Если отверст. открыв. четное число зон Френеля то в т. P наблюд. min, если нечетное

Пусть на пути сферич. фронта свет. волны распол. круглый непрозрачный диск, к-й закрыв. 1-е m зон Френеля.

A= A_m+1-A_m+2+A_m+3-A_m+4+…=A_m+1/2+(A_m+1/2-A_{m+2+ Am+3}/2)+(A_m+3/2-…=A_m+1/2

Видно что в т.P всегда наблюд. max. Расчитаем радиус зон Френеля.

r_m²=a²-(a-h)²=(b-ml/2)²-(b+h)², пренебрегая величинами порядка l² окончательно получаем

r_m=Ö(abml/(a+b))- сферический фронт свет. волны

r_m=lim_a_®¥Ö(abml/(a+b))=Ö(bml) т.е. r_m=Ö(bml)-плоский фронт свет. волны.

2. Тепловое равновесное излучение. Закон Кирхгофа.

Т. и. это излучение эл–маг вол нагретым вещ. Т. и. происходит за счет внут. энергии нагретого тела нах. в связи с термодин. средой. То это наз. равновесным излучением. В теории Т.и. вводится понятие абсол. черного тела. Аб. ч. тело–это тело к–е полностью поглощ. падающий на него излучение (не отраж.). Моделью а.ч. тела может служить маленькое отверстие в полой сфере. Для описания Т.и. вводится след. величины R_э–энерг. светимость (излучательность), эта энергия излуч. с ед поверх. нагретого тела за ед времени на всех длинах волн (мощность). A(l,T)–поглощ. способ. тела, A(l,T)=W_погл(l,T)/ W_пад(l,T)–отнош. пад. энергии к поглощ. (на длине волны l при темп. T). E(l,T)–спектральн. плотность излучат. способности–эта энерг. излучаем. с ед. поверхн. тела за ед времени на длине волны l.

Закон Киргофа. Для всех тел справедливо соотнош. E(l,T)/A(l,T)=const=e(l,T)–спектраль. плотность излучат. способность а.ч. тела. Отсюда видно что а.ч. тело излучает больше любого др.

3. Корпускулярно-волновой дуализм свойств вещества. Гипотеза де Бройля. Дифракция электронов.

В 1924г Луи де-Бройль высказал гипотезу, согласно которой дуализм (двойственность) св-в присущи не только оптическим явлениям, но и к материи вообще. В частности с потоком электронов связан волновой процесс, который влияет на поведение электрона как частицу, заряд и масса которой локализованы в малом объеме пространства так, что ведет себя как точечный заряд. Д-Бройль показал, как можно определить длинну электронной волны по аналогии с длинной волны фотона.

Pф=m(индекс ф)c=hνc/c (c.2)=hν/c=h/λ; λ(инд.c)=h/P(индекс е)=

=h/m(инд. с) v(инд.с) (1). Длина волны, определяемая (1) называется дебройлевой длиной волны. Д-Бройль попробовал объяснить 1-й постулат Бора – постулат квантования. Согласно д-Бройлю, стационарными являются такие орбиты электрона, у которых вдоль периметра укладывается целое число волн д-Бройля. Т.е. вдоль орбиты устанавливается стоячая волна. 2πr = nλ(индекс с), 2πr = nh/mv;

mvr = nh/2π=nh(в).

Джемер и Дэвисон впервые обнаружили дифракцию электронов при рассеянии их на монохроматические никеля. Электроны, ускоренные разностью потенциалов U, вылетали из эл. пушки в виде узкого пучка, и фокусировались на клисталлической пластинке. Рассеяные электроны улавливались ловушкой цилиндра Фарадея, соединенного с чувствительным гальванометром.

Электроны отдавали свой заряд ловушке и устанавливалась зависимость J от √U. Сила тока J является мерой отраженных от пластины электронов, а √U – мера их скорости.

mv ²/2=eU; √U~v. Т.о. от кристалла отражаются лишь электроны определенных скоростей. Кристалл представляет собо пространственную дифракционную решетку, в которой источники вторичных волн, т.е. частицы в узлах кристаллической решетки, находятся на строго определенных расстояниях вдоль координатных осей. При прохождении через кристалл электро-магнитного излучения, частицы в узлах кристаллической решетки испускают вторичные волны, которые, налагаясь, образуют максимум и минимум дифракции. То, что от кристалла отражались лишь электроны определенных скоростей означало, что на кристалл падает излучение, представляющее собой волновой процесс, в его избирательное отражение есть результат дифракции.

Билет №5

1. Дифракция Фраунгофера на щели. Получите выражение, описывающее распределение интенсивности света на экране.

Диф. Ф.-диф. в параллельн. лучах. Диф. Френеля-диф. в не параллельн. лучах (в част. сфер.)

Рассмот. не прозрач. экран в ¥-но длиной узкой щели, ширина к-го =b, b>>l это условия позволяет не учитывать диэлектрические св-ва вещ-ва из к-го сделан экран. Разобьем площ. щели на ряд плоск. узких полосок равной ширины, каждая из этих полос можно расс. как источник волн, причем фазы колеб. различных пололс одинаковы (т.к. плос. щели совпадает с плоск. свет. волны), амплитуды одинаковы т.к. полоски один. по ширине и одинаково направлены. Если ширину волны выбрать так, что разности хода от краев полосок =l/2 то их м. расс. как зоны Френеля. Если на ширине щели укладыв. четное число зон Френеля то в данном направ. надлюд. min, если нечетное то max. Воспольз. граф. методом.

1) j=0

2) bsinj=l/2, 1-зона Френеля, j=arcsinl/(2b) => d=2A₀/p,

3) bsinj=2l/2, 2-зоны Френеля, j=arcsinl/b,

4) bsinj=3l/2, 3-зоны Френеля, j=arcsin3l/(2b) => d=3A₀/(2p),

Метод зон Френеля яв. приближенным методом, точнее расспред. интенс. м. получить воспользовавшись принципом Гюгенса-Френеля: dE=B(j)a₀/2cos(wt-kr+a), разобьем поверхн. щели на ряд узких полосок шириной dy.

Амплитуда кол. такой полоски можно считать dA~dy

dA=cdy, где c нект. коэф. пропорц. к-й м. найти из условия что при j=0 A=A₀. т.е.

A=∫₀^bdA=∫₀^bcdy=cb => c=A₀/b, dA=A₀dy/b, Результирующую амплитуду колебаний E_j=∫₀^bdAcos(wt-kD)dy, Окончательно получаем

E_j=∫₀^bA₀/bcos(wt-2p/lysinj)dy=A₀sin[pb/l(pb/lsinj)]/[pb/l(pb/lsinj)]cos(wt-pb/lsinj) =>

Амплитуда кол-й =A₀sin(pb/lsinj)/(pb/lsinj), I=I₀sin²(pb/lsinj)/(pb/lsinj).

2. Абсолютно черное тело. Законы излучения абсолютно черного тела.

Аб. ч. тело–это тело к–е полностью поглощ. падающий на него излучение (не отраж.). Моделью а.ч. тела может служить маленькое отверстие в полой сфере.

Анализ получ. эксперимент. закономерн. позволили сформул. законы излуч.

Стефана–Больцмана R_э=sT⁴, пост. Ст–Б. s=5.71*10^–8, если тело не яв–ся А.ч. то R_э=ksT⁴, где k–нек–ий коэф. наз. степенью нечерноты 0<=k<=1

Закон смещения Вина l_max=b/T, b–1–я пост. Вина b=2.898*10^–3, l_max–длина волны на к–ю приход. max излучательной способн. А.ч.тела.

2–й закон Вина e₀(l_max,T)=b¹T⁵, b¹–2–я пост. Вина b=1.29*10^–5,

Попытки дать объясн. эксперим. кривой e(l,T) на основе класич физики приводили к завис.: e(l,T)~1/l (Рэлея–Джинса).

Формула Р.–Д. согласовывается с экспериментальной кривой только в области больших длин волн при l®0 => e(l,T)®¥.

Расхождение ф. Р.–Д. с экспериментальной кривой в области малых длин волн было названо “ультрафиолетовой катастрофой”. Классич. физика оказалась не способна объяснить излучен. нагрет. тел. Получить теорет. зависимость e(l,T) удалось Максу Планку путем отказа от теории о непрер. излучен. энергии нагрет. тел.

3. Акустические и оптические колебания кристаллической решетки. Понятие о фононах.

Рассм-м цепочку (одномерную), состоящую из разнородных атомов.

В такой цепочке может возникнуть 2 типа колебаний.

Кол-я 1 типа наз-ся акуст кол-ями кр реш-ки. При этом соседние атомы кр реш-ки колеб-ся практически в 1й фазе. Акуст кол-я определяют тепловые св-ва кристалла (теплопроводность, теплоемкость и др.).

Кол-я 2 типа наз-ся оптическими. При таких кол-ях соседние атомы кол-ся практически в противофазе. Такие кол-я опред-ют процессы взаимодействия тв тела со светом.

Дисперсионные кривые для этих кол-й имеют существенные различия.

Каждое нормальное колебание (коллективное дв-е в пространственно-упорядоченной системе; вследствии сильного взаимодействия м/у частицами в ТВ теле колебание возникшее в какой-либо точке ТВ тела быстро распростаняется по всему тв телу в виде упругой волны) кр реш-ки несет с собой энергии E_i, поэтому полная энергия кол-й кр реш-ки E=Σ_i₌₁³^NE_i.Можно показать, что энергия норм кол-й = энергии гармонич осциллятора имеющего массу=массе колебл-ся частиц и частоту=частоте норм колеб-я. Такой осциллятор наз-ся норм осциллятором. Норм осциллятор не имеет ничего общего с колеб-ся атомами кроме одинаковой массы.Согласно кв мех расчетам энергия гарм асцелятора квантуется. E _v =ħ w( v+1/2 ) v=0,1,2.. – наиб-е кв число

Согласно правилам отбора Δv=+-1, т е переходы могут осущ-ся только м/у соседними энерг уровнями. Приэтом испуск-ся или поглощ-ся квант энергии = ħ w = E_ф.

Этот квант энергии тепловых колебаний реш-ки наз-ся фононом.

Фонон может рассм-ть как своеобразную квази-частицу, приписывая ему энергию, массу и импульс.

В отличии от обычных частиц квази-частица не может возникнуть в вакууме, для ее сущ-ия необх-мо некоторая квантовая среда, в данном случае это кр реш-ка.

Т о тв тела можно рассм-ть, как нек-й объем заполненный фононным газом и в нек-х случаях применятьк нему з-ны идеал газа.

Билет №6

1. Интерференция света в тонких линзах.

Распространенным примером интерференции света

в природе является интерференция в тонких пленках: радужная окраска мыльных пленок, пленок нефти на воде и т.д. Рассмотрим плоскопараллельную пластинку толщиной d с показателем преломления n, на которую падает параллельный пучок света (рис). Луч 1 частично отражается - луч 2 и частично преломляется, луч, выходящий из пластинки параллельно лучу 2- луч 3. Оба луча получены из одного, а потому когерентные. При их наложении происходит интер-я, и в зависимости от разности хода Δ т.В окажется либо освещенной сильнее, либо слабее соседних точек. Если пленка освещена белым светом, то ее часть (место усиления освещенности) будет окрашена. Оптическая разность хода лучей равна: Δ₁₂=АС-n(AB+CB), используя закон преломления света sini=n*sinr можно найти Δ=2d√(n²sin²i).

Из ур-я Максвелла и условий наклад. На эл.-маг. Поля на границе 2-х диэлектриков => что при отражен. эл.-маг. волны (света) от оптически более плотной среды происходит поворот фазы кол-й на 180°, след-но фаза кол-й в т.А на рис. меняется при отражении на 180°, это можно учесть введя l/2, l- длина монохр. света попадающ. на пленку. Значит полная оптическая разность хода м/у лучами 1 и 2 будет l/2. Условия max можно получить при равенстве n четному числу волн т.е. max: 2d√(n²sin²i)=(2m+1)l/2, min: 2d√(n²sin²i)=2ml/2 (в отраженном свете). В проходящем свете условия max и min меняется местами. Если толщина пластинки постоянна, то интерференционная картина имеет вид чередующихся темных и светлых полос, каждая из которых соответствует определенному углу i - полосы равного наклона.

Если пластинка переменной, толщины, то места ослабления и усиления света будут соответствовать местам определенной толщины пластины. Интерференционные полосы в этом случае называют полосами равной толщины.

2. Внешний фотоэффект и его законы.

Внешним фотоэффектом называется испускание электронов с поверхности металла под действием падающего света. Экспериментально было установлено, что внешний фотоэффект подчиняется следующим законам:

1.Максимальная скорость вылетающих с поверхности металла электронов не зависит от интенсивности падающего света, а зависит от его частоты.

2.Существует предельная длина волны характерного для каждого вещества, выше которого фотоэффект не наблюдается (простая граница Фотоэффекта).

Эти закономерности, наблюдаемые экспериментально, нельзя было объяснить, считая свет волной, в фотоэффекте действует корпускулярная природа света.

3.Взаимодействие нуклонов. Свойства и природа ядерных сил.

Громадная энергия связи нуклонов в ядре указывает на очень сильное взаимодействие между ними. Нейтроны и протоны в ядре удерживаются мощными ядерными силами притяжения, которые подавляют расталкивающее действие кулоновских сил между протонами

Свойства ядерных сил: 1. Ядерные силы- это короткодействующие силы. Радиус их действия порядка 10^-13 см. 3. Не центр-е.

Ядерные взаимодействия между протонами (р-р),нейтронами (п-п), протоном и нейтроном (р-п) одинаковы, поэтому ядерные силу обладают зарядовой независимостью. Отсюда следует, что природа этих сил отличается от природы электрических и гравитационных сил. Ядерные силы относятся к силам насыщения. Это означает, что каждый нуклон взаимодействует только с ограниченным числом ближайших к нему нуклонов. Такое заключений следует из того факта, что Есв~ А Если бы каждый нуклон взаимодействовал с остальными, то Есв ~А(А-1)~А^2..

Билет №7

1. Интерференция света в тонких линзах. Кольца Ньютона.

Распространенным примером интерференции света в природе является интерференция в тонких пленках: радужная окраска мыльных пленок, пленок нефти на воде и т.д. Рассмотрим плоскопараллельную пластинку толщиной d с показателем преломления n, на которую падает параллельный пучок света (рис). Луч 1 частично отражается - луч 2 и частично преломляется, луч, выходящий из пластинки параллельно лучу 2- луч 3. Оба луча получены из одного, а потому когерентные. При их наложении происходит интер-я, и в зависимости от разности хода Δ т.В окажется либо освещенной сильнее, либо слабее соседних точек. Если пленка освещена белым светом, то ее часть (место усиления освещенности) будет окрашена. Оптическая разность хода лучей равна: Δ₁₂=АС-n(AB+CB), используя закон преломления света sini=n*sinr можно найти Δ=2d√(n²sin²i).

Примером являются интерференционные полосы в воздушном клине (кольца Ньютона), которые можно наблюдать, если на плоскопараллельную пластинку положить плосковыпуклую линзу большого радиуса R(Рис). При нормальном падении лучей разность хода равна: Δ=2d+ λ/2(2). Найдем радиус к-го кольца. Из Δ АВС r²=R²-(R-d)²=2Rd+d²~2Rd,тк R>>d, откуда d= r²/2R. Подставляя это в формулу(2), находим Δ=r²/R+λ/2

Находим радиус К-го' кольца r_k=√(kλR)Измеряяr_k, и зная R, можно найти длину волна света.

2. Поглощение света. Закон Ламберта-Бера.

Поглощение света или адсорбция – это уменьшение интенсивности света при распрост. волны в вещ. (фронт волны плоск.). При поглащ. энергия эл-маг. волны переходит во внутр. энергию поглощающ. вещ-ва (оно нагревается). Рассм. слой погл. вещ-ва толщ. l, пусть на него падает параллель. пучек света интенс. I₀ вылим внутри поглощ. слоя слой dx. Уменьшение интенс. света при прохождении слоя толщины dx: dI~–Idx, dI=–aIdx. Интегрируя получаем закон Ламберта–Бугера: I= I₀e^–^a^l, I–интенс. света прошед. слой поглощ. вещ–ва толщ. l. Если поглощ. вещ–во растворено в непоглощ. раствор. то a₀=a₁c, где c–концентр. поглощ. вещ–ва, a₁–коэф. поглощ. отнесен. к ед. конц. a₁,a зависят как от природы поглощающегося вещ–ва так и от длины волны падающ. света.

3. Соотношение неопределенностей Гейзенберга.

Во всех макроскопических системах электрон ведет себя как частица, локализованная в малом объеме, обладающая определенной координатой и скоростью. При движении электрона в атоме проявляются его волновые свойства в большей степени, как и во всех микроскопических частицах, но волна не локализована в пространстве, а безгранична.

Пусть электроны движутся в направлении ОА со скоростью Vx и встречают узкую щель ВС с шириной а. DE – экран, на который будут попадать электроны. Т.к. электроны обладают волновыми свойствами, то при прохождении через узкую щель они дифрагируют, в результате чего электроны будут попадать не только в точки экрана DE, расположенные непосредственно за щелью, но распределяется по всему экрану. Представим, что электрон – классическая частица. Она характеризуется координатой и количеством движения. Можно охарактеризовать координату электрона в момент прохождения щели как координату щели. В таком определении координаты, однако, есть неточность, обусловленная шириной щели. Обозначим эту неопределенность через ∆x=a. После прохождения щели составляющая импульса Px≠0, т.к. вследствии дифракции изменяется скоростью. Составляющая импульса электрона не может быть определено точно, а лишь с некоторой погрешностью ∆Px≥Psinφ1=Pλ/a=hλ/λa=h/a; ∆Px*∆x≥h (1) – соотношение неопределенностей Гейзенберга.

Билет №8

1. Двойное лучепреломление и его объяснение.

При прохождении света ч/з все прозрачные кристаллы, за исключением принадлежащих к кубической системе, набл-ся явление, получившее название двойного лучепреломления. Это явление закл-ся в том, что упавший на кристалл луч разделяется внутри кристалла на два луча, распространяющиеся с разными скоростями и в разл направлениях.

Кристаллы, обладающие двойным лучепреломлением, подразделяются на одноосные (исландский шпат, кварц и турмалин) и двуосные (слюда, гипс). У одноосных кристаллов один из преломленных лучей подчиняется обычному закону преломления, в частности он лежит в одной плоскости с падающим чучом и нормалью к преломляющей поверхности. Этот луч наз-ся обыкн-м о. Для другого луча – необыкн-ного е, отношение синусов угла падения и угла преломления не остается постоянным при изменении угла падения. У двуосных оба луча необ-е.

2. Спин электрона. Спиновое квантовое число. Экспериментальные доказательства существования спина.

Был поставлен эксперимент, для которого брались атомы, у кот-х число электронов нечётно, и механические и магнитные моменты кот-х попарно взаимно компенсируются. Такими атомами явл-ся атомы элем-в 1-ой группы таблицы Менделеева. Важной особенностью элем-в этой группы явл-ся то, что элек-н находящиеся в основном состоянии имеет l=0, М_l =0 Р_l =0. Брался источник атомов, поток кот-х пропускали ч\з магн. поле. Т.к. магнитный и механ-й моменты атомов были =0, то эти атомы не должны были отклоняться магнитным полем и на экране должно было наблюдаться 1 пятно. Эксперимент показал: атомы отклон-ся и дают 2 max на экране. Т.к. механ-й и магн-й моменты электрона в атоме обусловленые его движением вокруг ядра были равны 0, а атомы всё равно отклон-сь магн. полем, было предположено, что электрон в атоме обладает собственным механическим М_s и соответствующим ему магнитным Р_s моментами, кот-е были названы механическим магнитным спиновым моментами. Спин электрона считается таким же фундаментальным свойством, как заряд и масса. Значение спинового механического момента м\б вычислено по формуле: М_s=ħ ,где s- спиновое квантовое число, кот-е может принимать 2 значения: s=1/2, s=-1/2.

3. Зонная структура собственных полупроводников. Собственная проводимость полупроводников и ее зависимость от температуры.

Полупр-ки – в-ва, у к-х ширина запрещ-й зоны составляет величину порядка 1 эВ.

При низких темп-х полупр-ки не проводят эл ток и яв-ся изолятором. Хим-ски чистые в-ва яв-ся собств полупр-ками.

Рассм 4хвалентный полупр-к Ge (германий). Четыре связи с соседними атомами, образованы восемью эл-нами (по четыре от каждого атома). Каждый эл-н обр-ет связь с противоположно направ-ми спинами. При низк темп-ре все связи оказываются укомплектованными эл-нами и своб эл-нов в полупр-ке нет. При увел темп-ры за счет энергии хим-го дв-я происходит отрыв эл-нов от одной из связи. При этом на месте ушедшего эл-на остается не скомпенсированный полож заряд наз-й дыркой. Дырка локализована на какой-то одной связи в кристалле и своб переем-ся по кристаллу не может. Оторвавшийся же эл-н может своб-но перем-ся по кр-лу.

Если приложить внешнее эл поле, то эл-н будет перем-ся против поля. Дырку же может занять эл-н из соседней связи. Путем таких перескоков дырка будет перем-ся по полю, а эл-н против поля. Дв-е дырки можно рассм-ть как дв-е полож заряж частиц. Когда своб эл-н занимает место дырки исчезает одновременно и своб эл-н и дырка. Такой процесс наз-ся рекомбинацией. Т о в хим-ски чистых полупр-ках появл-ся одновр-но своб эл-ны и дырка, причем кол-во их одинаково. Проводимость хим-ски чистых полупр-ков наз-ых собств яв-ся электронно-дырочными. С т з зонной теории эл-н задействованный в создании хим-х связей в кр-ле нах-ся в валентной зоне.

При сообщении ему достаточной энергии он преодолевает запрещ-ю зону и переходит в зону проводимости. При этом в валентной зоне образ-ся дырка. Такой переход будет осуществляться прежде всего с верхних уровней валентной зоны. По мере увеличения энергии в зону проводимости будут переходить эл-ны со все более глуб-х уровней валентной зоны. Поэтому энергия дырки тем больше, чем глубже она нах-ся в валентной зоне. Эл-н в зоне проводимост и дырку в валентной зоне можно рассм-ть как своб-е носители заряда в собств полупр-ке. Ясно, что по мере увел-я темп-ры число таких носителей будет возрастать. Уровень Ферми в собств полупр-ках нах-ся в сер-не запр-й зоны.

Билет №9

1. Метод зон Френеля. Графический метод сложения амплитуд.

Френель предложил объединил симметрич. т-ки световой волны в зоны выбирая конфигурацию и размеры зоны такие что разность хода лучей от краев 2-х соседних зон от т-ки наблюдений была бы равна l/2 и след-но от краев 2-х сосдних волн приход. в т-ку наблюдения в противофазе и при наложении др. на др. ослабивают.

Обозначим ч/з A₁амплитуду кол-й в т-ки P даваемым всеми т-ми источниками нах. внутри 1-й зоны Френеля. Ясно что A₁ > A₂ > A₃…

Результат амплитуды кол-й в т.P даваемое всеми зонами Френеля будет A = A₁ - A₂+A₃ - A₄…, A=A₁/2+(A₁/2-A₂+ A₃/2)+(A₃/2-A₄+ A₅/2)+…=> A=A₁/2. Видно что в том случае, если открыты все зоны Френеля то амплитуда кол-й = половине амплитуды кол-й даваемой 1-й зоной Френеля.

Графический метод определения результирующей амплитуды.

Разобьем каждую зону Френеля на ряд еще более мелких подзон (колец) настолько узких, что можно считать что кол-я от всех т-х источников внутри такой подзоны приходит в т.P с одинаковой фазой и одной амплитудой. Будем изображать результирующ. колб. от каждой подзоны в виде вектора, длина к-го результир. амплитуда, а угол поворота фазу коллеб. такой подзоны.

2. Внешний фотоэффект и его законы. Уравнение Эйнштейна.

Эйнштейн развил квантовую гипотезу Планка. Свет распространяется в виде отдельных порций (фотонов).

Отсюда видно, что скорость электронов при фотоэффекте зависит только от частоты падающего света. hv=A_вых+mv²/2.

Интенсивность света определяется числом фотонов падающих на катод. Следовательно, число фотоэлектронов определяется только интенсивностью падающего света и не зависит от его частоты.

Для того чтобы придержат фототок необходимо подать на анод задерживающее напряжение. Его величину можно определить по формуле: mv²/2=eU,U – задерживающее напряжение на аноде.

Поэтому, h v =А_вых+eU. Работа А_вых определяется типом материи из к–го сделан фотокатод. При уменьшении частоты падающего света энергия вылетевших электронов будет уменьшаться hv_кр =А_вых => λ_кр=hc/ А_вых. Таким образом ур–е Эйнш. позволяет объяснить все экспер. набл. законом–ти. Ур–е Эйнш. построено на основе одно. приближения. А_вых каж–го конкрет. эл–на не завис. от выхода др. эл–в с фотокатода.

3. Понятие о квантовой статистике Ферми-Дирака. Уровень Ферми.

Любое тв тело состоит из огромного числа частиц. В таких коллективах проявл-ся особые статистич-е законы. Существуют 2 способа описания большого кол-ва частиц.

1) термодинамический В таком методе рассм-ся макроскоп-я система и не рассм-ся св-ва каждой частицы в отдельности. Равновесное состояние такой т-д с-мы опис-ся нек-ми макроскоп-ми с-мами (P,V,T).

2) в статистическом методе опис-ся только вероятность того, что частица может иметь то или иное значение координаты и импульса => статист метод позволяет рассч-ть вер-сть наступления того или иного события.

Квантовая статистика – это раздел физики рассм-й коллек-вы частиц подчиняющ-ся квант-м законам, а классич-я статистика – классич-м зак-м. Принципиальное отличие квант и класс статистики состоит в том, что в класс стат-ке меняются все величины непрерывным способом и => число возм-х сост-й для каждой частицы бесконечно большое. В квант стат-ке величины меняются дискретно и => число возм-х сост-й для каждой частицы конечно. Кроме этого на квант коллективы распространяется принцип неразличимости тождественных частиц.

Состояние эл-нов проводимости в металле опред-ся 4мя квант числами (n,l,m,s). При абсол темп-ре эл-ны проводимости в соответствии с принципом запрета Паули занимают энерг сост-я начиная с самого нижнего. Т к кратность выпожденного энерг уровня с данным значением n равна 2n², то на каждом энерг уровне будет нах-ся 3*2n² эл-нов (т к пространство 3хмерное). Все уровни начиная с самого нижнего будут заняты. Наивысший энерг уровень занятый наз-ся уровнем Ферми.

Билет №10

1. Двойственная природа света. Суть волновой и квантовой теории света. Приведите примеры проявления волновых и квантовых свойств света.

Свет представляет собой сложное явление: в одних случаях он ведет себя как электромагнитная волна, в других - какпоток особых частиц, фотонов, что проявляется более отчетливо для очень коротких электромагнитных волн рентгеновское излучение, (Гамма- лучи). Поэтому часто под оптикой понимают учение о физических явлениях, связанных с распространением коротких электромагнитных волн.

Волновое св-ва света проявляется: интерференции, дифракции, поляризации.

Корпускулярное св-во: явление внешнего фотоэффекта.

Световая волна - электромагнитная волна, где колеблются векторы Е и Н. Опыт показывает, что действие света на вещество определяется, главным образом, вектором Е, который поэтому называют световым вектором. То, что мы называем видимым светом, представляет узкий интервал электромагнитных волн: 0,4-0,75 мкм. Распространение световой волны описывается уравнением Е=Е₀Cos(ωt-kr),

где w-частота колебаний, k=2π/λ- волновое число, r-расстояние, отсчитываемые вдоль направления распространения.

Отношение скорости световой волны в вакууме к скорости ее в среде называется абсолютный показателем преломления этой среды n: n=c/υ. С учетом формулы: υ=c/√(εμ) находим n=√(εμ). Т.к. для большинства прозрачных сред μ =1, то n=√ε формула связывает оптические свойства вещества с его электрическими свойствами. Значения n характеризуют оптическую плотность среды, которая тем больше, чем больше n.

2. Спин электрона. Спиновое квантовое число. Экспериментальное подтверждение существования спина у электрона.

3. Прохождение микрочастицы через потенциальный барьер. Туннельный эффект. Коэффициент прозрачности.

Зададим потенциальную функцию И(х) в виде: И(х)=0 в 1-й и 3-й области, И(х)=И₀ в области 2. Пусть частица движется в «+» направлении оси х из области 1 и на своем пути встречает прямоугольный потенциальный барьер ширины L и высоты Uo.

1)C точки зрения классической физики, если Uo<E (E – энергия микрочастицы), то частица беспрепятственно проходит над барьером. 2)Если Uo>E, то микрочастица отражается от барьера и летит обратно. В квантово-механическом случае при Uo<E час-ца также беспрепятственно проходит из области 1 в область 3. С точки зрения квантовой механики существует отличная от нуля вероятность, что микрочастица просочится через барьер при условии, что Uo>E, и окажется x>L.

В 1 и 3:U=0 => Уравнение Шредингера запишем в виде:

d(c.2)ψ/dx(c.2) + dm/h(в)(с.2)=0 (для первой и третьей областей).

В 2:U=Uo=>(по уравнению Шредингера)

d(c.2)ψ/dx(c.2)+dm(E-Uo)ψ/h(в)(с.2)=0 (для второй области). Решение этого уравнения будем искать в виде: ψ(x)=A e(c. Ø x)

ψ1(x)=A1 e(c. i α x)+B1 e(c. – i α x) (I)

ψ3(x)=A3 e(c. i α x)+B3 e(c. – i α x) (III) α=√2mE/h(в);

A1 и A3- амплитуды волн, расспространяющихся в “+” направлении оси х.B1,B3- --||--||-- в «-» направлении оси х.

ψ2(x)=A2 e(c.βx) + B2 e(c. –βx) (II) β=√2m(Uo – E)/h(в).

Коэффициент отражения: R=|B1(c. 2)/ A1(c. 2)|. Т.к. в области 3 прошедшей волне отразиться не от чего, то отражённой волны в области 3 не будет и =>B3=0. Вероятность прохождения микрочастицы через потенциальный барьер определяется коэффициентом прозрачности барьера: D=|A3(c.2)/A1(c.2)|=

=e(c.-2βL)=e(c. –2L /h(в)√2m(Uo – E)). Для объяснения этого явления на языке классической физике считают, что час-ца проделывает в барьере туннель и ч\з него проходит из области 1 в 3. Поэтому этот эффект называют туннельным эффектом.

Билет №11

1. Дифракционная решетка. Используя графический метод, получите выражение, определяющее положение главных максимумов и минимумов в ее дифракционной картине.

Система параллельных щелей, разделенных непрозрачными промежутками, называется дифракционной решеткой. Расстояние между щелями d=a+b называют периодом решетки.

Рассмотрим диф. реш. d=a+b, перио или пост. диф. Лучи дифрак. от двух щелей имеют опред. разность хода Δ=sinφ, δ=2πΔ/λ=2πdsinφ/ λ.

В д.р. кроме дифрак. от каждой щели происходит сложение кол–й от различ. щелей решетки, т.е. мы имеем дело с многомерной интерполяцией.

В результате интерференции колебаний в фактической плотности линзы получается результирующее колебания с амплитудой А значение которой зависит от угла дифракции . Для нахождения амплитуды воспользуемся граф–м методом. Будем изображать амплитуду в виде вектора А. В–р A будет max в том случае если все в–ры A распологаются вдоль 1–й прямой (направ. в одну и туже сторону) если 2 сосед–х в–ра A повер–ты др относ др. на угол φ то это возможно только втом случае, если δ =±0,.., ±2πk, 2πdsin φ / λ =±2πk, => dsin φ =±k λ, След–но направление угла φ, удовлет. условию, наблюдается max амплитуды (главный max). Ломаная кривая образ. в–м A будет замык–ся сама по себе в том случае, когда 1–е и послед–е в–ры A направ. в одну сторону 2πk=N δ, где N–общее число щелей реш. ±2πk =N2πdsinφ/ λ => dsin φ =±k λ /N–min. В этом случае мы наблюдаем min вдоль направ–я угла φ. М/у 2–мя min наблюдается добав. max.

2. Решение уравнения Шредингера для водородоподобных атомов. Квантовые числа и их физический смысл.

Рассмотрим систему, состоящую из неподвижного ядра зарядом +z и 1-го электрона, находящегося около ядра (атом водорода или водородоподобная система). Потенциальная функция

U(r)=-ze(c. 2)/4πε₀r(c.2). Стационарное уравнение Шредингера для этого случая имеет вид ▼(с.2)ψ+ (2m/ħ(c.2))*(E+(1/4πε₀)*(ze(c.2)/r(c.2))*ψ=0. Для решения этого уравнения удобно перейти к сферическим координатам: ψ(x,y,z)=ψ(r,θ,φ). Расчёты показывают, что это уравнение Шредингера имеет решение при любом E>0(электрон вне атома). И при E<0, удовлетворяющие условию: E_n=-(1/4πε₀)*(mz(c.2)e(c.4)/2ħ(c.2))*(1/n(с.2)). Собственные функции содержат 3 целочисленных параметра, которые носят название квантовых чисел, n – главное квантовое число, L – орбитальное (азимутальное) квантовое число, m – магнитное квантовое число.

n=1,2,3…, L=0,…., (n-1), т.е. n значений, m=0,±1,…,±L т.е. (2L+1) значений. Квантовые числа имеют определенный физический смысл: n определяет энергию электрона в атоме. L определяет момент импульса электрона в атоме. M=√L(L+1)`*ħ. m определяет проекцию вектора момента импульса на некот-е выделенное направление(ориентация вектора M в пространстве):N_z=mħ- проекция M на внешнее направление.

3. Взаимодействие нуклонов. Свойства и природа ядерных сил.

Билет №12

1. Метод зон Френеля. Пользуясь этим методом, получите выражение для амплитуды световой волны в точке наблюдения.

Графический метод определения результирующей амплитуды.

2. Сплошной и характеристический рентгеновские спектры. Формула Мозли.

Рентгеновские лучи возникают при бомбардировке твёрдых мишеней быстрыми электронами. Рентгеновское излучение-коротковолновое электромагнитное излучене с λ=10(с. –8)—10(с. –12) м. При небольших ускоренных напряжениях наблюдается тормозное рентгеновское излучение, оно имеет сплошной спектр, максимум кот-го зависит от ускоренного напряжения. Электроны попав в вещество мишени испытывают сильное торможение, т.е. двигаются с ускорением, при этом они излучают электромагнитную волну. EU=hν=h*(c/λ_min) => λ_min=hc/eU. При увеличении ускоренного напряжения на фоне сплошного рентгеновского излучения появляется характеристическое рентгеновское излучение, обусловленное переходом электронов во внутреннюю электронную оболочку атомов. Характеристические рентгеновские спектры просты и состоят из нескольких линий, кот-е обозначаются K_α,K_β,L_α,L_β. 1/λ=R*(z-σ)(c.2)*((1/n(c.2))-(1/m(c.2))), где σ- постоянная экранирования. Мозли установил связь м\у частотой характеристических линий и z- порядковым номером элемента в таблице Менделеева. √w`=c*(z-σ) – закон Мозли, где с-сonst. Закон Мозли следует из сериальной формулы.

3. Явление сверхпроводимости.

Закл-ся в том, что при достаточно низких температурах сопротивление нек-х пров-ков скачком умен-ся до 0. Впервые это явление было обнаружено в 1911г. голланд физиком Камерлинг-Окнес при изучении темп-й зависимости сопр-я ртути. При 20К ртуть полностью теряла свое сопротивление. Темп-ра, при к-х происходит переход в сверхпров-е сост-е наз крит-й.

Явл-е сверхпров-сти это кв эффект проявляющийся в макроскопических масштабах. Кроме полной потери сопр-я сверхпров-е сост-е хар-ся тем, что магн поле не проникает в толщу проводника (эффект Нейпнера), т е сверхпр-к явл-ся идеальным диамагнетиком. μ=0.

Внешнее магн поле м разрушить сверхпров-е сост-е. Зависимость индукции этого поля и макс тока сверхпров-сти от темп-ры имеет вид:

Теория сверхпров-сти очень сложна. В наиболее полном виде она была создана в 1957г. Бардином, Купером, Шриффером (БКШ-теория).

Идея сверхпров-сти закл-ся в след-щем:

Эл-ны в металлах кроме кулоновского отталкивания испытывает особый вид притягивания, в результате чего эл-ны объединяют куперовские пары. Расст-е м/у эл-нами в купер-й паре очень велико. Оно может превышать межатомное расст-е в металлах на много порядков. Т к куперовские пары эл-нов объединяются с противоположно напр-ным эл-ном, то суммарный спин Купер пары =0 и => куперовская пара яв-ся базоном(частица с целым спином). Базоны способны в неограниченном кол-ве накапливаться в одном энерг сост-и.

Согласованное упор-е дв-е куперовских пар в одном энерг сост-и представляют из себя сверхпров-сть. Взаимное притяжение эл-нов в куперовской паре можно объяснить след образом: эл-н при своем дв-и в кр-ле искажает поле кр реш-ки – полож заряж ионы смещ-ся по напр-ю к этому эл-ну. В рез-те чего эл-н окружает себя “шубой” из полож заряж ионов. К ней и притягивается др эл-ны. Для такого дв-я 2х эл-нов необх-ма кр реш-ка. Чем сильнее взаимодействие эл-нов с кр реш-кой, тем проще образоваться куперовской паре, а проводнику сверхпров-сть. Чем лучшей пров-стью обладает в-во в обычном сост-и, тем труднее их перевести в сверхпров-е сост-е (серебро и медь не удается перевести).

Билет №13

1. Дисперсия света. Электронная теория дисперсии. Нормальная и аномальная дисперсии. Связь дисперсии с поглощением.

Дисп. света – это зависимость показателя преломления от длины волны l или от n т.к. n=c/u, где u - ск-ть распрост-я света в среде то дисперсия света связана с зависимостью ск-ти распространения волны в вещ-ве от длины и частоты. Различают нормальную и аномальною дисп. При нормальной дисперсии показатель преломления уменьшается с длиной волны.

Норм. dn/dl<0, dn/dn>0. При аномальной дисперсии наблюдается обратная зависимость dn/dl>0, dn/dn<0.

Пусть Dw- интервал частот в к-м нах. частоты отдельных волн этой суперпозиции. Если спед. частота группы волн w₀, Dw<<w₀, то такую совокупность волн наз. волновым пакетом. Волновой пакет ограничен в пространстве и имеет вид

Для волнового пакета справедливо DkDx=2p, отсюда k=2p/l, чем >-ше Dx тем >-ше Dk. Для волнового пакета м. выделить 2 способа для распространения фазовую и групповую. Фаз. ск-ть u=w/k – ск-ть распрастран-я т-ки с постоянной фазой. Групповая ск-ть – это ск-ть перемещения max-ма U=dw/dk.

Волновой пакет м. описать ур-ем E=∫₍_w_0-_Dw_/2₎⁽^w⁰⁺^Dw^/2⁾A_wcos(wt-k_wr+a_w)dw При нормальной дисперсии U<u, при аномальной дисперсии U>u.

Т.к. согласно теор. Максвелла n=Öe, то дисперсия света обусловлена зависимостью диэлектрич. проницаем. от частоты. Дисп. света объясняется взаимодейств.-м эл.-маг. волны с заряжен. частиц. вещ-ва. Эл.-маг. волна заставляет вещ-во вынуждено колебаться электрон. в атомах, т.к. расс-е м/у соседними атомами в диэлектрике значительно < длины волны света, то эл-ны соседних атомов колеблются в одной фазе. В результате смещения эл-в. в атомах меняется дипольные моменты в атомах => атомы излучают вторич. эл.-маг. волны n-которых = n падающей волны т.к. эл-ны в атомах смещаются колеб-ся спифазно эти вторичные волны будут когерен-ми и при наложении интен-ть как м/у собой так и с волной. Результат интерф. зависит от их амплитуд и фаз. В однородном изотропном диэлектрике в результ. интерф. образуется проходящая волна, фазовая ск-ть к-й зависит от n, а направ. совпад. с направ. падающей эл.-маг. волны. n²=e=1+X=1+P_e/(e₀E), где X-диэл.-я восприимчивость вещ-ва, Е-напряж. поля падающ. эл-маг. волны, P_e- электр. поляризов. Пусть напряж. эл-го поля направл. вдоль OX,

E=E_oxcos(wt-kx+a), P_e=p_en₀, где p_e-дипольн. момент отдельн. атома, n₀- число атомов в ед. объема. Т.к. поле направ вдоль ox то p_e=-ex, т.о. P_e=-exn₀ => n²=1-en₀x/(E_oxcos(wt-kx+a)), Запишем диф-е ур-е описыв. движен. эл-в в атоме F=ma=md²x/(d²t) на эл-н в атоме действует a) F_кул=-eE_oxcos(wt-kx+a), b) F_упр=-kx=-mw₀²x, w₀=Ö(k/x) => k=w₀²m,=> md²x/(d²t)=-eE_oxcos(wt-kx+a)-mw₀²x, m- масс. эл-на. Решая это диф. ур-е окнчательно получаем n=Ö(1+n₀e²/(e₀E(w₀²-w₀²))). Видно что это выр-е терпит разрыв при w=w₀² такой рез. получается в рез-те того что в 2-м законе Ньютона не была учтена сила трения (затухания) если учесть затухание то разрыва этой ф-ии не будет. Во всякой реальной колеб. сист. всегда есть затухание. Аномальная дисперсия набл-ся в области част-т близких к колеб. эл-в в атоме т.к. в общем случае таких частот (резонансов) м. б. несколько.

Т.к. аномальная диспер. света наблюд. на част–х близких к част–м собств. колеб. эл–в в атомах на к–х вещ–во сильно поглощ. свет, то аномальная диспер. наблюд. в области полос поглощ. вещ–ва.

2. Искусственное двойное лучепреломление. Метод фотоупругости. Эффект Керра.

В прозрачных изотропных средах и в кристаллах куб. системы может возникать двойной луч преломления под влиянием внеш. воздейс–й, в частности это происходит при мех. дифор. тв. тел.

Метод фотоупругости.

Под действием одноосной нагрузки в изотропном теле возникает анизотропия в частности анизотропия диэлектрической проницаемости. В резулт. этого в изотропном теле возникает 2–й луч преломления мерой возникающей фактической анизотропией яв–ся разность показ. преломл. обыкн. и необыкн. лучей. n₀–n_L=ks, k–коэф. пропор–ти, s–мех. напряж. возник. в образце s=F/S. Если толщина образца L возраст. то возраст. оптич. разность хода Δ=L(n₀–n_L)=Lks. Если обыч. и необыч. лучи когерер. то после прохода образца они м. интерферировать и добавить интерф. картину, вид к–й зависит от мех. напряж. в образце. Здесь обыкнов. и необыкнов. когер. м. если овещать образец плоскополяризов. светом, т.к. обыкнов. и необыкнов. лучи поляриз. во взаимоперпен–х пл–х. Для того чтобы получитьинтерф. карт. их кол. нужно привести к одной пл–ти. Делается это с помощью анализатора стоящего на выходе устройства.

Электрооптический эффект.

Э. эф. это возник–е 2–го луча релом–я в жидкостях и аморфн. телах под воздейст. эл–го поля, Эффект–Керра, Под деист. внеш. эл. поля в жид. и аморф. телах возникает анизотропия диэлектр–й проницаемости а рез–те чего в нах становит. возмож. 2–й луче преломл. Эф. Керра был обнаружен и в газах.

Меры возникающие фактической анизотропией яв–ся разность показ. прелом. в обыкн. и необыкн. лучей. n₀–n_L=k¹E², D=L(n₀–n_L)=Lk¹E², s=2pD/l=2pDLk¹E²/l, b=k¹/l–пост. Керра для данного вещ.

3. Электронные и дырочные полупроводники. P-n переход и его свойства.

Рассм полупров-к, в к-м часть атомов основного полупр-ка заменена атомами в-ва валентность, к-х отлич-ся валентностью основного полупр-ка.

Пусть в 4х валент. Полупр-к внедрены атомы 5валент примеси.

В случае 5валент примеси 4 эл-на этой примеси будут задействованы в образ-и межатомных связей в кристалле.

5й эл-н примеси в создании связи не участвуют, и поэтому оказ-ся слабосвяз-м в атомной примеси.

При увел-и темп-ры полупр-ка отрыв-ся прежде всего этот 5й эл-н, при этом обр-ся своб эл-ны, но дырки при этом не образ-ся. Такая примесь наз-ся донорной примесью. В случае донорной примеси проводимость полупроводника яв-ся электронной, а сам полупр-к наз-ся полупр-к n-типа. В случае донорной примеси энерг уровни нах-ся у потолка запрещ зоны.

Рассм-м 4х валентный полупр-к в к-й внедрена 3х вал-я примесь.

В этом случае одна из связей оказ-ся недоукомплектованной эл-ном. Эту связь может доукомплектовать эл-н из соседней связи основного полупр-ка. При этом своб-е эл-не не появ-ся. Такая примесь наз-ся акцепторной. А сам полупр-к – полупр-ком p-типа. В полупр-ке p-типа проводимость дырочная. В случае акцепторной примеси энерг уровни нах-ся у дна запрещ зоны.

P-n переход представляет из себя тонкий слой на границе м/у 2мя областями одного и того же кр-ла, отлич-ся типом проводимости. В n-области осн-ми носителями яв-ся эл-ны, а в p-области – дырки.

В области p-n перехода происходит диффузия во встречных направлениях дырок и эл-нов. Эл-ны попадают из n в p-область рекомбинируя с дырками. Дырки перемещаясь из p в n-область рекомбинируют с эл-нами. В рез-те этого p-n перехода оказ-ся сильно обедненной своб носителями заряда и поэтому имеет большое электрич. Сопротив-е. Одновременно на границе p-n областей возникает двойной электрич слой, образ отриц ионами акцепторной примеси в p-области, и полож ионами донорной примеси в n-области. При нек-й концентрации ионов в двойном эл слое наступает равновесие. С т зр зонной теории, равновесие наст-ет тогда, когда срав-ся уровни Ферми p и n областей. Изгибание электрич зон в области p-n перехода обусловлено тем, что потенц энергия эл-нов p области больше, чем в n и соответственно дырок n>p области.

Подадим на p-n переход внеш напр-е. Если на p-область отриц напр-е, а на n полож (обратное), то в этом случае внеш поле совпадать по напр-ю с полем запирающ слоя и в этом случае тока ч/з p-n переход не будет. Поменяем (прямое). Если внеш поле будет больше, чем поле запир слоя, то ток будет. Если внеш поле постепенно увел-ть от 0, то ток будет плавно возр-ть, достигнув макс знач-я, когда внеш поле полностью скомпенсирует поле запир слоя.

Вольт-амперная хар-ка имеет вид:

p-n переход пропускает ток только в одном напрвлении.

Т о p-n переход яв-ся полупр-ковым диодом.

Билет №14

1. Поляризация света при отражении. Закон Брюстера.

Опыт показывает, что при падении на диэлектрик (вода, стекло) отраженный и преломленный лучи всегда частично поляризованы. Степень поляризации при этом зависит от угла падения и показателя

преломления отражающей среды. При этом отраженный луч частично поляризован в плоскости, перпендикулярной плоскости падения, а преломленный - в плоскости падения. Условие полной поляризации состоит в том, чтобы угол между отраженным и преломленным лучами был равен π/2, т.е. чтобы n=sini₀/sinr= sini₀/cosi₀=tgi₀

Это соотношение называют законом Брюстера. Этот закон объясняется тем, что отраженный преломленный лучи представляют собой вторичное излучение, возбужденное падающей волной. Электроны колеблются в направлении вектора Е. Однако электрический диполь не излучает в этом направлении, максимум излучения приходится на перпендикулярное направление.

2. Уравнение Шредингера для стационарных состояний. Частица в бесконечно глубокой одномерной потенциальной яме.

Уравнение Шредингера для стационарных состояний: Если микрочас-ца находится в стационарном силовом поле(т.е. силовое поле не меняется со временем), то потенциальная функция U(x,y,z,t) не будет зависеть от времени. U(x,y,z,t)=U(x,y,z). В этом случае волновую функцию можно представить в виде произведения 2-х функций: 1 из кот-х зависит только от координат, а другая- от времени. ψ(x,y,z,t)= ψ’ (x,y,z)*α(t). Подставив это выражение во временное уравнение Шредингера, которое выглядит:

(-h(в)(c.2)/2m)*▼(с. 2)ψ+uψ=i h (в) ∂ψ/∂t можно показать, что

α(t)=e(c. –i(E/h(в))t). Подставив это выражение во временное уравнение Шредингера можно получить стационарное уравнение Шредингера: ▼(с. 2)ψ+2m(E-U) ψ/h(в)(с.2)=0.Где E-полная энергия частицы. U=U(x,y,z)- потенциальная функция описывающая стационарное силовое поле, в кот-м находится час-ца. Волновые функции ψ, кот-е удовлетв-т этому уравнению при заданном виде U потенциальной функции называются собственными волновыми функциями. Значения энергии E, при котором это уравнение имеет решение наз-ся собственными значениями энергии. Результат решения уравнения Шредингера будет зависеть от вида потенциальной функции U(x,y,z). Если частица свободна, то на неё не действуют никакие силовые поля и U(x,y,z)=0. В этом случае одномерное уравнение Шредингера будет иметь вид:

d(c.2)ψ/dx(c.2)+2mEψ/h(в)(c.2)=0. Это волновое уравнение, решением кот-го явл-ся плоская монохроматическая волна.

Ψ(х)=e(c.i(wt-kx))=e(c.–i(px-Et)/h(в);E=h(в)w, k=2π/λ=2π/(h(в)/p))=p/h(в). Т.о. волновая функция свободной частицы представляет из себя плоскую монохроматическую волну Де-Бройля.

Частица в бесконечно глубокой одномерной потенциальной яме.

Зададим потенциальную функцию U(x) в виде U(x)=∞ при х<0 x>a. U(x)=0 при 0≤х≤a. Такое потенциальное поле называется потенциальной ямой. Т.к. яма бесконечно глубокая, то за её пределы частица выйти не может и следовательно вероятность обнаружить частицу в области 1 и 3 =0.=> в области 1 и 3 ψ(х)=0.

Т.к. волновая функция должна быть непрерывной, то ψ(0)= ψ(a)=0. Запишем уравнение Шредингера для области 2: d(c.2)ψ/dx(c.2) + (2m/h(в)(с.2))*E ψ = 0

Обозначим k(c. 2)= (2m/h(в)(с.2))*E.

Ψ’’+ k(c. 2)Ψ=0. – волновое уравнение, решением которого является функция вида: ψ(х)=b*sin(kx+α). Из условия ψ(0)=b*sin(0+α)=0, sin(0+α), α=0. ψ(a)=b*sin(ka+α)=0//b<>0=>ka=πn, где n=1,2,3,…=>

k=πn/a, где n=1,2,3,… π(c.2)n(c.2)/a(c.2)=2mE/h(в)(с.2)=>

E=π(c.2)*h(в)(с.2)n(c.2)/2ma(c.2).

Частицы внутри потенциальной ямы могут только дискретный ряд значений, т.е. частицы в потенциальной яме квантуются. n-главное квантовое число, оно определяет энергию микрочас-цы. b определим из условия нормировки волновой функции:

=>b=

Волновая функция частицы внутри потенциальной ямы имеет вид:

ψ(х)= √(2/a) sin(πnx/a).

3. Основы квантовой теории электропроводности металлов.

Первоначально в кв т мет-ов, также как и в классич теории, вводится понятие о газе своб эл-нов. Т к внутри мет-ла эл поле отсутствует, а для того, чтобы выйти за пределы мет-в эл-н должен преод-ть раб выхода, то можно считать, что газ своб эл-нов представляет из себя эл-ны нах-ся в потенц яме, дно к-й плоское, а длина = работе выхода.

Первоначально в кв т учитывалось, что эл-ны явл-ся фермионами (частицы с полуцелым спином) и поэтому подчиняются принципу запрета Паули => согласно кв т эл-ны занимают внутри этой ямы все уровни, начиная с самого высшего до уровня Ферми. => глубина потенц ямы нужно отсчитывать не от ее дна, а от уровня Ферми.

При помещении пров-ка во внеш эл поле согласно классич теории понимают упорядоченное дв-е всех своб эл-ны. Согласно кв т упор-е дв-е появ-ся только у эл-нов нах-ся вблизи уровня Ферми.

Согласно класс теории причиной сопротивления пров-ков яв-ся рассеяние эл-нов проводимости на дефектах кр реш-ки. Согласно кв т – распространение волн де-Бройля.

Билет №15

1. Зоны Френеля. Получите выражение для радиуса зон Френеля в случае сферического и плоского фронта световой волны.

Пусть на пути сферич. фронта свет. волны распол. непрозрачный экран, к-й открыв. 1-е m зон Френеля.

1. четное A=A₁/2+(A₁/2-A₂+ A₃/2)+ A₃/2+…+ (A_m-1/2-A_m)=A₁/2+A_m-1/2-A_m=(A₁+A_m-1)/2-A_m

2. m-нечетное A=A₁/2+(A₁/2-A₂+ A₃/2)+…+ (A_m/2-A_m-1A_m/2)+A_m/2=A₁/2+A_m-1/2-A_m=(A₁+A_m-1)/2-A_m, => A=(A₁+A_m)/2

Если отверст. открыв. четное число зон Френеля то в т. P наблюд. min, если нечетное – то max