- •Часть II
- •Эдс индукции
- •Взаимная индукция
- •Трансформатор
- •Явление самоиндукции
- •Лекция 2. (2 часа) Уравнения Максвелла
- •Теорема Гаусса для электрического поля
- •Теорема Гаусса для магнитного поля
- •Циркуляция вектора электрического поля
- •Циркуляция вектора магнитного поля
- •Ток смещения
- •Пружинный маятник (рис. 3)
- •Физический маятник (рис. 4)
- •Математический маятник (рис. 5)
- •Гармонический осциллятор при наличии сил сопротивления
- •Лекция 4.( 2часа) Вынужденные механические колебания. Упругие волны
- •Упругие волны
- •Уравнение бегущей волны
- •Принцип суперпозиции. Интерференция волн
- •1) Если колебания происходят в одинаковой фазе, т.Е. ( , (5)
- •Стоячие волны
- •Эффект Доплера
- •Затухающие электрические колебания
- •Лекция 6. (2 часа) Вынужденные электромагнитные колебания. Электромагнитные волны
- •Вынужденные электрические колебания
- •Резонансные явления в колебательном контуре. Резонанс напряжений и резонанс токов.
- •Электромагнитные волны.
- •Характеристики электромагнитной волны
- •Энергия, поток энергии электромагнитной волны
- •Лекция 7. (2 часа) Интерференция света
- •Когерентность и монохроматичность световых волн
- •Некоторые методы наблюдения интерференции света
- •Применение интерференции света
- •Лекция 8. ( 2 часа) Дифракция света
- •Принцип Гюйгенса — Френеля
- •Метод зон Френеля
- •Дифракция Френеля на круглом отверстии
- •Дифракция Френеля на диске
- •Дифракция Фраунгофера на одной щели
- •Дифракция Фраунгофера на дифракционной решетке
- •Дифракция на пространственной решетке
- •Лекция 9. (2 часа)
- •Дисперсия и поглощение света в веществе.
- •Поглощение света
- •Естественный и поляризованный свет
- •Поляризация света при отражении и преломлении на границе двух диэлектриков
- •Двойное лучепреломление. Призма Николя
- •Искусственная оптическая анизотропия
- •Вращение плоскости поляризации
- •Лекция 10. (2 часа) Тепловое излучение
- •Понятие о равновесном тепловом излучении
- •Характеристики теплового излучения
- •Закон Кирхгофа
- •Законы излучения абсолютно черного тела
- •Квантовый характер излучения
- •Лекция 11. (2 часа) Фотоэлектрический эффект
- •Внешний фотоэффект
- •Внутренний фотоэффект
- •Вентильный фотоэффект
- •Корпускулярно-волновой дуализм
- •Лекция 12. (2 часа) Теория атома водорода по Бору
- •Закономерности линейчатых спектров водорода
- •Модель атома Томсона
- •Опыты Резерфорда
- •Планетарная модель атома Резерфорда
- •Постулаты Бора
- •Опыты Франка и Герца
- •Лекция 13. (2 часа) Элементы квантовой механики
- •Гипотеза Луи-де-Бройля
- •Корпускулярно-волновые свойства частиц
- •Соотношение неопределенностей
- •Электрон в электронно-лучевой трубке и в атоме
- •Длина волны де-Бройля покоящихся тел
- •Физический смысл волновой функции
- •Волновая функция заряженной частицы
- •Операторы импульса и энергии
- •Уравнение Шредингера
- •Лекция 14. (2 часа) Оптические квантовые генераторы
- •Спонтанные и вынужденные переходы, их вероятность
- •Инверсная населенность уровней
- •Лекция 15. (2 часа) Элементы зонной теории твердых тел
- •Лекция 16. (2 часа) Радиоактивность
- •Радиоактивность
- •Методы регистрации радиоактивного излучения
- •Правила радиоактивного смещения
- •Изотопы, изобары, изотоны, изомеры
- •Закон радиоактивного распада, активность
- •Атомное ядро
- •Ядерные силы
- •Современные представления о природе электромагнитных и ядерных сил
- •Туннельный эффект
- •Понятие об устойчивости ядра
- •Ядерные реакции и элементарные частицы
- •Ядерные реакции
- •Реакции с медленными частицами
- •Реакции с быстрыми нейтронами
- •Деление тяжелых ядер
- •Ядерное оружие и ядерная энергетика
- •Термоядерные реакции
- •Водородная бомба
- •Управляемые термоядерные реакции
- •Элементарные частицы Виды взаимодействий элементарных частиц
- •Систематика элементарных частиц
- •Частицы и античастицы
- •Законы сохранения
Лекция 15. (2 часа) Элементы зонной теории твердых тел
(Энергетические уровни электронов в атоме. Возникновение энергетических зон при образовании твердого тела из изолированных атомов. Заполнение зон при абсолютном нуле. Металлы, диэлектрики и полупроводники по зонной теории. Собственная и примесная проводимости полупроводников. P-n-переход и его свойства.)
Природа носителей тока в металлах
Для выяснения ответа на этот вопрос был поставлен целый ряд опытов.
О пыт Рике (1901г). Он брал цилиндры различных металлов, с тщательно отшлифованными торцами, прижимал их друг к другу и пропускал через них ток в течение года (см. рис. 4.1). Затем эти цилиндры были разобраны и проанализированы на взаимное проникновение металлов. При этом оказалось, что результаты не превышают обычных, т.е. без пропускания тока.
Таким образом, ток в металлах не связан с переносом самого вещества металлов. Носители тока ‑ заряженные частицы, не связаны с атомами металла и одинаковы для всех металлов.
Далее, поскольку ток в металлах появляется даже при незначительной разности потенциалов, то эти носители довольно свободно перемещаются в металлах. Поэтому должны проявляться инерционные эффекты. Суть их заключается в том, что если образец металла двигать с ускорением (положительным или отрицательным), то носители заряда, вследствие существования явления механической инерции, будут не успевать за движением металла. Поэтому будет происходить скопление заряда у передней или задней стенки образца (см. рис. 4.2). Это неравномерное распределение заряженных частиц вызовет отличное от нуля электрическое поле. Следовательно, вольтметр, подключенный к передней и задней стенке металла, покажет разность потенциалов.
Знак разности потенциалов будет зависеть от знака носителей заряда. А величина разности потенциалов будет определяться как величиной заряда, так и их массой.
Т акие опыты были проделаны в 1913 г Л.И.Мандельштамом и Н.Д Папалекси и в 1916 г Стюартом и Толменом.
В результате было установлено, что знак носителей заряда отрицательный и масса совпадает с массой электрона.
Таким образом, было окончательно установлено, что носителями тока в металлах являются свободные электроны.
Элементарная классическая теория металлов
Между атомами, расположенными в узлах кристаллической решетки металлов, существует сильное взаимодействие. Это приводит к тому, что самые внешние электроны переходят от одного атома к другому и т.д. Т.е. внешние электроны перестают принадлежать отдельным атомам, а становятся коллективной собственностью куска металла.
Это обстоятельство позволяет рассматривать металл, как кристаллическую решетку, в узлах которой находятся положительно заряженные ионы, а между ионами существует электронный газ.
Концентрация электронного газа для одновалентных ионов имеет величину, порядка
Взаимодействие электронов между собой и ионами решетки весьма велико, однако, среднюю силу, действующую на каждый электрон, можно считать равной нулю.
Взаимодействие электронов с решеткой и друг с другом можно рассматривать как ряд последовательных соударений и считать, что электрон обладает лишь кинетической энергией.
Т.е. электронный газ можно рассматривать как идеальный газ и применить к нему теорию идеального газа, или (как говорят) применить к нему статистику Максвелла-Больцмана (см. (I.2.45 ‑ I.2.46)).
Оценим скорость хаотического, теплового движения электронов в металле.
Электроны, обмениваясь при столкновениях энергией с ионами, будут обладать такой же температурой, как и металл. Поскольку по предположению они обладают только кинетической энергией, то можно записать:
где, напомним, ‑ тепловая энергия приходящаяся на одну степень свободы, ‑ масса электрона. Отсюда
При комнатной температуре средняя скорость электронов имеет величину, порядка
Если внутри металла создать однородное электрическое поле, то электроны приобретут дополнительную скорость , направленную против поля (т.к. заряд электрона отрицательный). Суммарная скорость электрона равна векторной сумме:
Отсюда
Т.е. средняя скорость электрона равна средней скорости упорядоченного движения. Оценим теперь величину этой средней скорости.
Для этого используем формулу (2.4) ‑ . По техническим нормам, плотность тока в металлах, в частности меди, не должна превышать величины . Следовательно, средняя скорость упорядоченного движения будет равна
Т.е. ‑ . Таким образом, наличие электрического тока практически не увеличивает энергию электронов и, соответственно, не изменяет время между столкновениями
где ‑ расстояние между узлами кристаллической решетки металла.
Закон Ома
Рассмотрим металлический проводник, подключенный к источнику тока. В этом случае внутри проводника, как мы видели, устанавливается однородное электрическое поле, напряженностью . Электроны движутся в металле, соударяясь с ионами кристаллической решетки. Непосредственно после соударения с ионом направление и величина их скорости меняются случайным образом. Следовательно, непосредственно после соударения скорость электрона можно считать равной нулю.
После соударения на него действует сила со стороны электрического поля ‑ . Под действием этой силы электрон приобретает ускорение
В результате, до следующего соударения его скорость возрастет до максимально возможной:
Затем, после соударения, скорость электрона снова станет равной нулю т т.д. (см. рис. 4.3). Средняя скорость такого направленного движения под действием электрического поля, будет равна:
П оэтому, выражение для плотности тока будет иметь вид:
Таким образом, мы получили закон Ома в дифференциальной форме, где электропроводность металла определяется выражением:
(4.1)
Из этого выражения видно, что электропроводность зависит от свойств конкретного металла: ‑ концентрации электронного газа, ‑ расстояние между узлами кристаллической решетки, ‑ температуры металла.
Закон Джоуля-Ленца
Электроны, ускоряясь полем, получают дополнительную энергию, которую затем отдают ионам решетки при соударениях.
Хотя энергия, передаваемая в каждом отдельном случае, мала ( ), но она передается ионам непрерывно. Число соударений , совершаемых за единицу времени, очень велико
Поэтому и энергия, передаваемая за единицу времени ионной решетке будет значительна. Подсчитаем это количество энергии.
Средняя кинетическая энергия электрона в начале свободного пробега равна ‑ , в конце ‑ . Приращение энергии будет равно:
Сделаем преобразования:
Это ‑ порция энергии, которая передается ионам при столкновении одного электрона. Чтобы получить энергию, выделяемую в единицу времени, данное выражение нужно умножить на число столкновений . Чтобы получить выражение для энергии, выделяемой в единицу времени и в единице объема , данное выражение надо умножить еще на . В итоге получим:
Здесь мы использовали выражение для электропроводности , полученное выше.
Таким образом, мы пришли к дифференциальному закону Джоуля-Ленца.
Закон Видемана-Франца
Итак, электрический ток в металлах обусловлен наличием электронного газа. Но металлы отличаются от диэлектриков не только электропроводностью, но и значительной теплопроводностью. Следовательно, можно предположить, что высокая теплопроводность металлов по сравнению с диэлектриками обусловлена наличием электронного газа. Ведь с точки зрения классической теории металлы и диэлектрики ничем больше не отличаются.
Величину теплопроводности электронного газа можно оценить методами кинетической теории идеального газа. Из этой теории, в частности вытекает, что коэффициент теплопроводности определяется выражением (см. вывод формулы (I.2.51)):
Найдем отношение коэффициента теплопроводности к коэффициенту электропроводности
Это и есть закон Видемана-Франца, который экспериментально был установлен еще в 1853 году.
Отношение коэффициента теплопроводности к коэффициенту электропроводности для всех металлов должно быть одинаково и должно расти прямо пропорционально абсолютной температуре.
Трудности классической теории
Однако численный коэффициент в экспериментальном законе Видемана-Франца не совсем совпадал с теоретическим значением. Более того, когда Лоренц произвел более точный расчет, учитывая закон Максвелла о распределении электронов по скоростям, закон Видемана-Франца стал иметь вид:
(4.2)
Но при этом получилось еще большее расхождение с экспериментом.
Второе затруднение классической теории состоит в следующем.
Теплоемкость любого твердого тела, согласно экспериментальному закону Дюлонга-Пти, постоянна и равна , что и подтверждается опытами для всех твердых тел ‑ и проводников и диэлектриков.
Однако, согласно классическим воззрениям, в проводниках есть электронный газ, который также обладает теплоемкостью, равной ‑ . Отсюда вытекает, что теплоемкость проводника должна быть:
что, как мы видим, отличается от экспериментального закона Дюлонга-Пти.
Третье затруднение классической теории состоит в следующем.
Согласно классической теории:
Подставляя сюда выражение для скорости хаотического теплового движения электронов, получим:
Таким образом, теория дает температурную зависимость удельного сопротивления в виде , а на практике ‑ .
И эти противоречия ни как не разрешимы в рамках классической теории