Шпоры / Основные шпоры

Интерференция света на тонком клине

Из опыта мы знаем, что если на пленке длиной l наблюдается N полос, то расстояние между полосами равно . Найдем Δx теоретически. При падениии света на клин, лучи отражаются на некоторой толщине нижней и верхней граней клина и интерферируют. Оптическая разность хода лучей 1 и 2, отраженных на толщине d_k, равна (считая, что α₁=α₂=0) Δ₀=2d_kn₂. С учетом потери λ/2 лучом 1 (n₂>n₁) имеем для темной полосы

.

Отсюда . (1)

Ближайшая темная полоса будет наблюдаться на толщине

.

Разность .

Тогда расстояние Δx между темными полосами на поверхности пленки найдем из соотношения

.(2)

Интерференция света на плоском сферическом клине (кольца Ньютона)

Согласно формуле (1) предыдущего §, толщина d_k клина, на которой будет наблюдаться k-я темная полоса, равна

. (1)

По аналогии, для светлой полосы . (2)

Перейдем от d_k к r_k. Согласно рисунку,

.

Ввиду малости можно записать .(3)

Для темных колец: .(4)

Аналогичным образом получим для светлых колец

. (5)

Замечания. 1. Наблюдаемые на линзе кольца называют кольцами Ньютона. 2. При решении задач, в зависимости от условия, обычно составляют систему уравнений (1) и (3) либо (2) и (3) и находят из нее нужный параметр.

Туннельный эффект, преодоление микрочастицей потенциального барьера в случае, когда её полная энергия (остающаяся при Т. э. неизменной) меньше высоты барьера. Т. э. — явление существенно квантовой природы, невозможное в классической механике; аналогом Т. э. в волновой оптике может служить проникновение световой волны внутрь отражающей среды (на расстояния порядка длины световой волны) в условиях, когда, с точки зрения геометрической оптики, происходит полное внутреннее отражение. Явление Т. э. лежит в основе многих важных процессов в атомной и молекулярной физике, в физике атомного ядра, твёрдого тела и т.д. Т. э. объясняется в конечном счёте неопределённостей соотношением. Классическая частица не может находиться внутри потенциального барьера высоты V, если её энергия Е < V, так как кинетическая энергия частицы р2/2m = Е — V становится при этом отрицательной, а её импульс р — мнимой величиной (m — масса частицы). Однако для микрочастицы этот вывод несправедлив: вследствие соотношения неопределённостей фиксация частицы в пространственной области внутри барьера делает неопределённым её импульс. Поэтому имеется отличная от нуля вероятность обнаружить микрочастицу внутри запрещенной, с точки зрения классической механики, области. Соответственно появляется определённая вероятность прохождения частицы сквозь потенциальный барьер, что и отвечает Т. э. Эта вероятность тем больше, чем меньше масса частицы, чем уже потенциальный барьер и чем меньше энергии недостаёт частице, чтобы достичь высоты барьера (то есть чем меньше разность V — E). Вероятность прохождения сквозь барьер представляет собой главный фактор, определяющий физические характеристики Т. э. В случае одномерного потенциального барьера такой характеристикой служит коэффициент прозрачности барьера, равный отношению потока прошедших сквозь него частиц к падающему на барьер потоку. В случае трёхмерного потенциального барьера, ограничивающего замкнутую область пространства с пониженной потенциальной энергией (потенциальную яму), Т. э. характеризуется вероятностью w выхода частицы из этой области в единицу времени; величина w равна произведению частоты колебаний частицы внутри потенциальной ямы на вероятность прохождения сквозь барьер. Возможность «просачивания» наружу частицы, первоначально находившейся в потенциальной яме, приводит к тому, что соответствующие уровни энергии частиц приобретают конечную ширину порядка hw (h — постоянная Планка), а сами эти состояния становятся квазистационарными. Примером проявления Т. э. в атомной физике могут служить процессы автоионизации атома в сильном электрическом поле. В ядерной физике Т. э. лежит в основе понимания закономерностей альфа-распада радиоактивных ядер: в результате совместного действия короткодействующих ядерных сил притяжения и электростатических (кулоновских) сил отталкивания, a-частице при её выходе из ядра приходится преодолевать трёхмерный потенциальный барьер описанного выше типа. Без Т. э. было бы невозможно протекание термоядерных реакций: кулоновский потенциальный барьер, препятствующий необходимому для синтеза сближению ядер-реагентов, преодолевается частично благодаря высокой скорости (высокой температуре) таких ядер, а частично — благодаря Т. э… Особенно многочисленны примеры проявления Т. э. в физике твёрдого тела: автоэлектронная эмиссия электронов из металлов и полупроводников; явления в полупроводниках, помещенных в сильное электрическое поле; миграция валентных электронов в кристаллической решётке; эффекты, возникающие на контакте между двумя сверхпроводниками, разделёнными тонкой плёнкой нормального металла или диэлектрика.

Потенциальный барьер в физике, пространственно ограниченная область высокой потенциальной энергии частицы в силовом поле, по обе стороны которой потенциальная энергия более или менее резко спадает. П. б. соответствует силам отталкивания. На рис. изображен П. б. простой формы для случая одномерного (по оси х) движения частицы. В некоторой точке х = x0 потенциальная энергия V (х) принимает максимальное значение V0, называется высотой П. б. П. б. делит пространство на две области (I и II), в которых потенциальная энергия частицы меньше, чем внутри П. б. (в области III). В классической механике прохождение частицы через П. б. возможно лишь в том случае, если её полная (кинетическая + потенциальная) энергия E превышает высоту П. б. E ³ V0; тогда частица пролетает над барьером. Если же энергия частицы недостаточна для преодоления барьера, E < V0, то в некоторой точке x1 частица, движущаяся слева направо, останавливается и затем движется в обратном направлении. То есть П. б. является как бы непрозрачной стенкой, барьером, для частиц с энергией, меньшей высоты П. б., — отсюда название «П. б.». В квантовой механике, в отличие от классической, возможно прохождение через П. б. частиц с энергией E < V0 (это явление называется туннельным эффектом) и отражение от П. б. частиц с E > V0. Такие особенности поведения частиц в квантовой физике непосредственно связаны с корпускулярно-волновой природой микрочастиц. Туннельный эффект существен лишь для систем, имеющих микроскопические размеры и массы. Чем уже П. б. и чем меньше разность между высотой П. б. и полной энергией частицы, тем больше вероятность для частицы пройти через него

13)Многоэлектронный атом. Их строение и свойства качественно объясняются на основании трех принципов:

принципа дискретности энергетических уровней атомов; принципа запрета Паули; принципа минимума энергии.

Последний принцип требует пояснений. Атомы и другие микросистемы ведут себя так, что, в случае если они предоставлены сами себе, в них протекают спонтанные процессы (главным образом, процессы излучения), при которых атомы стремятся перейти в состояние с минимальной энергией. Состояние с минимальной энергией называется основным состоянием атома. Строго говоря, описывая атомы, нужно исходить из уравнения Шpедингеpа. Однако чаще ограничиваются приближенными, но наглядными и сравнительно простыми соображениями, основанными на перечисленных принципах и на экспериментальных данных. Сложность подхода к сложным атомам обусловлена тем обстоятельством, что электроны в электронных оболочках атомов взаимодействуют между собой. Это взаимодействие искажает расположение энергетических уровней в сравнении с тем случаем, когда взаимодействия не было. Однако, пока электронов в атомах мало, поля от их собственных зарядов сравнительно невелики. Поэтому в первом приближении, говоря об энергетических уровнях, ими можно пpенебpечь и pассматpивать сложный атом как составленный из определенного количества атомов водорода, вложенных друг в друга. В реальных ядрах атомов присутствуют и нейтроны, которые лишены электрического заряда, хотя не лишены некоторых электромагнитных свойств. Такая модель в качественном плане допустима и, конечно, очень удобна (так как атом водоpода нами изучен и pезультаты его теоpии могут быть использованы) до тех поp, пока электpонов в атоме мало и их взаимодействием можно пpенебpечь.

Обpатим внимание на энеpгетический спектp атома водоpода: де R - унивеpсальная постоянная. Он опpеделяется главным квантовым числом n. Каждому значению n соответствует 2n² стационаpных квантовых состояний. Если пpоходить атомы в поpядке возpастания у них числа электpонов и учесть пpинцип запpета Паули, согласно котоpому в каждом квантовом состоянии может находиться лишь один электpон, то каждому значению n может соответствовать лишь 2n² электpонов. Это значит, что сложные атомы имеют слоистое (оболочечное) стpоение. Каждому значению n по меpе его возpастания будет соответствовать слой из 2n² электpонов. На более высокие уpовни, котоpые свободны, электpоны атома в основном состоянии не будут попадать - это пpотивоpечило бы пpинципу минимума энеpгии. Если существует незанятый уровень с низшей энергией, то последующий электpон в pяду атомов стpемится занять именно его. Пpоходя по pяду атомов, будем наблюдать постепенное заполнение слоев с pазличными n; n = 1 - пеpвый слой, n = 2 - втоpой слой, n = 3 - тpетий слой, ... Чем больше n , тем дальше электpон находится от ядpа. Стало быть, слои атомов отделены дpуг от дpуга не только энеpгетически, но и пpостpанственно. Обpазуется очень наглядная модель стpоения атомов. Отдельные слои атомов обычно обозначаются буквами: самый нижний слой, соответствующий n = 1, называют К - слоем (или К - оболочкой), слой пpи n = 2 называют L - слоем (или L - оболочкой), слой пpи n = 3 - М - слоем, пpи n = 4 - N -слоем и так далее.

18)Спонтанное и вынужденное излучение

Электромагнитное излучение, испускаемое квантовыми системами, находящимися в возбужденном состоянии

Спонтанное излучение возникает при спонтанном квантовом (скачкообразном) переходе системы, находящейся на верхних энергетических уровнях, с более высокого уровня энергии Ei на более низкий Ek и характеризуется частотой nik испускаемого фотона с энергией: hn = Ei - Ek, и вероятностью спонтанного испускания Aik, равной среднему числу фотонов, испускаемых квантовой системой (как правило, атомом или молекулой) в единицу времени. Эту вероятность также называют коэффициентом Эйнштейна для спонтанного излучения. Закономерности спонтанного излучения определяются только свойствами самой системы и её взаимодействием с физическим вакуумом и не зависят от взаимодействия системы с внешними излучениями. Для случая термодинамически равновесного газа отношение населённостей на i - м и k - м энергетических уровнях определяется из уравнения Больцмана:

где g - статистический вес, или степень вырождения, энергетического уровня (число квантовых состояний, обладающих данным значением энергии); k - постоянная Больцмана; T - температура. Для термодинамически-равновесного твердого тела справедливо выражение, следующее из распределения Ферми - Дирака:

где EF - энергия Ферми. Если населённость i - го уровня равна Ni, то поток спонтанного излучения равен: Фsik = NiAikЧhЧnik.

Зависимость населённости i - го уровня от времени в отсутствие дальнейшего внешнего возбуждения выражается в виде:

где Ni0 - начальная населённость; - полная вероятность спонтанного излучения при переходах системы с i - го уровня энергии на все более низкие уровни энергии k. Вводят понятие времени жизни i - го уровня: ti = 1/Ai.

Между спонтанным и вынужденным излучением существует глубокая разница. Если акт спонтанного излучения состоит в возникновении одиночного фотона, результатом вынужденного излучения всегда является второй фотон. Эти два фотона могут инициировать испускание двух следующих, и процесс, если бы для него существовали условия, нарастал бы лавинообразно. Другими словами, вынужденное излучение есть элементарный механизм усиления света, распространяющегося в теле. Если спонтанное излучение происходит в разных атомах независимо, то вынужденное излучение обусловлено фотонами, которые уже существуют в теле. Вынужденный фотон (который возникает при вынужденном излучении) распространяется в том же направлении, что и фотон, инициирующий вынужденное излучение. Фотон вынужденного излучения распространяется в фазе, в точности согласованной с фазой фотона, инициирующего излучение. Наконец, вынужденное излучение может быть вызвано только таким фотоном, который сам испущен атомом, причем без какого-либо внешнего принуждения. Пучок фотонов, возникший в результате последовательности актов вынужденного излучения, был бы почти идеально монохроматическим пучком, давая свет одного цвета. Подводя итоги, можно сказать, что, в то время как свет, возникающий в результате только спонтанного излучения, является расходящейся во все стороны беспорядочной совокупностью самых различных фотонов, свет, порожденный последовательностью актов вынужденного излучения, является, образно говоря, регулярной колонной одинаковых фотонов, направляющихся в строгом порядке в одном направлении

15)Эффект Зеемана

Эффе́кт Зе́емана — расщепление линий атомных спектров в магнитном поле. Обнаружен в 1896 г. Зееманом для эмиссионных линий натрия. Эффект вызывается снятием вырождения в присутствии магнитного поля по магнитному квантовому числу ml для одноэлектронной волновой функции в центральном электрическом поле атомного ядра.

Определенному значению ml = j соответствует некоторое значение проекции орбитального момента импульса и, соответственно, проекции магнитного момента на направление магнитного поля μjH, что в магнитном поле с напряженностью H дает разницу энергии по отношению к невырожденному состоянию, равную

В свою очередь

где g — множитель Ланде, а — магнетон Бора.

Множитель Ланде (гиромагнитный множитель, g-фактор)

Дается формулой , где числа L — значение орбитального момента атома, S — значение спинового момента атома, J — значение полного момента. Впервые этот множитель ввел Ланде при исследовании спектра испускания атомов, помещённых в магнитное поле. Работы Ланде являлись продолжением работ Зеемана, поэтому эксперимент Ланде называют аномальным эффектом Зеемана. При этом Зееман считал L=J, S=0, а потому g=1, и никакой надобности в множителях не возникало. Таким образом вырожденный энергетический уровень расщепляется на 2J + 1 равноотстояших зеемановских подуровней (где J — максимальное значение модуля магнитного квантового числа ml = j.

Количественное описание интерференции. Условия минимумов и максимумов Пусть две волны, приходят в точку О от источников S₁ и S₂ по разным оптическим путям L₁=n₁l₁ и L₂=n₂l₂.

Напряженность результирующего поля в точке наблюдения равна E=E₁+E₂ (1) Детектор излучения (глаз) регистрирует не амплитуду, а интенсивность волны, поэтому возведем соотношение (1) в квадрат и перейдем к интенсивностям волн E²=E₁²+E₂²+2E₁E₂ (2)

Усредним это выражение по времени:

(3)

Последнее слагаемое 2 <E₁E₂> в (3) называют интерференционным членом. Его можно записать в виде

,(4) где δ угол между векторами E₁ и E₂. Если δπ/2 , тo cosδ=0 и интерференционный член будет равен нулю. Это означает, что волны, поляризованные в двух взаимно перпендикулярных плоскостях, интерферировать не могут. Если вторичные источники, от которых наблюдают интерференцию, получены от одного первичного источника, то векторы E₁ и E₂ параллельны и cosδ=1. В этом случае (3) можно записать в виде

, (5)

среднее по времени значение интерференционного члена (7)

откуда при α=β:

. (8)

Обозначая , формулу (5) можно записать в терминах интенсивности волн. Если источники некогерентны, то

I=I₁+I₂, (9)

а если когерентны, то

(10)

где

(11)

есть разность фаз складываемых волн. Для источников. полученных от одного первичного источника φ₁=φ₂, поэтому ,(12)

где — волновое число в вакууме, Δ — оптическая разность хода лучей 1 и 2 от S₁ и S₂ до точки наблюдения интерференции О. Получили

. (13)

Из формулы (10) следует, что в точке О будет максимум интерференции, если откуда

. (14)

Условие минимума интерференции будет при откуда

Таким образом, волны в точке наложения усилят друг друга, если их оптическая разность хода равна четному числу полуволн, и ослабят друг друга, если она равна нечетному числу полуволн.

17)Комбинационное рассеяние, рассеяние света веществом, сопровождающееся заметным изменением частоты рассеиваемого света. Если источник испускает линейчатый спектр, то при К. р. с. в спектре рассеянного света обнаруживаются дополнительные линии, число и расположение которых тесно связаны с молекулярным строением вещества. К. р. с. открыто советскими физиками Г. С. Ландсбергом и Л. И. Мандельштамом при исследовании рассеяния света в кристаллах и одновременно индийскими физиками Ч. В. Раманом и К. С. Кришнаном при исследовании рассеяния света в жидкостях (в зарубежной литературе К. р. с. часто называют эффектом Рамана). При К. р. с. преобразование первичного светового потока сопровождается обычно переходом рассеивающих молекул на другие колебательные и вращательные уровни, причём частоты новых линий в спектре рассеяния являются комбинациями частоты падающего света и частот колебательных и вращательных переходов рассеивающих молекул — отсюда и назв. "К. р. с.".

Для наблюдения спектров К. р. с. необходимо сконцентрировать интенсивный пучок света на изучаемом объекте. В качестве источника возбуждающего света применяют лазерный луч. Рассеянный свет фокусируется и попадает в спектрограф, где спектр К. р. с. регистрируется фотографическим или фотоэлектрическим методами.

К. р. с. наиболее часто связано с изменением колебательных состояний молекул. Такой спектр К. р. с. состоит из системы спутников, расположенных симметрично относительно возбуждающей линии с частотой n. Каждому спутнику с частотой n — ni (красный, или стоксов, спутник) соответствует спутник с частотой n + ni (фиолетовый, или антистоксов, спутник). Здесь ni— одна из собственных частот колебаний молекулы. Таким образом, измеряя частоты линий К. р. с., можно определять частоты собственных (или нормальных) колебаний молекулы, проявляющихся в спектре К. р. с. Аналогичные закономерности имеют место и для вращательного спектра К. р. с. В этом случае частоты линий определяются вращательными переходами молекул. В простейшем случае вращательный спектр К. р. с. — последовательность почти равноотстоящих симметрично расположенных линий, частоты которых являются комбинациями вращательных частот молекул и частоты возбуждающего света.

Согласно квантовой теории, процесс К. р. с. состоит из двух связанных между собой актов — поглощения первичного фотона с энергией hn(h — Планка постоянная) и испускания фотона с энергией hn' (где n' = n ± ni), происходящих в результате взаимодействия электронов молекулы с полем падающей световой волны. Молекула, находящаяся в невозбуждённом состоянии, под действием кванта с энергией hn через промежуточное электронное состояние, испуская квант h (n — ni), переходит в состояние с колебательной энергией hni. Этот процесс приводит к появлению в рассеянном свете стоксовой линии с частотой n — ni(). Если фотон поглощается системой, в которой уже возбуждены колебания, то после рассеяния она может перейти в нулевое состояние; при этом энергия рассеянного фотона превышает энергию поглощённого. Этот процесс приводит к появлению антистоксовой линии с частотой n + ni ().

Вероятность w К. р. с. (а следовательно, интенсивность линий К. р. с.) зависит от интенсивностей возбуждающего I0 и рассеянного I излучения: w= aI0(b + J), где а и b — некоторые постоянные; Интенсивность линий К. р. с. в большинстве случаев весьма мала, причём при обычных температурах. Интенсивность линий К. р. с. I зависит от частоты n возбуждающего света: на больших расстояниях (в шкале частот) от области электронного поглощения молекул I ~ n4, при приближении к полосе электронного поглощения наблюдается более быстрый рост их интенсивности. Линии К. р. с. в большей или меньшей степени поляризованы. При этом различные спутники одной и той же возбуждающей линии имеют различную степень поляризации.

Благодаря применению лазеров в качестве источников возбуждающего света () значительно расширился круг объектов, доступных для исследования методами К. р. с., стало возможным более детальное изучение газов, порошков и окрашенных веществ, например полупроводниковых материалов. Кроме того, применение лазеров резко сократило требования к количеству исследуемого вещества.

14)Магнитный момент атома. Различные среды при рассмотрении их магнитных свойств называют магнетиками. Все вещества в той или иной мере взаимодействуют с магнитным полем. У некоторых материалов магнитные свойства сохраняются и в отсутствие внешнего магнитного поля. Намагничивание материалов происходит за счет токов, циркулирующих внутри атомов – вращения электронов и движения их в атоме. Поэтому намагничивание вещества следует описывать при помощи реальных атомных токов, называемых амперовскими токами. В отсутствие внешнего магнитного поля магнитные моменты атомов вещества ориентированы обычно беспорядочно, так что создаваемые ими магнитные поля компенсируют друг друга. При наложении внешнего магнитного поля атомы стремятся сориентироваться своими магнитными моментами Pm. по направлению внешнего магнитного поля, и тогда компенсация магнитных моментов нарушается, тело приобретает магнитные свойства – намагничивается. Большинство тел намагничивается очень слабо и величина индукции магнитного поля B в таких веществах мало отличается от величины индукции магнитного поля в вакууме B₀. Если магнитное поле слабо усиливается в веществе, то такое вещество называется парамагнетиком: μ=B/B₀>1 (Li, Na) если ослабевает, то это диамагнетик: μ=B/B0<1 (Bi, Cu, Ag, Au) Но есть вещества, обладающие сильными магнитными свойствами. Такие вещества называются ферромагнетиками: μ=B/B₀>>1 (Fe, Co, Ni) Эти вещества способны сохранять магнитные свойства и в отсутствие внешнего магнитного поля, представляя собой постоянные магниты. Все тела при внесении их во внешнее магнитное поле намагничиваются в той или иной степени, т.е. создают собственное магнитное поле, которое накладывается на внешнее магнитное поле. Магнитные свойства вещества определяются магнитными свойствами электронов и атомов. Магнетики состоят из атомов, которые, в свою очередь, состоят из положительных ядер и, условно говоря, вращающихся вокруг них электронов. Электрон, движущийся по орбите в атоме эквивалентен замкнутому контуру с орбитальным током: I=eη, где е – заряд электрона, ν – частота его вращения по орбите: ν=1/T=υ/2πr Орбитальному току соответствует орбитальный магнитный момент электрона P_m = Isn = eυ/2πr где S – площадь орбиты, n – единичный вектор нормали к S, v – скорость электрона. На рисунке 6.1 показано направление орбитального магнитного момента электрона.

Электрон, движущийся по орбите, имеет орбитальный момент импульса L_e=m*v*r, который направлен противоположно по отношению к P_m и связан с ним соотношением P_{m =} γ*L_e/. Здесь коэффициент пропорциональности γ называется гиромагнитным отношением орбитальных моментов и равен: γ=-e/2m? где m – масса электрона. Кроме того, электрон обладает собственным моментом импульса L_es, который называется спином электрона

пину электрона соответствует спиновый магнитный момент электрона , направленный в противоположную сторону: (6.1.5) где , - постоянная Планка. Спину электрона L_s соответствует спиновый магнитный момент электрона P_ms, направленный в противоположную сторону: Величину γ_s называют гиромагнитным отношением спиновых моментов γ_s=-e/m (6.1.6) Проекция спинового магнитного момента электрона на направление вектора индукции магнитного поля B может принимать только одно из следующих двух значений:

(6.1.7), где μ_Б – квантовый магнитный момент электрона – магнетон Бора. Орбитальным магнитным моментом Р_m атома называется геометрическая сумма орбитальных магнитных моментов всех электронов атома

(6.1.8), где Z – число всех электронов в атоме – порядковый номер элемента в периодической системе Менделеева. Орбитальным моментом импульса L атома называется геометрическая сумма моментов импульса всех электронов атома:

19)Лазеры. Ла́зер (англ. laser, сокр. от Light Amplification by Stimulated Emission of Radiation — «Усиление света с помощью вынужденного излучения») — устройство, использующее квантовомеханический эффект вынужденного (стимулированного) излучения для создания когерентного потока света. Луч лазера может быть непрерывным, с постоянной амплитудой, или импульсным, достигающим экстремально больших пиковых мощностей. Во многих конструкциях рабочий элемент лазера используется в качестве оптического усилителя для излучения от другого источника. Усиленный сигнал очень точно совпадает с исходным по длине волны, фазе и поляризации, что очень важно в устройствах оптической связи. Обычные источники света, такие как лампа накаливания, излучают свет в разных направлениях с широким диапазоном длин волн. Большинство из них также некогерентны, то есть фаза излучаемой ими электромагнитной волны подвержена случайным флуктуациям. Излучение обычного источника не может, без применения специальных мер, дать устойчивую интерференционную картину. Кроме того, излучение нелазерных источников обычно не обладает фиксированой поляризацией. Напротив, излучение лазера монохроматично и когерентно, то есть имеет постоянную длину волны и предсказуемую фазу, а также хорошо определённую поляризацию. С другой стороны, некоторые типы лазеров, например жидкостные лазеры на растворах красителей или полихроматические твердотельные лазеры, могут генерировать целый набор частот в широком спектральном диапазоне; это свойство делает возможной генерацию сверхкоротких импульсов порядка нескольких фемтосекунд (10−15 с) с помощью синхронизации мод. Лазеры созданы на стыке двух наук — квантовой механики и термодинамики, но, фактически, многие типы лазеров были созданы методом проб и ошибок.

Принцип работы. Первый работающий лазер был сделан Теодором Майманом. Майман использовал рубиновый стержень с импульсной накачкой, который давал красное излучение с длиной волны 694 нанометра. Примерно в то же время иранский физик Али Яван представил газовый лазер. Позднее за свою работу он получил премию имени Альберта Эйнштейна.

Основная идея работы лазера заключается в инверсии электронной населённости путём «накачки» рабочего тела, подводя к нему энергию, например в виде световых или электрических импульсов. Рабочее тело помещается в оптический резонатор, при циркуляции волны в котором её энергия экспоненциально возрастает благодаря механизму вынужденного излучения. При этом энергия накачки должна превышать определённый порог, иначе потери в резонаторе будут превышать усиление и выходная мощность будет крайне мала. Инверсия электронной населённости также лежит в основе работы мазеров, которые принципиально похожи на лазеры, но работают в микроволновом диапазоне. Первые мазеры были сделаны в 1953—1954 гг. Н. Г. Басовым и А.М. Прохоровым, а также независимо от них американцем Ч. Таунсом и его сотрудниками. В отличие от квантовых генераторов Басова и Прохорова, которые нашли выход в использовании более чем двух энергетических уровней, мазер Таунса не мог работать в постоянном режиме.

Излучение лазера может быть настолько мощным, что им можно резать сталь и другие металлы. Несмотря на то, что луч лазера можно сфокусировать в очень маленькую точку, она всегда будет иметь конечный ненулевой размер вследствие дифракции. С другой стороны, размер сфокусированного лазерного луча всегда будет значительно меньше луча, созданного любым другим способом. Например, луч небольшого лабораторного гелий-неонового лазера разойдётся всего примерно на 1,5 километра на расстоянии от Земли до Луны. Конечно, некоторые лазеры, особенно полупроводниковые, благодаря малым размерам, создают сильно расходящийся луч. Однако эту проблему можно решить применением линз. Влияние дифракции можно обойти, применяя волноводы, в данном случае оптоволоконные линии.

Применение лазеров. Лазеры нашли применение в самых различных областях — от коррекции зрения до управления транспортными средствами, от космических полётов до термоядерного синтеза. Лазер стал одним из самых важных изобретений XX века. Исключительно широкое использование лазеров в науке и промышленности объясняется их уникальными свойствами — когерентностью, монохроматичностью и возможностью достижения высочайшей плотности мощности излучения. Например, когерентность лазерного луча позволяет сфокусировать его в точку, практически совпадающую по размеру с дифракционным пределом, который для видимого спектра составляет всего несколько сотен нанометров. Это позволяет лазерным записывающим устройствам хранить гигабайты информации на оптических дисках, например, формата DVD. Хорошо сфокусированный луч позволяет достичь громадной плотности излучения, достаточной для резки, плавления и даже испарения самых тугоплавких материалов

Виды волн. Общие свойства волн

Обычно под волной понимают распространение колебаний в пространстве. Существуют, например, волны на поверхности жидкости, акустические, электромагнитные (ЭМ)/ Особенностью волновых процессов является перенос энергии без переноса вещества.

1. По форме различают следующие волны:

а. Одиночные волны или импульсы:

б. Цуг волн — обрывок синусоиды:

в. Гармонические или монохроматические волны, представляющие собой бесконечную синусоиду

Такие волны в природе не существуют, это идеализация. Однако, согласно теореме Фурье, доказываемой в математике, любая реальная ограниченная в пространстве и времени волна может быть представлена в виде бесконечного набора монохроматических волн различной частоты. 2. В зависимости от направления колебаний в волне различают продольные и поперечные волны. В продольной волне колебания частиц среды осуществляются в направлении распространения волны, а в поперечной — в направлении, перпендикулярном направлению распространения волны.

Примером продольных волн являются звуковые волны в газе. В твердых телах могут существовать как продольные, так и поперечные звуковые волны Примером чисто поперечных волн являются ЭМ-волны.

3. Волны различают также по типу волновых поверхностей, которые представляют собой геометрическое место точек, колеблющихся в одинаковой фазе. По типу волновых поверхностей различают плоские, сферические и цилиндрические волны. Частным случаем волновой поверхности является волновой фронт — геометрическое место точек, до которых доходят колебания в момент времени t. Фронт волны разделяет охваченную волновым процессом часть пространства от неохваченной.

4. Физическая величина f, изменяющаяся по волновому закону, должна удовлетворять волновому уравнению

(1)где v — скорость распространения волны. Если волна распространяется в одном направлении, например, оси OX, то волновое уравнение имеет вид

.(2)Решением этого уравнения являются функции вида f(vt-x) или f(t-x\t), описывающие волну, распространяющуюся в положительном направлении оси OX. Аргумент функции наз-ся фазой волны. Поверхности постоянной фазы vt-x=const называются волновыми поверхностями. При t=const поверхность постоянной фазы удовлетворяет уравнению x=const, которое является уравнением плоскости, перпендикулярной оси OX, т.е. направлению распространения волны. Таким образом, функции вида f(vt-x) или f(t-x\t) описывают плоские волны. Дифференцируя обе части равенства (vt-x)=const по t, получим vdt-dx=0, а отсюда v=dx\dt ,т.е. v есть скорость распространения поверхности постоянной фазы. Ее называют фазовой скоростью волны.

5. Любая волна обладает энергией W и энергией в единице объема или объемной плотностью энергии w: w=W\V. (3)

6. Волна, распространяющаяся со скоростью v, переносит через единицу поверхности в единицу времени энергию

(4)Вектор S наз-ся вектором Пойнтинга или вектором Умова. Его величина S представляет собой плотность потока энергии. Вектор S указывает направление переноса энергии в волне.

1. ЭМ-волна в среде с ε и μ распространяется с фазовой скоростью

,(1) где величина наз-ся абсолютным показателем преломления среды. 2. Векторы E, B, v в ЭМ-волне взаимно перпендикулярны и образуют правый винт (правую тройку). Это внутреннее свойство ЭМ-волны, не зависящее от выбора системы отсчета. Так как E и B перпендикулярны v, то ЭМ-волны поперечны. 3. Мгновенные значения векторов E и B в ЭМ-волне связаны соотношением E=vB и B=μμ₀H. Отсюда следует, что поля E и H(B) одновременно обращаются в нуль и одновременно достигают своих максимальных значений, т.е. колеблются синфазно:

Термоэлектронная эмиссия

Термоэлектронная эмиссия или эффект Ричардсона — явление испускания электронов нагретыми телами. Испускание электронов твёрдыми или жидкими телами называется электронной эмиссией, а тела, испускающие электроны, называются эмиттерами. Для испускания электронов эмиттером их кинетическая энергия должна быть достаточной для разрыва связи с веществом эмиттера. При комнатной температуре почти все электроны имеют энергию меньшую, чем работа выхода, и поэтому термоэлектронная эмиссия возможна только у тел, нагретых до высокой температуры. Электроны, покидая тело, оставляют его положительно заряженным. Электрон может удаляться от поверхности эмиттера на малые растояния, может вернуться обратно, образуя электронное облако, плотность которого уменьшается с расстоянием. На явлении термоэлектронной эмиссии основана работа электровакуумного диода. Явление впервые исследовано английским физиком О. У. Ричардсоном в 1900—1901 годах.Ричардсона эффект, испускание электронов нагретыми телами (твёрдыми, реже — жидкостями) в вакуум или в различные среды. Впервые исследована О. У.

Ричардсоном в 1900— 1901. Т. э. можно рассматривать как процесс испарения электронов в результате их теплового возбуждения. Для выхода за пределы тела (эмиттера) электронам нужно преодолеть Потенциальный барьер у границы тела; при низких температурах тела количество электронов, обладающих достаточной для этого энергией, мало; с увеличением температуры их число растет и Т. э. возрастает. Главной характеристикой тел по отношению к Т. э. является величина плотности термоэлектронного тока насыщения jo при заданной температуре. При Т. э. в вакуум однородных (по отношению к работе выхода ) эмиттеров в отсутствии внешних электрических полей величина j0 определяется формулой Ричардсона — Дэшмана:

. (1)

Здесь А — постоянная эмиттера (для металлов в модели свободных электронов Зоммерфельда: А = А0 = 4πek2m/h3 = 120,4 а/К2см2, где е — заряд электрона, m — его масса, k — Больцмана постоянная, h — Планка постоянная), Т — температура эмиттера в К, r̅ — средний для термоэлектронов разных энергий коэффициент отражения от потенциального барьера на границе эмиттера; eφ — работа выхода. Испускаемые электроны имеют Максвелла распределение начальных скоростей, соответствующее температуре эмиттера. При Т. э. в вакуум электроны образуют у поверхности эмиттера объёмный заряд, электрическое поле которого задерживает электроны с малыми начальными скоростями. Поэтому для получения тока насыщения между эмиттером (катодом) и коллектором электронов (анодом) создают электрическое поле, компенсирующее поле объёмного заряда. Плотность тока насыщения j0 достигается при разности потенциалов V0. При V < V0 ток ограничен полем объёмного заряда у поверхности эмиттера.

10)Атом водорода в квантовой механике. Водородный атом является атомом химического элемента водорода. Он состоит из положительно-заряженного протона, который является ядром водородного атома и единственного отрицательно-заряженного электрона. Электрон и протон взаимодействуют посредством силы Кулона обратно пропорционально квадрату расстояния. Из-за своей простоты как проблема двух тел водородный атом имеет специальное значение в квантовой механике и релятивистской квантовой механике поскольку. Результаты расчёта Бора для частот и основных значений энергии были подтверждены в 1925/26 полным квантовым-механическим анализом, который использовал уравнение Шрёдингера. Решение уравнения Шрёдингера для атома водорода может быть найдено в аналитической форме. Из него получают уровни энергии атома водорода и, таким образом, его частоты. Решение уравнения Шрёдингера даёт больше информации и о форме атомных орбиталей (их анизотропии) атома водорода. Энергетический спектр. Энергетические уровни атома водорода, включая тонкую структуру записываются в виде где α — постоянная тонкой структуры, j — собственное значение оператора углового момента. Энергию 13.6 eV можно найти в простой модель Бора, с массой электрона m и зарядом электрона e: Волновые функции

В сферических координатах волновые функции имеет вид:

Угловой момент

Собственные значения для оператора углового момента:

Электропроводность полупроводников:собственная,примесная,дырочная

Внутренним фотоэффектом называется перераспределение электронов по энергетическим состояниям в твердых и жидких полупроводниках и диэлектриках, происходящее под действием света. Он проявляется в изменении концентрации носителей зарядов в среде и приводит к возникновению фотопроводимости или вентильного фотоэффекта. Фотопроводимостью называется увеличение электрической проводимости вещества под действием света. Вентильным фотоэффектом (фотоэффектом в запирающем слое) называется возникновение под действием света ЭДС (фото-ЭДС) в системе, состоящей из контактирующих полупроводника и металла или двух разнородных полупроводников (например, в p-n переходе).