Дифракція світла на дифракційній гратці 2 страница

До складу оптичної частини мікроскопа входять об’єктив та окуляр. Об’єктив розташований на нижній частині зорової труби, яка називається тубусом, а окуляр – на верхній. Тубус можна переміщати, змінюючи відстань між об’єктивом мікроскопа і досліджуваним предметом . Предмет розміщають на предметному столику під об’єктивом мікроскопа і освітлюють його розсіяним сонячним світлом за допомогоюдзеркала, або безпосередньо освітлювачем.

Окуляр в мікроскопі використовується як лупа і встановлюється так, щоб отримане об’єктивом проміжне зображення предмета знаходилося між окуляром і його фокусом . При цьому, кінцеве зображення предмета в окулярі буде уявним, збільшеним та оберненим.

Збільшення мікроскопа дорівнює добутку збільшень об’єктива і окуляра. Збільшення в об’єктиві дорівнює приблизно відношенню довжини тубуса мікроскопа до фокусної відстані об’єктива. Збільшення в окулярі становить , де – відстань найкращого зору (~ 0,25 м), а – фокусна відстань окуляра.

Тому . (1.8)

РОЗДІЛ IV. Квантова фізика.

Тема 10. Основи квантової оптики.

5.Закон Стефана-Больцмана.

У 1884 р. Л. Больцман, застосувавши термодинамічний метод для дослідження рівноважного теплового випромінювання всередині замкненої порожнини, теоретично показав, що:

інтегральна випромінювальна здат­ність абсолютно чорного тіла пропорційна до четвертого степеня його абсолютної температури. .

Цей закон називають законом Сте­фана-Больцмана, бо Д. Стефан на основі експериментальних даних дійшов аналогічного висновку. Але Д. Стефан помилково вважав, що інтегральна випромінювальна здатність будь-якого тіла пропорційна до четвертого степеня його абсолютної температури.

Коефіцієнт пропорційності називають сталою Стефана-Больцмана. Внаслідок численних експериментів знайдено, що .Енергія, яка випромінюється за час t абсолютно чорним тілом з поверхні S при температурі Т, дорівнює:

.

Якщо ж температура тіла змінюється з часом, тобто , то .

6.Закон зміщення Віна. - функція відношення частоти випромінювання абсолютно чорного тіла до його температури.

Віну не вдалося теоретично встановити вигляд функції

.

Проте закон Віна дав змогу досягнути ряд важливих результатів.

Отримаємо закон Стефана-Больцма­на: де – сталий коефіцієнт. Із закону Віна можна знайти залежність від температури частоти , яка відповідає максимальному значенню випромінювальної здатності абсолютно чор­ного тіла. При частинна похідна має дорівнювати нулю: ; .

Звідси

,

де - стала величина, яка є коренем рівняння і залежить від вигляду функції . Рівняння виражає закон зміщення Віна:частота, яка відповідає максималь­ному значенню випромінювальної здатнос­ті абсолютно чорного тіла, прямо пропорційна до його абсолютної температури.

Закон зміщення Віна: довжина хвилі , яка відповідає максимальному значенню випромінювальної здатності абсолютно чорного тіла, обернено пропорційна до його температури:

,

де - стала Віна, .

Із закону Віна видно, що при зниженні температури абсолютно чорного тіла максимум енергії його випромінювання зміщується в область великих довжин хвиль. Отже, стає зрозуміло, чому при зниженні температури світних тіл в їх спектрі все більше переважає довгохвильове випромінювання.

7.Фотоелектричний ефект. Закони зовнішнього фотоефекту. Використання фотоефекту. 9. Рівняння Ейнштейна для фотоефекту.

Поглинання світлового випромінювання в речовині часто супроводжується електричними явищами, які називають фотоелектричним ефектом.

Фотоелектричним ефектом називаються електричні явища, які супровод­жують поглинання світлового випромінювання в речовині.

Розрізняють:

1) зовнішній фотоефект – виривання електронів з речовини під дією світла;

2) внутрішній фотоефект, при якому відбувається лише збільшення кількості вільних електронів всередині речовини, але вони не виходять назовні;

3) фотогальванічний ефект, при якому на границі поділу напівпровідника і металу або на границі поділу двох напівпровідників під впливом опромінювання виникає електрорушійна сила (за відсутності зовнішнього електричного поля);

4) фотоефект в газоподібному середовищі, який полягає у фотоіонізації окремих молекул або атомів.

Розглянемо закономірності зовнішнього фотоефекту. Зовнішній фотоефект спостерігається у твердих тілах, а також у газах. Фотоефект відкрив у 1887 р. Г.Герц, який виявив, що при освітленні негативного електрода іскрового розрядника ультрафіолетовими променями розряд відбувається при меншій напрузі між електродами, ніж без такого освітлення.

Перші фундаментальні дослідження фотоефекту виконані в 1888 – 1889 р.р. О.Г. Столєтовим за допомогою установки, що показана на рис. 272. Конденсатор, утворений дротяною сіткою з міді C і суцільною цинковою пластинкою D, був послідовно ввімкнений з гальванометром G в коло акумуляторної батареї Б. При освітленні негативно зарядженої пластини світлом від джерела у колі виникав електричний струм, який називається фотострумом. На основі своїх дослідів Столєтов дійшов таких висновків:

1) найбільшу дію чинять ультрафіолетові хвилі;

2) сила струму зростає із збільшенням освітленості пластини;

3) заряди, які випускаються під дією світла, мають від’ємний знак.

У 1898 р. Леонард і Томсон методом відхилення зарядів у електричному і магнітному полях визначили питомий заряд частинок, що вириваються світлом з катода, довівши, що ці частинки є електронами.

Леонард й інші дослідники удосконалили прилад Столєтова, помістивши електроди у вакуумну трубку (рис. 273).

Катод К, який покритий досліджуваним металом, освітлювався монохроматичним світлом, що проходить у трубку через
кварцове вікно. Напругу між катодом і анодом можна регулювати за допомогою потенціометра П і вимірюють вольтметром V. Дві акумуляторні батареї Б₁ і Б₂, увім­кнуті „назустріч одна одній”, дають можливість за допомогою потенціометра змінювати не лише абсолютну величину, а й знак напруги U. Цей пристрій дав можливість дослідити вольт-амперну характеристику фотоефекту – залежність фотоструму І від напруги між електродами (рис. 274).

Така залежність відповідає двом
різним освітленостям Е катода. У міру
збільшення напруги U фотострум І поступово зростає, тобто все більша кількість фотоелектронів досягає анода. Максималь­не значення фотоструму І_н, яке називається фотострумом насичення, відповідає таким значенням U, при яких усі електрони, що вибиваються з катода, досягають анода: І_н=en, де n – кількість електронів, які вилітають з катода за 1с.

З вольт-амперної характеристики виходить, що при U=0 фотострум не зникає. Електрони, вибиті з катода світлом, мають деяку початкову швидкість , а отже, і відмінну від нуля кінетичну енергію і можуть досягати анода без зовнішнього поля. Для того, щоб фотострум став нульовим, необхідно прикласти затримуючу напругу . При жоден з електронів не може подолати затримуючого поля і досягнути анода. Отже,

,

тобто, вимірявши , можна знайти максимальне значення швидкості і кінетичної енергії фотоелектронів.

Дослідами встановлено такі основні закони зовнішнього фотоефекту:

І. Закон Столєтова: при фіксованій частоті падаючого світла кількість фотоелектронів, що вириваються з катода за одиницю часу, пропорційне до інтенсивності світла (сила фотоструму насичення пропорційна до енергетичної освітленості E катода – , – спектральна густина фотокатода).

ІІ. Максимальна початкова швидкість фотоелектронів визначається лише частотою світла і не залежить від його інтенсивності. Величина зростає із збільшенням частоти .

ІІІ. Для кожної речовини існує „червона межа” фотоефекту, тобто максимальна довжина хвилі , при якій спостерігається фотоефект. Величина залежить від хімічної природи речовини і стану його поверхні.

Важливе значення має залежність спектральної чутливості від довжини світлової хвилі. З рис. 275 видно, що, починаючи від „чер­воної межі”, із змен­шенням відбувається зростання чутливості фотокатода.

Столєтовим була встановлена фактична безінерційність зовнішнього фотоефекту. Проміжок часу між початком освітлення і початком фотоструму не перевищує .

Фотоефект не можна пояснити з
погляду хвильової теорії світла.

А. Ейнштейн в 1905 р. показав, що явище фотоефекту і його закономірності можуть бути пояснені на основі запропонованої ним квантової теорії фотоефекту.

Згідно з Ейнштейном світло частотою не лише випромінюється, але і поширюється в просторі і поглинається речовиною окремими порціями, енергія яких . Поширення світла треба розглядати не як неперервний хвильовий процес, а як потік локалізованих у просторі дискет­них світлових квантів, що рухаються зі швидкістю поширення світла у вакуумі. Ці кванти електромагнітного випромінювання отримали назву фотонів.

За Ейнштейном кожний фотон пог­линається лише одним електроном. Тому кількість вирваних фотоелектронів повинна бути пропорційна до кількості поглинутих фотонів, тобто пропорційна до ін­тенсивності світла (І закон фотоефекту). Безінерційність фотоефекту пояснюється тим, що передача енергії при зіткненні фотона з електроном відбувається майже миттєво.

Енергія падаючого фотона витрачається на виконання електроном роботи виходу А з металу і на надання електрону, який вилетів, кінетичної енергії .

За законом збереження енергії

.

Це рівняння Ейнштейна для зовнішнього фотоефекту.

10.Тиск світла. Досліди Лебедєва.

Одним з підтверджень наявності у фотонів маси та імпульсу є світловий тиск.

Необхідність існування тиску світла вперше показав Д. Максвелл, виходячи із розробленої ним електродинамічної теорії.

Якісно механізм тиску світла можна пояснити з хвильових властивостей світла. Нехай на плоску поверхню тіла діє перпен­дикулярно до неї монохроматична хвиля (рис. 276). Під дією сили електричного поля електро­магнітної хвилі по­зитивні і негативні заряди зміщуються вздовж поверхні тіла у протилежні сторони. А з боку магнітного поля на ці заряди діє сила Лоренца , яка втискає ці заряди в речовину. Сила Лоренца пропорційна до , зрештою до добутку , а він у свою чергу пропорційний до густини енергії падаючої хвилі w.

У 1901 р П.М. Лебедєв вперше експериментально виявив і виміряв тиск світла на тверді тіла і гази

Прилад Лебедєва – це досить чутливі крутильні терези, рухома система яких складалась з легкого каркаса із закріпленими на ньому тонкими кружками, які розміщені симетрично відносно осі підвісу (рис. 277). Деякі крильця були дзеркальними, а поверхня інших була зачорнена. Усю цю систему підвішували на тонкій пружній нитці всередині закритого скляного балона, в якому був створений високий вакуум. Крильця освітлювали вольтовою дугою, напрямленою на них за допомогою системи лінз і дзеркал. Величину світлового тиску на крильця визначали за кутом закручування нитки підвісу.

Тиск світла настільки малий, що для його надійного вимірювання треба було усунути вплив на крильця всіх інших факторів. Вплив конвекційних струмин повітря Лебедєв усунув, саме створивши в балоні досить високий вакуум. Однак і в такому разі не було усунуто так званий радіометричний ефект. Причина його в тому, що зачорнене крильце нагрівається внаслідок поглинання світла, яке падає на нього, причому температури освітленої і неосвітленої (задньої) поверхонь крильця неоднакові. Молекули розрідженого повітря в балоні відбиваються від нагрітої поверхні крилець з більшою швидкістю, передаючи їм відповідно більший імпульс. Тиск, зумовлений такою дією значно більший за світловий. Радіометричний ефект може призвести до того, що в досліді тиск на зачорнене крильце буде більший за тиск на дзеркальне крильце тих самих розмірів. Лебедєв усунув вплив радіометричного ефекту, використавши у своїх дослідах дуже тонкі крильця різної товщини від 0,01 до 0,1 мм.

Тиск світла на дзеркальне крильце з коефіцієнтом відбиття виявився у два рази більший, ніж тиск на зачорнене крильце .

З погляду квантової теорії тиск світ­ла на поверхню якого-небудь тіла зумовлений тим, що при ударі з цією поверхнею кожний фотон передає їй свій імпульс. При відбиванні світла від поверхні тіла падаючий фотон поглинається поверхнею, а потім знову випромінюється нею з імпульсом протилежного напрямку.

Знайдемо тиск, який чинить на ідеально відбивні стінки замкненої порожнини ізотропне монохроматичне випромі­нювання в цій порожнині. Для спрощення припустимо що порожнина має форму куба з ребром, яке дорівнює l. Внаслідок ізотропності випромінювання можна вважати, що всі напрями руху фотонів рівноімовірні, тобто фотони рухаються як молекули ідеального одноатомного газу. Тиск ідеального газу на стінки порожнини можна знайти з основного рівняння кінетичної теорії газів:

.

Для фотонів , , тому .Отже, , де - повна енергія фотонів у порожнині, а тиск на стінки порожнини , де - об'ємна густина енергії випромінювання. Як другий приклад розглянемо світловий тиск, який чинить на поверхню тіла потік неізотропного монохроматичного випромінювання, що падає на поверхню аb під кутом і (рис. 278). Нехай за одиницю часу на повер­хню аb падає N фотонів. Якщо - коефіцієнт відбивання світла від поверхні, то з N фотонів дзеркально відбиваються, а поглинаються. Фотони, що відбиваються, передають тілу сумарний за одиницю часу імпульс, який напрямлений перпендикулярно до поверхні і числoво дорівнює .Поглинуті фотони передають тілу сумарний імпульс за одиницю часу, нормальна складова до якого числово ста­новить . Отже, тиск світла на поверхню визначається формулою

де – енергія всіх фотонів, що падають на одиницю площі поверхні за диницю часу, тобто інтенсивність світла. Величина – об’ємна густина енергії падаючого випромінювання.

Отже, .Для абсолютно відбивної поверхні тиск випромінювання вдвічі більший, ніж для абсолютно поглинаючої поверхні .Тиск сонячного випромінювання (в ясний день) на поглинаючу поверхню, що орієнтована перпендикулярно до променів, приблизно становить .Отже, світло одночасно має властивості безперервних електромагнітних хвиль і властивості дискретних фотонів. Воно являє собою діалектричну єдність цих протилежних властивостей. Корпускулярні і хвильові властивості світла не виключають, а навпаки, взаємно доповнюють одне одного.

Тема 11.Будова атома за Резерфордом-Бором.

1.Досліди Резерфорда і ядерна модель атома.

Перша спроба створення моделі атома на основі нагромаджених експериментальних даних належить Дж. Томсону (1903р.). Згідно з цією моделлю атом є рів­номірно зарядженою кулею радіусом ~ , всередині якої біля своїх положень рівноваги коливаються електрони; сумарний від’ємний заряд електронів до­рівнює додатному заряду кулі. Модель Томсона виявилась неправильною.

Велику роль у розвитку уявлень про будову атома відіграли досліди Е. Резер­форда із вивчення розсіяння a- частинок в речовині.

a-частинки утворюються під час природного радіоактивного розпаду деяких важких елементів і є позитивно за­рядженими частинками з зарядом 2е і масою, яка приблизно в чотири рази більша за масу атома водню.

Спрощена схема досліду Резерфорда зображена на рис. 281.

Джерело a - частинок поміщене всередині свинцевої порожнини з вузьким каналом. Усі a -частинки, крім тих, що рухаються всередині вузького каналу, поглинаються свинцем. Потік a -частинок, пройшовши через вузьку діафрагму Д, потрапляє на тонку золоту фольгу Ф завтовшки , що складається з де­кількох атомних шарів. При проходженні через фольгу a -частинки відхиляються на різні кути і потрапляють на екран Е, який можна поміщати в різних положеннях відносно фольги. Екран покритий флюоресцентною речовиною. За допомогою мікроскопа М можна спостерігати міс­ця потрапляння a -частинок за свіченням екрану. Поведінку a -частинок після проходження через фольгу вивчали в камері Вільсона.

Резерфорд з’ясував, що потік a -частинок, пройшовши крізь фольгу, майже не відхиляється від прямолінійного нап­рямку і лише деякі частинки змінють нап­рямок руху, відхиляючись на дуже великі кути, близько 135 – 150° (рис. 282).

На підставі досліду Резерфорд зробив такі висновки.

1). Оскільки переважна більшість a -части­нок проходить через атоми, не змінюючи свого напрямку, то атом прозорий і частинки, на яких відбувається розсіювання, займають об’єм значно менший за об’єм атома.

2). Тому що при розсіюванні спостеріга­ються кути відхилення a -частинок
близько 150°, то взаємодіють одноіменно заряджені частинки, тобто роз­сіювання відбувається на позитивно заряджених частинках.

3). Після проходження a -частинкою фоль­ги в камері Вільсона спостерігалися треки однакової довжини, які належать лише a -частинці. Отже, маса частинки, на якій відбувається розсіювання, знач­но більша від маси a -частинки і через це вона не отримує прискорення.

4). Резерфорд приблизно розрахував розмір частинки, на якій відбувається розсіювання. Розглянемо центральний удар a -частинки, який відповідає куту розсіяння . Із закону збереження енергії випливає, що в момент найбільшого зближення a -частинки з невідомою частинкою її кінетична
енергія цілком перейде в потенціальну енергію їх взаємодії:

.

Оцінимо величину R для золота . Якщо припустити, що швидкість a -частинки , її маса , заряд електрона , то

.

В той же час, радіус атома .

Таким чином, частинка на якій відбувається розсіювання a -частинок займає в атомі об’єм, який значно менший від об’єму атома.

Резерфорд теоретично розглянув задачу про розсіювання a -частинок у кулонівському електричному полі частинки, що має заряд Q. Кут відхилення a - частинок тим більший, чим менша віддаль p від ядра до початкового напрямку руху a -частинки (рис. 282). Віддаль p називається „параметром удару”.

Закони динаміки дозволяють розрахувати залежність кута відхилення від параметра удару р, а методами теорії ймовірностей можна знайти ймовірність пролітання a -частинки на даній відстані р від частинки і тим самим ймовірність її відхилення на кут . Розрахунок показує, що із загального числа розсіяних N a -частинок в тілесному куті , що міститься між двома конічними поверхнями, твірні які утворюють кути і з початковим нап­рямком руху a -частинок, розсіюється така їх кількість: ,

де n – кількість a -частинок, які налітають на частинку через одиницю площі поперечного перерізу пучка за одиницю часу.

Для певної розсіюючої речовини при певній енергії a -частинок і заданій
густині їх потоку добуток повинен бути сталим, що було експерименталь­но підтверджено в дослідах Гейгера і Марсдена.

Наведена формула дозволяє за виміряним числом частинок, які розсіяні під певним кутом , визначити величину позитивного заряду , тому, що всі інші величини, що входять у цю формулу, доступ­ні вимірюванню. Оскільки атоми в нор­мальному стані нейтральні, то позитивний заряд повинен бути цілим кратним від значення заряду електрона: ,