Студопедия.Орг Главная | Случайная страница | Контакты | Мы поможем в написании вашей работы!  
 

Сыртқы фотоэф-т үшін Эйнштейн теңдеуі



Бұл теңдеу фотоэлектрондардың кинетикалық энергиясының түскен жарықтың жиілігіне тәуелділігін түсіндіреді (2-заң). Фотоэлектрондардың кинетикалық энергиясы нольге тең болатын жарықтың шектік жиілігі:

(немесе )

Фотоэффекттің қызыл шегарасы болып табылады (3-заң).

Эйнштейн теңдеуінің басқаша түрде жазылуы:

Табиғи поляризацияланған жарық. Жарық толқындары электромагниттік толқындардың бір түрі болып табылады да, олардың өрісін электр өрісі векторы мен магнит өрісі векторы арқылы сипаттауға болады. Бұл векторылар өзара және толқын таралатын бағытқа перпендикуляр болатындығын бұрыннан білеміз. Осындай жарық толқыны өрісінің векторлары үздіксіз өзгеріп тербелісте болады. Сондықтан, мұндай векторлар кейде жарық векторлары деп аталады. Жарық толқындары заттың атомдары мен молекулаларында жүріп жатқан кейбір процестер нәтижесінде пайда болады. Ал жарық көзі құрамында сансыз көп атомдар бар. Осы атомдардың шығаратын жарық толқындарының электр векторларының бағыттары әр түрлі болып ылғи да өзгеріп отырады. Сөйтіп, жарық толқынының электр өрісі векторының кеңістікте осылайша барлық бағытта таралатын жарық табиғи жарық депаталады. (2- сурет, а). Табиғи жарық толқындарының кез келген бағыттағы интенсивтігі бірдей болады.

Ал кейбір жағдайларда жарық толқыны тек белгілі бір бағытта ғана тербелуі де мүмкін. Осындай жарық поляризацияланған жарық деп аталады. (2 –сурет, в).

Егер жарық векторының тербелістері бір ғана жазықтықта болса, онда бұл жарық жазық поляризацияланған жарық болады.

Поляризацияланған жарықты арнайы поляроид деп аталатын поляризациялық қабықшасы арқылы алады. Осындай поляроидтың түріне целлуоид қабықшасының бетіне біркелкі бағытта күкірт қышқылына малынған иодты хинин кристалдарын жағып, одан табиғи жарық сәулесі өткізілсе, онда қабықшаның артқы бетінде тұрған экраннан поляризацияланған сәулені байқаймыз. Сәулелердің таралу бағытына нормаль поляроид қойылған да, одан өткен жарық сәулелері толық поляризацияланады. Онан кейін жарық сәулелері II поляроид арқылы өтіп экранға түседі. Осындағы I поляроид - поляризатор, ал II поляроид - анализатор деп аталады.

шағылған сәуленің толық поляризациялану кезіндегі түсу бұрышы i толық поляризациялану бұрышы деп аталады. Ағылшын физигі Д.Брюстер (1781-1863) көптеген эксперименттердің нәтижесінен 1811ж. мынандай қорытынды жасады, яғни жарықтың поляризациялану бұрышының тангенсі жарық шағылатын ортаның сыну көрсеткішіне тең болады:

(19)

Осы формула Брюстер заңы деп аталады да, кез келген заттардың сыну көрсеткіштерін анықтау үшін пайдаланады. Сөйтіп шағылған сәуле әр уақытта өзінің түсу жазықтығында поляризацияланады.

Ал сынған сәулеге келетін болсақ, олардың шағылған сәуле сияқты толық поляризацияланбай тек шала поляризациялануы үшін оның таралу жолына бірнеше қабат (мысал 9-10) шыны пластинкалар қою қажет, себебі әрбір шыны пластинкадан жарық сәулесі сынып өткен сайын оның поляризациялануы күшейе түседі де, сыну бұрышы толық поляризациялану бұрышына тең болғанда жарық толық поляризацияланады. Сөйтіп осындай шыны пластинкаы қабаттар Столетов табаны деп аталады. Осындай табанды шағылған және сынған сәулелердің поляризациясын зерттеу үшін қолданады.

Тербелістің кинеметикасы. Енді қозғалыстағы нүктенің кинематикасын қарастырайық. А нүк-тесі радиусы R шеңбер бойымен тұрақты бұрыштық жылдам-дықпен сағат тіліне қарсы бағытта бірқалыпты қозғалсын (1-сурет).

Егер алғашқы t =0 уақыт мезетінде оның орны -ге сәйкес келсе, онда нүкте t уақыттан кейін шеңбер бойымен қозғала отырып бұрышына бұрылады. нүктесінің X және Y осьтеріндегі проекцияларын М және N арқылы белгілейік. нүктесі шеңбер бойымен қозғалғандықтан М, N нүктелері X, Y осьтері бойынша периодты түрде қайталанып орын ауыстырады. Сөйтіп, М, N нүктелері О нүктесінің маңыңда.X, Y осьтері бойымен тербелмелі қозғалыс жасайды. Олай болса, М және N нүктелерінің уақытқа байланысты ауытқуы (1) формулалар бойынша анықталады, яғни 1-суретте көрсетілгендей, бұл формулаларды мына түрде жазуға болады:

Егер t =0 мезетте тербелістегі нүкте өзінің тепе-теңдік қалпында болмаса, онда оның алғашқы фазасы туралы сөз болады. Сонда соңғы теңдеулер (1) формулаға ұқсас болып шығады.

Сонымен, егер нүкте шеңбер бойымен бірқалыпты айналмалы қозғалатын болса, онда оның диаметрге түсірілген проекциялары сол диаметр бойымен гармоникалық тербелмелі қозғалыс жасайды. Бұл айтылған пікір гармоникалық тербелмелі қозғалыстың кинематикалық анықтамасын сипаттайды.

Тербелістегі нүктенің тепе-теңдік қалпынан ең үлкен ауытқуын оның амплитудасы (А) деп атайды. Ал тербеліс периодына кері шама тербеліс периодының жиілігі делінеді. Бұл шама бірлік уақыт ішіндегі тербеліс санын көрсетеді. Егер нүкте шеңберді толық бір айналып шықса, онда , олай болса бұрыштық жылдамдық мына түрде жазылады:

,

өйткені тең. Сонымен (1) формуладағы А –тербелістегі нүктенің амплитудасы, – оның фазасы. Ал – тербелістің алғашқы фазасы

Толқын интерференциясы. Осы кезге дейін біз толқындардың қозғалысын оқып-үйренгенде бір ғана толқынды қарастырдық. Алайда суға бір мезгілде бірнеше тас лақтырылса, оның бетінде бірнеше толқындар таралады. Немеcе бір бөлмеде бірнеше адам сөйлегенде дыбыс толқындары бір-бірімен қабаттасады. Толқындар бір-бірімен кездескенде олар әрқайсысының әрі қарай таралуына кедергі келтірмейді. Бұл қасиет тек толқындық қозғалысқа ғана тән және қандай толқын екеніне де (су бетіндегі толқын ба, дыбыс толқыны ма, электромагниттік толқындар ма, жарык толқыны ма) байланысты емес. Бірақ толқындар кездескен жерлерде олардың қабаттасуы байқалады. Осы толқындардың жолында кездесетін ортаның әрбір бөлшегі екі толқынның тербелмелі қозғалысына ілеседі. Ал енді әр бөлшектің қозғалысы осы тербелістердің қосындысын береді.

Демек, толқындардың қабаттасуы дегеніміз — олардың тербелістері өтетін ортаның әрбір нүктесінде осы толқындардың қосылуы. Ортаның кез келген бөлігінің қорытынды ығысуы жеке-жеке бөлшектердің ығысуларының қосындысына тең. Бұл ығысулар басқа толқындар жоқ кезде, таралып келе жатқан толқындардың әрбіреуі жүріп өткенде де пайда болады. Демек, толқын таралатын ортаның әрбір бөлшегіне бірнеше күштер әрекет етеді. Ал олардың қорытқы әрекеті жеке күштердің векторлық қосындысына тең (4.3-сурет).

Екі немесе бірнеше толқындардыц қабаттасуы кезінде кеңістіктің әр түрлі нүктелеріндегі қорытқы тербелістер амплитудаларының таралуы (максимум мен минимумдары кезекпен орналасқан) уақыт өтуінің өзгермей тұрақты қалатын құбылысты интерференция деп атайды.Кеңістікте интерференциялық сурет алу үшін қабаттасатын толқындардыц жиіліктері мен тербеліс фазалары бірдей болуы қажет. Мұндай толқындар когеренттік толқындар деп аталады. Когерентті толқындар бірдей жиілікпен тербелетін, ығысу фазалары тұрақты қалатын когерентті толқын көздерінен алынады.Толқындар интерференциясының қалай пайда болатынын анықтайық. Ол үшін М1 және М2 екі толқын көзінен бір бағытта шығатын екі толқынның таралуын қарастырайық (4.4-еурет). Кеңістіктің қайсыбір N нүктесінде М1 N және 2 N тербелістері бір-біріне қабаттасқанда не болатынын анықтайық. Бірінші толқынның тербеліс тендеуі

болады, мұндағы

бірінші толқын тербелісінің фазасы. Екінші толқынның теңдеуі:

мұндағы — екінші толқын тербелісінің фазасы. Олардың қабаттасуы нәтижесінде басқа амплитудадағы гармоникалық тербеліс аламыз. Сонымен қатар егер тербелістердің фазаларының айырымы болса, онда N нүктесінде қорытқы тербелістің күшеюі байқалады, яғни ол максимум нүктесі болады. Ал фазалар айырымы болса, онда қорытқы тербеліс әлсірейді, яғни минимум нүктесін аламыз. (4.5) және (4.1) формулаларын пайдаланып, фазалар айырымын есептейік:

шамасы толқындардың жол айырымы деп аталады. Сөйтіп, (4.7) және (4.9) формулаларын ескере отырып, интерференция кезіндегі максимум және минимум шарттарын аламыз: немесе

бұл максимум шарты.

Толық энергиясы. қозғалыстағы дененің кинетикалық энергиясымен тыныштықтағы энергиясының қосындысы.

Тізбектегі ядролық реакциялар. Атом ядролары элементар бөлшектермен немесе бір бірімен өзараәсерлесуі кезінде болатын өзгерістер ядролық реакциялар деп аталады. Реакцияға түсетін бөлшектердің өзара әсерлесуі, олар 10-15 қашықтыққа жақындағанда ғана ядролық күштердің әсерінен болады. Ядролық реакцияны алғаш рет 1919 ж Э.Резерфорд жүзеге асырды. Ол азот атомының ядросын радиоактивті элемент шығаратын α- бөлшектерімен атқылау нәтижесінде оттек изотопы мен протонды мына реакция бойынша алады:

147N+ 42He→ 178O+ 11P (14)

Бұл реакцияның теңдеуі қысқаша былай жазылады:

147N (α, p) 178O (15)

Кез келген ядролық реакцияларда зарядтар және массалық сандардың сақталу заңдары орындалады. Ядролар мен бөлшектердің реакцияға қатысқаннан кейінгі энергиясы реакцияға қатысқанға дейінгіден көп болса, онда энергия бөлінеді (экзотермиялық реакция). Кері жағдайда реакция кезінде энергия жұтылады (эндотермиялық реакция) 1932 ж ғалымдар Кокрофт және Уолтон үдетілген бөлшектердің көмегімен жасанды ядролық реакцияны жүзеге асырды. Олар протонды 0,8 Мэв энергияға дейін үдетіп барып, ядролық реакцияны бақылады. Литийді екі α бөлшегіне ыдырату мүмкіндігі табылды.

73Li+ 11H→ 42He+ 42He (16)

Ағылшын ғалымы Д.Чэдвиг 1932 жылы тәжрибелердің көмегімен нейтронды ашты. Нейтрон алынған ең бірінші ядролық реакция:

94Be+ 42He→ 126C+ 10n (17)

Элементтерді нейтрондармен атқылау арқылы жасанды- радиоактивті изотоптар алуға болады.

147N+10n → 146C+11H (18)

Келесі ыдырау: 146C→147N+-10е+00νе (19)

Мұндағы 00νе - электрондық антинейтрино. Организмнің қалдықтарындағы радиокөміртегінің 146C (Т1/2=5000 жыл) концентрациясын өлшеп (ағашта, сүйекте және т.б.), оның өмір сүруінің біткен уақытын аңықтауға болады.

Уран ядроларының бөлінетіндігін (1938 жылы) неміс ғалымдары О.Ган мен Ф.Штрассман ашқан. Уранды нейтрондармен атқылағанда, мынадай ядролық реакция жүреді:

23592U+ 10n→ 13954Xe+ 95 38Sr+210n (20)

Уранның бір ядросы бөлінген кезде 200 Мэв-тей энергия және бірнеше нейтрон босап шығатыны аңықталды. Активациялық энергиясы 1 Мэв жылдам нейтрондар негізінен 23892U, 23290 Th, 23991Pa элементтерінің ядросын бөле алады. Ал жылулық нейтрондар арқылы 23592U, 23392PU, 23090 Th изотоптарының ядроларын бөлуге болады. Атом ядросының бөліну процесі ядроның тамшы моделінің негізінде түсіндіріледі. Совет физигі Г.Н.Флеров пен К.А.Петржак 1940 жылы уран ядросының (спонтанды) бөлінетіндігін ашты. 23592U, 23994Pu және 23392U ядроларының бөлінуі кезінде олардың 2-3 нейтрондар шығаруы тізбекті реакцияны жүргізуге мүмкіндік береді. Тізбекті ядролық реакция деп оны тудыратын бөлшектер осы реакцияның өнімі ретінде пайда болатын реакцияны айтады. Бөліну процесінде ядродан ұшып шыққан нейтрондардың кез келгені көрші ядроны бөлуі мүмкін, одан да келесі бөлінуді туғыза алатын нейтрондар бөлінеді. Осылай бөлінетін ядролар саны тез өседі де, тізбекті реакция пайда болады

Фотондар. Фотонның массасы, энергиясы және импульсі. Жарық энергиясының кванты фотон деп те аталады. Сонда жарық дегеніміз фотондар ағыны болады. Фотонның энергиясы (έ) жарық тербеліс жиілігіне (ν-ге) пропорционал:

(3)

мұндағы h-Планк тұрақтысы.

Эйнштейнше фотоэффект құбылысы кезінде әрбір электрон жеке бір фотонның әсерінен бөлініп шығады. Сондықтан бөлініп шыққан фотоэлектрондардың саны жарық интенсивтігіне пропорционал болуы керек (фотоэффектің 3 заңы). Фотонның электронмен соқтығысы кезіндегі энергия алмасуы өте тез өтеді, демек фотоэффект лезде болатын құбылыс.

Әрбір электрон тек бір фотон энергиясын жұтады. Ол жұтылған фотон энергиясы электронды металдан бөліп шығару (А) жұмысын істеуге жұмсалады және фотоэлектронның кинетикалық энергиясына айналады. Энергияның сақталу заңы бойынша:

hν = A+mύ2max / 2 (4)

мұндағы m- электронның массасы, ύ- оның метал бетінен бөлініп шыққандағы жылдамдығы.Осы (3) өрнек сыртқы фотоэффект үшін Эйнштейн теңдеуі деп аталады. Осы теңдеуге сүйеніп, тәжрибеден мәлім сыртқы фотоэффект заңдарын толық түсіндіруге болады. Эйнштейн теңдеуі бойынша фотоэлектрондардың максимал кинетикалық энергиясы мынаған тең болады

2 / 2 = hν – A (5)

демек, фотоэлектронның максимал кинетикалық энергиясы түскен жарықтың жиілігі жоғарылағанда сызықты түрде артады да, жарықтың интенсивтігіне (фотондардың санына) тәуелді болмайды, себебі А-да, ν-да жарықтың интенсивтігіне тәуелді емес (фотоэффекттің 1 заңы).

Егер түскен жарық кванты энергиясы (hν) фотоэлектронның металдан шығу жұмысына тең (hν0=A) болса, онда электронның максимал кинетикалық энергиясы mύ2max / 2 = 0болады, бұл жағдайда фотоэффект құбылысы байқалмайды.Тербеліс жиілігі ν0-ден кем жарық фотоэффекті қоздыра алмайды. Фотоэффекті байқау үшін hν0 ≥ A болуы қажет, ендеше жарықтың ν0 = A / h тербеліс жиілігі фотоэффектінің қызыл шегіне дәл келеді.

Фотоэффекттің қызыл шегі тек электродтың материалымен ғана анықталады және де жарық интенсивтігіне тәуелсіз болады (фотоэффектің 2-заңы).

Жарық ағыны энергиясының тығыздығы (жарық интенсивтігі) фотон ағыны тығыздығына, яғни ағынның көлденең қимасының бірлік ауданынан уақыт бірлігі ішінде өтетін фотон санына тура пропорционал. Уақыт бірлігінде жұлынып шығарылған электрондар саны фотон ағыны тығыздығына тура пропорционал. Осыдан металдан уақыт бірлігінде ұшып шығатын электрондар саны жарық интенсивтігіне тура пропорционал екендігі келіп шығады (фотоэффектің 3-заңы).

Фотоэффектің лезде басталуы да жарықтың затпен әсерлесуінің кванттық табиғатының дәлелі болып табылады. Фотон электронмен соқтығысқанда электронға барлық энергиясын береді, ал энергия алмасуы өте тез өтеді.

Эйнштейннің жарық дискретті үлестер түрінде шығарылып және жұтылуымен қатар, дискретті бөлшектер (фотондар) түрінде тарайды деген жорамалы 1924 ж. неміс физигі В. Боте тәжірибесінде тікелей расталды. Фотондардың бар екендігі тәжірибеде дәлелденді (абсолют қара дененің сәуле шығаруы, фотоэффект). Аталған құбылыстарды түсіндіргенде фотонның тек бір сипаттамасы - оның εф=hv энергиясы пайдаланды. Энергиядан басқа фотонның массасы және импульсы да болады.

Салыстырмалық теориясына сәйкес энергия әрқашан массамен мынадай байланыста болады ε=mc2. Фотон энергиясы hv болғандықтан, оның массасы былай анықталады (6)

Фотонның тыныштық массасы болмайды, демек m0=0; ол тыныштықта өмір сүрмейді. Фотонның импульсы мен εф энергиясы салыстырмалық теориясының жалпы формуласына сәйкес мына қатынаспен байланысқан:

(7)

Фотон үшін , сонда

(8)

Фотон электромагниттік толқынның тарау бағытында қозғалады. Фотонның импульсы жарық сәулесімен бағыттас болады. Фотонның заряды және магнит моменті болмайды. Фотонның бөлігі болмайды, тек бүтін фотон болады. Егер фотондардың импульсы болса, онда жарық денеге түскенде оған қысым көрсетуі керек.

Жарықтың бетке нормаль бойымен түскендегі қысымы мынаған тең болады: (9)

Мұнда - жарықтың интенсивтігі

- жарықтың шағылу коэффициенті

- жарықтың вакуумдағы жылдамдығы

Егер дене түскен жарықты толық жұтатын болса, онда болады да, жарық қысымы мынаған тең болады: ;

Егер денеге түскен жарық түгел шағылатын болса, онда болады да, жарық қысымы былай өрнектеледі:

Фотоэфект-ң заңдары. (1) Столетов заңы: түскен жарықтың жиілігінің бекітілген (тұрақты) мәнінде бірлік уақыт ішінде фотокатодтан шыққан фотоәлектрондар саны жарық интенсивтілігіне пропорционал (қанығу фототок күші катодтың әнергетикалық жарықталуына пропорционал).

(2) Фотоәлектрондардың бастапқы максимал жылдамдықтары түскен жарықтың интенсивтілігіне тәуелді емес, тек жарықтың жиілігімен анықталады.

(3) Әр зат үшін фотоәффекттің қызыл шегарасы бар – одан төмен мәнде фотоәффект мүмкін болмайтын жарық жиілігінің минимал мәні (заттың химиялық құрылымына және зат бетінің күйіне байланысты).

Фотоәффект механизмін түсіндіру үшін Әйнштейн өз жорамалын ұсынды. Әйнштейн жорамалы бойынша жиілігі жарық тек бөлек кванттар ретінде шығарылып қоймай, сонымен қатар кеңістікте таралып, затпен бөлек порциялар (кванттар) ретінде жұтылады. Кванттардың әнергиялары:

Вакуумда с жарық жылдамдығымен таралатын жарық кванттары фотондар деп аталады.

Түскен фотонның әнергиясы әлектронның металданшығу үшін істелінетін шығу жұмысынаА және ұшып шыққан фотоәлектронға кинетикалық әнергия беру үшін жұмсалады.





Дата публикования: 2015-11-01; Прочитано: 5182 | Нарушение авторского права страницы | Мы поможем в написании вашей работы!



studopedia.org - Студопедия.Орг - 2014-2024 год. Студопедия не является автором материалов, которые размещены. Но предоставляет возможность бесплатного использования (0.015 с)...