dr inż. Ireneusz Owczarek Elementy optyki kwantowej Ciało doskonale czarne Rozkład
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 szczegółowoWstęp do astrofizyki I
Wstęp do astrofizyki I Wykład 2 Tomasz Kwiatkowski 12 październik 2009 r. Tomasz Kwiatkowski, Wstęp do astrofizyki I, Wykład 2 1/21 Plan wykładu Promieniowanie ciała doskonale czarnego Związek temperatury
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 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 szczegółowoPodstawy fizyki kwantowej. Nikt nie rozumie fizyki kwantowej R. Feynman, laureat Nobla z fizyki
Podstawy fizyki kwantowej Nikt nie rozumie fizyki kwantowej R. Feynman, laureat Nobla z fizyki Podstawy fizyki kwantowej Fizyka kwantowa - co to jest? Światło to fala czy cząstka? promieniowanie termiczne
Bardziej szczegółowoElementy mechaniki relatywistycznej
Podstawy Proesów i Konstrukji Inżynierskih Elementy mehaniki relatywistyznej 1 Czym zajmuje się teoria względnośi? Teoria względnośi to pomiary zdarzeń ustalenia, gdzie i kiedy one zahodzą, a także jaka
Bardziej szczegółowof s moŝna traktować jako pracę wykonaną przez siłę tarcia nad ślizgającym się klockiem. Porównując
Wykład z fizyki. Piotr Posmykiewiz 63 s = ma s = m v f vi = mvi 7- f W równaniu powyŝszym zastosowano równanie Porównują równania 7-0 i 7- otrzymamy: i a s = v f v i v f = 0 ( Patrz równanie -). f s =
Bardziej szczegółowoElementy szczególnej teorii względności
Elementy szzególnej teorii względnośi Podstawowe założenia szzególnej teorii względnośi: Albert Einstein 195 Prawa fizyzne są takie same dla wszystkih obserwatorów któryh kłady odniesienia porszają się
Bardziej szczegółowoRozładowanie promieniowaniem nadfioletowym elektroskopu naładowanego ujemnie, do którego przymocowana jest płytka cynkowa
Pokazy Rozładowanie promieniowaniem nadfioletowym elektroskopu naładowanego ujemnie, do którego przymocowana jest płytka cynkowa Zjawisko fotoelektryczne Zjawisko fotoelektryczne polega na tym, że w wyniku
Bardziej szczegółowoWstęp do astrofizyki I
Wstęp do astrofizyki I Wykład 2 Tomasz Kwiatkowski Uniwersytet im. Adama Mickiewicza w Poznaniu Wydział Fizyki Instytut Obserwatorium Astronomiczne Tomasz Kwiatkowski, shortinst Wstęp do astrofizyki I,
Bardziej szczegółowoDla powstania pola magnetycznego konieczny jest ruch ładunków elektrycznych, a więc przepływ prądu elektrycznego, natomiast pole elektryczne powstaje
Pole elektryzne Dla powstania pola magnetyznego koniezny jest ruh ładunków elektryznyh, a wię przepływ prądu elektryznego, natomiast pole elektryzne powstaje zawsze w przestrzeni otazająej ładunki elektryzne,
Bardziej szczegółowo9.6. Promieniowanie rentgenowskie. Dyfrakcja promieniowania rentgenowskiego (prawo Bragga).
9. Optyka 9.6. Promieniowanie rentgenowskie. yfrakja promieniowania rentgenowskiego (prawo Bragga). Shemat budowy lampy rentgenowskiej. Przyspieszone do dużej prędkośi elektrony uderzają w antykatodę zmniejszają
Bardziej szczegółowoRysunek 3-19 Model ciała doskonale czarnego
3.4. Początki teorii kwantów narodziny fizyki kwantowej Od czasów sformułowania przez Isaaca Newtona zasad mechaniki klasycznej teoria ta stała się podstawą wszystkich nowopowstałych atomistycznych modeli
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 szczegółowoFUNKCJA KWADRATOWA. Poziom podstawowy
FUNKCJA KWADRATOWA Poziom podstawowy Zadanie ( pkt) Wykres funkji y = ax + bx+ przehodzi przez punkty: A = (, ), B= (, ), C = (,) a) Wyznaz współzynniki a, b, (6 pkt) b) Zapisz wzór funkji w postai kanoniznej
Bardziej szczegółowoWykład 30 Szczególne przekształcenie Lorentza
Wykład Szzególne przekształenie Lorentza Szzególnym przekształeniem Lorentza (właśiwym, zahowująym kierunek zasu) nazywa się przekształenie między dwoma inerjalnymi układami odniesienia K i K w przypadku
Bardziej szczegółowoPodstawy fizyki kwantowej
Podstawy fizyki kwantowej Światło to fala czy cząstka? promieniowanie termiczne efekt fotoelektryczny efekt Comptona Fizyka kwantowa - po co? Jeśli chcemy badać zjawiska, które zachodzą w skali mikro -
Bardziej szczegółowoEfekt fotoelektryczny
Ćwiczenie 82 Efekt fotoelektryczny Cel ćwiczenia Celem ćwiczenia jest obserwacja efektu fotoelektrycznego: wybijania elektronów z metalu przez światło o różnej częstości (barwie). Pomiar energii kinetycznej
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 szczegółowoFALOWY I KWANTOWY OPIS ŚWIATŁA. Światło wykazuje dualizm korpuskularno-falowy. W niektórych zjawiskach takich jak
FALOWY KWANTOWY OPS ŚWATŁA Dualizm korpuskularno - falowy Światło wykazuje dualizm korpuskularno-falowy. W niektórych zjawiskach takich jak interferencja, dyfrakcja i polaryzacja ma naturę falową, a w
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 szczegółowoPODSTAWY MECHANIKI KWANTOWEJ
PODSTAWY MECHANIKI KWANTOWEJ Za dzień narodzenia mechaniki kwantowej jest uważany 14 grudnia roku 1900. Tego dnia, na posiedzeniu Niemieckiego Towarzystwa Fizycznego w Instytucie Fizyki Uniwersytetu Berlińskiego
Bardziej szczegółowoFIZYCZNE PODSTAWY ZALEŻNOŚCI OPISUJĄCYCH NATĘŻENIE PROMIENIOWANIA HAMOWANIA
FZYCZNE PODSAWY ZALEŻNOŚC OPSUJĄCYCH NAĘŻENE PROMENOWANA HAMOWANA Dominik SENCZYK Politehnika Poznańska Słowa kluzowe: natężenie promieniowania rentgenowskiego, promieniowanie hamowania, krótkofalowa grania
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 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 szczegółowoElementy dynamiki relatywistycznej r r
Elementy dynamiki relatywistyznej r r F ma - nieaktualne r r d p F - nadal aktualne dt ale pod warunkiem, że r r m r p γ m gdzie m - masa spozynkowa. Możliwa interpretaja: r r m p m gdzie masa zależy od
Bardziej szczegółowoAnaliza spektralna widma gwiezdnego
Analiza spektralna widma gwiezdnego JG &WJ 13 kwietnia 2007 Wprowadzenie Wprowadzenie- światło- podstawowe źródło informacji Wprowadzenie- światło- podstawowe źródło informacji Wprowadzenie- światło- podstawowe
Bardziej szczegółowoANEMOMETRIA LASEROWA
1 Wstęp ANEMOMETRIA LASEROWA Anemometria laserowa pozwala na bezdotykowy pomiar prędkośi zastezek (elementów) rozpraszajayh światło Źródłem światła jest laser, którego wiazka jest dzielona się nadwiewiazki
Bardziej szczegółowov! są zupełnie niezależne.
Zasada ekwiartyji energii 7-7. Zasada ekwiartyji energii ównowaga termizna układów Zerowa zasada termodynamiki Jeżeli układy A i B oraz A i są arami w równowadze termiznej, to również układy B i są w równowadze
Bardziej szczegółowoE4 - WYZNACZANIE STAŁEJ C 2 WE WZORZE PLANCKA l SPRAWDZANIE PRAWA STEFANA-BOLTZMANNA
E4 - WYZNACZANIE STAŁEJ C WE WZORZE PLANCKA l SPRAWDZANIE PRAWA STEFANA-OLTZMANNA Cel ćwizenia Celem ćwizenia jest poznanie praw opisująyh promieniowanie iała doskonale zarnego, oraz optyznyh metod pomiaru
Bardziej szczegółowoWłasności falowe cząstek. Zasada nieoznaczoności Heisenberga.
Własnośi falowe ząstek. Zasada nieoznazonośi Heisenberga. Dlazego ząstka o określonej masie nie moŝe oruszać się z rędkośią równą rędkośi światła? Relatywistyzne równanie określająe energię oruszająego
Bardziej szczegółowoWykład 18: Elementy fizyki współczesnej -2
Wykład 18: Elementy fizyki współczesnej - Dr inż. Zbigniew Szklarski Katedra Elektroniki, paw. C-1, pok.31 szkla@agh.edu.pl http://layer.uci.agh.edu.pl/z.szklarski/ 1 Efekt fotoelektryczny 1887 Hertz;
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 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 szczegółowoChemia ogólna - część I: Atomy i cząsteczki
dr ab. Wacław Makowski Cemia ogólna - część I: Atomy i cząsteczki 1. Kwantowanie. Atom wodoru 3. Atomy wieloelektronowe 4. Termy atomowe 5. Cząsteczki dwuatomowe 6. Hybrydyzacja 7. Orbitale zdelokalizowane
Bardziej szczegółowoFALOWA NATURA MATERII
FALOWA NATURA MATERII Zadawniony podział: fizyka klasyczna (do 1900 r.) fizyka współczesna (od 1900 r., prawo Plancka). Przekonanie o falowej naturze materii ugruntowało się w latach dwudziestych XX w.
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 szczegółowoIV.5. Promieniowanie Czerenkowa.
Jansz B. Kępka Rh absoltny i względny IV.5. Promieniowanie Czerenkowa. Fizyk rosyjski Pawieł A. Czerenkow podjął badania (1934 r.) nad znanym słabym świeeniem niebiesko-białym wydzielanym przez silne preparaty
Bardziej szczegółowoWpływ energii mieszania na współczynnik wnikania masy w układzie ciało stałe - ciecz
Wpływ energii mieszania na współzynnik wnikania masy w układzie iało stałe - iez 1.Wprowadzenie Rozpuszzanie iała stałego w mieszalnikah stanowi jedną z prostszyh metod realizaji proesu wymiany masy od
Bardziej szczegółowoProblemy fizyki początku XX wieku
Mechanika kwantowa Problemy fizyki początku XX wieku Promieniowanie ciała doskonale czarnego Ciałem doskonale czarnym nazywamy ciało całkowicie pochłaniające na nie promieniowanie elektromagnetyczne, niezależnie
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 szczegółowoWidmo fal elektromagnetycznych
Czym są fale elektromagnetyczne? Widmo fal elektromagnetycznych dr inż. Romuald Kędzierski Podstawowe pojęcia związane z falami - przypomnienie pole falowe część przestrzeni objęta w danej chwili falą
Bardziej szczegółowoOptyka kwantowa wprowadzenie. Początki modelu fotonowego Detekcja pojedynczych fotonów Podstawowe zagadnienia optyki kwantowej
Optyka kwantowa wprowadzenie Początki modelu fotonowego Detekcja pojedynczych fotonów Podstawowe zagadnienia optyki kwantowej Krótka (pre-)historia fotonu (1900-1923) Własności światła i jego oddziaływania
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 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 szczegółowoBADANIE EFEKTU FOTOELEKTRYCZNEGO ZEWNĘTRZNEGO
Politechnika Warszawska Wydział Fizyki Laboratorium Fizyki I P Jerzy Politechnika Filipowicz Warszawska Wydział Fizyki Laboratorium Fizyki I P Jerzy Filipowicz BADANIE EFEKTU FOTOELEKTRYCZNEGO ZEWNĘTRZNEGO
Bardziej szczegółowoPDF stworzony przez wersję demonstracyjną pdffactory
Promieniowanie elektromagnetyczne (fala elektromagnetyczna) rozchodzące się w przestrzeni zaburzenie pola elektromagnetycznego. Zaburzenie to ma charakter fali poprzecznej, w której składowa elektryczna
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 szczegółowoTechniczne podstawy promienników
Techniczne podstawy promienników podczerwieni Technical Information,, 17.02.2009, Seite/Page 1 Podstawy techniczne Rozdz. 1 1 Rozdział 1 Zasady promieniowania podczerwonego - Podstawy fizyczne - Widmo,
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 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 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 szczegółowoRozdział 1. Światło a fizyka kwantowa
Rozdział 1. Światło a fizyka kwantowa 2016 Spis treści Promieniowanie termiczne Ciało doskonale czarne Teoria promieniowania we wnęce, prawo Plancka Zastosowanie prawa Plancka w termometrii Zjawisko fotoelektryczne
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 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 szczegółowoKrzywe stożkowe. 1 Powinowactwo prostokątne. 2 Elipsa. Niech l będzie ustaloną prostą i k ustaloną liczbą dodatnią.
Krzywe stożkowe 1 Powinowatwo prostokątne Nieh l będzie ustaloną prostą i k ustaloną lizbą dodatnią. Definija 1.1. Powinowatwem prostokątnym o osi l i stosunku k nazywamy przekształenie płaszzyzny, które
Bardziej szczegółowoFizyka elektryczność i magnetyzm
Fizyka elektryzność i magnetyzm W. Prąd elektryzny i pole magnetyzne.1. Prąd elektryzny. Pojęiem prądu elektryznego określamy zjawisko przemieszzania się ładunków elektryznyh. Najzęśiej nośnikami ładunku
Bardziej szczegółowoNajwygodniej za energię przekazaną materii uważać energię usuniętą z pola promieniowania z wyłączeniem energii zużytej na wzrost masy spoczynkowej.
awką pohłoniętą nazywa się energię przekazaną aterii przez proieniowanie jonizjąe na jednostkę asy. energia przekazana energia zżyta na jonizaję, wzbdzenie, wzrost energii heiznej lb energii siei krystaliznej,
Bardziej szczegółowoWstęp do astrofizyki I
Wstęp do astrofizyki I Wykład 3 Tomasz Kwiatkowski 2010-10-20 Tomasz Kwiatkowski, Wstęp do astrofizyki I, Wykład 3 1/22 Plan wykładu Linie widmowe Linie Fraunhofera Prawa Kirchhoffa Analiza widmowa Zjawisko
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 szczegółowoWykład Budowa atomu 1
Wykład 30. 11. 2016 Budowa atomu 1 O atomach Trochę historii i wprowadzenie w temat Promieniowanie i widma Doświadczenie Rutherforda i odkrycie jądra atomowego Model atomu wodoru Bohra sukcesy i ograniczenia
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 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 szczegółowoProcesy Chemiczne. Ćw. W4 Adsorpcja z roztworów na węglu aktywnym. Nadmiarowe izotermy adsorpcji. Politechnika Wrocławska
Politehnika Wroławska Proesy Chemizne Ćw. W4 Adsorpja z roztworów na węglu aktywnym. Nadmiarowe izotermy adsorpji Opraowane przez: Ewa Loren-Grabowska Wroław 2011 I. ADSORPCJA Równowagowe izotermy adsorpji
Bardziej szczegółowoMechanika relatywistyczna
Mehanika relatywistyzna Konepja eteru Eter kosmizny miał być speyfiznym ośrodkiem, wypełniająym ałą przestrzeń, który miał być nośnikiem fal świetlnyh (później w ogóle pola elektromagnetyznego). W XIX
Bardziej szczegółowoPodstawy Fizyki IV Optyka z elementami fizyki współczesnej. wykład 2, Radosław Chrapkiewicz, Filip Ozimek
Podstawy Fizyki IV Optyka z elementami fizyki współczesnej wykład 2, 17.02.2012 wykład: pokazy: ćwiczenia: Czesław Radzewicz Radosław Chrapkiewicz, Filip Ozimek Ernest Grodner Równania Maxwella r-nie falowe
Bardziej szczegółowoPodstawy fizyki sezon Dualizm światła i materii
Podstawy fizyki sezon 2 10. Dualizm światła i materii Agnieszka Obłąkowska-Mucha AGH, WFIiS, Katedra Oddziaływań i Detekcji Cząstek, D11, pok. 111 amucha@agh.edu.pl http://home.agh.edu.pl/~amucha W poprzednim
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 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 szczegółowoRysunek 3-23 Hipotetyczne widmo ciągłe atomu Ernesta Rutherforda oraz rzeczywiste widmo emisyjne wodoru w zakresie światła widzialnego
3.5. Model Bohra-Sommerfelda Przeciw modelowi atomu zaproponowanego przez Ernesta Rutherforda przemawiały także wyniki badań spektroskopowych pierwiastków. Jeśli elektrony, jak wynika z teorii Maxwella,
Bardziej szczegółowoRozważania rozpoczniemy od fal elektromagnetycznych w próżni. Dla próżni równania Maxwella w tzw. postaci różniczkowej są następujące:
Rozważania rozpoczniemy od fal elektromagnetycznych w próżni Dla próżni równania Maxwella w tzw postaci różniczkowej są następujące:, gdzie E oznacza pole elektryczne, B indukcję pola magnetycznego a i
Bardziej szczegółowoTak określił mechanikę kwantową laureat nagrody Nobla Ryszard Feynman ( ) mechanika kwantowa opisuje naturę w sposób prawdziwy, jako absurd.
Tak określił mechanikę kwantową laureat nagrody Nobla Ryszard Feynman (1918-1988) mechanika kwantowa opisuje naturę w sposób prawdziwy, jako absurd. Równocześnie Feynman podkreślił, że obliczenia mechaniki
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 szczegółowoWykład 32. ciało doskonale czarne T = 2000 K. wolfram T = 2000 K
Wykład 32 32. Światło a fizyka kwantowa 32.1 Źródła światła Najbardziej znanymi źródłami światła są rozgrzane ciała stałe i gazy, w których zachodzi wyładowanie elektryczne; np. wolframowe włókna żarówek
Bardziej szczegółowoTermodynamika. Część 11. Układ wielki kanoniczny Statystyki kwantowe Gaz fotonowy Ruchy Browna. Janusz Brzychczyk, Instytut Fizyki UJ
Termodynamika Część 11 Układ wielki kanoniczny Statystyki kwantowe Gaz fotonowy Ruchy Browna Janusz Brzychczyk, Instytut Fizyki UJ Układ otwarty rozkład wielki kanoniczny Rozważamy układ w równowadze termicznej
Bardziej szczegółowoModel Bohra budowy atomu wodoru - opis matematyczny
Model Bohra budowy atomu wodoru - opis matematyczny Uwzględniając postulaty kwantowe Bohra, można obliczyć promienie orbit dozwolonych, energie elektronu na tych orbitach, wartość prędkości elektronu na
Bardziej szczegółowoLASERY I ICH ZASTOSOWANIE
LASERY I ICH ZASTOSOWANIE Laboratorium Instrukcja do ćwiczenia nr 3 Temat: Efekt magnetooptyczny 5.1. Cel ćwiczenia Celem ćwiczenia jest zapoznanie się z metodą modulowania zmiany polaryzacji światła oraz
Bardziej szczegółowoĆwiczenie 375. Badanie zależności mocy promieniowania cieplnego od temperatury. U [V] I [ma] R [ ] R/R 0 T [K] P [W] ln(t) ln(p)
1 Nazwisko... Data... Wydział... Imię... Dzień tyg.... Godzina... Ćwiczenie 375 Badanie zależności mocy promieniowania cieplnego od temperatury = U [V] I [ma] [] / T [K] P [W] ln(t) ln(p) 1.. 3. 4. 5.
Bardziej szczegółowo