Wzbudzenia sieci fonony
|
|
- Judyta Bukowska
- 6 lat temu
- Przeglądów:
Transkrypt
1 Wzbudzenia sieci fonony pzybliżenie adiabatyczne elastomechaniczny model kyształu, pojęcie fononu, Dynamiczna Funkcja Dielektyczna w opisie wzbudzeń sieci wzbudzenia podłużne i popzeczne w ównaniach Maxwella odbicie światła w obszaze eststalen
2 Dgania sieci i wzbudzenie elektonowe Dlaczego ozważając stuktuę pasmową półpzewodników zakłada się, że sieć kystaliczna jest nieuchoma? Kiedy można założyć, że nawet jeśli coś się będzie działo z siecią to nie zmieni to elektonowych funkcji falowych? Pzybliżenie adiabatyczne (Bona Oppenheimea: Sieć dga powoli w stosunku do częstości własnych elektonowych (wynika to pzede wszystkim z óżnicy mas elektonu i atomów twozących sieć. L << e L - chaakteystyczna częstotliwość dgań sieci (zwykle opowiada ~ 1-1 mev e - chaakteystyczna częstotliwość pzejść międzypasmowych ~ ev h g Można pzyjąć że elektony natychmiast pzechodzą do stanów kwantowych odpowiadających potencjałowi zadanemu pzez aktualną konfiguację jonów w sieci.
3 Hamiltonian kyształu j j j j i j j j i j j j i i e Z Z e Z e M P m p H ', ',, ' 1 1 j' j j i j i R R R (, ( 1, ' R R j i G V e M P m p H j i j j j i i Co można zapisać w postaci: gdzie:,...,, ( 3 1,...,, ( 3 1 R R R R - położenia elektonów - położenia jonów m - masa elektonu M j - masa jonu enegia kinetyczna elektonów i jąde enegia oddziaływania pomiędzy elektonami V(, R -enegia oddziaływania elekton-sieć (elekton-fonon G(R -enegia oddziaływania pomiędzy jonami w sieci
4 (Φ(R ψ,r Ψ( R Szukamy funkcji falowej w postaci iloczynu części elektonowej ψ R ( (zależnej od położenia jonów R oaz części opisującej sieć Φ(R: ( ( (, ( 1 ' R R R R j i ψ ψ e j i V e m p Zakładamy, że funkcja wieloelektonowa ψ R spełnia ównanie Schödingea dla elektonów w nieuchomej sieci: Po podstawieniu funkcji falowej Ψ i pominięciu członów nieistotnych (patz np. Ziman Wstęp do teoii ciała stałego otzymujemy ównanie na funkcje falowe jonów: ( ( ( ( R R R R Φ Φ G M P e j j j e (R adiabatyczny wkład elektonów w enegię sieci.
5 Pzybliżenie hamoniczne Zastosujmy do powyższego ównania pzybliżenie klasyczne. negię jonów możemy pzybliżyć opisując ich uch względem położenia ównowagi: H ion H ( R H ' ( dr gdzie H enegia jonów gdy wszystkie znajdują się w położeniu ównowagi, H zmiana enegii wskutek zmiany położeń jonów o dr Rozwijamy H względem dr. Człon liniowy znika gdyż mamy do czynienia z minium. Jeśli wszystkie jony pzesuniemy o ten sam wekto dr i to otzymamy pzesunięcie całego kyształu. W pzybliżeniu hamonicznym zmiana enegii kyształu zależy od kwadatu względnego pzesunięcia jonów d(ri-rj.
6 Dgania jednowymiaowej sieci monoatomowej. Fonony akustyczne Stan ównowagi n-1 n n1 n m m m m α α α α α x n-1 (n-1a x n na x n1 (n1a x n (na Ogólna konfiguacja Równanie uchu dla n-tej masy ξ n-1 ξ n ξ n1 ξ n d ξn m dt α( ξn 1 ξn α( ξn ξ 1 n (4.1 Otzymujemy nieskończony układ ównań óżniczkowych. Szukamy ozwiązania w postaci fali biegnącej i( qna t ξ q wekto falowy n Ae - częstość
7 Po podstawieniu do ównania (4.1 dostajemy: α( iqa iqa e e α m m α ( cosqa 1 Związek dyspesyjny: 4α qa ( q sin m α m Widzimy, że (q(-q funkcja jest peiodyczną z okesem π/a π a π a Podobnie jak w pzypadku elektonów można wpowadzić stefę Billouina
8 Oganiczenie na maksymalną watość q q max λ min a π a π a Sens fizyczny mają tylko q π a a Peiodyczność (q jest czysto fomalna. Powyższe nie dotyczy dyskusji właściwości stefy Billouin'a dla elektonów - funkcja falowa jest ozciągła, natomiast dla dgań sieci funkcja falowa opisuje położenia dysketnych jonów. Z jaką pędkością ozchodzą się fale podłużne w łańcuchu? Rozważmy pzypadek q Zatem pędkość fazowa dla małych q: α qa α qa m m u α α a a q m m / a ρ Pędkość dźwięku w ciałach stałych!
9 Dgania podłużne i popzeczne w ciele stałym Spężyste fale podłużne w pęcie: u l ρ moduł Younga Spężyste fale popzeczne w pęcie: u t G ρ G moduł sztywności Ponieważ G < to pędkość fal podłużnych będzie większa niż fal popzecznych Jeśli więc będziemy ozważać dgania w tzech wymiaach, to możemy dostać tzy óżne gałęzie fononów akustycznych: fonony LA (longitudinal acoustic dwie gałęzie (czasami zdegeneowane fononów popzecznych akustycznych TA (tansvese acoustic
10 Dyspesja dla fononów w złocie Dgania sieci fonony (dgania własne, czy też fale popagujące się w kyształach J. W. Lynn, H. G. Smith, and R. M. Nicklow Phys. Rev. B 8, 3493 (1973 Posty model nieźle pacuje Czewone kzywa: ka sin(
11 . negia układu oscylatoów kwantowych: Pojęcie fononu Dowolne dganie można pzedstawić jako supepozycję dgań nomalnych układu (supepozycji dgań hamonicznych o enegii i pędzie p. Stąd jeden kok do kwantowania takiego układu. W opisie z wykozystaniem fomalizmu mechaniki kwantowej: wzbudzenia kyształu fonony o enegii h q ( n 1 q h q q q n q - liczba całkowita, liczba fononów o wektoze falowym q - enegia zeowa układu (dla T. Fonony o wektoze falowym q niosą pęd p fon hq n q h q
12 Analogia pomiędzy fotonami i fononami Fomalizm opisujący fonony jest analogiczny do kwantowania pola elektomagnetycznego. fotony - stany wzbudzenia póżni fonony - stany wzbudzenia kyształu Zamiast ozpatywać ogomne liczby oddziałujących ze sobą atomów wpowadzamy nieoddziałujące kwazicząstki fonony. Często spotyka się opis wzbudzeń fononowych w języku dugiej kwantyzacji. Wykozystuje się wtedy opeatoy keacji i anihilacji (a, a fononu o okeślonym pędzie i enegii. Fonony są bozonami - czyli podobnie jak fotony podlegają statystyce opisanej pzez ozkład Bosego-insteina
13 Dgania sieci jednowymiaowej z bazą Dwa atomy w bazie o masach m i m, a - stała sieci b - odległość w bazie Stałe siłowe: - w bazie β - poza bazą α Wychylenia atomów z położenia ównowagi ξ 1n, ξ n ξ 1,n-1 ξ, n-1 ξ 1,n ξ, n m 1 m m 1 m α β α β α b m & 1ξ 1n β ( ξ n ξ1 n α( ξ1 n ξ ( n 1 m && ξ α ξ ξ β ( ξ ξ n ( 1( n 1 n n 1n Szukamy ozwiązań w postaci: i( q n a t i( q n a t ξ1 n Ae ; ξn Be A, B - amplitudy (w ogólności zespolone óżnica fazy pomiędzy ξ 1 oaz ξ a q wekto falowy - częstość
14 Po podstawieniu do powyższego układu ównań: iqa m A β ( B A α( A Be 1 iqa mb α( Ae B β ( B A Można to pzepisać jako ównania na amplitudy A i B. m 1 β αe iqa ( α β ( β αe iqa m ( α β A B Ma ono nietywialne ozwiązania jeśli znika wyznacznik: [ ( ] m α β m ( α β [ ] ( β α αβ cosqa 1 Oznaczmy δ β α δ - ma chaakte quasi stałej siłowej αβ cosqa β α δ α β [ m1 ( α β ][ m ( α β ] δ Równanie jest dwukwadatowe i dla każdego q ma dwa ozwiązania po dwie gałęzie dyspesyjne (q
15 Pzykład - stuktua diamentu Baza dwuatomowa z takich samych atomów m 1 m Równanie pzyjmuje postać [ m ( α β ] δ Jego ozwiązania mają postać: 1, ( α β m ± δ
16 Zbadajmy ozwiązania dla ganicznych watości q q δ α β αβ ( α β δ ( α β q π ± a ( α β 1, m δ α β αβ cos( ± π ( α β δ ± α β α α β α β m β α β m ; 1 (dugie ozwiązanie wygląda znajomo α m β m Na ganicy stefy Billouin a ( pojawia się pzewa enegetyczna h α β m
17 π a h h q ( α β m h h π a α m β m q Mamy dwie gałęzie fononów: akustyczna - niżej enegetyczna optyczna - wyżej enegetyczna Podstawiamy częstości i 1 do ównania: Dla gałęzi akustycznej ( dla q AB - sąsiednie atomy bazy dgają zgodnie w fazie. Dla gałęzi optycznej ( 1 dla q A-B - sąsiednie atomy bazy wychylają się w pzeciwnych kieunkach. Gałąź optyczna: pzy takim modzie dgań w kyształach jonowych pojawia moment dipolowy - oddziaływanie z falą elektomagnetyczną! WAŻN!!! Dwie gałęzie: wynik nie jest związany z óżnicą mas m 1 i m ale z istnieniem bazy! Dla kyształów jonowych pojawia się silna absopcja pomieniowania elektomagnetycznego dla częstości odpowiadającym fononom optycznym popzecznym
18 Fonony w sieci tójwymiaowej Tzeba wpowadzić waunki bzegowe Bona -Kamana Łańcuch jednowymiaowy: N komóek N komóek z bazą atomową N dgań własnych (jedna gałąź akustyczna i jedna optyczna Sieć tójwymiaowa: N komóek, kyształ jednoatomowy - 3N stopni swobody 3 gałęzie fononów (wszystkie akustyczne N stopni swobody (1 gałąź akustyczna 1 gałąź fononów akustycznych podłużnych LA. gałęzie fononów akustycznych popzecznych TA (czasami zdegeneowane Różne nachylenia kzywej dyspesji dla q (pędkość dźwięku. Sieć tójwymiaowa z bazą, np. baza dwuatomowa - 6N stopni swobody - 3 gałęzie akustyczne (LAxTA i 3 optyczne (LOxTO W ogólnym pzypadku dla s atomów w bazie: 3 gałęzie akustyczne i 3(s-1 gałęzi optycznych. (3s33(s-1 TO - mają moment dipolowy - spzęgają się z pomieniowaniem M LO - wnoszą istotny wkład do polayzacji ośodka (stała dielektyczna
19 GaAs atomy w bazie 6 gałęzi fononowych - 3 akustyczne - 3 optyczne J. S. Blakemoe, J. Appl. Phys. 53, R13 (198
20 Fonony w SiC Blenda cynkowa Wucyt 3C - SiC H - SiC 6H - SiC
21 Fonony w SiC S. Nakashima and H. Haima phys. stat. sol. (a 16, 39 (1997
22 S. Nakashima and H. Haima phys. stat. sol. (a 16, 39 (1997
23 S. Nakashima and H. Haima phys. stat. sol. (a 16, 39 (1997
24 Jak dgania sieci wpływają na własności optyczne półpzewodników? Jak popzednio, postaamy się wykozystać metodę Dynamicznej Funkcji Dielektycznej - DFD (Dynamic Dielectic Function - DDF Fonony optyczne dają wkład do makoskopowej polayzacji dielektycznej ośodka Rozważmy kyształ o wiązaniu częściowo jonowym (półpzewodniki gup III-V lub II-VI bez swobodnych nośników (na początek. Stuktua kubiczna, kyształ z bazą dwuatomową. Fonony akustyczne długofalowe nie dają wkładu do polayzacji ośodka. Rozpatujemy fonony optyczne długofalowe ka<<1. W ganicy długofalowej można kyształ ozpatywać jako jednoodny ośodek.
25 Zdefiniujmy ξ, ξ _ - odpowiednio wychylenia jonu dodatniego i ujemnego z położenia ównowagi ξ ξ ξ Wpowadźmy znomalizowany wekto pzesunięcia: Masa zedukowana w komóce elementanej Gęstość masy zedukowanej: m m m m ρ m /V gdzie V - objętość komóki elementanej. ( ξ ξ ρ ξ ρ η m Gęstość enegii kinetycznej: Siła spężystości: negia potencjalna: U ξ Gęstość enegii potencjalnej ośodka spężystego (enegia elastyczna K f 1 d ρ k U elast ( ξ ξ 1 dt & η ( ξ ξ mξ 1 m ρ f U η V η V U 1 1 η
26 Obok sił spężystych (lokalnych, istnieją siły wynikające z polayzacji ośodka siły dalekozasięgowe. Pojawia się oddziaływanie wymagające samouzgodnienia: pzesunięcie jonów Wpływ pola na jony powstanie polayzacji Polayzacja wewnątz jonów (powłok elektonowych względem jąda. To jest badzo szybki poces. pole elektyczne (elektony nieskończenie szybko dostosowują się do położenia jonów
27 Polayzacja ośodka: (polayzacja związana z pzesunięciem jonów wewnętzna polayzacja jonu P η Wewnętzna polayzacja jonów daje polayzację dla dużych częstości (w poównaniu z częstością fononów: γ 1 γ P γ Wpowadzamy - paamet chaakteyzujący polayzację ośodka dla częstości dużo większych niż częstotliwość dgań sieci, a mniejszych niż polayzacja wewnątz jonów (poniżej pzejść międzypasmowych. Wato zauważyć: To co dla pocesów zachodzących pzy wysokich częstościach odpowiada st odpowiada (stanowi tło dla pocesów o niższej częstości!!! D P P ( 1 P ( γ 1 ( γ 1 η 1
28 Zajmijmy się teaz członem związanym bezpośednio z uchem jonów Gęstość enegii potencjalnej (elektostatyczna: Całkowita gęstość enegii potencjalnej (mechaniczna elektostatyczna: η γ F 1 1 Pd γ 1η γ 1 η γ 1η γ U P U ( Znajomość U pozwala nam napisać ównanie uchu jonów w polu elektycznym: Dla pola stałego w czasie Wpowadzamy: st du & η& η γ 1 dη P - statyczna stała dielektyczna: D st P ( st 1 P γ 1 γ 1η γ 1 Stąd mamy paamet γ ( ( 1 ( st 1 1 γ 1 ( st
29 Szukamy Dynamicznej Funkcji Dielektycznej (DDF uwzględniającej wpływ fononów D ( P ( ( P 1 Szukamy ozwiązania w postaci fali płaskiej: e i( k t η η P γ 1η γ && η η γ 1 i( k t i( k t η ηe P Pe γ 1 Mamy układ ównań: γ 1 1 η P γ Pamiętamy że: γ ( γ ( 1 1 st ( γ Stąd: P ( ( ( st ( 1 1 Dynamiczna Funkcja Dielektyczna ( ( ( s
30 Fale podłużne i popzeczne w ośodku dielektycznym
31 Wóćmy do ównań Maxwella i znajdźmy waunki dla ozchodzenia się w ośodku fal popzecznych i podłużnych ρ D B j t D H t B σ µ j H B D Dla niemagnetycznego izolatoa mamy t t µ σ µ ( t c t c w 1 1 ( σ ( t k i e Szukamy ozwiązania w postaci: ( σ c i c k k k w ( ( c k k k ( σ i w gdzie 1 µ c w µ µ, w - pzenikalność względna (bez nośników ( (
32 k Nie tacąc ogólności ozważmy dwa pzypadki: Fale popzeczne: ( ( c k k k ( ( c k k k κ i n n n ~ ( ~ ( c n c k ~ ( To już znamy popagacja fal elektomagnetycznych! Pokazaliśmy, że fale elektomagnetyczne są absobowane dla częstości. Zatem odpowiada częstości fononu optycznego TO (w pobliżu k. Wzbudzenia popzeczne spełniają związek:
33 k k ( k k ( c Fale podłużne: ( c Wzbudzenia podłużne pojawiają się dla częstości, dla któych spełnione jest waunek: ( ( L L ( s s lub L L s TO TO Relacja Lyddena, Sachsa,Tellea
34 Dlaczego częstość dgań podłużnych L jest większa od częstości fononu TO? Waunkiem wzbudzenia dgania podłużnego jest: ( Nie oznacza to, że pole elektyczne wewnątz ośodka wynosi zeo! k Zauważmy bowiem, że ( ( L L P 1 P L - gdy D Pojawia się makoskopowe pole elektyczne, wynikające z makoskopowej polayzacji śodka! To pole ma pzeciwny kieunek niż polayzacja, dlatego daje dodatkową siłę zwotną dla oscylacji podłużnych (w poównaniu z popzecznymi! Dlatego enegia fononu LO jest zawsze większa od enegii fononu TO!
35 Widma fononowe w podczewieni
36 Oddziaływanie podczewieni z fononami h foton gałąź optyczna Tzeba dopasować enegię i wektoy falowe światła i fononu! gałąź akustyczna Absopcja światła pojawia się w kyształach (pzynajmniej częściowo jonowych! (Oscylujący dipol spzęgający się ze światłem pojawi się tylko gdy w sieci mamy naładowane atomy! π a π a q
37 Kozystając z elacji LST możemy dynamiczną funkcję dielektyczną pzedstawić w postaci: TO ( L ( ( TO ( s 1 TO Dla częstości spełniających waunek: < < ( < TO L R( 1 ( ( L Wzbudzenia popzeczne ( L ( Wzbudzenia podłużne ( / TO
38 ( ( L L ( 1. LO TO Reststahlen (pomieniowanie esztkowe - bak penetacji póbki w obszaze częstości pomiędzy TO i L - współczynnik odbicia bliski 1.8 R( / TO
39 Żeby lepiej opisać dane ekspeymentalne (tak jak w popzednim wykładzie założymy że mamy do czynienia z oscylatoem tłumionym. Wtedy: ( ( s TO iγ ( ( s 1 TO i γ TO Możemy teaz znaleźć, zeczywistą i uojoną część funkcji dielektycznej: 1 ( n κ ( nκ n(, κ ( α n~ R n ~ κ c 1 1
40 Funkcja dielektyczna (GaAs 1, 15 GaAs TO 33. mev 1 n -κ nκ γ/ T. ( / T
41 Odbicie GaAs (symulacja 1..8 GaAs 15 1 γ/ T.4 γ/ T. γ/ T.5 R(.6.4 LO 15/1 TO / T
42 Różne półpzewodniki M. Hass: Lattice eflections, Optical popeties of III-V Compounds, Semiconductos and Semimetals, Vol. 3 (Academic, New Yok 1967, pp.3-16
43 Widma odbicia w kyształach jonowych M. Lax and. Bustein Phys. Rev. B 97, 39 (1995
44 Polaiton fononowy układ spzężony foton-fonon
45 Polaiton fononowy Dotychczas ozpatując oddziaływanie pomiędzy falami elektomagnetycznymi a oscylatoami zaniedbywaliśmy pomieniowanie wywołane oscylacjami makoskopowej polayzacji. mamy wzbudzenia popzeczne i podłużne k dla częstości TO, LO Ale pzecież dla k óżnica pomiędzy częstościami powinna zniknąć. Jak je bowiem odóżnić? Wóćmy do związku jaki uzyskaliśmy z ównań Maxwella dla fal popzecznych oddziałujących z ośodkiem: k ( c ( ( s 1 TO Relacja dyspesyjna k c ( s 1 TO Szukamy ozwiązań (k spełniających ten związek
46 / TO Polaiton fononowy kc kc/( 1/ Mamy dwa ozwiązania: - dolna gałąź polaitonowa k ck << LO - góna gałąź polaitonowa k >> LO s LO ck 1 kc/( s 1/ TO kc/ LO TO Rzeczywiście: dla k częstość dgań popzecznych staje się zdegeneowana z częstością dgań podłużnych! fekt symetii (kubicznej!
47 Idea nieelastycznego ozpaszania światła ( k, Medium ( 1 k 1, 1 θ k k 1 k ( k, Można badać ozposzenie k 1 k Rozpaszanie do pzodu: można badać fonony o badzo małym k k pod óżnymi kątami: dyspesja (k
48 Polaiton fononowy w GaP LO fonon TO C.H. Heny and J.J. Hopfield, Phys. Rev. Lettes 15, 964 (1965
49 Występowanie efektu polaitonowego wynika z silnego spzężenia dwóch wzbudzeń fononu TO oaz fotonu. oddziaływanie emisja oddziaływanie foton fonon TO foton W wyniku oddziaływania pojawiają się nowe nowe mody własne systemu: - góna gałąź polaitonaowa - dolna gałąź polaitonowa W ośodku popagują się więc polaitony (ani fonon TO, ani foton! Pzekonamy się, że podobną sytuacją będziemy mieli też np. w pzypadku oddziaływania ekscytonu ze światłem. Wtedy będziemy mówić o polaitonie ekscytonowym
50 Inne metody badania wzbudzeń fononowych
51 Wzbudzenia wielofononowe w absopcji LOTA TOTA LOTA TOLO R. J. Collins and H. Y. Fan Phys. Rev. B (1954
52 Repliki fononowe w luminescencji GaN T 4. K LO D X A PL intensity (ab. units D X A - L TS - LO Si O D X A - TS (O D X A -A 1 (TO GaN:Si TS (Si GaN (FS X A X A D X B X B X B D X n A X n A negy (ev A. Wysmolek et al., Phys. Rev. B 74, 1955 (6
53 Badania synchotonowe T. Ruf et al. Phys. Rev. Lett. 86, 96 (1
54 Spzężenie fononów podłużnych optycznych z nośnikami mody spzężone plazmon-fonon
55 Mody spzężone plazmon-fonon LO pl η LO LO pl B.B. Vaga,, Phys. Rev. 137,, A1896 (1965 s α A. Mooadian and B. Wight, PRL 16,, 999 (1966
56 Mody spzężone plazmon-fonon ( p TO LO Wzbudzenia podłużne ( ( 4 1 TO p LO p LO p ± ± dwa ozwiązania (dwa nowe mody nomalne systemu ( ( TO p LO ( 4 TO p p LO * m ne p
57 n(cm p << LO negia wzbudzenia (mev LO TO p p GaAs LO p plasmono-podobny LO fonono-podobny p >> LO TO fonono-podobny p plasmono-podobny n 1/ 1 8 (cm -3/ ne st p p m st st
58 Rozpaszanie na wzbudzeniach podłużnych o dużych wektoach falowych ( k, Medium ( 1 k 1, 1 θ ( k, k k 1 k Typowo badamy ozpaszanie do tyłu, wtedy pzekaz pędu jest największy k k sin( θ / >> pędu jest największy k k c
59 wolucja od izolatoa, do metalicznego półpzewodnika
60 Intensity (ab. units Mody spzężone plazmon-fonon w GaAs SP n-gaas T 77K exc.@1.45ev TO cm cm cm cm cm cm -3 LO Raman shift (mev Raman shift (mev LO TO n(cm p p n-gaas T 77K n 1/ 1 8 (cm -3/ p LO LO Można wyznaczyć koncentację elektonów swobodnych! A. Wysmolek et al. PRB 74, 1656 (6
Wzbudzenia sieci fonony
Wzbudzenia sieci fonony pzybliżenie adiabatyczne elastomechaniczny model kyształu, poęcie fononu, Dynamiczna Funkca Dielektyczna w opisie wzbudzeń sieci wzbudzenia podłużne i popzeczne w ównaniach Maxwella
Bardziej szczegółowoNośniki swobodne w półprzewodnikach
Nośniki swobodne w półpzewodnikach Półpzewodniki Masa elektonu Masa efektywna swobodnego * m m Opócz wkładu swobodnych nośników musimy uwzględnić inne mechanizmy np. wkład do polayzaci od elektonów związanych
Bardziej szczegółowom q κ (11.1) q ω (11.2) ω =,
OPIS RUCHU, DRGANIA WŁASNE TŁUMIONE Oga Kopacz, Adam Łodygowski, Kzysztof Tymbe, Michał Płotkowiak, Wojciech Pawłowski Konsutacje naukowe: pof. d hab. Jezy Rakowski Poznań 00/00.. Opis uchu OPIS RUCHU
Bardziej szczegółowoSi, Ge, GaP, SiC, Podstawowa krawędź absorpcji dla przejść skośnych
Podstawowa kawędź absopcji dla pzejść skośnych Si, Ge, GaP, SiC, L c (k) k k np. z udziałem fononów - fonony pzenoszą pęd i enegię (niewiele enegii w poównaniu z g ) - poces tójcząstkowy: elekton + foton
Bardziej szczegółowoL(x, 0, y, 0) = x 2 + y 2 (3)
0. Małe dgania Kótka notatka o małych dganiach wyjasniające możliwe niejasności. 0. Poszukiwanie punktów ównowagi Punkty ównowagi wyznaczone są waunkami x i = 0, ẋi = 0 ( Pochodna ta jest ówna pochodnej
Bardziej szczegółowopodsumowanie (E) E l Eds 0 V jds
e-8.6.7 fale podsumowanie () Γ dl 1 ds ρ d S ε V D ds ρ d S ( ϕ ) 1 ρ ε D ρ D ρ V D ( D εε ) εε S jds V ρ d t j ρ t j σ podsumowanie (H) Bdl Γ μ S jds B μ j S Bds B ( B A) Hdl Γ S jds H j ( B μμ H ) ε
Bardziej szczegółowo29 Rozpraszanie na potencjale sferycznie symetrycznym - fale kuliste
9 Rozpaszanie na potencjae sfeycznie symetycznym - fae kuiste W ozdziae tym zajmiemy się ozpaszaniem na potencjae sfeycznie symettycznym V ). Da uchu o dodatniej enegii E = k /m adiane ównanie Schödingea
Bardziej szczegółowoII.6. Wahadło proste.
II.6. Wahadło poste. Pzez wahadło poste ozumiemy uch oscylacyjny punktu mateialnego o masie m po dolnym łuku okęgu o pomieniu, w stałym polu gawitacyjnym g = constant. Fig. II.6.1. ozkład wektoa g pzyśpieszenia
Bardziej szczegółowoElektrostatyka. + (proton) - (elektron)
lektostatyka Za oddziaływania elektyczne ( i magnetyczne ) odpowiedzialny jest: ładunek elektyczny Ładunek jest skwantowany Ładunek elementany e.6-9 C (D. Millikan). Wszystkie ładunki są wielokotnością
Bardziej szczegółowoROZWIĄZUJEMY PROBLEM RÓWNOWAŻNOŚCI MASY BEZWŁADNEJ I MASY GRAWITACYJNEJ.
ROZWIĄZUJEMY PROBLEM RÓWNOWAŻNOŚCI MASY BEZWŁADNEJ I MASY GRAWITACYJNEJ. STRESZCZENIE Na bazie fizyki klasycznej znaleziono nośnik ładunku gawitacyjnego, uzyskano jedność wszystkich odzajów pól ( elektycznych,
Bardziej szczegółowoAtom (cząsteczka niepolarna) w polu elektrycznym
Dieektyki Dieektyki substancje, w któych nie występują swobodne nośniki ładunku eektycznego (izoatoy). Może być w nich wytwozone i utzymane bez stat enegii poe eektyczne. dieektyk Faaday Wpowadzenie do
Bardziej szczegółowoZJAWISKA ELEKTROMAGNETYCZNE
ZJAWISKA LKTROMAGNTYCZN 1 LKTROSTATYKA Ładunki znajdują się w spoczynku Ładunki elektyczne: dodatnie i ujemne Pawo Coulomba: siły pzyciągające i odpychające między ładunkami Jednostką ładunku elektycznego
Bardziej szczegółowoa fale świetlne Powtórzenie; operatory róŝniczkowe Wektorowe równanie falowe (3D) Fale wyraŝone przez zespolone amplitudy r r r 2 r r r r E E E 1 E
Równania Mawella a fale świetlne Wykład 3 Fale wyaŝone pzez zespolone amplitudy wektoowe Pola zespolone, a więc i ich amplitudy są teaz wektoami: % % Równania Mawella Wypowadzenie ównania falowego z ównań
Bardziej szczegółowoPRĄD ELEKTRYCZNY I SIŁA MAGNETYCZNA
PĄD LKTYCZNY SŁA MAGNTYCZNA Na ładunek, opócz siły elektostatycznej, działa ównież siła magnetyczna popocjonalna do pędkości ładunku v. Pzekonamy się, że siła działająca na magnes to siła działająca na
Bardziej szczegółowoOpis kwantowy cząsteczki jest bardziej skomplikowany niż atomu. Hamiltonian przy zaniedbaniu oddziaływań związanych ze spinem ma następującą postać:
Cząsteczki. Kwantowy opis stanów enegetycznych cząsteczki. Funkcje falowe i enegia ektonów 3. Ruchy jąde oscylacje i otacje 4. Wzbudzenia cząsteczek Opis kwantowy cząsteczki jest badziej skomplikowany
Bardziej szczegółowoJądra atomowe jako obiekty kwantowe. Wprowadzenie Potencjał jądrowy Spin i moment magnetyczny Stany energetyczne nukleonów w jądrze Prawo rozpadu
Jąda atomowe jako obiekty kwantowe Wpowadzenie Potencjał jądowy Spin i moment magnetyczny Stany enegetyczne nukleonów w jądze Pawo ozpadu Jąda atomowe jako obiekty kwantowe Magnetyczny Rezonans Jądowy
Bardziej szczegółowoAtom wodoru w mechanice kwantowej
Fizyka II, lato 016 Tójwymiaowa studnia potencjału atomu wodou jest badziej złożona niż studnie dyskutowane wcześniej np. postokątna studnia. Enegia potencjalna U() jest wynikiem oddziaływania kulombowskiego
Bardziej szczegółowo11. DYNAMIKA RUCHU DRGAJĄCEGO
11. DYNAMIKA RUCHU DRGAJĄCEGO Ruchem dgającym nazywamy uch, któy powtaza się peiodycznie w takcie jego twania w czasie i zachodzi wokół położenia ównowagi. Zespół obiektów fizycznych zapewniający wytwozenie
Bardziej szczegółowoWYKŁAD 1. W przypadku zbiornika zawierającego gaz, stan układu jako całości jest opisany przez: temperaturę, ciśnienie i objętość.
WYKŁAD 1 Pzedmiot badań temodynamiki. Jeśli chcemy opisać układ złożony z N cząstek, to możemy w amach mechaniki nieelatywistycznej dla każdej cząstki napisać ównanie uchu: 2 d i mi = Fi, z + Fi, j, i,
Bardziej szczegółowoWykład: praca siły, pojęcie energii potencjalnej. Zasada zachowania energii.
Wykład: paca siły, pojęcie enegii potencjalnej. Zasada zachowania enegii. Uwaga: Obazki w tym steszczeniu znajdują się stonie www: http://www.whfeeman.com/tiple/content /instucto/inde.htm Pytanie: Co to
Bardziej szczegółowoModelowanie przepływu cieczy przez ośrodki porowate Wykład III
Modelowanie pzepływu cieczy pzez ośodki poowate Wykład III 6 Ogólne zasady ozwiązywania ównań hydodynamicznego modelu pzepływu. Metody ozwiązania ównania Laplace a. Wpowadzenie wielkości potencjału pędkości
Bardziej szczegółowodr inż. Zbigniew Szklarski
ykład 5: Paca i enegia d inż. Zbigniew Szklaski szkla@agh.edu.pl http://laye.uci.agh.edu.pl/z.szklaski/ Enegia a paca Enegia jest to wielkość skalana, okeślająca stan, w jakim znajduje się jedno lub wiele
Bardziej szczegółowo20 ELEKTROSTATYKA. PRAWO COULOMBA.
Włodzimiez Wolczyński Pawo Coulomba 20 ELEKTROSTATYKA. PRAWO COULOMBA. POLE CENTRALNE I JEDNORODNE Q q = k- stała, dla póżni = 9 10 = 1 4 = 8,9 10 -stała dielektyczna póżni ε względna stała dielektyczna
Bardziej szczegółowoMody sprzężone plazmon-fonon w silnych polach magnetycznych
Mody sprzężone plazmon-fonon w silnych polach magnetycznych Mody sprzężone w półprzewodnikach polarnych + E E pl η = st α = E E pl ξ = p B.B. Varga,, Phys. Rev. 137,, A1896 (1965) A. Mooradian and B. Wright,
Bardziej szczegółowoFIZYKA 2. Janusz Andrzejewski
FIZYKA 2 wykład 4 Janusz Andzejewski Pole magnetyczne Janusz Andzejewski 2 Pole gawitacyjne γ Pole elektyczne E Definicja wektoa B = γ E = Indukcja magnetyczna pola B: F B F G m 0 F E q 0 qv B = siła Loentza
Bardziej szczegółowoWykład 17. 13 Półprzewodniki
Wykład 17 13 Półpzewodniki 13.1 Rodzaje półpzewodników 13.2 Złącze typu n-p 14 Pole magnetyczne 14.1 Podstawowe infomacje doświadczalne 14.2 Pąd elektyczny jako źódło pola magnetycznego Reinhad Kulessa
Bardziej szczegółowoWstęp do Optyki i Fizyki Materii Skondensowanej
Wstęp do Optyki i Fizyki Materii Skondensowanej Część I: Optyka, wykład 6 wykład: Piotr Fita pokazy: Andrzej Wysmołek ćwiczenia: Anna Grochola, Barbara Piętka Wydział Fizyki Uniwersytet Warszawski 2014/15
Bardziej szczegółowoModulatory światłowodowe
Modulatoy światłowodowe Pezentacja zawiea kopie folii omawianych na wykładzie. Niniejsze opacowanie chonione jest pawem autoskim. Wykozystanie niekomecyjne dozwolone pod waunkiem podania źódła. Segiusz
Bardziej szczegółowoGRAWITACJA. przyciągają się wzajemnie siłą proporcjonalną do iloczynu ich mas i odwrotnie proporcjonalną do kwadratu ich odległości r.
GRAWITACJA Pawo powszechnego ciążenia (pawo gawitacji) Dwa punkty mateialne o masach m 1 i m pzyciągają się wzajemnie siłą popocjonalną do iloczynu ich mas i odwotnie popocjonalną do kwadatu ich odległości.
Bardziej szczegółowoFizyka 1 Wróbel Wojciech. w poprzednim odcinku
w popzednim odcinku 1 Zasada zachowania pędu p Δp i 0 p i const. Zasady zachowania: pęd W układzie odosobnionym całkowity pęd (suma pędów wszystkich ciał) jest wielkością stałą. p 1p + p p + = p 1k + p
Bardziej szczegółowoXXXVII OLIMPIADA FIZYCZNA ETAP III Zadanie doświadczalne
XXXVII OIMPIADA FIZYCZNA ETAP III Zadanie doświadczalne ZADANIE D Nazwa zadania: Obacający się pęt swobodnie Długi cienki pęt obaca się swobodnie wokół ustalonej pionowej osi, postopadłej do niego yc.
Bardziej szczegółowoEnergia kulombowska jądra atomowego
744 einhad Kulessa 6. Enegia kulombowska jąda atomowego V Enegię tą otzymamy w opaciu o wzó (6.6) wstawiając do niego wyażenie na potencjał (6.4) pochodzący od jednoodnie naładowanej kuli. Obliczenie wykonamy
Bardziej szczegółowoMECHANIKA OGÓLNA (II)
MECHNIK GÓLN (II) Semest: II (Mechanika I), III (Mechanika II), ok akademicki 2017/2018 Liczba godzin: sem. II*) - wykład 30 godz., ćwiczenia 30 godz. sem. III*) - wykład 30 godz., ćwiczenia 30 godz. (dla
Bardziej szczegółowoGuma Guma. Szkło Guma
1 Ładunek elektyczny jest cechą mateii. Istnieją dwa odzaje ładunków, nazywane dodatnimi i ujemnymi. Ładunki jednoimienne się odpychają, podczas gdy ładunki óżnoimeinne się pzyciągają Guma Guma Szkło Guma
Bardziej szczegółowoMETODA CIASNEGO (silnego) WIĄZANIA (TB)
MEODA CIASEGO silnego WIĄZAIA B W FE elektony taktujemy jak swobone, tylko zabuzone słabym peioycznym potencjałem; latego FE jest obym moelem metalu w B uważamy, że elektony są silnie związane z maciezystymi
Bardziej szczegółowoS. Baran - Podstawy fizyki materii skondensowanej Fonony. Fonony
Fonony Drgania płaszczyzn sieciowych podłużne poprzeczne źródło: Ch. Kittel Wstęp do fizyki..., rozdz. 4, rys. 2, 3, str. 118 Drgania płaszczyzn sieciowych Do opisu drgań sieci krystalicznej wystarczą
Bardziej szczegółowoMody sprzęŝone plazmon-fonon w silnych polach magnetycznych
Mody sprzęŝone plazmon-fonon w silnych polach magnetycznych Mody sprzęŝone w półprzewodnikach polarnych + E E pl η = st α = E E pl ξ = p B.B. Varga, Phys. Rev. 137,, A1896 (1965) A. Mooradian and B. Wright,
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 szczegółowoFizyka 1 Wróbel Wojciech. w poprzednim odcinku
w popzednim odcinku 1 Zasady dynamiki Newtona I II Każde ciało twa w stanie spoczynku lub pousza się uchem postoliniowym i jednostajnym, jeśli siły pzyłożone nie zmuszają ciała do zmiany tego stanu Zmiana
Bardziej szczegółowo- substancje zawierające swobodne nośniki ładunku elektrycznego:
Pzewodniki - substancje zawieające swobodne nośniki ładunku elektycznego: elektony metale, jony wodne oztwoy elektolitów, elektony jony zjonizowany gaz (plazma) pzewodnictwo elektyczne metali pzewodnictwo
Bardziej szczegółowoMody sprzęŝone plazmon-fonon w silnych polach magnetycznych
Mody sprzęŝone plazmon-fonon w silnych polach magnetycznych Klasyczny przykład pośredniego oddziaływania pola magnetycznego na wzbudzenia fononowe Schemat: pole magnetyczne (siła Lorentza) nośniki (oddziaływanie
Bardziej szczegółowoFizyka 1 Wróbel Wojciech. w poprzednim odcinku
w popzednim odcinku 1 Paca Paca jest ówna iloczynowi pzemieszczenia oaz siły, któa te pzemieszczenie wywołuje. Paca jest wielkością skalaną wyażaną w dżulach (ang. Joul) [J] i w ogólności może być zdefiniowana
Bardziej szczegółowoWstęp. Prawa zostały znalezione doświadczalnie. Zrozumienie faktu nastąpiło dopiero pod koniec XIX wieku.
Równania Maxwella Wstęp James Clek Maxwell Żył w latach 1831-1879 Wykonał decydujący kok w ustaleniu paw opisujących oddziaływania ładunków i pądów z polami elektomagnetycznymi oaz paw ządzących ozchodzeniem
Bardziej szczegółowoNa skutek takiego przemieszcznia ładunku, energia potencjalna układu pole-ładunek zmienia się o:
E 0 Na ładunek 0 znajdujący się w polu elektycznym o natężeniu E działa siła elektostatyczna: F E 0 Paca na pzemieszczenie ładunku 0 o ds wykonana pzez pole elektyczne: dw Fds 0E ds Na skutek takiego pzemieszcznia
Bardziej szczegółowoII.3 Rozszczepienie subtelne. Poprawka relatywistyczna Sommerfelda
. akad. 004/005 II.3 Rozszczepienie subtelne. Popawka elatywistyczna Sommefelda Jan Kólikowski Fizyka IVBC . akad. 004/005 II.3. Mechanizmy fizyczne odpowiedzialne za ozszczepienie subtelne Istnieją dwie
Bardziej szczegółowoJak policzyć pole magnetyczne? Istnieją dwie metody wyznaczenia pola magnetycznego: prawo Biot Savarta i prawo Ampera.
Elektyczność i magnetyzm. Równania Maxwella Wyznaczenie pola magnetycznego Jak policzyć pole magnetyczne? Istnieją dwie metody wyznaczenia pola magnetycznego: pawo iot Savata i pawo mpea. Pawo iota Savata
Bardziej szczegółowocz. 1. dr inż. Zbigniew Szklarski
Wykład 10: Gawitacja cz. 1. d inż. Zbiniew Szklaski szkla@ah.edu.pl http://laye.uci.ah.edu.pl/z.szklaski/ Doa do pawa powszechneo ciążenia Ruch obitalny planet wokół Słońca jak i dlaczeo? Reulane, wieloletnie
Bardziej szczegółowoFizyka elektryczność i magnetyzm
Fizyka elektyczność i magnetyzm W1 1. Elektostatyka 1.1. Ładunek elektyczny. Cała otaczająca nas mateia składa się z elektonów, potonów i neutonów. Dwie z wymienionych cząstek - potony i elektony - obdazone
Bardziej szczegółowoSiła tarcia. Tarcie jest zawsze przeciwnie skierowane do kierunku ruchu (do prędkości). R. D. Knight, Physics for scientists and engineers
Siła tacia Tacie jest zawsze pzeciwnie skieowane do kieunku uchu (do pędkości). P. G. Hewitt, Fizyka wokół nas, PWN R. D. Knight, Physics fo scientists and enginees Symulacja molekulanego modelu tacia
Bardziej szczegółowoOddziaływanie atomu z kwantowym polem E-M: C.D.
Oddziaływanie atomu z kwantowym polem E-M: C.D. 1 atom jakoźródło 1 fotonu. Emisja spontaniczna wg. złotej reguły Fermiego. Absorpcja i emisja kolektywna ˆ E( x,t)=i λ Powtórzenie d 3 ω k k 2ǫ(2π) 3 e
Bardziej szczegółowodr inż. Zbigniew Szklarski
ykład 5: Paca i enegia d inż. Zbigniew Szklaski szkla@agh.edu.pl http://laye.uci.agh.edu.pl/z.szklaski/ Enegia a paca Enegia jest to wielkość skalana, okeślająca stan, w jakim znajduje się jedno lub wiele
Bardziej szczegółowoPOLE MAGNETYCZNE W PRÓŻNI. W roku 1820 Oersted zaobserwował oddziaływanie przewodnika, w którym płynął
POLE MAGNETYCZNE W PÓŻNI W oku 8 Oested zaobsewował oddziaływanie pzewodnika, w któym płynął pąd, na igłę magnetyczną Dopowadziło to do wniosku, że pądy elektyczne są pzyczyną powstania pola magnetycznego
Bardziej szczegółowoWykład Pojemność elektryczna. 7.1 Pole nieskończonej naładowanej warstwy. σ-ładunek powierzchniowy. S 2 E 2 E 1 y. ds 1.
Wykład 9 7. Pojemność elektyczna 7. Pole nieskończonej naładowanej wastwy z σ σładunek powiezchniowy S y ds x S ds 8 maca 3 Reinhad Kulessa Natężenie pola elektycznego pochodzące od nieskończonej naładowanej
Bardziej szczegółowoWstęp do Optyki i Fizyki Materii Skondensowanej
Wstęp do Optyki i Fizyki Materii Skondensowanej Część I: Optyka, wykład 6 wykład: Piotr Fita pokazy: Jacek Szczytko ćwiczenia: Aneta Drabińska, Paweł Kowalczyk, Barbara Piętka, Michał Karpiński Wydział
Bardziej szczegółowoElementy fizyki wspó czesnej
Elementy fizyki wspó czesnej d inż. Janusz Tomaszewski Budowa mateii Oddziaływania Zupełne zespoły paw fizycznych Równania Maxwella Fala elektomagnetyczna Światło Pomieniowanie ciała doskonale czanego
Bardziej szczegółowoRamowy plan wykładu studia dzienne
Fizyka Michał Wilczyński Infomacje związane z wykładem http://www.if.pw.edu.pl/~wilczyns Konsultacje: śody godz. 5-6 pokój 3 Gmach Fizyki piątki godz. 5-6 pokój 3 Gmach Fizyki E-mail: wilczyns@if.pw.edu.pl
Bardziej szczegółowoWzmacniacze tranzystorowe prądu stałego
Wzmacniacze tanzystoo pądu stałego Wocław 03 kład Dalingtona (układ supe-β) C kład stosowany gdy potzebne duże wzmocnienie pądo (np. do W). C C C B T C B B T C C + β ' B B C β + ( ) C B C β β β B B β '
Bardziej szczegółowo8. PŁASKIE ZAGADNIENIA TEORII SPRĘŻYSTOŚCI
8. PŁASKIE ZAGADNIENIA TEORII SPRĘŻYSTOŚCI 8. 8. PŁASKIE ZAGADNIENIA TEORII SPRĘŻYSTOŚCI 8.. Płaski stan napężenia Tacza układ, ustój ciągły jednoodny, w któym jeden wymia jest znacznie mniejszy od pozostałych,
Bardziej szczegółowoSK-7 Wprowadzenie do metody wektorów przestrzennych SK-8 Wektorowy model silnika indukcyjnego, klatkowego
Ćwiczenia: SK-7 Wpowadzenie do metody wektoów pzetzennych SK-8 Wektoowy model ilnika indukcyjnego, klatkowego Wpowadzenie teoetyczne Wekto pzetzenny definicja i poawowe zależności. Dowolne wielkości kalane,
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 szczegółowoRozdział 23 KWANTOWA DYNAMIKA MOLEKULARNA Wstęp. Janusz Adamowski METODY OBLICZENIOWE FIZYKI 1
Janusz Adamowski METODY OBLICZENIOWE FIZYKI 1 Rozdział 3 KWANTOWA DYNAMIKA MOLEKULARNA 3.1 Wstęp Metoda ta umożliwia opis układu złożonego z wielu jonów i elektronów w stanie podstawowym. Hamiltonian układu
Bardziej szczegółowoF8 Badanie efektu Faraday a w kryształach CdTe i Cd 1-x
F8 Badanie efektu Faaday a w kyształach CdTe i Cd 1-x Te. Celem ćwiczenia jest pomia widma absopcji oaz efektu Faaday a w czystym CdTe i w kyształach mieszanych Cd 1-x Te o óżnych koncentacjach manganu
Bardziej szczegółowo1 Płaska fala elektromagnetyczna
1 Płaska fala elektromagnetyczna 1.1 Fala w wolnej przestrzeni Rozwiązanie równań Maxwella dla zespolonych amplitud pól przemiennych sinusoidalnie, reprezentujące płaską falę elektromagnetyczną w wolnej
Bardziej szczegółowo23 PRĄD STAŁY. CZĘŚĆ 2
Włodzimiez Wolczyński 23 PĄD STAŁY. CZĘŚĆ 2 zadanie 1 Tzy jednakowe oponiki, każdy o opoze =30 Ω i opó =60 Ω połączono ze źódłem pądu o napięciu 15 V, jak na ysunku obok. O ile zwiększy się natężenie pądu
Bardziej szczegółowoRównanie Schrödingera dla elektronu w atomie wodoru
Równanie Schödingea dla elektonu w atomie wodou m 1 d dp l( l + ) P = P sinθ Równanie funkcji kąta biegunowego P(θ) 1 sin θ sinθ dθ ma ozwiązania w postaci stowazyszonych funkcji Legende a P lm ( θ ) =
Bardziej szczegółowoTECHNIKI INFORMATYCZNE W ODLEWNICTWIE
ECHNIKI INFORMAYCZNE W ODLEWNICWIE Janusz LELIO Paweł ŻAK Michał SZUCKI Faculty of Foundy Engineeing Depatment of Foundy Pocesses Engineeing AGH Univesity of Science and echnology Kakow Data ostatniej
Bardziej szczegółowoPrędkość fazowa i grupowa fali elektromagnetycznej w falowodzie
napisał Michał Wierzbicki Prędkość fazowa i grupowa fali elektromagnetycznej w falowodzie Prędkość grupowa paczki falowej Paczka falowa jest superpozycją fal o różnej częstości biegnących wzdłuż osi z.
Bardziej szczegółowo3b. ELEKTROSTATYKA. r r. 4πε. 3.4 Podstawowe pojęcia. kqq0 E =
3b. LKTROTATYKA 3.4 Postawowe pojęcia Zasaa zachowania łaunku umayczny łaunek ukłau elektycznie izolowanego jest stały. Pawo Coulomba - siła oziaływania elektostatycznego 4 1 18 F C A s ˆ gzie : k 8,85*1
Bardziej szczegółowoEnergia kinetyczna i praca. Energia potencjalna
negia kinetyczna i paca. negia potencjalna Wykład 4 Wocław Univesity of Technology 1 NRGIA KINTYCZNA I PRACA 5.XI.011 Paca Kto wykonał większą pacę? Hossein Rezazadeh Olimpiada w Atenach 004 WR Podzut
Bardziej szczegółowoROZWIAZANIA ZAGADNIEŃ PRZEPŁYWU FILTRACYJNEGO METODAMI ANALITYCZNYMI.
Modelowanie pzepływu cieczy pzez ośodki poowate Wykład VII ROZWIAZANIA ZAGADNIEŃ PRZEPŁYWU FILTRACYJNEGO METODAMI ANALITYCZNYMI. 7. Pzepływ pzez goblę z uwzględnieniem zasilania wodami infiltacyjnymi.
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 szczegółowoWYKŁAD 11 OPTYMALIZACJA WIELOKRYTERIALNA
WYKŁAD OPTYMALIZACJA WIELOKYTEIALNA Wstęp. W wielu pzypadkach pzy pojektowaniu konstukcji technicznych dla okeślenia ich jakości jest niezędne wpowadzenie więcej niż jednego kyteium oceny. F ) { ( ), (
Bardziej szczegółowo1. Ciało sztywne, na które nie działa moment siły pozostaje w spoczynku lub porusza się ruchem obrotowym jednostajnym.
Wykład 3. Zasada zachowania momentu pędu. Dynamika punktu mateialnego i były sztywnej. Ruch obotowy i postępowy Większość ciał w pzyodzie to nie punkty mateialne ale ozciągłe ciała sztywne tj. obiekty,
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 szczegółowoSzczególna i ogólna teoria względności (wybrane zagadnienia)
Szczególna i ogólna teoia względności wybane zagadnienia Maiusz Pzybycień Wydział Fizyki i Infomatyki Stosowanej Akademia Góniczo-Hutnicza Wykład 11 M. Pzybycień WFiIS AGH Szczególna Teoia Względności
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 szczegółowoZadanie 1. Zadanie 2. Sprawdzam dla objętości, że z obwarzanków mogę posklejać całą kulę o promieniu R: r = {x, y, z}; A = * Cross r, B
Zadanie In[]:= = {x, y, z}; In[]:= B = B, B, B3 ; (* Bi to wielkości stałe *) In[3]:= A = - * Coss, B Out[3]= -B3 y + B z, B3 x - B z, -B x + B y In[4]:= {x,y,z} -B3 y + B z, B3 x - B z, -B x + B y Out[4]=
Bardziej szczegółowoPęd, d zasada zac zasad a zac owan owan a p a p du Zgod Zg n od ie n ie z d r d u r g u im g pr p a r wem e N ew e tona ton :
Mechanika ogólna Wykład n 13 Zasady zachowania w dynamice. Dynamika były sztywnej. Dynamika układu punktów mateialnych. 1 Zasady zachowania w dynamice Zasada: zachowania pędu; zachowania momentu pędu (kętu);
Bardziej szczegółowo(U.17) Zastosowania stacjonarnego rachunku zaburzeń
3.0.004 38. U.7 Zastosowania stacjonanego achunku zabuzeń 66 Rozdział 38 U.7 Zastosowania stacjonanego achunku zabuzeń 38. Stuktua subtelna w atomie wodoopodobnym 38.. Hamiltonian i jego dyskusja Popzednio
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 szczegółowoREZONATORY DIELEKTRYCZNE
REZONATORY DIELEKTRYCZNE Rezonato dielektyczny twozy małostatny, niemetalizowany dielektyk o dużej pzenikalności elektycznej ( > 0) i dobej stabilności tempeatuowej, zwykle w kształcie cylindycznych dysków
Bardziej szczegółowoFizyka 1 Wróbel Wojciech. w poprzednim odcinku
w popzednim odcinku 1 Zasady zachowania: enegia mechaniczna E E const. k p E p ()+E k (v) = 0 W układzie zachowawczym odosobnionym całkowita enegia mechaniczna, czyli suma enegii potencjalnej, E p, zaówno
Bardziej szczegółowoPrawo Gaussa. Potencjał elektryczny.
Pawo Gaussa. Potencjał elektyczny. Wykład 3 Wocław Univesity of Technology 7-3- Inne spojzenie na pawo Coulomba Pawo Gaussa, moŝna uŝyć do uwzględnienia szczególnej symetii w ozwaŝanym zagadnieniu. Dla
Bardziej szczegółowo= ± Ne N - liczba całkowita.
POL LKTRYCZN W PRÓŻNI Ładunek - elementany Nieodłączna własność niektóych cząstek elementanych, [n. elektonu (-e), otonu (+e)], zejawiająca się w oddziaływaniu elektomagnetycznym tych cząstek. e =,6-9
Bardziej szczegółowoRodzaje fal. 1. Fale mechaniczne. 2. Fale elektromagnetyczne. 3. Fale materii. dyfrakcja elektronów
Wykład VI Fale t t + Dt Rodzaje fal 1. Fale mechaniczne 2. Fale elektromagnetyczne 3. Fale materii dyfrakcja elektronów Fala podłużna v Przemieszczenia elementów spirali ( w prawo i w lewo) są równoległe
Bardziej szczegółowoDomieszki w półprzewodnikach
Domieszki w półprzewodnikach Niebieska optoelektronika Niebieski laser Nie można obecnie wyświetlić tego obrazu. Domieszkowanie m* O Neutralny donor w przybliżeniu masy efektywnej 2 2 0 2 * 2 * 13.6 *
Bardziej szczegółowoPRACA MOC ENERGIA. Z uwagi na to, że praca jest iloczynem skalarnym jej wartość zależy również od kąta pomiędzy siłą F a przemieszczeniem r
PRACA MOC ENERGIA Paca Pojęcie pacy używane jest zaówno w fizyce (w sposób ścisły) jak i w życiu codziennym (w sposób potoczny), jednak obie te definicje nie pokywają się Paca w sensie potocznym to każda
Bardziej szczegółowoRównanie Schrödingera
Równanie Schrödingera Maciej J. Mrowiński 29 lutego 2012 Zadanie RS1 Funkcja falowa opisująca stan pewnej cząstki w chwili t = 0 ma następującą postać: A(a Ψ(x,0) = 2 x 2 ) gdy x [ a,a] 0 gdy x / [ a,a]
Bardziej szczegółowomagnetyzm ver
e-8.6.7 agnetyz pądy poste pądy elektyczne oddziałują ze soą. doświadczenie Apèe a (18): Ι Ι 1 F ~ siła na jednostkę długości pzewodów pądy poste w póżni jednostki w elektyczności A ape - natężenie pądu
Bardziej szczegółowoPodstawy fizyki subatomowej
Podstawy fizyki subatomowej Wykład 6 Zenon Janas 11 kwietnia 018. Współzędne sfeyczne położenie punktu: (, θ, ϕ) Z sin θ ( 0, ) θ ( 0, π ) ϕ ( 0, π ) cosθθ X ϕ θ Y (, θ, ϕ) ( x, y, z) x sinθcosϕ y sinθsinϕ
Bardziej szczegółowoFale mechaniczne i akustyka
Fale mechaniczne i akustyka Wstęp: siła jako element decydujący o rodzaju ruchu Na pierwszym wykładzie, dynamiki Newtona omawiając II zasadę dr d r F r,, t = m dt dt powiedzieliśmy, że o tym, jakim ruchem
Bardziej szczegółowoGraf skierowany. Graf zależności dla struktur drzewiastych rozgrywających parametrycznie
Gaf skieowany Gaf skieowany definiuje się jako upoządkowaną paę zbioów. Piewszy z nich zawiea wiezchołki gafu, a dugi składa się z kawędzi gafu, czyli upoządkowanych pa wiezchołków. Ruch po gafie możliwy
Bardziej szczegółowoBRYŁA SZTYWNA. Umowy. Aby uprościć rozważania w tym dziale będziemy przyjmować następujące umowy:
Niektóe powody aby poznać ten dział: BRYŁA SZTYWNA stanowi dobe uzupełnienie mechaniki punktu mateialnego, opisuje wiele sytuacji z życia codziennego, ma wiele powiązań z innymi działami fizyki (temodynamika,
Bardziej szczegółowoELEKTROMAGNETYCZNE DRGANIA WYMUSZONE W OBWODZIE RLC. 1. Podstawy fizyczne
Politechnika Waszawska Wydział Fizyki Laboatoium Fizyki I Płd. Maek Kowalski ELEKTROMAGNETYZNE RGANIA WYMUSZONE W OBWOZIE RL. Podstawy fizyczne gania są zjawiskiem powszechnie występującym w pzyodzie i
Bardziej szczegółowoFizyka 1- Mechanika. Wykład 10 7.XII Zygmunt Szefliński Środowiskowe Laboratorium Ciężkich Jonów
Fizyka - Mechanika Wykład 0 7.XII.07 Zygmunt Szefliński Śodowiskowe Laboatoium Ciężkich Jonów szef@fuw.edu.pl http://www.fuw.edu.pl/~szef/ Pawo powszechnego ciążenia F G mm Opisuje zaówno spadanie jabłka
Bardziej szczegółowoREZONANSY : IDENTYFIKACJA WŁAŚCIWOŚCI PRZEZ ANALIZĘ FAL PARCJALNYCH, WYKRESY ARGANDA
REZONANSY : IDENTYFIKACJA WŁAŚCIWOŚCI PRZEZ ANALIZĘ FAL PARCJALNYCH, WYKRESY ARGANDA Opis układu cząsteczek w mechanice kwantowej: 1. Funkcja falowa, 2. Wektora stanu ψ. TRANSFORMACJE UKŁADU CZĄSTEK: 1.
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 szczegółowoModel oscylatorów tłumionych
Inna nazwa: model klasyczny, Lorentza Założenia: - ośrodek jest zbiorem naładowanych oscylatorów oddziałujących z falą elektromagnetyczną - wszystkie występujące siły są izotropowe - wartość siły tłumienia
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 szczegółowo