• Гідрологія і Гідрометрія
• Господарське право
• Економіка будівництва
• Економіка природокористування
• Економічна теорія
• Земельне право
• Історія України
• Кримінально виконавче право
• Медична радіологія
• Методи аналізу
• Міжнародне приватне право
• Міжнародний маркетинг
• Основи екології
• Предмет Політологія
• Соціальне страхування
• Технічні засоби організації дорожнього руху
• Товарознавство продовольчих товарів

Дифракція світла на дифракційній гратці

Дифракція Фраунгофера на одній щілині

Дифракція Фраунгофера – це дифракція плоских світлових хвиль, коли джерело світла і точка спостереження нескінченно віддалені від перешкоди, яку огинають хвилі. Для здійснення дифракції Фраунгофера потрібно джерело світла помістити у фокусі збиральної лінзи , а дифракційну картину досліджувати у фо­кальній площині другої збиральної лінзи , встановленої за перешкодою (рис. 2.10).

Результат інтерференції світла в точці визначиться числом зон Френеля, що вкладається в щілині. Якщо кількість зон парна, то

, (2.27)

і в точці буде дифракційний мінімум – го порядку. Знак “–” у правій частині рівності (2.27) відповідає променям світла, які поширюються від щілини під кутом – і збираються в побічному фокусі лінзи, який симетричний до відносно головного фокусу . Якщо кількість зон непарна, то , , (2.28)

і в точці буде дифракційний максимум – го порядку з інтенсивністю і який відповідає дії однієї зони Френеля.

У напрямку j=0 спостерігатиметься найінтенсивніший центральний максимум нульового порядку інтенсивністю .

Залежність відношення від наведено на рис. 2.11.

Розрахунок показує, що інтенсивності центрального і наступних максимумів співвідносяться як : : : =1:0,045:0,016:0,0083:…,

тобто основна частина світлової енергії зосереджена в центральному максимумі.

Розглянемо дифракцію світла, зумовлену дією дифракційної гратки.

Дифракційна гратка – це система з великої кількості N однакових за шириною щілин і паралельних одна до одної, які лежать в одній площині і відокремлені непрозорими проміжками, однаковими за шириною. Для поясненнядифракцію світла, зумовлену дією дифракційної гратки використаємо рис. 2.12. На рис. 2.12 також BC=DP=a; CD=b; d=a+b – період дифракційної гратки.

Якщо монохроматична хвиля падає нормально на поверхню гратки, то коливання в усіх точках щілин відбуваються в однаковій фазі, оскільки ці точки лежать на одній хвильовій поверхні.

Запишемо результуючу амплітуду коливань у точці екрана Е, в якій збираються промені від усіх щілин гратки, що падають на лінзу L під кутом j до її головної оптичної осі . Якщо дифракційна гратка складається з N щілин, то умовою головних максимумів є вираз

, , (2.33)

а умовою головних мінімумів − вираз

, . (2.34)

Умова додаткових мінімумів –

, (2.35)

або

, . (2.36)

Між двома сусідніми додатковими мінімумами утворяться максимуми, які називаються вторинними.

Між двома сусідніми головними максимумами знаходиться N–1 додаткових мінімумів і N–2 вторинних максимумів. На них накладатимуться мінімуми, що виникають при дифракції від однієї щілини. Із формул і

видно, що головний максимум m-го порядку збігається з k-им мінімумом від одної щілини, якщо виконується рівність

, або .

На рис. 2.13 наведено розподіл інтенсивності світла в дифракційній картині від sinφ для і .

Пунктирна крива, що проходить через вершини головних максимумів, зображає інтенсивність, яка зумовлена дифракцією на одній щілині. Як видно з рис. 2.13, при відношенні головні максимуми 3-го, 6-го тощо порядків збігаються з мінімумами інтенсивності від однієї щілини, тому ці максимуми зникають.

Якщо дифракційну гратку освітлюють білим світлом, то для різних значень положення всіх головних максимумів, крім центрального, не збігаються один з одним. Тому центральний максимум має вигляд білої смужки, а всі інші – кольорових смужок, які називають дифракційними спектрами першого, другого і вищих порядків. У межах кожної смужки забарвлення змінюється від фіолетового біля внутрішнього краю, який найближчий до максимуму нульового порядку до червоного – біля зовнішнього краю дифракційної картини. Таким чином, дифракційна гратка розкладає немонохроматичне світло в дифракційний спектр і її можна використовувати як дисперсійний прилад.

12.Поляризація світла. Закон Брюстера.13 Поляризатори і аналізатори. Закон Малюса.

Наслідком теорії Максвелла є твердження про поперечність світлових хвиль: вектори напруженості електричного і магнітного полів електромагнітної хвилі взаємно перпендикулярні і коливаються перпендикулярно до вектора швидкості поширення хвилі. При розгляді світлових електромагнітних хвиль усі міркування зазвичай проводять для вектора , який називається світловим вектором, тому що він має визначальний вплив при дії світла на речовину. Площина, в якій відбувається коливання вектора , називається площиною поляризації, а перпендикулярна до неї площина – площиною коливань.

Світло є сумарним електромагнітним випромінюванням множини атомів. Атоми випромінюють світлові хвилі незалежно один від одного у вигляді хвильового цугу, в якому вектор коливається в одній площині. Хвильові цуги неперервно накладаючись змінюють один одного. Тому світлова хвиля, що випромінюється тілом, характеризується рівноймовірними напрямками коливань світлового вектора .

Природним (неполяризованим) називається світло з усіма можливими рівноймовірними орієнтаціями вектора (отже, і ) (рис. 2.14,а).

Поляризованим називається світло, в якому напрямки коливань вектора певним чином упорядковані.

Якщо коливання вектора світлової хвилі відбуваються в одній певній площині, то світло називається лінійно поляризованим (плоскополяризованим (рис. 2.14,б). У випадку, коливектор описує еліпс в площині перпендикулярній до напрямку поширення променя, то така хвиля називається еліптично поляризованою, а якщо коло - поляризованою по колу (циркулярно поляризованою).

Коли вектор обертається проти годинникової стрілки в площині перпендикулярній до напрямку поширення променя, то поляризація називається правою, а в протилежному випадку – лівою.

Якщо внаслідок яких-небудь зовнішніх впливів має місце переважаючий напрямок коливань вектора , то світло є частково поляризованим (рис. 2.14,в).

Для характеристики поляризаційного стану використовують величину, яку називають ступінню поляризації:

, (2.37)

де і – відповідно, максимальна і мінімальна інтенсивність світла, що відповідають двом перпендикулярним компо­нентам вектора . Для природного світла = і Р=0. Для плоскополяризованого – =0 і Р=1.

Поляризацією світла називається виділення лінійно поляризованого світла з природного або частково поляризованого.

Плоскополяризоване світло можна отримати з природного за допомогою приладів, які називаються поляризаторами. Ці прилади вільно пропускають коливання, паралельні до площини поляризації, яка називається головною площиною, і повністю або частково затримують коливання, які перпендикулярні цій площині. В ролі поляризаторів можуть бути середовища, які анізотропні відносно коливань вектора , наприклад, кристали. Одним із природних кристалів, які використовуються як поляризатори, є турмалін. Прилади, за допомогою яких аналізують ступінь поляризації світла, називають аналізаторами.

Якщо на поляризатор падає природне світло (рис. 2.15), то при вході в поляризатор падаючу хвилю, вектор напруженості електричного поля якої коливається у площині, що утворює з головною площиною поляризатора р–р кут , можна зобразити у вигляді двох коливань у взаємно перпендикулярних площинах (рис. 2.15). Причому амплітуди коливань можна виразити таким чином:

; .

Перше коливання з амплітудою пройде через поляризатор, а друге з амплітудою буде затримане поляризатором. Отже, при цьому . Оскільки інтенсивність світла пропорційна квадратові амплітуди світлового вектора ( ), то співвідношення можна записати таким чином:

, (2.38)

де – інтенсивність коливань з амплітудою .

В природному світлі всі значення j рівноймовірні. Тому частка світла, що пройшло через поляризатор, буде дорівнювати середньому значенню , тобто і . Якщо на аналізатор падає лінійно поляризоване світло, отримане за допомогою поляризатора, головна площина якого p–p утворює кут з головною площиною аналізатора a–a, то значення інтенсивності світла на виході з аналізатора буде виражатися формулою

. (2.39)

Якщо аналізатор і поляризатор не є абсолютно прозорими, то

, (2.40)

де – кофіцієнт прозорості поляризатора, - коефіцієнт прозорості аналізатора.

Отримані співвідношення (2.39) і (2.40) виражають закон Малюса.

З співвідношень (2.39) та (2.340) випливає, що зі зміною кута між головними площинами поляризатора і аналізатора змінюється інтенсивність світла : якщо , то після аналізатора буде спостерігатися максимальна інтенсивність світла (світло повністю проходить через аналізатор), якщо , то =0 − мінімальна інтенсивність світла (світло повністю гаситься).

Якщо природне світло падає на межу поділу двох діелектриків, наприклад, повітря і скла, то частина його відбивається, а частина заломлюється і поширюється у другому середовищі. При цьому відбитий і заломлений промені частково поляризовані: при повертанні аналізатора навколо променів інтенсивність світла періодично посилюється і ослаблюється, але повного гасіння не спостерігається.

Дослідження показали, що у відбитому промені переважають коливання, перпендикулярні до площини падіння ( ), а в заломленому – коливання, паралельні площині падіння ( ) (рис. 2.16).

Ступінь виділення світлових хвиль з певною орієнтацією електричного вектора залежить від кута падіння променів і показника заломлення .

Відбитий промінь є повністю лінійно поляризованим в площині, яка перпендикулярна площині падіння променя, якщо кут падіння задовольняє умову , (2.41)

де - показник заломлення другого середовища відносно першого.

Цей закон називається законом Брюстера, а кут - кутом Брюстера.

14.Геометрична оптика – граничний випадок хвильової оптики. Закони відбивання та заломлення світла. Розділ оптики, в якому закони поширення світла розглядаються на основі уявлень про світлові промені, називається геометричною оптикою. Під світловими променями розуміють нормальні (перпендикулярні) до хвильових поверхонь лінії, вздовж яких поширюється потік світлової енергії. Світловий промінь – це абстрактне математичне поняття, а не фізичний образ. Геометрична оптика є лише граничним випадком хвильової оптики.

Основу геометричної оптики складають такі закони:

1. Закон прямолінійного поширення світла: світло в оптично однорідному середовищі поширюється прямолінійно.

2. Закон незалежності світлових пучків: світлові пучки від різних джерел при накладанні діють незалежно один від іншого і не впливають один на одного.

3. Закон відбивання світла: падаючий на межу розділу двох оптично неоднорідних середовищ промінь , відбитий промінь і перпендикуляр, поставлений до межі розділу в точці падіння, лежать в одній площині; кут відбивання променя від межі розділу двох середовищ дорівнює куту падіння променя (рис. 1.1).

4. Закон заломлення світла: падаючий на межу розділу двох оптично неоднорідних середовищ промінь , заломлений в друге середовище промінь 3 і перпендикуляр, проведений до межі розділу в точці падіння, лежать в одній площині (рис. 1.1); відношення синуса кута падіння до синуса кута заломлення променя є величиною сталою для двох даних середовищ, визначається відношенням швидкості поширення світла в першому середовищі до швидкості поширення світла в другому середовищі і називається відносним показником заломлення другого середовища відносно першого:

. (1.1)

Показник заломлення даного середовища відносно вакууму називають абсолютним показником заломлення середовища. Чисельно абсолютний показник заломлення дорівнює відношенню швидкості (~ 300000 км/с) поширення світла у вакуумі до швидкості поширення світла в середовищі:

. (1.2)

Швидкість світла в середовищі є меншою за швидкість світла у вакуумі, тому абсолютний показник заломлення реальних середовищ є числом більшим за одиницю. Для повітря, наприклад, . Оскільки мало відрізняється від одиниці, то практично показник заломлення середовища виражають відносно повітря, а не відносно вакууму. Для того, щоб одержати значення абсолютного показника заломлення середовища відносно вакууму, значення показника заломлення середовища відносно повітря потрібно помножити на абсолютний показник заломлення повітря.

Числове значення відносного показника заломлення може бути як більшим, так і меншим за одиницю в залежності від того, з якими швидкостями поширюється світло в межуючих середовищах, тобто в залежності від значення їх абсолютних показників заломлення і , оскільки

. (1.3)

З (1.3) випливає, якщо друге середовище оптично густіше за перше ( > ), то відносний показник заломлення >1 і кут заломлення променя менший за кут його падіння (рис. 1.1).

Якщо перше середовище є оптично густіше за друге ( > ), то <1 і кут більший за кут (рис. 1.2,а). При збільшені кута падіння променя 1 реалізується ситуація, коли заломлений промінь 3 буде поширюватися вздовж межі розділу середовищ, тобто коли кут =90⁰ (рис. 1.2,б). Тоді кут падіння і називається граничним кутом. Якщо світловий промінь падатиме на межу розділу двох середовищ під кутом , більшим за граничний кут , то спостерігатиметься явище повного внутрішнього відбивання: падаючий промінь 1 повністю відіб’ється від межі розділу середовищ, залишаючись при цьому всередині оптично густішого середовища (рис. 1.2,в). Для граничного кута падіння

. (1.4)

Явище повного внутрішнього відбивання використовується в призмах повного відбивання, які дозволяють повертати промені на 90⁰ або 180⁰. Такі призми застосовуються в оптичних приладах (наприклад, в біноклях, перископах). Явище повного внутрішнього відбивання знайшло використання також в рефрактометрах, світловодах і т.д.

Cвітловоди – це тонкі нитки (волокна) з оптично прозорого матеріалу. В волоконних деталях світловодів використовують скловолокно, світловедуча жила (серцевина) якого оточена іншим склом (оболонкою) з меншим показником заломлення. Світло, яке попадає в світловод під кутами падіння, що перевищують граничний кут , зазнає на межі розділу серцевина–оболонка повне внутрішнє відбивання і поширюються лише по світловедучій жилі. Питання передачі світлових зображень вивчаються в спеціальному розділі оптики – волоконна оптика.

15.Заломлення світла на сферичній поверхні лїнзи. Роздільна здатність мікроскопа та телескопа.

Для отримання різного роду зображень в оптичних приладах широко використовують лінзи. Лінзою називають оптично прозоре тіло, що обмежене двома гладкими випуклими або вгнутими поверхнями (одна з них може бути плоскою).

Найчастіше поверхні лінз роблять сферичними, а саму лінзу виготовляють із спеціальних сортів скла, наприклад, флінтгласу, або інших речовин з відповідними показниками заломлення. Якщо відстань між обмежуючими поверхнями в центрі лінзи значно менша за радіуси їх кривизни, то така лінза називається тонкою. Лінза називається збиральною, якщо вона є товстіша до середини, і розсіювальною, коли – тонша до середини. Для тонких лінз справедливе співвідношення:

, (1.5)

де – відстань від оптичного центра лінзи до предмета ; – відстань від оптичного центра лінзи до зображення предмета; і – радіуси кривизни обмежуючих лінзу поверхонь (рис. 1.3); – показник заломлення прозорого для світла матеріалу, з якого виготовлена лінза; – показник заломлення середовища, що оточує лінзу.

Пряму, яка проходить через центри і сферичних поверхонь, називають головною оптичною віссю лінзи.

Величини , , і – входять в (1.5) зі знаком “+” або “–“. У випадку, якщо яка – небудь із цих величин відкладається від оптичного центра лінзи в сторону, протилежну напрямку поширення світла, їй приписується знак “–“, в іншому випадку – знак “+”.

Якщо на збиральну лінзу направити пучок променів, паралельних до її головної оптичної осі, то після заломлення в лінзі вони зберуться в точці F, яка розташована на головній оптичній осі з другого боку лінзи (рис. 1.4,а). Точку називають головним фокусом лінзи. У розсіювальної лінзи промені після проходження лінзи поширюються розбіжним пучком, але таким чином, що їх продовження сходяться в точці F, зі сторони падаючого пучка (рис. 1.4,б).

В збиральній лінзі головний фокус є дійсним, а в розсіювальній − уявним. Кожна лінза має два головні фокуси, які розташовані симетрично відносно її оптичного центра . Відстань між головним фокусом лінзи та її оптичним центром називають фокусною відстанню лінзи.

Величина, яка обернена до фокусної відстані лінзи називається оптичною силою лінзи.

Одиницею вимірювання оптичної сили в системі СІ є діоптрія (дптр) − оптична сила такої лінзи, головна фокусна відстань якої дорівнює 1 м . Для тонких лінз фокусна відстань , оптична сила , відстані від лінзи до предмета і до зображення пов’язані співвідношенням, яке називають формулою тонкої лінзи:

. (1.6)

Оптична сила збиральної лінзи є додатною, а розсіювальної – від’ємною.

Зображення предмета в лінзі є сукупністю зображень окремих його точок. Тому для побудови зображення предмета досить знайти зображення його крайніх точок.

В багатьох оптичних приладах, наприклад, в мікроскопі, для одержання збільшеного зображення предметів використовують систему лінз (рис. 1.7).

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

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

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

Тому . (1.8)

РОЗДІЛ IV. Квантова фізика.

Тема 10. Основи квантової оптики.

5.Закон Стефана-Больцмана.

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

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

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

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

.

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

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

Віну не вдалося теоретично встановити вигляд функції

.

Проте закон Віна дав змогу досягнути ряд важливих результатів.

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

Звідси

,

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

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

,

де - стала Віна, .

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

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

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

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

Розрізняють:

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

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

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

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

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

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

1) найбільшу дію чинять ультрафіолетові хвилі;

2) сила струму зростає із збільшенням освітленості пластини;

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

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

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

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

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

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

,

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

Дослідами встановлено такі основні закони зовнішнього фотоефекту:

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

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

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

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

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

Фотоефект не можна пояснити з
погляду хвильової теорії світла.

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

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

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

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

За законом збереження енергії

.

Це рівняння Ейнштейна для зовнішнього фотоефекту.

10.Тиск світла. Досліди Лебедєва.

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

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

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

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

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

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

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

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

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

.

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

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

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

Тема 11.Будова атома за Резерфордом-Бором.

1.Досліди Резерфорда і ядерна модель атома.

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

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

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

Спрощена схема досліду Резерфорда зображена на рис. 281.

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

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

На підставі досліду Резерфорд зробив такі висновки.

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

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

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

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

.

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

.

В той же час, радіус атома .

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

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

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

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

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

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

де Z – ціле число. На основі вимірювань Резерфорда виникла гіпотеза, що величина Z дорівнює порядковому номеру елементу в таблиці Менделєєва. Пізніше ця гіпотеза підтвердилася.Знаючи заряд частинки , можна знайти, який „параметр удару” відповідає різним кутам удару .

На підставі результатів дослідів з розсіянням a-частинок тонкими фольгами Резерфорд запропонував ядерну модель атома.

Згідно з цією моделлю в центрі атома знаходиться ядро, в якому зосереджено позитивний заряд Ze і практично вся маса атома. Лінійні розміри ядра ~ .

Навколо ядра в області з лінійними розмірами ~ по замкнених орбітах рухаються Z електронів, утворюючи електронну оболонку атома.

Ядерна модель Резерфорда зовні дуже нагадує Сонячну систему: у центрі – ядро, навколо нього по орбітах рухаються електрони. Тому цю модель називають планетарною. Орбіти електронів в атомі стаціонарні, атому властива виняткова стійкість.

Стійкість атома не можна погодити з класичним поясненням ядерної моделі. Електрон по коловій орбіті рухається з доцентровим прискоренням , а згідно із законами електродинаміки він повинен випромінювати електромагнітні хвилі і внаслідок цього неперервно втрачати енер­гію. За класичними уявленнями це випромінювання повинно відбуватися безперервно. Тому електрон не зможе триматись на коловій орбіті – він повинен по спіралі наближатись до ядра, і частота його обертання навколо ядра повинна безперервно змінюватись. Електромагнітне випромінювання атома тому повинно мати неперер­вний, а не лінійчастий спектр.

Отже, застосування класичної електродинаміки до ядерної моделі атома привело до суперечності з експериментальними фактами.

2.Постулати Бора та їх дослідне підтвердження.

Перша спроба побудови якісно нової теорії атома була зроблена в 1913 р. Н.Бором. Він поставив перед собою мету зв’язати в єдине ціле емпіричні закономірності лінійчастих спектрів, ядерну модель атома Резерфорда і квантовий характер випромінювання та поглинання світла.

В основу своєї теорії Бор поклав три постулати.

Перший постулат Бора (постулат стаціонарних станів): існують деякі стаціонарні стани атома з відповідними значеннями енергії перебуваючи в яких, він не випромінює енергії.

Цим стаціонарним станам відповідають цілком визначені (стаціонарні) орбіти, по яких рухаються електрони, які, нез­важаючи на наявність у них прискорення, електромагнітних хвиль не випромінюють.

Другий постулат Бора (правило квантування орбіт): в стаціонарному стані атома електрон, рухаючись по коловій орбіті, повинен мати квантові значення моменту імпульсу, які задовольняють умову

, , ,

де m – маса електрона, – його швидкість, – радіус орбіти електрона.

Третій постулат Бора (правило частот): при переході атома з одного стаціонарного стану в інший випромінюється або поглинається один фотон з
енергією , яка дорівнює різниці енергій відповідних стаціонарних станів.

Випромінювання фотона відбувається при переході атома зі стану з більшою енергією у стан з меншою енергією , тобто при переході електрона з орбіти більш віддаленої від ядра на ближчу до ядра орбіту. Поглинання енергії супроводжується переходом атома у стан з біль­шою енергією, і електрон переходить на віддаленішу від ядра орбіту. Набір можливих частот квантових переходів і визначає лінійчастий спектр атома.

Постулати, висунуті Бором, дозволили розрахувати спектр атома водню і воднеподібних систем, а також теоретично розрахувати сталу Рідберга.

Тема 12. Основи квантової механіки.

7.Оптичні квантові генератори.

Практично інверсну заселеність середовища здійснено в оптичних квантових генераторах (ОКГ), або лазерах. Слово „лазер” скорочено означає підсилення світла за допомогою вимушеного випромінювання. Лазери генерують у видимій, інфрачервоній і ближній ультрафіолетовій областях.

Фізики М. Басов і О. Прохоров і американський вчений Ч. Таунс створили квантові генератори електромагнітних хвиль сантиметрового діапазону – мазери. Слово „мазер” – підсилення мікрохвиль за допомогою індукованого випромінювання.

Залежно від типу активного середовища лазери поділяються на твердотільні, газові, напівпровідникові і рідинні.

Класифікують лазери і за методами накачування – оптичні, теплові, хімічні, електроіонізаційні та ін.

Лазери обов’язково мають три основні компоненти:

1) активне середовище, в якому створюється стан з інверсною заселеністю енергетичних рівнів;

2) систему накачування – пристрій для створення інверсії в активному середовищі;

3) оптичний резонатор – пристрій, який формує вихідний світловий пучок.

Інверсну заселеність рівнів в ОКГ практично здійснюють за трирівневою схемою, яку запропонували М.Басов і О. Прохоров в 1955 р.

Один з перших ОКГ, що працюють за схемою трьох рівнів з твердим тілом як активним підсилюючим середовищем, був створений у 1960 р. Т. Мейманом. Підсилюючим середовищем у ньому є кристал рубіну, який за хімічним складом є оксидом алюмінію з домішкою оксиду хрому у кількості від 0,03 до 0,05%. При цьому в кристалічній ґратці окису алюмінію певну частку атомів Al замінено . Активною речовиною, в якій здійснюються вимушені переходи, в рубіні є іони .

На рис. 326 показана схема енергетичних рівнів іона хрому . У ньому над основним рівнем розміщені дві енергетичні смуги і , а між рівнем і смугою знаходиться метастабільний рівень , який складається з двох енергетичних станів. Накачування в лазері здійснюється потужним спалахом ксенонової лампи. Іони хрому, які до спалаху знаходились на основному рівні , внаслідок поглинання зеленого або синього світла, яке випромінює ксенонова лампа, переходять у збуджені стани і . Кожний фотон, який випадково народжується при спонтанних переходах, може породжувати в активному середовищі множину вимушених переходів, в результаті чого виникає ціла лавина вторинних фотонів, що є копією первинних. Однак спонтанні переходи мають випадковий характер, і фотони, що народжуються, спонтанно випромінюються в різних нап­рямках. Тому в різних напрямках поширюються і лавини вторинних фотонів. Отже, випромінювання, що складається з подібних лавин, не може мати високі коге­рентні властивості.

Для виділення напрямку лазерної генерації використовується елемент лазера – оптичний резонатор. Ним служить пара дзеркал, які встановлені паралельно одне одному. Найчастіше використовують дзеркала угнуті. Принципова схема ОКГ зображена на рис. 327, де 1 – активне середовище, 2 і 3 – суцільне і напівпрозоре дзеркала.

Розглянемо фотон, який рухається паралельно до осі кристала. Він породжує лавину фотонів, які летять у тому самому напрямку (рис. 327а). Частина цієї лавини частково пройде крізь напівпрозоре дзеркало 3 назовні, а частина відіб’ється і наростатиме в активному середовищі (рис. 327б). Коли лавина електронів дійде до суцільного дзеркала 2, вона частково поглинеться, але після відбивання від дзер­кала 2 підсилений потік фотонів знову рухатиметься так само, як і початковий, „зат­равочний” фотон (рис. 327в). Потік фотонів, який був багато разів підсилений і
вийшов з генератора крізь напівпрозоре дзеркало, утворює точно напрямлений пучок променів світла.

Довжина шляху, який проходить хвиля між двома відбиваннями, повинна становити ціле число довжин хвиль:

, або ,

де n=1, 2,…

Якщо виконано цю умову, то хвилі, які при кожному відбиванні виходять з генератора через дзеркало 3, когерентні між собою.

Перший газовий лазер на суміші атомів неону і гелію був створений Джованом в 1960 р. В газових лазерах інверсна заселеність рівнів здійснюється електричним розрядом, що збуджується в газах.

В гелій-неоновому лазері накачувавння відбувається в два етапи: гелій (He) служить носієм енергії збудження, а лазерне випромінювання дає неон (Ne). Із всіх рівнів He, крім основного , для роботи лазера мають значення метастабільні рівні і з енергіями 19,82 і 20,61еВ відповідно (рис. 328). Спонтанний перехід з цих рівнів на основний рівень „заборонений”, тобто відбувається з дуже малою імовірністю. Тому час життя атома на цих рівнях і дуже великий. На цих метастабільних рівнях атоми Нe нагромаджуються в результаті зіткнень з електронами, що утворюються в розряді. Але рівні гелію і майже збігаються з рівнями і неону (рис. 328). Завдяки цьому при зіткненнях збуджених атомів гелію з незбудженими атомами неону інтенсивно відбуваються безвипромінювальні переходи атомів гелію у незбуджений стан з передачею енергії атомам неону. Цей процес збудження атомів Ne на рис. 328 символічно показаний горизон­тальними пунктирними стрілками. В результаті концентрація атомів Ne на рівнях і сильно зростає, і виникає інверсна заселеість відносно рівнів і , а різниця заселеності рівнів і збільшується в декілька разів. Перехід атомів неону з рівня на рівень супроводжується генерацією червоного світла з довжиною хвилі =0,6328мкм. Цей лазер може генерувати й інфрачервоне випромінювання з довжинами хвиль і .

Принципова схема гелій-неонового лазера наведена на рис. 329.

Лазер складається з газорозрядної трубки Т діаметром 7–10 мм. Трубка заповнена сумішшю гелію (тиск ~1мм.рт.ст.) і неону (тиск ~0,1мм.рт.ст.). Кінці трубки закриті плоскопаралельними скляними або кварцовими пластинами і , які встановлені під кутом Брюстера до її осі. Це створює лінійну поляризацію лазерного випромінювання з електричним вектором, який паралельний до площини падіння. Дзеркала і , між якими розміщена трубка, сферичні з багатошаровими діелектричними покриттями. Вони мають високі коефіцієнти відбивання і практично не поглинають світла. Пропускна здатність дзеркала, через яке виходить випромінювання лазера, становить 2 %, а другого – менше 1 %. Між електродами трубки прикладається постійна напруга . Розрядний струм в трубці становить декілька десятків міліампер.

Лазерне випромінювання характеризується такими властивостями:

- високою часовою і просторовою когерентністю;

- строгою монохроматичністю ( );

- великою густиною потоку випромінювання;

- дуже малим кутовим розходженням в пучку.

Тема 13.Елементи фізики атомного ядра.

5.Радіоактивне випромінювання і його види.

розпадом називається випускання ядрами деяких хімічних елементів - частинок.

Альфа-випромінювання відхиляється електричними і магнітними полями, має високу іонізуючу здатність і малу проникну здатність (поглинається шаром алюмінію завтовшки ~0,05 мм). - випромінювання – це потік іонізованих атомів гелію. Заряд - частинки дорівнює +2е, а маса рівна масі ядра ізотопа гелію .

Відомо більше ніж дві сотні - активних ядер, в основному важких елементів . Лише невелика група - активних ядер знаходиться в області з масовими числами А=140-160 (рідкісноземельні).

Всередині важких ядер утворюються - частинки, кожна з яких складається з двох протонів і двох нейтронів. Відок­ремленню цих чотирьох нуклонів сприяє властивість насичення ядерних сил. Можливість - розпаду викликана тим, що маса материнського ядра більша від суми мас дочірнього ядра і - частинки.

.

Отже, при - розпаді виділяється енергія

.

Енергія - розпаду виділяється у вигляді кінетичної енергії продуктів розпаду: - частинки і дочірнього ядра. Кінетична енергія між ними розподіляється обернено пропорційно до їх маси, тому практично всю енергію розпаду отри­мує - частинка. Довжини пробігів - частинок мало від­різняються від деякої величини , що є експериментальним значенням пробігу -частинок. Проходячи через речовину, - частинка витрачає свою енергію на не­пружні зіткнення з атомами, переважно на їх іонізацію. Очевидно, що довжина пробігу - частинки повинна залежати від її початкової енергії. Дослідним шляхом Гейгер знайшов емпіричну формулу, яка пов’язує початкову швидкість - частинки з її пробігом у повітрі при :

, ,

де b – деяка стала.

Г. Гейгер і Дж. Неттол на підставі аналізу численних дослідів установили співвідношення, яке називають законом Гейгера-Неттола:

чим менший період піврозпаду або більша стала розпаду радіоактивного елементу, тим більший пробіг - частинок, які він випускає.

Закон Гейгера-Неттола записують формулою

або ,

– емпіричні константи.

- розпадом називається процес самочинного перетворення нестабільного ядра в ядро-ізобар із зарядом, який відмінний на , за рахунок випускання електрона (позитрона) або захоплення електрона.

Період піврозпаду - радіоактивних ядер змінюється від до років. Енергія - розпаду знаходиться в межах від (для ) до (для ).

- випромінювання відхиляється електричними і магнітними полями; його іонізуюча здатність значно менша (приблизно на два порядки), а проникна здатність значно більша (поглинається шаром алюмінію 2 мм), ніж у - частинок. - випромінювання – це потік швидких електронів.

Терміном b- розпад називають три типи ядерних перетворень: електронний - розпад, позитронний - розпад, а також електронне захоплення ( або - захоплення).

Явище електронного - розпаду відбувається за правилом зміщення

і супроводжується випромінюванням елек­трона. Електрони, що випромінюються в процесі - розпаду, мають широкий спектр енергій від нуля до деякого максимального значення (рис. 341).

При розпаді кількість нуклонів в ядрі не змінюється. Однак, якщо з ядра випромінюється електрон, який має спін , то спін ядра повинен змінитися на . Таке неузгодження спіну ядра до і після розпаду, а також наявність суцільного
енергетичного спектра випромінюваних електронів привели В. Паулі до гіпотези (1931 р.) про те, що при - розпаді разом з електроном випускається ще одна нейтральна частинка – нейтрино. Нейтрино має нульовий заряд, спін і нульову масу спокою. Нейтрино позначають .

Проте виявилось, що при - розпаді випускається не нейтрино, а антинейтрино, (античастинка за відношенням до нейтрино, яка позначається ).

Гіпотеза про існування нейтрино дала змогу Е. Фермі створити теорію - розпаду (1934), а через 20 років (1956 р.) нейтрино було виявлено експериментально. Такі довгі пошуки нейтрино пов’язані з відсутністю у цієї частинки заряду та маси спокою, а також тим, що іонізуюча здатність нейтрино надзвичайно мала (один акт іонізації припадає на пробіг 500 км в повітрі), а проникна здатність – дуже висока (пробіг нейтрино з енергією 1 МеВ в свинцю порядку м).

Для експериментального виявлення нейтрино використовували метод, який ґрунтується на тому, що в ядерних реакціях виконується закон збереження імпульсу.

Введення нейтрино дозволило пояснити не лише збереження спіна ядра, а й неперервність енергетичного спектра випромінюваних електронів. Суцільний спектр - частинок зумовлений розподілом енергії між електронами і антинейтрино, причому сума енергій обох частинок становить .

- випромінювання не відхиляється електричними і магнітними полями, володіє відносно слабкою іонізуючою і надзвичайно великою проникною здатністю (про­ходить крізь шар свинцю завтовшки 5 см), дифрагує на кристалах. - випромінювання – це короткохвильове елек­тромагнітне випромінювання з дуже малою довжиною хвилі і внаслідок цього – яскраво вираженими корпускулярними властивостями.

Експериментально встановлено, що - випромінювання не є самостійним видом радіоактивності, а лише супроводжує - та - розпади; виникає також під час ядерних реакцій, гальмування заряджених частинок, їх розпаду та ін. Встановлено, що - випромінювання не викликає зміни заряду і масового числа ядер, воно випускається дочірнім ядром, яке в момент свого утворення перебуває у збудженому стані.

Повертаючись в основний стан,
збуджене ядро може пройти через ряд проміжних станів, тому - випромінювання одного і того самого радіоактивного ізотопу може містити кілька груп -кван­тів, що відрізняються одна від одної своєю енергією. Отже, спектр - випромінювання дискретний.

Ядро, яке знаходиться у збудженому стані, може передати енергію Е при переході в основний стан одному з електронів атома (без випускання - кванта). При цьому випромінюється електрон конверсії, а саме явище називається внутрішньою конверсією. Якщо енергія збудженого ядра виділяється у вигляді - кванта, то його частота визначається з . Якщо випромінюються електрони конверсії, то їх енергія буде , де - робота виходу електронів з відповідних електронних оболонок. Вакантні місця, що виникли внаслідок випромінювання елек­тронів конверсії, будуть заповнюватись електронами з верхніх оболонок. Тому внутрішня конверсія завжди супроводжується характеристичним рентгенівським випромінюванням.

- кванти мають нульову масу спокою, тому під час проходження крізь речовину вони або поглинаються, або розсіюються речовиною, але їх енергія не змінюється. Внаслідок поглинання інтенсивність - випромінювання зменшується за експоненціальним законом: , де та І - інтенсивність - випромінювання на вході і виході речовини завтовшки х, - лінійний коефіцієнт поглинання, який залежить від властивостей речовини та енергії - квантів.

- кванти, проходячи через речовину, можуть взаємодіяти як з електронами атомів речовини, так із їх ядрами.

Основними процесами, які супроводжують проходження - квантів крізь речовину, є фотоефект, комптонівське розсіювання і утворення електрон-позитрон­них пар.

Дія - випромінювання (а також ін­ших видів іонізуючого випромінювання) на речовину характеризується дозою іонізуючого випромінювання. Розрізняють такі одиниці випромінювання:

Поглинута доза випромінювання – фізична величина, що дорівнює відношенню енергії поглинутого випромінювання до маси опромінюваної речовини. Одиниця поглинутої дози випромінювання – грей (Гр): 1Гр=1 – доза випромінювання, при якій опромінюваній речовині масою 1 кг передається енергія довільного іонізуючого випромінювання 1 Дж.

Експозиційна доза випромінювання – фізична величина, що дорівнює відношенню суми електричних зарядів всіх іонів одного знака, створених електронами, звільненими в опромінюваному повітрі (при повному використанні іонізуючої
здатності електронів), до маси цього по­вітря.

Одиниця експозиційної дози випромінювання – кулон, поділений на кілограм , часто користуються позасистемною одиницею – рентген (Р): .

При експозиційній дозі, яка дорівнює одному рентгену, в сухого повітря при нормальному атмосферному тиску виникає сумарний заряд іонів одного знака величиною Кл.

Біологічна доза – величина, яка вказує вплив випромінювання на організм.

Одиниця біологічної дози – біоло­гічний еквівалент рентгена (бер): 1бер – доза довільного виду іонізуючого випромінювання, яка здійснює таку саму біологічну дію, яку здійснює доза рентгенівського або g- випромінювання в 1Р

.

Потужність дози випромінювання – величина, яка дорівнює відношенню дози випромінювання до часу опромінювання.

6.Закон радіоактивного розпаду.

Радіоактивністю називають само­вільне (спонтанне) перетворення ядер нестійких ізотопів одних елементів у ядра ізотопів інших елементів, що зумовлено внутрішніми причинами та супроводжується -, -, -випромінюванням, а також інших частинок (нейтронів, протонів).

До радіоактивних процесів належать:

1. - розпад;

2. - розпад;

3. - випромінювання;

4. спонтанний поділ тяжких ядер;

5. протонна радіоактивність.

Радіоактивність, яка спостерігається в ядрах, що існують у природних умовах, називається природною. Радіоактивність ядер, які отримані за допомогою ядерних реакцій, називається штучною. Між природною та штучною радіоактивністю немає принципової різниці.

Природні радіоактивні перетворення ядер, які відбуваються самочинно, називаються радіоактивним розпадом. Ядро, що виникло внаслідок розпаду, називають дочірним ядром, а ядро, яке розпалось, – материнським.

Теорія, яка пояснює це явище, ґрунтується на припущенні, що радіоактивний розпад є спонтанним процесом.

Численні досліди показали, що на швидкість радіоактивного розпаду не впливають ніякі зовнішні зміни температури, тиску, наявність електричних і магнітних полів, вид хімічної сполуки, її агрегатний стан. З цього випливає, що радіоактивний процес відбувається в глибинних частинах атома, тобто в його ядрі. Радіоактивний розпад – це властивість самого атомного ядра, і залежить вона тільки від його внутрішнього стану.

Внаслідок самочинності цього процесу природно припустити, що число ядер , які розпадаються за інтервал часу від t до t+dt, пропорційне до проміжку часу dt і кількості N наявних ядер, які ще не розпались на момент часу t:

.

Тут стала величина, яку називають сталою розпаду, або радіоактивною сталою. Знак „–“ вказує на те, що загальна кількість радіоактивних ядер під час розпаду зменшується :

Стала розпаду дорівнює відносному зменшенню кількості ядер, які зазнають розпаду, за одиницю часу. Стала визначає швидкість радіоактивного розпаду.

Розділивши в рівнянні dN=-λNdt змінні, та проінтегрувавши, отримуємо:

; .

Звідси:

.

Цей вираз виражає закон радіоактивного розпаду, згідно з яким кількість атомів, які не розпались, зменшується за експонентою. У цій формулі початкова кількість ядер, які не розпались в момент часу t=0, N – кількість ядер, які не розпались в момент часу t.

Періодом піврозпаду називається час, протягом якого початкова кількість ядер певної речовини розпадається наполовину.

З визначення випливає, що , . Звідси отримуємо: .

7.Правила зміщення. Радіоактивні ряди.

При радіоактивному розпаді ядер виконується закон збереження зарядових чисел:

,

де зарядове число ядра, яке зазнало розпаду, зарядові числа ядер і частинок, що виникли внаслідок розпаду.

Крім того, виконується правило збереження масових чисел:

.

Ці співвідношення при радіоактивному розпаді формулюють у вигляді правил зміщення, які дають змогу встановити, яке ядро виникає внаслідок розпаду певного материнського ядра. При цьому розрізняють правила зміщення для випадків
можливого - або -розпаду: при - розпаді: , при -розпаді: .

Ядро, яке зазнало -розпаду, зміщується на два місця лівіше в періодичній системі елементів, а його масове число зменшується на 4 одиниці. При - розпаді позитивний заряд ядра збільшується на одну одиницю і ядро зміщується на одне місце правіше в періодичній системі. При цьому масове число ядра не змінюється.

Ядра, які виникають внаслідок радіоактивного розпаду, також можуть бути радіоактивними. Послідовність такого про­цесу приводить до виникнення ланцюжка радіоактивних перетворень, який закінчується стабільним елементом. Сукупність елементів, яка утворює такий ланцюжок, називається радіоактивним сімейством.

Сімейства називають за найбільш довгоживучим „родоначальником”: сімейство торію , нептунію , урану і актинідію . Кінцевими продуктами такого розпаду відповідно є: , тобто єдине сімейство нептунію (штучно радіоактивного ядра) закінчується нуклідом Ві, всі інші (природно - радіоактивні ядра) – нуклідами Pb.

8.Ядерні реакції та їх основні типи.

Ядерні реакції – це перетворення атомних ядер при взаємодії з елементарними частинками, з - квантами або між собою.

Характер ядерної реакції визначається видом частинки, її енергією, властивостями речовини і умовами взаємодії. Зокрема, зіткнення частинок з ядром викликає різні ядерні реакції, в результаті яких відбувається зміна заряду чи маси частинки або випускаються g- кванти.

Типовим прикладом ядерної реакції є процес взаємодії швидких a- частинок з ядрами азоту, при якому спостерігається виліт протонів: .

Вперше ядерну реакцію такого типу здійснив Резерфорд в 1919 р. Кількість відомих нині ядерних реакцій сягає уже тисяч.

Ядерні реакції записують у вигляді рівняння , , де - проміжне ядро у збудженому стані.

Тип ядерної реакції визначається видом взаємодіючої і виділеної частинок

(а, b). Якщо вони збігаються (а, а), реакцію називають розсіянням частинки а. У такому разі склад ядер не змінюється. Якщо в ядерній реакції частинка а зникає (поглинається ядром), а замість неї появляється нова частинка b, склад ядра змінюється: відбувається ядерне перетворення.

За механізмом взаємодії ядерні ре­акції можна поділити на два види:прямі ядерні реакції; реакції з утворенням проміжного ядра.

Ядерні реакції класифікуються за такими ознаками:за родом частинок, що беруть в них участь: 1/реакції під дією нейтронів;2.реакції під дією заряджених частинок;3.реакції під дією квантів;за енергією частинок, що їх викликають:1.реакції при малих енергіях , що проходять за участю нейтронів;2.реакції при середніх енергіях (до 10 MeB), що проходять за участю квантів і заряджених частинок ( , );3.реакції при високих енергіях (10–100) MeB, які приводять до народження елементарних частинок, що відсутні у вільному стані.за родом ядер, що беруть участь в реакції:1.реакції на легких ядрах ;2.реакції на середніх ядрах ;3.реакції на важких ядрах .за характером ядерних перетворень, що відбуваються:1.реакції з випусканням нейтронів;2.реакції з випусканням заряджених частинок;3.реакції захоплення (під час цих реакцій складове ядро переходить в основний стан, випромінюючи один або кілька квантів.

12.Сучасна класифікація елементарних частинок. Сучасна фізична картина світу.

Елементарними частинками називаються такі частинки, які не мають внутрішньої структури, що є простим з`єднанням інших стабільних частинок.

При взаємодії з іншими частинками і полями елементарна частинка веде себе як одне ціле. Елементарні частинки можуть перетворюватись одна в одну.

Елементарні частинки діляться на такі групи:

1. Фотони Вони

Читайте також:

1. ВИВЧЕННЯ ПОГЛИНАННЯ ЛИСТКАМИ СО2 І ВИДІЛЕННЯ О2 ПІД ДІЄЮ СВІТЛА
2. ВИВЧЕННЯ ПОГЛИНАННЯ ЛИСТКАМИ СО2 І ВИДІЛЕННЯ О2 ПІД ДІЄЮ СВІТЛА
3. Вимірювання характеристик джерел світла
4. Вимірювання швидкості світла. Оле Ремер
5. Групи рослин за вимогами до світла
6. Джерела світла
7. Джерела світла та освітлювальні прилади.
8. Дисперсія світла
9. Дифракція в паралельних променях на щілині
10. Дифракція рентгенівських променів
11. Дифракція світла
12. ДИФРАКЦІЯ СВІТЛА

Переглядів: 4380