Mody sprzężone plazmon-fonon w silnych polach magnetycznych
|
|
- Adrian Świątek
- 5 lat temu
- Przeglądów:
Transkrypt
1 Mody sprzężone plazmon-fonon w silnych polach magnetycznych
2 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, PRL 16,, 999 (1966)
3 Mody sprzężone B=0T (przypomnienie) Intensity (arb. units) SPE n-gaas T= 77K cm cm cm cm cm cm Raman shift (mev) Raman shift (mev) n(cm -3 ) p + p n-gaas T = 77K n 1/ 10 8 (cm -3/ ) p = + +
4 Wpływ pola magnetycznego na plazmę nowe charakterystyczne wzbudzanie Rezonans cyklotronowy h = he c * m B GaAs he = * m 1.7 mev/t Warunki rezonansowego oddziaływania = 34 c h h mev B 0 T h 36.5 mev
5 Grenoble...
6 Grenoble High Magnetic Field Laboratory
7 Magnes od spodu...
8 Pompy wodne... GHMFL
9 Zasilanie elektryczne GHMFL
10 GHMFL Pomiary optyczne w polu magnetycznym
11 Idea eksperymentu ( k r 0, 0 ) Plazma ( 1 k r 1, ) = 1 θ r ( k, ) k = 0 r r k 1 k 0 p << 0 = k 0 c k k 0 sin( θ / ) >> c rozpraszanie do tyłu (back( scattering) k k 0
12 Szczegóły eksperymentalne Ti:Sap nm 1 100mW DIR XY spektrometr trójsiatkowy He LN CCD Intensity R am an sh ift Magnes Bitterowski 8T
13 System światłowodowy detekcja wzbudzenie B B wzbudzenia plazmy n-gaas
14 Wzbudzenia podłużne w polu magnetycznym Konfiguracja Faradaya k k B Konfiguracja Voigta B P Intensity (arb. units) k i k i k i k s k s k s n-gaas T= 77 K B = 8T B=8T B=8T B=0T Mody mieszane! Podłużno poprzeczne wzbudzenia (patrz poprzedni wykład konfiguracja Voigta) k i k s Raman shift (mev)
15 Nieelastyczne rozpraszanie na plazmie Równania Maxwella Tensor przewodnictwa Odpowiedź plazmy Przybliżenie quasi-lokalne d σ dωd r r [ ] Im k /( k ˆ k ) k małe w porównaniu z k F (wektro falowy na poziomie Fermiego) k duże w porównaniu /c P. M. Platzman and P. A. Wolff, Waves and Interactions in Solid State Plasmas, Academic Press, New York, 1973
16 = zz xx xy xy xx ˆ p L zz c p c xy c p L xx i = = = Przybliżenie lokalne ) ( L = [ ] ) ˆ /( Im k k k d d d r r Ω σ ˆ = 0 k k r r Tensor dielektryczny Tensor dielektryczny Funkcja dielektryczna sieci Funkcja dielektryczna sieci
17 Próbki z dużą koncentracją elektronów
18 Konfiguracja Faradaya Intensity (arb. units) n-gaas n= cm ev SPE T 6 T 4 T T 0 T 18 T 16 T 14 T 1 T 10 T 8 T 4 T 0T Raman shift (mev) B k B r (0, 0, 1) ~ (0, xx 0 0,1) xy xy xx 0 zz k r 0 0 = 0 ~ (0, r r k ˆ k = 0 zz 0 0 = zz 1 p 0,1) = 0 Te same częstości jak bez pola magnetycznego!
19 Intensity (arb. units) n-gaas n= cm -3 T = 77K SPE <(B,k)=45 B= 8T + B = 0T Raman shift (mev)
20 B k Konfiguracja 45 o 45 GaAs B r ~ (0, 0,1) k r ~ (0,1,1) r r k ˆ k = 0 (0, (0, 1,, 1) + zz xx xx xy 0 = 0 xy xx zz = xx + zz
21 B r Konfiguracja 45 o < ( B r, k r ) = 45 ~ (0, 0,1) k r ~ (0,1,1) trzy mody własne Raman shift (mev) n-gaas n = cm -3 T = 77 K exc.@1.467 ev exc.@1.459 ev c c -1/ c 10 0 k i k s <(B,k) = Magnetic field (T) B
22 Konfiguracja Voigta Dwa mody hybrydowe Ω ± hyb c = p = + c B r k r ~ (0, 0,1) ~ (0,1, 0) r r r k ˆ k = 0 ( k, ) = B r xx k r 0 1 Ωc + ± Intensity (arb. units) n-gaas n= cm -3 T = 77K SPE - hyb B k + B = 8T B = 0T Raman shift (mev) = ( Ω + ) 4 ( + c c p )
23 Pole magnetyczne kreuje nowe wzbudzenia! Mody Bernsteina c, 3 c, 4c... ( k, ) = χ ( k, ) xx L + niezerowa wartość k pl = 1 λ λ χ pl ( k, ) p + c 4c λ = υ υ k c υ = 3k B T / m = 6 5m E F * * Plazma Maxwellowska Plazma zdegenerowana Raman shift (mev) n-gaas B k n= cm -3 T= 77 K + k i - B k s c c exc.@1.476 ev exc.@1.459 ev Magnetic field (T) P. M. Platzman and P. A. Wolff, Waves and Interactions in Solid State Plasmas, 1973
24 Efekt dyspersji 3D D Plazma zdegenerowana υ p( k) p(0) k F Plazma niezdegenerowana p( k ) p(0) + 3k Vth υ V F th hk = F m k T = m B Plazma zdegenerowana w studni kwantowej prędkość na poziomie Fermiego średnia prędkość termiczna gazu elektronowego Ga 1-x Al x As GaAs QW Ga 1-x Al x As q II n e propagacja w płaszczyźnie studni p( k) = k m DEG * 0
25 Mody Bersteina niższa koncentracja Intensity (arb. uits) n-gaas B k T= 77 K n= cm -3 ev B = 0T - hyb + B = 8T - hyb c c Magnetic field (T) Raman shift (mev) Raman shift (mev) c c c n-gaas B k n= cm -3 T= 77 K exc.@1.45ev Silniejsze oddziaływanie dla modu plazmono-podobnego podobnego
26 Intensity (arb. units) Intermediate electron concentration n-gaas B k n= cm -3 T=77K c B = 0T _ hyb B=8T + + hyb Raman shift (mev) Intensity (arb. units) T = 77K B k n= cm -3 exc.@1.44ev T= 77 K _ n-gaas _ + B=8T B=0T Raman shift (mev)
27 r, l Mody poprzeczne indukowane nieporządkiem ( ) = + + = l p t c + ( ± ) 4 dodatkowe mody Raman shift (mev) k B n= cm -3 T = 4. K hyb + - hyb exc.@ 1.471eV exc.@ 1.438eV M agnetic field (T)
28 Niska koncentracja, niska temperatura łamanie reguł wyboru Intensity (arb. units) GaAs k B n = cm ev - hyb r k - hyb r B + hyb 8 T 7 T 5 T 3 T 1 T 19 T 17 T 15 T 10 T 5 T Intensity (arb. units) r k B r T = 4.K T = 4. K n = cm -3 B k ev + 8T + 0 T Raman shift (mev) 0T Raman shift (mev)
29 Plazmony w studniach kwantowych Pobudzanie rezonansowe V. E. Kirpichev et al. Phys. Rev.. B 59,, R 1751 (1999) CDE charge density excitations SDE spin density excitations
30 Rozszczepienie proporcjonalne do wektora falowego q V. E. Kirpichev et al. Phys. Rev.. B 59,, R 1751 (1999)
31 Oddziaływanie rezonasu cyklotronowego z fononem Temat kontrowersji
32
Mody 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 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 szczegółowoDomieszki w półprzewodnikach
Domieszki w półprzewodnikach Niebieska optoelektronika Niebieski laser Elektryczne pobudzanie struktury laserowej Unipress 106 unipress 8 Moc op ptyczna ( mw ) 6 4 2 0 0.0 0.5 1.0 1.5 2.0 Natężenie prądu
Bardziej szczegółowoPrzejścia kwantowe w półprzewodnikach (kryształach)
Przejścia kwantowe w półprzewodnikach (kryształach) Rozpraszanie na nieruchomej sieci krystalicznej (elektronów, neutronów, fotonów) zwykłe odbicie Bragga (płaszczyzny krystaliczne odgrywają rolę rys siatki
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 szczegółowoEkscyton w morzu dziur
Ekscyton w morzu dziur P. Kossacki, P. Płochocka, W. Maślana, A. Golnik, C. Radzewicz and J.A. Gaj Institute of Experimental Physics, Warsaw University S. Tatarenko, J. Cibert Laboratoire de Spectrométrie
Bardziej szczegółowoMetody optyczne w badaniach półprzewodników Przykładami różnymi zilustrowane. Piotr Perlin Instytut Wysokich Ciśnień PAN
Metody optyczne w badaniach półprzewodników Przykładami różnymi zilustrowane Piotr Perlin Instytut Wysokich Ciśnień PAN Jak i czym scharakteryzować kryształ półprzewodnika Struktura dyfrakcja rentgenowska
Bardziej szczegółowoWłasności optyczne półprzewodników
Własności optyczne półprzewodników Andrzej Wysmołek Wykład przygotowany w oparciu o wykłady prowadzone na Wydziale Fizyki Uniwersytetu Warszawakiego przez prof. Mariana Grynberga oraz prof. Romana Stępniewskiego
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 szczegółowoWstęp do Optyki i Fizyki Materii Skondensowanej
Wstęp do Optyki i Fizyki Materii Skondensowanej Część I: Optyka, wykład 2 wykład: Piotr Fita pokazy: Andrzej Wysmołek ćwiczenia: Anna Grochola, Barbara Piętka Wydział Fizyki Uniwersytet Warszawski 2013/14
Bardziej szczegółowoPodstawy informatyki kwantowej
Wykład 6 27 kwietnia 2016 Podstawy informatyki kwantowej dr hab. Łukasz Cywiński lcyw@ifpan.edu.pl http://info.ifpan.edu.pl/~lcyw/ Wykłady: 6, 13, 20, 27 kwietnia oraz 4 maja (na ostatnim wykładzie będzie
Bardziej szczegółowoPodstawy Fizyki IV Optyka z elementami fizyki współczesnej. wykład 2, Mateusz Winkowski, Jan Szczepanek
Podstawy Fizyki IV Optyka z elementami fizyki współczesnej wykład 2, 06.10.2017 wykład: pokazy: ćwiczenia: Czesław Radzewicz Mateusz Winkowski, Jan Szczepanek Radosław Łapkiewicz Równania Maxwella r-nie
Bardziej szczegółowoS. Baran - Podstawy fizyki materii skondensowanej Półprzewodniki. Półprzewodniki
Półprzewodniki Definicja i własności Półprzewodnik materiał, którego przewodnictwo rośnie z temperaturą (opór maleje) i w temperaturze pokojowej wykazuje wartości pośrednie między przewodnictwem metali,
Bardziej szczegółowo2013 02 27 2 1. Jakie warstwy zostały wyhodowane w celu uzyskania 2DEG? (szkic?) 2. Gdzie było domieszkowanie? Dlaczego jako domieszek użyto w próbce atomy krzemu? 3. Jaki kształt miała próbka? 4. W jaki
Bardziej szczegółowoNadprzewodnictwo w nanostrukturach metalicznych Paweł Wójcik Wydział Fizyki i Informatyki Stosowanej, AGH
Nadprzewodnictwo w nanostrukturach metalicznych Paweł Wójcik Wydział Fizyki i Informatyki Stosowanej, AGH Współpraca: Akademickie Centrum Materiałów i Nanotechnologii dr Michał Zegrodnik, prof. Józef Spałek
Bardziej szczegółowoInformatyka kwantowa i jej fizyczne podstawy Rezonans spinowy, bramki dwu-kubitowe
Wykład 4 29 kwietnia 2015 Informatyka kwantowa i jej fizyczne podstawy Rezonans spinowy, bramki dwu-kubitowe Łukasz Cywiński lcyw@ifpan.edu.pl http://info.ifpan.edu.pl/~lcyw/ Dobra lektura: Michel Le Bellac
Bardziej szczegółowoZgodnie ze teorią Dyakonova-Shura, tranzystor polowy może być detektorem i źródłem promieniowania THz. Jednak zaobserwowana do tej pory emisja
Streszczenie W ramach badań, opisanych w niniejszej pracy doktorskiej, zajmowałem się charakteryzacją wzbudzeń dwuwymiarowego gazu elektronowego (2DEG) w polu magnetycznym pod wpływem promieniowania terahercowego
Bardziej szczegółowoFizyka silnie skorelowanych elektronów na przykładzie międzymetalicznych związków ceru
Fizyka silnie skorelowanych elektronów na przykładzie międzymetalicznych związków ceru Rafał Kurleto 4.3.216 ZFCS IF UJ Rafał Kurleto Sympozjum doktoranckie 4.3.216 1 / 15 Współpraca dr hab. P. Starowicz
Bardziej szczegółowoOPTYKA KWANTOWA Wykład dla 5. roku Fizyki
OPTYKA KWANTOWA Wykład dla 5. roku Fizyki c Adam Bechler 2006 Instytut Fizyki Uniwersytetu Szczecińskiego Równania optyki półklasycznej Posłużymy się teraz równaniem (2.4), i Ψ t = ĤΨ ażeby wyprowadzić
Bardziej 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 szczegółowona dnie (lub w szczycie) pasma pasmo jest paraboliczne, ale masa wyznaczona z krzywizny niekoniecznie = m 0
Koncepcja masy efektywnej swobodne elektrony k 1 1 E( k) E( k) =, = m m k krzywizna E(k) określa masę cząstek elektrony prawie swobodne - na dnie pasma masa jest dodatnia, ale niekoniecznie = masie swobodnego
Bardziej szczegółowoSpektroskopia charakterystycznych strat energii elektronów EELS (Electron Energy-Loss Spectroscopy)
Spektroskopia charakterystycznych strat energii elektronów EELS (Electron Energy-Loss Spectroscopy) Oddziaływanie elektronów ze stałą, krystaliczną próbką wstecznie rozproszone elektrony elektrony pierwotne
Bardziej szczegółowoWstęp do Optyki i Fizyki Materii Skondensowanej
Wstęp do Optyki i Fizyki Materii Skondensowanej Część I: Optyka, wykład 2 wykład: Piotr Fita pokazy: Andrzej Wysmołek ćwiczenia: Anna Grochola, Barbara Piętka Wydział Fizyki Uniwersytet Warszawski 2014/15
Bardziej szczegółowoPodstawy Fizyki IV Optyka z elementami fizyki współczesnej. wykład 6, Radosław Chrapkiewicz, Filip Ozimek
Podstawy Fizyki IV Optyka z elementami fizyki współczesnej wykład 6, 0.03.01 wykład: pokazy: ćwiczenia: Czesław Radzewicz Radosław Chrapkiewicz, Filip Ozimek Ernest Grodner Wykład 5 - przypomnienie ciągłość
Bardziej szczegółowoPlan. Kropki kwantowe - część III spektroskopia pojedynczych kropek kwantowych. Kropki samorosnące. Kropki fluktuacje szerokości
Plan Kropki kwantowe - część III spektroskopia pojedynczych kropek kwantowych Sebastian Maćkowski Instytut Fizyki Uniwersytet Mikołaja Kopernika 1. Techniki pomiarowe 2. Podstawowe wyniki 3. Struktura
Bardziej szczegółowoANALITYKA W KONTROLI JAKOŚCI
ANALITYKA W KONTROLI JAKOŚCI ANALIZA ŚLADÓW METODA ICP-OES Optyczna spektroskopia emisyjna ze wzbudzeniem w indukcyjnie sprzężonej plazmie WYKŁAD 4 Rodzaje widm i mechanizm ich powstania PODSTAWY SPEKTROSKOPII
Bardziej szczegółowoKropki samorosnące. Optyka nanostruktur. Gęstość stanów. Kropki fluktuacje szerokości. Sebastian Maćkowski. InAs/GaAs QDs. Si/Ge QDs.
Kropki samorosnące Optyka nanostruktur InAs/GaAs QDs Si/Ge QDs Sebastian Maćkowski Instytut Fizyki Uniwersytet Mikołaja Kopernika Adres poczty elektronicznej: mackowski@fizyka.umk.pl Biuro: 365, telefon:
Bardziej szczegółowoNanostruktury i nanotechnologie
Nanostruktury i nanotechnologie Heterozłącza Efekty kwantowe Nanotechnologie Z. Postawa, "Fizyka powierzchni i nanostruktury" 1 Termin oddania referatów do 19 I 004 Zaliczenie: 1 I 004 Z. Postawa, "Fizyka
Bardziej szczegółowoAtom Mn: wielobit kwantowy. Jan Gaj Instytut Fizyki Doświadczalnej
Atom Mn: wielobit kwantowy Jan Gaj Instytut Fizyki Doświadczalnej Tomasz Kazimierczuk Mateusz Goryca Piotr Wojnar (IF PAN) Artur Trajnerowicz Andrzej Golnik Piotr Kossacki Jan Gaj Michał Nawrocki Ostrzeżenia
Bardziej szczegółowoWykład IV. Półprzewodniki samoistne i domieszkowe
Wykład IV Półprzewodniki samoistne i domieszkowe Półprzewodniki (Si, Ge, GaAs) Konfiguracja elektronowa Si : 1s 2 2s 2 2p 6 3s 2 3p 2 = [Ne] 3s 2 3p 2 4 elektrony walencyjne Półprzewodnik samoistny Talent
Bardziej szczegółowoWprowadzenie do optyki nieliniowej
Wprowadzenie do optyki nieliniowej Prezentacja zawiera kopie folii omawianych na wykładzie. Niniejsze opracowanie chronione jest prawem autorskim. Wykorzystanie niekomercyjne dozwolone pod warunkiem podania
Bardziej szczegółowoWstęp do Optyki i Fizyki Materii Skondensowanej
Wstęp do Optyki i Fizyki Materii Skondensowanej Część I: Optyka, wykład 2 wykład: Piotr Fita pokazy: Jacek Szczytko ćwiczenia: Aneta Drabińska, Paweł Kowalczyk, Barbara Piętka Wydział Fizyki Uniwersytet
Bardziej szczegółowoIII. Opis falowy. /~bezet
Światłowody III. Opis falowy BERNARD ZIĘTEK http://www.fizyka.umk.pl www.fizyka.umk.pl/~ /~bezet Równanie falowe w próżni Teoria falowa Równanie Helmholtza Równanie bezdyspersyjne fali płaskiej, rozchodzącej
Bardziej szczegółowoWspółczesna fizyka ciała stałego
Współczesna fizyka ciała stałego Struktury półprzewodnikowe o obniŝonej wymiarowości studnie kwantowe, druty kwantowe, kropki kwantowe fulereny, nanorurki, grafen Kwantowe efekty rozmiarowe Ograniczenie
Bardziej szczegółowoModel elektronów swobodnych w metalu
Model elektronów swobodnych w metalu Stany elektronu w nieskończonej trójwymiarowej studni potencjału - dozwolone wartości wektora falowego k Fale stojące - warunki brzegowe znikanie funkcji falowej na
Bardziej szczegółowoII.6 Atomy w zewnętrznym polu magnetycznym
II.6 Atomy w zewnętrznym polu magnetycznym 1. Kwantowanie przestrzenne w zewnętrznym polu magnetycznym. Model wektorowy raz jeszcze 2. Zjawisko Zeemana Normalne zjawisko Zeemana i jego wyjaśnienie w modelu
Bardziej szczegółowoWłasności optyczne półprzewodników
Własności optyczne półprzewodników Andrzej Wysmołek Wykład przygotowany w oparciu o wykłady prowadzone na Wydziale Fizyki UW przez prof. Mariana Grynberga oraz prof. Romana Stępniewskiego Klasyfikacja
Bardziej szczegółowoZespolona funkcja dielektryczna metalu
Zespolona funkcja dielektryczna metalu Przenikalność elektryczna ośrodków absorbujących promieniowanie elektromagnetyczne jest zespolona, a także zależna od częstości promieniowania, które przenika przez
Bardziej szczegółowoWłaściwości transportowe naszych struktur zostały określone na podstawie dwukontaktowych pomiarów zależności oporu kanału tranzystora od pola
Streszczenie Azotek galu (GaN) jest obecnie jednym z najważniejszych półprzewodników, zwłaszcza z punktu widzenia wysokotemperaturowych i wysokoczęstotliwościowych zastosowań w dziedzinach takich jak szybka
Bardziej szczegółowoBadanie pól elektrycznych w azotkach metodami optycznymi
Badanie pól elektrycznych w azotkach metodami optycznymi Krzysztof Zieleniewski Pod opieką dr. Anety Drabińskiej Proseminarium Fizyki Ciała Stałego, 8 kwietnia 2010 O czym będzie? Dlaczego azotki? Dlaczego
Bardziej szczegółowoWprowadzenie do ekscytonów
Proces absorpcji można traktować jako tworzenie się, pod wpływem zewnętrznego pola elektrycznego, pary elektron-dziura, które mogą być opisane w przybliżeniu jednoelektronowym. Dokładniejszym podejściem
Bardziej szczegółowoAtom ze spinem i jądrem
Atom ze spinem i jądrem Powtórzenie E 3s 2s 3p 2p 3d Ruch w polu ekranowym znosi degenracje ze wzgledu na l 1s Li l Powtórzenie 5 2 P 3/2 F=I+J 5P F= I-J 5 2 P 1/2 struktura subtelna struktura nadsubtelna
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 szczegółowoRepeta z wykładu nr 4. Detekcja światła. Dygresja. Plan na dzisiaj
Repeta z wykładu nr 4 Detekcja światła Sebastian Maćkowski Instytut Fizyki Uniwersytet Mikołaja Kopernika Adres poczty elektronicznej: mackowski@fizyka.umk.pl Biuro: 365, telefon: 611-3250 Konsultacje:
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 szczegółowoWykład Budowa atomu 3
Wykład 14. 12.2016 Budowa atomu 3 Model atomu według mechaniki kwantowej Równanie Schrödingera dla atomu wodoru i jego rozwiązania Liczby kwantowe n, l, m l : - Kwantowanie energii i liczba kwantowa n
Bardziej szczegółowoPowierzchniowo wzmocniona spektroskopia Ramana SERS. (Surface Enhanced Raman Spectroscopy)
Powierzchniowo wzmocniona spektroskopia Ramana SERS (Surface Enhanced Raman Spectroscopy) Cząsteczki zaadsorbowane na chropowatych powierzchniach niektórych metali (Ag, Au, Cu) dają bardzo intensywny sygnał
Bardziej szczegółowoTeoria pasmowa ciał stałych
Teoria pasmowa ciał stałych Poziomy elektronowe atomów w cząsteczkach ulegają rozszczepieniu. W kryształach zjawisko to prowadzi do wytworzenia się pasm. Klasyfikacja ciał stałych na podstawie struktury
Bardziej szczegółowoWYKŁAD 15. Gęstość stanów Zastosowanie: oscylatory kwantowe (ª bosony bezmasowe) Formalizm dla nieoddziaływujących cząstek Bosego lub Fermiego
WYKŁAD 15 Gęstość stanów Zastosowanie: oscylatory kwantowe (ª bosony bezmasowe) Formalizm dla nieoddziaływujących cząstek Bosego lub Fermiego 1 Statystyka nieoddziaływujących gazów Bosego i Fermiego Bosony
Bardziej szczegółowoIX. DIODY PÓŁPRZEWODNIKOWE Janusz Adamowski
IX. DIODY PÓŁPRZEWODNIKOWE Janusz Adamowski 1 1 Dioda na złączu p n Zgodnie z wynikami, otrzymanymi na poprzednim wykładzie, natężenie prądu I przepływającego przez złącze p n opisane jest wzorem Shockleya
Bardziej szczegółowoZaburzenia periodyczności sieci krystalicznej
Zaburzenia periodyczności sieci krystalicznej Defekty liniowe dyslokacja krawędziowa dyslokacja śrubowa dyslokacja mieszana Defekty punktowe obcy atom w węźle luka w sieci (defekt Schottky ego) obcy atom
Bardziej szczegółowoRozszczepienie poziomów atomowych
Rozszczepienie poziomów atomowych Poziomy energetyczne w pojedynczym atomie Gdy zbliżamy atomy chmury elektronowe nachodzą na siebie (inaczej: funkcje falowe elektronów zaczynają się przekrywać) Na skutek
Bardziej szczegółowoOptyka. Optyka geometryczna Optyka falowa (fizyczna) Interferencja i dyfrakcja Koherencja światła Optyka nieliniowa
Optyka Optyka geometryczna Optyka falowa (fizyczna) Interferencja i dyfrakcja Koherencja światła Optyka nieliniowa 1 Optyka falowa Opis i zastosowania fal elektromagnetycznych w zakresie widzialnym i bliskim
Bardziej szczegółowoMetody pomiarowe spinowego efektu Halla w nanourządzeniach elektroniki spinowej
Metody pomiarowe spinowego efektu Halla w nanourządzeniach elektroniki spinowej Monika Cecot, Witold Skowroński, Sławomir Ziętek, Tomasz Stobiecki Wisła, 13.09.2016 Plan prezentacji Spinowy efekt Halla
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 szczegółowoNATURALNY REAKTOR JĄDROWY
Piotr Bednarczyk Instytut Fizyki Jądrowej im. Henryka Niewodniczańskiego Polskiej Akademii Nauk NATURALNY REAKTOR JĄDROWY CZY WARTOŚĆ STAŁEJ STRUKTURY SUBTELNEJ ZMIENIA SIĘ W CZASIE? WYKŁAD HABILITACYJNY
Bardziej szczegółowoWstęp do Optyki i Fizyki Materii Skondensowanej
Wstęp do Optyki i Fizyki Materii Skondensowanej Część I: Optyka, wykład 3 wykład: Piotr Fita pokazy: Andrzej Wysmołek ćwiczenia: Anna Grochola, Barbara Piętka Wydział Fizyki Uniwersytet Warszawski 2013/14
Bardziej szczegółowoEfekt Faradaya. Materiały przeznaczone dla studentów Inżynierii Materiałowej w Instytucie Fizyki Uniwersytetu Jagiellońskiego
Efekt Faradaya Materiały przeznaczone dla studentów Inżynierii Materiałowej w Instytucie Fizyki Uniwersytetu Jagiellońskiego 1 Cel ćwiczenia Ćwiczenie jest eksperymentem z dziedziny optyki nieliniowej
Bardziej szczegółowoFizyka powierzchni. Dr Piotr Sitarek. Katedra Fizyki Doświadczalnej, Wydział Podstawowych Problemów Techniki, Politechnika Wrocławska
Fizyka powierzchni 6 Dr Piotr Sitarek Katedra Fizyki Doświadczalnej, Wydział Podstawowych Problemów Techniki, Politechnika Wrocławska Lista zagadnień Fizyka powierzchni i międzypowierzchni, struktura powierzchni
Bardziej szczegółowoWykład 12 V = 4 km/s E 0 =.08 e V e = = 1 Å
Wykład 12 Fale materii: elektrony, neutrony, lekkie atomy Neutrony generowane w reaktorze są spowalniane w wyniku zderzeń z moderatorem (grafitem) do V = 4 km/s, co odpowiada energii E=0.08 ev a energia
Bardziej szczegółowoPomiary przekrojów czynnych na oddziaływanie elektronów z atomami Cs w pułapce magneto-optycznej
Pomiary przekrojów czynnych na oddziaływanie elektronów z atomami Cs w pułapce magneto-optycznej Pomiary w pułapce magneto-optycznej W wyniku oddziaływania elektronów z uwięzionymi w pułapce atomami następuje
Bardziej szczegółowoPierwsza eksperymentalna obserwacja procesu wzbudzenia jądra atomowego poprzez wychwyt elektronu do powłoki elektronowej atomu.
Pierwsza eksperymentalna obserwacja procesu wzbudzenia jądra atomowego poprzez wychwyt elektronu do powłoki elektronowej atomu Plan prezentacji Wprowadzenie Wcześniejsze próby obserwacji procesu NEEC Eksperyment
Bardziej szczegółowoRezonanse magnetyczne oraz wybrane techniki pomiarowe fizyki ciała stałego
Paweł Szroeder Rezonanse magnetyczne oraz wybrane techniki pomiarowe fizyki ciała stałego Wykład I Moment magnetyczny a moment pędu czynnik g. Precesja Larmora. Zjawisko rezonansu magnetycznego. Fenomenologiczny
Bardziej szczegółowoPhotovoltaics
Photovoltaics PV Cell PV Array Components opv Cells omodules oarrays PV System Components Net Metering PV Array Fields Disadvantages of Solar Energy Less efficient and costly equipment Part Time Reliability
Bardziej szczegółowoOperacje na spinie pojedynczego elektronu w zastosowaniu do budowy bramek logicznych komputera kwantowego
Stanisław Bednarek Zespół Teorii Nanostruktur i Nanourządzeń Katedra Informatyki Stosowanej i Fizyki Komputerowej WFiIS AGH Operacje na spinie pojedynczego elektronu w zastosowaniu do budowy bramek logicznych
Bardziej szczegółowoFizyka, technologia oraz modelowanie wzrostu kryształów. Metody optyczne w badaniach półprzewodników Przykładami różnymi zilustrowane
Fizyka, technologia oraz modelowanie wzrostu kryształów Metody optyczne w badaniach półprzewodników Przykładami różnymi zilustrowane Piotr Perlin Instytut Wysokich Ciśnień PAN piotr@unipress.waw.pl Wykład:
Bardziej szczegółowodr inż. Beata Brożek-Pluska SERS La boratorium La serowej
dr inż. Beata Brożek-Pluska La boratorium La serowej Spektroskopii Molekularnej PŁ Powierzchniowo wzmocniona sp ektroskopia Ramana (Surface Enhanced Raman Spectroscopy) Cząsteczki zaadsorbowane na chropowatych
Bardziej szczegółowoFunkcja rozkładu Fermiego-Diraca w różnych temperaturach
Funkcja rozkładu Fermiego-Diraca w różnych temperaturach 1 f FD ( E) = E E F exp + 1 kbt Styczna do krzywej w punkcie f FD (E F )=0,5 przecina oś energii i prostą f FD (E)=1 w punktach odległych o k B
Bardziej szczegółowoNadprzewodniki. W takich materiałach kiedy nastąpi przepływ prądu może on płynąć nawet bez przyłożonego napięcia przez długi czas! )Ba 2. Tl 0.2.
Nadprzewodniki Pewna klasa materiałów wykazuje prawie zerową oporność (R=0) poniżej pewnej temperatury zwanej temperaturą krytyczną T c Większość przewodników wykazuje nadprzewodnictwo dopiero w temperaturze
Bardziej szczegółowoRepeta z wykładu nr 8. Detekcja światła. Przypomnienie. Efekt fotoelektryczny
Repeta z wykładu nr 8 Detekcja światła Sebastian Maćkowski Instytut Fizyki Uniwersytet Mikołaja Kopernika Adres poczty elektronicznej: mackowski@fizyka.umk.pl Biuro: 365, telefon: 611-3250 przegląd detektorów
Bardziej szczegółowoNierównowagowe kondensaty polarytonów ekscytonowych z gigantycznym rozszczepieniem Zeemana w mikrownękach półprzewodnikowych
Nierównowagowe kondensaty polarytonów ekscytonowych z gigantycznym rozszczepieniem Zeemana w mikrownękach półprzewodnikowych B. Piętka, M. Król, R. Mirek, K. Lekenta, J. Szczytko J.-G. Rousset, M. Nawrocki,
Bardziej szczegółowodr inż. Zbigniew Szklarski
Wykład 13: Pole magnetyczne dr inż. Zbigniew Szklarski szkla@agh.edu.pl http://layer.uci.agh.edu.pl/z.szklarski/ Wektor indukcji pola magnetycznego, siła Lorentza v v L Jeżeli na dodatni ładunek q poruszający
Bardziej szczegółowoReakcje jądrowe. X 1 + X 2 Y 1 + Y b 1 + b 2
Reakcje jądrowe X 1 + X 2 Y 1 + Y 2 +...+ b 1 + b 2 kanał wejściowy kanał wyjściowy Reakcje wywołane przez nukleony - mechanizm reakcji Wielkości mierzone Reakcje wywołane przez ciężkie jony a) niskie
Bardziej szczegółowoRównania Maxwella. roth t
, H wektory natężenia pola elektrycznego i magnetycznego D, B wektory indukcji elektrycznej i magnetycznej J gęstość prądu elektrycznego Równania Maxwella D roth t B rot+ t J Dla ośrodka izotropowego D
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 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 szczegółowoPodstawy Fizyki III Optyka z elementami fizyki współczesnej. wykład 13, Mateusz Winkowski, Łukasz Zinkiewicz
Podstawy Fizyki III Optyka z elementami fizyki współczesnej wykład 13, 16.11.017 wykład: pokazy: ćwiczenia: Czesław Radzewicz Mateusz Winkowski, Łukasz Zinkiewicz Radosław Łapkiewicz Wykład 1 - przypomnienie
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 szczegółowoObserwable polaryzacyjne w zderzeniach deuteronu z protonem
Obserwable polaryzacyjne w zderzeniach deuteronu z protonem Seminarium Fizyka Jądra Atomowego Wydział Fizyki Uniwersytetu Warszawskiego Elżbieta Stephan Zakład Fizyki Jądrowej i Jej Zastosowań Instytut
Bardziej szczegółowo2008/2009. Seweryn Kowalski IVp IF pok.424
2008/2009 seweryn.kowalski@us.edu.pl Seweryn Kowalski IVp IF pok.424 Plan wykładu Wstęp, podstawowe jednostki fizyki jądrowej, Własności jądra atomowego, Metody wyznaczania własności jądra atomowego, Wyznaczanie
Bardziej szczegółowoAtomy w zewnętrznym polu magnetycznym i elektrycznym
Atomy w zewnętrznym polu magnetycznym i elektrycznym 1. Kwantowanie przestrzenne momentów magnetycznych i rezonans spinowy 2. Efekt Zeemana (normalny i anomalny) oraz zjawisko Paschena-Backa 3. Efekt Starka
Bardziej szczegółowoIV.4.4 Ruch w polach elektrycznym i magnetycznym. Siła Lorentza. Spektrometry magnetyczne
r. akad. 005/ 006 IV.4.4 Ruch w polach elektrycznym i magnetycznym. Siła Lorentza. Spektrometry magnetyczne Jan Królikowski Fizyka IBC 1 r. akad. 005/ 006 Pole elektryczne i magnetyczne Pole elektryczne
Bardziej szczegółowoWykład 3 Zjawiska transportu Dyfuzja w gazie, przewodnictwo cieplne, lepkość gazu, przewodnictwo elektryczne
Wykład 3 Zjawiska transportu Dyfuzja w gazie, przewodnictwo cieplne, lepkość gazu, przewodnictwo elektryczne W3. Zjawiska transportu Zjawiska transportu zachodzą gdy układ dąży do stanu równowagi. W zjawiskach
Bardziej szczegółowoElektrodynamika Część 8 Fale elektromagnetyczne Ryszard Tanaś Zakład Optyki Nieliniowej, UAM
Elektrodynamika Część 8 Fale elektromagnetyczne Ryszard Tanaś Zakład Optyki Nieliniowej, UAM http://zon8.physd.amu.edu.pl/~tanas Spis treści 9 Fale elektromagnetyczne 3 9.1 Fale w jednym wymiarze.................
Bardziej szczegółowoSpektroskopia Ramanowska
Spektroskopia Ramanowska Część A 1.Krótki wstęp historyczny 2.Oddziaływanie światła z osrodkiem materialnym (rozpraszanie światła) 3.Opis klasyczny zjawiska Ramana 4. Widmo ramanowskie. 5. Opis półklasyczny
Bardziej szczegółowo2/τ. ω fi Wojciech Gawlik - Wstęp do Fizyki Atomowej, 2009/10. wykład 10 1/14 = 1. 2 fi 0.5
Streszczenie W9: stany niestacjonarne niestacjonarne superpozycje stanów elektronowych promieniują polaryzacja składowych zeemanowskich = wynik szczególnej ewolucji stanów niestacjonarnych w polu B przejścia
Bardziej szczegółowo1.1 Przegląd wybranych równań i modeli fizycznych. , u x1 x 2
Temat 1 Pojęcia podstawowe 1.1 Przegląd wybranych równań i modeli fizycznych Równaniem różniczkowym cząstkowym rzędu drugiego o n zmiennych niezależnych nazywamy równanie postaci gdzie u = u (x 1, x,...,
Bardziej szczegółowoUporzadkowanie magnetyczne w niskowymiarowym magnetyku molekularnym
Uporzadkowanie magnetyczne w niskowymiarowym magnetyku molekularnym (tetrenh 5 ) 0.8 Cu 4 [W(CN) 8 ] 4 7.2H 2 O T. Wasiutyński Instytut Fizyki Jadrowej PAN 15 czerwca 2007 Zespół: M. Bałanda, R. Pełka,
Bardziej szczegółowoMetody rezonansowe. Magnetyczny rezonans jądrowy Magnetometr protonowy
Metody rezonansowe Magnetyczny rezonans jądrowy Magnetometr protonowy Co należy wiedzieć Efekt Zeemana, precesja Larmora Wektor magnetyzacji w podstawowym eksperymencie NMR Transformacja Fouriera Procesy
Bardziej szczegółowoWstęp do Optyki i Fizyki Materii Skondensowanej
Wstęp do Optyki i Fizyki Materii Skondensowanej Część I: Optyka, wykład 8 wykład: Piotr Fita pokazy: Andrzej Wysmołek ćwiczenia: Aneta Drabińska, Barbara Piętka, Paweł Kowalczyk Wydział Fizyki Uniwersytet
Bardziej szczegółowoW stronę plazmonowego wzmocnienia efektów magnetooptycznych
W stronę plazmonowego wzmocnienia efektów magnetooptycznych Joanna Papierska J. Suffczyński, M. Koperski, P. Nowicki, B. Witkowski, M. Godlewski, A. Navarro-Quezada, A. Bonanni Warsztaty NanoWorld 2011,
Bardziej szczegółowoNowa odmiana tlenku żelaza: obliczenia ab initio i pomiary synchrotronowe
Nowa odmiana tlenku żelaza: obliczenia ab initio i pomiary synchrotronowe Przemysław Piekarz Zakład Komputerowych Badań Materiałów Instytut Fizyki Jądrowej PAN Ab initio (łac.) - od początku H ψ =E ψ Ab
Bardziej szczegółowoThe role of band structure in electron transfer kinetics at low dimensional carbons
The role of band structure in electron transfer kinetics at low dimensional carbons Paweł Szroeder Instytut Fizyki, Uniwersytet Mikołaja Kopernika, ul. Grudziądzka 5/7, 87-100 Toruń, Poland Reakcja przeniesienia
Bardziej szczegółowoWykład 6: Reprezentacja informacji w układzie optycznym; układy liniowe w optyce; podstawy teorii dyfrakcji
Fotonika Wykład 6: Reprezentacja informacji w układzie optycznym; układy liniowe w optyce; podstawy teorii dyfrakcji Plan: pojęcie sygnału w optyce układy liniowe filtry liniowe, transformata Fouriera,
Bardziej szczegółowoStanisław Bednarek ZFTiK WFiIS AGH. Indukton, czyli. Soliton elektronowy w nanostrukturach półprzewodnikowych.
Stanisław Bednarek ZFTiK WFiIS AGH Indukton, czyli Soliton elektronowy w nanostrukturach półprzewodnikowych. Indukton, A: I do not believe that this paper has any scientific value. czyli Soliton elektronowy
Bardziej szczegółowoPodstawy Fizyki IV Optyka z elementami fizyki współczesnej. wykład 13, Radosław Chrapkiewicz, Filip Ozimek
Podstawy Fizyki IV Optyka z elementami fizyki współczesnej wykład 13, 6.03.01 wykład: pokazy: ćwiczenia: Czesław Radzewicz Radosław Chrapkiewicz, Filip Ozimek Ernest Grodner Wykład 1 - przypomnienie stosy
Bardziej szczegółowoWykład 8 ELEKTROMAGNETYZM
Wykład 8 ELEKTROMAGNETYZM Równania Maxwella dive = ρ εε 0 prawo Gaussa dla pola elektrycznego divb = 0 rote = db dt prawo Gaussa dla pola magnetycznego prawo indukcji Faradaya rotb = μμ 0 j + εε 0 μμ 0
Bardziej szczegółowoMagnetyczny Rezonans Jądrowy (NMR)
Magnetyczny Rezonans Jądrowy (NMR) obserwacja zachowania (precesji) jąder atomowych obdarzonych spinem w polu magnetycznym Magnetic Resonance Imaging (MRI) ( obrazowanie rezonansem magnetycznym potocznie
Bardziej szczegółowoIV. Transmisja. /~bezet
Światłowody IV. Transmisja BERNARD ZIĘTEK http://www.fizyka.umk.pl www.fizyka.umk.pl/~ /~bezet 1. Tłumienność 10 7 10 6 Tłumienność [db/km] 10 5 10 4 10 3 10 2 10 SiO 2 Tłumienność szkła w latach (za A.
Bardziej szczegółowo